DE3017126A1 - Verfahren und vorrichtung zum implodieren eines mikrobereichs mittels eines schnell-laufrohrs - Google Patents

Description

Vorl'ahroti und Vorrichtung zum Implodicren eines Mikrobereichs mittels eines Schnell-Laufrohrs

Die Erfindung betrifft allgemein das dichte Plasmaheizen, und insbesondere das Plasmaheizen mittels eines relativistischen Elektronenstrahls.

Das Plasmaheizen war für einige Zeit von großem Interesse für die Wissenschaftler, da erhitzte Plasmen für eine Vielfalt von Zwecken verwendet werdenkömen,Eine typische Verwendung von heißen Plasmen ist die Energieerzeugung in Form von Strahlung, Neutronen und Alphateilchen. Eine solche Energiequelle ist zweckmäßig bei grundlegenden Forschungen in der Plasmaphysik für hohe Energiedichten mit praktischen Anwendungen in wissenschaftlichen Gebieten, wie bei der gesteuerten thermonuklearen Fusion bei Stoffuntersuchungen und bei der Radiographye.

Zahlreiche Vorgehensweisen wurden bisher vorgeschlagen, um

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äichte, Kilovolt-Plasmen zu erzeugen. Eine der bekannteren 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 Antriebsquelle 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 erforderliche 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.

Elektronenstrahlen und Lichtionenstrahlen niedriger Impedanz erfordern ebenfalls kostspieligen technologischen Fortschritt,, damit diese Strahlen auf Durchmesser weniger Millimeter fokussiert werden können und um Leistungspegel zu erreichen, die nötwendig sind, um die erwünschte Korn-

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pression der strukturierten Tablette zu erreichen. Elektronenm'.r.Men und uichtionenquellen niedriger Impedanzsind zusätzlich bezüglich der Ausbreitung des Strahls Tablette begrenzt.

Schwerionenquelieri erfordern ebenfalls einen erheblichen technischen Forts <-nritt_s um die erwünschte Kompression der strukturierten Tablette zu erreichen« Die Entwicklung vor;. Schwerionenquellen, die herkömmliche Beschleunigungsanordnungen verwenden, scheint nämlich weit höhere Kosten -:u verursachen, als die Kosten, die für die Entwicklung von Lasern erforderlich sind. Die Strahlausbreitung stellt ebenfalls eine Begrenzung dar, wenn Schwerionenquellen verwendet werden.

Jiochdichte Kilovolt-Plasmen können auch mittels Schnell-Laufrohren (englisch Fast liners) erzeugt werden. Derart! r° Vorrichturgan kernen entweder durch Magnetkräfte oder durch hochexplosive Stoffe angesteuert werden, wobei ueide zum Komprimieren und Erwärmen eines eingeschlossenen Plasmas führen, ("^rohl beide Schnell-Laufrohr-Tecrmologien Energien in . orm v&n Strahlung, Neutronen und AIpMateilchen erzeugt haben, haben diese Vorgehensweisen ihre jeweils eigenenirÄärenten Nachteile. Der Hauptnachteil des mittels hochexplosiven Stoffen angetriebenen Laufrohrs ist, daß die hochexplosiven Stoffe eine maximale Leistungs-

IO 3

dichte von annähernd 10 VJ/cm und eine maximale Detonationsgeschwindigkeit von 8,8 χ 10 cm/s besitzen, wodurch die erreichbare Laufrohr-Iia^losionsgeschwindigkeit begrenzt ist. Obwohl ein solches System zum Erhalten wissenschaftlicher Daten zweckmäßig ist, ist es schwer zu einer Hiedfärverwendbaren Vorrichtung weiter_ entwickelbar.

Magnetisch angetriebene Laufrohre werden so hergestellt, daß da« LaufrohrTeil der elektrischen Entladeschaltung

bei
bildet,der durch das Laufrohr fließender Strom ein großes

Magnetfeld erzeugt aufgrund dessen das Laufrohr korapri-

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BAD ORIGINAL

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miert. Da das Laufrohr einen Teil der elektrischen Schaltung bildet, führen der externe Schaltungswiderstand und der endliche spezifische Laufrohrwiderstand zu Ohmschen Verlusten, die den Wirkungsgrad beim Umsetzen elektrischer Energie in kinetische Laufrohr-Energie verringern. Da auch das Laufrohr einen elektrischen Kontakt mit der Schaltung erreichen muß, begrenzt eine 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 Laufrohr vorionisiert sein und müssen komplizierte Verfahren zur Überwindung von Wärmeleitungsverlusten in das System eingefügt werden.

Obwohl Laufrohr-Implosionsgeschwindigkeiten, die 1 cm / L· 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 Leistungsverviel-. fachung verringert wird. Selbst mit sehr dünnen Folien sind die Implosionsgeschwindigkeiten durch die 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 Vorgehonswoise wird ein Laser verwendet, um ein großes Plasma-, volumen zu erwärmen, das mittels eines umständlichen, komplizierten Magnetfeldsystems auf thermonukleare Temperaturen

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eingeschlossen ist. Obwohl der Laser eine gleichförmige Ionisation und eine schnelle Erwärmung eines Niedertemperatur-Plasmas erreicht, nimmt die charakteristische

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

das
Abgabe 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, würden die inhärenten niedrigen Wirkungsgrade, die der Erzeugung von Laserenergie zugeordnet sind, eine außerordentlich hohe Kapitalinvest.ition 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 primärrauf das Erwärmen eines 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 lk mittels einer Anodenfolie 16 getrennt istt Eine Reihe dielektrischer Abstandstücke 18 ist durch eine Reihe von Metalplatten 20 voneinander getrennt, die zusammenwirken, um einen Durchbruch zwischen der Kathode

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

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

a) Relaxationserwärmung aufgrund relativistischer Kanal- öder Strömungsinstabilitäten (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 Elektronenbündelung gemäß dem Verfahren (a) beruhen, als sehr wirkungsvolle 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 fx*ühen Versuche eine anormale (nichtklassische) 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 % bei Plasma-

12 "ϊ

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

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Ik 3

sich an 10 Elektronen/cm annäherte, ι Diese Ergebnisse wurden mit Anodenfolien von Dicken in der Größenordnung von 25 um - 5° I₄Hi und herkömmlichen Elektronenstrahlen erhalten, die während dieser Periode für Versuche erreichbar waren, die üblicherweise relativ niedrige Spannungen, d.h., IMe V oder weniger besaßen. Diese Kombination aus relativ dicken Anodenfolien und Niederspannungsstrahlen ergab, das^klassische Anodenfolien-Streuen des Strahls, was verhinderte , daß die relativistischen Strömungsinstobilitäton 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

l4 3

die Plasmadichte sich an 10 Elektronen/cm annähert. Als Ergebnis dieser niedrigen..beobachteten Wirkungsgrade verlagerte sich die Aufmerksamkeit der Wissenschaft auf die Untersuchung des Mechanismus der Widerstandsheizung gemäß dem 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 weseiitlichen Bruchteil der Strahlenergie in Plasmaionen zu bringon. Dies unterscheidet sich von den Stromutigsinstabilitäten, die die Plasmaelektronen primär aufheizen. Da die Ionen möglicherweise in einem magnetisch umgebenen Plasma gemäß herkömmlichen magnetischen Einschließungssystemen aufgeheizt werden müssen, beseitigt das direkte Erwärmen der Ionen einen Energieumwandlungsschritt. Weiter wird,

tr J_ eic tx
wenn Energie an Plasmaelektronen anstatt an Ionen abge-

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-Λ-

geben, bzw. abgelagert ist, die Wärmeleitung aufgrund der anfänglich, erhöhten Elektronentemperatur verbessert, so daß die erreichbare Plasmaeinschließungszeit verkürzt ist. Folglich sind erhöhte Magnetfeldstärken 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 attraktiver. Aus diesen Gründen wurde die experimentelle Aufmerksamkeit von den anfänglichen Plasmaerwarmungsversuchen, 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 / >> Ausgangssignalen in den anfänglichen Versuchen mit durch rela- ■ tivistischen Elektronenstrahlen erwärmten Plasmen verwendet. Dabei ist J* der relativistische Faktor des Strahls, der nahezu proportional der Strahlteüchenspannung 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 >*" ist graphisch in den Fig. 2 und 3 dargestellt, die die Zunahme der maximalen Strahlspannung und die Zunahme des maximalen

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

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suche von Anfang an auf Strahlen mit hohe.tn V / y* und niederer Spannung zum Optimieren des Widerstandsheiz-Mechanismus gemäß dem Verfahren (b) konzentriert, wobei offensichtlich die Wirkung der Strömungsinstabilitäten vernachlässigt würden, 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 οberhalb einer bestimmten Elektronentemperatur abhängig von- der Dichte des Plasmas riiederfrequente Instabilitäten, die für Widerstandsheizung verantwortlich sind, stabilisiert werden. Folglich hat lediglich klassischer Volumenwiderstand, der unzureichend zum Koppeln wesentlicher Energie in das Plasma von dem relativistischen Elektronenstrahl ist, einen Effekt auf 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 Gesamtenergie die zum Erwärmen eines solchen Plasmas erforderlich ist, wieder zumindest um eine Größenordnung jenseits der Qesamt-Strahlenergie, die durch derzeitige Technologie-Standards erreichbar ist.

Als Folge dieser Begrenzungen und der Ansicht der Theoretiker und Experimentatoren, daß Widerstandsheizung die anormale

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Energiejibgabe . 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 Vorsehen einer Vorrichtung und eines Verfahrens zur Elektronenstrahl-Heizung eines hochdichten Plasmas, um ein Schnell-Laufrohr zum Implodieren eines strukturierten Mikrobereichs anzusteuern bzw. anzutreiben. Die Erfindung verwendet einen ringförmigen relativistischen. Elektronenstrahl zum Erwärmen eines ringförmigen Plasmas auf Kilovolt-Temperaturen mittels strömenden Instabilitäten in dem Plasma. Energie, die in das ringförmige . Plasma abgegeben ist, konvergiert an einem Schnell-Laufrohr zum Ansteuern durch Explosion oder durch Abschmelzen des Laufrohrs zwecks Konvergenz zum Implodieren des strukturierten Mikrobereichs.

Somit ist es Aufgabe der Erfindung, eine Vorrichtung und ein Verfahren zum Erzeugen eines heißen Plasmas anzugeben zum Ansteuern eines Schnell-Laufrohres zum Implodieren eines strukturierten Mikrobereichs.

Die Erfindung gibt weiter eine Vorrichtung und ein Verfahren zum Ansteuern eines Schnell-Laufrohrs zum Implodieren eines strukturierten Mikrobereichs an, die im Betrieb wirkungsvoll sind.

