CZ305458B6

CZ305458B6 - Přístroj a způsob pro vytváření magnetického pole s topologií s obráceným polem

Info

Publication number: CZ305458B6
Application number: CZ2003-2067A
Authority: CZ
Inventors: Norman Rostoker; Michl Binderbauer; Artan Qerushi; Hooshang Tahsiri; Eusebio Garate; Vitaly Bystritskii
Original assignee: The Regents Of The University Of California
Priority date: 2001-02-01
Filing date: 2002-02-01
Publication date: 2015-10-07
Also published as: PT1356717E; CZ20032067A3

Abstract

Popsán je systém a postup pro zadržení plazmatu a vytvoření magnetické topologie konfigurace s obráceným polem (FRC), v níž jsou ionty plazmatu magneticky zadržovány ve stabilních neadiabatických drahách. Dále jsou elektrostaticky zadržovány elektrony plazmatu v hluboké energetické jámě, vytvořené vyladěním zvnějšku působícího magnetického pole. Současné elektrostatické zadržení elektronů a magnetické zadržení iontů eliminuje anomální transport a napomáhá klasickému zadržení elektronů a iontů. V této konfiguraci mají ionty a elektrony vhodnou hustotu i teplotu, takže při srážkách vzniká jejich fúze vlivem jaderných sil, čímž se uvolňuje energie fúze. Navíc je výhodné, že fúzní palivová plazmata, která lze použít pro tento systém a postup zadržení, se neomezují pouze na neutronová paliva, ale zahrnují rovněž pokročilé typy paliv. Zadržovací systém (300) obsahuje komoru (310) s cívkou (320). Do komory (310) se pomocí plazmatických zdrojů (345) vstřikuje vrstva plazmatu. Vnější cívka (325) vytváří uvnitř komory (310) magnetické pole pro magnetizaci plazmatu. Vstřikovacími otvory (340) se v krátkých intervalech vstřikují do komory (310) iontové paprsky s nízkou energií.

Description

Oblast techniky

Tento vynález byl vytvořen se stání podporou podle smlouvy číslo N000-14-99-1-0857, poskytnutou Úřadem námořního výzkumu (Office of Naval Research). Část předchozího výzkumu podpořilo v letech 1992 až 1993 Ministerstvo energetiky USA (U. S. Department of Energy). Vláda má určitá práva vztahující se k tomuto vynálezu.

Tento vynález se obecně týká oblasti fyziky plazmatu, zejména postupů a přístrojů pro zadržování plazmatu ve vymezeném prostoru. Zadržování plazmatu ve vymezeném prostoru je obzvláště významné zejména pro umožňování reakce jaderné fuze.

Konkrétněji se tento vynález týká přístroje pro vytváření magnetického pole s topologií s obráceným polem v ohraničující komoře a pro magnetické zadržování iontů plazmatu v ohraničující komoře a elektrostatického pole v ohraničující komoře pro elektrostatické zadržování elektronů plazmatu v ohraničující komoře, který obsahuje:

ohraničující komoru válcového tvaru, mající podélnou hlavní osu, generátor magnetického pole připojený k ohraničující komoře podél podélné hlavní osy ohraničující komory, přičemž generátor magnetického pole obsahuje skupinu vnějších cívek na vytváření aplikovaného magnetického pole s axiálně se rozprostírajícím tokem, když je proud veden skrz skupinu vnějších cívek, zdroj plazmatu na pozadí, spojený s ohraničující komorou na vstřikování plazmatu, obsahujícího elektrony a ionty do ohraničující komory, tokovou cívku připojenou k ohraničující komoře a koncentrickou s podélnou hlavní osou a vstřikovače svazku iontů na vstřikování neutralizovaných svazků iontů do ohraničující komory, pro vstřikování svazků iontů zvolenou rychlostí a pro vytváření aplikovaného magnetického pole ve velikosti pro způsobování vytváření elektrostatického pole zadržujícího elektrony plazmy.

Vynález se rovněž týká způsobu vytváření magnetického pole s topologií obráceného pole ve válcové ohraničující komoře pro magnetické zadržování iontů plazmatu a pro elektrostatické zadržování elektronů plazmatu v ohraničující komoře ve výše uvedeném přístroji.

Dosavadní stav techniky

Fúze je proces, kterým se dvě lehká jádra spojují, a tím se vytváří těžší jádro. Proces fuze se uvolňuje ohromné množství energie ve formě rychle se pohybujících částic. Protože jádra atomu jsou kladně nabita, protože obsahují protony, působí mezi nimi odpudivá elektrostatická, neboli Coulombova síla. K vyvolání fůze dvou jader je třeba tuto odpudivou sílu překonat, k čemuž dojde, když se k sobě dvě jádra hodně přiblíží a jaderné síly krátkého rozsahu začnou být dostatečně silné na to, aby překonaly Coulombovu sílu a způsobily fůzi jader. Energie potřebná ktomu, aby jádra překonala Coulombovu bariéru, se poskytuje jejich tepelnými energiemi, které musejí být značně vysoké. Určitou míru fuze lze např. zaznamenat, je-li teplota alespoň v řádu 10⁴eV, což odpovídá přibližně 100 miliónům Kelvinů. Míra fuzní reakce je funkcí teploty a charakterizuje se veličinou, nazývanou reaktivita. Např. reaktivita reakce D-T má široký vrchol v rozmezí 30 keV a 100 keV.

K typickým ťůzním reakcím patří:

D + D _> He³(0.8 MeV)+n(2.5 MeV),

D + Τ -» α(3.6 MeV) + n(14.1 MeV), D + He³ -> a(3.7 MeV) + p(l 4.7 MeV), p + B^u -> 3a(8.7 MeV), kde D je deuterium, T je tritium, aje jádro hélia, n je neutron, p je proton, He je hélium a B¹¹ je bór-11. Čísla v závorkách v každé rovnici označují kinetickou energii produktů fuze.

První dvě výše uvedené reakce, tj. reakce D-D a D-T, jsou neutronové, což znamená, že většina energie produktů fuze se přenáší rychlými neutrony. Nevýhoda neutronových reakcí spočívá v tom, že:

1. tok rychlých neutronů způsobuje mnoho problémů včetně konstrukčního poškození stěn reaktoru a vysokého stupně radioaktivity pro většinu konstrukčních materiálů,

2. energie rychlých neutronů se odebírá přeměnou jejich tepelné energie na elektrickou energii, což je velmi neefektivní (účinnost je menší než 30 %).

Výhody neutronových reakcí jsou následující:

1. vrcholy jejich reaktivity nastávají při relativně nízké teplotě a

2. jejich ztráty v důsledku radiace jsou poměrně nízké, protože atomová čísla deuteria a tritia jsou 1.

Reagující látky v dalších dvou rovnicích, D-He³ a p-B¹¹, se nazývají moderními palivy. Jejich fůzí se nevytváří iychlé neutrony, jako v případě neutronových reakcí, ale nabité částice. Jedna z výhod těchto moderních paliv spočívá v tom, že vytvářejí daleko méně neutronů, a proto tolik netrpí s tím spojenými nevýhodami. U D-He³ vznikají nějaké rychlé neutrony sekundárními reakcemi, ale tyto neutrony generují jen 10 % energie produktů fuze. Reakce p-B¹¹ je bez rychlých neutronů, i když vytváří nějaké pomalé neutrony, které vznikají ze sekundárních reakcí, což však způsobuje daleko méně problémů. Další výhoda moderních paliva spočívá v tom, že energie produktů jejich fůze může být odebírána s účinností až 90 %. V procesu přímé přeměny energie mohou být jejich nabité produkty fůze zpomaleny a jejich kinetická energie přeměněna přímo na elektrickou energii.

Moderní paliva mají však také nevýhody. Patří sem např. vyšší atomová čísla moderních paliv (2 pro He³ a 5 pro B¹¹). Proto jsou i jejich ztráty zářením vyšší než u neutronových reakcí. U moderních paliv je rovněž daleko obtížnější vyvolat fúzi. Vrcholy jejich reaktivit nastávají při daleko vyšších teplotách a nedosahují takové výše, jako je reaktivita D-T. Vyvolání fůzní reakce u moderních typů paliv tak vyžaduje uvedení do stavu vyšší energie, kde je jejich reaktivita významná. Aby tedy mohly být moderní typy paliv uvedeny do vhodných podmínek pro fůzi, musí být zadržovány ve vymezeném prostoru po delší dobu.

Doba zadržování plazmatu je Δί = Z/D, kde r je minimální rozměr plazmatu a D je difůzní koeficient. Klasická hodnota difúzního koeficientu je D_c = a_t ²/Tíe, kde a; je gyrorádius iontu a je doba srážky iontu s elektronem. Difúze podle klasického koeficientu difúze se nazývá klasický transport. Bohmův difůzní koeficient, připisovaný krátkovlnným nestabilitám, je DB = (1/16)α,²Ωί, kde Qj je gyrofrekvence iontu. Difúze podle tohoto vztahu se nazývá anomální transport. Pro podmínky fůze D^/Dc = (1/16)/2,¾ = 10⁸ má anomální transport za následek mnohem kratší čas zadržení v raném prostoru, než jaký má klasický transport. Tento vztah určuje, jak velké musí být plazma ve fúzním reaktoru na základě požadavku, že doba zadržení pro dané množství plazmatu musí být delší než je čas potřebný pro reakci nukleární fůze plazmatu. Ve fúzním reaktoru je proto více žádoucí stav klasického transportu, protože umožňuje menší počáteční množství plazmatu.

V prvních experimentech s toroidním zadržením plazmatu byla zjištěna doba zadržení Al = r/D_ti. Díky pokroku, dosaženému za posledních 40 let, vzrostla doba zadržení na Al = r²/D_e. Jednou ze stávajících koncepcí fuzního reaktoru je Tokamak. Magnetické pole Tokamaku 68 a typická oběžná dráha 66 částice jsou znázorněny na obrázku 5. V minulých třiceti letech se snahy v oblasti fuze soustředily na reaktor Tokamak, používající jako palivo D-T. Úsilí kulminovalo v Mezinárodním termonukleárním experimentálním reaktoru (International Thermonuclear Reactor, zkráceně ITER), který je znázorněný na obrázku 7. Nedávné experimenty s Tokamaky ukazují, že je možný klasický transport At = r^/Dc, při němž lze minimální rozměr plazmatu snížit z metrů na centimetry. Při těchto experimentech byly vstřikovány energetické svazky (50 až 100 ke V), aby se plazma zahřálo na teploty 10 až 30 keV. Viz W. Heidbrink a G. J. Sadler, 34 Nuclear Fusion 535 (1994). Bylo pozorováno, že se ionty energetických svazků v těchto experimentech zpomalují a klasicky difundují, zatímco tepelné plazma dále difundovalo anomálně rychle. Příčinou toho je, že ionty energetických svazků mají velký gyrorádius a jako takové nejsou citlivé na fluktuace s vlnovými délkami kratšími než je gyrorádius iontu (λ < af Krátkovlnné změny mají tendenci pohybovat se kolem průměrných hodnot během cyklu, čímž se ve výsledku ruší. Elektrony však mají daleko menší gyrorádius, takže reagují na fluktuace a transportují se anomálně.

V důsledku anomálního transportu musí být minimální rozměr plazmatu alespoň 2,8 metru. Pro zachování tohoto rozměru byl ITER 30 metrů vysoký a měl průměr 30 metrů. Je to nejmenší realizovatelný D-T reaktor typu Tokamak. Pro moderní paliva, jako je např. D-He³ a p-B¹¹, by reaktor typu Tokamak musel být daleko větší, protože čas pro nukleární reakci paliva je daleko delší. Reaktor typu Tokamak, používající D-T palivo, má další problém spočívající v tom, že většina energie produktů fuze se nesena neutrony s energií 14 meV, které vyvolávají poškození zářením a v důsledku toku neutronů indukují reaktivitu v téměř ve všech konstrukčních materiálech. Přeměna jejich energie na elektrickou energii musí kromě toho probíhat jako tepelný proces, jehož účinnost nepřesahuje 30 %.

Dalším navrhovaným uspořádáním reaktoru je reaktor se srážejícím se svazkem. V reaktoru se srážejícím se svazkem je okolní plazma bombardováno svazky iontů. Svazky obsahují ionty s energií, která je daleko vyšší než u tepelného plazmatu. Vytváření použitelných fuzních reakcí v tomto typu reaktoru nebylo proveditelné, protože okolní plazma svazky iontů zpomaluje. Byly předloženy různé návrhy, jak tento problém zredukovat a maximalizovat počet jaderných reakcí.

Např. patent USA 4 065 351, jehož autorem je Jassby a kol., popisuje způsob vytváření proti sobě proudících, srážejících se svazků deuteronů a tritonů v toroidním zadržovacím systému. V patentu USA 4 057 462, jehož autorem je Jassby a kol., je vstřikována elektromagnetická energie pro působení proti brzdicím účinkům (drag) bloku rovnovážného plazmatu na jeden z druhů iontů. Toroidní zadržovací systém je označen jako Tokamak. V patentu USA 4 894 199, jehož autorem je Rostoker, jsou svazky deuteria a tritia vstřikovány a zachycovány se stejnou průměrnou rychlostí jako v nějakém tokamakovém uspořádání, zrcadlovém uspořádání nebo uspořádání s obráceným polem. Je zde nízkohustotní, studené okolní plazma za jediným účelem, kterým je zachycovat svazky. Svazky iontů reagují, protože mají vysokou teplotu, a zpomalování je způsobeno zejména elektrony, které doprovázejí vstřikované ionty. Elektrony jsou zahřívány ionty a v tomto případě je zpomalování minimální.

V žádném z těchto zařízení však nehraje žádnou roli rovnovážné elektrické pole. Dále v žádném z nich nedochází k pokusu zredukovat anomální transport a dokonce se o tomto transportu ani neuvažuje.

Jiné patenty uvažují o elektrostatickém zadržování iontů, a v některých případech i o magnetickém zadržování elektronů. Patří sem patent USA 3 258 402 a patent USA 3 386 883, jejichž auCZ 305458 B6 torem je Famsworth, které popisují elektrostatické zadržování iontů a setrvačné zadržování elektronů; patent USA 3 530 036, jehož autorem je Hirsch a kol., a patent USA 3 530 497, jehož autorem je Hirsch, které jsou podobné patentům Famswirthe, patent USA 4 233 537, jehož autorem je Limpaecher, který popisuje elektrostatické zadržování iontů a magnetické zadržování elektronů odrazovými stěnami s vícepólovými ploškami (cusps), a patent US 4 826 646, jehož autorem je Bussard, který je podobný patentu Limpaechera a popisuje se bodové plošky. Žádný z těchto patentů neuvažuje ani o elektrostatickém zadržování elektronů, ani o magnetickém zadržení iontů. Ačkoli existuje mnoho výzkumných projektů o elektrostatickém zadržení iontů, v žádném z nich se nepodařilo generovat požadovaná elektrostatická pole, když ionty mají požadovanou hustotu pro fúzní reaktor. A konečně, žádný z výše uvedených patentů nerozebírá magnetickou topologii uspořádání s obráceným polem.

Uspořádání s obráceným polem (Field Revesed Configuration, zkráceně FRC) byla objevena náhodně kolem roku 1960 v Námořní výzkumné laboratoři (Naval Research Laboratory) během experimentů v oblasti theta komprese elektricky vodivého vlákna magnetickými silami, (theta pinch). Typická topologie FRC, v níž vnitřní magnetické pole obrací směr, je znázorněna na obrázcích 8 a 10 a oběžné dráhy částic ve FRC jsou znázorněny na obrázcích 11 a 14. Ve Spojených státech a v Japonsku získalo podporu mnoho výzkumných programů v oblasti FRC. O teorii a experimentech ve výzkumu FRC v letech 1960 až 1988 byl vypracován komplexní přehled, viz M. Tuszewski, 28 Nuclear Fusion 2033 (1988). Bílá kniha o vývoji FRC popisuje výzkum v roce 1996 a uvádí doporučení pro další výzkum, viz L. C. Steinhauer a kol., 30 Fusion Technology 116 (1996). To tohoto data byla v experimentech s FRC uspořádáním FRC vytvářena s metodou theta pinch. Důsledkem užití uvedené metody je, že jak ionty, tak i elektrony nesou polovinu proudu, a proto v plazmatu vzniká zanedbatelné elektrostatické pole a nedochází zde k elektrostatickému zadržování. Ionty a elektrony v těchto FRC uspořádáních byly zadržovány magneticky. V téměř ve všech experimentech s FRC se předpokládala existence anomálního transportu, viz např. Tuszewski, začátek kapitoly 1.5.2 na straně 2072.

WO 9710605 popisuje reaktor na fúzi, kteiý produkuje čistý proud z reakce P-Bl 1. Jako jaderné reaktanty se v systému s uspořádáním s obráceným polem používají ionizovaný bór a protony.

