DE3017125A1 - Strahlungsquelle - Google Patents

Description

Strahlungsquelle

Die Erfindung betrifft allgemein das dichte Plasmaheizen, und insbesondere das Plasmaheizen mittels eines relativistischen Elektronenstrahls, um hohe Z-Materialien zur Erzeugung von Strahlung zu erhitzen.

Das Plasmaheizen war für einige Zeit von großem Interesse ruf die Wissenschaftler, da erhitzte Plasmen für eine Vielfalt von Zwecken verwendet werdenkönnen.Eine typische Verwendung von heißen Plasmen ist die Energieerzeugung in Form von Strahlung, Neutronen und Alphateilchen. Eine solche Energiequelle ist zweckmäßig bei grundlegenden . Forschung on in der Plasmajihysik für hohe Energiedichten mit prak I i wellen Anwendungen in wi HHcwischnf'L· L i chori Gel.» i eben , wie bei dor gesteuerten thermonuklearen Fusion, bei Stoffuntersuchungen und bei der Radiographie.

Zahlreiche» Vorgehensweisen wurden bisher vorgeschlagen, um

13 0046/0110

dichte, Kilovolt-Plasmen zu erzeugen. Eine der bekannterem Techniken ist das Komprimieren und Erwärmen des Kerns einer strukturierten oder gerippten Tablette mittels eines Lasers oder eines Niederspannungs-Elektronenstrahls. Es wurde auch vorgeschlagen, daß Licht- oder Schwerionenstrahlen verwendet werden können, um eine ähnliche Kompression und Erwärmung zu erreichen. Gemäß dieser Vorgehensweise werden die strukturierte Tablette und deren Antriebsquelle direkt gekoppelt über klassische Zwischenwirkungen bzw. Wechselwirkungen durch Erwärmen der Außenschicht der strukturierten Tablette. Abhängig von den Eigenschaften von sowohl der strukturierten Tablette als auch der Antrieb.squelle explodiert die äußere Schicht oder schmilzt ab, was zu einer Kompression und Erwärmung des Kerns führt. Aufgrund der direkten Kopplung aller herkömmlichen Antriebsquellen wurde festgestellt, daß das Vorerwärmen des Kerns die Wirksamkeit der Kompression verringert, wodurch sowohl die Dichte als auch die Temperatur des Tablettenkerns verringert wird.

Die Verwendung eines Lasers als Antriebsquelle bei dem erläuterten Einschließungssystem hat den zusätzlichen inhärenten Nachteil niedrigen Wirkungsgrades und damit verbundener hoher Entwicklungskosten, um Laser zu erreichen mit der erforderlichen Leistungsabgabe für eine direkt angetriebene bzw. direkt angesteuerte strukturierte Tablette. Weiter machen es Begrenzungen aufgrund von Beugung und Schwellenwerte bezüglich der Fensterbeschädigung schwierig, vorgeschlagene große Laser auf Durchmesser von wenigen Millimetern zu fokussieren.

IO1 t>k troiionstrail 1 en und Ld chti oncri.strah I cn nii'drigot¹ Impedanz erfordern ebenfalls kostspieligen technologischen Fortschritt, damit diese Strahlen auf Durchmesser weniger Millimeter fokussiert werden können und um Leistungspegel zu erreichen, die notwendig sind, um die erwünschte Korn-

130046/0110

pression der strukturierten Tablette zu erreichen. Elektronenquellen und Lichtionenquellen niedriger Impedänz* aind zusätzlich bezüglich der Ausbreitung des Strahls zur Tablette begrenzt.

Schwerionenquellen erfordern ebenfalls einen erheblichen technischen Fortschritt, um die erwünschte Kompression der strukturierten Tablette zu erreichen. Die Entwicklung von Schwerionenquellen, die herkömmliche Beschleunigungsnriordriurigtm verwenden, scheint nämlich weit höliaro Konten zu verursachen, als die Kostenj die für die Entwicklung von Lasern erforderlich sind. Die Strahlausbreitung stellt ebenfalls eine Begrenzung dar, wenn Schwerionenquellen verwendet werden.

Hochdichte, Kilovolt-Plasmen können auch mittels Schnell-Laufrohren*(englisch: Fast liners) erzeugt werden. Derartige Vorrichtungen können entweder durch Magnetkräfte oder durch hochexplosive Stoffe angesteuert werden, wobei beide zum Komprimieren und Erwärmen eines eingeschlossenen Plasmas führen. Obwohl beide Schnell-Laufrohr-Technologien Energien in Form von Strahlung, Neutronen und Alphateilchen erzeugt haben, haben diese Vorgehensweisen ihre jeweils eigenen, inhärenten Nachteile. Der Hauptnachteil des mittels hochexplosiven Stoffen angetriebenen Laufrohre ist, daß die hochexplosiven Stoffe eine maximale Leistungs-

10 3

dichte von annähernd 10 W/cm und eine maximale Detonationsgeschwindigkeit von 8,8 χ 10 cm/s besitzen, wodurch die erreichbare Laufrohr-Implosionsgeschwindigkeit begrenzt ist. Obwohl eiri solches System zum Erhalten wissenschaftlicher Daten zweckmäßig ist, ist es schwer zu einer Wiederverwendbaren Vorrichtung weiter_entwickelbar.

Magnetisch angetriebene Laufrohre werden so hergestellt, daß das .Laufrohr Teil der elektrischen Entladeschaltung bildet,der durch das Laufrohr fließender Strom ein großes Magnetfeld erzeugt aufgrund—dessen das Laufrohr kompri-

130046/0110

miert. Da das Laufrohr einen Teil der elektrischen Schaltung bildet, führen der externe Schaltungswiderstand und der endliche spezifische Laufrohrwiderstand zu Ohmschon Verlusten, die den Wirkungsgrad beim Umsetzen elektrischer Energie in kinetische Laufrohr-Energie verringern. Da auch diis Lauf rohr einen elektrischen Kontakt mit der Schaltung orrt¹ Lehen muß, begrenzt ein« Beschädigung der Elektrodenverbindung zwischen dem sich bewegenden Laufrohr und der Elektrode die Betreibbarkeit.

Für Laufrohre, die im wesentlichen dünn bleiben, begrenzen feste Schalten während der Implosion, Ohmsches Erwärmen und Magnetfeldstreuung die Implosionsgeschwindigkeiten auf etwa 1 cm/ ms. Um das erwünschte Strahlungs-, Neutronen- und Alphateilchen-Ausgangssignal bei derart niedrigen Implosionsgeschwindigkeiten zu erreichen, muß das Plasma in dem Lciufrohr vorionisiert sein und müssen komplizierte Verfahren zur Überwindung von Warmeleitungsverlusten in das System eingefügt werden»

Obwohl Laufrohr-Implosionsgeschwindigkeiten, die 1 cm / Ja s überschreiten, erreichbar sind, wandeln Ohmsches Erhitzen und Magnetfeldstreuung feste Laufrohre in Plasmen während des Betriebes um. Folglich wird die Dicke der Laufrohre erhöht, wodurch das Potential für die Leistungsvervielfnchung verringert wird. »Selbst mit sehr dünnen Folien s i nil (I i e I nip Loh i on.sgivscliw i nil i gke i t en durch <l i ο Anstiegszeit des Ansteuer- bzw. Antriebsstroms und die Streuung des Ansteuer- bzw. Antriebsmagnetfeldes durch das Plasma-Lauf rohr begrenzt.

Laser wurden auch dazu verwendet, um ein magnetisch eingeschlossenes Plasma direkt zu erwärmen. Bei dieser Vorgehensweise wird ein Laser verwendet, um ein großes Plasma-, volumen, zu erwärmen, das mittels eines umständlichen, komplizierten Magnetfeldsystems auf thermonukleare Temperaturen

13 0046/0110

eingeschlossen ist. Obwohl der Laser eine gleichförmige Tonisation und eine schnelle Erwärmungeines Niedertemperatur-Plasmas erreicht, nimmt die charakteristische .

3/2

Abgctbelänge annähernd mit T für Plasma-Elektronentemperaturen T ^ 10 eV zu. Diese Charakteristik der

das
ho von Laserenergie in Plasma gekoppelt mit dem

großen Volumen des zu erwärmenden Plasmas ergibt einen gesamten Energiebedarf für den Laser, der herkömmliche Technologien deutlich übersteigt. Selbst wenn derartige Laser aufgebaut werden könnten, wurden die inhärenten niedrigen Wirkungsgrade, die der Erzeugung von Laserenergie zugeordnet sind, eine außerordentlich hohe Kapitalinvestition für ein solches System zur Folge haben.

Ein ähnliches System enthält einen Licht- oder einen Schwerionenstrahl zum Abgeben dessen Energie in ein· magnetisch eingeschlossenes Plasma. Da solche Strahlen nicht_relativistisch sind, zeigen sie einen sehr niedrigen Kopplungswirkungsgrad und es besteht keine Anpassungsfähigkeit, die durch relativistische Wechselwirkung erreichbar ist. .

Die Vorgehensweise, einen intensiven relativistischen Elektronenstrahl zum Erwärmen eines eingeschlossenen Plasmas zu verwenden, wurde experimentell während einiger Jahre untersucht. Bisherige Experimente haben sich primärι auf das Erwärmen eine« großen Plasmavolumens auf thermonukleare Temperaturen mittels dem Elektronenstrahl begrenzt, während das Plasma mittels eines externen Magnetfeldes aufrecht erhalten worden ist. Eine typische Ausbildung einer herkömmlichen Versuchsvorrichtung ist in Fig. 1 dargestellt. Eine Kathode 10 ist innerhalb einer Vakuumkammer 12 angeordnet, die von der Plasmakammer 14 mittels einer Anodeufolie 16 getrennt isti Eine Reihe dielektrischer Abstandstücke 18 ist durch eine Reihe von Metall.platten20 voneinander getrennt, die zusammenwirken, um einen Durchbruch zwischen der Kathode

130^48/0110

und der Diodentraganordnung 22 zu verhindern. Eine solenoidförmige oder spiegeiförmige Magnetfeldausbildung 2k wird mittels einer externen Quelle erreicht.

Im Betrieb wird ein relativistischer Elektronenstrahl 26 durch Laden der Kathode 10 mittels eines Hochspannung«impulses schneller Anstiegszeit gebildet, wodurch erreicht wird, daß Elektroden von der Kathode 10 feldemittiert werden, die die Anodenfolie 16 durchsetzen zum Eintritt in die Plasmakammer lA als relativistischer Elektronenstrahl 260 Da sich der relativistische Strahl 26 durch das· Plasma längs des extern angelegten axialen Magnetfeldes 2'l ausbreitet, wird das Plasma durch die folgenden Verfahren erwärmt:

a) Relaxati on s erwärmung aufgrund relativistischer Kanal- oder Sti-öj mungsinstabilitäten (Zweistrom- und Überhybrid-Bündelungs-Instabilitäten) und

b) anormale Widerstandserwärmung aufgrund des Vorhandenseins eines Plasma-Rückstroms (Ionenakustik- und lonenzyklotron-Instabilitäten).

Üblicherweise werden Vorrichtungen wie Klystrons, Magnetrons, Vakuumröhren usw., die auf der Elektronenbündolung gemäß dem Verfahren (a) beruhen, als sehr wirkungsvollc Vorrichtungen bezüglich der Energieanwendungen angesehen. Deshalb wurde ursprünglich erwartet, daß das Verfahren ' zum Erwärmen eines Plasmas mittels Elektronenbündelung, d.h., durch Erzeugen von Zweistrom- und Überhybrid-Instabilitäten gemäß dem Verfahren (a) eine wirkungsvolle Vorgehensweise zum Erzeugen eines thermonuklearen Plasmas ist. Obwohl alle frühen Versuche eine anormale (nichtklas.si sehe) Kopplung der Strahlenergie mit dem Plasma beobachteten, die sich aufgrund des Vorhandenseins von Strömungsinstabilitäten gemäß dem Verfahren (a) ergaben, lag der Kopplungswirkungsgrad lediglich in der Größe von 15 % hei Plasma-

12 3

dichten von annähernd 10 Elektronen/cm und fiel schnell auf weniger als wenige Prozent ab, wenn die Plasmadichte

130Ό46/0110

1Ί ·3 " -

.sich an 10 Elektronen/cni annäherte, ι Diese Ergebnisse wurden mit". Anodonfolion von Dickon in dor Größenordnung von 25 /Am- 5OyUtTi und herkömmlichen Elektronenstrahlen erhalten, die während dieser Periode für Versuche erreichbar wuren, die üblicherweise relativ niedrige Spannungen', d.h., IMeV oder weniger besaßen. Diese Kombination aus relativ dicken Anodenfolien und Niederspannungsstrahlen ergab, das klassische Anodenfolien-Streüen des Strahls ·, was verhinderte , daß die relativistischen Strömungsinstabilitäten wirksam die Strahlenergie mit dem Plasma koppeln. Das heißt, daß, obwohl dies den Experimentatoren und Theoretikern während der Periode von 1970 - 1975 unbekannt war, die Foliendicke und die niedrige Spannung der Elektronenstrahlen, die in den Versuchen verwendet worden sind, erreichten, daß der Elektronenstrahl in einer Weise streut, durch die eine wesentliche Elektronenbündelung im Strahl verhindert wird. Dies erreichte wiederum die beobachteten schnell abnehmenden Energieabsorptionswirkungsgrade, wenn

1Ί 3

die Plasmadichte sich an 10 Elektronen/cm annähert. Als Ergebnis dieser niedrigen beobachteten Wirkungsgrade verlagerte sich die Aufmerksamkeit der Wissenschaft auf die Untersuchung dos Mechanismus dor Widerstandsheizung gemäß dom Verfahren (b),von dem bekannt war, daß er zahl_T reiche wissenschaftlich interessante Eigenschaften besitzt.

Eine.Eigenschaft des Widerstandsheizungs-Mechanismus gemäß dem Verfahren (b) ist dessen Möglichkeit, einen wesentlichen Bruchteil der Strahlenergie in Plasmaionen zu. bringen. Dies unterscheidet sich von den Strömungsinstabilitäten, die die Plasmaelektronen primär aufheizen. Da die Ionon möglicherweise in einem magnetisch umgebenen Plasma gemäß herkömmlichen magnetischen Einschließungssystemen aufgeheizt werden müssen, beseitigt das direkte Erwärmen dor Ionen einen Energieumwandlungsschritt. Weiter wird,

gleich
wenn Energie an Plasmaelektronen anstatt an Ionen abge-

130046/0110

gcboiij bzw. abgelagert ist, die Wärmeleitung ciufgrund der anfänglich erhöhten Elektronentemperatur verbessert, so dciß die erreichbare Plasmaeinschließungszoit verkürzt ist. Folglich sind erhöhte Magnetfeidstärken erforderlich, um vergleichbare Einschließungen zu erreichen.

