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Verfahren und Anordnung zur Isotopentrennung nach einem Ionen-Resonanz-Trennverfahren
Zur Trennung von Isotopen ist es bekannt, die Bahnen geladener Teilchen auszunutzen,
die unter dem Einfluß elektrischer und magnetischer Felder stehen.
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Es gibt Verfahren mit Ionenstrahlen, bei denen die Teilchen möglichst
homogene Geschwindigkeiten nach Größe und Richtung erhalten und bei denen die im
magnetischen Gleichfeld erfolgende Bahnkrümmung unterschiedliche Werte hat, je nach
der Massenzahl der Einzelionen, und so eine Trennung erfolgt, sobald die unterschiedlichen
Bahnen zur Trennung des Strahles in zwei Komponenten mit den Ionen unterschiedlicher
Massenzahl geführt haben. Diese Verfahren sind aber außerordentlich aufwendig, weil
der erzielbare Durchsatz eines solchen homogenen Ionenstrahles außerordentlich klein
ist, auch wenn die coulombschen Abstoßungskräfte zwischen den geladenen Teilchen
durch freie Elektronen nach Art der raumladungskompensierten Plasmen von Gasentladungen
unwirksam gemacht wurden.
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Es gibt andere Verfahren, die bei höheren Gasdrücken arbeiten, aber
abhängig sind von den nur wenig unterschiedlichen Diffusionsvorgängen der Isotopen
unterschiedlicher Massenzahl. Derartige Verfahren haben gegenüber den Strahltrennanlagen
zwar höheren Durchsatz, aber sehr viel geringere Anreicherung der gewonnenen Gaskomponente.
Auch bei solchen Einrichtungen mit höherem Gasdruck sind Verfahren bekannt, die
die unterschiedlichen Bahnen der geladenen Teilchen bei verschiedenen Massenzahlen
benutzen, und zwar sind insbesondere Trenneinrichtungen bekannt, bei denen die Zyklotronresonanz
geladener Teilchen im magnetischen Gleichfeld ausgenutzt wird, die durch ein elektrisches
Wechselfeld angefacht wird. Auch diese Verfahren haben, ähnlich wie die erstgenannten
massenspektrographischen Strahlverfahren, zwar gute Trennwirkung, aber äußerst geringen
Durchsatz, so daß sie in der Praxis nur zum Nachweis bestimmter Isotopen und zur
Konzentrationsmessung der Gaskomponenten verwendet werden, nicht aber primär zum
Zweck der Trennung selbst oder zur Anreicherung z. B. eines Gasgemisches mit der
selteneren Isotopenkomponente.
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Bei den bekannten Ionentrennverfahren (USA.-Patentschrift 2 806 143)
wird stets ein magnetisches Gleichfeld verwendet, in Verbindung mit elektrischen
Gleichfeldern zur Beschleunigung der den Ionenstrahl bildenden Ionen. Bei den bekannten
Resonanztrennverfahren (USA.-Patentschrift 2 629 055) wird gleichfalls ein magnetisches
Gleichfeld in Verbindung mit elektrischen Wechselfeldern verwendet.
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Die Erfindung bezieht sich auf ein Verfahren und eine Anordnung zur
Isotopentrennung nach einem
Ionen- Resonanz-Trennverfahren in Gasentladungen, bei
welchem räumlich nahezu senkrecht aufeinander stehende elektrische und magnetische
Felder als Ablenkfelder für die Ionen verwendet werden, wobei das elektrische Feld
ein hochfrequentes Wechselfeld ist und die gesuchten Isotopen auf einem Auffänger
am Rand des Trennraumes gesammelt werden. Der sich auf das Verfahren beziehende
Teil der Erfindung besteht darin, daß an den Trennraum phasengleiche elektrische
und magnetische Wechselfelder angelegt werden und daß die Frequenz der Wechselfelder
und die Amplitude des homogenen magnetischen Wechselfeldes so aufeinander abgestimmt
werden, daß die Ionen der einen der zu trennenden Komponenten nahezu in sich geschlossene
Bahnkurven je Periodendauer der Wechselfelder durchlaufen und der Transport durch
die Lemniskatenbahnkurven sich mit dem Transport durch Ionenpumpwirkung für das
häufigere Isotop gerade aufhebt, während der Transport für das seltenere Isotop
bestehenbleibt und die Anreicherung desselben bewirkt.
