DE1489079A1 - Einrichtung zur Erzeugung,Aufrechterhaltung und Anwendung eines Plasmas - Google Patents

Description

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H89079 ^{I 231} - ¹^* ^Hk/Wi

Litton Industries, Inc. in iieverley Hills, Kalifornien, V.St.A.

Einriciitung zur Erzeugung, Aul'recnuernaitung und Anwendung eines

Plasmas

Die Erfindung oetnfft eine Einrichtung zur Erzeugung, Aufrechterhaltung und Anwendung eines (iaspiasmas mittels eines bewegten elektromagnet! scnen J?eldes.

Es ist besannt, die elektromagnetische Induction zur Erzeugung una £>escnleunigung eines Miasmas zu verwenden. Jüni&e α er vert;cniedenen ηχerfür vorgeschlagenen Vorrichtungen sind unstabil oder können nur Kurzseitig eingesetzt werden, im Ji'alle von Vorrichtungen, die im stationären zustand arbeiten sollen, bietet das Konzentrationspro Dlem groiie bchwierigleiten, joei anderen Piasmaeinrichtungen sind Elektroden erforaeriich, die üoerwiegenae und komplizierte Phänomene hervorrufen, welche mit dem Hauptzweck der beschleunigung, Aufrechterhaltung und Verwendung des Plasmas kollidieren. Allgemein kann gesagt werden, daß es bisher nicht möglich gewesen ist, ein ionisiertes Ues mit den hohen. Temperaturen, Dichten und Geschwindigkeiten zu erzeugen, die für gewjsi® Zwecke erforderlich sind.

Hauptziel der Erfindung iat die Ueberwindung der geschilterten Nachteile und die Schaffung einer dynamischen Plasmaflasche, in der ein Plasma erhitzt und zusammengehalten werden kann, so daß sich eine

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intensive Quelle stark ionisierten Gases ergibt, das sich mit hoher Geschwindigkeit in einer bestimmten Richtung bewegt.

Die erfindungsgemäße Einrichtung zur Erzeugung, Aufrechterhaltung und .Anwendung eines Plasmas ist gekennzeichnet durch ein kreisförmig polarisiertes rotierendes hochfrequentes elektromagnetisches PeId, das einerseits das Plasma erregt und es andererseits in der- längs der Achse der Feldrotation gebildeten Potentialsenke einschließt.

Die Erfindung berunt auf der Tatsache, daß ein hochfrequentes Magnetfeld, das auf ein quasineutrales Plasma einwirkt, worin Elektronen und positive Ionen vorhanden sind, Kräfte auf die geladenen Teilchen ausübt, die von einem sogenannten Induktionspotential abgeleitet werden können. Wenn ein passendes rotierendes elektromagnetisches JJ'eld verwendet wird, so hat das Induktionspotential eine Zone verringerter Intensität in oder nane dem üotationsmittelpunkt und ein im rotierenden jj'eld befindliches Gas wird in der Zone verringerten Potentials festgehalten. Bei einer beispielsweisen Aus~ führungsform der Erfindung erzeugt ein magnetisches aienrpnasenfela ein. Potential mit verschwindender Intensität in einer ringförmigen-Zone,. wenn das ii^Teld. mit einer .Frequenz ooerhalb der Zyiclotrpnfre---,·■. quenzen der Ionen des verwendeten Gases erregt wird. Wenn unter _; diesen Bedingungen das Magnetfeld um die Zone verringerten, Jnduk—_:,· iionapotentials umläuft, so wird das ü-as intensiv ionisiert und in dieser Zone konzentriert. .-,. · ... ■; ., . ·...·/"^:

BADOPiGINAL ^!

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Urzeugung des magnetischen lvieürphasenfeld.es kann beispielsweise eine Anordnung mit zwei kleinen und zwei großen koaxialen Spulen dienen, wobei zwei dieser Spulen mit verschiedenen Uurciimessern in einer ßoene und zwei andere Spulen mit ebenfalls verschiedenen Durchmessern in einer dazu parallelen Ebene angeordnet sind. Wenn diese Spulen mit der richtigen Phase und der ricntigen Amplitude erregt werden, "so ergibt sich wenig oder gar keine gegenseitige Kopplung zwischen ihnen und es wird ein rotierendes .Feld mit einer ringförmigen Zone verringerten oder verschwindenden Induktionspotentials erzeugt. Andere Spulenanordnungen der erforderlichen Eigenschaft können leicht entworfen werden, wie sich ohne weiteres aus der Analogie mit den Drehfeidern bei Elektromotoren ergibt, um die gewünschten honen Frequenzen zu erreichen, kann die bekannte Hohlleitertechnik angewandt werden.

Erfindungsgemäß befindet sich also das ü-asplasma normalerweise in einer Potentialsenke oder "Flasche, die von den körperlichen Wänden des Apparates entfernt ist. Jiäit der" Spulenanordnung und den verwendeten Feldkonfigurationen vereinbare Anordnungen können angewandt werden, um U-as in die Potentialsenke einzuführen und aus ihr zu entnehmen, sowie um die in der Anordnung erzeugte "iärme abzufünren» Zwar ist der Hauptzweck eier Erfindung die Erzeugung uineL Aufrechterhaltung eines Plasmas hoher "^ichte, aber es wird in Betracht gezogen, daß gewisse Teilchenreaktionen in der dynamischen Flasche auftreten können- Wenn Deut.eriumgas verwendet wird,· erhalten bei der KeaKtion zweier ionisierter Deuteriumatome das entstehende Heiiumatom (lie j und das weutron eine so none kinetisene Energie,

DJ. e -

dafd aui3 '-,HV uynuijiiGcnen Flasche herausfliegen .und Elektronen- zj

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lassen. Wenn diese üU.eictronen aus der Potentialsenke abwandern, können sie mit der Erregeranordnung gekoppelt werden, um die ange- ' regten elektromagnetischen Schwingungen zu verstärken und so den Wirkungsgrad zu verbessern. Palis eine erhebliche Anzahl solcher Zusammenstöße und 'i'eilcüenreaktionen auftritt, kann die zugeftihrte Höchstfrequenzenergie stark verringert oder sogar ganz abgeschaltet werden. Bei einer solchen Anordnung kann das Deuterium oder ein anderes geeignetes Gas in die Jfotentialsenke eingeführt werden und die üeliumatome können an einer Stelle innerhalb des einschliessenden Gehäuses, aber außerhalb der Potentialsenke entnommen werden-. Als zusätzlicher Vorteil kann Energie aus dem außen angebrachten Wärmeaustauscher abgezogen werden.

Die erfindungsgemäße Einrichtung hat unter anderem den Vorteil, daß keine Elektroden erforderlich sind und daß Gasplasma allein durch ein rotierendes Magnetfeld auf dynamischem Wege konzentriert wird.

Die Erfindung wird nachstehend an Hand der Zeichnung erläutert. Hierin sindi

-Ii¹Ig. 1 Eine schematische Darstellung einer beispielsweise gewählten Spulenanordnung zur Erzeugung einer dynamischen Plasmasenke gemäß der Erfindung,

Fig. 2 ein schematischer Teilschnitt durch die Achse einer Einrichtung gemäß Fig. 1 mit zusätzlichen Hilfsgeräten,

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«■« Sa«

Fig. 3 und 4 der Verlauf der magnetischen Feldlinien bei der Anordnung nach Fig. 1 und .2 in verscniedenen Zeitpunkten,

■^ig. 5 eine Darstellung dee mittleren induzierten elektromagnetischen Potentials für die Spulenanordnung nach Pig. 2,

Fig. b eine !Erstellung des magnetischen Feldlinienv erlauf es für die in dieser ^x'igur gezeigte Spulenanordnung,

J^ig. 7 eine Darstellung des mittleren induzierten elektromagnetischen Potentials für die Spulenanordnung nach tfig. 6 und Y,

Jfig. ö eine Darstellung des mittleren Potentials er lauf es in verschiedenen Richtungen der Spulenanordnung nach Fig. 6 und Y_r

Fig. 9 eine schaubildliche Darstellung eines l'eils der Spulenanordnung nach Fig. 6 und 7»

Fig. 10 und 11 zwei Felddarstellungen für zylindrische Hohlraum*

resonatoren, die bei entsprechender Erregung eine erfindungs-Plasmasenke erzeugen,

Fig. 12 eine Darstellung des mittleren Potentialverlaufs in einem Hohlraumresoiiator, der gemäß Fig. 10 und 11 erregt ist,

Fig. 13 eine Darstellung zweier Induktionspotentialprofile längs νerseliiedener Linien des Diagramms der ^ig* 12»

Ά St₁, -.A «I - J-.

Fig. 14 ein Vektordiagramm zur .Bestimmung der für die erfindungsgemäße Erregung eines Hohlraumresonators erforderlichen Eingangssignale,

if'ig. 15 und 16 zwei Erregeranordnungen für die Erzeugung von Hohlraums chwingungen gemäß Jtf'ig. 1ü und 11 und

Fig. 17 und 1ö sciiematische Darstellungen eines- Hohlraumresonators und der zugehörigen Gas*-■ und Wärmetauschvorrichtungen gemäß der Erfindung.

Fig. 1 zeigt schematisch eine Ausführungsform der dynamischen Plasmaflasche gemäß der Erfindung. Hierbei finden vier koaxiale Spulen 12, 14, 16 und 1Ö Verwendung: Die äußeren Spulen 12 und 14 haben je eine Windung, während die inneren Spulen 16 und 1ö je zwei Windungen aufweisen. Der Durchmesser der äußeren Spulen ist jeweils das Doppelte desjenigen der inneren Spulen. Die Spulen 12 und 16 liegen in der gleichen Ebene, die parallel zur Ebene der Spulen 14 und 1ö ist. Die Spulen 12 und 1Ö werden in ^Reihenschaltung von der Wechselstromquelle 20 erregt, werden aber im entgegengesetzten Sinne vom Strom durchflossen, so daß die von diesen beiden Spulen erzeugten Magnetfelder längs der Achse der Anordnung einander- ent-gegengesetzt sind. Ebenso werden die Spulen 14 und 16 von der We eh— selstroffiguelle 22 in Heine geschaltet, aber in entgegengesetztem Sinne erregt. Die tfechselstromquelle 22 erzeugt einen Wechsel sir der gleichen Frequenz wie die Quelle 20, aber um yO ° phasenverschoben. Diese Erregung kann mittels eines Phasenschiebers ν er--

BAD ORiGfNAL

rt Λ A Λ A m I α λ α -Λ

wirklicht werden, der von einer gemeinsamen Spannungsquelle betrieben wird oder mittels zweier Oszillatoren, die derart miteinander gekoppelt sind, daß sie am yo phasenverschoben schwingen.

jJei der beschriebenen Anordnung wird" ein rotierendes Magnetfeld im Kingraum zwischen den vier Spulen erzeugt. Dieses Magnetfeld läuft um eine Kreislinie' um, die sich etwa in der Mitte zwischen den vier Spulen 12, 14, 1b und 1ö befindet. Die strichpunktierte Linie 24 deutet eine gasdichte Kammer an, in welcher die Spulen 12 bis 1Ö untergebracht sind. In der Praxis können die Spulen aus Kupferrohren bestehen, die von einer Kühlflüssigkeit durchflossen werden.

Ji'ig. 2 zeigt einen stark vereinfachten Achsenschnitt-einer ausgeführten Anordnung gemäß i'ig.-L Die Vakuumkammer 26 ist hier ringförmig und befindet sich unmittelbar innerhalb der Spulen 12 bis 1ö. Die Verbindung zwischen der aus einer Windung bestehenden Spule 12 und der aus zwei Windungen bestehenden Spule 18, die entgegengesetzt gewickelt ist, kann mittels eines Kupferrohres 2Ö geschehen. Ebenso sind die Spulen 14 und 1b mittels des Kupferröhres 30 verbunden.

Die Erregung der-Spulen bei öer Anordnung nach Fig. 2 geschieht mittels des' Oszillators 32 und des Pha sens Chiefs 34. Die Kupferrohre, aus denen die Spulen bestehen, sind über Gummischläuche 36 mit dem· Wärmetauscher 3Ö. und über leitende -Händer 40. mit

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dem Oszillator 32 verbunden. Bei der beschriebenen Anordnung werden die Spulen 12, 14, 16 un.d 18 in den Phasen O °, 90 °, 1öO ° bzw. 270 ° erregt ο Infolgedessen ergibt sich ein Magne.t-

sich feld, das um die Kreislinie' 42 umläuft, die etwa in der Mitte zwischen den vier Spulen befindet. Wie man sieht, ist die ringförmige Vakuumkammer 26 so konstruiert, daß die Linie 4-2 in ihrer Mitte verläuft.

Die Natur des erzeugten Magnetfeldes ergibt sich im einzelnen aus Pig. 3 und 4. Hier sind nur die Durchstoßpunkte der Spulen12, 14, 16 und 1Ö durch die Zeichenebene sichtbar. Die Symmetrieachse der Spulenanordnung ist der untere Eand der Fig. 3. Die Stromrichtung in den Spulen ist wie üblich durch einen Punkt (aus der Papierebene herauskommender Strom) bzw. ein Kreuz (in die Papierebene hineinfließender Strom) angedeutet. Wie in Fig. 1 und 2 sind die äußeren Spulen 12 und 14 je mit einer Windung und die inneren Spulen 16 und |8 je mit zwei Windungen ausgeführt.