Eine weitere Eigenschaft des Widerstandsheizmechanismus ist dessen Möglichkeit, ein großes Plasmavolumen in gleichförmiger Weise zu erwärmen, statt Energie in einen schmalen örtlichen Bereich abzugeben , wie das charakteristisch für den optimierten Strömungsinstabilitäts-Mechanismus ist. Die Möglichkeit,ein großes Plasmavolumen direkt in gleichförmiger Weise mittels Widerstandsheizen zu erwärmen, vermeidet daher die Probleme der Wärme-Rückverteilung in dem Plasma» Darüber hinaus macht das Potential für das Aufbauen eines Plasmaheizsystems, das auch zusammen mit Vorrichtungen verwendet werden kann, die vorerwärmte Plasmen erfordern, wie Tokamaks, die eine wesentliche fundierte Anwendung erfahren haben, den Widerstandsheiz-Mechanismus noch gfcfcrakt.ivcr. Aus diesen Gründen wurde din oxpor i montol L<> AuC-murknamkoit von den anfänglichen Pla.sniaorwärmuTigHVtsr.Hiicliori, die relativistische Elektronenstrahlen verwenden, auf das Erzeugen von Widerstandsheizen in Plasmen gemäß dem Verfahren (b) gerichtet. Folglich wurden Versuchsvorrichtungen zum Optimieren von Widerstandsheizeffekten, wie Niederspannungs-Elektronenstrahlen mit hohen V /V Ausgangssignalen in den anfänglichen Versuchen mit durch relativistischen Elektronenstrahlen erwärmten Plasmen verwendet. Dabei ist 1" der relativistische Faktor des Strahls, der nahezu proportional der Strahl teilchen spannung ist. Das Verhältnis V / y ist grundsätzlich ein Maß bezüglich der Strahl- Eigen magnetf eldenergie zur Strahl-Teilchenenergie. Die erhöhte Verwendung von Strahlen hohen vV jf ist graphisch in den Fig. 2 und 3 dargestellt, die die Zunahme der maximalen Strahlspannung und die Zunahme des maximalen

V / γ" für Versuche mit relativistischen Elektronenstrahlen zwischen 1970 und 1975 zeigen. Daher haben sich frühere Ver-

130046/0110

BAD ORIGINAL

-■#

suche vun Anfang an auf Strahlen mit hohem V /y und niederer Spannung zum Optimieren des Widerstandsheiz-Mechanisraus gemäß dem Verfahren (b) konzentriert, wobei offen-, sichtlich die Wirkung der Strömungsinstabilitäten vernachlässigt wurden, die gemäß dem Verfahren (a) erzeugt werden.

Dadurch wiederum haben frühere Versuche deutlich die Grenzen der Widerstandsheizung gemäß dem Verfahren (b) gezeigt, d.h.., daß die Widerstandsheizung nicht zu höherdichten Plasmen führt, sondern, vielmehr absolut durch Selbststabilisierung innerhalb des Plasmas begrenzt ist. Insbesondere haben die Versuche gezeigt, daß oberhalb einer bestimmten Elektronentemperatur abhängig von der Dichte des Plasmas niederfrequente Instabilitäten, die für Widerstandsheizung verantwortlich sind, stabilisiert werden. Folglich hat lediglich klassischer Volumenwiderstand, der unziiroichend zum Koppeln wesentlicher Energie in das Plasma von dom rolativisti sch<m ELektroncnstrahl ist, einen Effekt i' das Widerstandsheizen des Plasmas.

Zusätzlich zu dieser inhärenten Stabilisierungsbegrenzung besitzt die Technik der Widerstandsheizung zahlreiche andere Nachteile. Zunächst ist, selbst wenn Versuche gezeigt haben, daß die Widerstandsheizung gemäß dem Verfahren (b) wirksam bei hohen Plasmadichten ist, das erforderliche V />* für eine wirksame Kopplung zumindest um eine Größenordnung höher, als sie mittels derzeitiger Technologien erreichbar ist. Weiter liegt, da die Widerstandsheizung lediglich für niedrige Plasmadichten geeignet ist, die sehr großes Volumen besitzen, die Gesamt.-, energie, die zum Erwärmen eines solchen Plasmas erforderlich ist, wieder zumindest um eine Größenordnung jenseits der Gesamt-Strählenergie, die durch derzeitige Technologie-Standards erreichbar ist.

Als Folge dieser Begrenzungen und der Ansicht der Theoretikrr und lixpnrj mentatoren, daß Widerstandsheizung din anormal ο

130046/0110

BAD ORIGINAL

Energie abgabe in Plasmen beherrscht, wurde das

Programm zur Plasmaerwärmung mittels relativistischer Elektronenstrahlen in den Vereinigten Staaten 1975 beendet , ohne irgendwelche weiteren Untersuchungen bezüglich des Erhitzungsmechanismus mittels strömender Instabilitäten (bzw. Kanalinstabilitäten).

Die Erfindung überwindet die Nachteile und Begrenzungen

des Standes der Technik durch das Angeben einer Vor- und
richtung eines Verfahrens zur Elektronenstrahlerwärmung eines hochdichten Plasmas, um ein Hoch-Z-Material zur Erzeugung von Strahlung zu erwärmen oder Erwärmen eines Mittel- Z-Gases oder eines mit einem Nieder-Z-Gas gemischten Hoch- Z-Gases zur Erzeugung von Strahlung. Die Erfindung verwendet entweder einen ringförmigen oder einen festen bzw. vollen relativistischen Elektronenstrahl zum Erwärmen eines Plasmas auf Kilovolt-Temperatnron mittels Strömung.¹? i rist.jb i Li täten im Pl a »mn. Die in das Plasma abgegebene Energie erwärmt dann ein Hoch-Z-Material, wie eine Drahtanordnung, zur Erzeugung von Strahlung. Das Erwärmen eines Mittel-Z-Gases oder einer Mischung aus einem Hoch-Z-Gas mit einem Nieder-Z-Gas kann mit entweder einem vollen oder einem ringförmigen relativistischen Elektronenstrahl durchgeführt werden.

Die Erfindung gibt somit eine Vorrichtung und ein Verfahren zum Erzeugen eines heißen Plasmas an, um Strahlung direkt zu erzeugen oder ein Hoch-Z-Material zur Erzeugung von Strahlung zu erwärmen bzw. aufzuheizen.

Weiter gibt die Erfindung ein Verfahren und eine Vorrichtung zum Erzeugen einer im Betrieb wirkungsvollen intensiven Strahlung an. Die Erfindung giL>t also eine Vorrichtung und ein Verfahren zum Erzeugen von Strahlung an. Weiter gibt die Erfindung eine Vorrichtung und ein 'Ver-

BAD '

fahren zum Erzeugen von Strahlung an, die relativ niedrige Kapitalinvestitionen erfordern.. Schließlich gibt die Erfindung eine Vorrichtung und ein Verfahren an, um hochintensive Strahlung zu erzeugen, die derzeit erhältliche Technologie verwende .

130046/0110

Die Erfindung gibt also eine Vorrichtung und ein Verfahren an, um mittels eines relativistischen Elektronenstrahls ein hochdichtes Plasma in einem schmalen örtlich begrenzten Bereich zu erwärmen. Ein relativistischer Elektronenstrahlgenerator oder Beschleuniger erzeugt einen Hochspannungs-Elektronenstrahl, der sich läng—s einer Vakuum-Drift- bzw. -Laufzeitröhre ausbreitet, und zur Auslösung einer Elektronenbündelung im Strahl moduliert ist. Der Strahl wird dann durch eine Kammer mit niederdichtem Gas gerichtet, die eine Isolation zwischen dem Vakuum-Modulator und dem Target des relativistischen Elektronenstrahls erreicht. Der relativistische Strahl wird dann einem hochdichten Target-Plasma zugeführt, das üblicherweise DT, DD oder ein ähnliches thermonukleares Gets mit

17 20 3

einer Dichte von 10 -10 Elektronen pro cm enthält.. Das Tcirgetgas wird vor der Zufuhr des relativist i schon El ektronenstrahls mittels eines Lasers oder einer anderen Vorionisationsquelle zur Bildung eines Plasmas ionisiert. Durch Verwendung eines relativistischen Elektronenstrahls mit einer Einzelteilchen-Energie, die 3 MeV übersteigt, ist das klassische Streuen durch relativistische Elektronen, die durch Isolationsfolien treten, vernachlässigbar. Als Ergebnis werden relativistische strömende Instabilitäten innerhalb des hochdichten Target-Plasmas ausgelöst, wodurch erreicht wird, daß der relativistische Elektronenstrahl wirksam seine Energie in einem kleinen örtlichen Bereich des hochdichten Plasma-Targets niederschlägt bzw. abgibt. Schnell-Laufrohre, die in dem hochdichten Target-Plasma angeordnet sind, werden durch Explosivstoff oder durch Abschmelzung zur Implosion angesteuert mittels eines erwärmten ringförmigen Plasmas, das das Laufrohr umgibt und das durch einen ringförmigen relativistischen Elektronenstrahl erzeugt ist. Ein azimutales Magnetfeld, das durch einen axialen Stromfluß in d(>m ringförmigem Plasma erzeugt ist, erreicht, daß die Energie in dom erwärmten ringförmigen Plasma zum Schnell-Laufrohr konvergiexäüm Implodieren des Schnell-

130046/0110

Laufrohres, was auch zum Iiiiplodieren eines Mikrobereiches verwendet werden kann.

Zusätzlich kann das Hochtemperatur-Plasma zum Erwärmen eines Hoch-Z-Materials zur Erzeugung von Strahlung verwendet werden. Andererseits wird eine abstimmbare Strah-Lungsquelle erreicht durch Verwenden eines mäßigen oder Mittel-Z-Gases oder einer Mischung eines Hoch-Z- und eines NLeder-Z-Gases als das Target-Plasma.

Erfindung wird anhand der in der Zeichnung dargestellten Ausführungsbeispiele näher erläutert. Es sei iiusdriicklich erwähnt, daß die Beschreibung lediglich eine gründlegende Darstellung des Erfindungsgedankens wiedergibt, daß also zahlreiche Weiterbildungen möglich sind. Es zeigen

Fig. 1 schematisch eine typische herkömmliche Plastnä-Erwärmungsvorrichtung mittels eines relativistischen Elektronenstrahls,

Fig. 2 eine Darstellung der maximalen experimentellen Spannungen von relativistischen Elektronenstrahlen zwischen I97O und 1975t."

Fig. 3 eine Darstellung des maximalen experimentellen V /*Y* von relativistischen Elektronenstrahlen zwischen 1970 und 1975,

Fig. Ί eine Darstellung der charakteristischen Beziehung zwischen dem relativistischen Elektronenstrahl und den Plasmaionen und-Elektronen für Widerstandsheizung gemäß dem Verfahren (b); • die Darstellung gibt die Geschwindigkeitskomponente längs der Richtung der Strahlausbreitung V.. (Abszisse) bezüglich der Vertei-IungHfunk I: i on Γ (V·· ) (Orel i riatt>) w-i oclc-r,

£1 Il -

Fig. Ί eine graphische Darstellung der charakteristischen Beziehung zwischen dem relativistischen Elektronenstrahl und den Plasmaionen und -elektronen zur Relaxationserwärmung gemäß dem Verfahren (a)

130Ό46/0 110

gemäß der Erfindung; die Darstellung gibt die Geschwindigkeitskomponente längs der Richtung der Strahlausbreitung V.. (Abszisse) gegenüber der Verteilungsfunktion f (V₁₁ ) (Ordinate)

^a M wieder,

Fig. 6 eine Darstellung der charakteristischen ungleichförmigen Energieabgabe (-niederschlagung) längs der Ordinate in Richtung der Strahlausbreitung (längs der Abszisse) wieder, die den strömenden Instabilitäten gemäß dem Verfahren (a) zugeordnet ist; eine eindim_ensionale Wechselwirkung ist durch eine Voll„inie dargestellt, während die Strichlinie eine zweidim_(Mis.i.onale Wechselwirkung wiedergibt,

Fig. 7 ist eine Darstellung der experimentellen Erhöhung der Plasmaerwärmung in Joules (Ordinate)

gegenüber der Plasma-Teibhendichte η in Elek-

tronen/cm für drei unterschiedliche Anodenfoliendicken; die theoretischen Vorhersagen sind durch Voll_inienkurven dargestellt,

Fig. 8 eine Darstellung von Versuchsergebnissen,der einem Kalorimeter zugeführten Strahlenergie (Ordinate) gegenüber der Anodenfoliendickc· für drei unterschiedliche Anoden/Kathoden-Spaltabstände,

Fig. 9 eine Tabelle der Folienstreufünktion F für sieben verschiedene Materialien mit unterschiedlichen Dicken in Mm,

Fig. 10 eine Darstellung des dim_eiisionslosen Parameters

\ (Ordinate) gegenüber dem relativistischen Faktor f (Abszisse) für gegebene Werte der Plnsma-Rl ektronend ichte in F.lekt rorion/cm ,

!''Ku;. I I «.»in«; Mchonmti hcIic Darsttvl Lung dor hauptsächlichen Komponenten eines Systems, das l'lnsma hoher Energiedichte als direkte Strahlungsquelle verwendet,

130046/0110 BAD ORIGINAL

Fig. 12 eine schematische Darstellung der vorherrschenden Komponenten eines Systems, das ein Plasma hoher Eiiergiedi'chte zur Erzeugung von Strahlung gemäß dem bevorzugten Ausführungsbeispiel der Erfindung verwendet, ι

Fig. 13 eine schematische Darstellung eines Systems mit zwei ringförmigen Strahlen mit Zylindersymmetrie,

Fig. \h eine schematische Darstellung eines Systems mit zwo i ringförmigon "Strahlen- mit Kugel syniniotri o,

Fig. 1.5 eine schematische Darstellung eines Systems mit vier ringförmigen Strahlen, das ebenfalls Kugelsymmotrie besitzt, in einem Multi-Mega joule-*· System,

Fig. 16 eine schematische Darstellung der relativen Größen verschiedener Generatoren relativistischer Elektronenstrahlen bezüglich einem Menschen mit 1,83 m Körpergröße,

Fig. 17 eine Darstellung der näherungsweisen Kosten pro geliefertem Joule (Ordinate) als Funktion der gesamten Generatorkosten in 1000 Dollar (Abszisse), "

Fig. l8 eine schematische Darstellung der grundlegenden Komponenten eines Generators relativistischer Elektronenstrahlen mit hoher Impedanz,

Fig. 19 eine schematische Darstellung des elektrischen Äquivalents einer Marx-Stufe,

Fig. 20 eine schematische Darstellung des elektrischen Äquivalents einer Blumlein-Einrichtung und einer Diode,

Fig. 1! I eine schomatische Darstellung eines Mehr.spalt-Beschleunigers,

Fig. 22 eine Darstellung der charakteristischen Anstiegsgeschwindigkeit und Geschwindigkeitsänderung (Ordinate) als Funktion der Wellenzahl für die Strömenden Instabilitäten (Abszisse),

3 004 6/0110

BAD ORIGINAL -

Fig. 23 eine schematische Darstellung eines anormalen Pinch,

Fig. 2'i eine schematische Darstellung einer Vorrichtung zur Erzeugung eines anormalen Pinch unter Verwendung eines einzigen Laser-Vorionisiercrs,

Fig. 25 eine schematische Darstellung einer Vorrichtung zur Erzeugung eines anormalen Pinch unter Verwendung zweier Laser-Vorioniaierer,

Fig. 2(> eine scheraatiHchc Darstellung dor liridnns i cht

einer Vorrichtung zum Erzeugen eines anormalen Pinch unter Verwendung von drei Lase.r-V0ri.011i.-sierern.,

Fig. 27 eine schematische Darstellung der grundlegenden Geometrie einer Vorrichtung zum Ansteuern eines schnellen kugelförmigen Laufrohrs mit einem ringförmigen relativistischen Strahl,

Fig. 28 eine schematische Darstellung der grundsätzlichen Geometrie zum Ansteuern eines schnellen zylindrischen Laufrohrs mit einem ringförmigen relativistischen Elektronenstrahl,

Fig. 29 einen schematischen Querschnitt einer sphärischen Laufrohrausbildung mit zwei. Ionisat i.oriSHtrnlil.cn ,

Fig. 30 eine schematische Darstellung des Querschnitts einer zylindrischen Laufrohrausbildung mit zwei Ionisationsstrahlen,

Fig. 31 schematisch den Querschnitt eines kugelförmigen Schnell-Laufrohrs,

Fig. 32 schomatisch einen Querschnitt eines zyli ndr i .schon

Sehne; 1. l-Lnufrohrs ,

Fig. 33 schematisch den Querschnitt einer anderen Schnoll-Laufrohranordnung,

Fig. Jh schematisch die Targetgeometrie, die zwei ringförmige relativistische Elektronenstrahl en zsum Ansteuern eines sphärischen Laufrohrs verwendet, in der in Fig. lA dargestellten Weise,

Fig. 35 schematisch die grundsätzliche Geometrie einer kugelförmigen Schnell-Laufrohr-Implosion eines strukturierten Mikro-Bereichs,

1 3 0046VO110

BAD

Fig. 3^ eine schemata sehe Darstellung der grundsätzlichen Geometrie einer zylinderförmigen Schnell-Laufrohr-Implosion eines strukturierten Mikro-Beriüchs,

Fig. 37 schematisch einen Querschnitt eines kugelförmigen Schnell-Laufrohrs und eines strukturierten .Mi kro-Her ο ich s ,

Fig. 3& schematisch den Querschnitt eines-zylindrischen

Schnell-Laufrohrs und eines strukturierten MikroBereichs,

Fig. 39 einen schematischen Querschnitt einer Drahtanordnung zur Strahlungserzeugung,

Fig. 4O schematisch eine Endansicht der Drahtanordnung zur Strahlungserzeugung.