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Weiter gibt die Erfindung eine Vorrichtung und ein Verfahren zur Leistungsdichtevervielf achuiig an. Weiter gibt die Erfindung eine Vorrichtung und ein Verfahren zum Erzeugen eines heißen Plasmas an. Die Erfindung gibt weiter eine Vorrichtung und ein Verfahren zum Erzeugen von Energie in Form von Strahlung, von Neutronen und/oder von Alphateilchen an. Die Erfindung gibt weiter eine Vorrichtung und ein Verfahren zum Erzeugen von Energie an, die relativ niedrige Kapitalinvestitionen erfordern. Weiter gibt die Erfindung eine Vorrichtung und ein Verfahren zum Erzeugen hochintensiver bzw. sehr starker Strahlung, Neutronen und/oder Alphateilchen an, die derzeit zur Verfugung stehende Technologie verwenden.

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Die Erfindung gibt also eine Vorrichtung und ein Verfahren ein, 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 Strähl 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 üblicher-

Borwasserstoff

weise DT, DD,oder ein ähnliches thermonukleares Gas mit

Ί7 20 3

einer Dichte von 10 -10 Elektronen pro cm enthält. Das Targetgas wird vor der Zufuhr des relativistischen 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 und sein Moment 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 dem ringförmigen Plasma erzeugt ist, erreicht, daß die Energie in dem erwärmten ringförmigen Plasma zum Schnell-Lauf rohr komegiert zum Implodieren

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

Fig. 1 schematisch eine typische herkömmliche Plasma-Erwärmungsvorrichtung mittels eines xelativistischen Elektronenstrahls,

Fig. 2 eine Darstellung der maximalen experimentellen Sp£»nnungen von relativistischen Elektronenstrahlen zwischen 1970 und 1975»

Fig. 3 eine Darstellung des maximalen experimentellen V /Of von relativistischen Elektronenstrahlen zwischen 197-0 und 19751

Fig. 4 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 Verteilungsfunktion f (ν« ) (Ordinate) wieder,

a Il ■

Fig. 5 eine graphische Darstellung der charakteristischen Beziehung zwischen dem relativistischen Elektronenstrahl und den Plasmaionen und -elektronen zur Relaxationserwärmung gemäß dem Verfahren (a)

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- yd -

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

a l| " ■

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 zweidimensional e Wechselwirkung wiedergibt,

Fig. 7 ist eine Darstellung der experimentellen Erhöhung der Plasmaerwärmung in Joules (Ordinate) gegenüber der Plasma-Teibhendichte η in Elektronen/cm für drei unterschiedliche Anodenfoliendicken; die theoretischen Vorhersagen sind durch Vollj.inienkurven dargestellt,

Fig. 8 eine Darstellung von Versuchsergebnissen,der einem Kalorimeter zugeführten Strahlenergie (Ordinate) gegenüber der Anodenfoliendicke 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_ensionslosen Parameters

Γ (Ordinate) gegenüber dem relativistischen Faktor y (Abszisse) für gegebene Werte der Plasma-Elektronendichte in Elektronen/cm ,

Fig. 11 eine schematische Darstellung der hauptsächlichen Komponenten eines Systems, das-Plasma, hoher Energiedichte als direkte Quelle für Strahlung, Neutronen und/oder Alpha-Teilchen verwendet

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Fig. 12 eine schematische Darstellung der vorherrschenden Komponenten eines Systems, das ein Plasma hoher Energiedichte zum Ansteuern eines Schnell-Lauf-

rohrs gemäß dem bevorzugten Ausführungsbeispiel der Erfindung verwendet,

Fig. 13 eine schematische Darstellung eines Systems mit zwei ringförmigen Strahlen mit Zylinder-Symmetrie,

Fig. Ik eine schematische Darstellung eines Systems mit zwei ringförmigen Strahlen mit Kugelsymmetrie,

Fig. 15 eine schematische Darstellung eines Systems mit vier ringförmigen Strahlen, das ebenfalls Kugelsymmetrie besitzt, in einem MuIti-Megajoule-System,

Fig. l6 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 Äquivalente einer Marx-Stufe,

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

Fig. 21 eine schematische Darstellung eines Mehrspalt-Beschleunigers,

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

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-r-

Fig. 23 eine schematische Darstellung eines anormalen Pinch,

Fig. 24 eine schematische Darstellung einer Vorrichtung zur Erzeugung eines anormalen Pinch unter Verwendung eines-einzigen Laser-Vorionisierers,

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

Fig. 26 eine schematische Darstellung der Endansicht einer Vorrichtung zum Erzeugen eines anormalen Pinch unter Verwendung von drei Laser-Vorionisierem,

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 lonisationsstrahlen,

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

Fig. 31 schematisch den Querschnitt eines kugelförmigen Schnei1-Laufrohrs,

Fig. 32 schematisch einen Querschnitt eines zylindrischen Schnell-Laufrohrs, ·

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

Fig. 34 schematisch die Targetgeometrie, die zwei ringförmige relativistische Elektronenstrahlen zum Ansteuern eines sphärischen Laufrohrs verwendet, in der in Fig. 14 dargestellten Weise,

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

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Fig. 36 eine schematische Darstellung der grundsätzlichen Geometrie einer zylinderförmigen Schnell-Laufrohr-Implosion eines strukturierten MikroBereichs,

Fig» 37 schematisch einen Querschnitt eines kugelförmigen Schnell -Lauf rohr s und eines strukturierten Mikro-Bereichs ,

Fig. 38 schematisch den Querschnitt eines zylindrischen Schnell-Laufrohrs und eines strukturierten Mikro-Bereichs ,

Im Mittelpunkt des bevorzugten Ausi'ührungsbeispiels 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)relativistischer Elektronenstrahlen in thermische bzw. gerichtete Plasmaenergie ist nichtklassisch, weshalb die Festigkeit des nichtlinearen Zustande der Mikroinstabilitäten von einer großen Anzahl von Faktoren abhängt. Die charakteristische ungleichförmige Energieabgabe (Energien! eder schlag) 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

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Strahlelektronen auf ,nichtrelativistische Elektronen in dem Plasma übertragen wird, erfordert die Konservie-

irung oder Bewahrung von Energie und Moment , daß die Wechselwirkung einen örtlichen axialen Strom in dom Plasma sowohl erwärmt, als auch antreibt (ansteuert). Der angesteuerte axiale Strom erzeugt wiederum ein azimutales 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 Wärmestrom zur Achse der Vorrichtung. Bei dieser Ausbildung wird das Kilovolt-Plasma zum Ansteuern einer Hierarchie von Trägheitskraft-Einschließungsvorrichtungen gemäß der Erfindung verwendet.

Eine frühere Theorie von R.V.Lovelace und R.N. Sudan in Phys.Rev.Letter, 27 (197D 1256, zeigte, daß die Widerstandsheizung gemäß dem Verfahren (b) ein sehr wirksames Verfahrenfür Strahlen mit V / f- J> 1 ist. Wie oben ausgeführt, ist V /γ- ein Maß der Strahl-. Eigenniagnetfeldenergie zur Strahl-Teilchenenergie. Mit N = Liniendichte der Strahlelektronen und r = klassischer Elektronenradius ergibt sich V = Nr für einen festen bzw. vollen

Strahl konstanter Dichte. Der relativistische Faktor

2 -1/2
Ύ = (1 - ß )~ und R = v/c stehen daher mit der Strahlgeschwinddgkeit ν und der Lichtgeschwindigkeit c in lJüzi,ohurig. Die Grundidee hinter der anormalen Widerstandsheizung ist,- daß ein Strahl mit·¹*/ \[~ ^ 1 sich nicht ausbreiten kann, da dessen Eigen magnetfeldenergie seine Teilchenenergie überschreitet. Wenn jedoch ein derartiger

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Strahl in ein Plasma injiziert wird, neutralisiert es diese charakteristische große Ei_genmagnetf eldenergie durch Induzieren eines Plasma-Rückstroms. Die Beziehung zwischen dem Plasma und der Strahlart im Geschwindigkeitsraum für einen magnetisch neutralisierten Strahl ist in Fig. h dargestellt. Aufgrund der relativen Drift (Laufzeit) zwischen den Plasmaelektronen und dun Ionenarten werden ionenakustische und/oder Ionenzyklotron-Wellen erzeugt, wie das in Fig. 4 durch die Strichlinie dargestellt ist. Von einer solchen Mikrοturbulenz ist es bekannt, daß sie sich selbst als anormaler Widerstand zeigt. Daher wird das Plasma mit einer Geschwindigkeit von

dW ^_n

dt ⁼l ^Jp · ⁽¹⁾

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 Plasmaelektronen 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 Strahl elektronen und don Plasmaelektrotien. Optimior-t nehmen diese Instabilitäten die Form von Elektronenbündelungen bei einer Wellenlänge von

Λ 3 (1-4) [lO^2O/n_e(cm³ )] ^1/2 um (2) und einer Frequenz von

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--20 -

(cm"³)/10¹⁶J ^1/2 THz, (3)

ein. mit η = Plasma-Elektronendichte. Die charakteristische ' e

Beziehxing zwischen dem Plasma und den Strahlarten für die optimierte Relaxationsheizung ist in Fig. 5 dargestellt. Örtlich kann der Nutz- oder Gesamtstrom I , in

net

dem Strahlkanal den 'Striahlstrom I, überschre.iteny im Gegensatz zum magnetisch neutralisierten Strahl; bei dem I . = innertuilb des Strahlkanals. Wie ausgeführt, ist diese Strommultiplizierung eine Folge der Momentbewahrung 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 Uberhybrid-Instabilitäten gemäß Fig. 5jUin örtlich ein kleines Volumen von Plasma in Form eines Kreisrings auf Kilovolt-Temperaturen zu erwärmen (zu erhitzen).

Im wesentlichen werden

die Instabilitäten durch die relative Drift zwischen den relativi attischen Strahleloktrcmen und den Target-Plasniuelolcfcronen 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.

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Bei früheren Untersuchungen trat die Strahltemperatur längs einer 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 wird,(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 3MeV' 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.

Die charakteristische ungleichförmige Energieabgabe der kollektiven Wechselwirkung, d.h., der Zweistrom- und der Überhybrid-Instabilitäten längs der Pichtung der Strahlausbreitung, ist in Fig. 6 dargestellt. Eine Bindim_ensionale Wechselwirkung ist durch die Voll*.inie dargestellt, während die Str Lchli rii <: eine zvKiidim.ensionnlo 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 Plasmavolumen. Die anfängliche Abgabe der Strahlenergie erfolgt in Plasmaelektronen, was abhängig von den Parametern der Vorrichtung zur Folge hat (l) Wärmeleitung, die vorteilhaft zum Erreichen

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- grs -

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

Der potentielle Wirkungsgrad der Energieabgabe mittels eines relativistischen Strahls in ein dichtes Plasma über den Mechanismus voji 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 0( der Abgabe durch strömende Instabilitäten sich ändert gemäß:

Oi = £ S [ 1 - exp C-£S/F)3 /(I +χS) (4).

mit S = (3 f (iL/2n ) ' -'als Festigkeits- bzw. Stärkeparameter, .

