DE68915764T2

DE68915764T2 - Kalte fusion in einem dichten bosonenplasma.

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Publication number: DE68915764T2
Application number: DE68915764T
Authority: DE
Inventors: Geert C Dijkhuis; Kornelis Willem Wevers
Original assignee: Individual
Current assignee: Individual
Priority date: 1988-06-27
Filing date: 1989-06-26
Publication date: 1995-03-09
Anticipated expiration: 2009-06-27
Also published as: DE68915764D1; EP0422057A1; ATE106595T1; EP0422057B1; WO1990000301A1; GB8815203D0

Description

Diese Erfindung bezieht sich auf ein Verfahren und eine Vorrichtung zur Erzeugung eines kontinuierlichen Fusionsprozesses in einem supraleitenden Plasma.
Obwohl seit mehreren Jahrzehnten weltweit Anstrengungen unternommen worden sind, Fusionsenergie nutzbar zu machen, bleibt die Aussicht auf diese unbegrenzte Quelle billiger und sauberer Energie unerfüllt.
Bei einem früheren Ansatz in Richtung einer kontrollierten Fusion wurde Vakuumröhren-Technologie verwendet, um Wechselwirkungen zwischen Kernen innerhalb einer Raumladungsvorrichtung mit kugelförmigen oder zylindrischen Elektroden zu erzeugen.
Ein repräsentatives Patent US 3 258 402 (1966) von P. T. Farnsworth offenbart eine kugelförmige Triode mit einer perforierten Anode, die von einem konzentrischen Gitter und einer metallischen Kathode umgeben ist. Werden geeignete Potentiale an jede Elektrode angelegt, durchlaufen sich einander annähernde Elektronenumlaufbahnen die Anode, um eine Wolke negativer Raumladung nahe des Zentrums zu erzeugen, wobei Ionen auf Geschwindigkeiten beschleunigt werden, die für Kernreaktionen geeignet sind. Bei zugänglichen Betriebsbedingungen hat sich herausgestellt, daß bei derartigen Raumladungsgeräten bei der Umwandlung in Hitze Unmengen von Eingangsenergie verschwendet werden, weshalb ihre Entwicklung eingestellt wurde.
Andere frühe Versuche waren darauf gerichtet, thermalisiertes Plasma in einer magnetischen Flasche einzuschließen und auf thermonukleare Bedingungen zu erhitzen. Als magnetische Flaschen und Tokamaks haben sich diese Projekte mit magnetischem Einschluß zu Anlagen von solch enormer Größe und Komplexität entwickelt, daß sich nur die reichsten und technologisch am weitest fortgeschrittenen Nationen diese leisten können. Repräsentative Verfahren und Vorrichtungen sind in den US-Patentschriften 3 016 342 (1962) von M. Kruskal et al. und 3 170 841 (1965) von R. F. Post offenbart worden. Das Betreiben von aktuellen Projekten mit magnetischem Einschluß erfordert ein System von leistungsstarken Hochvakuumpumpen, nahezu vollständige Unterdrückung von Plasmaverunreinigungen, einen Komplex von starken Einschlußmagneten, elektromagnetische Impulse hoher Leistung für die Ohmsche Erhitzung des Plasmas, und für die zusätzliche Erhitzung intensive Teilchenstrahlen und Mikrowellen. Eine Erzeugung von Netzenergie mit einem Projekt mit magnetischem Einschluß ist in diesem Jahrhundert nicht vorgesehen, noch viel weniger ein Tokamak oder eine magnetische Flasche, die Elektrizität zu einem wettbewerbsfähigen Preis erzeugt.
Ein dritter Weg zur kontrollierten Fusion wurde mit Lasern und Teilchenstrahlen eröffnet, die auf feste Ziele gerichtet sind. Schnelle Teilchen oder Photonen, die auf ein kryogenes Brennstoffelement schlagen, verdampfen dessen äußere Schichten so schnell, daß ihr Druck die Kernregion in thermonukleare Bedingungen führt. Der Impuls der eingehenden Kompressionswelle wird erst dann umgedreht, wenn das Element das meiste seines thermonuklearen Brennstoffs verbrannt hat. Derartige Verfahren mit Trägheitseinschluß ermöglichen eine explosive Freisetzung von Fusionsenergie in Mengen, die in einer Reaktionskammer von mittlerer Größe unterzubringen sind. Eine schlechte Effizienz der Energieumwandlung in Strahlen und in einer Strahlzielkopplung läßt die Energie die Rentabilitätsgrenze jenseits der Reichweite der größten bis jetzt gebauten Laser- und Teilchenstrahleinrichtungen erreichen. Aufgrund der aufwendigen Technologie und des Umfangs der Kosten ist die Forschung auf dem Gebiet des Trägheitseinschlusses aufeine noch selektivere Gruppe von Nationen beschränkt als es beim magnetischen Einschluß bereits der Fall ist.
Während die Hauptrichtung der Fusionsforschung das meiste Geld und die meiste Arbeitsleistung absorbiert hat, wurden bescheidenere Alternativen von einigen individuellen Wissenschaftlern und kleinen Gruppen vorgeschlagen und im Erstweg durchgeführt. Vier von diesen alternativen Systemen wurden durch Modelle für einen Kugelblitz inspiriert, eine atmosphärische Erscheinung, für die es noch keine zufriedenstellende wissenschaftliche Erklärung gab.
Bereits 1956 erklärte P. L. Kapitza in Moskau Kugelblitze als eine elektrische Entladung, die von der Absorption resonierender Radiowellen, die von Gewitteraktivität erzeugt worden sind, aufrechterhalten wird. Kapitza testete seine Hypothese in seinem Labor mit Entladungen, die in einem gasgefülltem Mikrowellenhohlraum in Resonanz mit einem leistungsstarken RF-Generator ausgelöst wurden. Er beobachtete eine fadenförmige Entladungsstruktur und berichtete in seinem Vortrag anläßlich der Überreichung des Nobelpreises von lokalen Elektronentemperaturen über der Grenze für Fusion. Mikroinstabilitäten in dem Entladungsplasma hinderten Kapitza daran, die Ionen-Temperatur über die Fusionsgrenze zu erhöhen.
In den Vereinigten Staaten erklärte P. M. Koloc einen Kugelblitz als Plasma-Wirbelring, der von neutralem atmosphärischen Gas durch eine Stromschicht isoliert worden ist, die durch magnetische Felder von Ringströmen in dem zentralen Plasmawirbelring aufrechterhalten wird. Im US-Patent 4 023 065 (1977) offenbart Koloc eine Hochspannungsentladung durch einen schraubenförmigen vorionisierten Kanal als Verfahren zur Erzeugung seiner Compound-Plasma-Konfiguration. Fusionsreaktionen treten erst dann auf, wenn der zentrale Plasmaring durch sehr große mechanische oder pneumatische Drücke, die von außen zugeführt werden, unterbrochen wird. Ohne auf die Einzelheiten des vorgeschlagenen Mechanismusses einzugehen, stellt Koloc fest, daß sich seine Plasmakonfiguration durch einen kontinuierlichen Fusionsprozeß auch selbst aufrechterhalten kann.
