DE2229752A1 - Verfahren zur Erzeugung eines Plasmas großer Dichte - Google Patents

Description

Anmelderin: United States Atomic Energy Commission Washington D. G., USA

Verfahren zur Erzeugung eines Plasmas grosser Dichte

Die Erfindung "betrifft ein "Verfahren zur Erzeugung eines Plg.Fmf?': grosser Dichte, das "bei längerer Lebensdauer und hoher Temperatur zur gesteuerten Kernfusion, für die Plasmaforschung, die Wechselwirkung mit Magnetfeldern verschiedener Formen und die Begrenzung in Stellaratoren, Tokamak und anderen geschlossenen oder offenen Forschungsreaktoren verwendbar ist.

Bekannte Verfahren zur Plasmaerzeugung sind nur begrenzt einsetzbar und erzeugen ein Plasma von nur kurzer Lebensdauer.

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Nach einem Verfahren wird ein Strahl von Atomen in einen ausgepumpten Bereich in einem magnetischen Begrenzungsfeld injiziert; nach Aufbau einer grossen Dichte durch Lorentz-Ionisierung tritt der Atomstrahl mit dem Plasma in Wechselwirkung und das Plasma wird gegen Zerfall geschützt. (Sog. ALTCE-System, Abkürzung für adiabatic low-energy injection and capture experiment, s. G-lasstone und Lovberg, Controlled Thermonuclear Reactions, S. 401 ff). Hierbei wird ein Strahl von neutralen Atomen mit 10 - 20 keV Energie ir. einen Magnet spiegel injiziert. Nach einem anderen Verfahren wird mit einer Lichtbogenentladung ein molekularer Ionenstrahl aufgebrochen. Das mit-DCX bezeichnete System beruht p^"" der Injektion von hoch energetischen Deuteronen in eine Magnetspiegelaußbildung durch Dissoziierung von molekularem Deuterium (D₀+) ir einem Lichtbogen, s. Glasstone, aaO» S₀ ^^Qc^ ff. sowie Rose und GIbv¹'. Plasmas and Controlled Fusion, 1961, S. 405. Nach ρ-νηβΐ" wo 1⁴^- ren, als 2X bekannten Verfahre:-~ wird die gewünschte Pla°™«- dielrce durch magnetischen Eir^arg eines ^on aiis,⁰⁰^ in^i?"¹'^¹"-Vr.?. Plasmas und anschliessende rr:?^netische Kompression pr'.e¹!.-+.

AIIg bekannten Verfahren haben Nachteile. Beim Vorgehen mit Lorentz-Ionisierung ist die Verwertung und der Einfang der Strahlpartikel'unrationell und die Plasmadichte kann ni.^ht auf eine für eine wirksame Wechselwirkung zwischen Strph¹ und ein^efanfeuern Plasma ausreichende Höhe e-ebracht werden. Der

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Lichtbogen der DOX Versuche führt einen starken Fluss neutraler Partikel in das Begrenzungsvolumen ein, und die bei niedriger Einfangsdichte auftretenden Instabilitäten begrenzen das Plasma auf kollisionslose niedrige Dichten. Der Plasmaeinfang "beim 2X Verfahren erfordert ein zeitlich variables Magnetfeld, was der Anwendung in verschiedenen Forschungsreaktoren entgegensteht.

Erfindungsgemäss werden diese Nachteile dadurch überwunden, dass ein magnetisch begrenztes, relativ warmes.Plasma grosser Dichte als Target erzeugt und mit einem Strahl von Atomen hoher Energie beschossen und unter Erhitzen zu einem magnetisch begrenzten, stabilen, im Gleichgewichtszustand befindlichen P]asma hoher Energie umgewandelt wird.