Podstata vynálezu

K vyřešení problémů, s nímž se setkávají předcházející systémy zadržování plazmy, se poskytuje přístroj pro vytváření magnetického pole s topologií s obráceným polem v ohraničující komoře pro magnetické zadržování iontů plazmatu v ohraničující komoře a elektrostatického pole v ohraničující komoře pro elektrostatické zadržování elektronů plazmatu v ohraničující komoře, který obsahuje:

ohraničující komoru válcového tvaru, mající podélnou hlavní osu, generátor magnetického pole připojení k ohraničující komoře podél podélné hlavní osy ohraničující komory, přičemž generátor magnetického pole obsahuje skupinu vnějších cívek na vytváření aplikovaného magnetického pole s axiálně se rozprostírajícím tokem, když je proud veden skrz skupinu vnějších cívek, zdroj plazmatu na pozadí, spojený s ohraničující komorou na vstřikování plazmatu, obsahujícího elektrony a ionty do ohraničující komory, tokovou cívku připojenou k ohraničující komoře a koncentrickou s podélnou hlavní osou a vstřikovače svazku iontů na vstřikování neutralizovaných svazků iontů do ohraničující komory pro vstřikování svazků iontů zvolenou rychlostí a pro vytváření aplikovaného magnetického pole ve velikosti pro způsobování vytváření elektrostatického pole zadržujícího elektrony plazmy, který podle vynálezu spočívá v tom, že toková cívka obsahuje skupinu cívek vinutých rovnoběžně pro vytváření azimutálního elektrického pole v nádobě kolem tokové cívky, když se rychlost, kterou se proud směřuje skrz cívku, zvyšuje, přičemž azimutální elektrické pole je uzpůsobené pro způsobování rotace svazku (335) plazmatu a pro vytváření poloidálně magnetického pole

A kolem rotujícího svazku plazmatu, přičemž poloidálně magnetické pole a aplikované magnetické pole jsou kombinována pro vytváření magnetického pole s uspořádáním obráceného pole.

S výhodou skupina betatronových tokových cívek zahrnuje skupinu zrcadlových cívek pro zvýšení síly magnetického pole vytvořeného skupinou betatronových tokových cívek a definování zadržovací oblasti mezi nimi.

S výhodou je generátor magnetického pole umístěn vně ohraničující komory nebo v ohraničující komoře.

S výhodou je generátor magnetického pole otočný pro seřízení velikosti elektrostatického pole v ohraničující komoře.

Přístroj s výhodou dále obsahuje řídicí systém připojený ke generátoru magnetického pole.

Ohraničující komora přístroje má s výhodou prstencovitě vytvarovaný příčný průřez.

U přístroje s výhodou zdroj plazmatu pro pozadí obsahuje skupinu děl na plazmu pro pozadí, která jsou orientována pro vstřikování plazmy pro pozadí podél podélné hlavní osy ohraničující komory k středové rovině ohraničující komory.

U přístroje s výhodou skupina vnějších cívek pole obsahuje první zrcadlové cívky a druhé zrcadlové cívky, umístěné u protilehlých konců tokové cívky, pro zvyšování velikosti magnetického pole vyvíjeného generátorem magnetického pole u prvního konce a druhého konce tokové cívky.

U přístroje jsou s výhodou vstřikovače svazku iontů uzpůsobeny na vstřikování svazků iontů do ohraničující komoiy ve směru kolmém na siločáry pole axiálně se rozprostírajícího toku aplikovaného magnetického pole.

U přístroje s výhodou vstřikovače svazku iontů zahrnují generátor magnetického pole, umístěný podél trasy svazků iontů, elektricky polarizují neutralizované svazky iontů způsobováním rozdělování iontů a elektronů neutralizovaných svazků iontů.

Také se poskytuje způsob vytváření magnetického pole s topologií obráceného pole ve válcové ohraničující komoře pro magnetické zadržování iontů plazmatu a pro elektrostatické zadržování elektronů plazmatu v ohraničující komoře ve výše uvedeném přístroji, který podle vynálezu zahrnuje kroky, že se dodává plazma obsahující elektrony a ionty do ohraničující komory, že se vytváří aplikované magnetické pole s axiálně se rozprostírajícím tokem v ohraničující komoře s použitím generátoru magnetického pole majícího skupinu vnějších cívek pole, připojených k ohraničující komoře podél podélné hlavní osy ohraničující komory, že se vytvářejí azimutální elektrické pole v ohraničující komoře zvyšováním míry, kterou proud protéká skrz tokovou cívku obsahující skupinu cívek vinutých rovnoběžně a umístěných podél podélné hlavní osy ohraničující komory, přičemž azimutální elektrické pole (E) způsobuje rotaci plazmatu v ohraničující komoře (310) a vytváření poloidálně magnetického pole kolem rotující plazmy, přičemž poloidálně magnetické pole a aplikované magnetické pole se kombinují a vytvářejí magnetické pole v uspořádání s obráceným polem a že se vytváří elektrostatické pole v ohraničující komoře, zadržující elektrony plazmatu, přičemž vytváření elektrostatického pole zahrnuje vytváření aplikovaného magnetického pole v ohraničující komoře v stanovené velikosti a že se vstřikují svazky iontů do ohraničující komory rychlostí, která způsobuje vytváření elektrostatického pole.

Způsob s výhodou dále obsahuje krok, že se zadržují ionty plazmy v ohraničující komoře elektromagnetickými silami vyvíjenými na ionty plazmy magnetickým polem v uspořádání s obráce ným polem a elektrony plazmy v ohraničující komoře v elektrostatickém potenciálové energetické jámě elektrostatického pole elektrostatickými silami vyvíjenými na elektrony plazmatu elektronickým polem.

Způsob s výhodou dále obsahuje to, že magnetické pole v uspořádání s obráceným polem ionty plazmatu v ohraničující komoře po dobu delší než je doba hoření plazmy.

U způsobu s výhodou krok zadržování iontů plazmatu zahrnuje, že se způsobuje, že ionty plazmatu obíhají v ohraničující komoře po betatronových oběžných drahách působením elektromagnetických sil vyvíjených na ionty plazmatu magnetickým polem v uspořádání s obráceným polem, přičemž poloměr oběžné dráhy betatronových oběžných drah překračuje vlnové délky fluktuaci způsobujících anomální transport.

U způsobu dále s výhodou krok zadržování iontů plazmatu zahrnuje, že se způsobuje, že ionty plazmatu obíhají v ohraničující komoře po betatronových oběžných drahách působením elektromagnetických sil vyvíjených na ionty plazmatu magnetickým polem v uspořádání s obráceným polem, přičemž poloměr oběžné dráhy betatronových oběžných drah překračuje vlnové délky fluktuací způsobujících anomální transport.

U způsobu dále s výhodou krok zadržování iontů plazmatu zahrnuje, že se způsobuje, že ionty plazmatu obíhají v ohraničující komoře působením Lorenzových sil vyvíjených na ionty plazmatu magnetickým polem v uspořádání s obráceným polem.

U způsobu dále s výhodou krok zadržování iontů plazmatu zahrnuje, že se způsobuje rotování plazmatu a že se vstřikuje svazek iontů ve zvoleném směru, přičemž oběžná dráha iontů plazmatu je v diamagnetickém směru.

U způsobu dále s výhodou krok zadržování iontů plazmatu zahrnuje to, že se směřují driftové oběžné dráhy iontů v diamagnetickém směru elektrostatickou silou, která se vyvíjí elektrostatickým polem.

U způsobu dále s výhodou plazma obsahuje druhy iontů neneutronového paliva.

Způsob dále s výhodou obsahuje krok, že se seřizuje velikost aplikovaného magnetického pole pro seřizování velikosti elektrostatického pole.

Způsob dále s výhodou obsahuje krok, že se vstřikují svazky iontů do aplikovaného magnetického pole a plazmatu v ohraničující komoře a způsobuje vytváření rotujícího plazmatu v ohraničující komoře a poloidálně magnetické pole kolem rotující plazmy, přičemž když se vytváří azimutální elektrické pole, působí silou na rotující plazma a zvyšuje rychlost rotace rotujícího plazmatu na rychlost, při které velikost poloidálního magnetického pole kolem rotujícího plazmatu překonává velikost aplikovaného magnetického pole a vytváří kombinované magnetické pole mající topologii uspořádání s obráceným polem.

Způsob dále s výhodou obsahuje to, že krok vytváření magnetického pole zahrnuje, že se přivádí energie do skupiny vnějších cívek pole generátoru magnetického pole.

Svazky iontů se s výhodou vstřikují příčně k aplikovanému magnetickému poli.

Způsob dále s výhodou obsahuje krok, že se zvyšuje velikost aplikovaného magnetického pole a udržuje rotující plazma v radiální velikosti menší než je radiální velikost ohraničující komory.

Způsob dále s výhodou obsahuje krok, že se zvyšuje rychlost změny proudu skrz tokovou cívku a zvyšuje se rotování svazku plazmatu na rotační energii fuzní úrovně.

Způsob dále s výhodou obsahuje kroky, že se vstřikují svazky iontů s energií na úrovni fuze do magnetického pole s uspořádáním s obráceným polem a že se svazky lapají v betatronových oběžných drahách v magnetickém poli s uspořádáním s obráceným polem.

U způsobu s výhodou krok vstřikování svazků iontů dále zahrnuje kroky, že se přidávají elektrony neutralizující náboj ke svazkům iontů a že se směřují neutralizované svazky iontů skrz magnetické pole a svazky iontů se elektricky polarizují, že se odvádí elektrická polarizace vstřikovaných neutralizovaných svazků iontů, když se vstřikované neutralizované svazky iontů setkávají s plazmatem v ohraničující komoře a přičemž aplikované magnetické pole nebo magnetické pole uspořádání s obráceným polem, působící Lorentzovou silou na vstřikované neutralizované svazky iontů a ohýbají svazky iontů do betatronových oběžných drah.

Hlavní inovací podle předkládaného vynálezu v porovnání se všemi předcházejícími pracemi s FRC je souběžné elektrostatické zadržování elektronů a magnetické zadržování iontů, lrteré má tendenci eliminovat anomální transport a usnadňovat klasické zadržování jak elektronů, tak i iontů. V tomto uspořádání mohou mít ionty adekvátní hustotu a teplotu, takže po kolizích jsou fúzí spojeny jadernou silou a tím uvolňují fuzní energii.

Existence neadiabatické plazmy s energetickými ionty s velkými oběžnými dráhami má tendenci bránit anomálnímu transportu iontů. Je možné to provádět ve FRC, protože po povrchu v plazmatu magnetické pole mizí (tj. je nulové). Ionty s velkou oběžnou dráhou mají tendenci být necitlivé ke krátkovlnným fluktuacím, které vyvolávají anomální transport.

Magnetické zadržování je neúčinné pro elektrony, protože ty mají v důsledku své malé hmotnosti malý gyrorádius, a jsou proto citlivé ke krátkovlnným fluktuacím, který vyvolávají anomální transport. Elektrony jsou proto účinně zadržovány v hluboké potenciálové jámě elektrostatickým polem, které má tendenci bránit anomálnímu transportu energie elektrony. Elektrony, které unikají ze zadržování, musí cestovat z oblasti s vysokou hustotou poblíž nulového povrchu k povrchu plazmatu. Přitom se většina jejich energie spotřebuje na stoupání v potenciálové energetické jámě. Když elektrony dosáhnou povrchu plazmatu a odcházejí s ionty, které jsou produkty fuze, mají již na transport nedostatek energie. Silné elektrostatické pole má také tendenci způsobovat, že se všechny driftové oběžné dráhy iontů otáčejí v diamagnetickém směru, takže jsou zadržovány. Elektrostatické pole dále poskytuje pro elektrony chladicí mechanismus, který snižuje jejich radiační ztráty.

Zvýšená zadržovací schopnost umožňuje používat moderní typy paliv, jako je D-He³ a p-B¹¹, jakož i neutronové reaktanty, jako je D-D a D-T. V reakci D-He³ vznikají na základě sekundárních reakcí rychlé neutrony, aleje to již zdokonalení v porovnání s reakcí D-T. Preferuje se reakce jo-B¹¹, u níž nevznikají problémy s rychlými neutrony.

Další výhodou moderních typů paliv je přímá přeměna energie z fuzní reakce, protože produkty fuze jsou pohybující se nabité částice, které vytvářejí elektrický proud. To je výrazné zlepšení v porovnání např. s Tokamaky, kde se pro přeměnu kinetické energie rychlých neutronů na elektrický proud používá proces přeměny tepelné energie. Účinnost procesu přeměny tepelné energie je nižší než 30 %, zatímco účinnost přímé přeměny energie může být až 90 %.

Další aspekty a vlastnosti předkládaného vynálezu budou zjevné z následujícího popisu, provedeného v souvislosti s doprovodnými výkresy.

Objasnění výkresů

Výhodná provedení jsou znázorněna formou příkladu a neslouží pro vymezení vynálezu. Jsou ilustrována obrázky na doprovodných výkresech, v nichž podobné vztahové číslice označují podobné součástky.

-7CZ 305458 B6

Obrázky 1A a IB znázorňují Lorentzovu sílu působící na kladný a záporný náboj.

Obrázky 2A a 2B znázorňují Larmorovy oběžné dráhy nabitých částic v konstantním magnetickém poli.

Obrázek 3 znázorňuje driftE\B,

Obrázek 4 znázorňuje gradientový drift.

Obrázek 5 znázorňuje oběžnou dráhu adiabatické částice v Tokamaku.

Obrázek 6 znázorňuje oběžnou dráhu neadiabatické částice v betatronu.

Obrázek 7 znázorňuje Mezinárodní termonukleární experimentální reaktor (ITER).

Obrázek 8 znázorňuje magnetické pole FRC.

Obrázky 9A, resp. 9B znázorňují diamagnetický směr, resp. a protidiamagnetický směr ve FRC uspořádání.

Obrázek 10 znázorňuje systém se srážením svazku.

Obrázek 11 znázorňuje oběžnou dráhu betatronu.

Obrázky 12A a 12B znázorňují magnetické pole a směr gradientového driftu ve FRC.

Obrázky 13A, resp. 13B znázorňují elektrické pole, resp. směr driftu x ® ve FRC.

Obrázky 14A, 14B a 14C znázorňují driftové oběžné dráhy iontů.

Obrázky 15A a 15B znázorňují Lorentzovu sílu na koncích FRC.

Obrázky 16A a 16B znázorňují vyladění elektrického pole a elektrického potenciálu v systému se srážkou svazků.

Obrázek 17 znázorňuje Maxwellovo rozdělení.

Obrázky 18A a 18B znázorňují přechody z betatronových oběžných drah kdriftovým drahám v důsledku srážek mezi ionty ve velkém úhlu.

Obrázek 19 znázorňuje betatronové oběžné dráhy A, B, C a D, uvažují-li se srážky elektronů s ionty v malém úhlu.

Obrázky 20A, 20B a 20C znázorňují obrácení magnetického pole ve FRC.

Obrázky 21 A, 21B, 21C a 21D znázorňují vlivy vyladění vnějšího magnetického pole Bo ve FRC. Obrázky 22A, 22B, 22C a 22D znázorňují iterační výsledky pro D-T plazmu.

Obrázky 23A, 23B, 23C a 23D znázorňují iterační výsledky pro D-He³ plazmu.

Obrázek 24 znázorňuje iterační výsledky prop-B¹¹ plazmu.

Obrázek 25 znázorňuje příklad zadržovací komory podle předkládaného vynálezu.

Obrázek 26 znázorňuje neutralizovaný iontový svazek, který je před vstupem do zadržovací komory elektricky polarizován.

Obrázek 27 je čelní pohled na neutralizovaný iontový svazek při kontaktu s plazmatem v zadržovací komoře.

Obrázek 28 znázorňuje schematický pohled v bokorysu na zadržovací komoru podle výhodného provedení startovací procedury.

Obrázek 29 znázorňuje schematický bokorys zadržovací komoiy podle dalšího výhodného provedení startovací proceduiy.

Obrázek 30 znázorňuje stopy B-dot sondy, označující vytvoření FRC.

Příklady uskutečnění vynálezu

Ideální fúzní reaktor řeší problém anomálního transportu iontů i elektronů. Anomální transport iontů je eliminován magnetickým zadržením v uspořádání s obráceným polem (Field Reversed Configuration, zkráceně FRC) takovým způsobem, že většina iontů má velkou, neadiabatickou dráhu, díky čemuž jsou necitlivé ke krátkovlnným fluktuacím, které vyvolávají anomální transport adiabatických iontů. Pro elektrony se anomálnímu transportu energie lze vyhnout vyladěním aplikovaného magnetického pole, aby vzniklo silné elektrické pole, které elektrony elektrostaticky zadrží v hluboké potenciálové jámě. U tohoto zadržovacího přístroje a způsobu lze navíc používat fuzní palivové plazma, zahrnující pokročilé typy paliv a procesy pak nejsou omezeny jen na neutronová paliva. (Diskuse o moderních typech paliv viz R. Feldbacher a M. Heindler, Nuclear Instruments and Methods in Physics Research, A271 (1988) JJ-64 (North Holland Amsterdam).

Při řešení problému anomálního transportu, který se zde vyskytuje, se využívá specifického uspořádání magnetického pole, což je uspořádání s obráceným magnetickým polem (FRC). Zejména pak existence oblasti ve FRC, kde magnetické pole mizí, umožňuje získat plazma s většinou neadiabatických iontů.

Související teorie

Než bude podrobně popsán systém a přístroj, pomůže nejprve přehled několika základních pojmů, potřebných k pochopení zde obsažených řešení.

