DE2440921A1

DE2440921A1 - Electron beams focussed esp. to initiate fusion reaction - by pressure produced by focussed pulsed laser beam

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Publication number: DE2440921A1
Application number: DE2440921A
Authority: DE
Inventors: Friedwart Prof Dr Winterberg
Original assignee: Individual
Current assignee: Individual
Priority date: 1974-08-27
Filing date: 1974-08-27
Publication date: 1976-03-18

Abstract

A method of focussing intense relativistic electron beams consists of using beams, esp. laser beams, to exert a transverse pressure on the electron beam. Pref., one or more pulsed laser beams propagating in a plasma, are focussed to a hollow conical shape around the electron beams. The plasma in which focussing of the laser beam takes place is pref. of light to heavy elements or a combination of same, selected to give maximum focussing with minimum energy loss from the electron beam. Esp. for initiating thermonuclear reactions and producing transuranic elements. Also for focussing electrically charged particles such as ions, instead of relativistic electron beams. Also for focussing electrically charged particles and continuous particle beams, instead of pulsed laser beams.

Description

Verfahren zur Fokussierung von intensiven relativistischen Elektronenstrahlen und seine Anwendungen insbesondere fUr die kontrollierte Freisetzung thermonuklearer Energie.Method for focusing intense relativistic electron beams and its applications in particular for the controlled release of thermonuclear Energy.

Die Erfindung bezieht sich auf ein Verfahren zur Fokussierung von Elektronenstrahlen insbesondere intensiver relativistischer Elektronenstrahlen durch transversalen Strahlungsdruck von Laserlicht in optisch brechenden Plasmamedien und zur-Anwendung solcherart fokussierten Elektronenstrahlen für die kontrollierte Freisetzung thermonuklearer Energie.The invention relates to a method for focusing Electron beams through, in particular, intense relativistic electron beams transverse radiation pressure of laser light in optically refractive plasma media and to use such focused electron beams for the controlled Release of thermonuclear energy.

II Es besteht gegenwartig ein wachsendes Interesse an einer Vielzahl von technischen Anwendungen gepulster intensiver relativistischer Elektronenstrahlen mit der wohl wichtigsten Anwendung dieser Strahlen für die bis jetzt noch theoretische Möglichkeit der Auslösung thermonuklearer Energie fu"r kontrollierte Energiefreisetzung in Form von Mikro-Explosionen.II There is currently a growing interest in a variety of technical applications of pulsed intense relativistic electron beams with what is probably the most important application of these rays for the still theoretical one Possibility of triggering thermonuclear energy for controlled energy release in the form of micro-explosions.

Nach dem gegenwärtigen Stand der Forschung gibt es prinzipiell zwei Verfahren zur Auslösung thermonuklearer Mikro-Explosionen mit praktischer Aussicht auf Verwirklichung. In dem ersten dieser Verfahren wird die Zuladung der thermonuklearen Reaktion mittels Laserstrahlen bewirkt (N.G. Basov und O.N. Krokhin, Proceedings of the Third International Conference on Quantum Electronics, Paris 1963, P. Grivet und Bloembergen, Columbia University Press, New York 1964). In dem zweiten dieser Verfahren sind fur denselben Zweck an Stelle von Laserstrahlen intensive relativistische Elektronenstrahlen vorgesehen (F.According to the current state of research, there is in principle two Method of triggering thermonuclear micro-explosions with a practical view towards realization. In the first of these procedures, the cargo is the thermonuclear Reaction caused by laser beams (N.G. Basov and O.N. Krokhin, Proceedings of the Third International Conference on Quantum Electronics, Paris 1963, P. Grivet and Bloembergen, Columbia University Press, New York 1964). In the second of these For the same purpose, methods, instead of laser beams, are intense relativistic Electron beams provided (F.