Fig. 3 zeigt den magnetischen Feldverlauf für eine Phase von 135 und Fig. 4 für eine Phase von 165 . Dabei ist stets vorausgesetzt, daß die Spulen mit einer Phasenverschiebung von je 90 ° betrieben werden. Die Phasen von 135 und 165 ° beziehen sich nicht auf diese konstanten Phasenverschiebungen, sondern auf Phasenlagen relativ zu einer Bezugslage, in welcher die Spulen 14 und 16 die größte Amplitude erreichen und die Spulen 12 und 1ö keinen Strom führen.

Untersucht man den magnetischen Feldverlauf für verschiedene Pnasenlagen, von denen hier nur zwei wiedergegeben sind, so findet man

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stets, daß in der mittleren Zone zwischen den Spulen 12, 14, 16 und 1Ö die magnetischen Kraftlinien nahezu gerade und mit etwa gleicnen Abständen verlaufen. l>ie Linie 42 mit den Koordinaten V^,"Zo in JJ¹Ig. j, um welche das magnetische ü'elalinienoild umläuit, Defindet sicn etwa in der Mifce zwiscnen aen vier Spulen,

las mittlere elektromagnetische Induktionspotential ist in Jj'ig.

5 durch Aequipotentiallinien wiedergegeben. Die Zahlenwerte in

2
ü'ig. t? bedeuten Millivolt/Ampere '. Wie im einzelnen weiter unten mathematisch nachgewiesen wird, wird durch das elektromagnetische Inüuktionspotential auf in der iSone zwiscnen den Spulen befindliche positiv und negativ geladene Teilchen eine Kraft in Richtung geringerer Potentialwerte ausgeübt. Da das Potential ein Minimum an der Kreislinie 42 in der Mitte des Hingraumes zwischen den Spulen hat, wird das Gasplasma in diesem ßingraum gefangen und konzentriert. Der Bereich der Zone, in der eine Konzentrationswirkung eintritt, ist durch eine doppelte Linie markiert, die etwa den Wert von 3/4 mV/A entspricht. Bemerkenswerterweise hat die Konzentrationszone am äußeren Umfang der Einrichtung zwischen den Spulen 12 und 14 einen verringerten Potentialwert. An dieser Stelle können ionisierte Teilchen entkommen. Bei dieser Anordnung kann Plasma hoher Energie radial nach außen ausströmen, wenn die PotentialgjtJiäfcilg,niedriger als der dynamische Innendruck des eingeschlossenen Gases ist. Dies kann durch Stromerhöhung in den Spulen oder auf andere, unten * erläuterte Weise geschehen. Stattdessen kann das Gasplasma auch parallel zur Achse der Anordnung ausgestoßen werden, wenn der

Abstand zwischen den Spulen 12 und 14 verringert und der Abstand zwischen den Spulen 14 und 18 beispielsweise vergrößert wird. Dies hat den Effekt, daß die Potentialschwelle am äußeren Umfang der Anordnung erhöht und zwischen den Spulen 14 und 1Ö verringert wird -

Die radiale und die axiale Entfernung sind in KLg. 5 in willkürlichen Einheiten aufgetragen. Das Diagramm ist also für alle entsprechenden Werte radialer und axialer Abstände gültig. Die Spulen können also einen beliebigen Kadius von beispielsweise einigen Millimetern bis zu mehreren Kilometern naben. Solange die relativen Abstände Deibehalten werden, gilt das Diagramm stets.

JFig. 6 und 7 sind ähnliche Darstellungen für eine Anordnung mit sechs Spulen. Die Symmetrieachse in Ji'ig. 6 ist wieder der untere ü_and der ifigur. Es sind hier zwei Spulen 52 und 54 in Serie gegeneinander geschaltet und vier weitere Spulen 56, 5ö, 60 und 62 vorgesehen. Die Spulen 56 bis 62 sind in Serie gescnaltet, wobei die Spulen 56 und 5ö in der einen Kichtung und die Spulen 6U und 62 im entgegengesetzten Sinne gewickelt sind.

Der magnetische feldverlauf für die Spulen 52 und 54 allein, wenn also die übrigen Spulen nicht erregt sind, ist mit den ausgezogenen Linien 64 dargestellt. Die gestrichelten Linien 66 beziehen sich umgekehrt auf den magnetischen Fluß der Spulen 56, 5ö, 60 und 62 allein, ^ie angegebenen Zahlenwerte bedeuten relative Mag~ netflußwerte.

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Pig. 7 zeigt den Verlauf des induzierten mittleren Potentials für das rotierende Magnetfeld. Jäs handelt sich also um eineder "¹¹Ig- 5 entspre-chende Darstellung.

|!ig. ö zeigt den Verlauf des mittleren elektromagnetischen Induktionspotentials längs zweier verschiedener gerader Linien, die durch den Mittelpunkt 6Ö des Potentialtopfes verlaufen, der auf einer Kreislinie in der Mitte des durch die Spulen der Pig. 7 definierten Kingraumes liegt. Die .Kurve 70 gilt für die linie A-A unü die Kurve 72 für die linie i*-±J in Pig. 7. Die Mitte- 6b des Potentialtopfes erscheint zwischen den tüpfeln der beiden Kurven 70 und 72. Die Kurve 70 hat ein Maximum 71 in der flake der Wicklung 54 und ein Maximum 7 3 in der Fähe der Y/icklung 52. Die Kurve 72 hat etwas kleinere Maxima an den Stellen 7!? und 77 beiderseits der Mitte des Potentialtopfes bö. Die Punkte 75 und 77 sind Sattelpunkte zwischen den wahren dreidimensionalen Maxima, die nahe an den Spulen auftreten. Da der Sattelpunkt 77 niedriger als der Sattelpunkt 75 ist, wandert das Plasma am ehesten an dieser Stelle aus und ehenso an einer entsprechenden Stelle zwischen den Spulen 52 und 56. Der Punkt 77 und der dazu symmetrische Sattelpunkt können so als die Abflußstellen angesehen werden, an denen das Plasma überläuft, wenn der innere Gasdruck und andere nach außen gerichtete Kräfte innerhalb des Potentialtopfes ZUL groß werden.

Fig. 9 zeigt einen Teil ^Spulenanordnung nach Pig. 6 und 7.

Es handelt sich um die äußere Spule 52 mit zwei Windungen und ede innere Spule 54 mit drei Windungen, sowie das Verbindungsstück

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55 und die zugehörigen Anschlüsse. Das Verbindungsstück 55 verläuft im.· wese-ntlichen in einer Ebene parallel zur Achse der Spulenanordnung, um die Feldverzerrung möglichst gering zu halten. Die anderen Spulen 58, 60, 62 und 56 durchdringen die in Pig. 9 dargestellte Anordnung. Das Minimum des Induktionspotentials ver— - läuft um die Achse der Anordnung nach ?ig· 9 etwa in der Mitte zwischen den Spulen 52 und 54- Die schaubildliche Darstellung der Fig. 9 wurde eingefügt, um zu unterstreichen, daß Fig. 6 und 7 wie verschiedene andere Figuren Schnittdarstellungen sind, die nur eine Seite der Symmetrieachse wiedergeben.

wurden die der Erfindung zugrunde liegenden allgemeinen Betrachtungen an Hand der Figuren 1 bis 9 mehr auf konstruktiver und qualitativer Grundlage erläutert. "Vor der Besprechung weiterer Ausführungsformen an Hand der Fig. 10 bis 18 sollen die zugrunde liegenden Erscheinungen nun zunächst vom theoretischen Standpunkt betrachtet werden.

Theoretische Analyses

Zur mathematischen Analyse der Ausführungsform nach -⁶Ig. 1 bis 4 empfiehlt es sich, ein Zylinderkoordinatensystem mit den Einheitsvektoren'?, zund Q zu verwenden. Ein typischer Punkt mit den Koordinaten r, z, Q ist in ^Mlg. 3 gezeigt. Die Symmetrieachse am unteren Rand der fig. entspricht dem Wert 0 von r, ζ wird längs dieser Achse gemessen und Q ist die Winkellage eines Punktes, gemessen um die Achse. Ein weiteres Koordinatensystem 1P , oi , ζ

0§

wird später verwendet. Es wird ein Sfegnetfeld mit zylindrischer Symmetrie angenommen. Diese Symntetrieart ist dadurch definiert, daß das Vektorpotential A des Sfegnetfeldes die folgende Form hats

A (r, z, t}=S Δ Cr₈ Z₉ t> (t.1)

Der SSagnetf iuß zwischen der Symaietpieaehse (r = Q) und einem Kreis mit dem Badiue r waM der Achsenlage ζ ist durch $ (r_r a_t t) gegeben. Es gilt

JJ, (r, «j t) « 2 mV or ir B^ (r, z_f t) « 2% rÄ (i.Sr)

Außeijdem durch Ctlei#huiig (t-l) äefiiiierten Vektorpotential wird ein Skalarpotemfciai Ji betrachtet. Dieses Potential soll die flösse der Ladungßaneammlung am verschiedenen Stellen der beschreiben und auf die folgende !Farm beschränkt sein t

Xm Έ Cl?* S» t> (t«ll

Pie verschiedenen Komponenten des Ifegnetf elöes B und des elektrischen Feldes B können in folgender Weise berechnet wertem:

i#itii BAD ORiGiNAL

Es seien nun zwei Systeme öiitionärer elektrischer Leiter, z.B. die beiden Spulengrappen der Fig. 1 Ms 4 betrachtet, die Wechselstrom der gleichen Frequenz führen, der aber um 90 elektrische Grade jemeil3 phasenverschoben ist. Der Magnetfluß im Baus um .die * φ|, er kann durch die folgende Gleichung ausgedrückt «erden:

(r, Zf t) - f ι Cr, z) sinwt + J g(r,z) cosnit (1.9)

Ausgleichung (1.2) folgt« daß der Fluß längs der Symmetrieachse verschwindet» aber er kann auch an anderen Stellen innerhalb des interessierenden Bereiches ζκ Hull werden. Der hier zu betrachtende Flußverlauf ergibt sich durch die Forderung, daß £ und J₂ zu allen leiten längs dee Umfang eines Kreises» der sich innerhalb des von den Leitern umschlossenen Baumes befindet, verschwinden sollen. Es wird also angenomaens

Gleichung (1.9) kann mit Hilfe folgender Definitionen einfacher geschrieben werden;

(1.12)

Damit ergibt sich folgende Form der Gleichung (1.9)ϊ £ (r, z₉ *} * Jj₁ (r, z> sin Hat * Hr₁ sjt (f. 13)

mit <F * O längs des Kreises» de^r duroh r * r_Q und s » s_ definiert ist, wie es in Fig· 3* geaeigt let. Gleichung (ΐ.ΐί) «tftlt also eine torusförmige Plußverteilung da», die ein« hinelodr·- hende Bewegung um den Kreia r = r_Q, s « z_Q erfährt»

309808/0069» BAD OWGiNAL

Wenn die Zyklotroiifrequeiia oioee geladenen Teilchens im Magnetfeld sehr viel kleiner- als ta ist, d. h. als die den elGktri-. ficlien Leitern, sugeführte Bröqßeiia, so kann das ^teilchen den . Feldilnderungen im einzelnen nielit folgen, and sein !erhalten wird durch, das seitliche Mittel der FelciverteiltiRg bestimmt. Der quadratische Hittelwert hiiisiektüch der 2eit iron Gleichung (1.13) ißtι

(1.14)

Der- zeSfeliciiö Mittelwert dor-.uraft; anJ? ein. solches feilchen hält dieses itx eier· üachd ^'ö'i^teft ugf? Focreiseis , längs dessen gilt T ε- O, fo daß tat^ichlieli rtio ^cigliebkeit; bestellt» dan Teilehe» teli.obig lauge jji dieiss: '{izgenä feeteühpJt.oB.c Bas Verlralten el: M\, I*lo,amai3 in einor eoXeimn Poteixtl^ixi^iiiG wir« visitor unten

Wie oben Ijeachriebsn YiU2*de_s .seigeu x-ig. 3 und 4 clew .mi Plttßverlaof von vier Spulen» die ait S-.?olpiiasieavieeiise unter 30 ° Phaeenvereohiefeung erregt sinö. Mo obere :cechto and die untere linke Spule aind ßegeneinander in Reihe geschaltet

_^i - ■

ujnä werden vou φδι ciuea Hiase erregt, veülirenö die untere linke unü die obere--rechte Spul© ebenfalls gegeneinander in Reihe geschaltet aind und von θ ex¹ ajiöei'esi Phe se erregt sind* !Das Feldbild θ relit sick sntgoscn Öeia- iSsrselgesesißaa »mö öle an die Karven angeschrienüacii 3rⁱklem>or-te sinä Fluß\?orse in willklirliehen Einheiten. Die Pfeile zsigan äie raagrtetisciia Seläriohtung und mail erkennt _s das eine Vorzaielienäeäerung des Ijfegnetfluoses (4er ein Integral gos&Ö ßlülckon^d .2) darstellt) keine Kic-hs Öes I&igneffel&ß* beäoatetl