Lorentzova síla a dráhy částic v magnetickém poli

Na částici s elektrickým nábojem q, pohybující se rychlostí^v magnetickém poli B působí síla Fl daná vztahem vxfl

O)

Síla F_L se nazývá Lorentzova síla. Tato síla, stejně jako všechny vzorce používané v této diskusi, je dána gaussovským systémem jednotek. Směr Lorentzovy síly závisí na znaménku elektrického náboje q. Sílaje kolmá jak k rychlosti, tak i k magnetickému poli. Na obrázku 1A je znázorněna Lorentzova síla 30 působící na kladný náboj. Rychlost částice je znázorněna vektorem 32. Magnetické poleje 34. Obdobně obrázek 1B znázorňuje Lorentzovu sílu 30 působící na záporný náboj.

Jak to bylo vysvětleno, Lorentzova sílaje kolmá k rychlosti částice. Magnetické pole tak nemůže působit silou ve směru rychlosti částice. Z Newtonova zákona ^{F =} vyplývá, že magnetické pole nedokáže urychlit částici ve směru její rychlosti. Magnetické pole může pouze ohnout oběžnou dráhu částice, ale velikost její rychlosti není magnetickým polem ovlivněna.

Obrázek 2A ukazuje dráhu kladně nabité částice ve stálém magnetickém poli 34. Lorentzova síla 30 má v tomto případě stálou velikost a oběžná dráha 36 částice je kruhová. Tato kruhová oběžná dráha 36 se nazývá Larmorova oběžná dráha (orbit). Poloměr kruhové oběžné dráhy 36 se nazývá gyrorádius 38.

Rychlost částice má obvykle složku rovnoběžnou s magnetickým polem a složku kolmou k poli. V takovém případě provádí částice dva současné pohyby: rotaci kolem magnetické siločáry a posun podél ní. Kombinací těchto dvou pohybů vzniká šroubovice, která sleduje magnetickou siločáru 40. Taje znázorněna na obrázku 2B.

Částice se na své Larmorově oběžné dráze otáčí kolem magnetické siločáry. Počet radiánů uběhlých za jednotku časuje gyrofřekvence částice, která je označena Ω aje dána rovnicí:

(2)

-9CZ 305458 B6 kde m je hmota částice a c je rychlost světla. Gyrorádius a_L nabité částice je dán vztahem a

(3) kde vije složka rychlosti částice, která je kolmá k magnetickému poli.

Drift ^{E x B} a gradientový drift

Elektrické pole ovlivňuje oběžné dráhy nabitých částic, jak je to znázorněno na obrázku 3. Na obrázku 3 směřuje magnetické pole 44 ke čtenáři. Oběžnou dráhou kladně nabitého iontu, na který by působilo jen magnetické pole 44, by byl kruh 36, což platí i pro elektron 42. Avšak v přítomnosti elektrického pole 46, pohybuj e-li se iont ve směru elektrického pole 46, tak se jeho rychlost zvyšuje. Jak lze zjistit, iont je urychlován silou ^q . Dále lze zjistit, že podle rovnice 3 se gyrorádius iontu bude zvyšovat s nárůstem lychlosti.

Jak je iont urychlován elektrickým polem 46, magnetického pole 44 ohýbá jeho oběžnou dráhu. V určitém bodě iont obrací směr a začíná se pohybovat ve směru opačném k elektrickému poli 46. Když to nastane, tak je iont zpomalen ajeho gyrorádius se proto zmenší. Gyrorádius iontu se tak střídavě zvětšuje a zmenšuje, čímž vzniká drift směrem do strany oběžné dráhy 48 iontu ve směru 50, jak to ukazuje obrázek 3. Tento pohyb se nazývá drift ^{E x B}. Obdobně jsou i dráhy elektronu 52 unášeny (driftují) ve stejném směru 50.

Podobný drift může být vyvolán gradientem magnetického pole 44, jak to ukazuje obrázek 4. Na obrázku 4 směřuje magnetické pole 44 směrem ke čtenáři. Gradient magnetického pole je ve směru 56. Zvýšení intenzity magnetického poleje znázorněno nahuštěním teček na obrázku.

Z rovnic 2 a 3 vyplývá, že gyrorádius je nepřímo úměrný intenzitě magnetického pole. Když se iont pohybuje ve směru zvyšující se intenzity magnetického pole, jeho gyrorádius se bude zmenšovat, protože se zvyšuje Lorentzova síla a naopak. Gyrorádius iontu tak se tak střídavě zmenšuje a zvětšuje, čímž vzniká postranní unášení (drift) dráhy 58 ve směru 60. Tento pohyb se nazývá gradientový drift. Oběžné dráhy 62 elektronu jsou unášeny (driftují) v opačném směru 64.

Adiabatické a neadiabatické částice

Většina plazmatu je tvořena adiabatickými částicemi. Adiabatické částice těsně sledují magnetické siločáry a mají malý gyrorádius. Obrázek 5 znázorňuje dráhu 66 adiabatické částice, která těsně sleduje magnetickou siločáru 68. Popisované magnetické siločáry 68 jsou siločáry Tokamaku.

Neadiabatická částice má velký gyrorádius. Nesleduje magnetické siločáry a je obvykle energetická. Existují i jiná plazmata, která obsahují neadiabatické částice. Obrázek 6 znázorňuje neadiabatické plazma pro případ betatronu. Póly 70 vytvářejí magnetické pole 72. Jak to ukazuje obrázek 6, dráhy částic 74 nesledují magnetické siločáry 72.

Záření v plazmatu

Pohybující se nabitá částice vyzařuje elektromagnetické vlny. Výkon, vyzářený částicí, je úměrný čtverci náboje. Náboj iontu je Ze, kde e je náboj elektronu a Z je atomové číslo. Pro každý iont proto bude existovat Z volných elektronů, které budou vyzařovat. Celkový výkon, vyzářený těmito Z elektrony, je úměrný třetí mocnině atomového čísla (Z³).

Nabité částice ve FRC

Obrázek 8 znázorňuje magnetické pole 70 FRC Systém má válcovitý symetrický tvar vůči ose 78. Ve FRC jsou dvě oblasti magnetických siločar: otevřená oblast 80 a uzavřená oblast 82. Povrch dělící obě oblasti se nazývá separatrix 84. FRC tvoří válcovitý nulový povrch 86, v němž magnetické pole mizí. V centrální části 88 FRC se magnetické pole ve směru osy významně nemění. Na koncích 90 se magnetické pole ve směru osy významně mění. Magnetické pole podél centrální osy 78 ve FRC obrací směr, z čehož vzniklo označení „obrácené (reversed)“ v pojmu „uspořádání s obráceným polem“ (Field Reversed Configuration, zkratka FRC).

Na obrázku 9A je magnetické pole vně nulového povrchu 94 ve směru 96. Magnetické pole uvnitř nulového povrchu působí ve směru 98. Pohybuje-li se iont ve směru 100, působící Lorentzova síla 30 směřuje k nulovému povrchu 94. To lze snadno zjistit užitím pravidla pravé ruky. Pro částice pohybující se v diamagnetickém směru 102 směřuje Lorentzova síla vždy k nulovému povrchu 94. V důsledku tohoto jevu vzniká oběžná dráha částice nazývaná betatronová dráha, která bude popsána níže.

Obrázek 9B znázorňuje iont, pohybující se ve směru 104, opačném k diamagnetickému směru. V tomto případě působí Lorentzova síla směrem od nulového povrchu 94. V důsledku tohoto jevu vzniká oběžná dráha částice nazývající se driftová dráha, která je popisována níže. Diamagnetický směr pro ionty je směr opačný k diamagnetickému směru pro elektrony a naopak.

Obrázek 10 znázorňuje kruh prstencové vrstvy 106 plazmatu, otáčející se v diamagnetickém směru 102 iontů. Prstencová vrstva 106 je umístěna kolem nulového povrchu 86. Magnetické pole 108 vytvořené kruhem prstencové vrstvy 106 plazmatu, v kombinaci s aplikovaným magnetickým polem 110, tvoří magnetické pole s topologií FRC (topologie je znázorněna na obr. 8).

Iontový svazek, tvořící plazmatickou vrstvu 106, má určitou teplotu. Rychlosti iontů proto tvoří Maxwellovo rozdělení v rámu otáčejícím se průměrnou úhlovou rychlostí iontového svazku. Srážky mezi ionty různých rychlostí vedou k fuzním reakcím. Z tohoto důvodu se vrstva 106 plazmatického svazku nazývá systémem se srážkou svazku.

Obrázek 11 znázorňuje hlavní typ iontových oběžných drah v systému se srážkou svazku nazývaný betatronová oběžná dráha 112. Betatronovou oběžnou dráhu 112 lze vyjádřit jako sinusovou vlnu soustředěnou kolem nulového kruhu 114. Jak je to vysvětleno výše, magnetické pole na nulovém kruhu 114 mizí. Rovina dráhy 112 je kolmá k ose 78 FRC. Ionty v této oběžné dráze 112 se pohybují od počátečního bodu 116 v diamagnetickém směru 102. Iont v betatronová oběžné dráze má dva pohyby: oscilační v radiálním směru (kolmém k nulovému kruhu 114) a translační podél nulového kruhu 114.

Na obrázku 12A je grafické znázornění magnetického pole 118 ve FRC. Pole 118 vzniká užitím jednorozměrného modelu rovnováhy, který bude rozebírán níže v souvislosti s teorií vynálezu. Horizontální osa grafu představuje vzdálenost v centimetrech od osy FRC 78. Magnetické poleje v kilogaussech. Jak popisuje graf, magnetické pole 118 mizí v poloměru nulového kruhu 120.

Jak to znázorňuje obrázek 12B, na částici, pohybující se poblíž nulového kruhu, bude působit gradient 126 magnetického pole ve směru od nulového povrchu 86. Magnetické pole vně nulového kruhu má první směr 122, zatímco magnetické pole uvnitř nulového kruhu má druhý směr 124 opačný k prvnímu. Směr gradientového driftu je dán výsledkem násobení ^B x VB, kd_e Vs j_egradient magnetického pole. Užitím pravidla pravé ruky lze zjistit, že směr gradientového driftu je opačný k diamagnetickému směru, nezávisle na tom, zda je iont vně nebo uvnitř nulového kruhu 128.

-11CZ 305458 B6

Obrázek 13A je grafickým znázorněním elektrického pole 130 ve FRC. Vodorovná osa grafu představuje vzdálenost v centimetrech od osy FRC 78. Elektrické pole je vyjádřeno ve voltech/cm. Jak ukazuje graf, elektrické pole 130 poblíž poloměru nulového kruhu 120 mizí.

Jak ukazuje obrázek 13B, elektrické pole ionty neomezuje - působí ve směrech 132, 134 od nulového povrchu. Magnetické poleje stejně jako v předchozím případě ve směrech 122, 124. UžimA tím pravidla pravé ruky lze zjistit, že drift Β χ ⁸ má diamagnetický směr nezávisle na tom, zda iont je vně nebo uvnitř nulového povrchu 136.

Obrázky 14A a 14B ukazují jiný typ společné oběžné dráhy ve FRC, který se nazývá driftová oběžná dráha 138. Driftové oběžné dráhy 138 mohou být vně nulového povrchu, jak to ukazuje obrázek 14A, nebo uvnitř tohoto povrchu, jak to ukazuje obrázek 14B. Driftové oběžné dráhy

138 rotují v diamagnetickém směru, převažuje-li Ε χ B, nebo ve směru opačném než je diamagnetický směr, dominuje-li gradientový drift. Driftové oběžné dráhy 138, znázorněné na obrázcích 14A a 14B, rotují od počátečního bodu 116 v diamagnetickém směru 102.

Driftovou oběžnou dráhu, znázorněnou na obrázku 14C, si lze představit jako kroužek odvalující se po relativně větším kruhu. Malý kruh 142 se otáčí kolem své osy ve smyslu 144. Odvaluje se také po velkém kruhu 146 ve směru 102. Bod 140 bude v prostoru opisovat dráhu obdobnou oběžné dráze 138.

Obrázky 15A a 15B znázorňují směr Lorentzovy síly na koncích FRC. Na obrázku 15A je znázorněn iont pohybující se v diamagnetickém směru 102 rychlostí 148 v magnetickém poli 150. Užitím pravidla pravé ruky lze zjistit, že Lorentzova síla 152 má tendenci tlačit iont zpět do oblasti uzavřených siločar pole. V tomto případě proto Lorentzova síla 152 ionty zadržuje. Na obrázku 15B je znázorněn iont pohybující se ve směru opačném k diamagnetickému směru rychlostí 148 v magnetickém poli 150. Užitím pravidla pravé ruky lze zjistit, že Lorentzova síla 152 má tendenci tlačit iont do oblasti otevřených siločar pole. V tomto případě proto Lorentzova síla 152 ionty nezadržuje.

Magnetické a elektrostatické zadržení ve FRC

Plazmatická vrstva 106 (viz obr. 10) se může vytvářet ve FRC vstřikováním energetických iontových svazků kolem nulového povrchu 86 v diamagnetickém směru 102 iontů. (Podrobný rozbor různých postupů vytváření FRC a plazmatického prstence následuje níže.) V cirkulující plazmatické vrstvě 106 má většina iontů betatronové oběžné dráhy 112 (viz obr. 11), jsou energetické a neadiabatické, a jsou tedy necitlivé ke krátkovlnným fluktuacím, které vyvolávají anomální transport.

Bylo zjištěno, že v plazmatické vrstvě 106 vzniklé ve FRC v rovnovážných podmínkách vytváří zachování hybnosti vztah mezi úhlovou rychlostí iontů ω, a úhlovou rychlostí elektronů £»_e. (Odchylka tohoto vztahuje dána níže v souvislosti s teorií vynálezu.) Vztah je <0'=<O_t (O, kde Ω_ο =

0.

m,c (4)

V rovnici 4 je Z atomové číslo iontu, zn, je hmota iontu, e je náboj elektronu, Boje velikost aplikovaného magnetického pole a c je rychlost světla. V tomto vztahu se vyskytují tři volné parametry: aplikované magnetické pole B_o, úhlová rychlost co_e elektronu a úhlová rychlost ω, iontu. Jsouli známy dvě z nich třetí je možno určit z rovnice 4.

Protože plazmatická vrstva 106 je tvořena vstříknutím iontových svazků do FRC, stanoví se úhlová rychlost &>, iontů vstříknutím kinetické energie W, svazku, která je dána rovnicí

Zde je Ví = ť»,r₀, kde V, je rychlost vstřikování iontů, o, je cyklotronová frekvence iontů a r₀ je poloměr nulového povrchu 86. Kinetická energie elektronů ve svazku se neuvažuje, protože hmota elektronu m_e je daleko menší než hmota iontu zw,.

Pro stálou rychlost vstřikování svazku (stálou ω) lze aplikované magnetické pole B_o vyladit tak, aby bylo možno získat různé hodnoty a_e. Jak to bude vysvětleno, vyladěním vnějšího magnetického pole B_o také vznikají různé hodnoty elektrostatického pole uvnitř plazmatické vrstvy. Tato vlastnost vynálezu je znázorněna na obrázcích 16A a 16B. Obrázek 16A ukazuje získání tří hodnot elektrického pole (ve voltech/cm) pro stejnou rychlost &>, = 1,35 x 10⁷ s^_1 vstřikování, ale pro různé hodnoty B_o aplikovaného magnetického pole: *

Hodnota	Aplikované magnetické pole (Bo)	Úhlová rychlost elektronu (ť»_e)
154	B_o = 2,77 kG	<y_e = 0
156	B_o= 5,15 kG	fi)_e = 0, 625 x 10⁷ s'¹
158	B_o = 15,5 kG	eo_e = 1,11 x 10⁷ s'¹

Hodnoty <y_e ve výše uvedené tabulce byly stanoveny podle rovnice 4. Je známo, že v rovnici 4 0)_e> 0 znamená, že Ω_ο > ω„ takže se elektrony otáčejí ve směru opačném k diamagnetickému směru. Obrázek 16B znázorňuje elektrický potenciál (ve voltech) pro stejný soubor hodnot B_o a ct}_e. Horizontální osa představuje na obrázcích 16A a 16B vzdálenost od osy 78 u FRC, zobrazenou na grafů v centimetrech. Analytické výrazy pro elektrické pole a elektrický potenciál jsou uvedeny níže v souvislosti s teorií vynálezu. Tyto výrazy závisí ve velké míře na <u_e.

Výše uvedené výsledky lze vysvětlit na jednoduchých fyzikálních principech. Když se ionty otáčejí v diamagnetickém směru, jsou magneticky zadržovány Lorentzovou silou. To bylo znázorněno na obrázku 9A. Na elektrony, otáčející se ve stejném směru jako ionty, působí Lorentzova síla v opačném směru, takže elektrony by nebyly zadržovány. Elektrony opouštějí plazma, a v důsledku toho se vytváří nadbytek kladného náboje. Tím vzniká elektrické pole, které brání dalším elektronům opustit plazma. Směr a velikost elektrického pole je v rovnovážném stavu určen zachováním momentu. Příslušné matematické podrobnosti jsou uvedeny níže v souvislosti s teorií vynálezu.