Ein Entwurf für eine kontinuierliche Fusion in einer kleinen laserinduzierten Plasmakugel ist im US-Patent 4 448 743 (1984) von R. W. Bass beschrieben. Der Einschluß wird von einem mittleren Gasdruck von außen bewirkt. Eine elektrische Doppelschicht, die spontan um das Fusionsplasma ausgebildet wird, stellt eine thermische Isolation von benachbarten kalten Gasschichten wie in Kapitzas Mikrowellenentladungen sicher. Bass offenbart eine Kombination von Strahlen oder einstellbaren Lasern, um Plasmatemperaturen zu erreichen, die eine Größenordnung höher liegen als in Kapitzas Experiment, wodurch Kapitzas Schlußfolgerung ungenügender Thermalisation zwischen Ionen und Elektronen zurückgewiesen wird. Ausführliche Berechnungen von Gas-, Plasma- und Strahlparametern werden angegeben, um Ansprüche zu substantiieren, daß dieses Fusionsreaktorkonzept in einfacher Weise mit kommerziell erhältlichen Lasern und Mikrowellengeneratoren aufgebaut werden kann.
Die Supraleitfähigkeit von turbulentem Plasma in Kugelblitzen und Feuerkugeln bei Leistungsschaltern wurden in dem australischen Patent 533 989 (1979), dem kanadischen Patent 1 185 020 (1985), und dem europäischen Patent 0 019 668 (1985) von G. C. D&ijlig;khuis als Grundlage für ein kleinräumiges Fusionsreaktorkonzept mit kontinuierlichem Betrieb beschrieben. Mit den Merkmalen magnetischer Wechselwirkung und Konvektionsenergieübertragung durch Plasmawirbelringe verbindet das Modell die Dichte des Energieflusses, der Wirbelbewegung, des magnetischen Feldes und des Stroms in einer sich selbst begrenzenden Plasmakugel mit thermonuklearem Potential. Seine relativistische Obergrenze bezüglich der Energiespeicherung deckt den vollen Bereich der Kugelblitze und Feuerkugelbeobachtungen ab. Sein Skalierungsgesetz für Fusionsleistung zeigt, daß Kugelblitze hoher Energie sich selbst mit Energie unterhalten können, die durch Fusionsreaktionen zwischen atmosphärischen Deuteriumkernen erzeugt wird. Ein Drehfreiheitsgrad hält lokale Abweichungen von der Ladungsneutralität innerhalb des Plasmas wie in einem hydromagnetischen Kondensator aufrecht. Ausgehend von einer Schätzung für die dielektrische Konstante von Feuerkugelplasma werden Werte für Entladungsströme in der Zündschaltung, seine Induktivität und sein Widerstand beschrieben, die zu einer Erzeugung einer Feuerkugel nötig sind. Form, Größe, Bewegung und Material für die Elektroden eines eine Feuerkugel formenden Leistungsschalters werden spezifiziert. Eine Reaktionskammer für eine stabile Suspension, Nachfüllen von Brennstoff und Entfernen von Reaktionsprodukten wird für eine sich selbst begrenzende und sich selbst unterhaltende thermonukleare Feuerkugel präsentiert. Eine Drosselklappe zur Mischung thermonuklearen Brennstoffs mit inertem Trägergas reguliert den Pegel der Fusionsausgangsleistung.
Die zitierten Veröffentlichungen von G. C. D&ijlig;khuis formulieren Bedingungen, die zur Erzeugung einer Feuerkugel nötig sind, nur für Leistungsschalter mit Elektroden, die während eines Kurzschlusses zusammengedrückt werden, sich aber während der Unterbrechung des Entladungsstroms auseinander bewegen. Eine komplette Unterseeboot-Antriebsbatterie kann gerade den vorgeschriebenen Betrag der Schaltungsinduktivität und des Entladungsstroms zur Verfügung stellen. In vollem Ladezustand speichert die Batterie 10000 mal mehr elektrische Energie, als die Feuerkugel davon absorbieren kann, was, falls die Kontakttrennung während eines Kurzschlußexperiments mißlingt, den Energieumwandlungsprozeß ineffizient und sogar gefährlich macht. J. R. Rafelski und S. E. Jones stellen sich einem kommerziellen Fusionsreaktor mit elektrodenähnlichen Partikeln, Myonen genannt, vor, die die leistungsstarken Laser oder Hochtemperaturplasma ersetzen.
Die vorliegende Erfindung offenbart alternative Wege zur Erzeugung und Aufrechterhaltung einer Struktur dichten Bosonenplasmas, die kontrollierte Beträge von Fusionsenergie freigibt. Deshalb stellt die Erfindung ein Verfahren entsprechend Anspruch 1 und eine Vorrichtung entsprechend Anspruch 10 zur Verfügung. Eine Hochspannungsentladung wird in einer Mischung kalten Gases ausgelöst, das zwischen fixierten Elektroden in einer profilierten Düse fließt. Zum Zeitpunkt des Zusammenbruchs muß das elektrische Feld einen Grenzwert überschreiten, um ein kaltes und dichtes Entladungsplasma mit teilweise in den Grundzustand kondensierten Elektroden auszubilden, damit die Teilchen Bose- Einstein-Statistiken folgen. Die Entladung muß einen Gasfluß mit genügend großer Wirbelbewegung auslösen, um Ladung von der Hochspannungsversorgung an ein Netzwerk von mikroskopischen Wirbelringfäden zu übertragen, die einen kugelförmigen Plasmawirbelring bilden. Die anfängliche Gasmischung muß genügend thermonuklearen Brennstoff gemischt mit einem inertem Trägergas enthalten, um die Fusionsreaktionen in Ionenschichten auszulösen, die mit hoher Geschwindigkeit um selbst eingefangenen Elektronen im Kern der Wirbelringfäden zirkulieren. Die Entladung muß in einen umgebenden Gasstrom eingebettet werden, der seine Position und interne Zirkulation in einer Reaktionskammer beibehält, wobei ihre Reaktionsprodukte kontinuierlich entfernt werden und sie mit neuem Brennstoff versorgt wird.
Weitere Einzelheiten, Merkmale und Vorteile ergeben sich aus der folgenden Beschreibung zusammen mit den Zeichnungen:
Fig. 1 zeigt ein thermodynamisches Phasendiagramm, das aufeinanderfolgende Zustände eines Gases freier Elektronen in einer Hochspannungsentladung zwischen fixierten Elektroden zeigt, und zur Bildung eines dichten Bosonenplasmas führt, bezogen auf ein alternatives Verfahren, das intensive Ströme zwischen sich bewegenden Kontakten eines Leistungsschalters verwendet.
Fig. 2 zeigt eine mikroskopische Struktur des Grundzustands in dichtem Bosonenplasma (a) ohne innere Rotation als ein Fraktalnetzwerk (b) mit innerer Rotation als ein Feld von Wirbelringfäden.
Fig. 3 zeigt den Effekt der Anfangszustände des neutralen Gases auf die Grenze des elektrischen Feldes zur Erzeugung von dichtem Bosonenplasma zwischen fixierten Elektroden, mit Bezug auf die Abhängigkeit des Entladungsfeldes von der Konzentration der neutralen Atome und von der Geometrie der Elektroden.