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

n, - Strahldichte,

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 Strahlspannung (^**) erhöht wird, oder die Folienfunktion (F) verringert wird, durch Verringern des wirksamen Z oder der Dicke der FoIIe₇ der Faktor exp (- y S/F) sich an Null annähert, derart, daß der Wirkungs-

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- 25 -

grad direkt proportional zu ^S/(1+^S) ansteigt. Daher ist der Kopplungswirkungsgrad für hochdichte Plasmatargets groß, wenn Hochspannungsstrahlen verwendet werden. Darüber hinaus können diese Kopplungswirkungsgrade mit nur geringer oder 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 Elektronenstrahlstreuung durchdrängen. Daher erreichen Strahlen mit V> /ψ ^ 1 viel höhere Kopplungswirkungsgrade über die strömenden Instabilitäten, als Strahlen mit \) / V-^ 1, die zu verwenden sind, um den Widerstandsheizungs-Mechanismus zu optimieren, wenn hochdichte Plasmatargets verwendet werden.

Fig. 8 zeigt die Ergebnisse eines zusätzliches Experiments, das die Ausbreitungssirecke in einem hochdichten Plasma mit unterschiedlichen Foliendicken und Anoden/Kathoden-Spalt abständen zeigt. Bei diesem Experiment wurde ein 7-MeV-Strahl in ein kj cm langes H -Gas-Target mit O,k Torr injiziert. Kein externes Magnetfeld war vorhanden. Die zu einem Kalorimeter übertragene Strahlenergie, das k3 cm von der Anodenfolie entfernt war, wurde abhängig von dem Anoden/Kathoden-Spaltabstand und der Anodenfoliendicke gemessen. Anodenfolien mit 25,^ A^m Kap ton und mit 25 , Ί Ia m, · 76 , 2 /» tn, 127,OiUm bzw. 3O'l,8 L in Titan wurden verwendet. Fig. 8 zeigt eine strenge exparimentelle 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

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wurde, und zeigten geringe oder garkeine Beschädigung, wenn die dickeren Titan-Folien verwendet wurden. Es wurde weiter Testgestellt, 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, während 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 bei der Kapton-Folie, während der klassische Bereich für ein 7-MeV-Elektron in dem

k H_o-Gas mit 0,4 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 ^= (1- (i ²)'¹'² _/der Strahlteilchendichte n. und der Plasma-Elektronenteilchendichte η ergibt eich durch den Festigkeitsparameter S = /·» f

^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 Stärke von S abhängt. Insbesondere ergibt sich, wenn ein Elektron einer Geschwindigkeitsänderung d"ß - S v/c unterliegt, dessen Energieänderung zuf^ = γ^J fl <T|3 /(1+^ fl S"|i ). Für die strömenden Instabilitäten ergibt sich die charakteristische Änderung der Geschwindigkeit, die während des Bündeins-auftritt zu <Γ(* = ?" ~ ^1(τΗ/^2η _β' ^

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Daraus folgt:

S S/(i + S) (5),

was in der Größenordnung von Eins liegen kann._ Eine ausführlichere eindimensionale Analyse zeigt, daß nicht alle Strahlelektroden kohärent während des Bündelungsprozesses wirken, da deren einzelnes Anaprechverhalten mit der Energie schwankt. Grundsätzlich beruht dies auf Phasenm:schung. Mit O< = Kopplungskoeffizient ergibt sich aus der eindim^ensionalen Analyse:

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

wobei sich bei S = 0,^5 ein Maximalwert mit Οζ ^ 0,19 ergibt. Es wird angenommen, daß dieser ziemlich hohe optimale Wirkungsgrad für eine eindimensionale Analyse der maximale Wirkungsgrad ist, der im überwiegenden Bereich der Plasmaphysik erreicht werden kann.

In Wirklichkeit ist die Annahme, daß der nichtlineare Zustand eindim_ensional ist, wie das durch die Volllinie Ln Fig. i) 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. Ua der relcitivistische Elektronenstrahl sich bezüglich sowohl Energie, als auch Winkel stark beruhigt (relax) ist es notwendig, eine in sich selbst widerspruchsfreie zweidim.ensionale vollständig relativistische nichtlineare Berechnung durchzuführen, um den Kopplungskoeffizienten zu bestimmen. Eine derartige Berechnung kann lediglich unter Verwendung fortschrittlicher Teilchencode-Techmken durchgeführt werden. 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 verschiedener Parameter für optimale Wechselwirkungen be-

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stimmt (vergleiche Lester E.Thode, "Preliminary Imrestigation of Anomalous Relativistic Electron Beam 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 WinkelitLaxation des Strahls überwunden werden und erscheint ein optimaler Kopplungswirkungsgrad möglich von .

"optimal «

Die Faktoren, die den Kopplungskoeffizienten beeinflussen, weisen auf:

1. Relativistischer Paktor des Strahls,

2. Strahl-Teilchendichte, * 3· Plasma-Teilchendichte,

^lk. Strahltemperatur längs einer Stromlinie (-geraden),

5. Larmorradius-Effekte aufgrund einer radial abhängigen geordneten Querbewegung,

6. Wellenlänge der Instabilität bezüglich der radialen Große des Strahls und des Plasmas,

7. radiale Plasmagradienten,

8. extern angelegte Magnetfeidstärke,

9. Plasmatemperatur,

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

11. Ionisationszustand des Plasmas und Ionisationsgradienten,

12. Hydrodynamische Gradienten des Plasmas,

13. Strahl-Pinchen aufgrund von Stromyervielfachung, lk. Vormodulation und

15- Zeitabhängigkeit der Elektronenstrahleistung.

Es wurde festgestellt, daß die Zufallsbewegung der Elektronen oder die Temperatur längs einer Stromlinie und die Wellenlänge der Instabilitäten bezüglich der radialen Größe des Plasmas primär die Möglichkeit der Wechselwir-

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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-IOOO 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 Zufallsbewegung bei der Erfindung vernachlässigbar.

Eine möglicherweise ernsthaftere Quelle von Zufallsbewegung ist die Elektronenemission von dem Kathodenschaft- oder -kugel und dem nichtvorhandenen Strnhlgleichgewicht an der Emissionsfläche. Jedoch kann durch geeignetes Formen der Kathoden- und Anodenflachen 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 können. Dieser Bruchteil ist bestimmt zu:

4i ₌ t . _eXp (-VS/F) (8).

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

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das Erhöhen von 0* und das Veri'itigern 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 Koppluiigswirkiingsgrad bezüglich d-ein eingeschlossenen Target-Plasma beibehalten.

Es wurde ganz allgemein ausgeführt, daß die Querbewegung, 'die den Eigen feldern des Strahls zugeordnet ist , eine wirksame Temperatur aufweist. Wenn kein externes Magnetfeld vorhanden 1st, 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 NLederschlagungs- bzw. Abgabel.ängt!. Daher köniiuti llochspanriungs-Strahlen mit niedrigen V /y- in fokussi orter Strömungsausbildung stark mit einem Plasma in Wechselwirkung treten, unter der Voraussetzung, daß das Plasma an der Anodenfolie beginnt und daß JL 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 .ensional und ist, wenn sie einmal ausgelöst ist, außerordentlich schwierig abzuschwächen. Die Bildung Von hydrodynamischen Gradienten des Plasmas und das Strahl-Pincheri aufgrund der Stromvervielf achurig ergibt eine sich zeitabhängig ändernde momentane Niederschlagungsoder Abgaberc'ite. Eine solche Zeitänderung ist jedoch nicht monoton.

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

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kann, beträgt:

mit W = Frequenz des Target-Plasmas,

c = Lichtgeschwindigkeit.
Dies liegt um Größenordnungen kleiner, als der klassisch« Bereich der Megavolt-Elektronen Ln einem dichten Plasma

17 20 - 3
mit 10 -10 cm . Wenn beispielsweise n. (^* ) ausgehend von· eiiier eindinuensionalen relativistischen Foliendiode bestimmt ist, ergibt sich (vergleiche H.R.Jory, A.W. Trivelpiece, J.Appl. Phys. Ίθ (I9G9) 392't)

L_n=P(^) (d²/M)^1/3cm (10),

mit d = Dioden-Spaltabstand,

M = Adiabates Kompressionsverhältnis.

Der dinuensionalosir Parameter Γ* ( «J** ) ist für gegebene Werte der P lasma-El ekt lonortd i cli to n_s in Fig. K) tiargestellt. Da sich Wellen aufgrund von Pauschen 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 Überhybrid-Instabilitäten, ist in Fig. 6 für sowohl eindim_ensionale als auch zweidira^-erisionale Wechselwirkungen dargestellt. Gemäß der Erfindung wird diese ungleichförmige Niederschlagiings- bzw. Abgabeeigenschaft verwendet zur Konzentration von in das Plasma von dem relativistischen Elektronenstrahl abgegebener Energie, im Gegensatz zu früheren Versuchen, bei denen Energie durcli Expansion in ein viel größeres Plasmavolumen ihren explosiven Charakter ausbreiten konnte.

Zwei grundsätzliche Lösungswege zur Verwendung eines von einem relativistischen Elektronenstrahl angesteuerten l'lasmas hoher En erg iod ich to zur Erzeugung von Strahlung von Neutronen und/oder Alphateilchen sind möglich.

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Der orate Lösungsweg ist eine direkte Verwendung des Plasmas als Quelle tiuxh Einschließen dessen Energie über eine ausreichende Zeitdauer (vergleiche US-Patentanmeldung 882, O2'l des Anmelders ) .Gemäß diesem Lösungsweg dringt ein voller relativistischer Elektronenstrahl in einen,

3 3

gasgefüllten Dehälter mit 3 cm bis 50 cm ein und überträgt einen IVruchfceil seiner Energie und seines Momentes CJnipu J .sos) auf das eingeschlossene Gas. Die Konservierung der Energie und des Momentes erfordert, daß der Strahl sowohl das Plasma erwärmt, als - auch" einen großen axialen Plasmastrom ansteuert. Das Vorhandensein des großen axialen Stroms löst seinerseits eine zusätzliche Plasma-lonenerwärmmig und Einschließung aus. Diese Ausbildung ist ähnlich einem dichtem Z-Pinch. IJeL 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 Gleichverteilungszeit 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 hochenergetische dichte Plasma als Quelle verwendet.