In dem erfindungsgemäss erzeugten, bereits anfangs dichten, kol]isionsreichen Plasma wird die Entwicklung von Mikroinstabilitäten unterdrückt und seine Dichte ist gross genug für eine rationelle Ausnutzung der Strahlwechselwirkung mit den Tonen und Elektronen des begrenzten Plasmas. Das Plasma kann in zeitlich variablen oder konstanten Magnetfeldern erzeugt werden und ist in toroidalen oder offenendigen Magnetfeldformen verwendbar.

Weitere Vorteile und günstige Ausgestaltungen, ergeben sich ann der folgenden Beschreibung anhand der Zeichnungen.

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Es zeigen:

die Figur 1 ein Schaubild des neutralen Strahlinjektionsstroms I und der Targetplasmadichte η und neutralen Dichte η bei einer Hintergrundsgasdichte N_Q;

die Figur 2 im Teilschnitt eine zur Erzeugung des Plasmas der Figur 1 geeignete Vorrichtung;

die Figuren 3 und 4- als dreidimensionales Schema die Magnetspule bzw. die Suspensionselektrodenanordnung der Vorrichtung der Figur 2;

die Figur 5 schematisch im Schnitt eine Ausbildung der erfindungsgemässen Laserplasmatarget anordnung;

die Figuren 6A und 6B als Schaubilder die Targetplasmatemperatur und Dichte in der Anordnung der Figur 5;

die Figuren 7A und 7B als Schaubilder die neutralen und Ionendichten des Targetplasmas der Vorrichtung der Figur 5·

Bekanntlich kani/ein Strahl iron Atomen und/oder Molekülen in ein Magnetbegrenzungsfeld eingeschossen und in ihm ionisiert werden, so dass ein begrenztes Plasma entsteht. Bei niedrigen Plasmadichten ist die Ionisierung des eingeschossenen Strahls

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durch Wechselwirkung mit dem begrenzten Plasma jedoch ungenügend, um das Plasma serfallsfrei aufrechtzuerhalten, und
die Plasmadichte wird durch das Gleichgewicht zwischen der
Zerfallsrate und der Strahlenionisierungsrate infolge anderer Vorgänge (z. B. Lorentz-Ionisierung) "bestimmt. Oberhalb einer im umgekehrten Verhältnis zum Einschußstrahlenstrom stehenden kritischen Dichte xcird die Strahlenionisierung durch die
Wechselwirkung des Strahls mit riem "begrenzten Plasma beherrscht, und ii.e Plasmadiohte steigt auf einen Gleichgeitfichtswert, "bei d*?m die Plnsmaveriuste der Strahlenionisierung die Waage halter. Dieses Verhalten wird durch eine S-förmigo Verhältniskurve zwischen den Nullwerten der Zeitderivaten der begrenzten
Plasmadichte und den Einschußstrahlenstrom beschrieben. Bekannt ist auch, dass ein magnetisch begrenztes Hochtemperaturplasma durch Bestrahlung mit einer fokussierten Energiequelle einer isolierten Materialmenge unter Vakuum in einem das entstehende, expandierende Plasma einfangenden und begrenzenden Magnetfeld erzeugt werden kann. Infolge von Plasmaverlusten zerfällt das eingefangene Plasma allmählich. Erfindungsgemäss wird ein magnetisch begrenztes, relativ warmes, langsam zerfallendes
Pln^Tia hoher Dichte, das z. B. im Vakuum durch Laserbestrahlung einer Tablette erzeugt wird, als Target für einen neutralen Strahlenbeschuss verwendet, der ein magnetisch begrenztes, stabiles Hoohtemperaturplasma im Gleichgewichtszustand erzeugt.

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Das bekrmnts S-kurvenförmige Verhalten dor Vf

Von Ä'"'UiVH.lor^r7'StrOI^r' Τ T*¹ it ο·ΐτ

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lenstromr; T entsprechend den stabilen und w vricht sweeten.