Winterberg, Physical Review 174 212 (1968)). Da relativistische Elektronenstrahlen mit erheblich höherer Energie und Leistung und auch wesentlich billiger als Laserstrahlen erzeugt werden können, sind sie für denselben Zweck eine vielversprechende Alternative zu den Laserstrahlen. Einer praktischen Lösung des Problems der Auslösung thermonuklearer Mikro-Explosionen mit intensiven relativistischen Elektronenstrahlen stand bisher die Konzentrierung dieser Strahlen auf sehr kleine Querschnitte entgegen. Es wurde gezeigt (J. Nuckolls et al., Nature 239 139 (1972)), dass durch die konzentrierte Anwendung von Laserstrahlen,das zur thermonuklearen Reaktion bestimmte Material auf sehr hohe Dichten verkomprimiert werden kann. Dadurch werden die zur Zündung erforderlichen Energien erheblich herabgesetzt, sodass eine wirtschaftliche Ausbeute thermonuklearer Energie mittels Laserstrahlen möglich erscheint. Die zur Implosions-Kompression benötigten Anforderungen in der Lasertechnik sind dabei aber immer noch sehr erheblich und eine praktische Lösung der damit zusammenhängenden Probleme steht gegenwgrtig noch aus. Im Fall von Elektronenstrahlen wurde gezeigt (F. Winterberg, Nuclear Fusion 12 353 (1972)), dass die zur thermonuklearen Zundung notwendigen Energiebetrage erheblich herabgesetzt werden kennen falls es gelingt, die Strahlen auf sehr kleine Querschnitte z.B. auf # 10-3 cm zu fokussieren. In diesem Fall spielen die bei EleStronenstrahlen auftretenden sehr starken magnetischen Felder eine wichtige Rolle, die bei Laserstrahlen abwesend sind. Wenn die zur Zündung notwendigen Elektronenströme von mehreren Millionen Ampere auf # 10-3 cm fokussiert werden kónnen,treten sehr starke Magnetfelder von X 10 8 Gauss auf.Winterberg, Physical Review 174 212 (1968)). Because relativistic electron beams with significantly higher energy and power and also significantly cheaper than laser beams can be generated, they are a promising alternative for the same purpose to the laser beams. A practical solution to the problem of tripping thermonuclear Micro-explosions with intense relativistic electron beams stood so far the concentration of these rays on very small cross-sections opposed. It was has shown (J. Nuckolls et al., Nature 239 139 (1972)) that the concentrated Use of laser beams, the material intended for thermonuclear reaction can be compressed to very high densities. This turns them into ignition required energies are considerably reduced, so that an economic yield thermonuclear energy by means of laser beams seems possible. The one for implosion compression The required requirements in laser technology are still very significant and a practical solution to the related problems is at hand still out. In the case of electron beams it has been shown (F. Winterberg, Nuclear Fusion 12th 353 (1972)) that the amounts of energy required for thermonuclear ignition are considerable know if it is possible to reduce the rays to very small cross-sections e.g. to focus on # 10-3 cm. In this case they play with electron beams Occurring very strong magnetic fields play an important role in laser beams are absent. When the electron currents necessary for ignition of several million Amps can be focused on # 10-3 cm, very strong magnetic fields occur X 10 8 Gauss.

Diese starken Magnetfelder bewirken: a) durch ihren magnetischen Druck eine Verlangsamung der thermischen Ausdehung des auf hohe Temperaturen erhitzten thermonuklearen Plasmas, b) reduzieren die elektronischen Warmeleitungsverluste des thermonuklearen Plasmas in der radialen Richtung in Bezug auf den Strahl und c) halten die elektrisch geladenen thermonuklearen Fusionsprodukte durch Lorentzkräfte in der heissen thermonuklearen Reaktionszone des Plasmas,dem sie dadurch ihre kinetische Energie zuführen, was die Bedingung zur Detonation ist.These strong magnetic fields cause: a) their magnetic pressure a slowdown in the thermal expansion of the heated to high temperatures thermonuclear plasma, b) reduce the electronic heat conduction losses of the thermonuclear plasma in the radial direction with respect to the beam and c) hold the electrically charged thermonuclear fusion products by Lorentz forces in the hot thermonuclear reaction zone of the plasma, which gives them their kinetic Apply energy, which is the condition for detonation.

Der erste wesentliche Fortschritt in der Fokussierung intensiver relativistischer Elektronenstrahlen bestand in der Erkenntnis, dass durch Anbringung einer Führungselektrode im Zentrum der Kathode gegenüber der Anode im Diodenraum die Elektronenstrahlen bis auf # 0.1 cm fokussiert werden können (W.H. Bennett et al., Applied Physics Letters 19 444 (1971), I.M. Vitkovitsky, Bulletin of the American Physical Society 18 133i (1973)). Der fokussierte Strahl hat dabei einen Durchmesser von derselben Grössenordnung wie die Führungselektrode.The first major advance in the focus more intense relativistic Electron beams consisted in the realization that by attaching a lead electrode in the center of the cathode opposite the anode in the diode space the electron beams can be focused down to # 0.1 cm (W.H. Bennett et al., Applied Physics Letters 19 444 (1971), I.M. Vitkovitsky, Bulletin of the American Physical Society 18th 133i (1973)). The focused beam has a diameter of the same order of magnitude like the lead electrode.

Die Strahl-Fokussierung mit dieser Methode ist jedoch aus folgenden Grunde begrenzt. Ein Elektronenstrahl mit dem Radius r (cm) und mit einem Strom I (Ampere) erzeugt ein Magnetfeld H (Gauss) gemass H = 0.2 I/r. Dieses Magnetfeld ubt eine Kraft auf die zur Fokussierung dienende Fúhrungselektrode aus, welche durch die magnetische Maxwell'sche Spannung aH = H2/4w verursacht wird. Um die mechanische Zerstörung der Führungselektrode zu verhindern,ist es daher erforderlich, dass aH < a ist,wobei a die Zug- oder Druckfestigkeit des Materials der Führungselektrode ist. Typische Werte fu"r Festkörper sind a ~ 1010 dyn/cm2. Mit #H = H2/4 und H = 0.2 I/r folgt, dass Ampere/cm. Für Einkristall-Whiskers ist a ~ 1011 dyn/cm2 und damit I/r # 6 x 106 Ampere/cm. Daraus folgt, dass fur Ströme von I > 106 Ampere, wie sie fúr die Auslosung thermonuklearer Reaktionen erforderlich sind,r 2 0.2 cm ist. Zur Auslösung thermonuklearer Reaktionen musste der Strahl aber auf r X 10- 3 cm oder noch scharfer fokussiert werden.However, beam focusing by this method is limited for the following reason. An electron beam with the radius r (cm) and with a current I (ampere) generates a magnetic field H (Gauss) according to H = 0.2 I / r. This magnetic field exerts a force on the guide electrode used for focusing, which is caused by Maxwell's magnetic voltage aH = H2 / 4w. In order to prevent the mechanical destruction of the lead electrode, it is therefore necessary that aH <a, where a is the tensile or compressive strength of the material of the lead electrode. Typical values for solids are a ~ 1010 dyn / cm2. With #H = H2 / 4 and H = 0.2 I / r it follows that Amps / cm. For single crystal whiskers, a is ~ 1011 dynes / cm2 and thus I / r # 6 x 106 amps / cm. From this it follows that for currents of I> 106 amperes, as required for the initiation of thermonuclear reactions, r 2 is 0.2 cm. To trigger thermonuclear reactions, however, the beam had to be focused to r X 10-3 cm or even more sharply.