Im Mittelpunkt- des bevorzugten Ausführungsbeispiels der

3 Erfindung ist das schnelle Erwärmen- von 3 cm bis 50 cm

17 20 3

eines Plasmas mit 10 bis 10 Elektronen/cm mittels eines intensiven oder starken relativistischen Elektronenstrahls hoher Spannung. Das wirkungsvolle Koppeln wird durch Optimieren und Steuern einer sehr leistungsstarken kollektiven Wellen-Wechselwirkung erreicht, die in natürlicher Weise auftritt, wenn ein gerichteter Elektronenstrom durch ein Plasma tritt.

Die anormale Übertragung von Energie und Moment (Impuls) rela tivist ί «eher Eloktrononstrnhlori Ln thermisch«? bzw. gerichtete Plasmaenergie ist nichtklassasch, weshalb die Festigkeit des nichtlinearen Zustands der Mikroinstabilitäten von einer großen Anzahl von Faktoren abhängt. Die charakteristische Ungleichförmige Energieabgabe (Energieniederschlag) der kollektiven Wechselwirkung wird zum Konzentrieren der Energie in dem Plasma verwendet. Die optimierte Wechselwirkung zwischen relativistischem Elektronenstrahl und Plasma ist nämlich ein Leistungsdichte-Multiplikationsprozeß. Da Energie von relativistischen

Strahlelektronen auf nichtrelativistische Elektronen in dem Plasma übertragen wird, erfordert die Konservierung oder Bewahrung von Energie und Moment , daß die Wechselwirkung einen örtlichen axialen Strom in dem Plasma sowohl erwärmt, als auch antreibt (ansteuert). Der angestounrte axiale Strom erzeugt wiederum ein azimutale« Magnetfeld.

Wenn der relativistische Strahl fest bzw. voll ist, ist die körperliche Ausbildung ähnlich einem ungleichförmigen dichtem Z-Pinch,in dem das azimutale Magnetfeld die Einschließung erreicht. Jedoch sind im Gegensatz zu einem klassischen Z-Pinch das Erwärmen und das Einschließen in ihren Charakter anormal. Für einen ringförmigen relativistischen Elektronenstrahl führt das azimutale Magnetfeld zu einem gerichtetem Wärraestrom zur Achse der Vorrichtung. Bei dieser Ausbildung wird das Kilovolt-Plasma zum Erwärmen eines Hoch-Z-Materials verwendet, wie einer Drahtanordnung zur Erzeugung von Strahlung gemäß der Erfindung.

Eine frühere Theorie von R.V.Lovelace und R.N. Sudan in Phys.Rev.Letter, 27 (1971) 1256, zeigte, daß die Widerstandsheizung gemäß dem Verfahren (b) ein sehr wirksames Verfahren für Strahlen mit V / 9- "£> 1 ist. Wie oben aus-

TJ

geführt, ist V / γ· ein Maß dar Strahl- IC i gontn agnotfoldi'iicrjiic zur Stcah L-Tv i ichoMonorg i.e . Mit N - Lini ontl i ch tt> der Strahlelektronen und r = klassischer Elektronen-

radius ergibt sich V = Nr für einen festen bzw. vollen Strahl konstanter Dicht^. Her relativistische Faktor

2 -1/2
^=(I- ß ) und B - v/c stehen daher mit der Strahlgeschwindigkeit ν und der Lichtgeschwindigkeit c in Beziehung. Die Grundidee hinter der anormalen Widerstandsheizung ist, daß o'.ii Strahl mit*'/ f ΪΡ 1 sich nicht ausbreiten kann, da dessen Eigen magnetfeldenergie seine Teilchenenergie überschreitet. Wenn jedoch ein derartiger

3 0ÖA670110 /.O ORIGINAL

Strahl in ein Plasma injiziert wird, neutralisiert es diese charakteristische große Eigenmagnetfeldenergie durch Induzieren eines Plasma-Rückstroms. Die Beziehung •s.vi'i Hohen dom Pln.smn und der Strahlart Lm Geschwindigkoi raum für einen magnetisch neutralisierten Strahl ist in Fig. k dargestellt. Aufgrund der relativen Drift (Laufzeit) zwischen den Plasmaelektronen und den Ionenarten werden ionenakustische und/oder Ionenzyklotron-Wellen erzeugt, wie das in Fig. k durch die Strichlinie dargestellt ist. Von einer solchen Mikroturbulenz ist es bekannt, daß sie sich selbst als anormaler Widerstand zeigt. Daher wird das Plasma mit einer Geschwindigkeit von

^dW - ο

erwärmt, mit W = Plasma-Energiedichte,

,h"* = anormaler (spezifischer) Widerstand,

J = Plasma-Rückstromdichte* P ·

Gleichzeitig entfernt das makroskopische elektrische Feld, das den Rückstrom aufrecht erhält, damit der Strahl sich .ausbreiten kann, Energie von dem Strahl. Auf diese. Weise wird Energie von dem Strahl übertragen und in den l'lasmuelektronen und -ionen niedergeschlagen bzw. an diese abgegeben.

Im Gegensatz zur oben erläuterten Widerstandsheizung ergibt sich die Relaxationsheizung gemäß dem Verfahren (a) aus der relativen Drift zwischen den relativistischen Strahlelektronen und den Plasmaelektronen. Optimiert nehmen diese Instabilitäten die Form von Elektronenbündelurigen bei einer Wellenlänge von

λ* (I-**) [lO^2O/n_e(cm³')J ^1/2 um (2) und einer Frequenz von ■

130046/011Θ

,,BAD ORIGINAL

■f £ [n_e (cm"³)/1O¹⁶J ^1/2 THz, (3)

<» in, mit π - PLawma-Eli-ktronorKli chto . Di ο cliarak tor i η t i ,sehe Beziehung zwischen dem Plasma und den Strahlarten für die optimierte Relaxationsheizung ist in Fig. 5 dargestellt. Örtlich kann der Nutz- oder Gesamtstrom Γ , in

net

dem Strahlkanal den Strahlstrom I, überschreiten,im Gegensatz zum magnetisch neutralisierten Strahl bei dem 1 . = innerhalb des Strahlkanals. Wie ausgeführt, ist diese Strotnmultiplizi erung eine Folge der Mamentbewahrung und ist eine sehr örtliche Erscheinung. Der Ort des unstabilen Spektrums für diese Instabilitäten ist in Fig. durch Strichlinien dargestellt.

Die Erfindung zieht im Gegensatz zu herkömmlichen Vorgehensweisen bei der Plasmaerwärmung Nutzen aus den natürlichen Charakteristiken zweier außerordentlich leistungsfähiger Mikroinstabilitäten, d.h., der Zweistrom- und der tiberhybrid-Instabilitäten gemäß Fig. 5,um örtlich ein Mittel-Z- oder eine Mischung aus Nieder-Z- und Ifoch-Z-Plasma zur direkten Erzeugung von Strahlung zu erwärmen. Andererseits wird der relativistische Elektronenstrahl zum ICrwärmen eines hoclulichten PlnumaH auf Kilovolt-Temperaturen verwendet, um ein Hoch-Z-Material wie eine Drahtanordnung zur Erzeugung von Strahlung zu erwärmen. Bei beiden Ausführungsformen kann die Strahlung in Form von Röntgenstrahlen auftreten. Im wesentlichen werden die Instabilitäten durch die relative Drift zwischen den relativist_ischen Strahlelektronen und den Target-Plasmaelektronen erzeugt. Obwohl eine große Anzahl von Parametern diese kollektive Wechselwirkung beeinflussen, sind die dominierenden Faktoren bei der Bestimmung der Stärke der Instabilitäten (1) die Strahltemperatur längs einer Strahllinie (Strahlgeraden) und (2) die Wellenlänge der Instabilitäten bezüglich der radialen Abmessung des Target-Plasmas.

130^46/0110

— 2

- vr.-

ßei früheren Untersuchungen trat die Strahltemperatur innpjH inner Strömungslinie primär vom Durchtritt der relativistischen Elektronen des Strahls durch die Folie auf, die das niederdichte Plasma und das Diodenvakuum trennt. Die Wirkung der Folie kann dadurch vernachlässigbar gemacht werden, daß (1) die Elektronenenergie erhöht wirdi(2) die Dicke der Folie verringert wird oder (3) das wirksame Z des Folienmaterials verringert wird. Als Ergebnis kann ein Hochspannungs-Elektronenstrahl, d.h.,einer,der 3MeV¹ überschreitet, nämlich eine Anzahl von Folien durchdringen und seine Energie wirksam in dem hochdichten Plasma abgeben.

Durch Verwendung von Plasmen hoher Dichte sind die Wellenlängen der Instabilitäten klein im Vergleich zu den radialen Abmessungen des Plasmas. Daher wirkt,obwohl die momentane Abgabegeschwindigkeit schwanken kann, die nichtlineare Entwicklung der Instabilität zum Entspannen (Relaxen) der Strahlverteilung in sowohl Winkel als auch Energie, wodurch sich-eine wirksame Kopplung der Strahlenergie zum Plasma ergibt. :

DLo ehnrakterl stisch'e unglei chförmige Energi eabgabo dor kollektiven Wechselwirkung, d.h. , der Zweistrom- und der Überhybrid-Instabilitäten längs der Richtung der Strahlausbreitung, ist in Fig. 6 dargestellt. Eine eindim_ensionale Wechselwirkung ist durch die Voll_inie dargestellt, während die Strichlinie eine zweidim_ensionale Wechselwirkung darstellt. Diese nichtgleichförmige Abgabeeigenschaft wird zum Konzentrieren von Energie verwendet, die in das Plasma von dem relativistischen Elektronenstrahl abgegeben ist, statt daß es ermöglicht wird, daß die Energie ihren explosiven Charakter zerstreut bzw. verliert durch Ausdehnung in ein großes Plasmävolumen. Die anfängliche Abgabe der Strahlenergie erfolgt in Plasmaelektronen, was abhängigvon den Parametern der Vorrichtung zur Folge hat Cl) Wärmeleitung, die vorteilhaft, zum Erreichen

130046/0110

BAD ORIGINAL

von Leistungsvervielfachung verwendet wird oder (2) Stronivervielfachung und Einschließung des Plasmas. Auf diese Weise werden die Nachteile des bevorzugten Erwärmens von Plasmaelektronen, die magnetisch eingeschlossenen Plasmen zugeordnet sind,vorteilhaft bei der Erfindung verwendet.

Der potentielle Wirkungsgrad der Energieabgabe mittels eines relativistischen Strahls in ein dichtes Plasma über den Mechanismus von strömenden Instabilitäten war bisher unbekannt. Fig. 7 zeigt Ergebnisse von kürzlich durchgeführten Versuchen, die gemäß der Erfindung ausgeführt worden sind, wobei die Energieabgabe gegenüber der Plasmadichte für die Anwendung eines relativistischen Strahls durch Anodenfolien unterschiedlichen Dicken aufgetragen ist. Wie sich aus den Daten gemäß Fig. 7 ergibt, erreicht eine Verringerung der Anodenfoliendicke eine große Zunahme der Energieabgabe in das Plasma. Diese Ergebnisse zeigen, daß der grundlegende Kopplungskoeffizient O( der Abgabe durch strömende Instabilitäten .sich ändert gemäß:

tf = £ S [ 1 - exp (.-χ S/F)3 /(1 + ^S) (4)

mit S = j3 γ· (η /2n ) ^aIs Festigkeits- bzw. Stärkeparameter,

F = eine Funktion, die von der Foliendicke und dem -material abhängt,

n, = Strahldichte,
b '

η = Plasma-Elektronendichte,

£= 1,0 - 1,3 als ein Parameter, der der Strahl-Vormodulation (Strahl vor der Modulation) zugeordnet ist.

Aus der Wirkungsgradgleichung (4) ergibt sich daher, daß, wenn entweder die Strahl spannung (0··)· erhöht wird, oder die Folienfunktion (F) verringert wird, durch Vorringern des wirksamen Z oder der Dicke der FoIIe₇ der Faktor e.xp (- y S/F) sich an Null annähert, derart, daß der Wi.rkungs-

130046/0110

grad direkt proportional zu.YS/(l+J[S) ansteigt. Daher ist der Kopplungswirkungsgrad für hochdichte Plasmatargets groß, wenn Hbchspannungsstrahlen verwendet werden. Darüberhinaus können diese Kopplungswirkungsgräde mit nur geringer öder garkeiner Weiterentwicklung bei derzeitigen

Technologien für relativistische Elektronen erreicht werden, da Strahlen mit ausreichend hohen Spannungsparametern zur Durchführung der Erfindung· derzeit schon erreichbar sind. Als Folge sind derzeit erhältliche Hochspannungsstrahlen relativistischer Elektronen in der Lage, eine hohe Energieabgabe zu erreichen aufgrund der Möglichkeit, daß die Hochspannungsstrahlen die Anodenfolie mit verringerter Elektronenstrahlstreüung durchdringen. Daher erreichen Strahlen mit V. /f & 1 viel höhere Kopplungswirkungsgrade über die strömenden Instabilitäten, als Strahlen mit v> /v-^ί, die zu verwenden '. sind, um den Widerstandsheizungs-Mechanismus zu optimieren, wenn hochdichte Plasmatargets verwendet werden.

Fig. 8 zeigt die Ergebnisse eines zusätzlichen Experiments, das die Ausbreitungsstreclce in einem hochdichten Plasma mit unterschiedlichen Foliendicken und Anoden/Kathoden-Spaltabständen zeigt. Bei diesem Experiment wurde ein 7-MeV-Strahl in ein kj cm langes H -Gas-Target mit : 0,4 Torr injiziert. Kein externes Magnetfeld war vorhanden. Die zu einem Kalorimeter übertragene Strahlenergie, das 'l3 cm von der Anodenfolie entfernt war, wurde abhängig von dem Anoden/Kathoden-Spaltabstand und der Anodenfoliendicke gemessen. Anodenfolien mit 25,k inn Kapton und mit 25, k J* m, 76,2 Am, 127,0 Lm bzw. 304, Titan wurden verwendet. Fig. 8 zeigt eine strenge experimentelle Abhängigkeit der übertragenen Strahlenergie von der Anodendicke und dem Anoden/Kathoden-Spaltabstand. 10 cm lange Meß- bzw. Probenplatten, die an der Anodenfolie am Boden des Gasbehälters begannen, zeigten eine merkliche Beschädigung, wenn die Kapton-Folie verwendet

301046/0110

wurde, und zeigten geringe oder garkeine Beschädigung, wenn die dickeren Titan-Folien verwendet wurden. Es wurde weiter festgestellt, daß die Formänderung der Anodenfolie sehr wesentlich von der Foliendicke abhängen. Unabhängig von der Foliendicke war der Mittelbereich, durch den der Strahl getreten ist, vollständig weg. Jedoch erstreckten sich die beobachteten Trümmer in der Richtung der Strahlausbreitung bei den dickeren Titan-Folien, wählend bei der Kapton-Folie die Trümmer in die Gegenrichtung vorsprangen. Diese Ergebnisse zeigen die Bildung eines heißen Plasmas neben oder nahe den dünnen Folien und ernsthafte Unterbrechungen der Strahl_ausbreitung, wenn die Folienstreuung verringert ist,aufgrund eines Mechanismus, der von den mikroskopischen Eigenschaften der Strahlausbreitungsfunktion abhängt. Weiter betrug der Abstand, über den eine derartige Unterbrechung oder Störung auftritt, annähernd 5-10 cm boi dor Kapton-Folio, während dor klassische Bereich für ein 7-MeV-ICloktron in (Join H -Gas mit 0,'t Torr annähernd 10 m beträgt. Diese Beobachtung, sowie die Erhöhung mit dem Anoden/Kathoden-Spalt zeigt die Wirkung der strömenden Instabilität.