Der obere Furien?vjoi.fr stellt Gleichgewichtszustände c??r, in denen Plpsmaverliiote durch Tonisierung des nevt"?!»" 3tr?h.l°. ausgeglichen werden. F^1-Ir ΐ^Ί'^οη hestinmten neutralen Str°.hlstrom I bei einem Anf ?nr^swert η über dem oberen Zve^ ρ der Tor.endichtekurTe ist das Zeitderi^qt von n. negativ unri iie Plnr madichte sinkt aiif den Gleichgewichts7,u.stand ab, darreste"¹1 h durch einen dem Strahlstrom I entsprechenden Punkt auf dem oberen Kurven zweig. Liegt die Anfangsdichte des Pl?? ^n ^ ^ zwischen dem stabilen. Gleichgewicht des oberen und dem unstabilen Gleichgewicht des unteren Zweigs, so ist das Zeitderivat von η positiv und die Plasmadichte steigt für einen Tnrjekti o^ strahlstrom I auf die Gleichgewichtsdichte auf äen oberen Zweig. Liegt die Anfangsdichte η unter dem unstabiler Gleichgewicht des unteren Zweigs, so ist das Zeitderivpfc η negativ und die Plasmadichte zerfällt untor ^pretörunp" des Pl^

RAD OW(MNAl-

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durch Ladn^g«3?.urömisch, mit den Hintergrundsneutralen "bis auf Null . Wenn auseer der Strahl/Plasma-Wecheelwirkung auch, ein anderer Vorgang stattfinden kann (z. B. Lorentz-Ionisierung im ALIOE-P, enktor) so kann dieser bei einer niedrigeren Dichte m ST"«! oh en , um den Ladungsaustausch und andere Plasmaverluste our.Tiugleichen und einen Gleichgewichtszustand niedriger Dichte herbeizuführen. Solche Plasmen haben aber entweder eine niedrige temperetur mit entsprechend grossen Kollisionsserfells-•fpt'vn oder sie sind nicht kollidierend und erleiden Mikrostabil itätsverluste; in beiden Fällen bleibt die Plasmadichte bei den verfügbaren neutralen Strahlströmen auf einen niedrigen Wert begrenzt. Zur Erzielung hoher Plasmadichten mit einem nach dem Stand der Technik verfügbaren, neutralen Strahlstrom (der grosser als T_mj_n sein muss, da bei niedrigerem Wert nur der triviale Gleichgewichtszustand n=o, n_o=N_Q besteht) muss die Anfangsdichte des Plasmas den Wert des unstabilen Gleichgewichts auf dem unteren Zweig der n:I S Kurve übersteigen. Erfindungsgemäss wird dies durch das eingefangene, lasererzeugte Plasma hoher Dichte erreicht, mit dem die bisher nicht erzi.elbaren Dichten erhalten werden können.

Die hohe Anfangsdichte des Targetplasmas wird durch einen keinen Lithiumdeuteridpartikel erzeugt. Dieser wird im Vakuum ρπι Brennpunkt einer Linse elektrisch suspendiert und durch den n Strahl eines Q-geschalteten Lasers verdampft, ioni-

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siert und erhitzt. Dabei werden die Elektronen im Plasma unmittelbar durch die einfallende Strahlung erhitzt, während die Ionenerhitzung·auf anschliessenden Elektronen-Ionenenergietransferkollisionen beruht. Infolge der geringen Debye-Länge und kurzen Kollisionszeiten im Plasma wirkt dieses als ein Strömungskontinuum und expandiert unter dem Einfluss innerer Druckkräfte in das umgebende Vakuum. Diese Expansion senkt die Plasmadichte und den Plasmaabsorptionskoeffizient und beendet schliesslich die Erhitzung des Plasmas durch den Laserstrahl. Nach weiter Ausdehnung ist praktisch die gesamte Plasmawärmeenergie in radial expandierende kinetische Energie umgewandelt, und es entsteht eine stark ionisierte, sphärisch expandierende Plasmakugel.