908S08/0069 * bad'original'

Aas Untersuchungen der Verhältniese bei maximaler Stromstärke in der einen Spu2§ruppe und verschwindendem Strom in der anderen Spulengruppe wurde festgestellt, daß die gegenseitige Induktion zwischen den Spulengruppen weniger als 5 $ der Selbstinduktion einer Spulengruppe beträgt* Auch befindet sich« wie erwähnt« der Drehpunkt des Feldlinienbildei sehr nahe den geometrischen Mittelpunkt der Spulenanordnung*

in der Nähe des Drehpunktes sind die FluTinien etwa äquidiatant und es kann ein einfacher l&hrungsausdrucfc für '£ angegeben werden. Mit den in ?ig. 3 definierten Koordinaten (fr»<&) ergibt sich folgender Ausdruck für den %gnetflußi

£ * 2* Br₀ f sin (tat + J +·*) (J.15)

Hierbei ist B die magnetische Feldstärke im Drehpunkt« wenn nur eine Phase allein vorhanden ist« In diesen, einfachen Falle dreht sich also das Feld on den Punkt f * O ohne Gestaltänderung und die Drehung geschieht mit der Winkelgeschwindigkeit ω. In allgemeineren Falle geht die Drehung unter gleichseitiger Gestaltenderung vor sich und die Gleichung für den Magnetfluß ist komplizierter·

Die Bewegungggleiohungen

Obwohl dem Verhalten eines Plasmas das Hauptinteresse gilt« soll zunächst der einfachere Fall eines einseinen isolierten Teilchens mit der Hasse 11 und der ladung q betrachtet werden. Wenn P die Bewegungagrufie #es Teilchens ist, so ergeben sich die Bewegungsgleichungen aua folgendem Ausdrucks BAD CHRiGiNAL

&098Q8/0Ö69

Hierbei bedeutet t die Zeit und ν die Geschwindigkeit· Bas elektrische Feld £ kann awei Quellen haben t

a) Die Induktion, infolge von. Aenderungen von B «it der Zeit. Dieses leid wird als induktives elektrischen ?eld boseictuiet. Wegen der Yoraoegöeetaten Syanötrie kann ein indoktire· elefctriaches ?eld nur in der Azixautrxchtung vorhanden sein·

b) Elektrische lÄdiujgöii infolge kleiner räumlicher Versöhielwngen von Ionen gegen Elektronen ia Pialle eines Plasaae oder infolge von IadungsanMuftmgen an versehiedenen-^Stellen der Stromleiter. Üeees Feld wird als kapazitives elektriaohe« leid bezeichnet. Wegen ä^r vorausgesetzten Syacaetrie kann kein kapaeitives elektrisches WIM in Aeiaatriohtiing aaftreten.

Haben die Felder die vorausgesetzte Syiaiaetrie (eieho 1 und i.3)t ao können die kupaaiti^en unö

Je durch gfkalaro Potentials beochrioben «erden· Bus Verfahren hierzu wird nachstehend beschriobon. Έβ eel ein carteoischea Koordinatensyatem betrachtet, dessen Ordinate in Hadialrichtung und dessen Abaaiase in Axialrichtung verläuft. Me &nheitevektoron können durch a_r und Q₉ ausgedrückt worden und die vektorielle lage einea Teilchens S ist

S■- a _r r + a_a a (1.17)'

Ss wird nur diejenige Ilalbebeno beuutzt, die positivem Werten BAD ORSGINAL

r ontspricht. Wenn ein TelloYi&n feel tsöiiie^ -ilewfogung äie Aehsü x¹ « erreicht₉ so wird aiigöiiosiäsea, JiaiJ es voa «tlöoor" Aelioe v/ie sin !licht strahl reflektiert isird, ö.li. daß öor SinTailevilnkol u?i3 der Rofle-

s±nü.

Die Bei/egU2igsgräßG Q -i

t Ä«_rP_p+e₈i_a«» {a_ri + e_ae

. Spät©!· werden aoefe κτ/e?. Gradieatssiäopeiratoi'öa benötigt. 3H.ese

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sa das Soxlel-io-is ia ös;Ji angcgobc-sea

koaaen.aun wio Zolg's "bosoliricbeii

M *-ϊ^, & * 2> (1.21)

dt

Hiorin. ist X das^kapazitive¹¹ Potential {oiohs Gleichnng t mm 3) V ist eia Potential, das den Einfloß des Hagnotfeides beschreilit. Ba V die Induktioaswirkangoa beschreibt, sjird es als ,^.ndtifctiv'Gs'' tontial oder ladulctiosspotonfcial beaeicäaet. Es ist ebenso \s±q eine skalare Größe. Bio SefiPitioasglGicii'iiag für V ist;-

-(1.22).

Hierbei ist E eine Sonatantc, deren Bei'.eutiing weitör unten diskutiert wird. 3>as Vorseicacn von V ist iasasr deo gleiche wie dasjenige von

9038Ö8/ÖÖ8S BADORfGiNAL_-.

q und sowohl V, wie sein Gradient sind Mull_t wenn das Teilchen sich in einer Lage befindet, , wo J = K. Die Einheit von V ist ein YoIt.

Diskussion der Konstante K
In einem Zeitpunkt t = t befindet sich das Teilchen in der

et

Lage r = r . ζ = z_ö und hat einen Drehimpuls (hinsichtlich der Symmetrieachse) von J (a). Der Magnetfluß am Ort des Teilchens wird entsprechend mit <Γ (a) bezeichnet. Dann hat K den folgenden Werts

K = £ (a) + 2 % J(a) (1.23)

Dieser Wert ist eine Bewegungskonstante. Der Drehimpuls zur irgendeiner späteren Zeit ist also gleichs

J (r, z, t) = - i j γ ( r, z₉ t) - si (1.24)

= - i j γ

Es seien nun die folgenden Ereignisse betrachtet?

.1) Das Teilchen gelangt an einen Ort, wo der Magnetfluß örtlich oder momentan gleich Null ist.

2) Das Teilchen entkommt aus dem betrachteten Gebiet und fliegt so weit weg von den stromführenden. Spulen, daß der Magnetfluß verschwindet.

_BAD

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3) Das gesamte i'eld wird auf irgendeine willkürliche Weise zum. Verschwinden gebracht.

In jedem dieser iülle ist der resultierende Drehimpuls des Teilchens

K=J_n (1.25)

J wird nachstehend als "eingeschlossener" Drehimpuls bezeichnet, Ebenso kann K als "eingeschlossener" Magnetfluß bezeichnet werden.

Die Azimutlage des Teilchens, die in den obigen Formeln nicht erscheint, kann durch Integration der Gleichung 1.24 gefunden werden. Durch Vergleich der Urleichungen 1.22 und 1.24 läßt sich zeigen, daß V zahlenmäßig gleich der kinetischen Energie des Teilchens in Azimutrichtung ist. Dies gilt unabhängig von der zeitlichen Abhängigkeit von 6 .

Bewegung innerhalb eines Plasmas

Bisher wurde die Bewegung eines einzelnen isolierten Teilchens^'*' beschrieben. Wenn wie in einem Plasma zahlreiche Teilehen vorhanden sind, müssen verschiedene wesentliche Abänderjungem vorgenommen werden.

BAD ORIGINAL

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ZunäeJist treten mum Jüälfte auf die Teilchen außer den oben in Betracht gezogenen auf (siehe die HlIe a) und b) nach Gleichung 1.16). Diese zusätzlichen Ij?a£te entstehen aus ieilehen zusanmienstößen und deshalb kann K nicht mehr als Konstante betrachtet werden. Wenn 3?« die Eomponeaite dieser Stoßkräfte in Azimutrichtung !bedeutet, dann maM ü-leichung 1.2i dureh den folgenden Ausdruck ersetzt werden«

Ίθ

t.

Weitere von Zusammenstößen herrShrea.de Ijfiäfte treten auch in Kadialrichtung tind Axialrichitiung auf,. Das Problem der Berüeksichtigung der StoÄkrlLfte wird im ¥ergleieh zur gewöhnliehea kinetischen iCfeeorie ©rheblioh dadureh icompliziert, daß die Uff ekte infolge von Goulom&schen Beg&gmx®M!o®- Q.berwiegen.3*& lernwirkung der Gouloaabsehen ZuaaMien.sto#e fiährt zu häufigen Ablenkungen um kleine Winkel oma verÄltnisii,ßlgein seltenen Ablenkungen ua große Winkel. Bel geeigrtetem Dichte- üjoä feaperaturbedingungen ist aber das Verhalten des 3?las»as doch miefet in tiberwiegendem Maße iron sammenstößen T^estiaffiftt und we.s»eiQtli_fch© Äerkaale des Terhalteais können unter Anwendung einer ν ereimf acht en Behandlung der Zasammenstöße vorausgesagt werden. Ss kaaaäa eine rohe Eimteilumg der Stoßeffekte gßmaoht werden, von Her €ie Analyse aasgehen kann. Nachstehend wird iie folg-ende liateiliang verwendett

A, ZweiKLörp er stoß t Streuungen am. größe Winkel

ORIGINAL IMSPECTED

ergeben sich nur bei naher Begegnung und sind deshalb verhältnis— saäßig selten. Sie können hier dadurch berücksichtigt werden, daß die Streukräfte als Reihe isolierter Impulsereignisse betrachtet werden, wobei mögliche Aenderungen der kinetischen Energie berücksichtigt werden müssen, Streuungen um kleine Winkel (Viejjfach— streuung) sind durch die Absehirmwirkung des Plasmas entsprechend der sogenannten Debyeschen länge "beschränkt. Es handelt sich um ähnliehe Vorgänge wie bei der Viq^achstreuung von Elektronen bei deren Eindringen in ein dichtes Material. Die ü-esamtablenkung ergibt sich als statistische Zusammenfassung vieler kleiner Ablenkungen und die mittlere Anlenkung ist in erster .Näherung proporional zur Quadratwurzel der Anzahl eier berührten Ötreuzentren.

jJ. Mehrfcörpey-— , Ein Plasma hat bekanntlich, eine starke ißendenz zur Aufrecht erhaltung der Ladungsneutralität. wenn äußere kräfte

die Ionen von den Elektronen zu trennen sucnen, so entwickeln sich Jtiaumladungsspannungen, die eine JJ'ortsetzung der Trennung vernindern· x>ei den Dienten una i'emperaturen, die i'iir Laboratoriumsexperimente wesentlica sind, ist die Abweichung vom (xleichgewieht zwischen Elektronen und Ionen immer senr klein. Von einem einzelnen lon oder Elektron aus gesehen, stellen die iteutralisierungsKräfte eine gleicnzeitige Wechselwirkung mit vielen anüeren l'eilenen dar. Ba viele 'Jieilcnen beteiligt sind, sind die kurzzeitigen statistischen Schwankungen vernaehlässigbar und die Kräfte können nährungsweise mittels eines skalaren Potentials, z.J3. X beschrieben werden (siehe Gleichung 1.21).

9Q98Q8/0069

Wenn wie in einem Plasma viele Teilchen vorhanden sind, so kann die .Bewegung der Teilchen unter der Wirkung angelegter Felder zu einem Strom *|-JLuß führen. Dieser Strom entwickelt seine eigenen Magnetfelder, die zu <p beitragen. Der Magnetfluß in Gleichung 1.22 ist die Summe des vom angelegten Feld herrührenden Magnetflusses und des Eigenfeldes des Plasmas. Da der Magnetfluß eine skalare Größe ist, können die beiden Beiträge einfach addiert werden. Der Eigenfluß führt zu Gesamteffekten des Plasmas, die nach außen bemerkbar sind, wie z.B. zum Pineheffekt. Werden diese Gesamteffekte überwiegend, so kann sich das grundsätzliche Verhalten des Plasmas im angelegten PeId verändern.

Schließlich ist zu berücksichtigen, daß wegen der Anwesenheit von Ionen und Elektronen die Gleichungen wie 1.21 für jeden Bestandteil eigens angeschrieben werden müssen, wobei X so gewählt werden muß, daß die Ladungsneutralität im ganzen erhalten ; bleibt.

Nachstehend wird das Verhalten eines Plasmas in Anwesenheit eines magnetischen Peldes gemäß Gleichung 1.13 näherungsweise besenrieben. Hierzu wird eine Boltzmannsche Gleichung zusammen mit den ■ bereits erörterten Bewegungsgleichungen verwendet.

Die Boltzmann-Gleichung s

!Für jeden Bestandteil des Plasmas wird eine zweidimensionale tfoltzmanngieicßung angeschrieben. Der Einfacmieit halüer ist

9 0 9808/00 69 ■

BAD ORIGINAL

die folgende Diskussion auf den allgemeinen Fall eines l'eilehens mit der kasse ϊά und der Ladung q. oescnränkt. Eine Verteilungsfunktion f wird verwendet, um die v/anrseheinlichkeit zu beschreiben, daß ein Teilchen an einem Destimmten Ort im üaum mit einer gegeoenen -dewegung anzutreffen ist. Die zur -besciireiDung des l'eilcnens dienenden Parameter sind: die Ui-tskoordinaten r und zj die impulskoordinaten Jt* und A? j der eingescnlossene iviagnetfluß K und die

J? Z

z,eit t. Vorliegend wird der eingeschlossene Magnetfluß als "verstecicter" Parameter betrachtet und wie ein -Parameter behandelt, der den inneren Spin oder einen Schwingungszustand eines Moleküls "beschreiben würde.