Gemäß der Erfindung wird ein ringförmiger relativistischer Elektronenstrahl zum Eindringen in einen gasgefüllten UohäLter mit '} cm bis ^O ein und zum Übertragen eines Bruchteils seiner Energie und seines Momentes in das eingeschlossene Gas verwendet. Wieder erreicht die Er-

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ha] Lung von Energie und Moment, daß der Strahl sowohl, das Plasma erwärmt, als auch einen großen axialen Plasma strom ansteuert. Ua das erwärmte Plasma ringförmig ist, führt der große axiale Strom zu einem gerichteten Wiirmestrnm in Richtung auf das Innere des ringförmigen Bereichs, in dem ein Schnei1-Laufrohr angeordnet ist, das

ff V

überwältigt wird und nach innen gesteuert wird durch heilJe Elektronen zum Imp Lo-

dieren eines strukturierten Mikrobereichs. Has Sch_nell-Laufrohr wirkt als Leistungsvervielfacher, der zylindrisch, sphärisch (kugelförmig) oder ellipsoid ist. Durch lCi.ns teil en der Elcktronetiurwünnungsrate und der Pl a »mad i elite kann das Laufrohr entweder durch Abschmelzen (Ablation) oder durch eine explodierende Ausstoßvorrichtung (Schieber) ange steuert werden zum Implodieren des strukturierten Mikrobereichs= 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 Pl asma.s holier linorgiedi elite zum Ansteuern von Leistungsvervielf achungsumvrandlungsvorrichtungen ist in Fig. 12 dargestellt.

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Zahlreiche Änderungen und Weiterbildungen der Ausbildimy.«- formori gemäß den Fig. 11 und 12 sind möglich. UeiapirlM-weise erfordern verschiedene Anwendungsfälle des Grundprinzips nicht die Verwendung von Kammern 52 bzw.94 für Gas niedriger Dichte, von Modulatoren 38» -8Ό, von Laufzeitrühren und Adiabaten Kompressoren 36,78 oder von Mehrspalt-Beschleunigern 32,7'*· Mit fortschreitender Technologie bezüglich relativistischer Elektronenstrahlen können externe Magnetfeldquellen 7Ο|11Ο» Vorionisierer 62', 6Ί , 104, IO6 und Fenster 5*1,60,96,102 weggelassen werden. Mit ringförmigen Strahlen sind Mehrstrahlsysteme möglich, wie das in den Fig. I3-I5 erläutert ist. Für Mehrstrahlsysteme überlappen sich die Energieabgabebereiche nicht, wodurch solche Systeme größere Leistungsvervielfachungsvorrichtungen ansteuern körinen.

Zur Durchführung der Erfindung ist aus den oben erwähnten Gründen ein dichter relativistischer Elektronenstrahl mit hoher Spannung und hoher Strom erforderlich. Derzeit werden eine _t,Anzahl von Generatoren hohe;r Impedanz verwendet, nämlich die Typen PI 23-100, PI 15-90, PI 1Ί-80 und PI 9-5Oj die in Fig. l6 schematisch dargestellt sind. PI bezieht sich dabei auf die "Physics International Company, wobei die erste Zahl den Durchmesser des Blumlein in Fuß und die zweite Zahl die Anzahl der Stufen des Marx-Generators wiedergeben. Wie in Fig. l6 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. I3eisp Lelsweise wurde der PI l'l-80 vor kurzem entwickelt und in acht Monaten gebaut. Wie in Fig. 17 dargestellt, sind die Technologiekosten relativ günstig. Derzeitige Generatoren erzeugen einen Elektronenstrahl mit 16-20 MeV und 4θΟ-8θΟ kA mit einer Impulsbreite von etwa 100 ns. Der elektrischeGesamtwirkungsgrad eines solchen Generators liegt etwa bei 4O-'l5 %. Wenn die in

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

Wie in Fig. l8 dargestellt, bestehen Generatoren hoher Impedanz aus fünf Grundkomponenteri. Ein Gleichstromladesystem 1.16 wird zum Laden eines Marx-Generators 1 lO verwendet, der die wesentliche Energiespeicherkomponente darstellt. Der Marx-Generator 1l8 besteht aus einer großen Anzahl von Stufen, die parallel geladen und seriell unter Verwendung von Entladestreckenschaltern entladen werden. Fig. 19 zeigt schematisch das elektrische Äquivalent einer Marx-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 II8 wird dann zum Laden eines Blumlein 120 verwendet, wie das schematisch in Fig. 20 dargestellt ist. Ein Blumlein 120 besteht im wesentlichen aus zwei koaxialen Übertragungsleitungen 130,131 in Reihe mit der Diodenimpedanz 13^ Z , Körperlich tritt ein Blumlein als dreiTconzentrische ringförmige Leiter auf. Diese gefaltete Ausbildung wird zum Verringern der räumlichen Abmessungen des 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 tiineni Impuls, der sich zur Diode 13** ausbreitet. Wenn der Impuls auf die Impedahzdiskontinuitat (Z ) der Diode 13^ trifft, tritt eine Spannung über der Diode 13^ auf. Im Gegensatz zur kurzgeschlossenen Übertragungsleitung die eine Impedanz Z_T besitzt, ist die Übertragungsleitung I30 mit der Impedanz Z_Q offen. Daher "tritt für eine geeignet angepaßte Ausbildung (Z„ = Z_T = Z_/2) eine Span-

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nurig entsprechend dter Lade spannung am inneren oder. Mitfcelleiter 132 über der Diode* Ι3Ί: während einer Periode auf, die das Doppelte der Ausbreitungszeit längs irgendeiner der iJbertragungsleitungen 130 oder I3I ist. Die Drossel I3Ö bzw. der Induktor erscheint während der Blumlein-Entladung als offene Schaltung. Für hohe Spannungen verwendet der Blumlein 120 Transformatorenöl als Di eLek.trik.uin.

Aufgrund der körperlichen Ausbildung des Blumlein 120 ist es schwierig,' die Übertragungsleitungen I30 und I3I so auszubilden, daß Z₁- = Ζ~. Folglich tritt typisch eine sehr kleine, jedoch nicht vernachlässigbare Spannung über der Diode 13k während der Aufladung des Blumlein auf aufgrund von Streukapazitäten und Induktivitäten, was als Vorimpuls bzw. Überschwingen bezeichnet wird. Im Bezug auf einen geeigneten bzw. richtigen Betrieb einer Diode hohter Stromdichte muß dieser Vorimpuls unterdrückt werden. Ein wesentlicher Fortschritt wurde in den letzten Jahren bezüglich der VorimpUlsunterdrückung erreicht. Durch die Verwendung von Vorimpulsschaltern 122 zusammen mit einer sorgfältigen Ausbildung des Zufuhr- und Diodenbereichs konnte.ein Vorimpuls von weniger als 50 kV für eine Blumlein-Ladung von 9 MV gezeigt werden. Mit diesem Fortschritt bei der Vorimpulsunterdrückung wurden Strahlteilchendichten über 10 Elektronen/cm bei einer fokussierten Stromausbildung erreicht. Vor kurzem wurde jedoch, eine Technik entwickelt, die Wasser als Dielektrikum statt Öl bei einer Ulumlein-Anordnung verwendet (Maxwel I Laboratories, San Diego, Kalifornien USA); bei der die Vorimpuls spannung auf wemger als 1 kV für Multi-Megavoltstrahlen verringert worden ist. Diese bei dieser Ausführungsform erreichte sehr niedrige Vorimpulsspannung scheint die beste Ausführungsform zu ermöglichen.

Die letzte Komponente ist die Diode 12 4t, die entweder eine Folie aufweisen oder folienlos sein kann. Folien-

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dioden haben leider einen sehr schnellen Impedanzdurch-

2 bruch, wenn die Stromdichte 20 kA/cin überschreitet. Pie Physik dieser Erscheinung wurde jedoch noch nicht syste-

2 matisch untersucht und Stromdichten bis zu 100 kA/cin nollteii mittels vcrbusacrter Vukuumnysteme erreicht wordt-n.

Folienlose Dioden sind natürlich für das

Ausführungsbeispiel der Erfindung

geeignet, da ringförmige Strahlen sehr leicht bei hohen Stromdichten erzeugbar sind. Jedoch kann die Betriebsweise und die Strömungscharakteristik solcher Dioden erheblich verbessert werden (vergleiche zum Potential folienloser Dioden: Lester E. Thode, "A Proposal for Study of Vacuum Adiabatic Compression of a Relativistic Electron Deam Generated by a Foilless Diode," in Los Alamos Scientific Report LA-7169-D.

Gepulste IIochstrora-Elektroiienstrahlen mit einer Teilchenenergie, die 20 MeV überschreitet,sind mittels eines Mehrspalt-Beschleunigers erzeugbar , wie das schematisch in Fig. 21 dargestellt ist. Der Mehrspalt-Beschleuniger ist dem Grunde nach ein Linearbeschleuniger mit radialen Übertragungsleitungen oder Blumleins, die Energie den lleschleun i gungsspa 1 ton l'l6 zuführen. Kudiale Leitungen l'iO 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 $ pro abgegebenem 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 \kk für einen derartigen Beschleuniger kann der Hochstrom-Elektronenstrahlgenerator,der weiter unten erläutert wird, sein, oder die erste Beschleunigungsstufe des Beschleunigers. Die Herstellung solcher Beschleu-

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

GemälJ den Fig. 11 und 12 breiten sich din- relativistischen Kiektronenatrahlen 3'l bzw. 7L· Längs dei· Vakuum-Laufzejtröhre und des Adiabaten Kompressors 36 bzw. 78 zu den Modulatoren 38 bzw. 80 aus. Externe solen oidförmige Magnetfeldquellen ^0,82 erzeugen ein Magnetfeld in dem Generatordioden-,dem Beschleuniger-,dem Laufzeitröhren- und dem Modulatorbereich, um einen Larainax-strom-Strahlausgleich sicherzustellen. In den Vakuum-Laufzeitröhren 3b ί 78 kann die Stärke des externen Magnetfeldes längs der Richtung der Strahlausbreitung erhöht werden, zur Erzeugung einer adiabaten Strahlkompression. Maßvolle Kompressionsverhältnisse können den Strahlradius um einen Faktor von 2-3 verringern, wobei ein laminarer Stromausgleich beibehalten wird, unter der Voraussetzung, dciß die Kompression im Vakuum durchgeführt wird. Vakuumsysteme k2 bzw. 8Λ halten das erforderliche Vakuum aufrecht.