Elektrostatické pole hraje významnou roli v transportu elektronů i iontů. Proto spočívá důležitý aspekt tohoto vynálezu v tom, že uvnitř plazmatické vrstvy 106 vzniká silné elektrostatické pole, jehož velikost je řízena hodnotou aplikovaného magnetického pole Bo a může být snadno ovládána.

Jak je to vysvětleno, elektrostatické pole elektrony zadržuje, je-li ω_ε > 0. Jak ukazuje obrázek 16B, hloubku jámy lze zvětšit seřízením aplikovaného magnetického pole B_o. S výjimkou velmi úzké oblasti kolem nulového kruhu mají elektrony vždy malý gyrorádius. Proto elektrony reagují na krátkovlnné fluktuace anomálně velkou difúzní rychlostí. Tato difúze v podstatě napomáhá udržovat potenciálovou jámu, jakmile dojde k fúzní reakci. Ionty, kteréjsou produkty fúze, mají daleko vyšší energii a opouštějí plazma. K udržení kvazineutrality náboje musí fúzní produkty vyjmout elektrony z plazmatu, což se děje zejména odebráním elektronů s povrchu plazmatické vrstvy. Hustota elektronů na povrchu plazmatu je velmi nízká a elektrony, které opouštějí plazma s fuzními produkty, musí být nahrazeny, jinak by potenciálová jáma zmizela.

Obrázek 17 znázorňuje Maxwellovo rozdělení 162 elektronů. Jen velmi energetické elektrony z konce 160 Maxwellova rozdělení mohou dosáhnout povrchu plazmatu a opustit jej s fuzními ionty. Konec 160 rozdělení 162 se tak neustále vytváří srážkami elektron-elektron v oblasti o vysoké hustotě u nulového povrchu. Energetické elektrony mají malý gyrorádius, takže díky anomální difúzi mohou dosáhnout povrchu dostatečně rychle, aby se přizpůsobily odcházejícím iontům, kteréjsou produkty fúze. Energetické elektrony ztrácejí energii při stoupání v potenciálové jámě, kterou opouštějí s velmi malou energií. Ačkoli elektrony dokážou v důsledku anomálního transportu přejít magnetické pole rychle, ztráty anomální energie mohou být eliminovány, protože se přenáší jen malé množství energie.

Dalším důsledkem potenciálové jámy je silný chladicí mechanismus pro elektrony, který je podobný jako ochlazování při vypařování. Aby se např. mohla vypařovat voda, musí jí být dodáno latentní teplo vypařování. Toto teplo je dodáváno zbývající vodou v kapalném stavu a okolním médiem, které pak chladne rychleji, než je tepelné procesy dokážou dodávat energii. Analogicky pro elektrony je hloubka potenciálové jámy ekvivalentem latentního tepla vypařování vody. Elektrony dodávají energii požadovanou pro výstup v potenciálové jámě procesem termalizace, který obnovuje energii na konci Maxwellova rozdělení, takže elektrony mohou uniknout. Procesem termalizace se snižuje teplota elektronů, protože tento proces je daleko rychlejší než jakýkoli proces zahřívání. V důsledku rozdílu hmotností mezi elektrony a protony je doba transportu energie asi 1800krát nižší než doba termalizace elektronu. Tento mechanismus ochlazování také snižuje radiační ztráty elektronů. To je důležité zejména pro pokročilé typy paliv, kde jsou radiační ztráty zvyšovány ionty paliv s atomovým číslem Z> 1.

Elektrostatické pole také ovlivňuje transport iontů. Většina drah částic v plazmatické vrstvě 106 jsou dráhy betatronů 112. Srážky ve velkých úhlech, tzn. srážky s úhlovým rozptylem 90° až 180°, mohou změnit betatronovou dráhu na driftovou dráhu. Jakje to popsáno výše, směr otáčení driftové dráhy je stanoven vztahem mezi driftem Έ x 2? a gradientovým driftem. Převažuje-li drift ^ε x ^B, otáčí se driftová dráha v diamagnetickém směru. Převažuje-li gradientový drift ^ε x ^B , otáčí se driftová dráha v opačném směru. To je znázorněno na obrázcích 18A a 18B. Obrázek 18A ukazuje přechod z betatronové dráhy do driftové dráhy v důsledku srážky v úhlu 180°, kníž dochází v bodě 172. Driftová dráha se dále otáčí v diamagnetickém směru, protože převažuje drift Ε x &, Obrázek 18B znázorňuje další srážku v úhlu 180°, v tomto případě je však elektrostatické pole slabé a převažuje gradientový drift. Driftová dráha se tak otáčí ve směru opačném k diamagnetickému.

Směr otáčení driftové dráhy určuje, zda dojde k zadržení, či nikoli. Částice pohybující se v driftové dráze bude mít také rychlost rovnoběžnou s osou FRC. Čas, za který částice přejde od jednoho konce FRC ke druhému, je důsledkem jejího paralelního pohybu a nazývá se doba průchodu. Driftové dráhy dosáhnou konce FRC v řádu doby průchodu. Jak je ukázáno v souvislosti s obrázkem 15A, Lorentzova síla na koncích omezuje jen dráhy otáčející se v diamagnetickém směru. Po uplynutí doby průchodu jsou ionty v drifitových dráhách otáčející se v opačném směru k diamagnetickému ztraceny.

Tento jev je příčinou ztráty mechanismu pro ionty, o němž se předpokládá, že existoval ve všech experimentech FRC. V těchto experimentech ionty přenášely polovinu proudu a druhou polovinu nesly elektrony. Za uvedených podmínek bylo elektrické pole v plazmatu zanedbatelné a gradientový drift vždy převážil nad driftem ^ε x ^B. Proto byly po uplynutí doby průchodu všechny

1/1 driftové dráhy vzniklé po srážkách ve velkém úhlu ztraceny. Tyto experimenty vyvolaly difuzní rychlosti iontů, které byly vyšší než rychlosti předpokládané na základě klasických odhadů difúze.

V případě silného elektrostatického pole převažuje drift £ χ ⁵ nad gradientovým driftem a driftová dráha se otáčí v diamagnetickém směru. To bylo uvedeno výše v souvislosti s obrázkem 18A. Když tyto dráhy dosáhnou konců FRC, odrazí se působením Lorentzovy síly zpět do oblasti uzavřených siločar a zůstanou tak zadrženy v systému.

Elektrostatická pole v systému se srážkou svazku mohou být dostatečně silná, a proto drift —A —A

Ε χ B převažuje nad gradientovým driftem. Elektrostatické pole systému by proto eliminovalo transport iontu vyloučením mechanismu ztráty iontu, což je obdobné jako kužel ztrát v zrcadlovém zařízení.

Další aspekt iontové difúze lze odvodit na základě zvážení účinku srážek elektronů a iontů v malém úhlu na betatronové dráze. Obrázek 19A znázorňuje betatronovou dráhu 112, obrázek 19B znázorňuje tutéž dráhu 112 při zvážení srážek elektronů a iontů v malém úhlu 174, obr. 19C znázorňuje dráhu podle obrázku 19B po dobu, kteráje desetkrát delší 176, a obrázek 19D znázorňuje dráhu podle obrázku 19B po dvacetkrát delší dobu 178. Lze si všimnout, že topologie betatronových drah se v důsledku srážek elektronů a iontů v malém úhlu nemění, avšak amplituda jejich radiálních oscilací s časem roste. Dráhy znázorněné na obrázcích 19A až 19B ve skutečnosti s časem rostou, což ukazuje na klasickou difúzi.

Teorie vynálezu

Za účelem modelování vynálezu se používá jednorozměrný model rovnováhy pro systém se srážkou svazků, znázorněný na obrázku 10. Výsledky popisované výše byly získány z tohoto modelu. Tento model ukazuje, jak odvodit výrazy pro rovnováhu pro hustoty částic, magnetické pole, elektrické pole a elektrický potenciál. Zde předložený model rovnováhy je platný pro plazmatické palivo s jedním typem iontů (např. při reakci D-D) nebo s různými typy iontů (např. při D-T, D-He³ ap-B¹¹).

Vlasovovy-Maxwellovy rovnice

Řešení rovnováhy pro hustotu částic a elektromagnetická pole ve FRC se získají samokonzistentně vyřešením Vlasovových - Maxwellových rovnic:

VĚ^^^ejíf.dv (8) j

V-5 = 0, (9) kde j = e, i a i = 1, 2,... pro elektrony a každý druh iontů. V rovnováze jsou všechny fyzikální veličiny nezávislé na čase (tzn. d/dt = 0). Při řešení Vlasovových-Maxwellových rovnic se pou· žívají následující předpoklady:

a) Veškeré vlastnosti rovnovážného stavu jsou nezávislé na axiální poloze z (tzn. d/dz = 0). To odpovídá plazmatu v nekonečném rozšíření v axiálním směru a model je tedy platný jen pro centrální část 88 FRC.

b) Systém má válcovitou symetrii. Proto žádná z vlastností rovnováhy nezávisí na Θ (tzn. 9/9Θ = 0).

c) Podle Gaussova zákona je rovnice 8 nahrazena podmínkou kvazineutrality: Σ₇η,€₇ = 0.

Předpokládá-li se nekonečný axiální rozsah FRC a válcovitá symetrie, všechny vlastnosti rovnováhy budou záviset pouze na radiální souřadnici r. Z tohoto důvodu se zde rozebíraný model rovnováhy nazývá jednorozměrný. S těmito předpoklady a aproximacemi se VlasovovaMaxwellova rovnice zredukuje na tvar:

(10) (11) (12)

Rozdělení rigidního rotoru

K vyřešení rovnicí 10 až 12 je třeba vybrat funkce pro rozdělení, které vhodně popisují rotující svazky elektronů a iontů ve FRC. Vhodnou volbou pro tento účel jsou tzv. rozdělení rigidního rotoru, v nichž je Maxwellovo rozdělení v jednotně rotačním referenčním rámci. Rozdělení rigidního rotoru jsou funkcí pohybových konstant:

(13) kde mj je hmotnost částice, ^v je rychlost, 7} je teplota, n/0)je hustota v r = 0 a (ty je konstanta. Pohybové konstanty jsou

(pro energii) a (pro energii) a C (pro každý kanonický úhlový moment), kde Φ je elektrostatický potenciál a Ψ je funkcí toku. Elektromagnetická pole jsou:

(elektrické pole) a δΦ dr

B -^1W (magnetické pole).

Dosazením výrazů pro energii a kanonický úhlový moment do rovnice 13 se získá:

(14) kde |v-S_?xř|M^vx^+v« nj(r)^nj(G)exp>

1	Ll	Φ_^ζ.ψ	I 2 ll
~^T>	L '	‘ J	2 ⁷ J

(15)

Protože střední rychlost v rovnici 14 je jednotně rotující vektor, vzniká tak název rigidní rotor. Odborník v oboru bude vědět, že volba rozdělení rigidního rotoru pro popis elektronů a iontů ve FRC je oprávněná, protože jediným řešením, které vyhovuje Vlasovově rovnici (rovnice 10) jsou rozdělení rigidního rotoru (např. rovnice 14). Následuje důkaz tohoto tvrzení.

Důkaz

Potřebujeme, aby řešení Vlasovovy rovnice (rovnice 10) bylo ve tvaru drifitováno Maxwellova tvaru:

m,

Až

2«Z}(r) n,<f)

JÍT.

22)(r) (16) tzn. Maxwellova tvaru s hustotou částic nfr), s teplotou Tflr) a střední rychlostí ufr), které jsou volitelnými funkcemi polohy. Dosazení rovnice 16 do Vlasovovy rovnice (rovnice 10) dokazuje, že a) teploty Tflr) musí být konstantní, b) střední lychlosti ^Uj musí být jednotně se otáčející vektory a c) hustoty částic nflr) musí být ve formě rovnice 15. Dosažením rovnice 16 do rovnice 10 vzniká polynomická rovnice třetího řádu v v:

- 17 CZ 305458 B6

e,

Sdružením podmínek analogického řádu ve ^v vzniká

Aby tato polynomická rovnice obsahovalavšechny ^v, musí zmizet koeficient každé mocniny Z rovnice třetího řádu vzniká Tj(r) = konstanta.

Z rovnice druhého řádu vzniká du.

(X	du_y	fa,
dx	dx	dx
fax	du y	du,
dy	dy	dy
fax	du_y	du^
l dz	dz	dz
du,	+v,v_y	ra,,
dz

(du, duA (du, + dz

4'·»15 Aby toto platilo pro všechna ^v, musí být splněna podmínka du_g du_y du „„ í du_v du =—- = 0 and I —-^+-^x dx dy dz [Sx dy^, která je obecně vyřešena pomocí “j('^:)=(^S/^x'^:)⁺⁵07 =&.₊É<LÍ.

V& ar) [ dy dz (17)

V cylindrických souřadnicích je ^oj = 0 a = což odpovídá vstřikování kolmo do mag netického pole ve směru ž. Pak je ^uj(^r) ⁼ .

Z rovnice nulového řádu vyplývá, že elektrické pole musí mít radiální směr, tzn Rovnice prvního řáduje nyní dána vztahem

V-7(lnn_;)—^-(v-75_y-5_;)--^-7-5+--^5)-5_y =0.

Druhý člen v rovnici 18 může být přepsán následujícím výrazem

E = ES (18)

VS_tSj~

( &L	du_ff	du_r
dr 1 du_r	dr 1 du_g	dr 1 du_t
r dd a«_r	r dd du_e	r dd du_s
< dz	dz	dz

u.

^z0 <0 0 ( °Y^{0 λ}0

Čtvrtá podmínka v rovnici 18 může být přepsána následujícím výrazem ^Β\ΰ_} = v-(Bxu_y)=7-((vxÁ)x7_y)=v·

Po užití rovnic 19 a 20 bude mít rovnice 18 prvního řádu tvar dt, \ , e, _ d (19) (20)

£.(b „ )_i_e»_{r +}!Λ Α(_γΛ(_γ))₌o . dr^{x Jí} Tj ¹ Tj ^r cTj dr^K ”

Řešením této rovnice je _B/r)=„,(o)exp

2Γ

Tj cT, (21)

- IQ CZ 305458 B6 (22) kde E_r = -dG>/dr a m/0) je dáno vztahem n,(o)=n_;0exp w_ya>)r_o ^ž _t g_y0(r_o) , e_;á?_yr₀^(r₀) 2Γ; Tj CTj

Zde je «,0 špičková hustota v r₀.

Řešení Vlasovových-Maxwellových rovnic

Nyní, když bylo nyní dokázáno, že je přiměřené popsat ionty a elektrony rozděleními rigidního rotoru, bude Vlasovova rovnice (rovnice 10) nahrazena momenty prvního řádu, tzn.

E,+

-T,

(23) což jsou rovnice zachování momentu. Systém rovnic k získání rovnovážných řešení se zredukuje na:

nj/njreoj -n^j rá),

Ε_Γ+—^

B.

dn, -T.— ^J dr j = e,i β 1,2,· (24) dr r dr dB^ dr

4π . 4π χ-, —Je ^r^njejoij b C j (25) (26)

Řešení pro plazma s jedním typem iontu

Nejprve bude zvážen případ jednoho typu iontu, který je plně zbaven vnějších elektronů. Elektrické náboje jsou dány vztahem ej = -e,Ze. Řešením rovnice 24 pro E_T s rovnicí elektronu se získá

E_f m i —reo;

en_t dr * (27) a po vyloučení E_r z iontových rovnic rflogg, Z,e (a>, -a.) Ζ,Τ, 1 dlogn, m,aif mZ,a) r dr c Τ, ' T, r dr Τ, Γ,

Diferenciací rovnice 28 vzhledem kra dosazením rovnice 25 pro áBJdr se získá (28) dB. 4π i \ —~ = —n_ee^,-a)_e) dr c

(29) a Z,«j = n_e, sT_e = T_t- konstanta a (o_e konstanty se získá d 1 fflogw,__4m_eZ,e² (ο,-άζ)² Z,T_t 1 d 1 diogn, r dr r dr T, c² T, r dr r dr

Zavede se nová proměnná ξ:

d 1 rf 1 d²rdrrdr r₀ ⁴ ά²ξ ’

Rovnice 29 může být ve formě nové proměnné ξ vyjádřena jako:

d² logn,__4meZ,e²rj (&, -ω,)² Z,Te d² logn, ά²ξ Γ, ? Τ, ά²ξ (30) (31)

Použitím podmínky kvazineutrality d² logn, d² logn, ά²ξ ⁼ ά²ξ * se získá <*²log»/ ___rg_ ά²ξ (Τ,+Ζ,Τ_β) c² η,=·

2L₌_gf2k?j ^-.(32) n_m \ÁrJ n_m

4/iZ²e² (co, -a>Pf ^Zí

4πη_Λβ² (α>,-<ο$

Zde je definováno r₀Ár = ΐ4ΐ' ^ζι

4πη_Λβ² \<o,-co_t (33) kde bude brzy zřejmý význam Δτ. Jestliže N_t = n/rijo, kde «/oje špičková hustota při r = r₀., rovni ce 32 získá tvar

Použitím další nové přítomné

(34)

-21 CZ 305458 B6 / = 2—^, se získá Δτ

přičemž řešením je kde = X(r₀) v důsledku fyzikálního požadavku, že Ni(r₀) = 1. A konečně, hustota iontů je dána vztahem

V' ‘ío

IQ cosh

(35)

Význam ro spočívá v tom, že se jedná o místo se špičkovou hustotou. Je třeba si povšimnout, že «,(0) = nfF^r0). Se známou hustotou iontů lze B_z vypočítat použitím rovnice 11 a E_T lze vypočítat užitím rovnice 27.