Die Figur 2 zeigt eine Magnetfeldausbildung zum Einfang und zur Begrenzung des expandierenden, lasererzeugten Plasmas zur Erzeugung des erfindungsgemässen warmen, dichten Plasmatargets. Ein Minimum-B Spiegelmagnetfeld wird durch eine in dem dreidimensionalen Schema der Figur 3 gezeigte, hufeisenförmige Wicklung 11 erzeugt. Ändere Wicklungsformen sind dem Fachmann geläufig. Nach einer Ausbildung wird die Wicklung durch einen Gleichstrom erregt, der in einer Supraleiterwicklung oder einem zur Senkung des Widerstands kryogengekühlten normalen Widerstandsleiter konstant gehalten wird. Die Wicklung erzeugt das starke magnetische Begrenzungsfeld 15 zum Einfang

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und zur Begrenzung des Plasmas. In der hier beschriebenen "bevorzugten Ausbildung ist das magnetische IPeId zeitkonstant; dies ermöglicht die Verwendung von Supraleitermagneten in einem Vollbetriebsreaktorsystem. Wie der Fachmann erkennt, kann aber auch ein zeitveränderliches Magnetfeld verwendet werden.

Wie die Figur 2 zeigt, wird die Lithiumdeuteridtablette 27 in dem Magnetbegrenzungsfeld 15 in der Vakuumkammer 15 suspendiert. Die Anfangsdichte der Tablette beträgt wenigstens

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1 χ 10 Partikel/ccm. Geeignet ist auch ein anderes, flüssiges oder festes Material wie gekühltes Deuterium oder Tritium, einzeln oder in Mischung, oder ein Material mit hohem Atomgewicht, z. B. höhere Z-Stoffe.

Die Tablette 27 wird mit einer Drahtfeder oder dergleichen in den Suspensionsbereich geschossen bzw. injiziert. Sie ist durch eine nicht gezeigte, geeignete Elektronenquelle, z. B. ein Heizwendel, elektrostatisch geladen und durch geeignete Elektroden in einem Niederdruckvakuum in der Kammer 13 suspendiert. Andere geeignete Suspensions- oder Injektionsvorrichtungen sind in dem USA Patent 3,378,446 beschrieben.

In der Ausbildung der Figur 4- bestehen die Suspensionselektroden aus sechs gegenüberliegenden Platten, die eine kubische

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Anordnung "bilden und vorzugsweise ro geformt sind, dass sie der Innenseite der Magnetbegrenzungsspule angepasst sind. Durch Verbindung der Phasen 1, 2 bzw. 3 einer variablen, Hochfrequenz-Dreiphasenquelle von z. B. 10 - 4OO Hertz mit den Elektroden 29 (vgl. die Phasenbezugsziffern der Figur 4·) wird die Tablette 27 am Mittelpunkt der Vakuumkammer 15 und des von der Wicklung 11 erzeugten Felds in einem kleinen, stationären Umlauf gehalten. Die Suspension ist aber auch an anderen Stellen und mit anderen Suspensionsvorrichtungen und Magnetfeldformen 15 möglich.

Die für die einzelne Ausbildung bestimmte Wahl der Parameter des Magnetbegrenzungsfelds erfordert einen Kompromiss, um eine maximale Gleichgewichtsdichte des begrenzten Plasmas innerhalb der durch die Grosse der Vakuumkammer und der Eigenschaften der Energiequelle für das Magnetfeld gesetzten Grenzen zu erreichen. Für das am Ende offene Spiegelmagnetfeld der hier erörterten bevorzugten Ausgestaltung sind die nichtdiabatischen Verluste des Partikelumlaufs, die das Maximal-Temperatur Gleichgewichtsplasma welches im Begrenaungsfeld begrenzt werden kann, einschränken, am geringsten bei gegebener Magnetfeldgrösse, wenn die Werte des Hagnetfeldspiegelverhältnisses klein sind. Die Verringerung der Coulomb-Ver luste erfordert jedoch sowohl hohe Plasmatemperaturen wie auch ein grosses Spiegelverhältnis, und um die Gesamtplasmaver-