Modulatoren 38 bzw. 80 bilden einen Innenabschnitt der Vakuum-Laufzeitröhren 36,78 und bestehen aus einer periodischen Struktur oder einer Di elektrikum-S^lfiicht längs dor Strahlausbrt;itungsrichtung. 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 Phasengeschwindigkeit der Instabilität -j_m 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-

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- rf -

rate <Γ / CJ _ und die charakteristische Änderung der Sti-^!hlgeschwindigkeit Sß= 2( fi- co /kc) für die strömende Insta bilität als Funktion der Welleiizahl k = 2 TT / Λ in Fig. Vl dargestellt. <L> / k ist dabei die Phaseiigeschwindi gkeit, die dem elektrostatischen Spektrum zugeordnet ist, und v ist die Anfangs-Strahlgeschwindigkei. t. Die Anstiegsrale ist bezüglich der Plasmafrequenz 6l _p normalisiert. Für einen unmodulierten Strahl ist die nichtlineare Entwicklung der strömenden Instabilität durch die am schnellsten ansteigende Welle bestimmt, die bei diesem Beispiel bei kv/ CJ _p = 1,1 auftritt. Der Strahlenergieverlust ist bestimmt durch

<fy/y- = JU²Jl rp( unmoduliert )/£ 1 + jf²Ä <φ( unmoduliert)] (11), wie das oben erläutert ist.

Durch Verbessern des Rauschpegels bei einer Wellenlänge und einer Phasengeschwindigkeit, die etwas kürzer und etwas niedriger ist, als die am schnellsten ansteigende Welle ergibt sich der Strahlenergieverlust durch.. £[& (moduliert) gemäß Fig. 22. Der Kopplungswirkungsgrad wird dadurch erhöht auf:

= T /P JJ* (moduliert)/[ 1 + f ²P Sß (moduliert)] (12),

mity = 1,0 - 1,3 aufgrund einer Analyse der modulierten Wechselwirkung. Physikalisch gesehen führt die Modulation zu einem verbesserten Festigkeitsparameter (v S). Die Modulation verringert auch die Wirkung der Folienstreuung und der Kollisionen aufgrund der Wechselwirkung.

Die Gaskammern 52,5^ für Gas niedriger Dichte erreichen eine Isolation zwischen den austauschbaren Behältern 66 bzw. 108 für das Target-Plasma und den Modulatoren 3ß bzw. 80, den laufzeitrährei und adiabaten Kompressoren 36 bzw. 78» den Beschleunigern 32 bzw. 7^ und den Generatoren 30 bzw. 72 bei den Ausführungsformen gemäß den Fig. 11 bzw. 12. Die Elektronendichte in den ionisierten

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niedi-igdichten Piasinakanälen Ί6 bzw. 88 " liegt" typisch nahe der relativisti sclieri Blektronenstrahldichte, während in den Target-Plasmen 68 bzw. 112 die Elektronendichte um vier bis sechs Größenordnungen über der Strahldichte liegt. Die hiederdichten Gase 50-bzw. 92 enthalten entweder U₀₁He₁Ar₁N , oder Restgase, die einem vorhergehenden Betrieb des Systems zuzuordnen sind.

Folien kk bzw. 86 erreichen eine Isolation zwischen den Vakuum-Modulatoren 38 bzw. 80 und den niederdichten Plasraakanälen kG bzw. 88 und wandeln einen kleinen Bruchteil 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 Kunststoff erreicht, wie Mylar (C^₀ Ho 0.), Kapton (C„_o H₁- N 0_c) oder Polykarbonat. Eine Schicht aus einem mit Hoch-Z-Atomen imprägnierten Kunststoff, ein Hoch-Z-Drahtschirm feiner Maschenweite mit sehr hoher optischer Durchlässigkeit oder eine sich öffnende Hoch-" Z-Schicht kann zum Erreichen der Bremsstrahlung verwendet werden. Auf diese Weise erzeugte Bremsstrahlung unterstützt bei - der Erzeugung von niederdichten Plasmakanälen Ί6,88 zwecks Strahlausbreitung durch die niederdichten Gase 50192.· Mit fortschreitender Technologie bezüglich relativistischer Elektronenstrahlen können die Folien V¹» kG zu Gunsten eines starken differentiellen Pumpens der Modulatorbereiche 38 und 8O beseitigt werden.

Folien kQ bzw. 90 erreichen eine Isolation zwischen dem niederdichten Plasmakanal Ί6 und dem dichten Target-Plasma und sind in einer Weise ähnlich den Folien kk. b zw. 86 ausgebildet. Die Folien kB bzw. 90 wirken auch zum Auslösen der kollektiven Wechselwirkung und zum Erzeugen der Brens strahlung zur partiellen Ionisation des dichten Plasma-Targets zur Unterstützung oder zum Ersetzen

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dor Vorionisierer 62,6'i bzw. 10'i,106.

In den ionisierten niederdichten Plnsmakamilen '»6,Ί8 (Kanäle niederdichten Plasmas) und in dem Target-Plasma sind die Eigenfelder des Strahls überbrückt bzw. kurzgeschlossen, so daß ein externes-.MagnetfeId nicht erforderlich ist, um einen Strahlausgleich (Strahlg.l oichgewicht) zu erreichen. Daher kann der Strahl, ballistisch durch die ni ederd i eilten PlasmakaiiHle Ί6 , Ί8 zum Plannia-Turgot geführt werden. Jedoch wird der Uesum!,wirkungsgrad 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 Plasmakanäle Ί6 bzw. 88.

Vorionisierer 62, 6Ί bzw. 10^,106 erreichen eine vollständige Ionisation der Target-Plasmen 68 bzw. 112. Eine beliebige Zahl von orri chturigen zum Erzeugen eines vollionisierten Gases,wie Entladungsrohren, kanalbildendc Drähte, verschiedene Laser einschließlich von Elektronenstrahlen angesteuerte freie Elektronen-Laser, Plasmakanonen, Mikrowellengeneratoren oder niederenergetische Teilchenstrahlen können verwendet werden. Der Laser ist jedoch die beste Einrichtung zum Erzeugen eines vollionisierten Niedertemperatur-Plasraaa im Dichtebereich

17 20 3

von 10 -10 Elektronen/cm .

n<!i' einem I.nser- Vor i on i η i rrer .sinil Fen.Mtnr i'l-iiO hv.w. 'j()-H)'J, /ihm Saphir , Salz, oder einem anderen geeigneten Material in den niederdichten Gaskammern 52 bzw. tyk und den Target-Plasma-Dehältern 66 bzw. 1θ8 vorgesehen.

1H 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 I*.

und 0,2 IcJ - 10 kJ oder können mehrere kleinere HF-Laser als Vorionisierer 62,64 bzw. 10^,106 verwendet werden.

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Ein. CO -Laser mit 0,1 JUs - 2,0 Us und 0,2 kJ - 3 kJ oder mehrere kleinere C0_Q-Laser sind geeignet für vollständig, ionisierte Gase mit Dichten unter 8 χ 10 Elektronen/cm

Die Kombination der an den Folien Ί8 bzw. 90 erzeugten Bretns.strahlung. der Tonisation durch direkten Aufprall durch den Strahl, der Lawinenbildung und der anfänglichen kollektiven Wechselwirkung ist in der Lage, das Target-Plasma vollständig zu ionisieren. Die Strahlanforderung.en sind jedoch strenger, wenn der relativistische Strahl sowohl Ionisierung als auch Erwärmen des Target-Plasmas erreicht. Die Verwendung von Vbrionisierern 62,64 bzw. 10(t.,. 106 verringert daher die Anforderungen an die Technologie des relativistischen. Elektronenstrahls.

Der anormale Pinch (vergleiche US-Patentanmeldung 882 02*0 (vergleiche Fig. 11) ist die einfachste Betriebsart und erreicht eine Basis für* die Verwendung der Schnell-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

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 Deuteriumstrahl verwendet werden, der mittels der sich schnell entwickelnden Technologie von Leistungsimpuls-Lei ch tionenstrahlen erzeugt wird. Bei Arbeiten mit einer Plasmadichte von etwa 10 Elektronen/cm kann die Plasma-Elektronentemperatur ausreichend erhöht werden, um den Querschnitt für die Deuteriumstrahl-Energieabsorption durch Target-Plasmaelektronen zu verringern. Daher ist die Wahrscheinlichkeit des Überlebens von eingefangenen bzw. lokalisierten energetischen Deuteriumionen wesentlich verbessert zum Erreichen einer Fusion mit den Plasma-Deuterium und -Tritium. Obwohl dieses Zweikomponentenl'rinzip alt i «t, können stärke Neutroiienimpulse unter Vor-

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La

vrendüng derzeitiger' Leistungsimpulstechnologien erzeugt

werden. ' , . ■

Darüber hinaus kann ein Mittel-Z-Gas oder eine Mischung aus U^ und ' IIoch-Z-Gas mit einer Elektronendichte von 10 ' - 10 ⁷ cm ^J als das Target-Plasma 68 der Vorrichtung gemäß Fig. 11 verwendet werden, um Strahlung zu erzeugen. In der Strahlungs-Betriebsart werden Beryllium-Fenster in dem Target-Plasmabehälter 66 verwendet und ist die Kammer 52 für niederdichtes Gas beseitigt. Eine solche abstimmbare Strahlungsquelle ist für eine Vielfalt 'von Anwendungsfällen geeignet.

Die Vorrichtung gemäß Fig. 11 arbeitet durch Zuführen des relativistischen Elektronenstrahls Jk zur Kammer 52 niederdichten Gases derart, daß der Strahl "}k die Folie Ί8 mit vernachlässigbarera Streuen durchsetzt und einen konvektiven Wellenaristieg 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 Moden-Uberlagern. Tatsächlich wirkt dieses nichtlineare Moden-Überlagern während der gesamten Wechselwirkung und hält den Pegel der elektrischen Feldenergie relativ niedrig im Vergleich zur vom Strahl zum Plasma übertragenen Energie. Das Vorhandensein der Folie *t8 stellt daher sicher, daß die Strahlenergie an einer bestimmten Stelle innerhalb des Target-Plasmabehälters 66 abgegeben wird, im Gegensatz zu einer aufstromseitigen Bewegung.