Die grundlegende Abhängigkeit zwischen dem relativistischen Strahlfaktor •γ* = (1- [& ) ' _yder Strahlteilchendichte n, und der Plasma-Elektronenteilchendichte

ο 2

η ergibt öich durch den Festigkeitsparameter S = /-» V*

^e 1/3

(n /2n ) . Der potentielle oder mögliche große Kopplungswirkungsgrad, der den relativistischen strömenden Instabilitäten zugeordnet ist, ist eine Folge der relativistischen Dynamik, deren Festigkeit oder Stärlte von S abhängt. Insbesondere ergibt sich, wenn ein Elektron einer Geschwindigkeitsänderung <ä"^ = S v/c unterliegt, dessen ICnerg ieänderung zu S^V· = Y" ß ®ß /(I'T*^ A i"J3 ). Für die strömenden Instabilitäten ergibt sich die charakteristische Änderung der Geschwindigkeit, die während

- L l/l des Bündeiris auftritt zu «Ti* = f" (n₍₎/2n ) . ' ^J

130046/0110

Daraus folgt: ·

S/Cl + S) (5),

was in der Größenordnung von Eins liegen kann. I Eine ausführlichere einditn-.ensionale Analyse zeigt, daß nicht ■ alle -Strahlelektroden, kohärent während des Bündelungsprozesses wirken, da deren einzelnes Ansprechverhalten mit der Energie schwankt. Grundsätzlich, beruht dies auf Phasenraischung. Mit - 6< = Kopplungskoeffizient ergibt sich aus der eindim_ensionalen Analyse:

(X ^ 1.5 S/ (1 + 1,5 S)^5/2, (6),

wöbe L sich bei S = 0,^5 ein Maximalwert mit 0< ~ 0,19 ergibt. Ea wird angenommen, daß dieser ziemlich hohe optimale Wirkungsgrad für eine eindim_ensionale Analyse der maxima Lo Wirkungsgrad ist, der im überwiegenden Bareich dor PLanmaphysik erreicht werden kann.

In Wirklichkeit ist die Annahme, daß der nichtlineare Zustand eindimensional ist, wie das durch die Volllinie in Fig. 6 dargestellt ist, physikalisch nicht richtig für eine optimierte Wechselwirkung und nähert sich vielmehr der Strichlinie in Fig. 6 an,, die das Ergebnis einer zweidim_ensionalen Analyse ist.. Da der relativistische Elektronenstrahl sich bezüglich sowohl Energie als auch Winkel stark beruhigt (relax) ist es notwendig, eine in sich selbst wxderspruchsfrexe zweidim_ensionale vollständig relativistische nicht.lineare Berechnung durchzuführen, um den Kopplungskoeffizienten zu bestimmen. Eine derartige Berechnung kann lediglich unter Verwendung fortschrittlicher .Teilchencode-Techniken durchgeführt worden. Da solche Code kostspielig durchzuführen sind, und nicht für alle interessierenden physikalischen Parameterbereiche verwendet werden können, wurde eine analytische Prozedur bzw. ein Modell entwickelt, das die Größe verschi odonor Parameter für optimale Wechselwirkungen be-

13004670110

stimmt (vergleiche Lester E.Thode, "Preliminary Investigation of Anomalous Relativistic Electron Beani into a

17 20-3
10 to 10 cm Density Plasma", Los Alamos Scientific Report LA-7215-MS (April 1978), erhältlich in der Library of Congress). Aufgrund dieses Modells und aufgrund kostspieliger numerischer Teilchensimulationen kann die
Phasenmischung, die bei der eindimensionalen Analyse
vorhanden ist, durch die WinkelxeLaxation des Strahls
überwunden werden und erscheint ein optimaler Koppltmgswirkungsgrad möglich von

* optimal « S/(l ₊ S) (7)-

Die Faktoren, die den Kop7ilungskoef f izi enten beeinflussen, v/v i son auf.":

1. Relativistischer Faktor des Strahls,

2. Strahl-Te ilchend.icht e ,
3· Plasma-Teilchendichte,

4. Strahltemperatur längs einer Stromlinie (-geraden),
5· Larmorradius-Effekte aufgrund einer radial abhängigen

geordneten Querbewegung,
6. Wellenlänge der Instabilität bezüglich der radialen

Größe des Strahls und des Plasmas,
7* radiale Plasmagradienten,
8. extern angelegte Magnetfeldstärke,
9- Plasmatemperatur,

10. Kollisionsrate von Elektron/Ion und Elektron/Neutralteilchen,

11. Ionisationszustand des Plasmas und Ionisationsgradi enton,

12. Hydrodynamische Gradienten des Plasmas,

13. Strahl-Pinchen aufgrund von Stroinvervielf achung,

14. Vormodulation und

15- Zeitabhängigkeit der Elektronenstrahleistung.

ICs ■ wurde Cost gest e I. L t , daß clio Zu Γη I L«bewegung ürr Klektronen oder die Temperatur längs einer Stromlinie uixJ dLe Wellenlänge der Instabilitäten bezüglich dnr radialen
Größe des Plasmas primär die Möglichkeit der Wechsol.wir-

130046/0110

3017Ί25

kung bestimmt, um einen hohen Kopplungswirkungsgrad über den gesamten Strahlimpuls aufrecht zu erhalten, wie das oben erwähnt worden ist.

Die Strahltemperatur längs einer Stromlinie kann sich aufgrund der Zufallsbewegung ergeben, die der Temperatur der Kathodenfläche zugeordnet ist. Jedoch sind Quertemperaturen von 3OO-IOQO eV an der Emissionsfläche erforderlich, bevor diese Quelle der Zufallsbewegung die Abschwächung der Wechselwirkung beginnt. Aufgrund der an der Kathode angelegten Hochspannung werden Elektronen mit typischen Querenergien von 1-20 eV feldemittiert. Daher ist diese Quelle der Zufallsbowegung bei der Erfindung vernachlässigbar.

Eine möglicherweise ernsthaftere Quelle von Zufallsbewegung ist die Elektronenemission von dem Kathodenschaftoder-kegel und dem nichtvorhandenen Strahlgleichgewicht an der Emissionsfläche. Jedoch kann durch geeignetes Formen der Kathoden- und Anodenflächen und durch simultanes Anlegen eines externen magnetischen Feldes an den Diodenbereich diese Quelle der Zufallsbewegung ebenfalls auf einen vernachlässigbaren Pegel verringert werden.

Die Strahltemperatur längs einer Stromlinie scheint nämlich primär das Ergebnis des Durchtritts relativistischer Elektronen durch dünne Folien zu sein. Ausführliche Analysen haben gezeigt, daß die Wirkung einer solchen Folie auf die Wechselwirkung vernachlässigbar gemacht werden kann. Es ist Wirkung einer Folie, den Bruchteil der Strahlelektronen Δ n/n, zu verringern, die während der Entwicklung der Instabilität kohärent wirken kfirtnen. Diem»!· Uruchtoi 1 i .st 'bestimmt zu: ' - " '

4-2 = 1 - exp (-9CS/F) (8).

Typische Werte für die Folienstreufunktion (F) sind in dor Tabelle gemäß Fig. 9 wiedergegeben. Daraus folgt, daß

130046/0110

BAD ORIGINAL

das Erhöhen von ^» und das Verringern der Wirksamen Dicke der Folie erreicht, daß der Faktor exp (- Y S/F) sich dem Wert Null annähert. Daher kann der Strahl in' einen geschlossenen Behälter eindringen und einen hohen Kopplungswirkungsgrad bezüglich dem eingeschlossenen Target-Plasma beibehalten.

Es wurde ganz allgemein ausgeführt, daß die Querbewegung, die den Eigenfeldern des Strahls zugeordnet ist , eine wirksame Temperatur aufweist. Wenn kein externes Magnetfeld vorhanden ist, und der Strahl in ein Plasma injiziert wird, um ein Gleichgewicht zu erhalten, kann eine solche geordnete Bewegung sich zu einer Zufallsbewegung entwickeln. Jedoch ist für die optimierte Wechselwirkung die Kohärenzlänge des Strahls groß in Bezug auf die Niederschlagungs- bzw. Abgabelänge. Daher können Hochspannungs-Strahlen mit niedrigen V /%" in fokussierter Strömungsausbildung stark mit einem Plasma in Wechselwirkung treten, unter der Voraussetzung, daß das Plasma an der Anodenfolie beginnt und daß Jk. n/n.. *=

Wenn das Target-Plasma ebenfalls hochdicht ist, ist die den strömenden Instabilitäten zugeordnete Wellenlänge sehr kurz im Vergleich zu den radialen Abmessungen des Strahls und des Plasmas (Gleichung (2)). Unter diesen Umständen ist die optimale nichtlineare Entwicklung (Evolution) der Instabilität in großem Ausmaße zweidim erisional und ist, wenn sie einmal ausgelöst ist, außerordentlich schwierig abzuschwächen. Die Bildung Von hydrodynamischen Gradienten des Plasmas und das Strahlf'inchoti aufgrund der Stromvervielfachung ergibt eine sich zeitabhängig ändernde momentane Niederschlagungsoder Abgaberate. Eine solche Zeitänderung ist jedoch nicht monoton=

Der Abstand,über dem der relativistische Elektronenstrahl oberhalb von S/(l+S) seine kinetische Energie abgeben

1301046/0110 ■'■'■'

kanu, beträgt:

ο γ (ηΧ) ^1/3c/«_p (9),

mit £) = Frequenz des Target-Plasmas,

c = Lichtgeschwindigkeit.
Dies liegt um Größenordnungen kleiner, als der klassische Dereich der Megavolt-Elektronen in einem dichten Plasma ' . -

1*720—T
mit 10 -10 cm" · Wenn beispielsweise n,_ (^* ) ausgehend von ointir ρindira.:cn»i onalcn rclativiatiachen f'Oliend.i.odo bestimmt ist, ergibt sich (vergleiche H.R.Jory, A.W. Trivelpiece, J.Appl. Phys. 4θ (19^9) 3924)

_n? Γ (f) CdVM)¹⁷³Cm (10),

mit d = Dioden-Spaltatostand, .

M = Adiabates Kompressionsverhältnis. Der dim—ensionslose Parameter f~ (.$**.) ist für gegebene Werte der Plasma-Elekt'ronendichte η in Fig. 10 dargestellt. Da sich Wellen aufgrund von Rauschen gemäß e falten,, wird der größte Teil der Strahlenergie tatsächlich, über einer Länge abgegeben, die kürzer als L ist um einen Faktor von 2-3. Die charakteristische ungleichförmige Energieabgabe der kollektiven Mechanismen, Zweistrom- und Uberhybrid-Instabilltäten, ist in Fig. 6 für sowohl eindim_ensionale als auch zweidim_ensionale Wechselwirkungen dargestellt. Gemäß der Erfindung wird diese ungleichförmige Niederschlagungs- bzvr. Abgabeeigenschaft verwendet zur Konzentration von in das Plasma von dem rolativintisehen Elektronenstrahl abgegebener Energie, im (loRcnHntz S5u i'rühorcn Versuchen, bei denen Energies durch Expansion in ein viel größeres Plasmavolumen ihren explosiven Charakter ausbreiten konnte.

Zwei grundsätzliche Lösungswege zur Verwendung eines von einem relativistischen Elektronenstrahl angesteuerten Pinsmas hoher Energiodichte zur Erzeugung von Strahlung von Neutronen und/oder Alphateilchen sind möglich.

130046/0110

■ TWSf,- "T

- 37-

Der erste Lösungsweg ist eine direkte Verwendung des Plasmas als Quelle dxrdK Einschließen dessen Energie über eine ausreichende Zeitdauer (vergleiche US-Patentanmeldung 882, 024 des Anmelders )-Gemäß diesem Lösungsweg dringt ein voller relativistischer Elektronenstrahl in einen

3 3

gasgefüllten Behälter mit 3 cm bis 50 cm ein und überträgt einen Bruchteil seiner Energie und seines Momentes(Impulses) auf das eingeschlossene Ga₁S. Die Konservierung der Energie und des Momentes erfordert, daß der Strahl sowohl das Plasma erwärmt,als auch einen großen axialen Plasmustrom ansteuert. Das Vorhandensein des großen axialen Stroms löst seinerseits eine zusätzliche Plasma-Ionenerwärmung und Einschließung aus. Diese Ausbildung ist ähnlich einem dichtem Z-Pinch. Bei hoher Plasmadichte besteht die zusätzliche Möglichkeit zum vorherrschenden Erwärmen von Elektronen oder zum Erwärmen von sowohl Elektronen als auch Ionen. Dies ist möglich, weil die klassische Gleichverteilungszext zwischen den Plasmaarten und den anormalen Elektronen- und Ionen-Erwärmungsbzw. -Heizraten deutlich geändert werden kann . Fig. zeigt schematisch eine Darstellung der wesentlichen Komponenten einer Vorrichtung, die das hochenergetischo dichte Plasma cils Quelle verwendet.

Gemäß dem zweiten Lösungsweg (vergleiche die Deutsche Patentanmeldung des Anmelders "Vorrichtung und Verfuhren für das Heizen eines hochdichten Plasmas mittels eines relativistischen Elektronenstrahls zum Ansteuern von SclinoLJ-L.'iul'rohrcn - Auw.'t 11 saktn und " Vorrichtung und Verfahren zum Implodieren eines Mikrobereiches mit einem Schnell-Laufrohr - Anwaltsakte

) wird ein ringförmiger relativistischer

Elektronenstrahl zum Eindringen in einen gasgefüllten

3 3 ··

Behälter mit 3 cm bis 50 cm und zum Übertragen eines Bruchteils seiner Energie? und seines Momentes in das eingeschlossene Gas verwendet. Wieder erreicht die Kr-

T3 01046/0110

haltung von Energie und Moment, daß der Strahl sowohl das Plasma erwärmt, eils auch einen großen axialen Plasmastrom ansteuert. Da das erwärmte Plasma ringförmig ist, führt dor große axiale Strom zu einem gerichteten Wärmestrom in Richtung auf das Innere des ringförmigen Bereichs, in dom ein Schnell—LauTrohr angeordnet ist, das überwältigt wird und nach innen gesteuert wird durch heiße Elektronen zum Implodieren auf sich selbst oder zum Implodioren eines strukturierten Mikrobereichs. Das Sch-nell-Laufrohr wirkt als Leistungsvervielfacher, der zylindrisch, sphärisch (kugelförmig) oder ellipsoid ist. Durch Einstellen der Elektronenerwärmungsrate und der Plasmadichte kann die Vorrichtung entweder durch Abschmelzen (Ablation) oder durch eine explodierende Ausstoßvorrichtung (Schieber) angesteuert werden» .

Auch die Steuerung der ansteuernden Elektronentemperatur und die Verteilung wird erreicht durch Ändern der Plasmadichte und der Größe des externen Magnetfeldes. '■'ine grundsätzliche Darstellung der Hauptkomponenten eines Systems zur Verwendung eines Plasmas höher . < line rgiodi elite zum Ansteuern von Leistungsvervielfachungsumwandlungsvorrichtungen ist in Fig. 12 dargestellt.