Elektrické a magnetické potenciály jsou ^φ=Ό'<'·ί<*··

Ag = “'Γ/ Γ'^_ί(ί’')ώ·' Ψ = τΑ_β (toková funkce) (36)

Dosadí-li se r = fl^r0 za poloměr u stěny (volba, která se stane evidentní, když se derivuje výraz pro elektrický potenciál <&(r), což ukazuje, že při r = 'Fo v je potenciál nulový, tzn. vodicí stěna má potenciál země), hustota čar je

N.

rr-Jirt nMijtrdr _ . , , Γ»

J_M -frp-Tx - tanh J-...

Γ Γλ I cosh²

... = Ιηη^Δτ (because r₀ » Δτ ) (37)

Uvedené Ar představuje „efektivní tloušťku“. Jinými slovy platí, že pro účely hustoty čar lze plazma chápat jako koncentrované na nulovém kruhu v prstenci o tloušťce Ar s konstantní hustotou «_e0·

Magnetické pole j e

5. (^r) = Λ (θ) - “ £/&·* n,er'(0, - ty J. c ^Jr'° (38) (39)

Proud v důsledku iontových a elektronových svazků je , , N efa.-ω } , _λ

Použitím rovnice 39 lze magnetické pole zapsat jako

5,(r) = B,(O)tanh^-l c c r_Q&r c r₀Ár (40)

V rovnici 40

A(0)=-fi,+—i, c

-B_o

2jf c

I:

Zmizí-li proud plazmatu Ig, je magnetické pole konstantní, jak se to očekávalo.

Tyto vztahy jsou znázorněny na obrázcích 20A až 20C. Obrázek A ukazuje vnější magnetické a

pole o 180. Obrázek 20B znázorňuje magnetické pole v důsledku prstence 182 proudu, přičemž magnetické pole má velikost (27t/c)/^. Obrázek 20C ukazuje obrácení pole 184 v důsledku překrývání dvou magnetických polí 180,182.

Magnetické poleje

i x- -L “Π? 1+—-tanh--	= -dl₊#t
cB₀ r₀Ár		V JJ

(41) s použitím následující definice pro β:

2π Ι_θ N^efa-a)') 2π to&refa -ω,) — ΤΓ ⁼-« = — ”c Β_η cB_n

Bn

Τ'+(Τ,ΙΖ') * ^cn^ o, B_o

ΒΪ (42)

S výrazem pro magnetické pole lze vypočítat elektrický potenciál a magnetický tok. Z rovnice 27

-23CZ 305458 B6 (43) _ ra). _ T. d In n. m , </Φ

E, --'-B. —-——ra). = — e dr dr

Integrací obou stran rovnice 28 podle r a použitím definic elektrického potenciálu a tokové funk ce prWr _ (44)

Φ = -Γ Edr' and Ψ^ί B(r’)r'dr', JrM) ^r ' vzniká e e n_e(Q) e 2 (45) io Nyní lze magnetický tok vypočítat přímo z rovnice magnetického pole (rovnice 41):

.Arflog^cosh—-ý^-log^cosh^-^ .

,₌_V_+5?M;_fo tííJ 2 4 ^s«_e(D)

Dosazením rovnice 46 do rovnice 45 vzniká fl₀#r₀Ar n_t(r) T_e n_e(r) (o_t B_or² m r²a>²t c 4 \(0) e «_β(0) c 2 e 2

Použitím definice β .1 ^c c yl^^e² (®,-ω.)

»«0« (47) (48)

Nakonec budou mít výrazy pro funkci elektrického potenciálu a toku po použití rovnice 48 násle dující tvar

Ψ(/·) — 4. ^C (~^ⁿíEl ”«o« , ⁿ«(^r)

Φ0 = ^+Z?íO^f) +

In

n.(0) η,(3 ^{m rl}°^ (49) ⁿ*e * J n,(0) c 2 e c (50) . 94.

Vztah mezi <u, a

Výraz pro úhlovou rychlost elektronu to_e může být rovněž odvozen z rovnice 24 až 26. Předpokládá se, že ionty mají průměrnou energii l/2/n,(ríy,)², což je určeno metodou utvoření FRC. Pro5 to se a>i stanoví metodou vytvoření FRC a íw_e lze určit rovnicí 24 kombinováním rovnic pro elektrony a ionty, aby bylo možno eliminovat elektrické pole:

Γ 2 - il n.er_t „ dn, „ dn, c ar ár (51)

Pro eliminaci (&>, - <a_e) lze použít rovnici 25, aby se získalo

(52)

Rovnice 52 může být integrována od r = 0 do R_B = ^^ro. Za předpokladu, že r/Ar » 1 je hustota na obou hranicích velmi malá a bude platit

B, =-í„(l±#).

Po integraci bude [*1 P I + n_mm,a>í ]r₀Ar - + ««OT

Použitím rovnice 33 pro Ar vznikne rovnice pro ω_β:

<0 =Ω₀(ΰ>_{-ϋ>_β), m, (54) kde

mp (53)

Některými limitujícími případy odvozenými z rovnice 54 jsou:

(O.

eB_n

1. = 0 a

2. ωχ = 0 a (Oi = Ωο a

Zm 2 i —ω «a>_t oů—oj. m, * ¹

-25CZ 305458 B6

V prvním případě je proud přenášen zcela elektrony, které se pohybují v diamagnetickém směru (ú)_e < 0). Elektrony jsou zadržovány magneticky a ionty jsou zadržovány elektrostaticky podle ' ^Oforr>r₀

Zen, dr £Oforr<ir₀ (55)

V druhém případě je proud přenášen zcela ionty pohybujícími se v diamagnetickém směru (φ > 0). Je-li &>, určeno z iontové energie \l2m,(ra>)² stanovené v procesu utváření, pak &><, = 0 a Ω_ο = ί», určuje hodnotu B_o, zvenčí aplikovaného magnetického pole. Ionty jsou zadržovány magneticky a elektrony jsou zadržovány elektrostaticky podle

E ^T· ŽOfofžr,, ^r en_e dr £Oforr£r₀

Ve třetím případě je co_e >0 a Ω_ο > Elektrony se pohybují ve směru opačném k diamagnetickému a snižují hustotu proudu. Z rovnice 33 se zvyšuje šířka rozdělení nfr), celkový proud/15 jednotku délky je však · C?**^=where (⁵⁷>

N_e = $^2izrdm_e = Znr^tsm^. (58)

Zde je r_B = p2r₀ a r₀Aroc(<y, - íy_e) ¹ podle rovnice 33. Úhlovou rychlost elektronu a>_e lze zvýšit 20 vyladěním aplikovaného magnetického pole 5₀- Tím se nemění ani I_B, ani maximální magnetické pole vytvářené plazmatickým proudem, které je Β₀Α/β = (2π/ο)/θ.

Mění to však Ar a podstatně i potenciál Φ. Zvyšuje se maximální hodnota Φ, stejně jako elektric25 ké pole, které zadržuje elektrony.

Vyladění magnetického pole

Na obrázcích 21A až D jsou veličiny n_e/n_eo 186, Β_ζ/(5ο^β) 188, Φ/Φο 190 a Ψ/Ψθ 192 vyneseny 30 proti r/r₀194 pro různé hodnoty Bo. Elodnoty potenciálu a toku jsou normalizovány na Φο = 20 (T_e + r,)/e a Ψ_ο = (ο/ώ),)Φ₀. Pro plazma z deuteria se předpokládají následující hodnoty: n_e0 = n_i0 = 10¹⁵ cm³, r0 = 40 cm, 1/2 w/zy, r0)² = 300 keV a Te = = 100 keV. Pro každý z těchto případů znázorněných na obrázku 21 je čo, = 1,35 χ 10⁷ s“¹ a a>_e se určí z rovnice 54 pro různé hodnoty B_o:

Hodnota	Aplikované magnetické pole (Bo)	Úhlová rychlost elektronu (m_e)
154	B_o = 2,77 kG	O)_e = 0
156	B_o= 5,15 kG	řa_e = 0, 625 χ 10⁷ s’¹
158	B_o = 15,5 kG	6)_e = 1, 11 x 10⁷ s^-1

Případ ®_e = -ú)j a B_o = 1,385 kG zahrnuje magnetické zadržení elektronů i iontů. Potenciál se snižuje na

Φ/Φ_ο = (r®,)² / [80(7],+7])], což je zanedbatelné v porovnání s případem a_e = 0. Šířka rozdělení hustoty Ar je snížena dvakrát a maximální magnetické pole Β₀^/3Β₀ β je stejné jako pro ®_e = 0.

Řešení pro plazmata různých typů iontů

Lze provést analýzu tak, aby zahrnovala plazmata obsahující různé typy iontů. Fúzní paliva, která nás zajímají, zahrnují dva různé typy iontů, např. D-T, D-He³ a Platí rovnice pro rovnováhu (rovnice 24 až 26) s tou výjimkou, že j = e, 1,2 označuje elektrony a dva typy iontů, kde Zi = 1 v každém případě a Z₂ - Z = 1, 2, 5 pro pokročilé typy paliva. Rovnici pro elektrony a dva typy iontů nelze řešit přesně jako elementární funkce. Lze tedy použít iterativní metodu, která začíná s přibližnými řešeními.

Předpokládá se, že ionty mají stejnou teplotu a střední rychlost Pi = r®,. Srážky mezi ionty vyvolávají rozdělení směrem k tomuto stavu a doba přenosu momentu pro srážky mezi ionty je kratší než pro kolize mezi elektrony řádově 1 OOOkrát. Užitím aproximace lze problém se dvěma typy iontů zredukovat na problém jednoho typu iontů. Rovnice zachování momentu pro ionty jsou:

í Ti = T₂ a ®j = ®₂. Sečtením obou (60)

V tomto případě platí T_} = T₂ a ®, = ω₂. Sečtením obou rovnice získáme

(61) kde «j = «i ± ny o>i = ω₂; 7, = T\ = Ty, ηί=<πη> = η,ηη + n₂m₂; a nj<Z> = ιη + n₂Z.

Při aproximaci se předpokládá, že m, a Z jsou konstanty získané dosazením «10 a n₂₀ za výrazy «i(r) a n₂(r), maximálních hodnot jednotlivých funkcí. Řešení tohoto problému je nyní stejné jako předchozí řešení pro typ sjedním iontem s výjimkou toho, že (Z) nahradí Za nahradí Hodnoty «i a «₂ lze získat z wj + w₂ = «; a «i + Z»₂ = n_e = (Z)n,. Lze zjistit, že «] a w₂ mají tutéž funkční formu.

Nyní lze správné řešení nalézt iterací rovnic:

(62) kde

-27CZ 305458 B6 «10

«20.

První iteraci lze získat dosazením přibližných hodnot Β_ζ(ξ) a Nff) do pravých stran rovnic 62 a 63 a integrací k získání dosazených hodnot »i(r), n₂(r) a Bff).

Pro data znázorněná v tabulce 1 lze níže provést výpočty. Číselné výsledky pro fuzní paliva jsou znázorněny na obrázcích 22 A až D až 24 A až D, kde jsou veličiny ni/nm 206, Φ/Φ» 208 a Ψ/Ψρ 210 vyneseny proti r/ro 204. Obrázky 22 A až D ukazují první aproximaci (plnými čarami) a konečné výsledky (tečkovanými čarami) iterací pro D-T pro normalizovanou hustotu D 196, normalizovanou hustotu T 198, normalizovaný elektrický potenciál 200 a normalizovaný tok 202. Obrázky 23 A až D ukazují stejné iterace pro D-He³ pro normalizovanou hustotu D 212, normalizovanou hustotu He³ 214, normalizovaný elektrický potenciál 216 a normalizovaný tok 218. Obrázky 24 A až D ukazují stejné iterace pro /f-B¹ pro normalizovanou hustotu p 220. normalizovanou hustotu Bil 222, normalizovaný elektrický potenciál 224 a normalizovaný tok

226. Konvergence iterací je nejrychlejší pro D-T. Ve všech případech se první aproximace blíží konečnému výsledku.

Tabulka 1: Číselná data pro výpočet rovnovážného stavu pro různá fuzní paliva

Veličina	Jednotky	D-T	D-He³	-Fb¹¹-
FJeO	cm³	Ϊ0¹³	ΪΟ¹³
Πιο	cm'^J	0,5 x 10^lb	1/3 x 10^ib	0,5 xl0^ls
O 20	cm³	0,5 x 10^lb	1/3 x 10¹⁵	fčF
Vi = v₂	cm/s	0,54 x 10⁹	0,661 x 10³	0,764 x 10⁹
1 2 -m.v, 2 ^{1 1}	keV	300	450	300

Veličina	Jednotky	D-T	D-He^J	p-B
1 2	keV	450	675	3300
ω₄ = ω₂ = ωι	rad/s	1,35 x 10⁷	1,65 x 10'	1,91 x 10'
r₀	cm	40	40	40
Bo	kG	5, 88	8,25	15,3
Zi	žádné	1	3/2	1, 67
mi	m_p	5/2	5/2	2, 67
o (-2.)»». {«,>?	rad/s	2,35 x 10⁷	4,95 x 10⁷	9,55 x 10'
Γ, ^a! 1 '•“'rňrj	rad/s	0, 575 x 10⁷	1,1 x 10⁷	1,52 x 10'
Te	keV	96	170	82
Ti	keV	100	217	235
r₀Ar	cm^z	114	203	313
β	žádná	228	187	38,3

Struktura zadržovacího systému

Obrázek 25 znázorňuje preferované provedení zadržovacího systému 300 podle vynálezu. Zadržovací systém 300 obsahuje stěnu 305 komory, která v něm vymezuje ohraničující komoru 310. Ohraničující komora 310 má přednostně tvar válce s hlavní osou 315 podél středu ohraničující komory 310. Pro použití tohoto zadržovacího systému 300 u fuzního reaktoru je třeba vytvořit v ohraničující komoře 310 vakuum nebo podmínky blížící se vakuu. Koncentricky s hlavní osou 315 je v ohraničující komoře 310 umístěná betatranová toková cívka 320. Betatronová toková cívka 320 obsahuje médium, které vede elektrický proud, uzpůsobené k směrování proudu kolem dlouhé cívky, jak je to znázorněno, která přednostně obsahuje paralelní vinutí několika od sebe oddělených cívek, nejlépe paralelní vinutí zhruba čtyř od sebe oddělených cívek, tvořících dlouhou cívku. Odborníkům v oboru bude zřejmé, že proud procházející betatronovou tokovou cívkou 320 bude v betatronové tokové cívce 320 vyvolávat magnetické pole, a to zejména ve směru hlavni osy 315.

Kolem vnější části stěny 305 komory je vnější cívka 325. Vnější cívka 325 vytváří relativně stálé magnetické pole, jehož tok je v podstatě rovnoběžný s hlavní osou. Toto magnetické poleje azimutově symetrické. Aproximace, že magnetické pole je vlivem vnější cívky 325 konstantní a rovnoběžné s osou 315, platí nejpřesněji směrem od konců ohraničující komory 310. Na každém konci ohraničující komory 310 je zrcadlová cívka 330. Zrcadlové cívky 330 vytvářejí v komoře 310 na každém konci zesílené magnetické pole, čímž ohýbají siločáry magnetického pole na každém konci směrem dovnitř (viz obr. 8 a 10). Jak je to vysvětleno, tento ohyb siločar pole směrem dovnitř pomáhá udržovat cirkulující svazek 335 plazmatu v zadržovací oblasti v ohraničující komoře 310, obecně mezi zrcadlovými cívkami 330 tak, že ji odtlačuje od konců, kde může uniknout ze zadržovacího systému 300. Zrcadlové cívky 330 lze upravit tak, aby vytvářely magnetické pole zesílené na koncích, různými postupy známými v oboru, např. zvýšením počtu záviCZ 305458 B6 tů vinutí v zrcadlových cívkách 330, zvětšením proudu protékajícího zrcadlovými cívkami 330 nebo překrytím zrcadlových cívek 330 vnější cívkou 325.

Vnější cívka 325 a zrcadlové cívky 330 jsou znázorněny na obrázku 25, kde jsou mimo stěnu 305 komory, mohou však být uvnitř ohraničující komory 310. Je-li stěna 305 komory z vodivého materiálu, jako je kov, může být výhodné umístit cívky 325, 330 do stěny 305 komory, protože doba, kterou magnetické pole potřebuje pro difúzi stěnou 305 komory, může být relativně dlouhá, a zadržovací systém 300 tak může reagovat pomalu. Obdobně i ohraničující komora 310 může mít tvar dutého válce, přičemž stěna 305 komory bude tvořit dlouhý kruhový prstenec. V takovém případě by betatronová toková cívka 320 mohla být použita zvnějšku u stěny 305 komory ve středu tohoto kruhového prstence. Vnitřní stěna směrem do středu kruhového prstence může být přednostně z nevodivého materiálu, jako je sklo. Jak to bude zřejmé, ohraničující komora 310 musí mít dostatečnou velikost i tvar, aby umožňovala rotaci cirkulujícího svazku 335 nebo vrstvy plazmatu kolem hlavní osy 315 v daném poloměru.