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

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steiierurig -teiltes; ebcxälen Sltiroms fii
Das Vorharideji:S:e.dri-\de;s: axial ei
Piasmaenergie^iiinschliiefiurig !durch fddeOEr-zeuguing e/iries;»'!', hii 5.-? azimutalen Mägne^f esLae's ähnlicn "einienr Z-iPJäiGbliau:s;;fHn>ter · j j*', ί Berücksichtigung ieiriies ei-höhteri ii^riepencIJnuclkes.-iaufcgruadr.'ri '■■ ί t des riichtohmisehen Verfahrens wird eine Ausgleichs-Pincn*- Ausbildung gebildet*"Äi-t Strömen iim"; täüi.ti-Meg^ampeyr^erTeimern f. *': Unter aeutliicher. · Verringerung der iWäririeiedstuiigsvörluste.i > i; ^?;." Bezüglictv- des t^iscneriklässisciieri "iZ-iP-i-nch'-'-ierf-o.d^g.fei.-di'e! ν; -? ·. . Erzeügurig eines .anofmateri ?:Piri:eh^; weaeritiicK jsehicelleriv;.;. .'; ■:.■.L

t'ür exiieri vollen reiativistiöenen; EleictrorienstKäliif. wie ;r; :^:" er scheinaxiseh xrt Figv 11 dargestellt*-ist ^ ist das ^anormal ·■;.; erzeugte azimutale i^ögnetfelä I50^ üridi die .erwärmte1 Hlasma-ri : * Saiiie ^li8 iri Fxg.' 2> d*argesteilt?I ^^ Diei äxiäief jUngieiciri:oi;inug-^v' iceit der azimutalen Magnettkldstarfee de'siäzimiitälerifMagrf .; f ;; rietfeiues i5Ö ist ahriiich· der Eriergieäbfgäbe gertiälJfc Fxgi v6 i * ΐ χΊ Der pirimäfe Eriergiev'eriiist von .dem, anormalen Pinch-ist-ii -r·, dürcK Pfeile dargesteiit. Das Vorhandensein eines externen .r axialen tiagrietfeldes urid die Nähe der radialen Wand erreichen zusammen einen stabilen Betrieb. - ~: :^; ;*κ i" £" . ■* : i

Fig. 24 ist: einö senematische ■ Darstellung ΐder' in^! Fig *v:-ii^-.-.-:i·,^ sciiemätisch; darg'esteilten Äriordriürig gemäß dei? US-^Patent^ ■ .-·ιΛ'.. ariirieidurig 882 . Ö2A zur Erzeügürig eines ariörmäieri PiricJi. -. -: . ?'-' Wxe dargestellt{erzeugt eiri Generator- 15^ |ür einfin .: ,= ; : relativistischen Elektronenstrahl* eineri vollen^ reläti- .- *; jvistischeh Elektrorieristrahl 15^ί der sich durch die Vakuumröhre urid. den adiabaten; Komp'ressör I56 und den " -\i' benachbarten Möduia'to'r 158 ausbreitet. Der reiativiistischeil·-: Eiektroriehstränl l5't · durchdringt darin die Folie 1601 tritt I durcti den Karial'Ϊ62 riiederd'ichteri Piasmas,: durchdringt:----_' . die Folie. l64 urid-überträgt in ähorrtialer Weise einen -:. ;_. Bruchteil seiner Energie und seines Momentes bzw. '!in- J ^!. * pulses auf das 'rärget-Pläsma I70 zur Erzeugung des anor-λ ;" malen Pinch," wie das iri Fig. 23 dargestellt ist. Feilster

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BAD ORIGIMAL

/ aO17126

-JKJ-

172 und 174 ermöglichen, daß ein Laser-Ionisationsstrahl 178 in den Target-Plasma-Behälter 168 und die Kammer 166 nieder dichten: Gases eintreten Jfann. Ein Salz- oder ein Saphirfenster wird für CO bzw. HF-Laser verwendet. Eine

9 iO 2

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

Ein vollionisiertes Plasma mit ausreichender axialer Gleichförmigkeit 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 15't· Ein derartiger abnehmender Gradient kann leicht die Stärke der Abgabe verringern, da dessen Wirkung aufjdie nichtlineare Dynamik ähnlich der Vormodu-lation ist. Die Möglichkeit, daß die strömenden Instabilitäten dem folgerichtigen hydrodynamischen Gradienten des Plasmas entgegenwirken, beruht nämlich auf diesem dynamischen Effekt.

Fig·. 25 ist eine alternative Anordnung, bei der zwei Laser 208 und 210 Tonisationsstrahlen 212 bzw. 114 quer zur Achse des relativistischen Elektronenstrahls l82 zuführen. Fenster 204 und 206 in der Kammer 194 für niederdichtes Gas und Fenster 200 und 202 in dem Target-Plasma-Behälter I96 ermöglichen den Durchtritt der Ionisationsstrahlen zum Target-Plasma I98.

Fig. 26 ist eine schematische Stirnansicht einer zusätzlichen anderen Anordnung unter Verwendung von drei Lasern 234,236,238, die Ionisationsstrahlen 240,242,244 erzeugen. Fenster 228,230,232 in der Kammer 2l6 für niederdichtes Gas und Fenster 222,224,226 in dem Target-Plaama-Behälter 2l8 erreichen den Zutritt der Ionisationsstrahlen 240,242,244 zum Target-Plasma 220. Der Vorteil der Anord-

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nung gemäß Fig. 26 liegt darin, daß die Laser 23^, 236, 238 in einer sich außerhalb der Achslage befindenden Lage befinden, derart, daß die Laserstrahlen 2^0,2'l2, 2^^ nicht auf andere Laser gerichtet sind.

Obwohl die Anordnung mit einfachem Laserstrahl gemäß Fig. 2'l das gewünschte Target-Plasma erzeugt, ist zusätzliche Magnetfeldencrgi.e 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 Lasern mit der gleichen kombinierten Energie. Daher sind die Mehrfachlaseranordnungen gemäß den Fig. 25 und 26 als die vorzuziehenden Ausführungsforinen anzusehen.

Die vorstehenden Laser-Ausbildungen sind auch geeignet für Systeme, die das hochenergetisch dichte Plasma (Plasma hoher Energiedichte) verwenden, um ein Schnell-Laufrohr

zum Implodieren eines strukturierten Mikrobereiches anzusteuern, gemäß der Erfindung,

wie das insbesondere in Fig. 12 dargestellt ist. Da die Laserintensität oder -stärke ziemlich niedrig ist, ist das heiße Elektronenspektrum, das durch eine solche Strahlwechselwirkung direkt mit einer Leistungsvervielfachungseinrichtung erzeugt ist, veriiachlässigbar. Die Komponenten der Ausführung gemäß Fig. 11 und deren Betriebsweise ist identisch den Komponenten gemäß Fig. 12 mit der Ausnahme des Target-Plasma-Behälters (>6 und des relativistischen Elektronenstrahls 3^· Tn ähnlicher Weise erfolgt die Abgabe der Elektronenstrahlenergxe in dem Target-Plasma J12 in der gleichen Weise, wie sie mit Bezug auf die Fig. 5>6,11 und 22-26 erläutert worden ist. Deshalb bezieht sich die Erläuterung der Fig. 27-3^ ledig-

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lieh auf die Weise, in der ein heißes ringförmiges Plasma 112 ein Schnell-Laufrohr ansteuert, (vgl. Deutsche Γ itentanmeldung des Anmelders "Verfahren und Vorrichtung zum Π ei zcJi mi ttels e.i.iw-s" rol.it i vis ti sehen Elektronenstrahls. . . " , Anwaltsakte ) sowie ein Schnell-Laufrohr zum Implodi eren

eines strukturierten Mikrobereiches gemäß der Erfindung.

Historisch werden durch hochexplosive Stoffe oder magnetisch angesteuerte dünne zylindrische metallische

Schulen als Laufrohre bezeichnet. Diese hybriden Ein- '

richtungen 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 Leistungsvervielf achungsvorrichtung kann erfinduiigsgemäß dahingehend verallgemeinert werden, daß sphärische (kugelförmige) und ellipBoide 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 die oben genannte Deutsche Patentanmeldung) ist in den Fig. 27 bzw. 28 dargestellt. In Fig. 27 und 28 ist ein einziger Laser-Ionisationsstrahl 252 verwendet, der durch das Fenster 25Ί eintritt. Mehrfachlaser-Ionisationsanordrmngeii wie gemäß den Figi. 25 und 26 können verwendet werden, um eine vollständige Ionisation zu erreichen. Die 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.

Bei den Fig. 27 und 28 durchdringt ein ringförmiger rela-

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BAD ORIGINAL . -

J ι

tivistischer Elektronenstrahl 26O-, der dem durch die Vorrichtung gemäß Fig. 12 erzeugten Strahl ?6 entsprich+-, die Auslösungs-Folie 2'l6, die auch als Endverschluß zum Aufnehmen des Niedertemperatur-Plasmas oder -Gases wirken kann. Wenn die Spannung und die Stromdichte ansteigen, steigt der anormale Kopplungskoeffizient auf seinen optimalen Wert an und überträgt der Strahl einen großen j Hruchteil seiner Energie und seines Moments (Impulses) j 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 Magnetfeldes, 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 TrägheiLskralteinwchließung (Tamper) bezüglich der ZeitskaLa des relativistischen Elektronenstrahls, d.h. ^.100ns zu erreichen. Daher ist der radiale Ercrgio verlust zur Behälterwand begrenzt durch sowohl das azimutale Magnet.-feld 256, als auch das ausgeschlossene externe Magnetfeld, das durch die Quelle 110 erzeugt ist. Die Wärmeleitung ist axial begrenzt bezüglich der Strahl-Zeitskala «lurch den niedrigeren axialen Temperaturgradienten, das

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azimutale Magnotfeld 256, und die Selbstspiegelung dew extortion Magnetfeldes I 10. Dalier zieht die Geometrie Nutzen aus der anormalen Kopplung und der klassischen Wärmeleitung zum schnellen und wirksamen Entfernen von Energie von dem relativistischen Elektronenstrahl 2(>0 und dessen Transport zum Sehne J 1-I,au ("rohr .

Eine Querschnittsansicht der grundsätzlichen Ausbildung mit zwei Laser-Ionisationsstrahlen 208,270 bzw. 282,28't zum Ansteuern von Schnell-Laufrohren gemäß der oIkmikonaiititen Deutschen Patentanmeldung ist in den Fig. 29 ü/w. 30 dargestellt. Dei dieser Ausbildungsform sind Fenster 264,266 bzw. 2?B,280 in der radialen Wand des Plasma-Behälters angeordnet. Die erwärmten ringförmigen Plasmen 27'i bzw. 286 stexiern 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 des zylindrischen Schnell-Laufrohrs 202 gemäß der obengenannten Deutschen Patentanmeldung sind in den Fig. 3I bzw. 32 dargestellt. Jedes der Schnell-Laufrohre be-

298 steht aus Abschmelzern oder Ablatoren 292, Schiebern

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 Ilochimpiosions-Gesehwindigkeit. Da die Wärmeleitfälligkeit 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 Strahl-Impulses . Daher wird eine natür-1iehe Formung der Plasma-Ansteuerquelle (Antriebsquelle) erreicht. Eine solche Formung führt zu einer stärkeren Kompression und Erwärmung des Gas-Brennstoffs 272 bzw.

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3017120

288 (vergleiche JUJ- Mason et al., Fhys. Fluids !8 (1975} 8 lA und S. D. Bertke ot al», IUucl. Fusion 18 (!978) 509).