Gemäß dem Lösungsweg der Erfindung wird die Strahlung auf zweierlei Wegen erzeugt. Der erste Weg weist das ICrwärmori sowohl eines hochdi chton Mittel- Z-Ptasmas odor oitioH hochdi chton lloch-Z-Plasmas, das mit einem Nieder-Z-Plasma gemischt ist, durch entweder einen vollen oder einen ringförmigen relativistischen Elektronenstrahl auf. Der zweite. Weg weist das Erwärmen eines hochdichten Nieder-Z-Plasmas, wie oben erwähnt, und das Verwenden des erwärmton Plasmas zum Erwärmen eines Hoch-Z-Materials, wie einer Drahtanordnung gemäß den Fig. 39 und kO auf. Obwohl ein ringförmiger Strahl in den Fig. 39 und '±0 dar- -. gestellt ist, kann ein voller Strahl ebenfalls verwendet werden, wobei die innere Drahtanordnung entfernt ist.

1301046/0110

Zahlreiche Änderungen und Weiterbildungen der Ausbildungsformen gemäß den Fig. 11 und 12 sind möglich. Beispielsweise erfordern verschiedene Anwendungsfälle des Grundprinzip» nicht die Vorwondung von Kammern 52 l)ⁱ/^r.w.9'l für Gas niedriger· Dichte, von Modulatoren 'J>li , Hü, von Lauf-. zeitröhren und adiabaten Kompressoren 36 ,78 oder von Mehrspalt-ßeschleunigern 3^,7't· Mit fortschreitender Technologie bezüglich relativistischer Elektronenstrahlen können externe Magnetfeldquellen 7O)HO₁ Vorionisierer 62 , 64 , 10'i, 106 und Fenster 5^,60,96,102 weggelassen werden. Mit ringförmigen Strahlen sind Mehrstrahlsysterne möglich, wie das in den Fig. I3-15 erläutert ist. Für Mehrstrahlsysteme überlappen sich die Energieabgabebereiche nicht, wodurch solche Systeme größere Leistungsvervielfachungsvorrichtungen ansteuern können.·

Zur Durchführung der Erfindung ist aus den oben erwähnten Gründen ein relativistischer Elektronenstrahl I.

mit hoher Spannung und hoher Strom erforderlich. Derzeit werden eine Anzahl von Generatoren hoher Impedanz verwendet, nämlich die Typen PI 23-100, Pl 15-90, PI ΐΊ-8() und PI 9-50, die in Fig. l6 schematisch dargestellt sind.. PI bezieht sich dabei auf die "Physics International Il

Company, wobei die erste Zahl den Durchmesser el ο κ Blumlein in FulJ und die zweite Zahl die Anzahl dor .Stufen dos Marx-Generators wiedergeben. Wie in Fig. 16 dargestellt, sind die Generatoren relativ kompakt in ihrer Größe bezüglich der abgegebenen Energie . Auch ist die Zeit zum Entwickeln und Bauen derartiger Generatoren vergleichsweise kurz. Beispielsweise wurde der PI l4-8O vor kurzem entwickelt und in acht Monaten gebaut. Wie in Fig. I7 dargestellt, sind die Technologiekosten relativ günstig. Derzeitige Generatoren erzeugen einen Elektronenstrahl mit 16-20 MeV und 't00~800 IcA mit einer Jmpulsbroi te von etwa 100 ns. Der elektrischeGesamtwirkungsgrad eines solchen Generators liegt etwa bei 'tO-^5 %. Wenn die in

130046/0110

dem Marx-Generator zurückbleibende Energie rückgewonnen wird, beträgt der Energiewirkungsgrad eines solchen Generators 8O-9O %.

Wie in Fig. 18 dargestellt, bestehen Generatoren hoher. Impedanz aus fünf Grundkomponenten. Ein Gleichstrom-Jadesy.stem 116 wird zum Laden eines Marx-Generators II8 verwendet, der die wesentliche Energiespeicherkomponente dai'stellt. Der Marx-Generator II8 besteht aus einer großen Anzahl von Stufen, die parallel geladen und seriell unter Verwendung von Entladestreckenschaltern entladen werden. Fig. I9 zeigt schematisch das elektrische Äquivalent einer Marn-Stufe, die aus zwei Kapazitäten 126 und 128 besteht, die; reihengeschaltet sind, wobei ein Mittelpunkt an Masse liegt,um eine positive und negative Gleichstromladung zu ermöglichen.

Der Marx-Generator 1l8 wird dann zum Laden eines Blumlein 120 verwendet, wie das schematisch in Fig. 20 dargestellt j st. Ein Blumlein 120 besteht im wesentlichen aus zwei koaxialen iibortragungsleitutigen 130,131 in Reihe mit der Diodenimpedariz I3'* ^_n, Körperlich tritt ein Blumlein als drei konzentrische ringförmige Leiter auf. Diese gefaltet«» Ausbildung wird zum Verringern der räumlichen Abmessungen dos' Blumlein verwendet. Im Betrieb wird der Mittelleiter 132 über eine Drossel I38 geladen mit einer Induktivität L , die als Kurzschluß auftritt. Nach Aufladung wird ein Schalter I36 geschlossen und beginnt sich die Übertragungsleitung I3I zu entladen mit einem Impuls, der sich zur Diode 13^ ausbreitet. Wenn der Impuls auf die Impedanzdiskontinuität (Z ) der Diode 13^ trifft, tritt eine Spannung über der Diode Ι3Ί auf. Im Gegensatz zur kurzgeschlossenen Übertragungsleitung 131» die eine Impedanz Ζ_χ besitzt, ist die Übertragungslei^ tung 130 mit der Impedanz Z₀ offen. Daher tritt für eine geeignet angepaßte Ausbildung (Z„ = Z₁- = Z /2) eine Span-

13004 6/0110

nung entsprechend der Ladespannung am inneren oder Mittel loiter \')2 über der· Diode 1 |)'l während einer l'dr auf, die das Doppelte der Ausbreitungszeit längs irgendeiner der Übertragungsleitungen I30 oder I31 ist. Die Drossel 13$ bzw. der Induktor erscheint während dor IS lumlein-Entladung als offene Schaltung. Für hohe Spannungen verwendet der Blumlein 120 Transformatorenöl als Dielektrikum.

Aufgrund der körperlichen Ausbildung des Blumlein 120 ist es schwierig, die Ubertragungsleitungen I30 und I3I so auszubilden, daß Z-, = Z_. Folglich tritt typisch eine sehr kleine, jedoch nicht vernachlässigbare Spannung über der Diode Ι3Ί während der Aufladung des Blumlein auf aufgrund von Streukapazitäten und Induktivitäten, was als Vorimpuls bzw. Uberschwingen bezeichnet wird. Im Bezug auf einen geeigneten bzw. richtigen Betrieb einer Diode hoher Stromdichte muß dieser Vor impuls unterdrückt werden. Ein wesentlicher Fortschritt wurde in den letzten Jahren bezüglich der Vorimpulsunterdriickung erreicht. Dui^-ch die Verwendung von Vorimpulsschaltern 122 zusammen mit einer sorgfältigen Ausbildung des Zufuhr- und Diodonl)iM-(>iclis konnte· ein Vorimpuls von weniger als ^O kV für· eine Blumlein-Ladung von 9 MV gezeigt werden. Mit diesem Fortschritt bei der Vorimpulsunterdrückung wurden Strahl-

1 't 3

teilchendichten über 10 Elektronen/cm bei einer fokussiorten Stromausbildung erreicht. Vor kurzem wurde jedoch eine Technik entwickelt, die Wasser als Dielektrikum statt 01 bei einer Blumlein-Anordnung verwendet (Maxwell Laboratories, San Diego, Kalifornien USA)₇ bei der die Vorimpuls spannung auf weniger als 1 kV für Multi-MegavoItstrahlen verringert worden ist. Diese bei dieser Ausführungsform erreichte sehr niedrige. Vorimpul ssparinung scheint die beste Ausführungsform zu ermöglichen.

Die letzte Komponente ist die Diode iLi'l, dio entweder eine Folie aufweisen oder folienlos sein kann. I¹OIi en-

130046/0110

ρ/V)CV

dioden haben leider einen sehr schnellen Impedanzdurch-

■ 2

bruch, wenn die Stromdichte 20 kA/ctn überschreitet. Die Physik dieser Erscheinung wurde jedoch noch nicht syste-

2 ma tisch untersucht und Stromdichten bis zu 100 kA/cm sollten mittels verbesserter Vakuum sy sterne erreicht wer-, den.

Folienlose Dioden sind natürlich für das in den Fig. 39 und 'lO dargestellte Ausführungsbeispiel der Erfindung" geeignet, da ringförmige Strahlen sehr leicht bei hohen Stromdichten erzeugbar sind. Jedoch kann die Betriebsweise und die Stromungscharakteristik solcher Dioden erheblich verbessert werden (vergleiche zum Potential folgenloser Dioden: Lester E. Thode, "A Proposal for Study of Vacuum Adiabatic Compression of a Relativistic Electron Beam Generated by a Foilless Diode," in Los Alamos Sci.onti-.fic Report LA-7I69-P).

Gepulste Hochstrom-Elektronenstrahlen mit einer Teilchenenergie, die 20 MeV überschreitet, sind mittels eines M<>hrH|)ii I fc-Uosch Leuri i gurs orzougbnr , wie eins" Kcheiimtiach in Fig. 2 1 dargestellt ist. Der Mohrspalt-Ueschleuniger ist dem Grunde nach ein Linearbeschleuniger mit radialen Ubertragungsleitungen oder Blumleins, die Energie den Beschleunigungsspalten 146 zuführen. Radiale Leitungen l40 bestehen aus koaxialen Scheiben- oder Konusleitern, die in Reihe aufeinander gestapelt sind. Folglich kann der Beschleuniger einer Massenfertigung zugeführt werden, wahrscheinlich mit Kosten von weniger als 5 ft pro abgegebenen Joule. Zusätzlich beträgt die Entwicklungszeit eines Prototyp-Beschleunigers mit 200-800 kJ, 5-20 TW, 10-100 Zyklen pro Sekunde weniger als 5 Jahre. Der Injektor lkk für einen derartigen Beschleuniger kann der Hoclistrom-Elektronenstrahlgenerator, der weiter unten erliiutert wird, sein, oder die erste Beschleunigungsstufe des Beschleunigers. Die Herstellung solcher ßeschleu-

130046/0110

niger ist beschrieben in A.I. Pavlovskii et al. "Multielement Accelerators Based on Radial Lines", in Sov. l'hys. - Dokl. 20 (1975) 441.

Gemäß den Fig. 11 und 12 breiten sich die relativistischen Elektronenstrahlen 34 bzw. 76 längs der Vakuum-Laufzeitröhre und des ädiabaten Kompressors 36 bzw. 78 zu den Modulatoren 38 bzw. 80 aus. Externe solen.oidförmige Magnetfeldquellen 40,82 erzeugen ein Magnetfeld in dem Generatordioden-, dem Beschleuniger-=-, dem Lauf zeitröhren- und dem Modulatorbereich, um einen Laminarstrom-Strahlausgleich sicherzustellen. In den Vakuum-Laufzeitröhren 36, 78 kann die Stärke des externen Magnetfeldes längs der Richtung der Strahlausbreitung erhöht werden zur Erzeugung einer ädiabaten Strahlkompression. Maßvolle Kompres.sionsverhältnisse können den Strahlradius um einen Faktor von 2-3 verringern, wobei ein laminarer Stromausgleich beibehalten wird, unter der Voraussetzung, daß die Kompression im Vakuum durchgeführt wird. Vakuumsysteme 42 bzw. 8Ί hai ten das erforderliche Vakuum aufrecht.

Modulatoren 38 bzw. 80 bilden einen Irinenabschnitt der Vakuum-Laufzeitröhren 36,78 und bestehen aus einer periodischen Struktur oder einem Dielektrikum längs der Strahlausbreitungsrichtung. Andererseits kann auch ein welliges Magnetfeld zum schwachen Bündeln des Strahls verwendet werden. Es ist Zweck der Modulatoren 38,80, einen verbesserten Schmalband-Rauschpegel (sehr schwache Modulation) bei einer Wellenlänge und einer Phasengeschwindigkeit zu erreichen, die etwas unter der natürlichen Wellenlänge und Phasengeschwiridigkeit der T.ristabi 1 i tat im Target-Plasma liegt.

Die dieser schwachen Modulation zugrundeliegende Idee ist der erhöhte Kopplungswirkungsgrad. Für Wellen, die sich längs der Achse des relativistischen Elektronenstrahls ausbreiten, ist die charakteristische Anstiegs-

130046/0110 BAD ORIGINAL

rate & / CJ und die charakteristische Änderung der Strahlte schvrindigkeit S{$- 2(ß- to/kc) für die strömende Instabilität als Punktion der Wellenzahl k = 2 TT / Λ in Fig. dargestellt. & / k ist dabei die Phasengeschwindigkeit, die dem elektrostatischen Spektrum zugeordnet ist, und ν ist die Aufangs-Strahlgeschwindigkeit. Die Anstiegsrate ist bezüglich der Plasmafrequenz 6» _p normalisiert. Für einen uiiinodul Lerten Strahl ist die nichtlineare Entwicklung der strömenden Instabilität durch die am schnellsten ansteigende Welle bestimmt, die bei diesem Beispiel bei kv/ CJ _p r 1,1 auftritt. Der Strahlenergieverlust ist bestimmt durch

(unmoduliert)/£ 1 +^A «φ (unmoduliert)} (11) ,

wie das oben erläutert ist.

Durch Vorbessern des Rauschpegels bei einer Wellenlänge und einer l'haHerige.schwind i gke i t, din etwas kürzer und etwas niedriger ist, als die am schnellsten ansteigende Welle/ergibt sich der Strahlenergieverlust durch f& (moduliert) gemäß Fig. 22. Der Kopplungswirkungsgrad wird dadurch erhöht auf: ;

= T ²ß fl¹ (moduliert)/[ 1 +^ ²^ *ß (moduliert)] (12) ,

mitY ^ 1,0 -1,3 aufgrund einer Analyse der modulierten Wechselwirkung. Physikalisch gesehen führt die Modulation zu einem verbesserten Festigkeitsparameter ("KS). Die Modulation verringert auch die Wirkung der Folienstreuung und der Kollisionen aufgrund der Wechselwirkung■.

Dia Gaskammern 52,5'a für Gas niedriger Dichte erreichen eine Isolation zwischen den austauschbaren Behältern ()(> bzw. 108 für das Target-Plasma und den Modulatoren 38 bzw. 80, den Laufzpitröhrai und adiabaten Kompressoren 36 bzw. 78, den Beschleunigern 32 bzw. 7k und den Generatoren 3.0 bzw. 72 bei den Ausführungsformen gemäß den FiK. M bzw. 12. Diο Rloktronondichto in den ionisierten

13 0046/0110

ORIGINAL

niedrigdichten Plastnakanalen 46 bzw. 88 liegt typisch nahe-der relativistischen Elektronenstrahldichte , während in den Target-Plasmen 68 bzw. 112 die Elektronendichte um vier bis sechs Größenordnungen über* der Strnlildichte liegt. Die niederdichten Gase 50 bzw. 92 enthalten entweder H_?,He,.Ar,N , oder Restgase, dio einem vorhergehenden Betrieb des Systems zuzuordnen sind.

Folien 44 bzw. 86 erreichen eine Isolation zwischen den Vakuum-Modulatoren 38 bzw. 80 und den ηiederdichten Plasmakanälen 46 bzw. 88 und wandeln einen kleinen Urucliteil des ansteigenden Strahlimpulses in Bremsstrahlung um, die vorherrschend längs der Richtung der Strahlausbreitung gerichtet ist. Die Isolation wird durch eine; Schicht aus Metall ("Titan, Aluminium oder Beryllium) , Graphit, oder KtinststolT erreicht, wie Mylar¹ (G.. II·. <>. ) , Kapton (C₀₀ H_1n N 0 ) oder Polykarboriat. ICine Schicht aus einem mit IJoch-Z-Atomen imprägnierten Kunststoff, ein Iloch-Z-Drahtschirm feiner Maschenweite mit sehr hoher optischer Durchlässigkeit oder eine sich öffnende ITo ch-Z-Schicht kann zum Erreichen der Bremsstrahlung verwendet werden. Auf diese Weise erzeugte Br(;msstrahlung unter stützt bei der Erzeugung von niederdichten Plasmakanälen 46,88 zwecks Strahlausbrei tung durch die niederdi chtoti Gase 5O,92.- Mit fortschreitender Technologie bezüglich relativistischer Elektronenstrahlen können die Folien 44, 46 zu Gunsten eines starken differentiellen Pumpens der Modulatorbereiche 38 und 80 beseitigt werden.