Fig. 4 zeigt die kinetische Energie von atmosphärischen Kernen in kollisionsloser Zirkulation um einen kollabierten Kern bosonisierter Elektronen bezogen auf den Bohr-Radius und typische Ionisations- und Fusionsenergien.
Fig. 5 zeigt den Gamow-Durchgriff für den Protoneneinfang durch Kerne innerhalb eines Bosonenwirbelrings, wobei radiale Entfernungen auf den Bohr- Radius und die Compton-Wellenlänge bezogen sind. Fig. 6 ist ein Querschnitt durch den Entladungsbereich, der den Aufbau des Elektrodensystems und die Flußleitung in der Ebene darstellt, die durch die Richtung des elektrischen Stroms und des Gasflusses definiert sind.
Fig. 7 ist ein Querschnitt durch den Entladungsbereich in der Ebene des Stromflusses, jedoch senkrecht zur Richtung des Gasflusses.
Fig. 8 zeigt Stromlinien und Äquipotentiallinien zwischen den Elektroden, dem Gehäuse und der Leitung in der Ebene von Fig. 6, vor der elektrischen Entladung.
Fig. 9 ist eine Seitenansicht der Testvorrichtung mit einer Rohrleitung, die die Einheiten für Gaskonditionierung mit der Entladungsdüse verbindet.
Fig. 10 ist ein Zustandsdiagramm für Stickstoff, das die Gaszustände in dem Fließkanal zwischen dem Gasreservoir zum Abzug in die freie Luft zeigt.
Fig. 11 ist eine Frontansicht der Testvorrichtung, die mit Hochspannungsnetzgeräten und zusätzlichen Schaltungskomponenten verbunden ist.
Fig. 12 zeigt berechnete Zeitabhängigkeiten der Spaltspannung vor der Entladung in der äquivalenten elektrischen Schaltung von Fig. 11.
Wir geben einen Überblick und erweitern einige grundlegende Konzepte in unserem Bosonenmodell für Kugelblitze, die (i) den thermodynamischen Zustand, die Zusammensetzung und das Strömungsbild von neutralem Gas vor der Entladung, und (ii) die Größe und die Form der Elektrodenkonfiguration bestimmen, die zur Erzeugung und Aufrechterhaltung eines Bosonenwirbelringplasmas mit einem kontinuierlichen Fusionsprozeß nötig sind. Der Druck p, die Anzahldichte n und die absolute Temperatur T neutraler Gase nahe STP (Standard Temperature and Pressure = Standardtemperatur und Standarddruck) gehorchen dem idealen Gasgesetz:
p = n*kB*T
Mit den SI-Einheiten Pascal (Pa) für Druck, m&supmin;³ für die Anzahldichte und Kelvin (K) für die Temperatur ergibt sich die allgemeine Boltzmann-Konstante in Gleichung (1) als kB = 1,38*10&supmin;²³ J/K. Für Gasmischungen wie Luft, erfolgt die Berechnung des Gesamtdrucks gemäß Gleichung (1) durch Addition der Drücke jeder einzelnen Komponente. Tabelle 1 spezifiziert die relevanten Drücke und Anzahldichten bei einer Temperatur T = 288 K (15ºC) für die US Standard Atmosphäre bei Meereshöhe, übernommen vom Handbook of Chemistry and Physics, 67th Edition, S. F-141. In feuchter Luft bei 288 K kann sich der Druck von Wasserdampf bis zu 1,71 kPa erhöhen. Das natürliche reichliche Vorkommen von Deuterium ergibt ungefähr ein DHO-Molekül alle 3000 normalen H&sub2;O Wassermoleküle. Tabelle 1 zeigt, daß feuchte Luft bei 15ºC thermonuklearen Brennstoff in höherer Konzentration enthält, als es bei führenden Methoden magnetischen Einschlusses zur kontrollierten Fusion der Fall ist. Komponente Symbol alle Wasser Deuterium
Tabelle 1: Druck und Teilchendichte in Luft, gesättigt mit Wasserdampf bei Meereshöhe und einer Temperatur von 15ºC.
Gewöhnliche Blitzentladungen erzeugen schnelle Neutronen, die auf Fusionsreaktionen zwischen atmosphärischen Deuteriumkernen schließen lassen. Unser Bosonenmodell erklärt die lange Lebensdauer und die hohe Energie einiger Kugelblitze als Ergebnis eines stationären Fusionsprozesses, wobei atmosphärisches Deuterium verbrannt wird. Unsere Erfindung offenbart, wie dieser natürliche Fusionsprozeß, im Sinne nützlicher Energieerzeugung zu skalieren ist.
Das ideale Gasmodell hat nicht-wechselwirkende Moleküle ohne Volumen, die Phasenübergänge in einen flüssigen oder festen Zustand ausschließen, welche für alle realen Gase bekannt sind. Durch Erweiterung des idealen Gasgesetzes mit Termen für das molekulare Volumen und die gegenseitige Anziehung erhielt Van der Waals eine Zustandsgleichung, die geeignet ist (zur Beschreibung) der Kondensation real er Gase in den flüssigen Zustand. Die Van-der-Waals-Gleichung führt einen kritischen Punkt in das Phasendiagramm eines realen Gases ein, der die höchste mögliche Temperatur und Druck des zweiphasigen Gleichgewichts zwischen Gas und Flüssigkeit kennzeichnet. Bezogen auf den Druck pCr, die Temperatur TCr und die Anzahldichte nCr = 8*pCr/(3*kB*TCr) dieses kritischen Phasenpunktes hat die Van-der-Waals-Gleichung die allgemeine Form
wie sie von Kerson Huang, Statistische Mechanik I, S. 55 angegeben ist. Kritischer Druck, Temperatur und Anzahldichte in Gleichung (2) sind für jedes Gas unterschiedlich. Für Komponenten feuchter Luft, Stickstoff als inertes Trägergas, und Wasserstoff und Deuterium als Brennstoff, sind entsprechende experimentelle Daten in Tabelle 2 aus dem CRC Handbook S. F 62 angegeben. Gas Symbol Stickstoff Wasser Deuterium
Tabelle 2: Temperatur, Druck und Anzahldichte am kritischen Punkt des zweiphasigen Gleichgewichts zwischen Gas und Flüssigkeit.
Die kritischen Temperaturen in Tabelle 2 erklären, weshalb atmosphärische Bedingungen zwar Wasserdampf, aber nicht Stickstoff oder Deuteriumgas verflüssigen können. Unser Apparat erweitert den Bereich der Zustände atmosphärischen Gases, um die Kondensation von Stickstoff, nicht aber die von Deuterium einzuschließen.
In Blitzen oder ähnlichen Bogenentladungen erzeugen klassische Coulomb-Kräfte zwischen freien Elektronen und Ionen einen Netto- Anziehungseffekt, der den Gesamtdruck unter die Werte eines korrespondierenden idealen Gases verringert. Aus der Quantum- Theorie läßt sich eine Wechselwirkung anziehenden Austauschens von Coulomb-Kräften zwischen freien Elektronen in einem Metallgitter ableiten. Diese Austauschwechselwirkung bewirkt die Instabilität eines Gases voll degenerierter Elektronen mit einer Masse m 9,11*10&supmin;³¹ kg und einer Ladung e 1,6*10&supmin;¹&sup9; C unter einer kritischen Elektronendichte
nCr=m³e&sup6;/3π²&epsi;³&sub0;h&sup6; 7,35*10²&sup7; m&supmin;³,
wobei die Planksche Konstante h 6,63*10&supmin;³&sup4;J*s ist und die elektrische Feldkonstante &epsi;&sub0; 8,85*10&supmin;¹² F/m ist. Die "Quantum Theory of Many-Particle Systems" von A.L. Fetter und J. D.