Die zweidimensionale .Boltzmann-U-leichung wird als Analog zu der üblichen dreidimensionalen Entwicklung entwickelt. Ee wurde bereits gezeigt, daß die beteligten Kräfte durch skalare Potentiale ausgedrückt werden können, die weder von P , noch P , also von den Impulsen in axialer und radialer Hicbtung abhängen. Ferner wird üleichung 1.20 verwendet. Die j3oltzmanngleichung lautetί

+ t · V? -4?_q (V + JL) .V₀ f = ^f) (1.27)

Hierbei ist die V§_rteilungsfunktion f folgendermaßen definiert:

dQ dK Ξ f (r, z, P . P^ ,K, t) dr dz dP^, dP„ dK

(1.2Ö)

BAD ORIGINAL

909608/0069

1483079

Ber Ausdruck auf der rechten Seite der U-leichung 1.27 stellt die Effekte von Zwei-JCörp er stoßen dar und X enthält die Effekte der von mehreren Körpern ausgeübten JMeutralisationskrafte.

Wenn V, X und f zeitunabhängig sind, lautet die Lösung von Gleichung 1.27

(1.30)

Efp ist das quadratische Mittel der kinetischen Energie in Elektronenvolt der 'leilohen infolge von W rme bewegung en und E ist der Aösolutwert der Elektronenladung. E„, ist bekanntlich mit der absoluten 'Temperatur Ϊ in (»rad Kelvin in folgender Weise verknüpft

^E«P ^Ä JiI -UL- (1.31)

¹ Fe 7740

Hierbei ist k die Boltzmannkonstante. Haohsteilend werden 1« und f je nachdem atoweehesind benutzt»

Sie angeschriebene ζeitunabhängige Iiöaung ist physikalisch nicht realisierbar, weil sie zu oniaSglißhen (ireazbeiingungen führt» ^ie wesentliohen Eigenschaften des Plasmas können aber bereits aus dieser lösung erkannt werden.

'■ ■■ BAD OFUGiNAL

Die folgenden Mittelwerte lassen sich mit Hilfe der Verteilungsfunktion errechnen:

<k7 = J (r, z) (1.32)

(1.33) T

Gleichung 1.32 drückt die Tatsache aus, daß jedes Teilchen örtlich um eine Peldlinie umläuft. Dieser Zustand wird durch die statistischen Effekte der Zusammenstöße herbeigeführt und das Plasma kann als vollständig "eingebettet" in das Feld beschrieben werden.

Die zweidimensionale Dichte η (r, z) ergibt sich aus folgendem Ausdrucks

η (r_r z) = /7fdQdk ~re "*/)

(1.34)

Die sonst übliche dreidemensionale Dichte kann gefunden werden, indem η durch 2Kr dividiert wird. Wie man sieht, hängt die Dichte im wesentlichen τεοη der Temperatur und der Größe X ab.

Gleichung Die obigen Ergebnisse zusammen miWt.24 können verwendet werden,

um die folgenden Informationen über die Impulakomponenten P_r und P₂ und dtn Drehimpuls S (zeitliche Mittelwerte) zu finden5

309809/0069

BAD ORIGINAL

Di e fließenden Ströme sind proportional zu den Mittelwerten der verschiedenen Impulskomponenten, die aber nach Gleichung 1.35 sämtlich verschwinden. 'Somit fließen iceine Ströme. Jüeseö Ergebnis ist unabhängig von der (iröße von X. Würde man die Teilchenbewegung i.m einzelnen untersucnen, so würde man finden, daß die verschiedenen Teilchen elektromagnetische Kräfte in Azimutrichtung erfahren und man könnte daraus schließen, daß ein Stromfluß vorhanden ist* Die elektromagneti sen en Kräfte entsprechen dem Y/ert E χ £, werden aber offenbar durch die Dicnteänderungen gerade aufgehoben. Entsprechende xiesultace ergeben sicii für andere geometrische Anordnungen.

i<aanstehend wird das Verhalten eines Plasmas in einem dynamischen Potentialtopf ("dynamische Flasche") untersucht und es wird sich zeigen, daß ganz andere Uesetze als für statische felder gelten. Insbesondere wird nachgewiesen, daß die .bedingungen für eine wirksame .konzentration diejenigen sind, bei denen keine "Einbettung" in das magnetisene ü'eld stattfindet, wooei der Ausdruck "Einbettung" bedeutet, daß die Teilchen sich mit den Feldlinien bewegen, als ob sie an innen kleben würden, tJo wird üleiehung 1. j2 die folgende. Ji'orm annehmens

\ Κ

und zwar, sowohl für Ionen als auch für Elektronen. -Die ü-lei— chungen 1.35 und 1.3b bedeuten, dai5 die Verteilung der verscniedenen iiupuxskomponenten allein duren aie Temperatur beherrsent

wird. Es wird sion zeigen, daß dies aucn noch für den i'ali der

blasene^M zutrifft. ■ ■

a Q § 11S / Ö I S I " B^AD ORIGINAL

-2ö-

Ui e aynamjaOJie .Pia smafla sehe

Wenn das Magnetfeld sicn mit der Zeit änaert, bewegt sicn jede Ji¹IußIinie mit einer ü-eschwinüigKeat und in einer jücntuhg, die durcn die örtliche "I)rif tgescnwindigkeit" Destimmt ist. Ist diese bewegung sehr langsam, so können die ¹JL'ei Ich en ihr genau folgen und es ergibt sich eine Verteilung, die derjenigen für den statischen .Fall sehr nahe kommt. Andererseits wird für raschere Bewegungen die Verteilung radikal geändert und das Plasma ist nicht langer in das JTeId "eingebettet". Die Betriebsfrequenz spielt eine sehr wesentliche Holle in der Entscheidung, ob eine Einbettung stattfindet und ob im Falle "der dynamischen Flasche ein Konzentrationsvorgang stattfindet.

Gleichung 1.13 beschreibt das im Zusammenhang mit der dynamischen Flasche zu betrachtende Feld. Wenn die Betriebsfrequenz sehr hoch ist, so können weder Elektronen, noch Ionen den jeweiligen Feldkonfigurationen folgen und die resultierende Bewegung wird durch die zeitlichen Mittelwerte bestimmt. Die auf ein Teilchen einwirkenden Kräfte werden jeweils diejenige Richtung annehmen, die das Teilchen in eine Lage zu bewegen versuchen, wo V = 0. Bevor aber das Teilchen dieser Kraft folgen kann, hat sich der Feldverlauf bereits wieder geändert. Infolgedessen wird das Teilchen vom Magnetfeld festgehalten und gezwungen, nahe an der Stelle r = r , ζ = ζ zu bleiben, d.h. derjenigen Stelle, die sich in der Mitte der hineindrehenden Bewegung befindet. Der Konzentrations« und Einschließvorgang findet statt, falls die gesamte.kinetische Energie des Teilchens nicht so hoch ist, daß die magnetischen Kräfte ständig überwunden werden können.

909808/0069 _BAD original

Di e Bedingung für den beschriebenen Konzentrationsvorgang kann hinsichtlich der mittleren Zyklotronfrequenz der Elektronen ω und der

mittleren Zytlotronfrequenz der ionen ω ^x ausgedrückt werden. Diese

.Bedingung ist?

Eine gewisse Abwanderung aus der Plasmaflascne findet stets statt, da ihre Wände nicht unendliehhoch sind. Infolge von ötoßprozessen sammeln einige 'feilchen verhältnismäßig große -deträge kinetischer Energie an und diese 'i'eilcnen &bnnen schlieülicn genügend Energie erhalten, um die magnetiscnen Kräfte zu überwinden» Um ein ^leichgewicnt des Systems zu erreichen und eine Verarmung des Plasmas zu verhindern, muß ständig neues unionisiertes Material eingeführt werden. Dieses Material wird allmählich ionisiert und erwärmt, ois es schließlich entkommt. Wenn die Wandhö'he der ü'lasene einige zehn Volt deträgt, läßt sich eine hohe Ionisation erreicnen und die Zusammenstöße sind vorwiegend Coulombzusammenstöße. Die Stoßhäufigkeiten können viel geringer als die jj'reqjaenz des angelegten Feldes S^in, da hohe Temperaturen erreicht werden können und die i'eilchen in der Plasmaf lasche ein "ü-edächtnis^M haben, das sich über mehrere J?req_uenzperioden erstreckt.

Es wird sicn nun zeigen, daß der Konzentrationsvorgang bereits für erheblich niedrigere Frequenzen als gemäß Gleichung 1.3Ö stattfinden

BAD ORIGINAL

14g9079

kann. Insbesondere interessiert der folgende frequenz bereich;

c 7 ^ω

ßel der nachstehenden Analyse wird angenommen, daß die .Frequenz sich in diesem .Bereich befindet. Die Ionen können hier immer noch nicht den raschen Veränderungen des Magnetfeldes folgen, aber die Elektronen können sich ziemlich rasch umherbewegen und durcnlaufen wänrend einer Aenderungsperiode des Jj'eldes aen Detraciiteten Jiaum mehrmals in verschiedenen xiichtungen. ixoTadem sind den Elektronen erheblicne .Einschränkungen auferlegt, da die .Bewegung stets so erfolgen muß, daß die Quasineutralität an allen Orten erhalten bleibt.

Die Elektronen sollen die luasse m und die Ladung -e und die ionen die blasse iü und die Ladung + e.haoen. Obere Indizes e und i sollen Größen oezeicnnen, die sicn auf die Jilektronen bzw. die

De.
Ionen oeziehen. Spitze Klammern <-zeiennen ü-roßen, die mit Hilfe der Verteilungsfunktionen berechnete Mittelwerte darstellen. Jime ueberstreicnung (z.ü. Έ. ) soll den zeitlicnen x/iittelwert einer üröße, genommen über eine .Periode des angelegten ü'eldes, Dedeuten, Die Mauptvoraussetzungen der Analyse sind die folgenden?

1) Ionen und Elektronen werden im Mittel für eine Zeitdauer eingeschlossen, die lang im Vergleich zu einer Periode des angelegten Feldes Ist.

BAD ORIGINAL

2) Die in der .Plasmaflasche erreichten Zustände sind so, daß die Stoßfrequenz klein gegen die Jb'eldfrequenz ist,

3) Die Feldfrequenz ist so hoch, daß sichdie Ionen Ehrend einer Periode sehr wenig verschieoen.

4) Die Verteilungsfunktionen sind periodische Funktionen der Zeit, deren Periode gleich oder kleiner als die Feldperiode ist» Die Amplitude dieser Zeitabhängigkeit kann jedoch klein sein.

5) Die Dichte der Ionen und Elektronen ist an allen Orten und zu

allen Zeiten gleich.

6) Der resultierende Drehimpuls des Plasmas hinsichtlich der Symmetrieachse ist an allen Orten und zu allen Zeiten gleich Hull.

Die Voraussetzungen 1 "bis 5 können erfüllt werden, wenn die Feldstärke, die Frequenz und die Plasmadichte entsprechend gewählt werden. Die Voraussetzung 6 wird jedoch nicht so leicht erfüllt, da sie ein ganz bestimmtes Verhalten des Plasmas voraussetzt. Es wird sich zeigen, daß Voraussetzung 6 eine sehr wesentliche Holle in der Analyse spielt und daß die theoretischen Voraussagen hiervon in erster Linie abhängen. Die experimentelle Bestätigung der Voraussagen diente also zur.Prüfung der Gültigkeit von Voraussetzung 6.

Die sechs Voraussetzungen zusammen mit der I3oltzmannglei chung rei-

909 800/0069

chen aas, um den zeitlichen Mittelwert von X und die zeitlichen Mittelwerte der Verteilungsfunktionen zu bestimmen. Eine noch genauere Information kann nicht erreicht werden. Der eingeschlossene Magnetfluß K spielt eine Hauptrolle (siehe auch (ileichung 1.2b). Diese Ü-leichung zeigt, daß die Verteilung der K-Werte durch die Stoßkräfte beherrscht wird, welche die Teilchen erfahren.

Im .Beispiel des statischen Feldes wurde gefunden, daß die Dispersion der K-Werte nur von der Temperatur abhängt und das gleiche Ergebnis wird sich auch für den Pail der magnetischen flasche ergeben.

Im Beispiel des statischen Feldes wurde gefunden, daß der Mittelwert von K gleich dem für die Teilchen geltenden magnetischen Flußwert ist. Da die Feldstärke an einer gegebenen Stelle in der"magnetischen Flasche mit der Zeit wechselt, muß der Mittelwert von K sich über die Flußwerte innerhalb einer Zeitspanne erstrecken, die mehrere Stoßzeiten umfaßt.