Von diesem Stand der Forschung und Technik war auszugehen, wobei in der Erfindung die Erkenntnis zu Grunde liegt, dass die zur Fokussierung notwendigen Kräfte durch einen gepulsten hohlkegelförmigen Laser-Strahl innerhalb eines Plasmas kurzfristig erzeugt werden können. Die Krafte entsprechen dabei einem transversalen Strahlungsdruck,wie er in einem optisch brechenden Medium auftreten kann und konnen dabei Werte ereichen, die weit uber der maximalen Zug- oder Druckfestigkeit fester Körper liegen.This state of research and technology was to be assumed, whereby in the invention is based on the knowledge that the necessary for focusing Forces created by a pulsed hollow cone-shaped laser beam within a plasma can be generated at short notice. The forces correspond to a transversal one Radiation pressure as it can and can occur in an optically refractive medium thereby values Reach well above the maximum tensile or compressive strength solid body lying.

Die Erfindung ist in Fig. 1 und 2 erklärt. Fig. 1 zeigt einen axialen Querschnitt durch den Elektronenstrahl und zeigt seine Fokussierung. Der Elektronenstrahl 11 trifft in der Ebene 15 auf den Target 12 auf. Der Elektronenstrahl 11 ist dabei vorzugsweise auf einen kleinstmóglichen Durchmesser vorfokussiert z.B. auf einen Durchmesser von X 0.1 cm. Der Target 12 kann ganz oder teilweise aus Material bestehen, in welchem unter dem Einfluss hoher Temperaturen thermonukleare Reaktionen ablaufen, wie z.B. aus festem TD. Unmittelbar bevor oder zugleich mit dem Auftreffen des Elektronenstrahls auf den Target, wird ein hohlkegelformiger gepulster intensiver Laserstrahl 13 entweder von links oder rechts her einfallend auf den Target 12 aufgeschossen. Die Dicke des hohlkegelformigen Laserstrahls soll beim Auftreffen auf den Target 12 so bemessen sein, dass sich der Laserstrahl in dem im Targetmaterial befindlichen hohlkegelförmigen Kanal 14 durch den Effekt der Selbstfokussierung konzentriert. Der hohlkegelförmige Laserstrahl könnte dabei z.B. durch eine ringförmige Linse oder ringfrmigen Parabolspiegel erzeugt werden, welcher jeweils so konstruiert ist, dass man das Zentrum der Linse oder des Spiegel ausblendet, vorzugsweise durch Spiegel, um möglichst geringe Laserstrahlverluste zu haben.The invention is explained in Figs. Fig. 1 shows an axial Cross-section through the electron beam and shows its focus. The electron beam 11 hits target 12 in plane 15. The electron beam 11 is there preferably pre-focussed on the smallest possible diameter, e.g. on one Diameter of X 0.1 cm. The target 12 can consist entirely or partially of material in which thermonuclear reactions take place under the influence of high temperatures, e.g. from fixed TD. Immediately before or at the same time as the electron beam hits on the target, a hollow cone-shaped pulsed intense laser beam 13 is either Shot onto the target 12 from the left or right. The fat of the hollow cone-shaped laser beam should be dimensioned when it hits the target 12 be that the laser beam is in the hollow cone in the target material Channel 14 concentrated by the effect of self-focusing. The hollow cone-shaped one The laser beam could e.g. through a ring-shaped lens or ring-shaped parabolic mirror which is constructed in such a way that one is the center of the lens or the mirror fades out, preferably by mirror, in order to minimize laser beam losses to have.