Walecka zeigt auf Seite 32, Fig. 1, daß diese kritische Dichte bei der Linie BC um einen Faktor 10 unter den Elektronendichten in Metallen liegt, die am Punkt M angezeigt sind. Eine Unterbrechung intensiver Ströme unter Verwendung eines Leistungsschalters erhitzt gewöhnlich Metallplasma derart, daß es von den elektrischen Kontakten zu Bogenbedingungen am Punkt L verdampft. Die Kurve konstanter Enthalpie MEL zeigt diesen verlustreichen Vorgang in Fig. 1. Frühere Patente von G. C. D&ijlig;khuis erreichen thermonukleare Bedingungen in der Feuerkugel eines Leistungsschalters durch folgende Schritte: (i) adiabatische Ausdehnung des Entladungsplasmas entlang der Linie MK in den instabilen Bereich ABC, (ii) Zerlegung des instabilen Entladungsplasmas in eine fadenförmige Wirbelringstruktur entlang der isobarischen und isothermischen Linie HK, und (iii) Kollaps von Elektronenpaaren in einen superleitenden Grundzustand mit quantisierten Wirbelringfäden rechts der Linie DE. Hier erreichen wir Fusionsbedingungen in Kugelblitzen auf einem alternativen Weg, wobei Schritt (i) ersetzt wird, jedoch die Schritte (ii) und (iii) unverändert bleiben.
Der Rücklauf eines gewöhnlichen Blitzes vom verschwindenden Elektronendruck am Punkt F in das heiße Blitzplasma, das durch den Elektronendruck am Punkt L in Fig. 1 beherrscht wird, ionisiert sofort kaltes neutrales Gas. Falls der elektrische Durchschlag die Ionisation unter den Punkt H in den unstabilen Bereich ABC schieben kann, werden die Schritte (ii) und (iii) für die Feuerkugel des Leistungsschalters nun einen Kugelblitz hoch in der Luft bilden, wie gelegentlich berichtet wurde. Für Elektronengas mit einer Volumenkompressibilität -V(δp/δV) = 0 an der Grenzlinie AC, verbindet die Quanten-Theorie die Elektronendichte n und Temperatur T gemäß
T = hφe*n1/2/(120*π²*&epsi;&sub0;*m*k²B)1/2 7,9*10&supmin;¹¹*n1/2.
Siehe dazu Fetter und Walecka, S. 280. Deshalb folgen instabile Isotherme eines realen Gases freier Elektronen einer Alternative zur Van-der-Waals-Gleichung für reale Gase neutraler Atome, bekannt als Berthelots-Gleichung. Siehe auch H. B. Callen, Thermodynamics, S. 341. Bezogen auf Druck, Temperatur und Anzahldichte eines kritischen Punktes, wie z. B. C in Fig. 1, hat die Berthelot-Gleichung eine allgemeine Form:
Bei derselben Anzahldichte n = 3*nCr, wie die der Van-der-Waals- Gleichung (2), ergibt dies unendlichen Druck, wodurch virtuelle Inkompressibilität der kondensierten Phase angezeigt wird. Mit einem negativen Korrekturterm, der für niedrigere Temperaturen anwächst, ergibt sich für Gleichung (3) ein größerer instabiler Bereich, als der, der sich für die Van-der-Waals-Gleichung mit denselben kritischen Parametern ergeben würde. Die Kurve FHJ in Fig. 1 ist der Teil niedriger Dichte einer typischen mit Gleichung (3) erhaltenen Berthelot-Isotherme. Der korrespondierende Teil hoher Dichte liefert negative Drücke, die in einem logarhythmischen Diagramm verboten sind. Tabelle 3 vergleicht die für ein reales Gas freier Elektronen in einem Kugelblitzplasma berechneten kritischen Parameter mit experimentellen Daten für ein vergleichbares zweiphasiges Plasmasystem, das vorkommt, wenn das Metall-Palladium eine große Anzahl von Wasserstoff oder Deuterium absorbiert hat. Absorption von genügend Wasserstoff verändert Palladium in einen Supraleiter mit einer Übergangstemperatur von ungefähr 10 K, und etwas höher für das Palladium- Deuterium- System. Gas Symbol Elektronen in Kugelblitzen Wasserstoff in Palladium Deuterium in Palladium
Tabelle 3: Kritische Parameter für freie Elektronen in Kugelblitzplasma mit Bezug auf in Palladium absorbierten Wasserstoff oder Deuterium.
Für ein zweiphasiges Gleichgewicht eines Van-der-Waals- oder Berthelot-Gases bestimmt die Maxwellsche Hebelregel graphisch den Dampfdruck bei jeder Temperatur unter TCr. Wenn Elektronenpaare teilweise in den Grundzustand für Partikel kondensieren, die Bose-Einstein-Statistiken gehorchen, hängt ihr Dampfdruck von der Anzahldichte ab gemäß:
wobei die Riemannsche Funktion numerische Werte hat, wie (3/2) 2,612 und (51/2) 1,341. Siehe auch Huang II, S. 147.
Fig. 1 zeigt die Linie DE als Übergangskurve für Bose-Einstein- Kondensation von Elektronenpaaren, berechnet gemäß Gleichung (4). Am Punkt I auf der Linie DE haben Elektronenpaare mit einer Temperatur von 273 K oder 0ºC einen Dampfdruck über ein Bar. Das Druckgleichgewicht rührt von der Bindungsenergie einer uneinheitlichen Bosonendichte. Fig. 2 A zeigt ein Netzwerk von Bosonenfraktalen mit einer höchsten Ladungsdichte in ihrem Zentrum, und Fig. 2 B zeigt ein Feld von Bosonenwirbelringfäden mit einer höchsten Ladungsdichte auf zylindrischen Oberflächen. In unserer nicht relativistischen Behandlung kann man jede Zahl von Elektronenpaaren zu dem Kondensat hinzuaddieren ohne seinen Druck zu erhöhen. Da die fortschreitende Kondensation die Teilchendichte entlang deren Isothermenlinien, so wie z. B. IK in Fig. 1 zu höheren Konzentrationen verschiebt, verringern sich die Abstände zwischen Teilchen zu einem Punkt, wo die Kerne durch ihre abstoßende Coloumb-Barriere tunneln können und zu einem Zustand niedrigerer nuklearer Energie schmelzen. Temperatur, K Druck von Wasserdampf Druck von Elektronenpaaren, kPa
Tabelle 4: Dampfdruck von gesättigtem Wasserdampf, und Druck von in den Bose-Einstein-Grundzustand kondensierten Elektronenpaaren, bei relevanten Temperaturen.
Gemäß Paschen's empirischem Gesetz hängt die Durchschlagspannung von Gasen um den STP von dem Produkt aus Gasdruck und Elektrodenabstand ab. Die beobachtete minimale Durchschlagsspannung in Paschens Kurve ist verbunden mit der Bildung von mikroskopischen Elektronenlawinen, benannt nach Townsend.
In Gas niedrigen Drucks können freie Elektronen zwischen Elektroden mit geringem Abstand keine Lawine aufgrund von Stößen mit neutralen Atomen ausbilden, bevor sie nicht das angelegte elektrische Feld jenseits der Ionisationsenergie beschleunigt. In diesem System bringt die Formel des Thomsonschen Streuquerschnitts die Wahrscheinlichkeit von Stoßionisation in Abhängigkeit der kinetischen Energie von Elektronen und des Ionisationspotentials von Atomen zum Ausdruck. Thomsons ionisierender Stoßmechanismus lenkt die Flugbahn des kollidierenden Elektrons kaum ab, was während des Durchschlags zu einer geordneten Elektronenbewegung entlang der angelegten Feldlinien führt. Diese geordnete Bewegung freier Elektronen wird nicht thermalisieren, bis konkurrierende Streuprozesse die Thomson-Ionisation überwiegen.