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luste infolge beider Vorgänge möglichst gering zu halten, muss ein Kompromißspiegelverhältnis gewählt werden. Ebenso begrenzen die Spannung, Stromstärke und Leiterresistivität die aufrechterhaltbare Gesamtfeldenergie, obwohl sowohl.hohe magnetische Feldstärke und grosse Feldlänge sowie grosses Feldvolumen wünschenswert sind. Diese Kompromissbedingungen sind für den optimalen Betrieb aller experimenteller Forschungsreaktoren wie auch Vollbetriebsreaktorsysteme erforderlich und ■ schränken den Erfindungsgedanken in keiner Weise ein. ·

Zu Beginn ist der Innendruck des dichten, lasererzeugten Plasmas sehr viel grosser als der von dem magnetischen Begrenzungsfeld ausgeübte Druck, und das Plasma entwickelt sich zu einem radial expandierenden, stark ionisierten Plasmaball. Nach der Ausdehnung .sinken die Plasmatemperatur und -dichte und damit auch der Plasmainnendruck. Sinkt der Plasmadruck unter den Druck des Magnetfelds, so wird die Plasmaexpansion verlangsamt und die Plasmaquerbewegung durch das Magnetfeld abgestoppt. Die Anfangsexpansion vor Verlangsamung des Plasmas und vor Abstoppen ist rasch genug und die Plasmaleitfähigkeit im Wechselwirkungsbereich ist hoch genug, dass das Magnetfeld zunächst vom eingefangenen Plasmavolumen ausgeschlossen wird. Bevor'das Magnetfeld in das Plasma diffundiert, ist das Plasmavolumen praktisch feldfrei und die Plasmapartikel

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werden durch die an der Plasma-Magnetfeldgrenzfläche entstehende Ladungstrennungshülle "begrenzt. Die Ionenenergieverteilung in dem anfangs expandierenden Plasma ist dabei so, dass nach willkürlicher Verteilung der Expansionsbewegung (z. B. nach Reflektion in der Hülle) eine Maxwell'sehe Verteilung entsteht, ein Umstand, der zu dem experimentell beobachteten stabilen Verhalten des magnetisch begrenzten Plasmas beitragen mag. Jedoch kann bei dem mit hochenergetischem Laser erzeugten und eingefangenen Hochtemperaturplasma eine Effusion des Plasmas durch die von der Hülle an den Endkappen des offenendigen, Minimum-B Magnetbegrenzungsfelds gebildeten Löcher vor Diffusion des Magnetfelds in das Plasma eintreten, so dass das Plasma dem System verloren geht. Durch Abwägen der Effusionsverlustzeit gegen die Geschwindigkeit der Felddiffusion in das Plasma wird eine Maximaltemperatur für den wirksamen Plasmaeinfang begründet. Bei Temperaturen unter diesem Maximum erfolgt die Felddiffusion vor nennenswerten Effusionsverlusten und ein erheblicher Teil des Laserplasmas wird durch das Magnetfeld spiegelbegrenzt. Bei höheren Temperaturen erschöpft der Effusionsverlust das eingefangene Plasma und für die Spiegelbegrenzung bleibt nur wenig übrig.

Die Errechnung der für einen wirksamen Plasmaeinfang durch verschiedene bekannte Magnetfelderausbildungen geltenden Maximaltemperatur ergibt mit Ausnahme von nach dem Stand der

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Technik nicht realisierbaren exhreraen Bedingungen erheblich niedrigere Werte als die Zündtemperatur eines Deuterium-Tritium oder anderen Fusionsplasmas. Die erforderliche zusätzliche Erhitzung des eingefangenen Plasmas wixd erfindungsgemäss durch die injizierten neutralen Strahlen hoher Energie bewirkt. Zur Sicherung eines wirksamen Magnetfeldeinfangs wird dan Targetplasma durch Laser bei einer unter der jeweils errechneten Maximaltemperatur liegenden Temperatur gebildet.