Ein AusfUhrungsbeispiel um dies zu erreichen ist in Fig. 2 wiedergegeben. 21 ist mit einem Pulsgenerator z.B. einem Marx-Generator verbunden und bringt die Kathode 22 auf ein hohes negatives Potential. 23 ist die Anode,zu welcher hin der uber die Führungselektrode 24 24 fliessende Elektronenstrahl beschleunigt wird. 25 ist ein hohlzylindrischer gepulster Laserstrahl,der mittels der hohlkreisfgrmigen Linse 26 einen konvergenten hohlkegelförmigen Laserstrahl 27 erzeugt, der auf den thermonuklearen Target 28 aufgeschossen wird. Es konnen auch zwei oder mehrere Laserstrahlen auf den Target aufgeschossen werden, die das Material in dem Kanal fur den jeweils a folgenden Strahl durch thermische Expansion verdunnen. Auf diese Weise kann f«r den Strahl gr0sster Intensitat ein Ultrarotlaser verwendet werden, da dann das im Kanal sich bildende Plasma dunn genug ist,um gegenüber Ultrarotstrahlung optisch durchlssig zu sein. Der Vorteil einer solchen gestuften Vorbereitung des Kanals ist die Verwendung von wirtschaflich arbeitenden Ultrarot-Hochleistungslasern, wie dem CO2 Laser oder dem chemischen HF Laser, fur den Laserpuls grgsster Intensigg tät. Der erste auf das Targetmaterial auftreffende Laserstrahl sollte dabei eine Wellenlänge haben, die kurz genug ist,um ihn leicht in den Target eindringen zu lassen. Mit einem einzigem solchen kurzwelligen Laserpuls hoher Intensität liesse sich dabei derselbe Zweck wie mit mehreren Laserpulsen abnehmender Wellenlänge erzielen. Nachdem sich der hohlkegelförmige Kanal auf diese Weise gebildet hat, soll er fu"r die ihn durchdringende Laserstrahlung optisch gerade noch durchlassig sein. Dadurch findet dann keine weitere wesentliche Aufheizung und damit verbunden thermische Expansion des Kanals mehr statt, wodurch die Laserlichtfrequenz im Kanal gerade etwas hoher ist, als die dort herrschende Plasmafrequenz w', aber kleiner,als P die ausserhalb des Kanals herrschende Plasmafrequenz up. Unabvon von der Vorbereitung des Kanals durch einen oder mehrere Laserstrahlen ist der Elektronenstrahl beim Eindringen in den,Target von einem konvergierenden hohltrichterfórmigen Gebiet hoher Lichtintensitát umgeben. Die im hohlkegelformigen Kanal befindliche Laserstrahlung hoher Intensität erzeugt einen transversalen Strahlungsdruck, der sich aus dem Maxwell'schen Spannungstensor in einem dielektrischen Medium berechnen lasst (vergleiche z.B. L.D. Landau und E.M. Lifshitz, Electrodynamics of Continuous Media, Addison Wesley Publishing Company, S.242 (1960)). Die gesamte auf ein Plasma wirkende Kraft ergibt sich dabei zu wobei a ik der Maxwell'sche Spannungstensor des Vakuums ist und p der gesamte im Plasma wirkende Druck. Die dielektrische Eigenschaft des Plasmas ist dabei durch gegeben, wobei v die Stossfrequenz der Elektronen ist. Wenn die Lichtwelle sich in einem dichten Plasma mit w < #p entlang der x-Richtung eines rechtwinkligen Koordinatensystems ausbreitet und wenn das dichte Plasma den Halbraum y < 0 erfullt, dann kann man zwei Polarisationsrichtungen unterscheiden für die Ex = Ez = Hx = Hy = 0 und Ex = Ey = Hx = Hz = 0 ist. Da für eine elektromagnetische Welle im Mittelwert H2 = £E2 gilt, folgt für die Kraft in der y-Richtung in beiden Polarisationsfällen Aus Gleichung (3) folgt als Gleichgewichtsbedingung f = 0 y somit E2 (l - #) + p = const. (4) 8# Der quadratische Mittelwert E2 des elektrischen Feldes im Plasma steht zum quadratischen Mittelwert des Vakuumfeldes EO2 im einfallenden Laserlicht in der Beziehung Damit folgt aus Gleichung (4) E2 rn 0 £ ° + p = const. (5) In dem dichten Plasma,wo # < #@,nimmt die Laserlichtintensität n P schnell im Abstand # c/w ab. Es gilt dort deshalb E2 ~ 0 und p p = p@, wobei po der maximale Druck im Plasma ist. Damit folgt aus Gleichung (5) Im Gebiet des mit Laserlicht erfüllten Kanals gilt # # #p'.An exemplary embodiment to achieve this is shown in FIG. 21 is connected to a pulse generator, for example a Marx generator, and brings the cathode 22 to a high negative potential. 