Strukturierte sphärische oder kugelförmige Tabletten ähnlich dom 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, Be,M)„ BT„, Bonrwasserstoff oder CDT. Die Schieber 294 und 3OO bestehen typischerweise aus einem Material nölieren Z und. höherer Massendichte wie Glas, Aluminium, Gold, oder Mickel. Kunststoff, das in Hoch-Z-Atome eingebettet ist, -wird, auch verwendet. Festes DT oder LiDT kann für die festem Puffer 296 und 302 !verwendet -werden. Abhängig von der erwünschten Implosionsgeschwindigkeit und yerschiedenen Stabilitätsbetrachtungen ändert sich die Gesamtmasse des Schnell-Laufrohrs 250 und 262 zwischen 1 und 1OO mg.

Im Fall des zylindri seilen Laufrohrs 262 verringert Formung Verluste des eingeschlossenen Brennstoffs 288 nach außerhalb der Enden, wie in Fig.. 32 dargestellt. Andererseits können die Enden verschlossen-sein, wenn das ringförmige Plasma 286 und der Brennstoff 288 sicli unterscheiden. Beispielsweise kann -der gasförmige Brennstoff 272 bzw. 288 DT,DD,DHe³,HLi oder HB¹¹Enthalten, während das Target-Plasma 274 bzw. 286 H₂,He,DT,DD oder ein anderes Gas mit niedrigem Z aufweisen kann. Ein ellipsoidförmiges Laufrohr kann ebenfalls verwendet werden.

Fig. 33 zeigt ein weiteres Ausfiihrungsbeispiel, das ein Schneii-Laufrohr verwendet. Gemäß Fig. 33 durchdringt ein voller Strahl die Folie 32Ο zur Bildung eines anormalen Pinch 318 innerhalb des zylindrischen Laufrohrs 262, das seinerseits durch einen ringförmigen Strahl angesteuert für sowohl sphärisches als auch eingeschlossenes zylindrisches Lauf rohr.

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ist, der durch die Folie 3O'i .eintritt. Ein Deflektor 306 erreicht eine Anfangsionisation in dem Beieich des anormalen Pinch 318· Das zylindrische Lauf rohr 2()2 ini- |)l(i(!i crt aufgrund tlu.s l'lu.sma.s ')\U zur ViirbtiNMururig der Kompression und zum Brennen.

Die Targetgeometrie, die zwei ringförmige relativistische Elektronenstrahlen zum Ansteuern eines sphärischen Lauf rohr s 250 verwendet, ist schematisch in Fig. 3'l 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. Ik dargestellt ist.

Es ist ein Lösungsweg, um eine starke Strahlungs- Neutronen- und/oder Alphateilchen-Quelle zu erhalten (vgl. obengenannte Patentanmeldung) ρ

ein Plasma zu verwenden, das durch einen hochdichten_;Multi-Kilovolt-relativistischen-Elektronenstraral 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) 8l'l und Los Alamos Scientific Report LA-5898-MS (Okt. 1975), S.D. Bertke et al., Nucl. Fusion 18 (1978) 509 und G.S. Fraley et al., Phys. Fluids 17 (197*0 k7k). Ein derartiger Mikrobereich kann mit entweder DT₁DD,D-He ,HLi oder HB oder einer Mischung davon als Beispiel, gefüllt sein.

erfindungsgemäßen Die grundsatzliche Geometrie dieses Lösungsweges ist in den Fig. 35»36 für einen einzigen Laser-Ionisationsstrahl 34O dargestellt, der durch ein Fenster 3^2 eintritt. Die lonisationsausbildungen mit Mehrfachlaser gemäß den Fig.

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Si

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25 und 26 können ebenfalls verwendet -werden. Wie bereits ausgeführt, verringert die Vex-wendung 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 jk6, 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 3^8. Das strahlgesteuerte azimutale Magnetfeld 350 richtet wiederum die thermische Energie des ringformigenPlasmas 3^8 auf das sphärische Schnell-Laufrohr 352 gemäß Fig. 35 oder das zylindrische Schnell-Laufrohr 35'i gemäß Fig. 36. Da die Quelle des azimutalen Magnetfeldes 350 das Ergebnis eines axialen Stromflusses in dem ringförmigen Plasma.-348 ist, aufgrund der Beibehaltung des Moments bzw. Impulses, ist das azimutale Magnetfeld 35O nnlie dem sphärischen Bclraell-Laufrohr 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 Kopplungskoeffizienten verwendet werden. Da jedoch die ringförmige Plasma-Säule 3^8 und das das Lauf rohr "begrabende" (engulfing) oder 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 des Plasmatarget-Behälters 356 ist ausreichend dick, um die Magnetfluß-Umfassung sicherzustellen und ausreichend massiv, um eine radiale Trägheitskraft-Einschließung (Tamper) am Zeitmaßstab des relativistischen

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Elektroaaemstrahls, d.h., ^J 1OO ns zu erreichen. Daher ist der radiale Euergieverlust zur Behälterwand begrenzt durch sowohl das azimutale Magnetfeld 350»als auch das ausgeschlossene externe Magnetfeld, das durch die Quelle llOgemaß Fig- 12 erzeugt wird. Die Wärmeleitung ist axial auf dem Strahl-Zeitmaßstab (Strahl-Zeitskala) begrenzt durch den niedrigeren axialen Temperatürgradienten, 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 kl as si seihen Wärmeleitung zum schnellen und wirksamen Entfernen Trum. Energie von dem relativiätisehen Elektronenstrahl 344 vmd zaun "Transportieren dieser Energie zu den Schnell-Laufrohren 352 bzw. 354.

Wie im eiern Fig. 37 void 38 dargestellt, bestehen die Schnell-Laufrolfare 352,354 aus Ablatoren 36Ο bzw. 3^2, Schiebern 36% bzw. 3&6 und festen Puffern 368 bzw. 370. Der Ablator 36O₄362 wird während der Wärmeleitung verdampft, wobei der Sciti eiber und der feete Puffer auf hohe Implosion sgescliwimdiglceit angetrieben werden. Die Ablatoren 360,362 bestellen aus Material mit niedrigem Z und niedriger Massendlchte, wie ld_DT,Be,ND_ BT-, Bohrwasserstoff oder CDT. Die Sciaielber 364,366 weisen ein Material höheren Z und MSiaerer Mausend!eilte auf, wie Glas, Aluminium, Gold, Nickel oder Siumsts-toff, lsi das Hocn-Z-Atome eingebettet sind. Festes DT ©der LäDT können als feste Puffer 368 bzw. 370 verwendet werden,« ÄMaämgig von der erwünschten Implosionsgeschwindigkeit WM& -von Stabilitätsbetrachtungen betagt die Gesamtmasse der Scihnell-Laufrohre 352,354 gemäß den Fig. 37 bzw. 38 zwischen 1 rag bis 100 mg. Weiter kann das Ansteuergas 372,37% gemäß \len Fig. 37 bzw. 38 DT₁DD oder ein höheres Z-Gas wie 38^,Ar oder Kr enthalten.

Im Be-triei» nimmt, wenn das Lauf rohr zusammenfällt, die Dichte ^aaad die Temperatur des Puffergases 372,374 in Beriihruirog mit dem Mikrobereich 358 mit der Zeit zu. Eine

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solche Impulsformung, die sich von dem sphärischen Schnell-Laufrohr 352 und dem zylindrischen Schnell-Laufrohr 35*t 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 Ablatoren 376 und 378,Schieber 38O bzw. 382,festen Puffer 38(t bzw. 486 und Gas-Brennstoffe .388 bzw. 390 verwendeten Materialien sind ähnlich denen,wie sie bei den Laufrohren 352 bzw. 35^ an-, gegeben worden sind. Auch kann eine Mehrfach-Schieberanordnung, die Geschwindigkeitsvervieifachung verwendet, um sehr hohe Implosionsgeschwindigkeiten zu erreichen, ebenfalls in strukturierten Mikrobereich 358 aufgenommen sein.

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Die Erfindung gibt also eine Vorrichtung und ein Verfahren zum Ansteuern eines Sehnell-Laufrohres mit einem heißen Plasma an, um ■wiederum einen strukturierten Mikrobereich zur Implosion anzusteuern bzw. anzutreiben. Auf diese Weise erzeugt eine natürliche Impulsformung hohe ImpIosionsgeschwindigkeiten zur Erzeugung von Energie in Form von Strahlung, Neutronen und/oder Alphateilchen. Durch Optimieren der außerordentlich leistungsfähigen strömenden Instabilitäten zum Erwärmen des hochdichten Plasmas gemäß dem Verfahren (a) erreicht die Erfindung eine wirksame Abgabe von Strahlenei-gie zum Erwärmen des Plasmas und zuBi !Ansteuern des Schnell-Laufrohres zwecks Implodieren des Mikrobereichs. Die Implosion erzeugt daher hochstarke bzw. hochintensive Strahlung, Neutronen und/oder Alphateilchen unter Verwendung derzeit zur Verfügung stehender Technologie.

Selbstverständlich sind noch zahlreiche andere AusführungH-formen möglich.

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Claims (11)

1. Ansprüche:

   Vorrichtung zum Erzeugen von Energie in Form von Strahlung und Neutronen,
   gekennzeichnet durch

   eine Generatoreinrichtung zum Erzeugen eines ringförmigen relativistischen Elektronenstrahls (3^) einer Spannung von mindestens 3 MeV, einer Stromdichte von mindestens 1 kA/cm und einem \f /^ pi, eine Target-Plasma-Kammer (356), die ein hochdichtes Gas enthält,

   ein Schnell-Laufrohr (fast liner) (352,35't), <l«'i« innerhalb der Target-Plasma-Kammer angeordnet ist, einen Mikrobereich (microsphere) (358), der innerhalb des Schnell-Laufrohrs angeordnet ist, eine Ionisationseinrichtung (3^0) zum Ionisieren des hochdichten Gases zur Erzeugung eines Plasmas, und eine Einrichtung zum Auslösen konvektiver Schwingungen in dem Plasma (3^6) bei Zufuhr des ringförmigen relativistischen Elektronenstrahls (3^)₁ derart, daß strömende bzw. Kanal-Instabilitäten in dem Plasma erzeugt