Höhere Dichten reduzieren die mittlere freie Weglänge von Elektronen, was ein stärkeres angelegtes Feld erfordert, um zu erreichen, daß die Ionisation über die Kollisionsanregung von Atomen dominiert. Während ein fortschreitendes Durchschlagen die Chancen einer Coulomb-Wechselwirkung zwischen Elektronen und Ionen erhöht, werden dadurch die Chancen einer Stoßionisation oder -anregung verringert. In diesem System bringt die Formel über den Rutherfordschen Streuquerschnitt die Wahrscheinlichkeit des Streuens durch Coulomb-Wechselwirkung in Abhängigkeit der kinetischen Energie eintreffender Elektronen zum Ausdruck. Durch Ablenkung der Elektronenflugbahnen in viele Richtungen verhindert die Rutherfordsche Streuung fortschreitend eine geordnete Bewegung sowie einen Durchschlag, die die Ionenkonzentration in der Entladung erhöht. Das gewöhnliche Ergebnis ist ein vollständig thermalisiertes Entladungsplasma mit allen Teilchensorten in zufälliger Bewegung unter Gleichverteilung ihrer kinetischen Energie.
Wenn sich die kinetische Energie eintreffender Elektronen weit über die Ionisationsenergie erhöht, nähert sich der Rutherfordsche Streuquerschnitt viel schneller 0 an, als der Thomsonsche Ionisationsquerschnitt. Mit den Konzentrationen n&sub0; für neutrale Atome und n for Elektronen und Ionen, erfordert der Übergang bei der kinetischen Uk = Ui*(n&sub0;-3n/4)/(n&sub0;-n) das angelegte elektrische Feld E um einen Grenzwert zu erreichen:
wobei die Elementarladung e = 1,6*10&submin;&sub1;&sub9; Coulomb und die elektrische Feldkonstante &epsi;&sub0; = 8,85*10&supmin;¹² Farad/Meter fundamentale Konstanten sind wie zuvor, und das Ionisationspotential Vi = Ui/e eine Materialkonstante ist, die von den Atomen des Gases in dem der Durchschlag stattfindet, abhängt. Für ein natürliches oder ein Laborgas gegebener Dichte und Zusammensetzung, beschreibt Gleichung 5 die angelegte Feldstärke, die Stoßionisation thermalisieren wird, bei einer Elektronenkonzentration n in einer Entladung mit n&sub0; als Konzentration neutraler Atome. Die Kurve RTU in Fig. 3 zeigt Grenzen des elektrischen Feldes, berechnet nach Gleichung 5 bei einer Temperatur von 273 K für anfänglich neutrale Teilchendichten in Luft und in unserer Vorrichtung. Für die Ausbildung eines Kugelblitzes in Luft bezeichnet der Punkt R eine Grenze des elektrischen Feldes, die viel höher liegt, als der Punkt Q, der experimentelle Durchschlagfelder in Luft zwischen Kugelelektroden bezeichnet. Unter der Annahme eines Ionisationspotentials für Luft Vi = 14 Volt seiner Hauptkomponente Stickstoff, und n = 2,5*10²&sup5; m&supmin;³ für gleiche Anzahl von Elektronen-Ionen und neutrale Teilchen bei STP, berechnet sich nach Gleichung 5 das Grenzfeld zu Eth = 23 kV/cm, jedoch setzt ein elektrischer Durchschlag zwischen kugelförmigen Elektroden bereits bei 17 kV/cm ein. Fig. 3 zeigt, daß niedrigere Temperaturen und höhere Teilchendichten die Bedingungen für die Erzeugung eines Kugelblitzes zwischen fixierten Elektroden verbessern. Die Linie QST extrapoliert experimentelle Durchschlagfelder zwischen kugelförmigen Elektroden in Luft nach höheren Dichten in Übereinstimmung mit Paschen's Gesetz. Ein Durchschlag bei Gaszuständen in den schattierten Bereichen von Fig. 3 wird Entladungsplasma in den instabilen Bereich von Fig. 1 bringen, in dem die Elektrodenpaare in einen gemeinsamen Grundzustand kollabieren.
Während des Kollapses eines Wirbelringfadens wird der Drehimpuls aller Teilchen bewahrt. Fig. 4 zeigt die kinetische Energie, die Elektronen und Ionen während des Kollapses eines Wirbelringfadens erhalten. Linie e zeigt die kinetische Energie bosonisierter Elektronen in dem Wirbelringkern, und die anderen geneigten Linien in Fig. 4 zeigen die kinetische Energie von gleich schnell rotierenden Kernen von Wasserstoff, Deuterium, Stickstoff und Sauerstoff. Rotierende Ionen, die viel schwerer sind als Elektronen, erhalten soviel kinetische Energie, daß die Ionenenergie in einem quantisierten Wirbelringfaden mit mäßigem Kernradius die Grenze Y für Fusionsreaktionen zwischen leichten Kernen passiert. Fig. 4 wird von der nicht relativistischen Theorie abgeleitet, so daß die Restenergie der Elektronen mc² = 511 keV bei Z als obere Grenze dient. Fig. 4 zeigt, daß leichte Kerne die Fusionsgrenze 10 keV bei Y erreichen, wenn der Radius des Wirbelringkerns auf den Bohr-Radius, 53 pm, kollabiert ist. In diesem Bosonen-Wirbelring zirkulieren Ionen um Elektronen anstatt umgekehrt, wie in Atomen. Die Größe und Form des Wirbelringkerns sind den gemeinsamen Wellenfunktionen kettenähnlicher Makromoleküle in der organischen Chemie ähnlich.
Der Bosonenkern des Wirbelrings ist quantisiert, so daß die Elektronen nicht strahlen, und dies limitiert den Verlust durch Strahlungsenergie und die Kühlung der Wirbelringstruktur. Fig. 4 ist für Kernelektronen mit einheitlichem Zirkulationsquantum berechnet. In relativistischer Form nähert sich die Rotationsgeschwindigkeit vrot kollabierter Elektronen der Lichtgeschwindigkeit c an, wenn der Kernradius r sich der Compton Wellenlänge λ annähert:
Die Ionenschichten in einem Wirbelringfaden können kollisionslos sein, wenn alle Ionen dasselbe Ladung-zu-Masse-Verhältnis haben. Für eine Mischung von Ionen mit unterschiedlichen Ladung-zu-Masse-Verhältnis, verursachen zentripetale Coulomb-Kräfte Unterschiede in der Drehgeschwindigkeit, die groß genug sind, um Fusionsreaktionen hervorzurufen. Die Rate relevanter Fusionsreaktionen hängt streng vom Gamow-Durchgriff G für das Tunneln zweier Kerne durch ihre abstoßende Coulomb-Barriere ab. Der Gamow- Durchgriff für Protoneneinfang durch einen Kern mit der Atommassenzahl Z und der Hälfte des Ladung-zu-Masse-Verhältnis des Protons ist gegeben durch