23 is the anode towards which the electron beam flowing over the guide electrode 24 24 is accelerated. 25 is a hollow cylindrical pulsed laser beam which, by means of the hollow circular lens 26, generates a convergent hollow conical laser beam 27 which is shot onto the thermonuclear target 28. It is also possible to shoot two or more laser beams at the target, which through thermal expansion dilute the material in the channel for the next beam. In this way, an ultra-red laser can be used for the beam of greatest intensity, since the plasma that forms in the channel is then thin enough to be optically transparent to ultra-red radiation. The advantage of such a stepped preparation of the canal is the use of economically working ultra-red high-power lasers, such as the CO2 laser or the chemical HF laser, for the laser pulse of the greatest intensity. The first laser beam to hit the target material should have a wavelength that is short enough to allow it to easily penetrate the target. With a single such short-wave laser pulse of high intensity, the same purpose could be achieved as with several laser pulses of decreasing wavelength. After the hollow cone-shaped channel has formed in this way, it should be optically just transparent to the laser radiation penetrating it. As a result, no further substantial heating and associated thermal expansion of the channel takes place, which means that the laser light frequency in the channel is just slightly is higher than the plasma frequency w 'prevailing there, but smaller than P the plasma frequency up prevailing outside the channel. Irrespective of the preparation of the channel by one or more laser beams, the electron beam is higher when it penetrates the target from a converging, hollow funnel-shaped area The high-intensity laser radiation in the hollow-cone-shaped channel generates a transverse radiation pressure that can be calculated from Maxwell's stress tensor in a dielectric medium (compare e.g. LD Landau and EM Lifshitz, Electrodynamics of Continuous Media, Addison Wesley Publishin g Company, p.242 (1960)). The total force acting on a plasma is given by where a ik is Maxwell's stress tensor of the vacuum and p is the total pressure acting in the plasma. The dielectric property of the plasma is through given, where v is the collision frequency of the electrons. If the light wave propagates in a dense plasma with w <#p along the x-direction of a right-angled coordinate system and if the dense plasma fills the half-space y <0, then one can distinguish two polarization directions for Ex = Ez = Hx = Hy = 0 and Ex = Ey = Hx = Hz = 0. Since H2 = £ E2 applies to an electromagnetic wave on average, it follows for the force in the y-direction in both cases of polarization From equation (3) the equilibrium condition f = 0 y thus follows E2 (l - #) + p = const. (4) 8 # The root mean square value E2 of the electric field in the plasma is related to the root mean square value of the vacuum field EO2 in the incident laser light It follows from equation (4) E2 rn 0 £ ° + p = const. (5) In the dense plasma where # <# @, the laser light intensity n P decreases rapidly with the distance # c / w. Therefore E2 ~ 0 and pp = p @ apply there, where po is the maximum pressure in the plasma. It follows from equation (5) In the area of the channel filled with laser light, # # #p 'applies.