Folien 48 bzw. 90 erreichen eine Isolation zwischen (Jem niederdichten Plasmakanal Ί6 und dem dichten Target-Plasma und sind in einer Weise ähnlich den Folien 44 b zw. 86 ausgebildet. Die Folien 48 bzw. 90 wirken auch zum Auslösen der kollektiven Wechselwirkung und zum Erzeugen der Bremsstrahlung zur partiellen Ionisation des dichten P] asma- Target s zur Unterstützung oder zum Ers<> t.zei

130046/01.1

BAD ORIGiNAL

der Vorionisierer 62,64 bzw» 1O4,1O6.

In den ionisierten niederdichten Plasmakanälen 46,48 (Kanäle niederdichten Plasmas) Und in dem Target-Plasma sind die Eigenfeider des Strahls überbrückt bzw. kurzgeschlossen, so daß ein externes"Magnetfeld nicht erforderlich ist, um einen Strahlausgleich (Strahlgleichge.wicht) zu erreichen. Daher kann der Strahl ballistisch durch die niederdichten Plasmakanäle 46 ,48 zum Plasma-Target geführt werden. Jedoch wird der Gesamtwirkungsgrad des Systems bei Vorhandensein von externen Magnetfeldquellen 70 bzw. 110 verbessert. Weiter erreichen die externen Magnetfeldquellen 70,110 eine verbesserte Stabilisierung des relativistischen Elektronenstrahls innerhalb der niederdichten Plasmakariäle 46 bzw. 88.

Vorionisierer 62,64 bzw. 104,106 erreichen eine vollständige ;Ionisation der Target-Plasmen 68 bzw. 112. Eine beliebige Zahl von Vorrichtungen zum Erzeugen eines vollionisierten Gases,wie Entladungsröhren, kanalbildende Drähte, verschiedene Laser einschließlich von Elektronenstrahlen angesteuerte freie Elektronen-Laser, Plasmakanonen, Mikrowellengeneratoren oder niederenergetische Toilchonstrahlen können verwendet werden. Der Laser ist jedoch die beste Einrichtung zum Erzeugen eines vollionisierten Niedertemperatur-Plasmas im Dichtebereich

17 20 3 "

von 10 -10 Elektronen/cm .

Uei einem Laser-Vorionisierer sind Fenster 54-60 bzw. " ■ 96-102 aus Saphir , Salz oder einem anderen geeigneten Material in den niederdichten Gaskammern 52 bzw. 94 und den Target-Plasma-Behältern 66 bzw. I08 vorgesehen.

.0

Für eine Dichte des vollionisierten Targets von 8 χ 10

20 3

- 10 Elektronen/cm kann ein HF-Laser mit 0,1 JU. s - 2,0 Ks und 0,2 kJ - 10 kJ oder können mehrere kleinere NF-Laser ills Vorionisierer 62,64 bzw. 1O4,1O6 vorwendet werden.

13 0046/0110

BAD ORIGINAL

Ein CO -Laser mit O,1 L·s - 2,0 Us und 0,2 kJ - 3 kJ oder Δ JJ

mehrere kleinere C0„-Laser sind geeignet für vollständig ionisierte Gase mit Dichten unter 8 χ 10 Elektronen/cm

Die Kombination der an den Folien k8 bzw. 90 erzeugton Bremsstrahlung, der Ionisation durch direkten Aufpral.1 durch den Strahl, der Lawinenbildung und der anfänglichen koll (Aktiven Wechselwirkung ist in der Lage, di\s Target-Plasma vollständig zu ionisieren. Die Strahlanforderungen sind jedoch strenger, wenn der relativistische Strahl sowohl Ionisierung als auch Erwärmen des Targot-Plasma.s erreicht. Die Verwendung von Voriotü «iororn (>2,(>'l bzw. lO'l, I Od verringert daher die Anforderungen an die Technologie des relativistischen Elektronenstrahls.

Der anormale Pinch (vergleiche US-Patentanmeldung 882 02'l) (vergleiche Fig. 11) ist die einfachste Betriebsart und erreicht eine Basis für die Verwendung der Schnei I-Laufrohreinrichtung, die die Erfindung verwendet. Das Target des relativistischen Elektronenstrahls ist ein einfacher gasgefüllter Behälter mit DT, DD oder HB. Als Neutronenquelle erfordert der anormale Pinch im Grundsätzlichen ein

19 '3

sehr hochdichtes Plasma mit mindestens 10 Elektronen/cm

Als ein anderer Lösungsweg für eine gepulste Neutronenquelle kann der anormale Pinch als Target für einen .starken Deuteriums.trahl verwendet werden, der mittels der sich schnell entwickelnden Technologie von Lei.stungs impuls-Leichtionenstrahlen erzeugt wird. Bei Arbeiten mit cinor

ι Α *}

Plasmadichte von etwa 10 Elektronen/cm kann die Plasma-Eloktronentemperatur ausreichend erhöht worden, um den (}ue ι-si· Im i ( (. tin- die Don (.or i ιιιπη t: r nh I - Kn or.u; i on Ii ho rp I i cut durch Targot-Piasmae1ektronen zu verringern. Daher ist die Wahrscheinlichkeit des Überlebens von eingefangeneri bzw. lokalisierten energetischen Deuteriumionen wesentlich verbessert zum Erreichen einer Fusion mit den PLasma-

-Ionen
Deuterium und -Tritium. Obwohl dieses Zwei komponenton-

Prinzip eilt ist, können starke Neutronenimpulse unter Vor-

130046/0110

wemlung derzeitiger Leistungsimpulstechnologien erzeugt worden- .

Pie Vorrichtung gemäß Fig. 11 arbeitet durch Zuführen des relativistischen Elektronenstrahls 3*t zur Kammer 52 niederdichten Gases derart, daß der Strahl 3^ die Folie '±8 mit vernachlässigbarem Streuen durchsetzt und einen korivektiven Wellenanstieg derart auslöst, daß die Wellen sich gemäß e falten, bis sie durch nichtlineares Einfangen der Strahlelektronen gesättigt sind. Da die nichtlinearen. Wellen nicht normale Plasma-Betriebsarten bzw. -moden sind, werden sie in dem Plasma sehr schnell absorbiert mittels nichtlinearem Modenä-Überlagern. Tatsächlich wirkt dieses nichtlineare Moden-Überlagern während der gesamten Wechselwirkung und hält den Pegel der elektrischen FeIderiergie relativ niedrig im Vergleich zur vom Strahl zum Plasma übertragenen Energie. Das Vorhandensein der Folie k8 stellt daher sicher, daß die Strahlenergie an einer bestimmten Stelle innerhalb des Target-Plasmabehälters (>() abgogobon wird, im Gegensatz zu einer aufstromseitigen Mowcgung.

Da Energie und Moment bzw. Impuls (momentum) von den relativistischen Elektronen 3^ zu nichtrelativistischen Elektronen innerhalb des Target-Plasmas 68 übertragen werden, führt der Strahl sowohl eine Erwärmung als auch eine An-

130046/0110

steuerung eines axialen Stroms in dem Target-Plasma durch. Das Vorhandensein des axialen Stroms wiederum löst eine Plasmaenergie-Einschließung durch die Erzeugung eines azimutalen Magnetfeldes ähnlich einem Z-Pinch aus. Unter Berücksichtigung eines erhöhten inneren Druckes aufgrund des nicht ohm sehen Verfahrens wird eine Ausgleichs-Pinch-Ausbildung gebildet mit Strömen im Multi-Megaamper-Bereich unter deutlicher Verringerung der Wärmeleitungsverluste. Bezüglich des typischen klassischen Z-Pinch erfolgt die lirzougung eines anormaLcn I¹JnCh wesoritl ich Hchnol lcr.

Für einen vollen relativistischen Elektronenstrahl, wie er schematisch in Fig. 11 dargestellt ist, ist das anormal erzeugte azimutale Magnetfeld I50 und die erwärmte Plasma-Säule ^lt8 in Fig. 23 dargestellt. Die axiale Ungleich!"örmigkeit der azimutalen Magnetfeldstärke des azimutalen Magnetfeldes I50 ist ähnlich der Energieabgabe gemnil Fig. (>. Der primäre Energieverlust von dem anormalen Pinch ist durch Pfeile dargestellt. Das Vorhandensein eines externen axialen Magnetfeldes und die Nahe der radialen Wand erreichen zusammen einen stabilen Betrieb.

Fig. 2k ist eine schematische Darstellung der in Fig. 11 schematisch dargestellten Anordnung gemäß der US-Patentanmeldung 882 02^ zur Erzeugung eines anormalen Pinch. Wie dargestellt, erzeugt ein Generator 152 für einen relativistischen Elektronenstrahl einen vollen relativistischen Elektronenstrahl 15^» der sich durch die Vakuumröhre und den adiabaten Kompressor I56 und den benachbarten Modulator 158 ausbreitet. Der relatiνiνtisehe Elektronenstrahl 1.5*1 durchdringt dann die Folie 1(>0, tritt durch den Kanal l62 niederdichten Plasmas, durchdringt die Folie 164 und überträgt in anormaler Weise einen Bruchteil seiner Energie und seines Momentes bzw. Impulses auf das Target-Plasma I70 zur Erzeugung des anormalen Pinch, wie das in Fig. 23 dargestellt ist. Fenster

130046/0110

172 und 174 ermöglichen, daß ein Laser-Ionisationsstrahl I78 in den Target-Plasma-Behälter I68 und die Rammer 1.66 niederdichten Gases eintreten kann. Ein Salz- oder ein Snphirfenster wird für CO~ bzw. HF-Laser:verwendet. Eine

9 10 2

Ionisationsstrahlstärke von 10 - 10 W/cm ist ausreichend, um das Plasma vollständig zu ionisieren.

Kin voll ionisinrtos I'laama mit " au.s reich end or nx LnI <*r GIe i chförmigkeit kann mittels der Anordnung nach Fig. 24 erreicht werden. Die Laserenergie wird zum Target-Plasma durch inverse Bremsstrahlung übertragen. Folglich zeigt das Target-Plasma einen leicht abnehmenden Gradienten längs der Ausbreitungsrichtung des relativistischen Elektronenstrahls 154· Ein derartiger abnehmender Gradient ■ kann leicht die Stärke der Abgabe verringern^ da dessen Wirkung aufpie nichtlineare Dynamik ähnlich der Vormodulation ist. Die Möglichkeit, daß die strömenden Instabilitäten dem folgerichtigen hydrodynamischen Gradienten dos Plasmas entgegenwirken, beruht nämlich auf diesem dynamischen Effekt.

Fig. 25 ist eine alternative Anordnung, bei der zwei Laser 208 und 210 Ionisationsstrahlen.212 bzw. Il4 quer zur Achse des relativistischen Elektronenstrahls I82' zuführen. Fenster 204 und 206 in der Kammer 19-4 für niederdichtes Gas und Fenster 200 und 202 in dem Target-Plasma-Hohölter I96 ermöglichen den Durchtritt der Ionisations-H-LfMhIfUi zum Targch-I'lasmn I98.

FLg. 26 ist eine schematische Stirnansicht einer zu-, «ätzliehen anderen Anordnung unter Verwendung von drei Lasern 23^,236,238, die Ionisationsstrahlen 240,242,244 erzeugen. Fenster 228,230,232 in der Kammer 216 für niederdichtes Gas und Fenster 222,224,226 in dem Target-Plasma-Bohältcr 218 erreichen den Zutritt der Ionisationsstrahlen 240,242,244 zum Target-Plasma 220. Der Vorteil der Anord-

130046/0110

BAD ORIGINAL

nung gemäß Fig. 26 liegt darin, daß die Laser 23^1» 236, 238 in einer sich außerhalb der Achslage befindenden Lage befinden, derart, daß die Laserstrahlen 2'jO, 2'l2, 2'l'l· nicht auf andere Laser gerichtet sind.

Obwohl die Anordnung mit einfachem Laserstrahl gemäß FLg. 2'l das gewünschte Target-Plasma erzeugt, i .st zusätzliche Magnetfeldenergie erforderlich, um den restlichen relativistischen Elektronenstrahl so abzulenken, daß der Elektronenstrahl nicht auf den Laser I76 auftrifft. Weiter sind die Kosten und die Technologie bei einem einzigen großen Laser größer, als die bei mehreren kleineren Lasein mit der gleichen kombinierten Energie. Daher sind die Mehrfachlaseranordnungen gemäß den Fig. 25 und 26 als die vorzuziehenden Ausführungsformen anzusehen.

Die vorstehenden Laser-Ausbildungen sind auch geeignet für Systeme, die das hochenergetisch dichte Plasma (Plasma hoher Energiedichte) verwenden, um ein Schnell-Laui*roh.r zwocks Konvergenz oder zum Implodieren eines strukturierten Mikrobereiches anzusteuern, gemäß den vorstehend genannten Deutschen Patentanmeldungen des Anmelders, wie das insbesondere in Fig. 12 dargestellt ist. Da die Laserintensität oder -stärke ziemlich niedrig ist, ist das heiße Elektronenspektrum, das durch eine solche St rnli I wccliso I w i rkung direkt mit oirier l,< > i stuiigHvorv i οI fachungseinrichtung erzeugt ist, vernachlässigbar. IHo Komponenten der Ausführung gemäß Fig. Il und deren IVotriebsweise ist identisch den Komponenten gemäß Fig. 12 mit der Ausnahme des Target-Plasma-Behälters 66 und dos relativistischen Elektronenstrahls 3't- In ähnlicher Weine erfolgt die Abgabe der Elektronenstrahlenergie in dem Target-Plasma 1.12 in der gleichen Weise, wie sie mit IJozug auf die Fig. 5,6,11 und 22-26 erläutert worden ist. Deshalb bezieht sich die Erläuterung der Fig. 27,28 ledig-

13 0046/0110 B.»b ORIGINAL

lieh auf die Weise, in der ein heißes ringförmiges Plasma 1 12 ein Schnell-Laufrohr ansteuert, zum Konvergieren oder zum Implodieren eines strukturierten Mikrolicrc i .clicis (vergleiche die gemannt on Deutschen Patont-. ■ anitio I durigen) , sowie ο ίη Schnell-Laufrohr zum Implodieren eines strukturierten Mikrobereiches gemäß der Erfindung.

Historisch werden durch hochexplosive Stoffe oder magnetisch angesteuerte dünne zylindrische metallische "Schalen als Laufrohre bezeichnet. Diese hybriden Einrichtungen umfassen Prinzipien, die sowohl der magnetischen als auch der Trägheitskraft_bezogenen Einschließung von Plasma gemeinsam sind. Laufrohre (liner) wurden zum Komprimieren von Magnetfeldern,zum·Komprimieren und Erwärmen von magnetisch eingeschlossenen Plasmen und zum Erzeugen von Strahlung verwendet. Diese Art von Leistungsvervielfachungsvorrichtung kann dahingehend verallgemeinert werden, daß sphärische (kugelförmige) und elldpsoide Formen enthalten sind.. Da die Laufrohre in ihrer Ausbildung mehrschichtig sind, sind sie ziemlich ähnlich Laser-Fusionstabletten.