Die Verteilungsfunktion für die Ionen kann als Summe von Funktionen mit bestimmter Symmetrie hinsichtlich des eingeschlossenen Flusses . K¹ angeschrieben Werdens

f¹ = AJ (...,K¹) + Δ* (...,K¹, t) + BJ (...,K¹) + B* (...,K^x,t)

(1.40) Die Funktionen A¹ und A^ sollen gerade Funktionen und die Funktionen

909808/0069 _BAD original

U83079

B^ und B^ ungerade Funktionen von K¹ sein. Die Zeitabhängigkeit ist in A^ und B^ enthalten. Der Einfachheit halber wurden die Veränderlichen r, 2, P und P beim Anschreiben der gleichung I.40 weggelassen. Um die lonendichte zu berechnen» mu§ f¹ über alle Werte von P, V und K¹ integriert werden, woraufhin die Glieder mit B^ und B^ keinen Beitrag geben, dajbie ungerade Punktionen von K¹ sind, Ji e Berechnung der Dichte gibt also keine Information über die relative Größe der Glieder hinsichtlich des Gliedes a\ Da aber die Dichte eine sehr schwache Funktion der

ο· Ο

Zeit ist (gemäß Voraussetzung 3)» kann vernünftig geschlossen wer den, daß s

A* (...,K¹, H^_n ¹O (---»Κ¹) (1.41)

l>ie Ionen bewegen sich sehr wenig während einer Periode des angers

legten Feldes, so daß ihre Lage in keiner Weise mit dem Feld synchronisiert ist. Außerdem ist die mittlere Stoßzeit lang gegen eine Magnetfeldperiode. Aus diesen beiden Gründen können keine Stoßprozesse stattfinden, die im Durchschnitt positive Werte von K¹ öder negative begünstigen und es muß geschlossen werden, daß die Verteilungsfunktion f¹ eine gerade Funktion von K ist. Demgemäß kann angenommen Werdens

BJ (,.., K¹) = B₁ (..., K¹, t) β Ο (1.42)

Damit und mit den Gleichungen 1.13 und 1.24 ist es möglich, den mittleren Drehimpuls der Ionen zu berechnen. Das Ergebnis ists

■9098-Q8/Ö069

148.3079

^sin («t+^(r, ζ))) (1.43)

Die Verteilungsfunktion für die Elektronen kann ebenfalls als Summe von Funktionen .mit bestimmter Symmetrie hinsiciatlicn des eingeschlossenen J'iusses angeschrieben werden*

f^e = A^ C..,K^e) + A^ (...,K^e,t) + u® (...,K^e) + ü®. (...,K^e, t) (1.44)

Da die Elektronen eine erhebliche Wegstrecke während einer Periode des angeJfcgten Feldes zurücklegen können, darf nicht angenommen werden, daiB f^e eine gerade Funktion von K^e ist. Da aber die Dichte auch für die Elektronen eine sehr schwache Funktion der Zeit ist (siehe Voraussetzungen 3 inid 5), kann entsprechend Gleichung 1.41 gescnlossen werden, daßs

Der Mittelwert des Drehimpulses der Elektronen ergibt sich so zus

[ J₀ (r* ^z) sin ίωϋ + y(r, z)) -

=_§_ [ J₀ (r* ^z) sin ίωϋ + y(r, z)) -<K^eJ> / (1.46.

Hierbei hängt <^'iC^von den Werten von B® und ß^ ab.' Die Summe der (ileichungen 1.43 und 1.46 gifct den gesamten Drehimpuls des .Plasmas.

<J^e> = -If <K^e> (1.4ΥΪ

Dieses Ergebis steht nur dann nicht in Widerspruch mit Voraussetzung 6, wenn </E^e^> vesschwindet, und das kann nur eintreten, wenn

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B^ {..., K^e _? t) » Β® (...., E^e) - O (1.48)

Aus den obigen. Ergt&iissen ergibt sich? daß die Eletetronenbewegung mit dem Magnetfeld nicht synchronisiert ist und daß die Elektronen an einem gegebenen Ort und au einer gegebenen Zeit im Mittel alle Phasen des angelegten Sfe-gnetfeldes während einer Zeitspanne erlebt habenj die mehrere Stoßzeiten umfaßt.

Die seitlichen Mittelwerte van f¹ und f können nun bestimmt werden, Die Ableitung verläuft, in. gleicher V/eise fur beide, so daß

nur der Ionenfall im einzelnen betrachtet wirdc Wegen Vorausfjetzuzig 2 kann dag Sfcoßglieii e.ua der BoltKiaanngleiohuug gestrichen werden und Gleichung 1 * 4 t gestattet die Streichung der Glieder f«iit A^x cn mehreren Stellen» iic et.-gibt sich folgende Gleichung;

%?v

JJi. t? ο e C Xr ?;i c-hung «.vu.'ä 'aim üb:.· .rire Zeitdauer .ßts^irtelt« die gleich (.-irnr Iv-riode des aivvüj fcten .Ffilces ißt^ wobei infolge der Voraus« ■ s*t.z\m£ 4 das ßliüt. ία.it /^ Ii«ra-.i£fallt - Gleichung 1 -_ ΐ 3 wird für den i'&igneti fuß ve-rwßndiit im.6 da« zeitliche Mittel von X mit X r.-.i?tr V&mi «rgibt arieh folgendes Besultats

(1-50)

Q föieiehung hat identische Poria'udt derjenigen Gleichung, das Verhalten eines Gneee j.n iincm Schwerefeld beseichnet? wenn j Gas ;?if;h in thermischem Gleichgewicht befindete, WennYIonen* Fivrira-tu·, ti -. J-j. ö.v· i.ham.iti'-hi'r ,-5RhOr^ie mit Tfc ■ bezeichnet wird»

9.0980ft/00S9

-X-

dann ist die lösung der Gleichung t -50, äie gegen Kollisionen invariant ist,

(1,51)

hierbei ist
™i

P ² *P

r , zs
2 Me

r² {2

(1.52)

In gleicher Weise wird die Verteilungsfunktion für die Elektronen gefunden? " " . - •'^Λνΐί^Λϊ-■·, ' ■>

,6-

2 α»

s|

Die Blektroneatemperatur 2s| weiet ia allgeia&inen tr-on .der ratur Εφ ab. Es jauf3 beachtet 'werdεη« daß ein ©elites-thermi&ohes G-leichgewiclit in der jaagiietifsohea Flasche niezaala erreicht wird₉ da insner verschisdens Abwanderungen fctattfinflen. Die Temperaturen können genügend hoch ansteigen₅ daß iiusaramenetöfle effektir ausbleiben» bevor die Ionen und die Elektronen gegenseitiges Gleichgewicht erhalten·

■pf$ obigen Resultatekönnen sur Bsreciinöng der zeitlichen Mittelwerte der drei ITöinponenten des Impulses und ihrer Streuung Verwendung finden. Diese Werte Mngen von der Kenntnis von X nicht ab.

909S08/0069

BAD ORIGINAL

War

Um UI0 gleich άβι* zu ofhaltfia, muß die s?>iii_r, ed daß did folgende

die die Xrt-be^riiti in Gleichung 1.59 eitigesetfet ünä

ao findet ssb» ftt^ 2 δρή

clcjr Ιΰϊΐδίι u&d Elektfonca kann n

Die
;, börechnot

(1.60)

, -'*^ΐ-τί

: 148#079

Hb die Bedeutung dieser Ergebnisse besser verstellen zu können, soll

einfache HikßmEgs«Grt ftir den i&gnetfluß gemäß Gleichung 1.15 benutzt tmö außerä^Ei m geges M vernaehl&seigt werdea. Bann ergibt sieb, folgender

Wenn der Eadias der i&ilaiifbalin für die Zyklotronelektronen I» Feld

wird, kann Gleichung 1*64 folgendermaßen ange-

aciirieben werden;

4t'

steigt_f öaB ärir; fdilti&enäichte scüarf abfällt, wena dar Abataiicl ^om Mittelpunkt ä&x· ilineindrelibewegGng groß gegen Son Radius der¹ iilektrfMenbaimes wiitl»

Bio Crlsicöiingea 1.6C* , 1.61 oßä 1.62 sind wichtige Ergsbnisse der mathöasatiecaen ffeeorie, da sie Öle Wirkung der dynamischen^ Plasma» flasche beschreibgii* /Sq besteht ein. enger Zusammenhang zwischen den S'unkti'Jiisn XaM & und dem Inßiifeiionspotential, das bei der Kon~ struktion der Figuren 5? 7» 8_S 12 uad 13 verwendet wurde. Uieeer

wird aeahstshend hergestellt« , , _;; ,; ■

13ie I&isse öißes leas iat v.eit größer als die Sfesoe eines Elektrons sd daß die. Satöa&hd M /"/ ia ta deii «gleiteten illeichungen ia guter i®hertt^g bsrücksiclitigt werde« kann. Dann kann, an Stelle d'er Gleiohung 1..6Ö die folgende Gleichung angeschrieben Werdens . .

9098Ö8/00SJ

(1.65)

Unter Verwendung von Gleichung 1.11 kann X in noch einer anderen

ergibt sichs

JL

einsetzt,

(1.66)

Es soll nun der zeitliahe Mittelwert des Induktionspotentials für ein Elektron betrachtet werden, dessen Bewegung derart ist, daß der Wert des eingeschlossenen Magnetflusses K^e gleich ITuIl ist, Diese Größe wird mit ¥^e { 3C^e ~ O) bezeichnet. Durch Verwendung von Gleichung 1.13₉ 1.14 und 1.22 läßt sieh ein Wert für V^e (K^e=0) bestimmen und ein Vergleich des Ergebnisses mit Gleichung 1.65 offenbart die folgende Identität;

O)

(1-67)

ist der enge Zusammenhang swisehen X (und damit G) und dem Induktionspotential aufgezeigt.Die Ionen sind so schwer, flaß ihre Bewegung nicht durch die Äuge&bliekäwerte_v sondern durch die zeitlichen Mittelwert© dei Potentiale bestiiamt ist. Gleichung 1.2t zeigt _s daß die beiden Potentiale von Bedeutung V und % sind· T ist aber proportional su l/K tmd X ist proportioaal zu 1/bs» Ife Ii und ms ο stark voneinander abweichen₉ hat das Potential -X den weit überwiegenden Einfluß. Sciait lcaiiuri die lonenbewegung durch Betrachtung von X* allein etudlert werden» BfeingöJ^iß wurden Fig. 5$ 7» 8t 12 und ilaus be-re'-iiiKitcn Wer^^^a X.-Ico.nstruiftrts wobei '..^

RAD ORIGINAL

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U89079

die Form der Gleichung 1.66 für X verwendet wurde.

Mikrowellenanordnungen

Bei den Msher beschriebenen Ausführungsformen der Erfindung wurden verschiedene Spulenanordnungen verwendet. Diese Anordnungen wurden nun mathematisch untersucht. Jetzt sollen Ausführungsformen der Erfindung "betrachtet werden, bei denen von der MLkrοwellentechnik Gebrauch gemacht wird.

Aus der vorhergehenden Betrachtung ergab sich, daß eine ringförmige Potentialrinne mittels einer Anordnung koaxialer Spulen gebildet werden kann. Für Anwendungen bei höheren Freqeunzen kann ein rotierendes Magnetfeld, das eine solche ringförmige Potentialrinne erzeugt, auch durch Heber lagerung" zweier seitlich um 90 phasenver— Behobener elektromagnetischer Sehwingungszustände in einem Zylindrischen Hohlraumresonator erzielt werden. Die betreffenden Schwin« gungszustände sind als TE₀^₂*»Modus und 2?Sq₂.» - Modus bekannt. Es sind dies die Zustande mit transversalem elektrischen Feld gemäß Fig. 10 und 11*- Bei der genannten Bezeichnung bedeutet der Index bekanntlich, daß "der Zustand längs.des 'Zylinderumfangs gleichförmig ist. Der zweite Index bezieht sich auf die Anzahl der stehenden Wellen in Eadialrichtung und der dritte Index auf die Anzahl in z-Siehtüng (längsrichtung). Wie aus Fig. 10 und 11 ersichtlich, hat der TE_02i-Modus zwei konzentrische radiale Singe des Magnetfeldes, während der ü?Eq^ ₂-Modus zwei im wesentlichen identische • ·

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koaxiale Hinge nebeneinander aufweist. Wenn diese "beiden Feld« Verteilungen überlagert und 2£eitlich um 90 gegeneinander verschoben erregt Werden, so ergibt sich eine kreisförmige Polarisa«* tion*

Ik einzelnen wurde in SIg. 10 and 11 die zylindrische Oberfläche des Hohlraumes mit 102 bezeichnet und die beiden Deckflächen des Hohlraumes tragen die Bezeichnungen 104 und 106. Die kreisförmige Mnie P, deren Eurehstoßpunkt dutföh die Zeiohenebehe in Mg. 10 und 11 sichtbar ist, befindet sich an einer Steile,maximaler magnetischer Feldstärke zwischen den beiden geschlossenen magnetischen Feldringen für die beiden stehenden Wellen. Wenn die beiden in" Fig. 10 und 11 dargestellten Modi im gleichen Hohlräum mit 90 ° Phasen» verschiebung erregt werden^ so Wird dag Magnetfeld H an der Stelle P in der ^eiohenebene und auf der ganzen Kreislinie durch den Punkt P kreisförmig polarisiert, wie es durch den rotierenden Vek* tor 1.08 in Fig. 1$ und 11 angedeutet ist. Fig. 10 und 11 können auch so aufgefaßt werden, daß in Fi$* 10 der ^!C-^E021**Modus ^8e^^{n ly}&^ximuja hat un& &er TfL·**.. „ ,,.. gerade dilrch Mull geht. In diesem Falle

aeigt äer ^annujigsirektor 1.08 M&ah^ links* iig» 11 bezieht sich dann „auf einen Zustäai uä einö Vibt%$% Periode später,, wenn 4er

gerade veiööMwiüdöt on-d fis# ^^-ϋ^^λλ.τ« ^^ei^ Maximum hat. zeigt &θτ Viktor 108 nach uAltii* I4^h|ö eiae5? weiteren hai; *r °