Stěna 305 komory může být z materiálu, který má vysokou magnetickou permeabilitu, jako je např. ocel. V takovém případě může stěna 305 komory v důsledku vzniklých protiproudů v materiálu pomáhat udržovat magnetický tok, aby z ohraničující komory 310 neunikl, a „stlačovat“ jej. Kdyby stěna 305 komory byla zhotovena z materiálu s nízkou magnetickou permeabilitou, jako je např. plexisklo, bylo by třeba mít další zařízení pro zadržení magnetického toku. V takovém případě by mohla být vytvořena řada plochých ocelových kroužků v uzavřené smyčce. Tyto kroužky, známé v oboru jako omezovače toku, by byly ve vnějších cívkách 325, ale mimo cirkulující svazek 335 plazmatu. Tyto omezovače toku by dále byly pasivní nebo aktivní, přičemž aktivní omezovače toku by byly napájeny předem stanoveným proudem, aby více napomáhaly zadržení magnetického toku v ohraničující komoře 310. Jinak by jako omezovače toku mohly sloužit vnější cívky 325.

Jak je to dále podrobněji vysvětleno níže, cirkulující svazek 335 plazmatu, obsahující nabité částice, může být zadržován v ohraničující komoře 310 Lorentzovou silou vyvolanou magnetickým polem působením vnější cívky 325. Ionty v cirkulujícím svazku 335 plazmatu jsou magneticky zadržovány ve velkých betatronových dráhách kolem siločar toku z vnější cívky 325, která je rovnoběžná s hlavní osou 315. Také je vytvořen jeden nebo několik výstupních otvorů vstřikovaěe 340 pro přidávání plazmatických iontů do cirkulujícího svazku 335 plazmatu v ohraničující komoře 310. V preferovaném provedení jsou výstupní otvory vstřikovače 340 upraveny ke vstřikování iontového svazku přibližně ve stejné radiální poloze od hlavní osy 315, v jaké je zadržován cirkulující svazek 335 plazmatu (tzn. kolem níže popisovaného nulového povrchu). Výstupní otvory vstřikovače 340 jsou dále upraveny pro vstřikování iontových svazků 350 (viz obr. 28) tangenciálně a ve směru oběžné dráhy (orbitu) zadržovaného cirkulujícího svazku 335 plazmatu v betatronu.

Také se poskytuje jeden nebo více zdrojů 345 plazmatu pro pozadí pro vstřikování mraku neenergetického plazmatu do ohraničující komory 310. V preferovaném provedení jsou zdroje 345 plazmatu pro pozadí upraveny tak, aby směrovaly cirkulující svazek 335 plazmatu k axiálnímu středu ohraničující komory 310. Bylo zjištěno, že směrování svazku 335 plazmatu tímto způsobem lépe napomáhá zadržování svazku 335 plazmatu a vede k vyšší hustotě plazmatu v oblasti zadržování v ohraničující komoře 310.

Vytvoření FRC

Běžné postupy užívané pro vytvoření FRC obvykle pracují při obrácení pole metodou theta pinch. Při této běžně používané metodě působí magnetické pole aplikované vnějšími cívkami 325 kolem ohraničující komory 310 naplněné neutrálním plynem. Pak je plyn ionizován a magnetické poleje zmraženo v plazmatu. Dle se rychle obrátí proud ve vnějších cívkách 325 a opačně orientované siločáry magnetického pole se spojí s předem zmrazenými siločarami, aby vznikla uzavřená topologie FRC (viz obr. 8). Tento proces vytváření FRC je ve velké míře empirický a neeCZ 305458 B6 xistují skoro žádné prostředky, jak jej řídit. Postup je špatně reprodukovatelný a v důsledku toho jej nelze nijak upravovat (ladit).

Oproti tomu způsob generování uspořádání FRC podle vynálezu umožňuje bohatou kontrolu a proces je tak průhlednější a lépe reprodukovatelný. FRC uspořádání, vytvořené způsobem podle vynálezu, může být vyladěna a její tvar, stejně jako další vlastnosti, je možno přímo ovlivnit manipulací s aplikovaným magnetickým polem z vnějších cívek 325. Vytvořením uspořádání FRC způsobem podle vynálezu lze také generovat elektrické pole a potenciálovou jámu způsobem, který je podrobně popsán výše. Předkládané způsoby lze snadno rozšířit, aby akcelerovaly uspořádání FRC na parametry úrovně reaktoru a vysokoenergetické palivové proudy a výhodně umožňuje klasické zadržování iontů. Způsob lze dále využít v kompaktním zařízení, je velmi robustní a snadno se aplikuje, což jsou velmi žádoucí vlastnosti pro systém reaktoru.

V uvedeném způsobu se uspořádání FRC týká cirkulujícího svazku 335 plazmatu. Lze zjistit, že cirkulující svazek 335 plazmatu, protože má charakter proudu, vytváří poloidní magnetické pole, stejně jako elektrický proud v kruhovém drátu. V cirkulujícím svazku plazmatu působí takto indukované magnetické pole proti zvnějšku aplikovanému magnetickému poli generovanému vnější cívkou 325. Mimo svazek 335 plazmatu má vnitřní magnetické pole stejný směr jako aplikované magnetické pole. Když je plazmatický iontový proud dostatečně velký, vnitřní pole převýší aplikované magnetické pole a magnetické pole se obrátí dovnitř cirkulujícího svazku 335 plazmatu, čímž vznikne topologie uspořádání FRC, znázorněná na obrázcích 8 a 10.

Požadavky na obrácení pole lze odhadnout pomocí jednoduchého modelu. Uvažuje se elektrický proud I_p přenášený prstencem o hlavním poloměru r₀ a menším poloměru a « r₀. Magnetické pole ve středu prstence ve směru normály k prstenci je B_p = 2iílp/(cr_o). Předpokládá se, že proud prstencem I_p = Αρβ(Ώ0/2π) je přenášen N_p ionty, které mají úhlovou rychlost Ωο. Pro jediný iont cirkulující na poloměru r₀ = ν₀/Ω₀ je Ω_ο = eB₍/m,c frekvence cyklotronu pro vnější magnetické pole B_o. Předpokládá se, že U je průměrná rychlost iontových svazků. Obrácení pole je definováno jako ^ro^c (64) z čehož vyplývá, že N_p > 2 r/cri a

(65) kde aj = éfmfi² = 1,57 x ΚΓ¹⁶ cm a energie iontového svazkuje 1/2tm, Γ0². V jednorozměrném modelu je magnetické pole z plazmatického proudu Bp = (27t/c)/_p, kde i_p je proud na jednotku délky. Požadavek na obrácení pole je i_p > eF/π ηΜ = 0,225 kA/cm, kde B_o = 69,3 G a \l2m_tVf = 100 eV. Pro model s periodickými prstenci je B_z v průměru kolem osové souřadnice (5_Z) = (2ji/c) (lpíš), kde s = vzdálenost mezi prstenci, je-li s = r₀, měl by tento model stejné průměrné magnetické pole jako jednorozměrný model s i_p = Ifs.

Kombinovaná technika s využitím svazku a betatronu

Preferovaný způsob vytvoření FRC v zadržovacím systému 300, který je popisován výše, se zde dále označuje jako kombinovaná technika s využitím svazku a betatronu. Tento způsob kombinuje svazky plazmatických iontů o nízké energii s akcelerací v betatronu užitím betatronové tokové cívky 320.

-31 CZ 305458 B6

Prvním krokem tohoto způsobu je vstříknutí přibližně kruhové vrstvy okolního plazmatu do ohraničující komory 310 užitím zdrojů 345 plazmatu pro pozadí. Vnější cívka 325 vytváří uvnitř ohraničující komory 310 magnetické pole, které magnetizuje okolní plazma. V krátkých intervalech jsou iontové svazky s nízkou energií vstřikovány do ohraničující komory 310 přes výstupní otvory vstřikovače 340 příčně ke zvnějšku aplikovanému magnetickému poli v ohraničující komoře 310. Jak je to vysvětleno výše, jsou iontové svazky zachycovány tímto magnetickým polem v ohraničující komoře 310 ve velkých betatronových dráhách. Iontové svazky mohou být generovány iontovým akcelerátorem, jako je např. akcelerátor obsahující iontovou diodu, a Marxovým generátorem (viz R. B. Miller, An Introduction to the Physics of Intense Charged Particle io Beams, 1982). Jak bude odborník v oboru vědět, zvnějšku aplikované magnetické pole bude po vstupu do ohraničující komory 310 působit na vstřikovaný iontový svazek Lorentzovou silou. Požaduje se však, aby se iontový svazek neohýbal a nevstupoval do betatronové dráhy, dokud nedosáhne cirkulujícího svazku 335 plazmatu. K vyřešení tohoto problému jsou iontové svazky neutralizovány elektrony a nasměrovány v zásadě konstantním jednosměrným magnetickým po15 lem ještě před vstupem do ohraničující komory 310. Jak ukazuje obrázek 26, když je iontový svazek 350 nasměrován na průchod příslušným magnetickým polem, kladně nabité ionty a záporně nabité elektrony se oddělí. Iontový svazek 350 se tak v důsledku magnetického pole sám elektricky polarizuje. Toto magnetické pole může být generováno např. stálým magnetem nebo elektromagnetem podél dráhy iontového svazku. Po zavedení do ohraničující komory 310 vyva20 žuje výsledné elektrické pole magnetickou sílu na částicích svazku 350 a umožňuje unášení iontového svazku 350 bez ohnut. Obrázek 27 znázorňuje centrální pohled na iontový svazek 350 po dotyku se svazkem 335 plazmatu. Jak je to popisováno, elektrony ze svazku 335 plazmatu se pohybují po siločárách magnetického pole do iontového svazku 350 a z iontového svazku 350, čímž klesá elektrická polarizace iontového svazku 350. Když iontový svazek 350 již není elek25 tričky polarizován, připojí se k cirkulujícímu plazmatickému svazku 335 v dráze betatronu kolem hlavní osy 315, jak je to znázorněno na obrázku 25.

Když plazmatický svazek 335 putuje po své betatronové dráze, pohybující se ionty nesou proud, který naopak vyvolává vnitřní poloidní magnetické pole. K vytvoření topologie FRC v ohraniču30 jící komoře 310 je nutné zvýšit rychlost plazmatického svazku 335, a tak zesílit vnitřní magnetické pole, které plazmatický svazek 335 generuje. Když je vnitřní magnetické pole dostatečně velké, směr magnetického pole v radiální vzdálenosti od hlavní osy 315 v plazmatickém svazku 335 se obrací a vzniká uspořádání FRC (viz obrázky 8 a 10). Lze zjistit, že k udržení radiální vzdálenosti cirkulujícího plazmatického svazku 335 v betatronové dráze je nutné s tím, jak se plazma35 tický svazek 335 zrychluje, zesílit aplikované magnetické pole z vnější cívky 325. Vzniká tak řídicí systém pro udržování vhodného magnetického pole na základě proudu procházejícího vnější cívkou 325. Jinak lze použít druhou vnější cívku pro vytvoření dalšího aplikovaného magnetického pole, které je nutné k udržení poloměru dráhy magnetického svazku při jeho urychlování.

Ke zvyšování rychlosti cirkulujícího plazmatického svazku 335 po dráze slouží betatronová toková cívka 320. Podle obrázku 28 lze zjistit, že zvyšováním proudu procházejícím betatronovou tokovou cívkou 320 vzniká podle Ampérova zákona v ohraničující komoře 310 azimutální elektrické pole E. Kladně nabité ionty v cirkulujícím svazku 335 plazmatu jsou tímto indukovaným elektrickým polem urychlovány, což vede k výše popisovanému obrácení pole. Když jsou do cirkulujícího svazku 335 plazmatu přidávány iontové svazky, jak je to popisováno výše, cirkulující svazek 335 plazmatu depolarizuje iontové svazky 350.

Pro obrácení pole se cirkulující svazek 335 plazmatu přednostně urychlí na rotační energii přibližně 100 eV, přednostně v rozsahu cca 75 eV až 125 eV. K dosažení podmínek vhodných pro fúzi se cirkulující svazek 335 plazmatu přednostně uiychlí asi na 200 keV, přednostně v rozsahu asi 100 keV až 3,3 MeV.

Při vytváření potřebných výrazů pro urychlení betatronu se nejprve uvažuje urychlení samostatných částic. Gyrorádius iontů r = Κ/Ω_; se bude měnit, protože roste F, a aplikované magnetické pole se musí měnit, aby se udržel poloměr dráhy plazmatického svazku r<> - F/Q_c

-32CZ 305458 B6 (67) dt Ω

dV	V dCl,'
dt	Ω, dt

(66) dV r_oe dB_e eE_g g 1 5Ψ dt m,c dt m, m_fc2jcr₀ dt a Ψ je magnetický tok:

<¥^B_SM^(B,), kde (68) (68)

Z rovnice 67 vyplývá, že

dt - dt¹

(69) (70) a B_z = -2B_C + B_o za předpokladu, že původní hodnoty B_F a Bcjsou obě B_o. Rovnice 67 může být vyjádřena jako er e _r dt 2m_tc ⁰ dt (71)

Po integraci z prvního do konečného stavu, kde 1/2 mV₀ ² = ffo a 1/2 mV² = W budou konečné hodnoty magnetických polí:

B =B₀J—=2.19kG (72)

B_f

= 10.7kG, (73)

-33CZ 305458 B6 za předpokladu, že B_o = 69,3 G, řT/W₀ = 1000 a ry/r_a = 2. Tento výpočet se používá na soubor iontů za předpokladu, že jsou umístěny téměř na stejném poloměru r₀ a počet iontů nepostačuje ke změně magnetických polí.

Úprava základních betatronových rovnic, aby se přizpůsobily prezentovanému problému, bude vycházet z jednorozměrné rovnováhy pro popis plazmatického svazku s několika prstenci za předpokladu, že se prstence rozšířily podél siločar a lze zanedbat závislost na ose z. Rovnováha je řešením Vlasovových - Maxwellových rovnic, které lze shrnout takto:

a) Rozdělení hustoty je (74) cosh² které se používá na elektrony i protony (za předpokladu kvazineutrality), r₀ je poloha maxima hustoty a Δτ je šířka rozdělení a

b) Magnetické poleje

B_t =-B_c---tanh /2 2 λ r -r₀ r₀Ár (75)

c) kde B_c je vnější pole vytvořené vnější cívkou 325. Původně bylo B_c = Bo. Toto řešeni uspokojuje hraniční podmínky, že r = r_a a r = ry jsou vodiče (£_nonnai = 0) a ekv potenciály s potenciálem Φ = 0. Hraniční podmínky jsou splněny, jestliže ro^{2 =} fa² + ry²)/2.r„ = 10 cm a r₀ = 20 cm, z čehož vyplývá, že r_b = 26,5 cm. ή, je plazmatický proud na jednotku délky.

Průměrné rychlosti částic svazku jsou Tj = r₀®i a V_e = r₀co_e, jejichž vztah je dán podmínkou rovnováhy:

kde Ω; = eB_c/(mfi). Předpokládá se, že na počátku je B_c = B_o, o_e = 0. (V počáteční rovnováze existuje takové elektrické pole, že se drifty ^E x & _a PB x & _ru§,' jj_né rovnováhy jsou možné na základě volby 5_C. Předpokládá se, že rovnice rovnováhy platí, jestliže ω, a B_c jsou pomalu proměnné funkce času, ale r₀ = Pí /Ω, zůstává konstantní. Podmínka pro toto je stejná jako rovnice 66. Rovnice 67 je také obdobná, ale funkce Ψ má další podmínku, tzn. Ψ = nr_Q ²<Bj>, kde (B.)

- 2# . = B.+—I.

(2 2 λ , r² +1·² (77)

(78)

Magnetická energie na jednotku délky v důsledku proudu svazkuje rHV*)’-C(79) z čehož plyne r ^rb ~^ra ^{2311 r}i „2 , Ji Ji

Mg

Podmínka rovníce 70 pro betatron je tak upravena následovně (80)

^.=_₂ŠÍ_Íí£^£.

dt St ar) ft ’ a rovnice 67 bude mít tvar dV, ~ e r_Q dB_e _ e dB, e L_f dl, dt m, c dt 2m,c ⁰ dt m, 2xr_Q dt

Po integraci (81) (82)

Pro Wo = 100 eV a W = 100 keV, ΔΒ, - -7,49 kG. Integrací rovnic magnetického pole vytvořeného cívkou pole:

(83) a 82 získáme hodnotu (84)

Je-li konečná energie 200 keV, B_c = 3,13 kG a B_F = 34,5 kG.

(85)

-35CZ 305458 B6 ^-^/= 172 kl.

Magnetická energie v cívce s tokem by byla Plazmatický proud je zpočátku

0,225 kA/cm, což odpovídá magnetickému poli 140 G, které vzroste na 10 kA/cm, a magnetickému poli 6,26 kG. Ve výše uvedených výpočtech byl zanedbán odpor v důsledku Coulombových srážek. Ve fázi vstřikování se odpor rovnal 0,38 V/cm. Proud klesá s tím, jak roste teplota elektronu v důsledku jeho zrychlování. Indukční odpor, který je zde zahrnut, je 4,7 V/cm, předpokládá-li se zrychlení 200 keV za 100 ps.