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Der sich auf die Anordnung beziehende Teil der Erfindung besteht
darin, daß Auffänger für die getrennten bzw. angereicherten Gase am Ende des Gasentladungsraumes
in der Nähe derjenigen Stellen angebracht sind, an denen eine zur elektrischen und
magnetischen Feldrichtung senkrechte Linie, die durch das Zentrum der Gasentladung
geht, die Wand trifft.
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Das erfindungsgemäße Verfahren ähnelt insofern dem bekannten Zyklotron-Resonanz-Trennverfahren,
als diejenigen Ionen, die je Periodendauer in sich geschlossene Bahnkurven durchlaufen,
auch aus dem elektrischen Wechselfeld am meisten Energie aufnehmen können und daher
als in Resonanz mit den Anregungsbedingungen bezeichnet werden können.
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Die Erfindung unterscheidet sich jedoch grundsätzlich dadurch von
diesen Resonanztrennverfahren, daß
nicht die durch Resonanz auftretende
besonders große Schwingungsweite der in Resonanz befindlichen Teilchen ausgenutzt
wird, sondern die Driftbewegung derjenigen Ionen, für die die Resonanzbedingung
nicht genau erfüllt ist. Die genaue Erfüllung der Resonanzbedingung bewirkt eine
in sich geschlossene Bahnkurve, die durch die Resonanz eine zwar etwas erhöhte Schwingungsweite
gegenüber den nicht ganz in Resonanz befindlichen Ionen bekommt, die aber keine
überlagerte Driftbewegung bewirkt.
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Die Erfindung wird mit weiteren vorteilhaften Ausbildungen an Hand
der in der Zeichnung dargestellten Figuren näher erläutert.
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F i g. 1 zeigt die Bahnen einzelner geladener Teilchen einer Gasentladung,
die von sehr unterschiedlichen Beträgen und allen möglichen Richtungen statistisch
verteilt sind nach Maßgabe der Temperaturenergie des Gases; F i g. 2 zeigt die Abwandlung
dieser Bahnen in schlangenförmige Linien, wenn ein magnetisches Wechselfeld senkrecht
zur Zeichenebene wirksam ist; die Krümmung entspricht jeweils dem momentanen Wert
der magnetischen Feldstärke und ist im übrigen der Massenzahl und der Geschwindigkeit
des Teilchens proportional; F i g. 3 zeigt entsprechend die Bahn eines Einzelteilchens
bei gesteigerter magnetischer Feldstärke, bei der bereits die Krümmung während einer
Halbwelle des Wechselfeldes zu einem Bogenstück von mehr als 1800 Richtungswechsel
der Flugrichtung führt; F i g. 4 zeigt den Fall, daß die magnetische Feldstärke
so weit gesteigert wurde, daß die Bahn des Teilchens eine in sich geschlossene Figur
darstellt, die etwa die Form einer Lemniskate hat, die sich selbst unter 90" schneidet;
F i g. 5 zeigt eine Bahn, die sich bei weiterer Steigerung der magnetischen Feldstärke
ergibt und bei der die Selbstüberschneidung nicht immer wieder zu dem gleichen Schnittpunkt
führt, sondern zu einer Versetzung in umgekehrter Richtung wie nach F i g. 3; auch
diese Versetzrichtung ist in der Figur gekennzeichnet; Fig. 6 zeigt eine andere
in sich geschlossene Bahnkurve; Fig.7 zeigt eine weitere in sich geschlossene Bahnkurve;
F i g. 8 zeigt ein Entladungsgefäß; F i g. 9 zeigt den zeitlichen Feldverlauf des
magnetischen Wechselfeldes; F i g. 10 zeigt eine weitere Ausbildung eines Entladungsgefäßes.