die einmal mehr zeigt, daß Fusionsreaktionen einsetzen, wenn der Radius des Wirbelringkerns und der Bohr-Radius vergleichbare Größenordnung haben. Fig. 5 verdeutlicht das Verhalten des Gamow-Faktors G von Gleichung 7 für alle Kerne zwischen Deuterium und Sauerstoff auf einer doppelt logarithmischen Skalierung. Für Kernradien kleiner als die Compton-Wellenlänge λc - 2 4 pm, laufen alle Kurven aufeinander zu. Für Kernradien über dem Bohr-Radius a&sub0; = 53 pm nehmen alle Kurven exponentiell auf Null ab. Bei festem Kernradius hat der Protoneneinfang durch Deuteronen den größten Gamow-Faktor, der 13 Größenordnungen größer ist als der Protoneneinfang durch Helium-4. Klar geht hervor, daß in unserem Bosonenwirbelring Wasserstoffisotope als erstes verbrennen, so wie auch in der Sternevolution.
In superflüssigem Helium resultiert ein Netzwerk quantisierter Wirbelringfäden in einer makroskopischen Plasmazirkulation. Ebenso hat man herausgefunden, daß die quantisierte Zirkulation von geladenen Bosonenwirbelringen die Ladungsspeicherung, die Zirkulation und die Dimensionen des Entladungsplasmas in der folgenden Art und Weise verbindet. Jeder Wirbelringfaden habe ein Einheitszirkulationsquantum h/2m, und einen von der Elektronenkonzentration n bestimmten Radius von einer London-Durchdringungslänge λL = (m/mu&sub0;ne²)1/2. Möge die Entladung zwischen zwei Elektroden im Abstand d in einem geschnittenen Gasstrom mit der Zirkulation C stattfinden. Dann kann der Gasstrom C/(h/2m) quantisierte Wirbelstromfäden mit einem Volumen von d*πλL² beinhalten, und die im Wirbelstromkern eingefangenen Elektronen haben eine Gesamtladung Q&sub1; gegeben durch
mit den Grundkonstanten m = 9,11*10&supmin;³¹ kg für die Elektronenmasse, u&sub0; = 4π*10&supmin;&sup7; Henry/Meter für die Permeabilität von Vakuum, e = 1,6*10&supmin;¹&sup9; Coulomb für die Elementarladung und h = 6,63*10&supmin;³&sup4; Joule Sek. für die Planck'sche Konstante. Gleichung 8 bestimmt den Betrag von Ladung, der in einem Netzwerk von Bosonenwirbelringen mit Einheitszirkulation eingefangen werden kann, wenn eine Entladung zwischen Elektroden im Abstand d in einem beschnittenen Gasfluß mit der Zirkulation C im Entladungsbereich ausgelöst wird. Für einen Elektrodenabstand d = 8 cm in einem Gas, das mit der Geschwindigkeit v = 100 m/s fließt, ergibt eine grobe Schätzung für die Zirkulation C v*d = 8 m²/s, was gemäß Gleichung 8 zu einer Ladung Q = - 0,025 Coulomb für die eingeschlossene Ladung führt. Dies ist leicht innerhalb der Reichweite von Ladungsübergängen bis zu 20 Coulomb für lineare Blitze.
Die in den Gleichungen 1 - 8 spezifizierten Bedingungen werden erfüllt von der in den Fig. 6 - 12 gezeigten Vorrichtung.
Fig. 6 zeigt einen Abschnitt der Elektrodenkonfiguration in der Richtung des Gasflusses, und Fig. 7 zeigt einen ähnlichen Abschnitt senkrecht zu der Fließrichtung. In einem fließenden Gas findet eine Hochspannungs-Entladung in der Entladungsspalte 4 zwischen der Elektrode 12 und einer identischen Elektrode auf der anderen Seite der Symmetrieebene 2 statt. Die Elektrodenkonfiguration muß mehrere hundert Kilovolt über der Entladungsspalte 4 aushalten. Um Überschläge außerhalb des Metallgehäuses 10 zu verhindern, fließt der elektrische Strom über eine konventionelle Hochspannungsdurchführung 15 mit einer Kammer 16 für SF&sub6;-Gas bei einem Druck von 6 - 8 Bar in die Elektrode 12 hinein.
Die Elektrode ist mit dem Metallgehäuse 10 mit einem Kupferring 11 dicht verbunden, und sie endet in der entfernbaren Elektrodenspitze 14. Die Elektrode ist umgeben von einem Füllstück 9 aus isolierendem Material, z. B. Polypropylen. Dieses Füllstück liegt satt an der Innenseite des Metallgehäuses 10 an, so daß kein Gas aus der SF&sub6;-Kammer 16 entweichen kann. Der Gasfluß findet durch das Düsengußstück 6 bestehend aus Kufalite oder einem anderen gegenüber ionisierender Strahlung unempfindlichen Material statt. Einige Düsen sind mit einem Metallflansch 7 gegossen, der dazu dient, das elektrische Feld in der Entladungsspalte 4 einheitlicher zu machen. Nahe der Elektrode 12 ist das Düsengußstück 6 von einem Rohr aus einem starken und isolierenden Material, wie z. B. Twaron-Fiber, umgeben. Die Leitung ist auch umgeben von Aluminiumrohren 13, die unter Verwendung von Ringen 18 an das Metallgehäuse 10 geschraubt sind. Eine Platte mit einem Loch 17 hält das Düsengußstück 6 innerhalb des Elektrodengehäuses 10 fixiert. Am Düseneingang 3 fließt eine geeignete Gasmischung in das Düsengußstück 6 auf die Entladungsspalte 4 zu, und entweicht in die freie Luft über den Auslaß 5. Die Durchführung 15, die Kammer 16, der Ring 11, die Elektrode 12, die Spitze 14 und der Flansch 7 haben eine gemeinsame Symmetrieachse 1. Für gute Isolation gegen Hochspannungsdurchschlag außerhalb der Entladungsspalte 4 sind das Düsengußstück 6 und das Fiberrohr 8 mit Öl benetzt, um Leckströme und Durchschlag durch die Schnittstelle zwischen ihnen zu verhindern. Fig. 8 zeigt die elektrische Feldstärke in und um die Entladungsspalte 4 vor dem Durchschlag. Die elektrische Feldstärke ist berechnet aus der Laplace-Gleichung unter der Annahme einer Gesamtsymmetrie um die Achse 1. Das Feld ist an der Oberfläche der Metallteile 7, 12, 14 in hohem Maße aufeinen Spitzenwert gebracht. Die Polarisation der dielektrischen Teile 6, 8, 9 verursacht steile "Rücken" des elektrischen Feldes an den Grenzen mit dem geerdeten Metallgehäuse 10 und der Hochspannungselektrode 12. Die Feldstärke in der Elektrodenspalte 4 ist nahezu einheitlich, mit Ausnahme nahe der Elektrodenspitze 14, wo ein Einsetzen des Durchschlags am wahrscheinlichsten ist. Für die Elektrodenkonfiguration der Fig. 6, 7 wird die Grenze des elektrischen Feldes gemäß Gleichung 5 nicht über die Elektrodenspalte 4 erreicht, was sie eigentlich sollte.