BAD ORIGINAL

Der Kürze halber sollen auf den ^TEoi2-Mödus ^bezüS^lieile Größen mit. andern Index 1 und entsprechende auf den ^TE021-Hodua bezügliche Größen Quit dem Index 2 bezeichnet werden. Kreisförmige Polarisation in

axialen Ebenen kann erreicht werden, wenn die Resonanz '"hinsichtlich dieser Sehwingungafarmen aufeinander abgestimmt ist. ■ Diese Bedingung kann durch pausende V/ahl des Radius a und der länge Z (Jig» 11) des zylindirL-schen Hohlraumes gesichert v/erden. PfIr Resonanz muß gelten;

ö\, / *_o2) -- λ_ο//ι - (^₀A₀₁) ² (2.2)

Hierbei sind λ . und \ ^ die Wallsnlängen der zum TEq₁ p-Modus

bzw. zum 1 021-Modus gehörenden elektromagnetischen Wellen. Der Index g bedeutet die Hohlraumwellenlänge im Gegensatz zu λ , das die Wellenlänge im freien Raum bedeutet und \_q9 daa die kritische Wellenlänge bedeutet. Es gilts

^xc2 * ⁰»ß955a₅ λ_ο1 = 1,5396a (2.3)

und durch Einsetzen und ümreohnsn erhält man

^λ ₀ - f7 (1,6)96) (0,4477) a « 0₉3097 a (2.4)

T (U 6195) (Q.,4,477) a » 0,9279a (2.5)

fslsE^^~l W₁U77J²

GO
O
OO . .

Q 35ie beiden Ausdrücke 2.4 und 2«5 gebon ai30 die Beziehungen zwischen

o> dar Wellenlänge und damiü der Detriebsgreqquenz, dem. Radius und der to ·

länga da a Hohlrausea.

copy \

■ Ιφθ79

Die Paldkoatponenten einer TE₀₁-WeIIe, die sich in der :*2-Ricatung fortpflanzt, sind -

H⁽⁺⁾ * A J Έ r)

at 10 ^k el ^r/

r) e ^ " .^"Ag₁ (2.8)

rait η a VΑ/Ε ^{= 3?δ}'⁷³ *²'⁹⁾

Hierbei sinds

H-das

ö , r und s die üblichen Sylinderkoordinaten, J₁ J₁ Basself imktioasn.

Seil;,
Λ die Ampli

eine Konstante_t nfealieb_;.SL » 2πΑ» ^« = 2 «Α_Λ» öer Wellanwiderot£M detj freien Baumes (37&iD Ohm)

Μ dis absolute Perisiabilitai; (1,257 x 1O~⁶ Henry M)

f dia aDi₃CInta Si.eloätrisitätslconataiite (8,85 χ 1Ο⁸¹²

Farad/m)

Es /d.ra nccb. ώ-f.reuf lings'wlsaen, daß dia Besstilfunlctionen J , J, uv«?.. In (Iq.v rrrli^ger.'i^i' zweiten ^loichungaraihe von dem rn>!'/.5TqüJ.'.1 ί 5 «J" .·.- «'.:·' -:;;^:η/i -ilniiiAiangarftihG auficinandor-gßhalten

909808/006 9 · ^ ^G0PY

werden müssen. ι

Die stehenden Wellen Im Hohlraumresonator !aasen sieh als Heberlagerung von fortschreitenden Wellen in +z-Bichtuag unä in -e-Hiehtung auffassen. Uiö in negativer Richtung fortschreitenden Wellen sind identisch mit denjenigen nach den GleiclitHigen2*6 bis 2.8, abgesehen vom Vorzeichen der Portpflanzungskonatante. Soalt ergibt sich*

HC-) * τ tv „\ « 3^wt + J 2»s/ λ_₄ -«· φ «(2.10)

h'"*' as 1 ^d A J (K r) e ^^ω* * ^^ ^z^«1 "¹^ ?'2·11) (-> ^S1

Hierbei ist φ ein wilkUrlicher Phasenwinkel, der zur Anpassung Grenzbedingungen Stlrnviänäeii des Hohlraumes gewählt werden kann. Wenn insbesondere die Stirnvsände sich bei ζ *= 0 und a = Z (Fig. 11) befinden, so ist 9=js,

Geht man ssu den Winkelfunktionen aber, so ergibt sich unter diesen Umständen

^{sia 2} *

X_c1 j (K _r) simet cos 2κ ίδΑ-* (2.14)

Eg β ~2-n A₁J₁ (K_c1 r) COS(Dt ein 2RzAg₁ (2.15)

Setzt man nun die Werte für K_Qi K_Q und λ aus 2.1, 2.3 und $.5 ein,

J_n (3,8322 r/a) siawt sin 2*a/2 (2.16)

so erhält man

H₁ a - 2A₁ (1,7670) J₁ (3»8322 r/a) sintat cos 2nz/Z (2,

¹ . - ₄ολ-γ-^,,. . - V- , ir)

' 909 808/0069 bad original

Ϊ483075

(376,?3> $_% (3*8322 r/a) coe %»fc ein ®lz/% <2«ΐ8]

In gleicher Welse ergibt sich for den

J₀ (7*016* r/a) sin («at * $) sift κζ/Ζ (2*19) F ^ * -2A₂ (0_s4825) ^₁ (7*Ö164 r/a) sin (c»t ψ ψ)

r/a) oos (ö>t + ,f} sia «s/Z

wobei φ übt Piiaseniiiiikel swieoheia den beiden Feläei?;» ist .FUr kreisförmige Polarisation gilt

«£«/2 C2*2>i

saoh. der

Die Hache mit versühwiadenäe® Ife&aetfXafö für ä&n

offenbar die Shene a ^ Zf2* Für äea ^EBO21-Sjp ¹^* ^äiese Sylinder mit dem Baöias r_& » l^f^" ^a " Ö

der

r1 ^β 2s2 st, z/2, r « r_s . ,{2*23)'

kreisförmig© Po-l&ri^ttiös s» dieser St.elle ^a oralelea» maxi folgende Besistosig ÄWiseiiCia «iöji Aiaplitudsn A ä

(3,8322)

A₉ » 2,4839

Konstante

_s so k&wi saum edijießlich die Feiägl©±olmttg&XL

BAD ORIGINAL

H85079

achreiben;

H₂₅₁ «A J₀ (3,8322 r/a) sintrt sin 2κ z/Z _# (2.27)

ί H_r1 ~ ~l»767O A J₁ (3,3222 r/a) sin wt cos 2u s/2 (_:2,28)

^:%1 ^s -376,73A J₁ (3,8322 r/a) cos tat aiii 2 ic z/2 (2

^Hz2 ^{s 2}*>^{4δ39 A J}o ^⁷*⁰¹⁶* ^r/^a^ öosat slxi7E s/2 (2.38)

H_r2 a -i_tig85A J₁ (7₉O15,- r/a) ooeoit cos π ζ/Ζ (2»31>

e - 935,76A J₁ (7,0164 r/a) sinoit sia π z/2 (2.32)

:L selxöPo t entia'i. u

Wona die la den (Jlai.ifcunggn 2,27 b-j 2«32 beschr benen Felder-auf ciitt ionisiertes Gas -^im/ir'söc, vo jird eine oyriaiaiLro'lle Potejatial·= rjtaae g&hlXa&t_f weiche äia Iciijn u.iä Elektronen in einera -Qereioh he s --a 2/s_? L" «s r_Q koEKöatrie-L-t» 'Sie saagnetiach© Feldstärke ist ia

ea su gerir'S? wm die lerne:* direkt sti beeinflussertp- aber &i® Elektronen werdesi koasssntriisrt anä äi© Ionen, werden dann ikiwuMämig&etf ekte f ^stgehaltexio Xa eiaem Hohlraum ist die der ¥&lS.änä&Tmiß&n so hocli_s das «eder die Elektronen ₉ noeh ßi© Xoaen moiaentanen Sch\mnkttnsen tolgQix kennen₉ sondern die Bewegung beider ist &üreh das mittlere zeitliche ?erlialten der Felder be»=

Wean SI© Elektronen und Ionen in der Potontielrinne angenähert ob GrXeiehgewic&t untereinander- err©iel3.ea_f dann wird die durch das Raöialaöuiigspotential ÜTgesöiß Gleiohung i*6&

909808/006 9 bad original .

9079

beherrscht, Dieses Potential ist5

32 π ^- πι

An Stelle der in Gleichung 1.2 benutzten Form kann der Magnetfluß auch folgendermaßen definiert swerden;

rdr =

rar (2,34)

Somit hat man

2 κ Λ sin

ι
n ,3/ Z C

rdr.«

2 Kii A sin 2 κ z/Z ^

»01 r>

(2.35)

aber

', « 1,6396 Uk sin

r/a)

(2c36)

(2.37)

2 « 0,0955 a 2,4839/6A sin π z/Z r«^ <7,Ol64 r/a) (2.38)

daher

co ο co 00 ο oa

,.2

4 n

2,2243

9	(	3,8	322	'2 _<	if.2
			r/a)
2 7			Z9 0164	r/a

sin 2πζ/Ζ J₁'

(2.39

s empfiehlt sich, den Ursprung dsr «-Achse «um Syiaaietriezentrum.des /.u versohiöbeii und eine uiiiis Variable v/ie folgt zu defi-

■1 μ*·" η

RAD

mim

(2.40)

Nach dieser Aenöerung ami nach iSLnoetzung der Zahlenwerte der physikalischen Korn?tanöeii wire. ^.39 zu

X « 0,87945 x 10 ³ &² k² /2,6883 sin² 2JT^² (3*8322 * 4,9475 coe ²^J₁ ² (7,0164 r/a)! (2.41)

Exakte Kur\ -tu-formen von x'in äer (3I r)—Ebene können leicht aus 2.4T wie folgt btrechnat werdens

Man ßiätze

H « 2,6883 J₁ ² (3*83>22 r/a) (2.42)

N <r 4,3475 ^₁ ² (7,0164 r/a) (2₉'43)

P β 0,87945 x 1O~³ e.² /l^f (2.44)

Dann erhält man wegen

M ein² 2f + JX cos²f"» M(I - COs²^f) ♦ H (1 + oos 2 f") /2

^{J J J} " ««

2 f »I cos 2 J* + ^p- M - f « 0 (2.46)

die Ausdrücke
M cos ²

000 2J* a fl/2 ί /^4 > jtl «V>/p ~ K-- ir/2) (2.47)

2M

Diese Kurven oini in Fig. 12 gesseigt unfl ewar fiir fien Wert * « 10.000. Aufitr ctem Boden der Fottntlalrlnn· 122 eind die
Punkte 124 und 126 besonder β intertviftntf Dtr Punkt 124

0, r « 0_v262a)₉ wo das Potential ein absolutes Maximum ν opt

909808/0069 bad original

.^ 149397?

14#350 χ 10 ~* 8^Ä\²ha1^ and dor Punkt 126 (£ q_f r « 0_t762 a), wo das Potential einen Satt^liiunkt hat, der einem relativen Maximum

'AOO

in Richtung r vö» 5,206 χ 1O "* a k entspricht. Der Band d>r Potentialrinne ist also abgeschrägt and der Sattelpunkt 126 ist die Aueflußstelle. Das Potential am Sattelpunkt stellt damit das potential für die lünechließung des Plasmas dar.

In ?ig. 13 ist der Potentialverlauf längs der Schnittlinie X-X in ?ig. 12 und der SchnittlinieY-Y in Pig. 12 dargestellt. Die kritischen Punkte 124 und 126 sind in Fig. 12 und 13 eingezeich net.

rgi ay erluste

TTnter stationären Bsdliagu2iseii «ird die meiste Bnergie in den Hohli'aam^nden durch üen. Skineffekt vernichtet. Sie Energieäämp fung je Pllichenöinheit der Wanö ist ^r

^Va * ^Ht ^{2 H}a /² (2.48)'

Hierbei sind H^. die %ng@ntialkomponente des Hagnetfeldea des Ifegnetfeldes und E₃ der Fläehenwiderstand.

38,3^£fe

Z m Praquenz » ω/2«
& «τ- IeitfKhigktit des landaattriala in Siemens ·

Bei Zimmertemperatur giltff« 6,17 χ 10⁷ fOr Silber und 5.80 χ for Kupfer. Somit u

W4Wi^fil9 BAD

R_e m 4,88 χ 10 "³ / tfä" (Silber) (2.50)

R₀ « 5,04 χ 10 ~³ / /a" (Kupfer) * "T

Bas tangentiale Magnetfeld ergibt sich aus den Gleichungen 2.27, 2.28* 2.30 und 2.31.