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Wählt man den Betrag und die Frequenz des magnetischen Wechselfeldes
von der Art, daß die eine Gaskomponente, beispielsweise die des häufigen Isotops,
zu in sich geschlossenen Bahnkurven gezwungen wird, so wird die andere Gaskomponente,
die aus einem Isotop nur wenig unterschiedlicher Massenzahl bestehen möge, Bahnen
nach Fig. 3 oder 5 beschreiben, die eine gewisse Drift aufweisen.
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Würde man nun nur dieses magnetische Wechselfeld auf die Gasentladung
wirken lassen, so würden sich die Driftbewegungen der selteneren Komponenten in
allen möglichen Richtungen verteilen und daher statistisch völlig unwirksam werden.
Erfindungsgemäß ist nun aber zusätzlich zu dem magnetischen Wechselfeld auch noch
ein elektrisches Wechselfeld gleicher Frequenz und Phasenlage wie das magnetische
Feld wirksam gemacht, von einer Richtung, die nahezu
senkrecht zu der des magnetischen
Feldvektors steht.
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Unter dem Einfluß dieser elektrischen Wechselfeldstärke werden diejenigen
Lemniskatenbahnkurven, die zufällig bereits mit ihrer Längsrichtung in Richtung
des elektrischen Feldes weisen, durch dieses elektrische Feld aufgeschaukelt oder
gedämpft, in der gleichen Weise, wie dieser Effekt bei der Zyklotronresonanz oder
beim Zyklotron selbst bekannt ist. Im Mittel wird daher eine Ausrichtung aller Lemniskatenbahnkurven
stattfinden, insbesondere, wenn die durch die elektrische Feldstärke allein erzeugten
Teilchengeschwindigkeiten bereits größer sind als die thermischen Geschwindigkeiten.
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Unter der Einwirkung von elektrischem und magnetischem Wechselfeld
der beschriebenen Art werden daher alle Driftbewegungen der selteneren Isotopenkomponente
einheitlich in eine Richtung gehen, die auf dem elektrischen und magnetischen Feldvektor
senkrecht steht. An der entsprechenden Auftreffstelle am Rande des Gasentladungsraumes
kann man daher einen Auffänger anbringen, der ein mit dem selteneren Isotop angereichertes
Gas auffängt.
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Die in sich geschlossene Bahnkurve nach F i g. 4 ist für ein ganz
bestimmtes Verhältnis von magnetischer Feldstärke und Kreisfrequenz des Wechselfeldes
für ein bestimmtes Isotop erfüllt, und zwar muß die Gleichung 4e m = rn H0 3 # m
etwa erfüllt sein. Darin ist w die Kreisfrequenz eines sinusförmig veränderlichen
magnetischen Feldes von der Amplitude H0 und m das Verhältnis von Ladung und Masse
der betreffenden Teilchen. Man kann auch mit wesentlich größerem Verhältnis vom
Betrag des magnetischen Wechselfeldes H0 und Kreisfrequenz so zu anderen in sich
geschlossenen Bahnkurven kommen, wie sie die F i g. 6 und 7 beispielsweise zeigen.
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Für diese müßten die Gleichungen 4 e 4 4 e bzw. co w 19n m 11s m 19s
m etwa erfüllt sein. Auch derartige Bahnkurven lassen sich für eine erfindungsgemäße
Gastrennanlage anwenden, die als mehrfach angenäherte Kreisbahnen mit wechselndem
Umlaufsinn bezeichnet werden können.