   TELEFON: (0 89) ΞΕ185 27

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   ■- 2. - ■

   werden, um zu erreichen, daß Elektronenstrahlenergie in einen Plasma-Kreisring abgebbar ist, der das Schnell-Laufrohr umgibt, um den Plasma-Kreisring auf Kilovolt-Temperaturen zu erwärmen und einen axialen Strom anzusteuern, um zu erreichen, daß die in den Plasma-Kreisring abgegebene Elektrotienstrahlenergie auf das Schnell-Laufrohr konvergiert und das Schnell-Laufrohr zur Erzeugung eines geformten Energieimpulses ansteuert zum IinpJ otli ereri «ines strukturierten Mi krobevro LchK und um dadurch Energie in Form von Strahlung und Neutronen zu erzeugen.
2. 2. Vorrichtung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß das Schnell-Laufrohr ein sphärisches Schnell-Laufrohr aufweist.
3. 3· Vorrichtung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß das Schnell-Laufrohr ein zylindrisches Schnell-Laufrohr aufweist.
4. 4. Vorrichtung nach einem der Ansprüche 1-3» dadurch gekennzeichnet, daß die Ionisationseinrichtung zum Ionisieren des hochdichten Gases mindestens einen Laser aufweist.
5. 5· Vorrichtung nach einem der Ansprüche 1-4, dadurch gekennzeichnet, daß die Einrichtung zum Auslösen konvektiver Schwingungen eine dünne, niederdichte Folie ClOO) aufweist.
6. 6. Vorrichtung nach Anspruch 2 und Anspruch 4 oder 5» dadurch gekennzeichnet, daß das sphärische Schnell-Laufrohr (352) eine äußere Ablator-Schicht, eine mittlere Schieber-Schicht und eine innere Puffer-Schicht aufweist.
7. 7· Vorrichtung nach einem der Ansprüche 3-5, dadurch ge-

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   kennzeichnet, daß das zylindrische Schnell-Laufrohr (354) einen Ablator (378), einen Schieber (3Ö2) und einen Puffer (386) aufweist.
8. 8. Vorrichtung nach einem der Ansprüche 1-7, gekennzeichnet durch eine Einrichtung, durch die das Schnell-Laufrohr explosivstoff-antroibbar ist.
9. 9. Vorrichtung nach einem der Ansprüche 1-7₅ gekennzeichnet durch eine Einrichtung, durch die das Schnell-Laufrohr ablativ bzw, mittels Abschmelzung ansteuerbar ist.
10. 10. Vorrichtung nach einem der Ansprüche 1-9₅ dadurch gekennzeichnet, daß der Mikrobereich mit DT gefüllt ist.
11. 11. Vorrichtung nach einem der Ansprüche 1-9 ι dadurch gekennzeichnet, daß der Mikrobereich mit DD gefüllt ist.

    12. Vorrichtung nach einem der Ansprüche 1-9) dadurch ge-

    3 kennzeichnet, daß der Mikrobereicli mit DHe gefüllt ist.

    13· Vorrichtung nach einem der Ansprüche 1-9ι dadurch gekennzeichnet, daß der Mikroben? ich mit HLi gefüllt ist.

    Vorrichtung nach einem der Ansprüche 1-9 j dadurch gell kennzeichnet, daß der Mikrobereich mit HB gefüllt

    ist.

    15· Vorrichtung zum Erzeugen von Energie in Form von Strahlung und Neutronen, gekennzeichnet durch ein hochdichtes Plasma, das in einer Target-Kammer (356)

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    enthalten ist,

    ein Schnell-Laufrohr (352,35M) das in der Target-Kammer (35ύ) angeordnet ist,

    einen Mikrobereich (358), der in dem Schnell-Laufrohr (352,35'O angeordnet ist, und

    eine Einrichtung zum Erzeugen eines relativistischen Elektronenstrahls hoher Stromdichte und hoher Spannung, der ausreicht, um die Target-Kammer (35^) zu durchdringen und um konvektive Schwingungen in dem hochdichten Plasma auszulösen, derart, daß Energie von dem relativistischen Elektronenstrahl zum Plasma zum Erwärmen eines Kreisringes des Plasmas auf Kilovolt-Temperaturen übertragbar ist und zum Steuern des Schnell-Laufrohrs zum Erzeugen eines starken geformten Energieimpulses zum Implodieren des Mikrobereichs und zur Erzeugung der Energie.

    l6. Vorrichtung nach Anspruch 15» gekennzeichnet durch eine Einrichtung zum Ansteuern des Schnell-Laufrohrs mittels Explosivstoff.

    17- Vorrichtung nach Anspruch 15ί gekennzeichnet durch eine Einrichtung zum Ansteuern des Schnell-Laufrohrs mittels Abschmelzen.

    lfl. Vorrichtung nach einotn der· Ansprüche» 15-r1?i dadurch gekennzeichnet, daß das Schnell-Laufrohr ein sphärisches Schnell-Laufrohr (352) aufweist.

    19· Vorrichtung nach einem der Ansprüche 15-17, dadurch gekennzeichnet, daß das Schnell-Laufrohr ein zylindrisches Schnell-Laufrohr (35^) aufweist.

    20. Vorrichtung nach einem der Ansprüche 15-19? dadurch gekennzeichnet, daß das hochdichte Plasma DT aufweist.

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    21. Vorrichtung nach einem der Ansprüche 15-19» dadurch gekennzeichnet, daß das hochdichte Plasma DD aufweist.

    1212. Vorrichtung nach einem dar Ansprüche 15-121, dadurch gekennzeichnet, daß das Laufrohr (352,35'0 mit einem DD-Ansteuergas gefüllt ist.

    23. Vorrichtung nach einem der Ansprüche 15-21, dadurch gekennzeichnet, daß das Laufrohr (352,35^) mit einem DT-Ansteuergas gefüllt ist.

    2k. Vorrichtung nach einem der Ansprüche 15-21, dadurch gekennzeichnet, daß das Laufrohr (352,35^) mit einem
    N„-Puffergas gefüllt ist.

    25. Vorrichtung nach einem der Ansprüche 15-21, dadurch gekennzeichnet, daß das Laufrohr (352,35^) mit einem Ar-Puffergas gefüllt ist.

    26. Vorrichtung nach einem der Ansprüche 15-21, dadurch gekennzeichnet, daß das Laufrohr (352,35Ό mit einem Mittel-Z-Gas gefüllt ist.

    27. Vorrichtung nach einem der Ansprüche 15-26, dadurch gekennzeichnet, daß der Mikrobereich mit DT gefüllt ist.

    28. Vorrichtung nach einem derAnsprüche 15-26, dadurch
    gekennzeichnet, daß der Mikrobereich mit DD gefüllt ist.

    29. Vorrichtung nach einem der Ansprüche 15-26, dadurch

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    gekennzeichnet, daß der Mikrobereich mit DHe gefüllt

    ist.

    30. Vorrichtung nach einem der Ansprüche 15-26, dadurch gekennzeichnet, daß der Mikrobereich mit HLi gefüllt ist.

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    31. Vorrichtung nach einem der Ansprüche 15-26, dadurch gekennzeichnet, daß der Mikroborcich mit 1113 geCiIlIt: ist.

    32. Heißplasma-Vorrichtung,
    gekennzeichnet durch

    eine Einrichtung zum Zurückhalten eines hochdichten Gases innerhalb eines vorgegebenen Volumens, eine Ionisationseinrichtung (34O) zum Ionisieren des Gases zur Erzeugung eines hochdichten Plasmas, ein Schnell-Laufrohr (352,354), das in der Einrichtung zum Zurückhalten des hochdichten Gases angeordnet ist,

    einen Mikrobereich (3-58-), der in dem Schnell-Laufrohr (352,354) angeordnet ist, und

    eine Generatoreinrichtung zum Erzeugen eines ringförmigen relativistischen Elektronenstrahls (344) einer Spannung, die ausreichend hoch ist, um das klassische Streuen beim Durchdringen der Einrichtungzum Zurückhalten des hochdichten Gases zu überwinden, um so strömende oder Kanal-Instabilitäten in dom lioclul i cn ton Pl nsnui zu erzeugen, um zu e.rre i cheri, . daß der relativistische Elektronenstrahl einen Kreisring des hochdichten Plasmas, der das Schnell-Laufrohr umgibt, auf Kilovolt-Temperaturen zu erwärmen, zum Ansteuern des Schnell-Laufrohrs zur Konvergenz und zum Implodieren des Mikrobereiches zur Erzeugung des heißen Plasmas.

    33- Vorrichtung nach Anspruch 3², dadurch gekennzeichnet, das Schnell-Laufrohr einen Ablator (376,378),einen Schieber (380,382) und einen Puffer (384,386) enthält.

    34. Vorrichtung nach Anspruch 32.oder 33, dadurch gekennzeichnet, daß das Schnell-Laufrohr ein sphärisches Schnell-Laufrohr (352) aufweist.

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    35· Vorrichtung nach Anspruch J2 oder 33, dadurch gekennzeichnet, daß das Schnell-Laufrohr ein zylindrisches Schnell-Laufrohr ( 3 5^z») aufweist.

    36. Vorrichtung nach einem der Ansprüche 32-35, dadurch gekennzeichnet, daß das hochdichte Plasma DT aufweist.

    37· Vorrichtung nach einem der Ansprüche 32-35, dadurch gekennzeichnet, daß das hochdichte Plasma DD aufweist.

    38. Vorrichtung nach einem der Ansprüche 32-35, dadurch gekennzeichnet, daß das hochdichte Plasma HB aufweist.

    39- Vorrichtung nach einem der Ansprüche 32-38, dadurch gekennzeichnet, daß der Mikrobereich mit DT gefüllt ist.

    kO. Vorrichtung nach einem der Ansprüche 32-38, dadurch gekennzeichnet, daß der Mikrobereich mit DD gefüllt ist.

    k1. Vorrichtung nach einem der Ansprüche 32-38, dadurch

    3 gekennzeichnet, daß der Mikrobereich mit DHe gefüllt ist.

    . Vorrichtung nach einem derAnsprüche 32-38, dadurch gekennzeichnet, daß der Mikrobereich mit HLi gefüllt ist.

    43. Vorrichtung nach einem der Ansprüche 32-38, dadurch

    11 gekennzeichnet, daß der Mikrobereich mit HB gefüllt ist.

    kk. Verfahren zum Erzeugen eines heißen Plasmas, dadurch gekennzeichnet,

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

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    daß das Gas zum Erzeugen eines hochdichten Plasmas
    ionisiert wird, und

    daß ein ringförmiger relativistischer Elektronenstrahl einer Spannung erzeugt wird, die ausreichend hoch ist, um die Target-Kammer mit vernachlässigbarem Streuen zu durchdringen, zur Erzeugung von strömenden bzw. Kanal-Instabilitäten in dem Plasma, um zu.erreichen, daß der Elektronenstrahl einen Kreisring des hochdichten Plasmas, der ein Schnell-Laufrohr, das einen Mikrobereich
    enthält, umgibt, erwärmt, zum Ansteuern des Schnell-Laufrohrs zur Konvergenz zum Erzeugen eines Hochleistungs-Impulses und zum Implodieren des Mikrobereichs zur Erzeugung des heißen Plasmas.

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