Eine Ausbildung, die zum Ansteuern von schnellen sphärischen oder zylindrischen Laufrohren geeignet ist,(vergleiche el i <» <^%i\st genannte Deutsche P a tent mime !dung) ist in (lon FLg. 27 bzw. 28 dargestellt. In Fig. 27 und 28 ist ein einziger Laser-Ionisationsstrahl 252 verwendet, der durch das fenster 25Ί eintritt. Mehrfachlaser-Ionisatiönsanbrdnungen wie gemäß den Figi . 25 und 2Ö können verwendet werden, um eine vollständige Ionisation zu erreichen. Di e Verwendung von Lasern zur Vorionisation verringert die Anforderungen an die Technologie der relativistischen Elektronenstrahlen, wie das ausgeführt worden ist. Folglich müssen die Laser-Ionisationsquellen als Zusatzeinrichtungen angesehen werden.

tie i den Pig. 27 und 28 durchdringt ein ringförmiger rela-

13 004 6/0110

tivistischer Elektronenstrahl 260, der dem durch die Vorrichtung gemäß Fig. 12 erzeugten Strahl 76 entspricht, die Auslösungs-Folie 2'±6 , die auch als Endverschluß zum Aufnehmen des Ni(Mlertomporntur-l'la.smas oder -Ga-HeH wirken kann. Wenn die Spannung lind die Stromdichte ansteigen, steigt der anormale Kopplungskoeffizient auf seinen optimalen Wert an und überträgt der Strahl einen grollen Bruchteil seiner Energie und seines Moments (ImpuLses) auf den ringförmigen Plasmabereich 258. Das strahlgesteuerte azimutale Magnetfeld 256 richtet seinerseits die thermische Energie des ringförmigen Plasmas auf das kugelförmige (sphärische) Schnell-Laufrohr 250 oder auf das zylindrische Schnell-Laufrohr 262. Da die Quelle des azimutalen Magnetfeldes 256 das Ergebnis eines axialen Stromflusses in dem ringförmigen Plasma 258 ist, ist kein Magnetfeld 256 nahe dem sphärischen Schnell-Laufrohr oder dem zylindrischen Schnell-Laufrohr 262 vorhanden. Das Vorhandensein eines axialen externen Magnet follies, das durch eine externe Magnetfeldquelle 110 erzeugt ist, ■wie in Fig. 12 dargestellt, kann zum Erhöhen des anormalen Kopplungskoeffizienten verwendet werden. Da jedoch die ringförmige Plasmasäule 258 auf sehr hohem Beta ist, ist das externe Magnetfeld, das durch die Quelle 110 erzeugt ist, während des Betriebes ausgeschlossen.

Die radiale Wand des Plasmatarget-Behälters 2^8 ist ausreichend dick, um eine Magnetfluß Umfassung sicherzustellen, und ausreichend massiv, um eine radiale TrägheitskrafteinSchließung (Tamper) bezüglich der Zeitskala des relativistischen Elektronenstrahls, d.h. J< I00ns zu erreichen. Daher ist der radiale Knergieverlust zur Behälterwand begrenzt durch sowohl das azimutale Magnetfeld 256, als auch das ausgeschlossene externe Magnetfeld, das durch die Quelle 110 erzeugt ist. Die Wärmeleitung ist axial begrenzt bezüglich der Strahl-Zcitskala durch den niedrigeren axialen Temperaturgradienten, das

13 O'O A 6 /01 10 '>■■ BAD ORIGINAL

uzitnutaLe Magnetfeld 256, und die Selbstspiegelung des cixl-onioti Magnotl'nldos 110. Daher zieht dio Geometrie Nutzen aus der anormalen Kopplung und der klassischen WärmeleLtung zum schnellen und wirksamen Entfernen von Energie von dem relativistischen Elektronenstrahl 260 und dessen Transport zum Schnell-Laufrohr.

Eine Querschnittsansicht der grundsätzlichen Ausbildung mit zwei Laser-Ionisationsstrahlen 268,270 bzw. 282,284 zum Ansteuern von Schnell-Laufrohren gemäß der erstgenannten Deutschen Patentanmeldung ist in den Fig. 29 bzw. 30 dargestellt. Bei dieser Ausbildungsform sind Fenster 264,266 bzw. 278,280 in der radialen Wand des Plasma-Uehälters angeordnet. Die erwärmten ringförmigen Plasmen 27'l bzw. 286 steuern das kugelförmige oder das zylindrische Schnell-Laufrohr zur Implosion an mittels explosiver oder schmelzender Mittel, wie das zuvor ausgeführt worden ist. . .

Einzelheiten des sphärischen Schnell-Laufrohrs. 250 und «los zylindrischen Schnell-Laufrohrs 262 gemäß der orst- . gi>n;mn(:oM l)<>ii Lsc-hcri l'.ntontarirno I dung Hind in «Ton K i g. 3' bzw. 32 dargestellt. Jedes der Schnell-Laufrohre be-

298, steht aus Abschmelzern oder Ablatoren 292, Schiebern 29'I bzw. 3OO (Pusher) und festen Puffern 296 bzw. 302. Der Ablator 292,298 wird während der Wärmeleitung abgedampft bzw. abgeschmolzen zum Vorwärtstreiben des Schiebers und des festen Puffers zur Hochimplosions-Goschwindigkeit. Da die Wärmeleitfähigkeit oder thermische Leitfähigkeit eines Plasmas eine strenge Funktion der Temperatur ist, nimmt die Geschwindigkeit,mit der Energie zum Laufrohr transportiert wird, mit der Zeit zu, während . des Strahtlmpulses . Daher wird eine natürliehe Formung der Plasma-Ansteuerquelle (Aritriebsquelle) erreicht. Eine solche Formung führt zu einer .stärkerein Kompression und Erwärmung des Gas-Brennstoffs 272 bzw.

130046/0110

288 (vergleiche R.J. Mason et al., Phys. Fluids l8 (1.975) 814 und S. D. Dertke et al., Nucl. Fusion l8 (I978) 509).

Strukturierte sphärische oder kugelförmige Tabletten ähnlich dem Laufrohr 250 wurden weitgehend bezüglich der Laser-Implosion·!untersucht. Die Ablatoren 292 und 298 von sowohl dem sphärischen als auch dem zylindrischen Lauf rohr bestehen aus einem Material mit niedrigem Z und niedriger Massendichte, wie LiDT, Be₁ND BT „, Bohrwasserstoff oder CDT. Die Schieber 29^ und 3OO bestehen typischerweise aus einem Material höheren Z und höherer Massendichte wie Glas, Aluminium, Gold oder Nickel. Kunststoff, das in Hoch-Z-Atome eingebettet ist, wird auch verwendet. Festes DT oder LiDT kann für die festen Puffer 296 und 302'verwendet werden. Abhängig von der erwünschten Implosionsgeschwindigkeit und verschiedenen Stabilitätsbetrachtungen ändert sich die Gesamtmasse des Schnell-Laufrohrs 250 und 262 zwischen 1 und 100 mg.

Im Fall des zylindrischen Laufrohrs 262 verringert Formung Verluste des eingeschlossenen HrotmntofΓη 288 nach außerhalb an den Enden, wie in Fig. 32 dargestellt. Andererseits können die Enden verschlossen sein, wenn das ringförmige Plasma 286 und der Brennstoff 288 sich unterscheiden. Beispielsweise kann der gasförmige Brennstoff 272 bzw. 288 DT,DD,DHe³,HLi oder HB¹¹ enthalten, während das Target-Plasma 274 bzw. 286 H₃,He,DT,DD oder ein anderes Gas mit niedrigem Z aufweisen kann. Ein ellipsoidförmiges Laufrohr kann ebenfalls verwendet werden.

Fig. 33 zeigt ein weiteres Ausführungsbeispiel, das ein Schnell-Laufrohr verwendet. Gemäß Fig. 33 durchdringt ein voller Strahl die Folie 320 zur Bildung eines anormalen Pinch 318 innerhalb des zylindrischen Laufrohrs 262, das seinerseits durch einen ringförmigen Strahl angesteuert

13 0046/0110

ist,, der durch die Folie 3O4 eintritt. Ein Deflektor 306 erreicht eine Anfangsionisation in dem Bereich des anormalen Pinch 318. Das zylindrische Laufrohr 262 implodiert aufgrund des Plasmas 318 zur Verbesserung der Kompression und zum Brennen*

Die Targetgeometrie, die zwei ringförmige relativis- tische Elektronenstrahlen zum Ansteuern eines sphärischen Laufrohrs 25O verwendet, ist schematisch in Fig. Jk dargestellt. Im Betrieb ist die Strahlablenkung aufs Äußerste verringert, da die Strahlen 326 und 328 durch die Bereiche des strahlangesteuerten azimutalen Magnetfeldes treten, wie das in Fig. lA dargestellt ist.

Gemäß der Erfindung ist es ein Lösungsweg, um eine starke Strahlungs-Neutronen- und/oder Alphateilchenquelle zu erhalten

ο i η l'insmn au verwenden, das durch (Mticn hoch«! i chten, MuIt i Kilovolt-relativistischen-Elektronenstrahl erzeugt ist, um ein Schnell-Laufrohr anzusteuern, das dann einen geformten starken Energieimpuls erzeugt, der in der Lage ist, einen strukturierten Mikrobereich zu implodieren (vergleiche R.J. Mason, Phys. Fluids 18 (1975) 8 JA und Los Alamos Scientific Report LA-5898-MS (Okt. 1975), S.D. Bertke et al., Nucl. Fusion 18 (I978) 509 und G.S. Fraley et al., Phys. Fluids 17 (Ι97Ό 47Ό. Ein derartiger Mikrobereich kann mit entweder DT,DD,D He³,HLi oder HI
von als Beispiel, gefüllt sein.

weder DT₁DD₁D He ,HLi oder HB oder einer Mischung da-

Die grundsätzliche Geometrie dieses Lösungsweges ist in den Fig. 35i3Ö für einen einzigen Laser-Ionisätionsstrahl 3'lO dargestellt, der durch ein Fenster 3^zi2 eintritt. Die lonisationsausbildungen mit Mehrfachlaser gemäß den Fig..

13O&46/0110

25 und 26 können ebenfalls verwendet werden. Wie bereits ausgeführt, verringert die Verwendung von Lasern zur Vorionisierung die Anforderungen an die Technologie des relativistischen Elektronenstrahls. Folglich können Laser-Ionisierungsquellen zusätzlich vorgesehen sein.

Ein ringförmiger relativistischer Elektronenstrahl durchdringt die Auslöse- oder Eintrittsfolie 3^6» die auch als Endverschluß dient, um das Niedertemperatur-Plasma aufzunehmen. Wenn die Spannung und die Stromdichte ansteigen, nimmt der anormale Kopplungskoeffizient auf seinen optimalen Wert zu und überträgt der Strahl einen großen Bruchteil seiner Energie und seines Moments bzw. Impulses auf den ringförmigen Plasmabereich 3'l8 · Das strahlgesteuerte azimutale Magnetfeld 350 richtet wiederum die thermische Energie des ringförmigeiiPlasmas "}kü> auf eins sphärische SchnoLl-Lnufrohr 352 gemäß Fig. 35 oder das zyl.iiidri.Hcho Schriell-Laufrohr 35'· gemäB !'"ig. 3^> · Da d i <: Quelle des azimutalen Magnetfeldes 350 das Ergebnis eines axialen Stromflusses in dem ringförmigen Plasma 3'¹^ ist, aufgrund der Beibehaltung des Moments bzw. Impulses, ist das azimutale Magnetfeld 350 nahe dem sphärischen Kchnoll-LauV-rohr 352 oder zylindrischen Schnell-Laufrohrs 35'* nicht vorhanden. Das Vorhandensein eines axialen externen Magnetfeldes, das durch die Quelle 110 gemäß Fig. 12 erzeugt ist, kann zum Erhöhen des anormalen Kopplungs- . koeffizienten verwendet werden. Da jedoch die ringförmig«? Plasma-Säule 3^8 und das das Laufrohr "begrabende" (oiigu I.Vi ng)odor versenkende Plasma ein sehr hohes Beta besitzen, wird das externe Magnetfeld, das durch die Quelle 110 gemäß Fig. 12 erzeugt wird, sehr schnell ausgeschlossen.

Die radiale Wand dos Plasmatarget-Behälters 35^> ist ausreichend dick, um die Magnetfluß-Umfassung sicherzustellen, und ausreichend massiv, um eine radial ο Träghe i Isk ta CL-K i n sch I ι oßurig (Tamper) am Ze i Iniaßs lal> des relativistischen

130046/0110 BAD ORIGINAL

Elektronenstrahls,, d.h., £ 100 ns zu erreichen. Daher ist dor radiale Energieverlust zur Behälterwand begrenzt durch sowohl das azimutale Magnetfeld 350»als auch das ausgeschlossene externe Magnetfeld, das durch die Quelle llOgemüß Fig. 12 erzeugt wird. Die Wärmeleitung ist axial auf i .dom Strahl-Zeitmaßstab (Strahl-Zeitskala) begrenzt durch den niedrigeren axialen Temperaturgradienten, das azimutale Magnetfeld 350 und das Selbstspiegeln des externen Magnetfeldes, das durch die Quelle 110 erzeugt wird. Daher zieht die Geometrie Nutzen aus dem anormalen Koppeln und der klassischen Wärmeleitung zum schnellen und wirksamen Entfernen von Energie von dem relativistischen Elektronenstrahl 3'l4 und zum Transportieren dieser Energie zu den Schnell-Lnufrohren 352 bzw. 354.

Wie in den Fig. 37 und 38 dargestellt, bestehen die Schnelllioufrohre 352,3!>4 aus Ablatoreii 36Ο bzw. 362, Schiebern 36Ί bzw. 3G6 und festen Puffern 368 bzw. 370. Der Ablator 360,362 wird während der Wärmeleitung verdampft, wobei der Schieber und der feste Puffer auf hohe Implosionsge^- schwindigkeit angetrieben werden. Die Ablatoren 360,362 bestehen aus Material mit niedrigem Z und niedriger Massendichte, wie LiDT₁Be₁ND₃ BT₃, Bohrwasserstoff oder CDT. Die Schieber 36^,366 weisen ein Material höheren Z und höherer Massendichte auf, wie Glas, Aluminium, Gold, Nickel oder Kunststoff, in das Hoch-Z-Atome eingebettet sind. Festes DT oder LiDT können als feste Puffer 368 bzw. 370 verwendet worden. Abhängig von der erwünschten Implosionsgeschwindigkeit und von Stabilitätsbetrachtungen betagt die Gesamtmasse der Schnell-Laufrohre 352,354 gemäß den Fig. 37 bzw. 38 zwischen 1 mg bis 100 mg. Weiter kann das Ansteuergas 372,37^ gemäß den Fig. 37 bzw. 38 DT₄DD oder ein höheres Z-Gas wie N₀,Ar oder Kr enthalten.

Tm Betrieb nimmt, wenn das Laufrohr zusammenfällt, die Dichte und die Temperatur des Puffergases 372,374 in Berührung mit dem Mi krolicro ich 3^8 mit der Zeit zu. F,inc>

130046/0110

BAD ORIGINAL ;

solche Impulsformung, die sich von dem sphärischen Schnoll-Laufrohr 352 und dem zylindrischen Schnell-Laufrohr 35'* unterscheidet, ermöglicht eine Stoßübernahme (vergleiche R.J. Mason etal., a.a.O., und S.D. Berke et al., a.a.O.), wodurch eine hohe Kompression des ablativ bzw. abschmelzend angesteuerten Mikrobereichs 358 erzeugt wird. Das Verwenden des hochdichten thermischen Gases 372 bzw. 37^ gemäß den Fig. 37 bzw. 38 für Implosionen verringert das Vorheizproblem, das bei dem Mikrobereich 358 auftritt.

Grundsätzliche Details des Mikrobereichs 358 sind in den Fig. 37 und 38 dargestellt. Die für die Ablatoron 376 und 378,Schieber 38O bzw. 382,festen Puffer 38k bzw. Ί86 und G;ia-Hronnstoffe 388 bzw. 390 verwendeten Materialien Hint!" ahnlich denen, wie sie bei den Lauf rohren 352 bzw. 35'l angegeben worden sind. Auch kann eine Mehrfach-Schieberanordnung, die Geschwindigkeitsvervielfachung verwendet, um sehr hohe Implosionsgeschwindigkeiten zu erreichen,

den ο ·

ebenfalls in strukturierten Mikrobereich 35o aufgenommen

Verschiedene Strahlungsvorrichtungen gemäß der Erfindung können aufgrund der besonderen Anwendung für die Vorrichtung hergestellt werden. Im Grundsätzlichen ist es das Prinzip eines Ausführungsbeispiels der Erfindung, ein hochdichtes Kilovolt-Plasma zu erzeugen, um Hoch-Z-Materialien unterschiedlicher Größen und Formen zu erwärmen, um Strahlung zu erzeugen.