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Die genannten Gleichungen sind aber keine genauen Anhaltspunkte zur
Vorausberechnung von co und H0 für in sich geschlossene Bahnkurven. Vielmehr muß
die erforderliche Feldamplitude oder Kreisfrequenz empirisch so bestimmt werden,
daß der gewünschte Effekt, nämlich die in sich geschlossenen driftfreien Bahnkurven
für das häufigere Isotop des Gases, entsteht. Die Abweichung dieser experimentellen
Werte von denen der obigen Gleichungen entstehen durch den an sich bekannten zusätzlichen
Ionentransport, der in einer Gasentladung bei senkrecht zueinander wirksamen phasengleichen
elektrischen Strömen und magnetischen Wechselfeldern, ebenfalls senkrecht zu beiden
Feldrichtungen, zustande kommt, der auch als Ionenpumpe bezeichnet wird. Dieser
Ionentransport ist dem Produkt aus Wirkstromdichte in der elektrischen Feldrichtung
und der magnetischen Feldstärke proportional und im übrigen abhängig vom Strömungswiderstand
der Gasentladungssäule in dieser
Transportrichtung und vom Gasdruck.
Insbesondere muß vermieden werden, daß durch diesen Ionenpumpeneffekt die ganze
Gassäule einschließlich der neutralen Plasmateilchen in Bewegung oder in Turbulenz
gerät. Deshalb ist eine prismatische längliche Form des Entladungsgefäßes 1 vorteilhaft,
wie sie in F i g. 8 dargestellt ist.
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Die längliche Form des Entladungsgefäßes unterbindet oder schwächt
jedenfalls die Turbulenz, die durch die Ionenpumpenwirkung zustande kommen kann.
Die Turbulenz wird angeregt, weil diese Pumpen wirkung in der Mitte des Entladungsgefäßes
stärker ist als an den Randgebieten, wo die Schwingungsweite der Ladungsträger und
damit die wirksame Stromdichte kleiner ist, und weil die Gefäßwandungen und die
Elektroden die Gasströmung behindern. Als weiterer Grund ist anzusehen, daß die
Überlagerung des homogenen, von außen angelegten Wechselfeldes mit dem magnetischen
Zusatzwechselfeld, das durch die Verschiebungsstromdichte der Ladungsträger hervorgerufen
wird, ein etwas inhomogenes, resultierendes magnetisches Wechselfeld und damit auch
inhomogene Ionenpumpenwirkung erzeugt. Wenn das Gefäß länglich ausgeführt ist, wird
der Strömungswiderstand für das Gas erhöht, und der Übergang von laminarer in turbulente
Strömung tritt erst bei erhöhter Strömungsgeschwindigkeit ein.
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Diese Form des Entladungsgefäßes 1 setzt auch die zusätzlichen elektrischen
Felder herab, die von dem magnetischen Feldfluß induziert werden und nicht wie das
beabsichtigte, mit den Elektroden 2 und 3 erzeugte homogene elektrische Feld phasengleich
mit dem magnetischen Feld verläuft. Dieses magnetische Feld wird durch nicht dargestellte
Spulen erregt, die eine homogene, auf der Zeichenebene senkrechte Wechselfeldstärke
H im ganzen Entladungsraum erzeugen. Die Ionenpumpenwirkung erzeugt dann keine Strömung
oder Turbulenz, sondern nur ein Druckgefälle in Längsrichtung des Entladungsgefäßes,
wobei das leichtere Isotop sich an dem Ende geringeren Druckes anreichert. Das Verhältnis
H - wird empirisch so ge-# wählt, daß der resultierende Transport durch die Lemniskatenbahnkurven
sich mit dem Transport durch lonenpumpenwirkung für das schwerere (häufigere) Isotop
gerade aufhebt, während er für das seltenere Isotop bestehenbleibt und die gewünschte
Anreicherung, z. B. am Entladungsrohrende 4, bewirkt, wo dieses angereicherte Gas
entnommen oder aufgefangen und kondensiert werden kann.