Betatronová toková cívka 320 také vyvažuje odpor vyvolaný srážkami a induktancí. Frikční indukční odpor lze popsat rovnicí:

e L dl_bm_b 2λ>·₀ dt ’ (86) kde (Zj/wi)< V_b< (Tfm). Zde je F, rychlost svazku, T_e a T, je teplota elektronu a iontu, I_b je proud iontového svazku a

Z = O.O1257r_o

= 0.71//H je induktance prstence. Tak platí, že z*o = 20 cm a a = 4 cm.

4me⁴ ΙηΛ = 54.8//sec = 195//sec (87)

Pro kompenzaci tohoto odporu musí betatronová toková cívka 320 vytvářet elektrické pole 1,9 V/cm (0,38 V/cm pro Coulombův odpor a 1,56 V/cm pro indukční odpor (drag)). Aby k tomuto došlo, musí se magnetické pole v betatronové tokové cívce 320 zvýšit o 78 gaussů/ps a v tomto případě bude V_b konstantní. Doba nárůstu proudu na 4,5 kA je 18 ps, takže magnetické pole Bp vzroste o 1,4 kG. Energie magnetického pole potřebná v betatronové tokové cívce 320 je

S² —χτζη?/ = 394 Joules (/ = 115cm).

8# (88)

Technika s využitím betatronu

Další upřednostňovaný způsob vytvoření uspořádání FRC v zadržovacím systému 300 se nazývá technika vytvoření uspořádání FRC s využitím betatronu. Tento způsob vychází z přímého řízení betatronem indukovaného proudu k akceleraci cirkulujícího svazku 335 plazmatu užitím betatronové tokové cívky 320. Preferované provedení tohoto způsobu užívá zadržovací systém 300 popsaný na obrázku 25 s výjimkou toho, že není nutné vstřikování iontových svazků o nízké energiiJak je to uvedeno, hlavní složkou způsobu s využitím betatronu je betatronová toková cívka 320 instalovaná ve středu a kolem osy komory 310. V důsledku konstrukce s odděleným vinutím má betatronová toková cívka 320 velmi malou induktanci a když je připojena ke vhodnému napěťovému zdroji, má nízkou časovou konstantu LC, která umožňuje rychlý nárůst proudu v betatronové tokové cívce 320.

Vytvoření uspořádání FRC přednostně probíhá energizací vnějších cívek 325 a zrcadlových cívek 330. Tím vzniká pole s axiálním vedením a radiálními složkami magnetického pole poblíž konců k axiálnímu omezení plazmatu vstříknutého do ohraničující komory 310. Jakmile je zavedeno dostatečné magnetické pole, zdroje 345 plazmatu pro pozadí jsou energizovány z vlastních napěťových zdrojů. Plazma vychází z proudů děl podél axiálního vodícího pole a mírně se díky své teplotě rozstřikuje. Když plazma dosáhne středové roviny komory 310. vzniká kolem osy spojitá kruhová vrstva studeného pomalu se pohybujícího plazmatu.

V tomto okamžiku se energizuje betatronová toková cívka 320. Rychle narůstající proud v betatronové tokové cívce 320 vyvolává rychle se měnící axiální tok uvnitř cívky. Vlivem indukce se tímto rychlým nárůstem axiálního toku generuje azimutální elektrické pole E (viz obr. 29), které proniká prostorem kolem betatronové tokové cívky 320 cívky. Podle Maxwellových rovnic je toto elektrické pole přímo úměrné změně síly magnetického toku v cívce, tzn. rychlejší nárůst proudu v betatronové tokové cívce 320 povede k silnějšímu elektrickému poli.

Indukcí vytvořené elektrické pole E se připojuje k nabitým částicím v plazmatu a vyvolává elektromotorické napětí, které urychluje částice v kruhové plazmatické vrstvě. Elektrony jsou v důsledku své malé hmotnosti urychlovány jako první. Počáteční proud vytvořený tímto procesem tak vzniká zejména díky elektronům. Dostatečná doba akcelerace (kolem stovek mikrosekund) však také nakonec vyvolá iontový proud. Elektrické pole E na obrázku 29 urychlí elektrony a ionty v opačných směrech. Jakmile oba druhy částic dosáhnou své konečné rychlosti, přenáší se proud prakticky stejně ionty i elektrony.

Jak je to uvedeno výše, proud přenášený otáčejícím se plazmatem generuje vnitřní magnetické pole. Vytváření skutečné topologie FRC začíná, když se vnitřní magnetické pole generované proudem v plazmatické vrstvě stane srovnatelným s aplikovaným magnetickým polem z vnějších cívek 325 a zrcadlových cívek 330. V tomto okamžiku vzniká nové magnetické pole a otevřené siločáry počátečního externě vytvořeného magnetického pole se začínají uzavírat a vytvářet povrchy toku FRC (obrázky 8 a 10).

Základní topologie uspořádání FRC, generovaná tímto způsobem, vykazuje střední magnetické pole a energie částic, které ve standardním případě nedosahují relevantních operačních parametrů reaktoru. Indukční pole elektrické akcelerace však bude přetrvávat, dokud se bude proud v betatronové tokové cívce 320 stále rychle zvyšovat. Vlivem tohoto procesu bude energie a celkové magnetické pole FRC stále růst. Rozsah tohoto procesuje tedy primárně omezen napájením betatronové tokové cívky 320, protože stálá dodávka proudu vyžaduje velkou zásobárnu energie.

V zásadě však není složité urychlit systém tak, aby měl parametry vhodné pro reaktor.

Aby došlo k obrácení pole, cirkulující svazek 335 plazmatu se přednostně urychlí na rotační energii přibližně v hodnotě 100 eV, přednostně v rozsahu cca 75 eV až 125 eV. K dosažení pod- 47 CZ 305458 B6 mínek vhodných pro fúzi se cirkulující svazek 335 plazmatu přednostně urychlí asi na 200 keV, přednostně v rozsahu asi 100 keV až 3,3 MeV. Když jsou do cirkulujícího plazmatického svazku 335 dodány iontové svazky, jak je to popisováno výše, cirkulující svazek 335 plazmatu tyto svazky depolarizuje.

Experimenty - zachycení svazku a vytvoření FRC

Experiment 1: Šíření a zachycování neutralizovaného svazku v magnetické zadržovací nádobě pro vytvoření FRC.

Šíření a zachycování bylo úspěšně demonstrováno při následujících hodnotách parametrů:

• Rozměry vakuové komory: průměr asi 1 m, délka asi 1,5 metru.

• Poloměr betatronové cívky: 10 cm.

• Poloměr dráhy plazmatu: 20 cm.

• Byla naměřena střední kinetická energie proudu plazmatického svazku asi 100 eV s hustotou asi 10¹³ cm ', kinetickou energií řádově 10 eV a délkou impulzu asi 20 ps.

• Střední magnetické pole vzniklé v zachyceném objemu bylo přibližně 100 gaussů s periodou nárůstu 150 ps. Zdroj: vnější cívky a betatronové cívky:

• Neutralizační okolní plazma (převážně vodíkový plyn) se vyznačovalo střední hustotou asi ÍO¹³ cm^-3 a kinetickou teplotou menší než 10 eV.

Svazek byl generován v plazmatickém dělu deflagračního typu. Zdrojem plazmatického svazku byl neutrální vodíkový plyn, který byl vstřikován zadní částí děla zvláštním vyfukovacím ventilem. V celkovém válcovém uspořádání byly použity různé válcové konstrukce. Nabíjecí napětí bylo ve standardním případě nastaveno na 5 až 7,5 kV. Vrcholné hodnoty průrazného proudu v dělech překročily 250 000 A. V části experimentů bylo vytvořeno další ionizované plazma prostřednictvím řady malých periferních kabelových děl zavedených do sestavy centrálního děla před vstříknutím, v průběhu nebo po vstříknutí neutrálního plynu. Toto probíhá po dobu prodlouženého impulzu delší než 25 ps.

Vystupující neutralizační svazek o nízké energii byl před vstupem do hlavní vakuové komory zchlazován průchodem driftovou trubicí z nevodivého materiálu. Plazmatický svazek byl také při průchodu touto trubicí předem zmagnetizován stálými magnety.

Svazek se při průchodu driftovou trubicí polarizoval a vstoupil do komory, čímž vyvolal generování vnitřního elektrického pole svazku, které posunulo síly magnetického pole na svazku. Díky tomuto mechanismu bylo možné šířit výše uvedené svazky oblastí magnetického pole bez ohnutí.

Po dalším proniknutí do komory dosáhl svazek požadovaného umístění na dráze a dospěl k vrstvě zadního plazmatu tvořeného řadou kabelových děl a dalších povrchových přeskokových zdrojů. Díky blízkosti elektronů s dostatečnou hustotou svazek ztratil pole své vlastní polarizace a sledoval jednotlivé dráhy částic převážně zachycující svazky. Měření Faradayovým pohárkem a Bsondou potvrdila zachycení svazku ajeho dráhy. Bylo zjištěno, že svazek po zachycení absolvoval požadovanou kruhovou dráhu. Plazmatický svazek byl sledován po své dráze po téměř 3/4 otočky. Měření ukázala, že ztráty v důsledku tření a indukce způsobily, že částice svazku ztratily energii potřebnou k tomu, aby se stočily z požadované dráhy dovnitř a narazily na povrch betatronové cívky přibližně na značce vymezující 3/4. Aby se tomuto předešlo, mohou být ztráty kompenzovány dodáním další energie obíhajícímu svazku indukčním pohybem částic prostřednictvím betatronové cívky.

“i a

Experiment 2: Kombinovaná technika vytvoření FRC s využitím svazku a betatronu

Vytvoření FRC bylo úspěšně demonstrováno užitím kombinované techniky s využitím svazku a betatronu. Kombinovaná technika vytvoření FRC s využitím svazku a betatronu byla provedena experimentálně v komoře o průměru 1 m a délce 1,5 m užitím zvnějšku aplikovaného magnetického pole do 500 G, magnetického pole z betatronové tokové cívky 320 do 5 kG a podtlaku 1,2 x 10”⁵ torru. V experimentu mělo okolní plazma hustotu 10¹³ cm³ a iontový svazek byl neutralizovaný vodíkový svazek o hustotě 1,2 χ 10¹³ cm^-3, rychlosti 2 χ 10⁷ cm/s a pulzní délce cca 20 ps (v poloviční výšce). Bylo zjištěno obrácení pole.

Experiment 3: Technika vytvoření FRC s využitím betatronu

Vytvoření FRC užitím betatronové metody bylo úspěšně demonstrováno při následujících hodnotách parametrů:

• Rozměry vakuové komory: průměr asi 1 m, délka asi 1,5 metru.

• Poloměr betatronové cívky: 10 cm.

• Poloměr dráhy plazmatu: 20 cm.

• Střední vnější magnetické pole vzniklé ve vakuové komoře bylo do 100 gaussů s růstovou periodou 150 ps a zrcadlovým poměrem 2 ku 1. (Zdroj: vnější cívky a betatronové cívky.) • Okolní plazma (v podstatě vodíkový plyn) se vyznačovalo střední hustotou asi 10 cm a kinetickou teplotou menší než 10 eV.

• Životnost uspořádání byla limitována celkovou energií uloženou v experimentu a obecně dosahovala cca 30 ps.

Experimenty pokračovaly prvním vstříknutím okolní plazmatické vrstvy dvěma sadami děl s koaxiálními kabely instalovanými v komoře v kruhu. Každý soubor 8 děl byl instalován na jednom nebo na dvou sestavách zrcadlové cívky. Děla byla azimutálně umístěna ve stejné vzdálenosti a posunuta vzhledem ke druhé sestavě. Toto uspořádání umožňovalo, aby děla byla odpálena současně a aby tak vznikla kruhová plazmatická vrstva.

Po vytvoření této vrstvy byla energizována cívka s betatronovým tokem. Rostoucí proud ve vinutí betatronové cívky vyvolal nárůst toku uvnitř cívky, čímž kolem betatronové cívky vzniklo azimutální elektrické pole. Prudký nárůst a velký proud v cívce s betatronovým tokem vytvořil silné elektrické pole, které akcelerovalo kruhovou plazmatickou vrstvu a tím indukovalo značný proud. Dostatečně silný plazmatický proud vytvořil vnitřní magnetické pole, které měnilo vnější pole a vyvolalo vznik uspořádání s obráceným polem. Podrobným měřením smyček B-bodu byl zjištěn rozsah, síla a trvání FRC.

Příklad typických dat je znázorněn stopami sondy B-bodu na obrázku 30. Datová křivka A představuje absolutní sílu axiální složky magnetického pole na axiální středové rovině (75 cm od každé koncové destičky) experimentální komory a v radiální poloze 15 cm. Datová křivka B představuje absolutní sílu axiální složky magnetického pole v axiální středové rovině komory a v radiální poloze 30 cm. Data na křivce A proto indikují sílu magnetického pole uvnitř plazmatické vrstvy paliva (mezi betatronovou cívkou a plazmatem), zatímco datová křivka B popisuje sílu magnetického pole mimo plazmatickou vrstvu paliva. Data jasně ukazují, že vnitřní magnetické pole obrací během 23 a 47 ps orientaci (je záporné), zatímco vnější pole zůstává kladné, tj. neobrací orientaci. Čas obrácení je omezen nárůstem proudu v betatronové cívce. Jakmile dosáhne proud v betatronové cívce vrcholu, začne indukovaný proud v palivové plazmatické vrstvě klesat a FRC se rychle ztrácí. Až do této doby je životnost FRC omezena energií, kterou lze v experimentu uchovat. Stejně jako u experimentů se vstřikováním a záchytem může být systém modernizován, aby poskytl delší životnost FRC a akceleraci parametrů relevantních pro reaktor.

- 30 .

Tato technika všeobecně nejenže vytváří kompaktní FRC, aleje také dostatečně robustní a jednoduchá na implementaci. Nejdůležitější je to, že základní FRC generované touto metodou může být snadno urychleno na jakoukoli požadovanou úroveň rotační energie a síly magnetického pole. To je zásadní pro aplikace fuze a klasické zadržení svazků o vysokých energiích.

Experiment 4: Technika vytvoření FRC s využitím betatronu

Pokus o vytvoření FRC užitím betatronové techniky byl proveden experimentálně v komoře o průměru 1 m a délce 1,5 m užitím zvnějšku aplikovaného magnetického pole do 500 G, magnetického pole z betatronové tokové cívky 320 do 5 kG a podtlaku 5 χ 10 ⁶ torru. V experimentu obsahovalo okolní plazma hlavně vodík o hustotě 10¹³ cm^-3 a životnosti cca 40 ps. Bylo zjištěno obrácení pole.

Fúze

Tyto dvě techniky tvorby FRC v zadržovacím systému 300 popisovaném výše atp. mohou generovat plazma s vlastnostmi vhodnými pro vyvolání jaderné fúzní reakce. Konkrétněji lze FRC vytvořené těmito metodami urychlit na jakoukoli požadovanou úroveň rotační energie a sílu magnetického pole. To je zásadní pro aplikaci fúzí i klasické zadržení palivových svazků o vysoké energii. V zadržovacím systému 300 je proto možné zadržet a omezit plazmatické svazky o vysoké energii po dostatečně dlouhé období, aby zde vznikla fuzní reakce.

Pro úpravu fuze je FRC vytvořené těmito metodami přednostně akcelerováno, aby dosáhlo přiměřených hodnot rotační energie a magnetického pole urychlením betatronů. Fúze však má tendenci vyžadovat k tomu, aby se reakce uskutečnila, splnění řady fyzikálních podmínek. Aby bylo kromě toho dosaženo účinného spálení paliva a kladné energetické bilance, musí být palivo udrženo v tomto stavu v podstatě nezměněno po delší časové období. To je důležité, protože vysoká kinetická teplota nebo energie charakterizuje stav vhodný pro fúzi. Vytvoření tohoto stavu proto vyžaduje značný energetický vstup, jehož lze dosáhnout jedině tehdy, pokud se fúze zúčastní většina paliva. V důsledku toho musí být doba zadržení paliva delší než doba jeho spalování. Pak bude i energetická bilance a výsledný energetický výstup pozitivní.

Významná výhoda vynálezu spočívá v tom, že zde popisovaný zadržovací systém a plazma jsou schopny dlouhých zadržovacích časů, tzn. zadržovacích časů, které překračují časy spalování paliva. Typický stav pro fúze je tak charakterizován následujícími fyzikálními podmínkami (které se obvykle liší v závislosti na palivu a provozním režimu):

průměrná teplota iontů: v rozsahu asi 30 až 230 keV a přednostně v rozsahu přibližně 80 keV až 230 keV, průměrná teplota elektronů: v rozsahu asi 30 až 100 keV a přednostně v rozsahu přibližně 80 keV až 100 ke V, koherentní energie palivových svazků (vstřikovaných iontových svazků a cirkulujícího plazmatického svazku): v rozsahu asi 100 kEv až 3,3 MeV a přednostně v rozsahu přibližně 300 keV až 3,3 MeV, celkové magnetické pole: v rozsahu asi 47,5 až 120 kG a přednostně v rozsahu přibližně 95 až 120 kG (se zvnějšku aplikovaným polem v rozsahu asi 2,5 až 15 kG a přednostně v rozsahu asi 5 až 15 kG), klasická doba zadržení: delší než doba spalování paliva a přednostně v rozsahu asi 10 až 100 sekund, hustota iontů paliva: v rozsahu asi 10¹⁴ až méně než 10¹⁶ cm^-3 a přednostně v rozsahu asi 10¹⁴ až 10¹⁵ cm^-3, celková fúzní energie: přednostně v rozsahu asi 50 až 450 kW/cm (energie na cm délky komory).