Nach dem anfänglichen Plasmaeinfang diffundiert das Magnetfeld in den vom Plasma eingenommenen Bereich und die Plasmabegrenzung wechselt von einem hohen Beta-Einfangswert zu einem niedrigen Beta-Begrenzungswert. Während dieses Vorgangs bleibt die Plasmaachsialverteilung im wesentlichen konstant, aber die radiale·Plasmaausdehnung wächst infolge der gegenseitigen Durchdringung von Plasma und Magnetfeld sowie dem endlichen Ionen-Larmor-Umlaufradius der spiegeleingefangenen Ionen. Noch später tritt eine Querfelddiffusion des lasererzeugten Plasmas mit einer von dem Dichtezerfall und der Plasmatemperatur abhängigen Geschwindigkeit ein. Nach Spiegelbegrenzung zerfällt das Plasma durch Ooulomb-Kollisionsstreuung in die Magnetfeldspiegelverlustkegel. Für das hier als Beispiel erörterte Lithiumhydridplasma führt die Coulomb-Streuung zum bevorzugten Verlust stärker ionisierter Lithiumionen und das zerfallende LiD Plasma entwickelt sich rasch zu einem Deuteriumplasma.

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"Hie Injektion eines energetischen neutralen Strahls in das sehr dichte, lasererzeugte magnetisch begrenzte warme Plasma führt zu Ladungsanstauschkollisionen zwischen den energetischen Strahlpartikeln und dem Plasma, durch die die Ionen massiger Energie des lasererzeugten Plasmas durch Partikel hoher Energie des injizierten Strahls ersetzt werden. Die Energieahhängigkeit des Coulomb-Zerfalls und der Ladungsaustausch erhitzen das "begrenzte Plasma auf eine durch die Energie des Injektionsstrahls bestimmte Temperatur. Dies verringert die Coulomb-Verlustrate und begründet je nach der Gestalt und Intensität-des Magnetfelds nichtdiabatische Verluste der Ionen hoher Energie des Plasmas. Für eine anfängliche Targetplasmadichte grosser als die des unteren Kurvenzweigs der Figur 1 für den injizierten Strahlstrom I > Imin entsteht beim Plasmazerfall ein Gleichgewicht zwischen dem verringerten Plasmaverlust und der Geschwindigkeit der Partikeleinspeisung in das Plasma durch Ionisierung des injizierten neutralen Strahls, so dass ein Plasma mit Dichte und Temperatur im Gleichgewichtszustand besteht.

Die hohe Anfangsdichte des lasererzeugten Targetplasmas macht das Plasma während der Anfangsstadien der Injektionsphase für den neutralen Injekt ions strahl undurchlässig "bzw. opak. Während dieser Zeit erfährt jeder in das Plasma gelangende energetische neutrale Teil entweder eine Ionisierung

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oder eine Ladungstransferkollision. Das Magnetfeld "begrenzt die ionisierten neutralen Partikel, aber der grosse Ladungsaustauschquerschnitt verursacht zahlreiche Ladungsaustauschtransferkollisionen, so dass die Kollisionspartikel als Ionen spiegelbegrenzt werden, während Ionen im Targetplasma als neutrale an deren Stelle austreten. In der Regel sind die entstehenden, vom Target kommenden Partikel willkürlich gerichtet und müssen rasch, z. B. auf einer kryogen gekühlten Getterflache gepumpt werden, damit kein Hintergrundsgas grosser Dichte entsteht, das das begrenzte Plasma kontaminieren und zersetzen würde. Später, wenn die Plasmadichte sich ihrem Gleichgewichtswert nähert, wird der Strahl weniger gebraucht und der nicht verwendete Teil muss in einer Strahlenfalle abgeführt werden. .