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Zur Form des Entladungsgefäßes wird ferner bemerkt, daß man elektrische
Wechselfelder nicht erzeugen kann, ohne daß die damit verbundenen Verschiebungs-
und Konvektionsströme auch ein magnetisches Wechselfeld bewirken. Ebenso kann man
keine magnetischen Wechselfelder erzeugen, ohne daß die magnetischen Wechselflüsse
elektrische Umlaufspannungen, also auch elektrische Felder bewirken. Bei räumlichen
Abmessungen in der Größenordnung oder größer als die den jeweiligen Frequenzen f
= 22 c zugeordneten Wellenlängen A = asz kann man nicht mehr die elektrischen und
die magnetischen Wechselfeldstärken unabhängig voneinander einstellen. Es handelt
sich dann immer um laufende oder stehende elektromagnetische Wellenfelder. Bei der
empfohlenen länglichen Form des Trennrohres kann man dagegen
dafür sorgen, daß jedenfalls
der Abstand zwischen den Elektroden und derjenige zwischen den Gefäßwandungen in
Richtung des angelegten Wechselfeldes Ho klein bleibt gegenüber der WellenlängeR.
Dann sind auch die durch die Verschiebungsströme zustande kommenden Durchflutungen
so klein und die mit diesen Durchflutungen verketteten Kraftlinienweglängen so groß,
daß die von diesen Durchflutungen herrührenden zusätzlichen magnetischen Wechselfelder
klein bleiben gegenüber dem von außen angelegten homogenen Wechselfeld Ho. Diese
Bedingung muß eingehalten werden, weil die von den Durchflutungen der Verschiebungsströme
herrührenden Wechselfelder weder die Homogenitätsbedingung erfüllen noch die gewünschte
Phasenlage und Richtung relativ zum elektrischen Feld haben.
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Ebenso sind die elektrischen Zusatzfelder, die durch die Flußänderungen
des von außen angelegten homogenen magnetischen Wechselfeldes H0 erzeugt werden,
um so kleiner, je länger der Umfang des mit diesem Wechselfluß verketteten Kraftlinienweges
ist, also wiederum je länglicher der Entladungsraum gestaltet wird.
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Es zeigt sich, daß sowohl für die Trennung der Isotope mit Hilfe
der lemniskatenähnlichen Ionenbahnen als auch zur Herabminderung der Störung des
Trennvorganges durch die Pumpenwirkung der magnetisch abgelenkten Elektronen und
der Übertragung von der Energie dieses Elektronengases (freie Elektronen der Gasentladung)
auf das Plasma die Anwendung starker magnetischer Feldstärken von 1000 G Amplitude
oder noch mehr von Vorteil ist. Je größer nämlich die magnetische Feldstärke ist,
desto kleiner werden die in sich geschlossenen Bahnkurven bei gleicher Geschwindigkeit.
Die für den Trenneffekt erforderliche Bedingung, daß die freie Weglänge der Ionen
von der Größenordnung einer Bahnlänge ist, führt also bei höheren magnetischen Feldstärken
zu kleineren Mindestwerten der freien Weglänge, damit aber zu höheren zulässigen
Gasdrücken und damit wiederum zu erhöhtem Durchsatz. Die Pumpenwirkung des Elektronengases
ist insofern schädlich, als es nicht möglich ist, die Stromdichte der Entladung
über den ganzen Entladungsraum konstant zu halten. Selbst bei vollkommen homogenem
magnetischem Feld ist daher die Pumpenwirkung, also das durch sie erzeugte Druckgefälle,
unterschiedlich von Ort zu Ort innerhalb der Gasentladungsstrecke. Daher entsteht
unter dem Einfluß dieser Pumpenwirkung nicht nur ein neues Druckgleichgewicht mit
statistischem Druckgefälle, sondern eine zusätzliche turbulente Strömung, die natürlich
den Trenneffekt in viel stärkerem Maße stört als etwa die normalen Diffusionsprozesse
bei ruhendem Gas.