K úpravě výše uvedených fúzních podmínek se FRC přednostně akceleruje na úroveň koherentní rotační energie přednostně v rozsahu asi 100 keV až 3,3 MeV, lépe v rozsahu asi 300 keV až 3,3 MeV a úrovní 45 až 120 kG, lépe v rozsahu asi 90 až 115 kG. Na těchto úrovních mohou být iontové svazky o vysoké energii vstřikovány do FRC a zachycovány, aby vytvořily vrstvu plazmatického svazku, přičemž plazmatické iontové svazky jsou zadržovány magneticky a elektrony plazmatických svazků jsou zadržovány elektrostaticky.

Teplota elektronu je přednostně udržována na tak nízké hodnotě, jak je to prakticky možné, aby se snížilo brzdné záření, které může jinak vést ke ztrátám radioaktivní energie. Efektivním prostředkem, jak toto provést, je elektrostatická jáma podle vynálezu.

Teplota iontů je přednostně udržována na úrovni, která zajišťuje účinné spalování, protože fuzní průřez je funkcí iontové teploty. Velká přímá energie palivových iontových svazků je zásadní pro klasický transport popisovaný v této přihlášce. Minimalizuje také vlivy nestability palivového plazmatu. Magnetické pole je konsistentní s rotační energií svazku. Je částečně tvořeno plazmatickým svazkem (vnitřní pole) a naopak poskytuje podporu a sílu pro udržení plazmatického svazku na požadované dráze.

Produkty fuze

Produkty fuze vznikají v energetickém jádru převážně u nulového povrchu 86, odkud vycházejí difúzí směrem k separatrixu 84 (viz obr. 8). To je důsledkem srážek s elektrony (protože srážky s ionty nemění těžiště a proto nevyvolávají změnu siloěar). Vlivem vysoké kinetické energie (výsledné ionty mají daleko větší energii než ionty paliva) mohou produkty fuze snadno přejít přes separatrix 84. Jakmile jsou za separatrixem 84, mohou postupovat po otevřených siločárách 80 za předpokladu, že na ně bude působit rozptyl po srážkách s ionty. Ačkoli tento proces srážek nevede k difúzím, může změnit směr vektoru rychlosti iontu, aby ukazoval rovnoběžně s magnetickým polem. Tyto otevřené siločáry 80 spojují topologii FRC jádra s jednotně působícím polem mimo topologii FRC. Výsledné ionty vystupují na různých siločárách podle rozdělení energií přednostně ve formě rotujících kruhových svazků. V silných magnetických polích mimo separatrix 84 (v typickém případě cca 100 kG) mají výsledné ionty související rozdělení gyropoloměrů, které se mění od minimální hodnoty cca 1 cm do maxima kolem 3 cm pro nejvíce energetické výsledné ionty.

Výsledné ionty mají zpočátku longitudinální i rotační energii vyznačující se 1/2 M(v_par)² a 1/2 M(Vperp)². Uvedená v_perp je azimutální rychlost související s rotací kolem siločáry jako v centru dráhy. Protože siločáry pole se poté, co se vzdálí topologii FRC, rozptýlí do prostoru, rotační energie má tendenci klesat, zatímco celková energie zůstává konstantní. To je důsledkem adiabatické invariance magnetického momentu výsledných iontů. V oboru je dobře známo, že nabité částice pohybující se v magnetickém poli mají magnetický moment související s jejich pohybem. V případě částic pohybujících se podél pomalu se měnícího magnetického pole existuje také adiabatická invarianta pohybu popisovaného 1//2 MfVpejJB. Ionty, které jsou produktem reakce, obíhající kolem svých siločar, mají magnetický moment a adiabatickou nevariantnost (invariance) spojenou s tímto pohybem. Protože B klesá cca desetkrát (což je určováno rozptylem siločar), vyplývá z toho, že Vperp bude klesat asi 3,2 krát. V okamžiku, kdy výsledné ionty dorazí do jednotné oblasti pole, bude jejich rotační energie nižší než 5 % jejich celkové energie, což je jinými slovy téměř veškerá energie v podélné složce.

Vynález může nabývat různých modifikací i jiných forem a jeho konkrétní příklad byl znázorněn na výkresech a byl podrobně popsán v tomto dokumentu. Vynález by však měl být chápán tak, že se neomezuje na konkrétní zde popisovanou formu, ale naopak má pokiývat veškeré modifikace, ekvivalenty a alternativy spadající do předmětu a rozsahu připojených patentových nároků.

-41 CZ 305458 B6

18. Způsob podle nároku 17, vyznačující se tím, že krok zadržování iontů plazmatu dále zahrnuje, že se směřují driftové oběžné dráhy iontů v diamagnetickém směru elektrostatickou silou, která se vyvíjí elektrostatickým polem.

19. Způsob podle některého z nároků 13 až 18, vyznačující se tím, že plazma obsahuje druhy iontů neneutronového paliva.

20. Způsob podle nároku 12, vyznačující se tím, že dále obsahuje krok, že se seřizuje velikost aplikovaného magnetického pole (110) pro seřizování velikosti elektrostatického pole.

21. Způsob podle nároku 12, vyznačující se tím, že dále obsahuje krok, že se vstřikují svazky iontů do aplikovaného magnetického pole (110) a plazmatu v ohraničující komoře (310) a způsobuje vytváření rotujícího plazmatu v ohraničující komoře (310) a poloidálně magnetické pole kolem rotující plazmy, přičemž když se vytváří azimutální elektrické pole, působí silou na rotující plazma a zvyšuje rychlost rotace rotujícího plazmatu na rychlost, při které velikost poloidálního magnetického pole kolem rotujícího plazmatu překonává velikost aplikovaného magnetického pole (110) a vytváří kombinované magnetické pole mající topologii uspořádání s obráceným polem.

22. Způsob podle nároků 12a21, vyznačující se tím, že krok vytváření magnetického pole zahrnuje, že se přivádí energie do skupiny vnějších cívek (325) pole generátoru magnetického pole.

23. Způsob podle nároků 12 a 21, vyznačující se tím, že svazky iontů se vstřikují příčně k aplikovanému magnetickému poli (110).

24. Způsob podle některého z nároků 12až23, vyznačující se tím, že dále obsahuje krok, že se zvyšuje velikost aplikovaného magnetického pole (110) a udržuje rotující plazma v radiální velikosti menší než je radiální velikost ohraničující komory (310).

25. Způsob podle některého z nároků 12 až 24, vyznačující se tí m , že dále obsahuje krok, že se zvyšuje rychlost změny proudu skrz tokovou cívku (320) a zvyšuje se rotování svazku plazmatu na rotační energii fuzní úrovně.

26. Způsob podle nároku 25, vyznačující se tím, že dále obsahuje kroky, že se vstřikují svazky iontů s energií na úrovni fuze do magnetického pole s uspořádáním s obráceným polem a že se svazky lapají v betatronových oběžných drahách v magnetickém poli s uspořádáním s obráceným polem.

27. Způsob podle nároku 26, vyznačující se tím, že krok vstřikování svazků iontů dále zahrnuje kroky, že se přidávají elektrony neutralizující náboj ke svazkům iontů a že se směřují neutralizované svazky iontů skrz magnetické pole a svazky iontů se elektricky polarizují, že se odvádí elektrická polarizace vstřikovaných neutralizovaných svazků iontů když se vstřikované neutralizované svazky iontů setkávají s plazmatem v ohraničující komoře setkávají s plazmatem v ohraničující komoře (10) a přičemž aplikované magnetické pole (110) nebo magnetické pole uspořádání s obráceným polem, působící Lorentzovou silou na vstřikované neutralizované svazky iontů a ohýbají svazky iontů do betatronových oběžných drah.

výkresů

FIG. 1A

-45CZ 305458 B6 konců tokové cívky (320), pro zvyšování velikosti magnetického pole vyvíjeného generátorem magnetického pole u prvního konce a druhého konce tokové cívky (320).

10. Přístroj podle nároku 1, vyznačující se tím, že vstřikovače svazku iontů jsou uzpůsobeny na vstřikování svazků iontů do ohraničující komory (310) ve směru kolmém na siločáry pole axiálně se rozprostírajícího toku aplikovaného magnetického pole (110).

11. Přístroj podle nároku 10, vyznačující se tím, že vstřikovače (340) svazku iontů zahrnují generátor magnetického pole, umístěný podél trasy svazků iontů, elektricky polarizující neutralizované svazky iontů způsobováním rozdělování iontů a elektronů neutralizovaných svazků iontů.

12. Způsob vytváření magnetického pole s topologií obráceného pole ve válcové ohraničující komoře (310) pro magnetické zadržování iontů plazmatu a pro elektrostatické zadržování elektronů plazmatu v ohraničující komoře (310) v přístroji podle předchozích nároků, vyznačující se t í m, že zahrnuje kroky, že se dodává plazma (335) obsahující elektrony a ionty do ohraničující komoiy (310), že se vytváří aplikované magnetické pole (110) s axiálně se rozprostírajícím tokem v ohraničující komoře (310) s použitím generátoru magnetického pole majícího skupinu vnějších cívek (325) pole, připojených k ohraničující komoře (310) podél podélné hlavní osy (315) ohraničující komory (310), že se vytváří azimutální elektrické pole (E) v ohraničující komoře (310) zvyšováním míry, kterou proud protéká skrz tokovou cívku (320) obsahující skupinu cívek vinutých rovnoběžně a umístěných podél podélné hlavní osy (315) ohraničující komory (310), přičemž azimutální elektrické pole (E) způsobuje rotaci plazmatu v ohraničující komoře (310) a vytváření poloidálně magnetického pole kolem rotující plazmy, přičemž poloidálně magnetické pole a aplikované magnetické pole (110) se kombinují a vytvářejí magnetické pole v uspořádání s obráceným polem a že se vytváří elektrostatické pole v ohraničující komoře (310), zadržující elektrony plazmatu, přičemž vytváření elektrostatického pole zahrnuje vytváření aplikovaného magnetického pole (110) v ohraničující komoře (310) v stanovené velikosti a že se vstřikují svazky iontů do ohraničující komory (310) rychlostí, která způsobuje vytváření elektrostatického pole.

13. Způsob podle nároku 12, vyznačující se tím, že dále obsahuje krok, že se zadržují ionty plazmy v ohraničující komoře (310) elektromagnetickými silami vyvíjenými na ionty plazmy magnetickým polem v uspořádání s obráceným polem a elektrony plazmy v ohraničující komoře (310) v elektrostatické potenciálové energetické jámě elektrostatického pole elektrostatickými silami vyvíjenými na elektrony plazmatu elektronickým polem.

14. Způsob podle nároku 13, vyznačující se tím, že magnetické pole v uspořádání s obráceným polem obsahuje ionty plazmatu v ohraničující komoře (310) po dobu delší než je doba hoření plazmy.

15. Způsob podle nároku 13, vyznačující se tím, že krok zadržování iontů plazmatu zahrnuje, že se způsobuje, že ionty plazmatu obíhají v ohraničující komoře (310) po betatronových oběžných drahách působením elektromagnetických sil vyvíjených na ionty plazmatu magnetickým polem v uspořádání s obráceným polem, přičemž poloměr oběžné dráhy betatronových oběžných drah překračuje vlnové délky fluktuací způsobujících anomální transport.

16. Způsob podle nároku 13, vyznačující se tím, že krok zadržování iontů plazmatu zahrnuje, že se způsobuje, že ionty plazmatu obíhají v ohraničující komoře (310) působením Lorenzových sil vyvíjených na ionty plazmatu magnetickým polem v uspořádání s obráceným polem.

17. Způsob podle nároku 13, vyznačující se tím, že krok zadržování iontů plazmatu zahrnuje, že se způsobuje rotování plazmatu a že se vstřikuje svazek iontů ve zvoleném směru, přičemž oběžná dráha iontů plazmatu je v diamagnetickém směru.

-43CZ 305458 B6

Claims

00«=» o o~ eř to - - to • x o -«t o z o iC Ul CO O cc iC PATENTOVÉ NÁROKY

1 ft OJB· —186 ^15δ-ί í V • » 1 1 1 ¹ l 1 * i » 156. 1 r*— 54 0^· mCD \ γ ή IL 02 M 0t oj i V V

FIG. 21A

FIG. 21B

FIG. 21C

FIG. 21D

53CZ 305458 B6

FIG. 22A

FIG. 22B

FIG. 22C

FIG. 22D

- S4

-55CZ 305458 B6

FIG. 24D

FIG. 24C

FIG. 25

FIG. 26

-57CZ 305458 B6

FIG. 29 tn cc >

íc

LU <X

1. Přístroj (300) pro vytváření magnetického pole (34) s topologií s obráceným polem v ohraničující komoře (310) pro magnetické zadržování iontů plazmatu v ohraničující komoře (310) a elektrostatického pole v ohraničující komoře (310) pro elektrostatické zadržování elektronů plazmatu v ohraničující komoře (310), který obsahuje:

ohraničující komoru (310) válcového tvaru, mající podélnou hlavní osu (315), generátor magnetického pole připojení k ohraničující komoře (310) podél podélné hlavní osy (315) ohraničující komory (310), přičemž generátor magnetického pole obsahuje skupinu vnějších cívek (325) na vytváření aplikovaného magnetického pole (110) s axiálně se rozprostirajícím tokem, když je proud veden skrz skupinu vnějších cívek (325), zdroj (345) plazmatu na pozadí, spojený s ohraničující komorou (310) na vstřikování plazmatu, obsahujícího elektrony a ionty do ohraničující komory (310), tokovou cívku (320) připojenou k ohraničující komoře (310) a koncentrickou s podélnou hlavní osou (315) a vstřikovače (340) svazku iontů na vstřikování neutralizovaných svazků iontů do ohraničující komory (310), pro vstřikování svazků iontů zvolenou rychlostí a pro vytváření aplikovaného magnetického pole (110) ve velikosti pro způsobování vytváření elektrostatického pole zadržujícího elektrony plazmy, vyznačující se tím, že toková cívka (320) obsahuje skupinu cívek vinutých rovnoběžně pro vytváření azimutálního elektrického pole v nádobě kolem tokové cívky (320), když se rychlost, kterou se proud směřuje skrz cívku (320), zvyšuje, přičemž azimutální elektrické poleje uzpůsobené pro způsobování rotace svazku (335) plazmatu a pro vytváření poloidálně magnetického pole kolem rotujícího svazku (335) plazmatu, přičemž poloidálně magnetické pole a aplikované magnetické pole (110) jsou kombinována pro vytváření magnetického pole s uspořádáním obráceného pole.

2. Přístroj podle nároku 1, vyznačující se tím, že skupina betatronových tokových cívek (320) zahrnuje skupinu zrcadlových cívek (330) pro zvýšení síly magnetického pole vytvořeného skupinou betatronových tokových cívek (320) a definování zadržovací oblasti mezi nimi.

3. Přístroj podle nároků la2, vyznačující se tím, že generátor magnetického pole je umístěn vně ohraničující komory (310).

4. Přístroj podle nároků la2, vyznačující se tím, že generátor magnetického pole je umístěn v ohraničující komoře (310).

5. Přístroj podle nároku 1, vyznačující se tím, že generátor magnetického pole je otočný pro seřízení velikosti elektrostatického pole v ohraničující komoře (310).

6. Přístroj podle nároku 5, vyznačující se tím, že dále obsahuje řídicí systém připojený ke generátoru magnetického pole.

7. Přístroj podle nároku 1, vyznačující se tím, že ohraničující komora (310) má prstencovitě vytvarovaný příčný průřez.

8. Přístroj podle nároku 1, vyznačující se tím, že zdroj (345) plazmatu pro pozadí obsahuje skupinu děl na plazmu pro pozadí, která jsou orientována pro vstřikování plazmy pro pozadí podél podélné hlavní osy (315) ohraničující komory (310) k středové rovině ohraničující komory (310).

9. Přístroj podle nároku 1, vyznačující se tím, že skupina vnějších cívek (325) pole obsahuje první zrcadlové cívky (330) a druhé zrcadlové cívky (330), umístěné u protilehlých

-Δ.ΊCZ 305458 B6

FIG. 4

-46CZ 305458 B6

FIG. 8

-47CZ 305458 B6

FIG. 10

AQ

FIG. 12A

FIG. 12B

-49CZ 305458 B6

FIG. 14B

FIG. 14C

FIG. ISA

FIG. 15B

FIG. 17

-51 CZ 305458 B6

FIG. 19A

FIG. 19B

FIG. 19C

2.

<

O γο

F/G. 30 (9)28

Konec dokumentu