Für # = 0 und # = #p' (wenn man in Gleichung (2) #p = #p' setzt) wurde # = 0 und E = # folgen. Der Strahlungsdruck wúrde somit divergieren. In Wirklichkeit ist aber v endlich und damit der Strahlungsdruck. Bei den in Betracht kommenden Laserlichtintensitäten ist die Stossfrequenz # nicht durch klassische Elektronen-Ionen-Stösse bestimmt, wofür # im Vergleich zu #p sehr klein wäre und die daher zu einem sehr grossen Strahlungsdruck fuhren würden, sondern vielmehr durch die Wachstumsrate der vom Laserlicht selbst ausgelösten oszillierenden Zweistrominstabilitat gegeben (P.K. Kaw und J.M. Dawson, Physics of Fluids 12 2586 (1969)) und welche genahert durch 0.7 #pi = 0.7 (m/M)1/2 #p # # gegeben ist, mit #pi der Ionen Plasmafrequenz und m/M dem Elektron-Ion Massenverhältnis (O. Buneman, Physical Review 115 503 (1959)). Da #/#p << 1 erhält man aus Gleichung (2) die folgende Näherungsformel Für # # #p' (und indem man in Gleichung (7) #p = #p' setzt) wurde man in erster Näherung 1 - £ ~ 1 und Re|##| =).6 (m/M)1/4 erhalten und damit (1 - #)/## ~ 1.7 (M/m) 1/4. Für ein TD Plasma ist dieser Faktor X 14. Wenn der Druck im Laserkanal klein gegen den Plasmadruck ist,erhält man als Gleichgewichtsbedingung Mit dem zeitlich gemittelten Poynting Vektor S = c ExH/4#= c Eo2/4# erhalt man damit p = 1.7 (M/m)1/4 S/2c , (9) oder schliesslich wenn man S durch die Laserlichtleistung P und den das Laserlicht durchsetzenden Querschnitt A durch S = P/A ausdrückt po = 1.7 (M/m)1/4 P/2Ac . (10) Der im Plasma wirkende Druck setzt sich im wesentlichen aus drei Anteilen zusammen 1) dem Druck der Plasma-Ionen und -Elektronen,2) dem Druck der relativistischen Elektronen im Elektronenstrahl und 3) dem magnetischen Druck des durch den Elektronenstrahl erzeugten Magnetfeldes. Feuer den Elektronenstrahl innerhalb der Diode existiert ein starkes axiales elektrisches Feld, das die Elektronen von der Kathode zur Anode beschleunigt. Als Folge dieses elektrischen Feldes kann der Elektronenstrahl sich in einem den Diodenraum erfüllenden Plasma ausbreiten, das die elektrische Raumladung des Elektronenstrahls neutralisiert,nicht aber dessen Strom. Der Strom in der Diode ist daher gleich dem gesamten Strom des Elektronenstrahls und kann Werte annehmen, die weit grösser als der Alfven Strom sein können. Obwohl diese Schlussfolgerungen theoretisch noch nicht befriedigend verstanden sind, stehen sie in guter Übereinstimmung mit der experimentell beobachteten Zusammenschnürung des Elektronenstrahls innerhalb der Diode bei Verwendung einer Führungselektrode. Wir schliessen daher, dass die Krafte als Folge des Druckes der Strahl-Elektronen und des magnetischen Eigenfeldes des Strahls sich gemass dem Pinch-Effekt das Gleichgewicht halten und zwar auch bei der viel grösseren Strahlenfokussierung wie sie in der Erfindung 1I vorgesehen ist. Fur das Beispiel eines einfach ionisierten Plasmas, kann man daher fur den Druck im dichten Plasma einfach pO = 2NkT setzen, wobei N die Atomdichte des Plasmas, k die Boltzmann-Konstante und T die Plasmatemperatur ist. Um eine magnetische Zusammenschnürung des Elektronenstrahl im dichten Plasma zu bewirken, muss das Magnetfeld des Elektronenstrahls im Plasma eingefangen werden. Das ist moglich,da das Targetmaterial unmittelbar vor seiner Transformation in ein Plasma mit grosser elektrischer Leitfähigkeit, im Beispiel von festem TD,sich in einem kalten Zustand geringer elektrischer Leitfáhigkeit befindet (vergleiche z.B. F. Winterberg, Nuclear Fusion 12 353 (1972)). Das Magnetfeld des Elektronenstrahls und damit der Elektronenstrahl selbst,werden-deshalb von dem durch die Aufheizung des Strahls erzeugten Plasma zusammengehalten.For # = 0 and # = #p '(if you put #p = #p' in equation (2)) # = 0 and E = # follow. The radiation pressure would thus diverge. In reality, however, v is finite and therefore the radiation pressure. With the laser light intensities in question, the collision frequency # is not determined by classic electron-ion collisions, for which # would be very small compared to #p and which would therefore lead to a very high radiation pressure, but rather by the growth rate of the laser light itself triggered oscillating two-stream instability (PK Kaw and JM Dawson, Physics of Fluids 12 2586 (1969)) and which is approximated by 0.7 #pi = 0.7 (m / M) 1/2 #p # #, with #pi the ion plasma frequency and m / M the electron-ion mass ratio (O. Buneman, Physical Review 115 503 (1959)). Since # / # p << 1, the following approximation formula is obtained from equation (2) For # # #p '(and by putting #p = #p' in equation (7)) one would in a first approximation become 1 - £ ~ 1 and Re | ## | =). 6 (m / M) 1/4 and thus (1 - #) / ## ~ 1.7 (M / m) 1/4. For a TD plasma this factor is X 14. If the pressure in the laser channel is small compared to the plasma pressure, the equilibrium condition is obtained With the time-averaged Poynting vector S = c ExH / 4 # = c Eo2 / 4 # one obtains p = 1.7 (M / m) 1/4 S / 2c, (9) or finally if S is divided by the laser light power P and expresses the cross-section A penetrating the laser light by S = P / A po = 1.7 (M / m) 1/4 P / 2Ac. (10) The pressure acting in the plasma consists essentially of three components: 1) the pressure of the plasma ions and electrons, 2) the pressure of the relativistic electrons in the electron beam and 3) the magnetic pressure of the magnetic field generated by the electron beam. Fire the electron beam inside the diode, there is a strong axial electric field that accelerates the electrons from the cathode to the anode. As a result of this electric field, the electron beam can propagate in a plasma that fills the diode space and that neutralizes the electric space charge of the electron beam, but not its current. The current in the diode is therefore equal to the total current of the electron beam and can assume values that can be far greater than the Alfven current. Although these conclusions are not yet fully understood theoretically, they are in good agreement with the experimentally observed constriction of the electron beam within the diode when a guide electrode is used. We therefore conclude that the forces as a result of the pressure of the beam electrons and the beam's own magnetic field keep each other in equilibrium according to the pinch effect, even with the much greater beam focusing as provided in invention 1I. For the example of a simply ionized plasma, one can therefore simply set pO = 2NkT for the pressure in the dense plasma, where N is the atomic density of the plasma, k is the Boltzmann constant and T is the plasma temperature. In order to bring about a magnetic constriction of the electron beam in the dense plasma, the magnetic field of the electron beam must be captured in the plasma. This is possible because the target material is in a cold state of low electrical conductivity immediately before it is transformed into a plasma with high electrical conductivity, in the example of solid TD (see e.g. F. Winterberg, Nuclear Fusion 12 353 (1972)). The magnetic field of the electron beam and thus the electron beam itself are therefore held together by the plasma generated by the heating of the beam.