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Nun wird aber diese Pumpenwirkung des Elektronengases bei höheren
magnetischen Feldstärken erheblich herabgemindert. Die Pumpgeschwindigkeit Ve des
Elektronengases, die sich senkrecht zum elektrischen (E) und magnetischen (B) Feldvektor
einstellt, ist maximal Ve = E s nimmt also mit wachsender ma-B gnetischer Feldintensität
B ab. Erfindungsgemäß sollen daher Feldstärken von mindestens 1000 G angewendet
werden. Diese Feldstärke führt für Massenzahlen von etwa 300, wie sie bei der wichtigen
Trennung von U235 von U238 bei Uranhexafluorid etwa vorliegen, zu Kreisfrequenzen
von sv w 1,3 10 s-l, also einer Frequenz von 2000 Hz. Für diese Frequenzen und Feldstärken
lassen sich noch Elektromagnete mit
lamellierten Kernblechen herstellen,
die im Entladungsraum eine hinreichend homogene Feldstärke erzeugen, Für noch wesentlich
höhere Feldstärken kann man Magnete mit in gleichem Maß erhöhter Speisefrequenz
allerdings zur Zeit nicht bauen, da die Eisenverluste dann das erträgliche Maß bezüglich
Leistungsaufwand und insbesondere Wärmezufuhr übersteigen. Im Sinne der Erfindung
liegt es, einen Magnet mit möglichst hoher homogener Feldstärke H0 in dem Luftspalt,
in dem das Entladungsgefäß untergebracht ist, zu wählen und auch die Frequenz so
hoch wie möglich zu wählen und den Verhältniswert Ho an eine der oben w angeführten
Gleichungen bzw. an den für Trennwirkung optimalen Wert anzupassen.
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Die Wahl der elektrischen Spannung U bzw. Feldstärke E bzw. Stromstärke
J wird so getroffen, daß die Entladung mit der gewünschten Trägerdichte brennt.
Infolge der starken Ablenkung der Elektronen von der elektrischen Feldrichtung durch
das magnetische Feld steigt die Brennspannung der Gasentladung mit der Höhe des
magnetischen Feldes stark an. Eine zu hohe Brennspannung bzw. elektrische Feldstärke
in der Entladung ist aber im Sinne der Erfindung unerwünscht, da damit die Bahnlängen
wiederum zu groß und die Höchstwerte des zulässigen Gasdruckes zu klein werden.
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Einer weiteren Ausgestaltung des Erfindungsgedankens entsprechend
wird der Magnetisierungsstrom mit Hilfe von Schaltdrosseln derart verzerrt, daß
das magnetische Wechselfeld den Nulldurchgang verzögert, wie es im zeitlichen Feldverlauf
nach F i g. 9 zu erkennen ist. In den magnetfeldfreien Zwischenzeiten kann jeweils
die Plasmaträgerdichte durch Ionisation bei Elektronenstoß in hinreichendem Maß
neu aufgebaut werden, weil die Elektronen in diesem Phasenzeitbereich durch das
klein bleibende magnetische Feld weniger abgelenkt werden und daher mehr ionisierende
Stöße mit Gasmolekülen ausführen können, in den Phasenbereichen großer magnetischer
Feldstärke wird dagegen die Plasmaträgerdichte durch Rekombination im Plasma und
an den Wänden wieder abgebaut.
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Zur Ionisierung in den magnetfeldfreien Phasenbereichen ist eine
gegenüber dem Magnetfeld um 90° phasenverschobene Spannung erforderlich, die nach
der Erfindung jedoch nicht direkt an die Elektroden angelegt werden soll, da, wie
erwähnt, an den Elektroden bereits eine phasengleiche Spannung anliegt. Es wird
aber durch den magnetischen Fluß selbst eine Umlaufspannung induziert, die die für
die Ionisation erforderliche Phasenverschiebung gegen das Magnetfeld hat. Bei der
Gestaltung des Entladungsgefäßes nach F i g. 8 tritt diese induzierte Spannung aber
in der Hauptsache nur an den seitlichen Enden zwischen den Elektroden auf, da diese
selbst als Äquipotentialflächen eine Umlauffeldstärke in Richtung ihrer Längserstreckung
unterbinden.
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Einer weiteren Ausgestaltung des Erfindungsgedankens entsprechend
werden daher nach F i g. 10 die Elektroden unterteilt und über einen vom Magnetisierungsstrom
durchflossenen, vorzugsweise induktiven Spannungsteiler mit Spannung versehen, der
die gesamte magnetische Umlaufspannung etwa gleichmäßig auf die zyklische Folge
der Einzelelektroden verteilt.