Beispielsweise zeigen die Fig. 39 und 'lO eine Quelle für weiche Röntgenstrahlen,in der eine Drahtanordnung durch ein hochdichtes Multi-Kilovolt-Plastna 390 bedeckt ist, das durch einen ringförmigen relativi stinchen Elektronenstrahl, wl(> dom Strahl 7(> gemäß Fig. ILl, erztjugt LmI. Πιο Vorrichtung gemäß den Fig. 39 und 'K) ■ kann direkt an der Laufzeitröhre 78 oder dem Modulator 80 gemäß Fig. 12 angebracht sein.

1 3 0046/0110

Der Target-Plasma-Behälter 39^ ist ein einfacher Zylinder, der mit einem Hoch-Z-Material 396 ausgekleidet ist. Ein Beryllium-Fenster 398 ist zur Strahlungsabfuhr vorgesehen. Eine Drahtanordnung 392 ist durch die Auslöse- bzw. intrittsfolie 'iOO und einen Endverschluß 402 getragen. Die Größe, Form und Anzahl der Drähte in der Anordnung 392 hängen von der Opazität (Lichtundurchlässigkeit) der Materialien ab. Drähte aus Aluminium, Tiian, Tantal,Wolfra_m oder rostfreiem Stahl mit Durchmessern von 5-100 um erscheinen verwendbar. Eine derartige Anordung ist so ausgebildet, daß sie geringe Opazität in Richtung des Beryllium-Fensters 398 besitzt.

Aufgrund der .kompakten Größe und der Richteigenschaften der vorstehenden Vorrichtung kann sie als Modul in einer Anordnung verwendet werden zum Erzeugen von Strahlung auf einem Megajoulepegel mit einer Impulslänge von 10 ns - 100 ns Zusätzlich können entweder ringförmige oder volle relativistische Elektronenstrahlen verwendet werden, abhängig von der jeweiligen Anordnung des verwendeten Hoch-Z-Materials. .-.-.-'

Darüber hinaus kann ein Mittel-Z-Gas, wie N„ oder Ar oder eine Mischung aus einem Nieder-Z-Gas wie H^ und einem Hochr-Z-Gas wie Kr oder Xe mit einer Elektronendichte von

17 19 3

1.0 -10 Elektronen/cm als das Target-Plasma 68 der Vorrichtung gemäß Fig. 11 zur Erzeugung von Strahlung verwendet werden.

In der Strahlungs-Betriebsart werden Beryllium-Fenster in dem Target-Plasma-Behälter verwendet und ist die Kammer 52 gemäß Fig. 11 für niederdichtes Gas nicht vorhanden. Ei no ν«I ehe nbstimmbare Strahlungsquelle ist geeignet für (»ine Vielfalt von Anwendungen und kann mit einem volLeri Strahl, wie in Fig. 11 dargestellt, öder einem ringförmigen Strahl, wie in Fig. 12 dargestellt, verwendet werden. Auch die Frequenz der Strahlung kann durch Ändern

130046/0110

der Plasma-Temperatur eingestellt werden.

Die Erfindung gibt also eine Vorrichtung zum Erzeugen einer starken Strahlung an, die einfach innerhalb dorzeitiger Grenzen der Technologie ausgeführt werden kann. Durch Optimieren der außerordentlich leistungsfähigen stromenden Instabilitäten zum Erwärmen des hochdichten Plasmas mit dem relativistischen Elektronenstrahl gemäß dem Verfahren (a) erreicht die Erfindung eine wirksame Abgabe der Strahlenergie zum Erwärmen des Plasmas auf MuLti-Kilovolt-Temperaturen, um wiederum die Iloch-Z-Materialien zu erwärmen, um eine starke Strahlungsquelle zu erzeugen.

Die Erfindung gibt weiter eine abstimmbare Quelle starker Strahlung ab, die ein Mittel-Z-Gas wie N„ oder Ar als Target-Plasma verwendet, die mit der derzeit zur Verfugung stehenden Technologie leicht und kostengünstig auszuführen ist.

Selbstverständlich sind noch zahlreiche andere Ausführungsformen möglich.

130046/0110

-«-■■■■■■

Leerseite

Claims (1)

1. Ansprüche:

   Vorrichtung zum Erzeugen von Strahlung, gekennzeichnet durch eine Generatoreinrichtung zum Erzeugen eines relativ! sti schon Elektronenstrahls ( 3 '*» 7 ^ ) mit oinor Spannung; von mindestens 3 MeV, einer Stromdichte von mindestens 1 kA/cm und einem ^fY* ^ 1, eine Target-Plasma-Kammer (39^), die ein hochdichtes Gas enthält,

   ein Hoch-Z-Material (392), das in der Target-Plasma-Karamer (3$k) angeordnet ist, eine Ionisationseinrichtung (62 ,6k,104,106) zum Ionisieren des hochdichten Gases zur Erzeugung eines hochdichten Plasmas, und eine Auslöseeinrichtung zum Auslösen konvektiver Schwingungen in dem Plas-jna (390) bei Anlegen des relativistischen Elektronenstrahls, derart, daß strömende oder Kanal-Instabilitäten in dem Plasma erzeugt werden, die erreichen, daß Elektronenstrahlenergie in das Plasma

   It LEFON- (O BS)) 29 85 27

   i ux: Ί-aaoaij putw

   zum Erwärmen des Plasmas auf Kilovolt-Temperaturen
   und Erwärmen des Hoch-Z-Materials abgebbar ist , um so eine starke StrahLungsquelle zu schaffen.

   2. Vorrichtung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß das Hoch-Z-Material eine Drahtanordnung (392) enthält.

   3· Vorrichtung zum Erzeugen von Energie in. Form von Strahlung,

   gekennzeichnet durch

   ein hochdichtes Plasma, das in einer Target-Kanuner
   (394) angeordnet ist,.

   ein Hoch-Z-Material (392), das in der Target-Kammer (39*t) angeordnet ist, und

   eine Einrichtung zum Erzeugen eines relativxstxschen Elektronenstrahls (3^,76) hoher Stromdichte und hoher Spannung, der ausreicht, um die Target-Kammer (39^) zu". durchsetzen und konvektive Schwingungen in dem hochdichten Plasma auszulösen, derart, daß Energie von
   dem relativistischen Elektronenstrahl (3^,76) zum
   Plasma abgebbar ist zum Erwärmen des Plasmas auf
   Kίlovolt-Tomporaturen, was wiederum das Hoch-Z-Material zur Erzeugung von Strahlung erwärmt.

   k. Vorrichtung nach Anspruch 3» dadurch gekennzeichnet, daß das hochdichte Plasma DT aufweist.

   5- Vorrichtung nach Anspruch 3» dadurch gekennzeichnet, daß das hochdichte Plasma DD aufweist.

   6. Vorrichtung nach Anspruch 3i dadurch gekennzeichnet, daß das hochdichte Plasma H₀ aufweist.

   7. Vorrichtung nach einem der Ansprüche 3-6, dadurch
   gekennzeichnet, daß Hoch-Z-Material eine Drahtanordnung (392) aufweist.

   130^46/0110

   Nöntgonstruhlon-Vorrichtimg, ,
   gekennzeichnet durch

   eine Einrichtung, um ein hochdichtes Gas innerhalb eines vorgegebenen Volumens zurückzuhalten, eine Einrichtung zum Ionisieren des Gases zur Erzeugung eines hochdichten Plasmas, ein Hoch~Z-Material, das innerhalb der Einrichtung zum Zurückhalten des hochdichten Gases angeordnet ist, und

   eine Generatoreinrichtung zum Erzeugen eines relativistischen Elektronenstrahls (3^,7°) einer ausreichend hohen Spannung, um das klassische Streuen beim Durchdringen der Einrichtung zum Zurückhalten des hochdichten Gases zu überwunden, um so strömende bzw. Kanal-Instabilitäten in dem hochdichten Plasma zu erzeugen, wodurch erreicht ist, daß der relativistische Elektronenstrahl (3'i,76) das hochdichte Plasma auf Kilovolt-Temperaturen erwärmt, um das Hoch-Z-Material zur Erzeugung von Röntgenstrahlen zu erwärmen.

   9. Röntgenstrahlen-Vorrichtung nach Anspruch 8, dadurch gekennzeichnet, daß der relativistische Elektronenstrahl ein ringförmiger relativistischer Elektronenstrahl ist, der das Hoch-Z-Material umgibt.

   10. Röntgenstrahlen-Vorrichtung nach Anspruch 9, dadurch gekennzeichnet, daß das Hoch-Z-Material eine Drahtanordnung (392) aufweist.

   11. Röntgenstrahlen-Vorrichtung nach Anspruch 8, dadurch gekennzeichnet, daß der relativistische Elektronenstrahl einen vollen Strahl aufweist, der von dem Hoch-Z-Mater al umgeben ist„

   12. Vorrichtung nach einem der Ansprüche 8-11, dadurch gekennzeichnet, daß das hochdichte Plasma DT aufweist.

   1301046/0110

   13· Vorrichtung nach einem der Ansprüche 8-11, dadurch

   gekonnzeichnet, daß das hochdichte Plasma DD auf-. weist.

   t'l. Vorrichtung nach einem der Ansprüche 8-11, dadurch gekennzeichnet, daß das hochdichte Plasma H aufweist.

   15· Verfahren zum Erzeugen von Strahlung, dadurch gekennzeichnet,

   daß ein hochdichtes Gas in einer Target-Kammer eingeschlossen wird,

   daß das Gas zur Erzeugung eines hochdichten Plasmas ionisiert wird und ·

   daß ein ringförmiger relativistischer Elektronenstrahl mit einer Spannung erzeugt wird, die ausreichend hoch ist, um die Target-Kammer ohne Streuung zu durchdringen zum Erzeugen von strömenden oder Kanal-Instabilitäten in dem Plasma, um zu erreichen, daß der Elektronenstrahl das hochdichto PLasmei auf Kilovo Lt-Tempör£ituron erwärmt, was wiederum ein Hoch-Z-Material zur Strahlungserzeugung erwärmt. . ·

   l6. Vorrichtung zum Erzeugen von Strahlung, gekennzeichnet durch.,
   eine Einrichtung zum Erzeugen eines relativistischen Elektronenstrahls (34,76) mit einer Spannung von min-

   2 destens 3 MeV, einer Stromdichte von mindestens 1 kA/cm und einem V» /j·· £ 1,

   eine Target-Plasma-Kammer (394), die ein hochdichtes Z-Gas enthält,

   eine Ionisationseinrichtung (62,64,104,106) zum Ionisieren des hochdichten Gases zur Erzeugung eines Plasmas und

   einο Einrichtung zum Auslösen konvektiver Schwingungen in dem Plasma (39Ο) bei Zufuhr des relativistischen Elektronenstrahls,derart, daß strömende oder Kanal-Instabilitäten in dem Plasma erzeugt werden, um zu erreichen,

   130046/0110

   daß Elektronenstrahlenergie in das Plasma abgebbar ist, um das Plasma auf Kilovolt-Temperaturen zu erwärmen und um Strahlung zu erzeugen.

   17. Vorrichtung nach Anspruch l6, dadurch gekennzeichnet, daß das hochdichte Gas Ar enthält.

   18. Vorrichtung nach Anspruch l6 oder 17, dadurch gekennzeichnet, daß die Ionisationseinrichtung des hochdichten Gases mindesten_s einen Laser aufweist.

   19. Vorrichtung nach einem der Ansprüche I6-I8, dadurch gekennzeichnet, daß das hochdichte Gas eine Mischung aus einem Hoch-Z-Gas und einem Nieder-Z-Gas aufweist.

   20. Vorrichtung nach Anspruch 19, dadurch gekennzeichnet, daß das IIoch-Z-Gas Kr und das Ni edor-Z-Gas H^ aul weisen.

   21. Vorrichtung nach einem der Ansprüche 16-20, dadurch gekennzeichnet, daß die Einrichtung zum Auslösen konvektiver Schwingungen eine dünne niederdichte Folie (400) aufweist.

   22. Vorrichtung zum Erzeugen von Energie in Form von Strahlung,

   gekennzeichnet durch

   ein hochdichtes Plasma, das in einer Target-Kammer (39'·) angeordnet ist, und

   eine Einrichtung zum Erzeugen eines relativisti sehen Elektronenstrahls (3't,76) hoher Stromdichte und hohor Spannuj ΐζ, der ausreicht, um die Target-Kammer (39'*) zu durchdringen und konvektive Schwingungen in dem hochdichten Plasma auszulösen, derart, daß Energie von dem relativistischen Elektronenstrahl zum Plasma zum Erwärmen des Plasmas auf Kilovolt-Temperaturen und zum

   13 0046/0110

   -β - 301712

   Erzaugen von Strahlung übertragbar ist»

   23· Vorrichtung nach Anspruch 22, dadurch gekennzeichnet, daß der relativistische Elektronenstrahl ein voller Strahl i st.

   2k. Vorrichtung nach Anspruch 22, dadurch gekennzeichnet, daß der relativistische Elektronenstrahl einen ringförmigen Strahl aufweist.

   25- Strahlungsvorrichtung,

   gekennzeichnet durch "

   eine Einrichtung zum Rückhalten eines hochdichten Gases in einem vorgegebenen Volumen,

   eine Ionisationseinrichtung (62,64,1θ4,iO6) zum.Ionisi oron dos Gnsoa zur Erzeugung eines hochdichtcm Plasmas und -.:'.-.

   eine Generatoreinrichtung zum Erzeugen eines relativistischen Elektronenstrahls (3^,76) mit einer ausreichend hohen Spannung zum Überwinden klassischen Streuens beim Durchdringen der Einrichtung zum Rückhalten des hochdichten Gases, um strömende oder Kanal-Instabilitäten in dem hochdichten Plasma zu erzeugen, v.„ um zu erreichen, daß der relativistische Elektronenstrahl das hochdichte Plasma auf Kilovolt-Temperaturen erwärmt, um eine abstimmbare Strahlungsquelle zu erreichen.

   26. Vorrichtung nach Anspruch 25, dadurch gekennzeichnet, daß das hochdichte Gas eine Mischung aus Hoch-Z-Gas und Nieder-Z-Gas enthält.

   27· Vorrichtung nach Anspruch 26, dadurch gekennzeichnet, daß das Hoch-Z-Gas Kr und das Nieder-Z-Gas H₀ aufweisen.

   28. Vorrichtung nach Anspruch 25, dadurch gekennzeichnet, daß das hochdiehto Gas Ar aufweist.

   130046/0110

   BAD ORIGINAL

   29» Verfahren zum Erzeugen von Strahlung, dadurch gekennzeichnet,

   daß ein hochdichtes Gas in einer Target-Kammer eingeschlossen wird,

   daß das Gas zur Erzeugung eines hochdichten Plasmas ionisiert wird und

   daß ein ringförmiger relativistischer Elektronenstrahl mit einer Spannung erzeugt wird, die ausreichend hoch ist, um die Target-Kammer ohne Streuung zu durchdringen zum Erzeugen von strömenden oder Kanal-Instabilitäten in dem Plasma, die erreichen, daß der Elektronenstrahl das hochdichte Plasma erwärmt, um eine abstimmbare Strahlungsquelle zu erreichen.

   30. Verfahren nach Afinpruch 29, dadurch gckonrr/.o i cluiot, daß die Temperatur des hochdichten Plasmas zum Abstimmen der Strahlungsquelle auf verschiedene Frequenzen verändert wird.

   ,1.300^6/0110

   BAD ORIGINAL