Als zweites Erfordernis muß die Elektronenkonfiguration eine genügend große mechanische Festigkeit haben, um Gasdrücken bis zu 20 Bar zu widerstehen, die durch eine leistungsstarke elektrische Entladung noch erhöht werden. Die erforderliche mechanische Festigkeit der Entladungsdüse rührt her von einem Metallgehäuse 10, das aus der Aluminiumlegierung Fortal hoher Festigkeit gemacht wird, von Aluminiumrohren 13, die mit dem Gehäuse 10 verschraubt sind, und von einem Fiberrohr 8 aus Twaron um das Düsengußstück 6. Während des Betriebs ist das Gehäuse 10 mit seinem Gegenstück auf der gegenüberliegenden Seite der Symmetrieebene 2 mit langen Schrauben verbunden, die in Fig. 6, 7 nicht dargestellt sind. Nach einem Experiment werden die Schrauben, die die Rohre 13 mit dem Gehäuse verbinden, gelöst, und die Elektroden werden zum Inspizieren ihres Oberflächenzustands und zum Ersetzen von Spitzen wegbewegt. Erst nachdem beide Elektroden aus ihren jeweiligen Öffnungen im Düsengußstück 6 entfernt worden sind, kann das Letztgenannte zu Reinigungs- oder Austauschzwecken aus den Rohren 13 entfernt werden. Der Fließkanal durch das Düsengußstück 6 beginnt mit einem kreisförmigen Querschnitt mit einem Durchmesser von 18 cm am Einlaß 3, verjüngt sich allmählich zu einem rechteckigen Abschnitt, der an der Entladungsspalte 4 3·8 cm mißt, erweitert sich dann wieder in einen quadratischen Abschnitt von 8·8 cm am Auslaß 5. Der Fließkanal ist wie eine Laval-Düse für eine Strömung im Überschallbereich bei Mach-Zahl 2,5 profiliert, der eine Beschleunigung bis zu Überschallgeschwindigkeiten ohne Verlust oder Schockwellen erlaubt, die das Gas über den kritischen Punkt in Fig. 1 erhitzen würden. Gerade stromaufwärts der Entladungsspalte 4 kann eine Luftschraubenstrahlform 19 innerhalb des Düseneinlasses 3 plaziert werden, die hinter ihrer abgestumpften Hinterkante einen Wirbelstrombereich mit starker innerer Gaszirkulation ausbildet, in der die Entladung ausgelöst wird. Kleinere Wiederumlauf-Taschen können im Düsengußstück 6 gebildet werden, dadurch daß die Elektrode 12 an einer weiter oben liegenden als in Fig. 6 gezeigten Position, befestigt wird. Stromaufwärts der Luftschraubenstrahlform 19 unterdrückt ein feines wabenförmiges Gitter 20 die größeren Wirbel in dem turbulenten Einfluß am Düseneinlaß 3. Der Gasfluß wird mit der in Fig. 9 gezeigten Vorrichtung konditioniert. Ein Gasreservoir 40 enthält ein nicht brennbares Trägergas, z. B. Stickstoff, bei Drücken bis zu 100 Bar. Eine Stellklappe 41 reduziert den Druck des Gastanks auf 19 Bar. Bei diesem Einlaßdruck entweicht der Gasstrom durch eine Mach-2,5-Laval-Düse in die freie Luft mit einer minimalen Schockwellenerhitzung. Eine Mischeinheit 43 injiziert eine kontrollierte Menge thermonuklearen Brennstoffes, z. B. Deuterium, von einer Gasflasche 42, durch ein Einspritzventil 44 in das vom Reservoir 40 fließende Trägergas. Ein Stahlrohr 46 führt die Gasmischung durch Adaptoren 47 an den Düseneinlaß innerhalb des Metallgehäuses 10. Der Gasfluß entweicht in die freie Luft durch eine Ausflußöffnung 49 mit einem quadratischen Querschnitt, der an den Überschallauslaß der Laval-Düse angepaßt ist. Größe Blitzschlag Testaufbau Gasdruck, Bar Gasdichte kg/m³ Temperatur K Deuteriumgehalt ppm elektrisches Feld kV/cm Strom kA Ladung C Anstiegszeit us
Tabelle 5: Bereich von Gaszuständen und Entladungsparametern in/für Blitzschlag und in einer Entladungsdüse.
Die Zustände im Gasstrom sind aus Standardzustandsgleichungen für Gase, wie in Fig. 10 gezeigt, bekannt, wo die Dichte entlang der horizontalen Achse und die Temperatur entlang der vertikalen Achse aufgetragen ist. In Fig. 10 sind die Linien 51 Isobaren, die Linien 52 Linien mit konstanter Enthalpie und die Linien 53 Isentropische. Die dicke Linie in Fig. 10 bezeichnet aufeinanderfolgende Gaszustände auf ihrem Weg vom Reservoir 40 zum STP. Die Stellklappe 41 ist so eingestellt, daß sie den Reservoirdruck auf 19 Bar bei Umgebungstemperatur entlang des Pfades 54 mit gleicher Enthalpie und einer leichten, für Vander-Waals-Gase unter der Inversionstemperatur typischen Abkühlung reduziert. Der Druckabfall im Rohr 46 aufgrund turbulenter Reibungskräfte kann im gegenwärtigen Kontext vernachlässigt werden. Da der Gasstrom im konvergierenden Abschnitt der Laval-Düse beschleunigt, fallen Druck, Temperatur und Dichte entlang des isotopischen Pfades 55 auf die Bedingungen der Engstelle bei 56 (9 Bar, 190 K). Da das Gas weiter auf Überschallbedingungen entlang derselben Isotropischen beschleunigt, werden die Auslaßbedingungen (80 K, 1 Bar), bei 57 erreicht, und von dort bringt eine turbulente Mischung mit Luft das Gas bei konstantem Druck entlang des isobarischen Pfades 58 zum STP. Die Konzentration atmosphärischen Deuteriums liegt in feuchter Luft typischerweise bei 10 ppm. Tabelle 5 vergleicht den Bereich von Gaszuständen und Entladungsparametern für natürlichen Blitzschlag mit den entsprechenden Größen in unserem Experimentalaufbau. Komponente Symbol Größenordnung Quellkapazität Kabelinduktivität Kabelwiderstand Symmetrierwiderstand Symmetrierkapazität
Tabelle 6: Größenordnung elektrischer Komponenten in einer Zündschaltung für Bosonenwirbelringplasma.
Die elektrische Leistung wird der Entladungsdüse von den Hochspannungs-Kondensatorenblöcken 21A, B, wie in Fig. 11 dargestellt, von der Vorderseite des Testaufbaus her zugeführt. Das Kabel 23A transportiert negative Ladung vom Block 21A zur Durchführung 15A auf dem mit Rädern ausgestatteten Träger 29A; das Kabel 23B transportiert einen gleichen Betrag positiver Ladung vom Block 21B zur Durchführung 15B auf dem mit Rädern ausgestatteten Träger 29B. Die 5-Meter-Spannweite der Durchführungen sichert gegen externes Durchschlagen bis zu 1 MV externe Spannung.
Das Metallgehäuse 10A, B ist geerdet und ruht auf einem fixierten Träger 25. Die Ladung kehrt zurück durch die Metallstangen 24A, B, die am Metallgehäuse 10 geerdet sind und die Kondensatorblöcke 21A, B direkt verbinden. Die zwei symmetrischen Hälften der elektrischen Schaltung sind mit Symmetrierkondensatoren 28A, B und Symmetrierwiderständen 27A, B symmetriert. Funkenstrecken 22A, B isolieren, wenn der Kondensatorblock 21A auf 240 kV und der Kondensatorblock 21B auf -240 kV aufgeladen ist. Die Entladung wird durch gleichzeitige Triggerung der Funkenstrecken 22A, B mit einem in der elektrischen Schaltung von Fig. 12 gezeigten Einspritz-Zeitgeber 26 ausgelöst. In der Zündschaltung von Fig. 12 repräsentiert die Quellkapazität 31A, B die Kondensatorblöcke 21A, B die Schaltungsinduktivität 33A, B und der Widerstand 34A, B die Kabel 23A, B und die Stangen 24A, B, und der parallele Widerstand 37A, B und die Kapazität 38A, B repräsentieren die Symmetrierwiderstände 27A, B und 28A, B. Tabelle 6 spezifiziert den Bereich der Schaltungsparameter während mit der in Fig. 12 gezeigten elektrischen Schaltung ausgeführten Experimente.
Literaturverzeichnis
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15. R.C. Weast (Editor) CRC Handbook o Chemistry and Physics (67th Edition, CRC Press, 1986-87)