Die Figur 5 zeigt, eine günstige Ausbildung der Erfindung. Der Laser 35 erzeugt das Targetplasma 33 in. einem statischen Begrenzungsfeld 15 mit einer neutralen Strahlinjektionsquelle Der energetische neutrale Strahl wird auf das Targetplasma geschossen, nachdem seine Expansion gestoppt ist und das Magnetfeld das eingefangene Plasma durchdrungen hat, so dass ein spiegelbegrenztes Plasma entsteht.

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Die Erfindung ist in einem Fusionsreaktor, unmittelbarer a"ber auch in Forsohungsreaktoren ¹⁷Um Studium τοη Fusionsreaktorplasmaeigenschaften einsetzbar, was anhand eines Beispiels weiter unten "beschrieben ist. Das seit abhängige Verhalten der Ionentemperatur und Dichte des Targetplasmas ist in den Figuren 6A und 6B für ein Plasma gezeigt, das durch Lasererhitzung eines 50 /ti Partikels LiH enthaltend etwa 10 Lithium und Wasserstoffpartikel auf eine durchschnittliche Energie von 0,5 keV erzeugt wurde. Das Plasma wird erzeugt und expandiert in einem Magnetfeld von 15 kG-, 2 Minimum-B Spiegelverhältnis und Potentialtopftiefe, bei einem Abstand von 52 cm zwischen den Spiegelpunkten und wird mit einem neutralen Wasserstoff strahl von 0,1 Amp., 10 keV bestrahlt .

Der anfängliche Anstieg der Temperatur des begrenzten Plasmas ist das Ergebnis der Streuung von Tonen niedriger Energie in die Verlustkegel und des Ladungsaustauschs mit dem neutralen 10 keV Strahl. Gleichzeitig sinkt die Dichte hauptsächlich infolge der Streuung in die Verlustkegel. Der Gleichgewichtswert der Plasmadichte wird in diesem Beispiel bei etwa 0,5 Sek. erreicht. Bei den hier geltenden Bedingungen sind die nichtdiabatischen Verluste im Vergleich zu den Streuverlusten gering. Bei den Magnetfeldparametern dieses Beispiels herrschen bei Strahlenergien über 15 keV die nichtdiabatischen

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Verluste vor und "verhindern über 20 keV den Eintritt den Gleiohgeitfichtszustands.

Ladungsaustauschkollisionen erfolgen nicht nur zwischen dem injizierten neutralen Strahl und dem Targetplasma, sondern auch zwischen Plasmaionen und den neutralen Partikeln des Niederdruckbintergrunds des Vakuumsystems. Dieser Vorgang substituiert das Ion des Hintergrundsgases mit Zimmertemperatur für ein energetisches Plasmaion. Das kalte Ion wird sofort in die Verlustkegel gestreut, während das energetische Neutrale aus der Magnetquelle leicht entweicht. Die grosse Plasmadichte schirmt das Plasmainnere ab, so dass der Ladungsaust atischverlust hauptsächlich auf die Plasmagrenze beschränkt bleibt. Unter Berücksichtigung dieser SeIbstabschirmung kann die mit der Aufrechterhaltung des Plasmatargets vereinbare maximale neutrale Hintergrundsdichte bestimmt werden.

Die Figuren 7A und 7B zeigen als Beispiel für einen lOrschungsreaktor bei einem 10 keV, 0,1 Amp. neutralen Insektionsstrahl für ein Plasma mit einer Anfangsdurchschnittsenergie von 0,5 keV/Partikel und einer Anfangsdichte von η = 5 x 10 ^ Partikel/ccm die neutralen und Ionendichten für eine neutrale

Q __-7

Hintergrundsdichte von N = 10 cm~ , eine Plasmaoberfläche. S = 220 qcm, ein Volumen V = 160 ecm und eine Sehnenlänge von 1 = 8 cm. Die neutrale Dichte im Plasma wird durch La-