Van hat damit für Silberwände
W_e1 = 2,44 x ΙΟ"³ /

= 2,44 x 1O~³ /faUn A²J 1,7670 ² J₁ ² (3,8322 r/a) rdr + 2 π A² ay J_Q ² (3,8322) sin² 2 π z/2 dal (2.51

Run ist

**² (Κ_Λί r) rdr « a

(K_c1 a) J₂ (K₀ a) ^i^ J₀ (3,8322) J₃ (3,8322) (2.52)

und deshalb

2,44 xiO~³ /fiF-tKk² (1,767O)² a£ J_Q(3,8322))r

azl

₂ C3.8322) ₊ 2icA² J_Q ² (3,8322) azl (2.53)

und unter Beraoksichtigung von 2.5

W₈₁ » 7,78 χ ΙΟ'³ A² a² /fir (2.54)

Ebenso

^we2 " ⁵»^{94 x 10}"^{3 a2 a2} //·" (2.55)

009808/0089

BAD

soöaß die ganze Verlustleistung ist

W « 137,2 κ 1O~⁴ A² a² / /a" (2.56) .

ßo ward« bereits gezeigt» daß das maximale Einschließungepotential an den Sattelpunkten clen Wert "

X_n «* 5,206-x 1CT⁴ A² a² (2.57)

hat» damit ist die Leistung in Watt_f die zur Aufreohterhaltung eines beetixamten Potentials in Volt benötigt wird9

W« 26,34 *. X₀ //a" ' fe.58)

Hiei'bei iat a in Matern auegtitlriiokt» Da a durch die Gleichung 2»4 mit K _Q verknüpft ißt und natürlich gilt K₀« c/f ₉ kann Gleichung 2*58 benutzt werden_r um die Bo-triebeleistung mit der Ereojxenz zu ver knüpfen.

Kreisförmige Polarisation kann nur erssielt »erden, wenn die Felder die richtige Phase imd AE^liimde haben. Diese Parameter können durch pausende Wahl der Errcigungsstollen beherrscht werden. Wenn .ein elnzi~ gor Oszillator zur ^rrogung du© Hoh3.raumee dient, kann davoii Qebraaab werden^ daß dor ^oili-Modus ^eine uoflferede Symmetrie; und der dUs ^e^*^ne ββϊ"⁰⁰⁰ Symmetrie hinaiohtlich der Bynimctrieebene ^S* 0 hat· Dies läßt flieh aas den ekektromagnttieaiierL Foldernverl&afen Pig. 10 und 1t ontnehmen. t«mi äleo Entroll» durch ewei Oeffnunfitn

eingespeist wird, ti ie eymmotrieoh. hJ.nnichtlich J"» 0 angeordnet eini,

• f> .' _r ■ it ι '

die beiden Oeffruzugeri 90° pbafrenyeraohpbBn erregt werden_p so er*-

909fQS/f_;pQ69 ' bad original

geben sich, die in Pig. 14 gezeigten Phasenbeziehungen der Felder im Hohlraum.Die ausgezogenen Vektoren 132 und 134» welche die Eingänge 1 und 2 darstellen, tragen beide zur Erregung beider Schwin-

gungsformen bei. Die gestrichelten Vektoren, an denen die betreffenden Schwingungsformen angeschrieben sind, stellen die Vektorzerlegung der Eingangs signale dar. Wenn die Eingangssignale dem Hohlraum zu beiden Seiten der Mittellinie desselben zugeführt werden, so zeigt sich aus dem Diagramm, daß wie gewünscht, der ^n-ip-V ktor ^dem

^TE021-Vektor ^{fttr den einen} Ei^-g^S um 90 ° "Siareilt und für den anderen Eingang um 90 ° nacheilt, wie es sich, aus KLg· 10 und 11 ergibt.

Die beiden gewünschten Schwingungsformen werden also auf diese Weise

in Phastnquadratur angeregt. Die Amplitude kann äurah passende Wahl der Lage der Kopplungsöffnungen beeinflußt werden. Da für beide Schwingungefoxmen das gleiche PeId die Kopplung besorgt, nämlich das tangentiale Feld H an der Wand, ist die Polarisierbarkeit jeder Kopplungsöffnung für jede Schwingungsform identiech und die Kopp-

der
lung hängt ausschließlich von Lage der Kopplungeöffnungen ab. Diese Lage muß so gewählt nein, daß der richtige Leistungsbetrag jeder Schwingungsform zugeführt wird, um die gewünschte Amplitude ent·· gegen den Wandverlusten aufrecht zu erhalten· Das üei etungsverhältni β für jede Schwingungsform ergibt si oh aus den'Gleichungen 2.54 und 2.55

*ll ■* X±2£ -1,309 (2.59)

Die durch die 'KoppXungaoffnung transportiert· Ltietung ist pro« -

, 90 9808/.006 9 bad original

Η·907»

portional zur Leistungsdichte an der Wand, d.h. zum Quadrat des tangential en Magnetfeld es H. Es werden zwei Halle "betrachtet, nämlich einmal,wenn die Eingangsöffnungen sich an der Seitenwand des Hohl-

+ t

raumes an den Stellen — J^ befinden und andererseits, wenn die Kopp— lungsöf fnungen sich an den Stirnwänden des Hohlraumes an der Stelle r. "befinden.

Im ersteren Palle ergibt sich aus den Gleichungen 2.27, 2*30 und 2.4-0

1,309 = ²Zi² »V- ^,8322) ein² 2 f.

^Hz2² (2,4839) ² J₀ ² (7,0164) COS²^ ⁽²'⁶⁰⁾

Diese Gleichung läßt keine reelfe Lösung fürJ- zu, d.a sie liefert sin 5 - 1,05. -Deshalb können die Kopp lungsöf fnungen nicht an der gekrümmten Oberfläche des Hohlraumes angebracht werden. Im zweiten Falle ergibt sich aus 2.28 und 2.31

1.309 « ^Hr1 = (i_f7670)² J² (3,8322 r. /a)

λ 1.4·.

^Hr2 (1,19Ö5)² J₁ ² (7,0164 r_± / a) (2.61)

Diese transzendente Gleichung kann numerisch nach r. aufgelöst werden und es ergibt sich für die Lage der Kopplungsöffnungen

r_t m 0,2703 a (2.62)

Damit ist die richtige Lage der Kopplungsöffnungen vollständig festgelegt. Der Kopplungskoeffizient hängt natürlich von der Güte des Hohlraumes und damit von der Frequenz, sowie vom Gasinhalt des Hohlraumes ab.

9098 087 006 9 bad original.

Zur Speisung des Hohlraumes 40 über Hohlleiter ist ein Ausführungsbeispiel in Fig. 15 gezeigt. Hier wird ein Schlitzkoppler an der Schmalseite des Speiseleiters verwendet, um die Leistung aus einem. Generator 144 gleichmäßig zwischen den beiden Kopplungs— öffnungen 146 und 148 aufzuteilen und gleichzeitig eine Phasenverschiebung um 90 zu erzielen.

Pig. 16 zeigt eine Anordnung, die für größere Hohlräume bevorzugt wird, da hier Amplitude und Phase leicht unabhängig eingestellt werden können. Es wird eine Anordnung mit einem Hauptoszillator 152 und zwei Kraftverstärkern 154 und 156 verwendet. Der einstellbare Phasenschieber 158 bestimmt die relative Phase der dem Hohlraum 160 zugeführten Signale, die über Wellenreiter 162 und zu Kopplungsöffnungen 166 und 168 gelangen. Verstärkungsregler. und 172 ermöglichen die unabhängige Einstellung der Amplitude der beiden im Hohlraum 160 erregten Schwingungsformen.

Die Kopplungsöffnungen 166 und 168 sind in diesem Palle dort angeordnet, wo die Kopplung für eine Schwingungsform stark und für die andere gleich BTuIl ist. Solche Stellen lassen sich leicht finden* Die Kopplungsöffnung 168, die in der Mitte der Zylinderfläche bei y as O angeordnet ist, erregt nur den TEQp., Modus, aber nicht den ^012-Modtts* u^e^eht erregt eine Kopplungsöffnung 166 auf der Stirnfläche an der Stelle r = 0,54617a nur den '-TE_n-10

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H89079-

den ^ΐΕ02ΐ«Μοάα8. ^^e ^kopplung kann durch ein Fenster geschehen, wenn die Zuleitung ein Hohlleiter ist, oder durch eine Schleife, wenn die Zuleitung koaxial ist, je nach der Betriebsfrequenz.

Fig. 17 und 18 zeigen schematische längs- und Querschnitte einer Anordnung mit der in Pig. 10 Ms 16 diskutierten Anregung. Die Speisevorrichtung kann entweder gemäß ^ig. 15 oder gemäß Fig. 16 ausgeführt sein und Kurzschlußschieher 1Ö2 und 1Ö4 dienen zur Veränderung der Kopplung an den Bingangsöffnungen 1Ö6 und 188. Der zylindrische Hohlraumresonator 190 kann mit einer Reihe auf der zylindrischen Innenfläche des Hohlraumes "befestigter Rippen 192 versehen sein, die parallel zur Hohlraumachse verlaufen. Da diese Rippen überall senkrecht zu den elektrischen Feldlinien der beiden gewünschten S hwingungsformen verlauf en, beeinflussen

sie den Betrieb des Hohlraumes nicht merklich*

Der Hohlraumresonator 190 ist ferner mit einem Gaseinlaß 194 und einem Grasauslaß 196 versehen. Das Einlaßrohr 194 geht duroh einte Rippe 192 und hat seine Auslaßmündung am inneren Ende dieser Rippe. Der Gasauslaß 196 ist in der i&he einer Stirnwand an den Hohlraum 190 angeschlossen.

Hinsichtlich der Anordnung der Rippen 192 und der Einlaß- und Aaslaßöffnungen sind die gestrichelte linie 192* in Fig. 12 und der Punkt 126^f in Fig. 17 zu beachten. Wie sich hieraus ergibt, befindet sich die Einlaßöffnung gerade noch innerhalb der Föten-·

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tialrinne, die durch, die strichpunktierte Linie in Pig. 12 begrenzt ist, welche durch. Punkt 126 geht. He Unie 192* bezeichnet den Umriß einer Rippe 192. Ein in den Hohlraum 190 durch den Einlaß 194 eingeführtes Gas wird also ionisiert und in der Plasma-.' flasche festgehalten.

Gemäß ^ig. 17 und 18 ist außerdem ein Wärmetauscher 202 vorgesehen, der beispielsweise Wasser enthält, das gegebenenfalls verdampft und zu nutzbringender Arbeit verwendet werden kann. Um den Wärmeübergang aus dem Hohlraumresonator 190 zur Flüssigkeit im Wärmetauscher 102 zu erleichtern, kann der Hohlraum 190 mit äußeren Kühlrippen 204 versehen sein. Außerdem kann die Plüssigkeit frei in den Hohlraum 206 innerhalb der Kippen 192 eindringen.

Wie erwähnt, können gewisse Kernreaktion en in der magnetischen Piasehe vorkommen. Wenn z.B. Deuterium oder !Tritium durch den Einlaß 194 eingeführt wird, bleibt es in der Potentialrinne und wird ionisiert* Wenn zwei ionisierte Deuteriumatome miteinander reagieren, entsteht in der bekannten Weise ein Heliuiaatom (He^) und ein Neutron mit erheblicher Umwandlung von Masse in Energie. Das Heliumatom und das Neutron erhalten infolgedessen eine hohe kinetische Energie, so daß sie der Potentialrinne entkommen und Elektronen zurücklassen» Die Neutronen gehen durch die Wand des Hohlraumresonators 190 und verbrauchen ihre Energie in einer Aufhebung der Flüssigkeit (z.B. Wasser) im Wärmetauscher 202. Das Heliumgas sammelt sich längs der Ifende der Kammer 190 außerhalb der ringförmigen Potentialrinne und kann durch das Rohr 196 abgezogen werden* Die z\niokbleibenden Elektronen folgen Bahnen, die

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BAD

1489071

durch die elektromagnetischen Feldpotentiale und das Haumladungspotential der Elektronenwolke bestimmt,- sind. Wenn sie die Poten— tialrinne verlassen, können sie mit verhältnismäßig hohen Energien Kopplungströme in den Hippen 192 auslösen. Diese Kopplung mit dem Mikrowellenkreis kann die erregten elektromagnetischen Schwingungsformen im Hohlraum 190 verstärken und so den Wirkungsgrad der Anordnung erhöken.

Der Kopplungsvorgang der Elektronen mit den angeregten Schwingungsformen, wenn die Elektronen die Potentialrinne verlassen, läßt sich besser begreifen, wenn die Bewegung derElektronen in der Kammer 190 als Ergebnis der rotierenden elektromagnetischen Feldergemäß Pig. 10 und 11 betrachtet wird. Die Lösung der Maxwellschen gleichungen für. i die vorliegende Anordnung zeigt, daß ein VerschiebungsstroBL, der gleiche Frequenz wie das Mikrowellenfeld hat, in Hingen fließt, welche an bestimmten Stellen der Peldverteilung konzentriert sind. In Pig. 10 fließen die Verschiebungsströme in den Hingen 212 und214 und in Pig. 11 in den Hingen 212* und 21.4·. Biese Strombahnen führen eine atmende und einander durchdringende Bewegung aus.