Claims

1. Verfahren zur Erzeugung eines kontinuierlichen Fusionsprozesses in einem supraleitenden Wirbelplasma, welches durch eine elektrische Hochspannungsentladung über einer Entladungsstrecke (4) erzeugt wird, dadurch gekennzeichnet, daß über die Entladungsstrecke (4) ein kaltes Gas mit hoher Geschwindigkeit geleitet wird, welches nuklearen Fusionsbrennstoff enthält.

2. Verfahren gemäß Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß es sich bei dem nuklearen Fusionsbrennstoff um Deuterium und/oder Wasserstoff handelt.

3. Verfahren gemäß Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß die Initialgasmischung in ausreichendem Maße mit Inertträgergas gemischten thermonuklearen Brennstoff enthält, um in Ionenschichten, die mit hoher Geschwindigkeit um selbstangelagerte Elektronen in dem Kern von Wirbelfäden zirkulieren, Fusionsreaktionen auszulösen.

4. Verfahren gemäß Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß die Entladung in einen umgebenden Gasstrom eingetaucht wird, welcher seine Position und interne Zirkulation in einer Reaktionskammer beibehält, kontinuierlich deren Reaktionsprodukte entfernt und sie mit frischem Brennstoff versorgt.

5. Verfahren gemäß Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß die Entladung einen Gasstrom mit ausreichender Geschwindigkeit trifft, um Ladung von der Hochspannungsquelle an ein Netzwerk von mikroskopischen Wirbelfäden, welche einen kugelförmigen Plasmawirbel bilden, zu übertragen.

6. Verfahren gemäß einem der obigen Ansprüche, dadurch gekennzeichnet, daß die Hochspannungsentladung eine Spannung von mindestens 100 kV hat.

7. Verfahren gemäß einem der obigen Ansprüche, dadurch gekennzeichnet, daß das elektrische Feld beim Zusammenbruch einen Schwellenwert übersteigt, um ein kaltes und dichtes Entladungsplasma mit Elektronenpaaren zu bilden, welche teilweise in den Grundzustand von Partikeln, die der Bose-Einstein-Statistik genügen, kondensiert werden.

8. Verfahren gemäß einem der obigen Ansprüche, dadurch gekennzeichnet, daß die Gastemperatur unter der Raumtemperatur liegt.

9. Verfahren gemäß einem der obigen Ansprüche, dadurch gekennzeichnet, daß das Gas Schallgeschwindigkeit hat, wenn es die Entladungsstrecke (4) passiert.

10. Vorrichtung zur Erzeugung eines kontinuierlichen Fusionsprozesses in einem supraleitenden Wirbelplasma, dadurch gekennzeichnet, daß sie eine Entladungsstrecke (4) umfaßt, welche durch zwei Elektroden (12) an gegenüberliegenden Seiten und ein isolierendes Düsengußstück (6) an zwei anderen gegenüberliegenden Seiten definiert wird, wobei die Elektroden mittels einer Funkenstrecke (22) mit mindestens einer Kondensatorbank (21) verbunden sind, die auf mehrere hundert Kilovolt aufgeladen werden kann, und die Entladungsstrecke (4) über Düsengußstück (6), welches eine Öffnung in der Gegend von Entladungsstrecke (4) hat, mit einer Quelle von nuklearen Fusionsbrennstoff (42, 43, 44) enthaltendem Druckgas verbunden ist.

11. Vorrichtung gemäß Anspruch 10, dadurch gekennzeichnet, daß es sich bei der Düse um eine Laval-Düse handelt.

12. Vorrichtung gemäß Anspruch 10 oder 11, dadurch gekennzeichnet, daß das Düsengußstück (6) durch ein es umgebendes Rohr (8) aus Twaron-Faser verstärkt wird.

13. Vorrichtung gemäß Anspruch 10, dadurch gekennzeichnet, daß der elektrische Strom in Elektrode (12) über eine Hochspannungsbuchse (15) mit Kammer (16) für SF&sub6;-Gas mit einem Druck von 6 - 8 bar eintritt.

14. Vorrichtung gemäß Anspruch 10, dadurch gekennzeichnet, daß die Elektrode (12) dicht mit Metallgehäuse (10) mit einer Kupfermanschette (11) verbunden ist und in einer entfernbaren Elektrodenspitze (14) endet.

15. Vorrichtung gemäß Anspruch 10, dadurch gekennzeichnet, daß die Elektrode (12) von einem Füllstück (9) aus Isoliermaterial umgeben ist.

16. Vorrichtung gemäß Anspruch 15, dadurch gekennzeichnet, daß es sich bei dem Isoliermaterial um Polypropylen handelt.