Wenn daher der Elektronenstrahl in das durch den Lichtdruck zusammengehaltene kegelförmige Plasmagebiet eindringt, pflanzt er sich entlang diesem Plasmagebiet fort und wird mit Annäherung an das Konvergenzzentrum 16 ## der konischen Laserstrahlung stark fokussiert. Die maximal erreichbare Strahlfokussierung ist dabei durch die Dicke 6 des selbstfokussierten Laserlichtkanals bestimmt. Experimentell sind Werte von 6 # 10-4 cm beobachtet worden. Wie weit der Elektronenstrahl in Wirklichkeit fokussiert werden kann,hängt von der Erfüllung der Bedingung (10) ab,die sich jetzt so schreiben lasst 1.7 (M/m) 1/4 P/2Ad = 2NkT . (11) Fur einen Plasmaradius und damit Strahlradius r, innerhalb des konvergierenden Plasmagebietes, hat man A # 2#r#. Fúr das Beispiel eines TD Plasmas mit N = 5 x 1022 cm-3,hat man daher P = 4.3 x 1021 Tod 6 (12) wobei T die Plasmatemperatur in eV ist. Wegen der anwachsenden Strahldichte nimmt die Plasmatemperatur im konvergierenden Gebiet mit abnehmenden Radius r zu. Der wichtigste Mechanismus zur Aufheizung des Plasmas ist dabei die elektrostatische Zweistrominstabilität (vergleiche z.B. F. Winterberg, Physical Review 174 212 (1968)). Falls jedoch genügend Stösse der Strahl-Elektronen mit dem Plasma stattfinden,kann das Anwachsen dieser Instabilität und damit die Plasmaaufheizung verlangsamt werden. Die Hinzufugung von leichten bis schweren Elementen wurde auch die Waschstumsrate der oszillierenden Zweistrominstabilität herabsetzen und damit #, was zu einem grösseren E2 und damit grosseren Strahlungsdruck fuhren wurde. Dies kónnte durch Hinzufügen von geringen Mengen leichter bis schwerer Elemente im konvergierenden Plasmagebiet oder durch ausschliessliche Verwendung von andereren leichten bis schweren Elementen erreicht werden. Man mag daher das thermonukleare Material erst von der Stelle 16 ab, wo die engste Einschnurung des Elektronenstrahls stattfindet, anbringen. Es ist daher 1I gut moglich, dass die Plasmatemperatur in dem konvergenten, die Fokussierung bewirkenden Gebiet, genügend niedrig und wahrscheinlich unterhalb X 100 eV (106 °K) gehalten werden kann. Diese Schlussfolgerung wird zusatzlich durch die Tatsache gestutzt, dass die Strahlungsverluste des Plasmas oberhalt 100 eV sehr beträchtlich anwachsen wurden, falls das Plasma optisch dicht ist, was durch die Hinzufugung von leichten bis schweren Elementen eintreten kann. Das Plasma in dem konvergenten, der Fokussierung dienenden Gebiet, konnte dabei auch ausschliesslich aus anderen, nicht thermonuklear reagierenden Stoffen bestehen mit einer genügend hohen Kernladungszahl Z,um das Plasma optisch dicht zu machen, aber nicht so hoch, dass die Energieverluste des Elektronenstrahls durch die klassische Bremskraft bedeutend werden.Therefore, when the electron beam is held together by the pressure of light penetrates cone-shaped plasma area, it plants itself along this plasma area continues and becomes with the approach to the convergence center 16 ## of the conical laser radiation highly focused. The maximum achievable beam focusing is due to the Thickness 6 of the self-focused laser light channel is determined. Values are experimental of 6 # 10-4 cm has been observed. How far the electron beam is in reality can be focused depends on the fulfillment of condition (10), which is now so write 1.7 (M / m) 1/4 P / 2Ad = 2NkT. (11) For a plasma radius and so that the beam radius r, within the converging plasma area, one has A # 2 # r #. For the example of a TD plasma with N = 5 x 1022 cm-3, one therefore has P = 4.3 x 1021 death 6 (12) where T is the plasma temperature in eV. Because As the radiance increases, so does the plasma temperature in the converging area with decreasing radius r. The main mechanism for heating the plasma is the electrostatic two-stream instability (compare e.g. F. Winterberg, Physical Review 174 212 (1968)). If, however, there are enough collisions of the beam electrons take place with the plasma, the growth of this instability and thus the Plasma heating can be slowed down. The addition of light to heavy elements would also decrease the washing rate of two-stream oscillating instability and thus #, which lead to a greater E2 and thus greater radiation pressure became. This could be done by adding small amounts of light to heavy elements in the converging plasma area or through the exclusive use of others light to heavy elements can be achieved. So one likes the thermonuclear Material only starts at point 16, where the narrowest constriction of the electron beam takes place. It is therefore possible that the plasma temperature in the convergent focusing area, sufficiently low and probable can be kept below X 100 eV (106 ° K). This conclusion is additional Supported by the fact that the radiation losses of the plasma exceed 100 eV would grow very considerably if the plasma is optically dense, which is due to the addition of light to heavy elements can occur. The plasma in the convergent area serving the focussing, could only consist of other substances that do not react thermonuclearly with a sufficient amount high atomic number Z to make the plasma optically dense, but not so high that the energy loss of the electron beam through the classical Braking force become significant.