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Man erkennt in F i g. 10 je neun Einzelelektroden 2 und 3, an denen
die Spannung über die induktiven Spannungsteiler 5 und 6 aufgeteilt wird, die vom
Magnetisierungsstrom
J durchflossen werden. Der Ohmsche Widerstand 7 dient zur Erzeugung der mit dem
Magnetfeld phasengleichen Spannung zwischen den Elektroden2 und 3. Die Erregerwicklung8
für das magnetische Feld H im Entladungsraum des Gefäßes 1 wird von der Stromquelle
9 gespeist und die Blindleistung mit dem Kondensator 10 kompensiert.
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Die Einzelinduktivitäten der Spannungsteiler 5 und 6 werden so gewählt,
daß der induktive Spannungsabfall etwa gleich der Hälfte der Urmaufspannung des
magnetischen Flusses ist, der auf die Teilstrecke t der Entladung zwischen den Mittellinien
der Elektroden entfällt. Die Elektroden können auch außerhalb des Entladungsgefäßes
1 angeordnet sein und die elektrische Wechselfeldstärke kapazitiv auf den Entladungsraum
übertragen.
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Schließlich kann der induktive Spannungsteiler 5, 6 als Schaltdrossel
für den Magnetisierungsstrom Verwendung finden, also mit einem Kernmaterial versehen
werden, das leicht zu sättigen ist und eine möglichst rechteckförmige Hysteresiskurve
hat, wie das für Schaltdrosseln bekannt ist. Auf diese Weise wird selbsttätig die
ionisierende Spannung in den Phasenbereichen des verzögerten Nulldurchganges der
magnetischen Feldstärke besonders groß. Natürlich kann auch neben dem induktiven
Spannungsteiler, der als Schaltdrossel wirkt, noch eine zusätzliche Schaltdrossel
vorgesehen werden.
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Nachstehend wird nochmals näher auf die Verfahrens schritte zur Abstimmung
eingegangen. Die Verfahrensschritte, nach denen im Sinne von Anspruch 1 abgestimmt
wird, erfolgen in der Weise, daß für die maximal erreichbare magnetische Wechselfeldstärke
und für die Masse und Ladung der Ionen diejenige Frequenz errechnet wird, bei der
eine beliebige, vorzugsweise die häufigere Komponente der zu trennenden Isotopen
in sich geschlossene Bahnkurven nach Art der F i g. 4 je Periodendauer durchläuft,
und zwar unter Benutzung der Gleichung 4e o Ho.
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3 m In Dann wird dieses entsprechende elektrische und magnetische
Wechselfeld eingestellt, und es wird beobachtet, ob an den Auffängern an beiden
Enden des Trennrohres Ionen aufgefangen werden, woraus man erkennt, daß die Driftbewegung
der Ionen unterschiedlicher Massenzahlen auch unterschiedliche Richtung haben dürfte.
Wenn nur ein Auffänger für das seltenere Isotop vorgesehen ist, während das häufigere
Isotop als Gas abgesogen werden soll, so ermittelt man die am Auffänger aufgefangene
Ionenmenge in Abhängigkeit von der Frequenz cv, die man variiert, oder in Abhängigkeit
von der Wechselfeldamplitude, sofern diese Änderung einfacher durchführbar ist.
Die für den Betrieb der Trennanlage einzustellende Frequenz bzw. Feldamplitude H0
ist diejenige, bei der eine nur relativ kleine Ionenmenge in der Zeiteinheit aufgefangen
wird. Die Höhe dieser für den Betrieb einzustellenden kleinen Menge je Zeiteinheit
ist wiederum davon abhängig, ob ein relativ großer Durchsatz bei geringerer Anreicherung
oder ein geringerer Durchsatz bei starker Anreicherung der aufgefangenen Ionen oder
des abgesaugten Restgases angestrebt wird. Der einzustellende Betriebszustand wird
also, wie das bei nicht genau vorausberechenbaren Prozessen üblich ist, nach der
erzielten Wirkung optimiert.