Wird das Plasma anfangs ionisiert, so sind Elektronen und Ionen gleichförmig verteilt. Wegen der weit größeren Masse und Trägheit der positiv geladenen Ionen wird der YerSchiebungsstrom aber hauptsächlich durch die Elektronenbewegung getragen. H&hrend das hochfrequente Magnetfeld um die kreisförmige Linie des Potentialiaini-

9098QÖ/

mums umläuft, folgen die Elektronen dieser Drehbewegung nicht. Dagegen werden die Verschiebungsströme, die mit der Feldverteilung rotieren, nacheinander durch, verschiedene Gruppen von Elektronen, die in der ganzen Kammer 190 verteilt sind, getragen. Düe momentane Sichtung des Yerschiebungsstromes in Pig. 10 verläuft in die bzw. aus der Papierebene. Demgemäß suchen die einzel-

Jxiit
neu ElektronenVder Anregungsfrequenz des Hohlraumresonators in

Umfangsri'chtung zu schwingen, nicht aber longitudinal oder radial.

Im Pail des Deuteriums oder Tritiums bildet sich eine negativ geladene Elektronenwolke innerhalb der ringförmigen Potentialrinne, wenn die positiv geladenen Ionen dieselbe verlassen haben. Die Eöhe der Potentialschwelle ist umgekehrt proportional zur Masse der geladenen Teilchen} dem zufolge können positiv geladene Ionen leicht entweichen, während die Elektronen zurückbleiben. Wenn die resultierende Elektronenwolke in der ^ichte zunimmt, so ergibt sich eine Raumladung infolge der gegenseitigen Abstoßungskräfte der zahlreichen negativ geladenen Elektronen. Die Elektronen werden infolgedessen vom Boden der Potentialrinne 122 nach außen zu der Ausfluß st eile 126 in tfig. 12 und 13 gedrückt. Diese/^langsamen radialen Bewegungen überlagern -sich die hochfrequenten Schwingungs·· bewegungen in Umfangsrichtung. In diesem Bahnabschnitt verlieren sie einen großen Teil der ihnen von der Raumladung erteilten und natürlich aus der Verschmelzungsreaktion stammenden potentiellen Energie an die Mikrowellenanordnung. Wenn sie von dem Potential- toerg zur Wand des Hohlraumes herunterrutschen könnten, würden sie viel ihrer kinetischen Energie wiedergewinnen und so den Gesamt-

9 0 98 08/0069 bad original

-59- 1481079 ■

wirkungsgrad verschlechtern. Wegen der Verwendung der Rippen, 192 in Pig. 17 und 18 können? Aber die Elektronen an der Stelle abgefangen werden, an der sie den größten Teil ihrer Energie an das Mikrowellenfeld abgegeben ^b^mVijnd werden-von dort galvanisch zu den Fqnden des Hojj&kesumes 190 geführt, die durch Ionenbeschuß positiv geladen sind..äiö|^jses Auffangen der Elektronen an Stellen, wo sie möglichst gering-ark:fet3.etische Energie haben, entspricht in mancher Hinsicht der Verwendung von Sammelwlektroden niedrigen Potentials in Itikrowellenröhren. Auch ist die Wirkung der Elektronenwolke in der Mitte der Potentialrinne hinsichtlich der Erzeugung eines Raumladungspotentials, das die Elektronen nach außen drückt, ähnlich der iHinktion des Potentials zwischen Kathode und Anodenrippen eines Magnetrons". Natürlich sind dise Analogien nur teilweise zutreffend und sollen nur zur Verdeutlichung der Saohe dienen. .

JiHir viele Zwecke ist es Wünschenswert, ein Plasma zu erzeugen, und es in einer bestimmten Richtung zu beschleunigen. Das trifft z.B. zu In Plasmaraketen oder zur Lieferung ionisierten Gases für Windkanäle und dergleichen. Die Richtung der "Ausflußstelle* kann durch die geometrische Gestaltung des Hohlraumes verändert werden. Beispielsweise kann im falle der Spulenanordnung nach 3?ig. 1 und durch Vergrößerung des .Abstandes zwischen zwei Spulen die Lage der "Abfluß st eile" so verändert werden, daß das Plasma nicht in RadialrichtunS, sondern in Axialrichtung die Potentialrixme zu verlassen sucht. Ebenso kann im Falle der Mikrowellenanoränung die

9Q98Q8/0QS9

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Richtung des öattelpunktes im Potentialfeld durch Wahl verschiedener miteinander in Wechselwirkung tretender Schwingungsforinen in Hohlräumen verschiedener Gestalt geändert werden.

Vorstehend wurde die Erfindung mehr in theoretischer Hinsicht erläutert. In praktischer Hinsicht sollen einige orientierende Angaben hinsichtlich der Betriebsfrequenz und der Betriebsdrücke gemacht werden. So wurde z.B. erwähnt, daß die Betrie"bsfreq_uenz oberhalb der Zyklotronfrequenz der Ionen des Plasmas liegen soll. Im allgemeinen ist die Zyklotronfrequenz f durch die folgende ■Formel gegeben;

= 1 = eB (3.1)

ΐ m

Hierbei ist T die entsprechende Periode, e die ^'lektronenladung, m die Masse des geladenen Teilchens und B die magnetische feldstärke.

Für ein Elektron ist das Verhältnis e/m gleich 1,759 x 10 ' Coulomb/kg. Für einen Deuteriumkern ist das Verhältnis 4,73 x 10 und für Tritium z.B. 3.16 χ 10 . Es wird z.B. die Anordnung nach Fig. 6 betrachtet. Die äußere Öpule soll einen Durchmesser von 50 cm und die innere Spule einen Durchmesser von 25 cm haben. Unter diesen Umständen hat das Magnetfeld B einen V/ert von etwa 55 Gauss oder 5,5 x 10 "^ tfeber/jn und die entsprechende Zyklotronfrequenz für Deuterium und Tritium beträgt etwa 260 bzw. 170 kHz, während diejenige der Elektronen etwa 9,3 x 10 kHz beträgt. Jm oberhalb

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der loneni'req^uenzen zu bleiben, kann man. die Anordnung beispielsweise mit einer Frequenz von 10-IvIrIz betreiben. Frequenzen-oberhalb der Elektronenresonanzfrequenz können bei iviikrowellenausführunfcen verwendet werden.

Der angewandte Druck hängt natürIiGn von der üeshaltung der elektrip"^hQn oder Mikrowellenanorcinung, der Anr-egun^sfrequenz und dem verwendeten üas, sowie der verfüg oar en .beistund ab. Bei dem oDigen Zahlen^eispiel Kann man z.b. mit G-asdrticken vor der Erregung der

— H —'3 Anordnung in der U-rößenordnung 10 bis 10 Torr arbeiten.

-"ie ü-rundj.agen der vorgetragenen mathematischen Theorie finden sich beispielsweise in folgenden Büchernί Physics of gully Ionized G-ases vou Ii. Spitzer (iiew York 1956)} Fields and Waves in ..lodern .Radio von 8. fiamo und J. fi. Whinnery (iHew York 1949)» Kinetic Theory pf G-ases von B. H. Kennard (New York 193ö) und The lviatiiematical 'i'neory of lMon-Uniform uases von S. Chapman und -f.ix. üowlirig (liondon I9bö).·

Die beschriebenen Anordnungen sind selbstverständlich nur Ausführungsbeispiele der Erfindung. So kann beispielsweise die Potentialsenke ihren Mittelpunkt an einem einzigen Punkt haben, so daß sich ein Potentialtopf ergibt, oder sie kann einen Raum erheblicher Größe und verschiedener Gestalt umfassen, abgesehen von denjenigen Konfigurationen, die zu den oben beschriebenen ringförmigen Potentialrinnen führen. Es können andere bekannte elektrische und"Mikrowellenanordnungen zur Erzeugung der erfindungsgemäßen Potentialsenke verwendet werden und statt jjeuterium oder Tritium können andere Gase,

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beispielsweise Lui't oder einer inrer bestandteile, anwendung finden.

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Claims (1)

1. ß t β'η-t η η ο η r R c ϊ.

   Vfi "inricüturv *"^Γ "Y"eu<;un£- und riiwenöun

   i»nat <1i;reh ein kreiefHrnif, ρ all*."I Bi er tea»

   rotierender« .\oo'ufrequer*tea elektroaaiinetloohets Feld, welc: «ß dfii* ?lao;iaa aowo il anregt, ala auo:, in. der lAu_t.a der T> e.'»aoha· den ^ldea gebildeten ^otentlalatilile

   2» KinricUtunr nach '.neprucu 1» dadurch oeicenniielohnet, daß da»

   Kt llngn der ^Tv*euacLae <iec kreiafUrsdt polftrieine ^eucbloseene linie Mldet.

   3. ninrichtunt; nach inepruch 2% dadu'reU ^«Jcennselcfenet» daß dae eleictrocaa^netiache* Feld die Oestalt einea Tor-ue hat und in ?benen öureü die ?oruf»aehee rotiert.

   4« T-inric'-tüTig .nacK einea der vorher^eLenden Ansprüche» ,'«kennKoichnet, da0 die Frequenz ßeo elektroaatnetiechen Feldes oberhalb ier ^yklotronfrequenär- der riaaataionen liegt.

   5· Einrichtung naoiv eines «5er vorhefßehenden /.n«prt!<me_t dadurch

   net, daß dme rotierende Feld durch .nindeatens zwei koaxialer spulen erneuert wird, wobei »u Jedes Paar ein« (12, H) lait größere« !WcbiaeBeer und eine 'pul· (if_fi8) kleineres Turcntaefieer gehören und die i.pulenpaare In «wei parallelen "Ebenen angeordnet sind, öo daß @ie einen Rin£;ragia

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   definieren_f eowie (1&B je z*&t &β&βηί|ΐ>β./11β&9η0β Spulen

   eind und /ait 9Cf ° : .xaaenversctileoune erregt

   sind .

   C. Einrichtung zi&cft Einspruch 5» r,efcennaeic.tßet durch einen rin/;-f(jrmiti»n 'lafäaabeJ-Jllter (?6}_v der den Kingraua swlaohen äen pulen einaisact.

   7. 'änrioötuiV necä eines der «ηβρϊϋΟϋβ 1 bia 4» dadurch gekemizeiciiriet» dag dee rotierende «^netfeld 4uroa ^akr-owellenenert>ie enteu&t nird, die in einen das Plaaaa enthaltenden Houlrauarooomitor (14w, ir,C» 130) ein eapeiat wird.

   8. Tlinriohtunt naca Anepruch 7» dadurch geScenneeichnet» da/3.dae rotierende elelctrona^netlsohe feld dadureü erzeugt wird, ä&ü der Hohlraumresonator alt der gleichen Frequenz# aber e*ei Tereohledesten l-haaen an ?.«et vereciiiedenen Kopplung set eilen erregt wird.

   9« Einrichtung nach Anepruch 7 oder 8, dadurch gefcennselonset_v daß zwei verschiedene elektroiaagnetleche Soiswingun^eforeen «it der gleiches Frequena und einer Phaeenvereehiebun^ von 90 ° 1« Hohl» rauttreeoaator angeregt werden.

   G. 'inriciJtung nach /.aepruoh 9« dadurch ßekezmeeiohnet» daß der uoiilrttiuareaoziator zylindriech let und daß In lim der ^Q-ip und der Tl^_21eiapaue «raeu^t werden.

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   11. Einrichtung, aaoii einem der vorhergehenden riaptiich«» iiadurah gefcennz«lohnet* daß das rotierend© eleiccromagnetischt Feld ein· öo non· Energie aufweist, daß ein» .'laamkompresaiün eintrifcfc UAU Ver£30:Äelzungör#afctionen vorkomen.

   12· Einrichtung nach „-.ßpruaä 11, dadurch feekennseioiinet» d&B VereohaeliUin^aproduiitfc·, die einen noh«n Pjier, ,i«gehalt haben oder neutral uind, ribe die and der ^oter.titilaulde entltomaien können, j tiaa die ν.urfiakblelbanden Elektronen einen Stronflu£ erseu_i?en, der Eainaeatenia teilweise Kwrnerßie dea erregenden

   raid«η bei&rftgt·

   e naoh einem der Ansprache 7 bis 11 und naoh *\nöpruoii 12, dadurch gefcennaelohaet, daß der ioalraaaresonator (1^0) mit von seiner -ⁱnd neon innen ragenden leiöonden Hippen (132) versehen let, welche die Elektronen ait ^ er in.;-er kiaelieo/ier abfangen und so den -/iricun^egrad der ;αιοΜηαηι> steigern

   14· Einriohtun£ oaoh einem der vorher(jehenden Aneprttone_v dadurch liecaBeiohnet, das die Wand der ?otentlal«ttlde an aindesteno einer Π teil· {126) eine niedrigere iiöhe Ha t_v eo das Plesaateilohen höherer Itiergl· hler zuerst austreten·

   naoh einem der vorhergehenden ittaprüahe,

   äaö die Plaeaaaane von eines ^naetaugoner (202) •'.wecka ilnerfleabfuhr umaohloaaen wird.

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