Nimmt man z.B. an, dass der Elektronenstrahl bis auf r = 10-3 cm fokussiert werden soll, mit 6 = 10-4 cm, so wurde das eine Laserleistung von P # 4.3 x 1016 erg/sec = 4.3 x 109 Joule/sec erforderlich machen, was mit sich einem 43 Joule Laserpuls erreichen liesse, der in 10-8 Sekunden geliefert werden músste.If one assumes, for example, that the electron beam focuses up to r = 10-3 cm should be, with 6 = 10-4 cm, this would be a laser power of P # 4.3 x 1016 erg / sec = 4.3 x 109 joules / sec required, which means a 43 joule laser pulse that would have to be delivered in 10-8 seconds.

In diesem Fall berechnet sich der Plasmadruck und transversale Strahlungsdruck zu 1.6 x 1013 dyn/cm2 # 1.6 x 107 Atmosphären.In this case the plasma pressure and the transverse radiation pressure are calculated to 1.6 x 1013 dynes / cm2 # 1.6 x 107 atmospheres.

Um den fokussierten Elektronenstrahl hydromagnetisch zu stabilisieren,ist erforderlich, dass wobei H = 0.2 I/r das magnetische Eigenfeld des Elektronenstrahls ist. Damit lasst sich Bedingung (13) wie folgt schreiben Für r = 10-3 cm, I = 2 x 106 Ampere und # = 10-4 cm hat man P > 1.7 x 1019 erg/sec, was sich mit einem 1.7 x 104 4 Joule Laserpuls in 10-8 8 Sekunden erreichen liesse. In diesem Fall warte der Strahlungsdruck # 6.4 x 1015 dyn/cm2 ~ 6.4 x 109 Atmospharen. CO2 Gas Laser von dieser Starke sind bereits technisch realisiert.In order to hydromagnetically stabilize the focused electron beam, it is necessary that where H = 0.2 I / r is the own magnetic field of the electron beam. Condition (13) can thus be written as follows For r = 10-3 cm, I = 2 x 106 amperes and # = 10-4 cm one has P> 1.7 x 1019 erg / sec, which can be achieved with a 1.7 x 104 4 joule laser pulse in 10-8 8 seconds . In this case, the radiation pressure wait # 6.4 x 1015 dyn / cm2 ~ 6.4 x 109 atmospheres. CO2 gas lasers of this power have already been technically implemented.

Nachdem der Elektronenstrahl auf seinen kleinsten Durchmesser fokussiert worden ist,kann er sich, in dem sich der Anode anschliessenden Raum in einem dichten Plasma als stromneutralisierter Strahl ausbreiten. Dabei treten zwischen dem Elektronenstrom des Strahls und dem entgegengesetzt gerichteten Strom im Plasma starke abstossende Krafte auf, die den entgegengesetzt gerichteten Strom aus dem Strahl herauswerfen können, was zum Auftreten von lokalen sehr starken Magnetfeldern führen würde, wie sie zur Einleitung von Fusionsreaktionen mit konzentrierten Elektronenstrahlen erwünscht sind. Man kann daher mit der beschriebenen Fokussierungsmethode auch thermonukleare Reaktionen im Raum hinter der Anode einleiten.After the electron beam is focused on its smallest diameter has been, it can be in the space adjoining the anode in a sealed space Spread plasma as a current-neutralized beam. Thereby occur between the electron stream of the beam and the oppositely directed current in the plasma are strongly repulsive Forces that throw the oppositely directed current out of the beam which would lead to the occurrence of local very strong magnetic fields, such as it is desirable to initiate fusion reactions with concentrated electron beams are. One can therefore also use the focusing method described thermonuclear Initiate reactions in the space behind the anode.

Es sei noch gesagt, dass die Fokussierung an Stelle von Laserstrahlen auch im Prinzip mit Elektronenstrahlen oder Ionenstrahlen erfolgen könnte. Diese Strahlen können dabei durch ihre Wechselwirkung mit Materie ein en transversalen Druck auf das Plasma ausunben. Die schlechtere Fokussierung solcher Strahlen ist dabei ein Nachteil.It should also be said that focusing instead of laser beams could also be done in principle with electron beams or ion beams. These Due to their interaction with matter, rays can become transversal Put pressure on the plasma. The inferior focus of such rays is this is a disadvantage.

Schliesslich sei noch gesagt, dass die beschriebene Fokussierungsmethode auch auf intensive Ionenstrahlen anwendbar ist.Finally, it should be said that the focusing method described is also applicable to intense ion beams.

Claims

Method for focusing intense relativistic electron beams characterized in that the focusing with the aid of rays' in particular Laser beams, takes place, which exerts a transverse pressure on the intense relativistic Exercise electron beam and thus cause its focusing.

2. The method according to claim 1, characterized in that z the focusing by one or more pulsed hollow convergent convergent, in a plasma propagating, laser beams is caused.

3. The method according to claim 1 to 2, characterized in that the Plasma, in which the focus takes place, from light to heavy elements or a combination of such elements, the selection being made so is used to achieve maximum focusing with minimal energy loss from the electron beam to reach.

4. The method according to claim 1 to 3, characterized in that it on the focusing of other charged particle beams than intense relativistic ones Electron beams are applied, especially to focus more intensely Ion beams.

5. The method according to claim 1 to 4, characterized in reactions, that it is applied for the thermonuclear draw.

6. The method according to claim 1 to 5, characterized in that it for the conversion of elements through nuclear reactions and for the generation of transuranic elements is used.

7. The method according to claim 1 to 4, characterized in that it instead of focusing pulsed beams of electrically charged particles, too is applied to continuous particle beams, for applications requiring a high Demand energy concentration on a small cross-section.

L e r s e i t e