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dung s au st misch und Ionisierung herabgesetzt und flcv f0l3en.de langsame Zerfall der Ionendichte durch Coulomb-Streuung -in die Yerlustkegel verursacht. Bei Annäherung an den ^Ieichgewichtc"U3t?nd kommt die lonen^ichte iem pnnival⁰^t?" ^nIl -¹^ ¹Fi.cut* G B sehr nah?. Die Neutral^ i". "^ ^e rt^ift he^ 7ιΡτ·'^ρη] ι fi^- Tonendichte und nähert sich einem ftleich^^-r

Neutrale Strahlen aus einem oder ^rnehrerer.. der "Elemente 'bz*·*. Isotope H, D, T oder höher atomsphli^e (Ό Elemente tö^r.^n in die "beschriebenen oder in andere Tarcfetplasrnac ^av? d^rjr ^l^ichen oder aus mehreren "Richtungen injizi'ert werden; ?. "B. "H ein neutraler D + ^m Strahl in ein zunächst: aus D "bestehender Target eingeschossen, das in dem beschriebenen Magnetfeld ei^- geschloss^n ist, oder in anderen, Minimum-B, geschlossenen, offenendi^en, Multipol-, Sphärator-, Stellarator-, ^fT1o^aral':-, oder anderen Magnetfeldern thermonuklearer Forschun^sreaktoren, die mit den gezeigten Spulenwicklungen oder anderen geeigneten Leitern erzeugt werden, eingeschlossen. Diese durch die hohe Targetplasmadichte ermöglichte Vielseitigkeit der verwendbaren Magnetfelder ist ein grosser Vorteil. Besonders günstig ist auch die Plasmaerzeugung durch Leserbestrahlung einer Tablette oder dergleichen aus einer grossen Zahl von Stoffen grosser Dichte, wobei die Zusammensetzung des Plasmas im Gleichgewichtszustand allein durch die Art der Atome des einen oder der mehreren neutralen Injektionsstrahls bzw. -strahlen bestimmt wird.

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Claims (1)

1. -IQ-

   Pa t ent an ^yiv^xc"^¹.^
   »τιτ> ^•""ςι^π'ΐιτι <τ ρίηαρ Ρ.Ί.° επί a S Trossen Pichte

   et, dass ein magnetisch.hegrenstes, re-

   ^"⁵"¹" °in^ir ^?:!'^μτ'?^>Ί ^T.^ro^ Atomen hohe"" Energie becchonsen und xiv .i-o-rv t?!-!",-;+;^«^ J₇₁₁ o^-ngpi Tnegneti-sch hegrenzten, stabilen, .ϊτί ι^ί «τ ehr;«¹'".'!hto7.¹IStand befindlichen Plasma hoher Energie un-

   ?. Verfahren gemäss Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, dass d??<3 warme Planraa durch Erhitzen von partikelf örmigera Material

   PO -^

   ^■i.mr Dichte von wenigstens 10" cm " mit Laser— oder Elek— t-T-or«anstrahlen erzeugt

   ?, Verfahren gen'dso Anspruch 1 oder 2, dadurch gekennzeichnet, da.es das zunächst mit einer gerichteten Geschwindigkeit expandierende Plasma durch ein Magnetfeld in einem Einfangsgestoppt wird.

   ^. Verfahren gemäss Anspruch J, dadurch gekennzeichnet, dass dar? Plasma heiß>l eingefangen wird.

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   209853 /083 A _{BAD ommkt}

   5· Verfahren gemäss Ansprüchen 1-4, dadurch gekennzeichnet, dass sich der neutrale Strahl hoher Energie aus mehreren
   Einzelstrahlen aus verschiedenen Richtungen aus Elektronen,
   Protonen oder schwereren, positiv geladenen Teilchen zusammensetzt, deren zeitabhängige Energie und Intensität im Hinblick auf optimale Plasmastabilität und Erzeugung und Steuerung von Fusionsreaktionen im Plasma gewählt wird.

   209853/083A

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