ES2259088T3 - Fusion controlada en una configuracion de campo invertido y conversion directa de energia. - Google Patents
Fusion controlada en una configuracion de campo invertido y conversion directa de energia.Info
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Abstract
Método para convertir la energía de materiales de fusión en energía eléctrica, que comprende las siguientes fases: a. los iones son inyectados longitudinalmente siguiendo un recorrido helicoidal en el interior de una cavidad generalmente cilíndrica (420); b. se forma un campo eléctrico en el interior de la cavidad; c. se convierte, como mínimo, una parte de la energía fónica en energía eléctrica, y que se caracteriza porque la cavidad posee una superficie formada por múltiples electrodos (494) situados de modo que exista una separación entre cada uno de ellos y múltiples intersticios alargados (497) entre dichos electrodos, extendiéndose los antedichos intersticios longitudinalmente al eje de la cavidad, y presentando el campo eléctrico correspondiente una estructura multipolar de más de dos polos.
Description
Fusión controlada en una configuración de campo
invertido y conversión directa de energía.
El presente invento se refiere en general al
ámbito de la física del plasma, y, en particular, a los métodos y a
los aparatos destinados al confinamiento del plasma a fin de
permitir la fusión nuclear y convertir en electricidad la energía
obtenida a partir de materiales de fusión.
La fusión consiste en el proceso mediante el
cual dos núcleos ligeros se combinan para formar un núcleo más
pesado. El proceso de fusión libera una ingente cantidad de energía
que se manifiesta en forma de partículas que se desplazan a gran
velocidad. Debido a que la carga de los núcleos atómicos es
positiva gracias a los protones que contienen, entre ellos se genera
una fuerza electroestática de repulsión o Culombio. Para obtener la
fusión de dos núcleos debe superarse esta barrera de repulsión, lo
cual se produce cuando la distancia que separa dos núcleos se
reduce en grado suficiente si la fuerza nuclear de baja intensidad
aumenta su potencia y excede la fuerza Culombio produciendo la
fusión del núcleo. La energía necesaria para que el núcleo supere
la barrera Culombio proviene de su propia energía térmica, que debe
ser muy elevada. Por ejemplo, el índice de fusión será apreciable
cuando la temperatura sea como mínimo del orden de 10^{4}eV, lo
cual corresponde aproximadamente a 100 millones de grados Kelvin.
El índice de una reacción de fusión es una función de la
temperatura, y se caracteriza por una cantidad que se denomina
reactividad. La reactividad de una reacción D-T,
por ejemplo, presenta el punto más elevado entre 30 keV y 100
keV.
Las reacciones de fusión habituales
comprenden:
\hskip0,1cm D
+ D \ -> He^{3} (0,8 MeV) + n (2,5
MeV),
D + T \ ->
\alpha (3,6 MeV) + n (14,1
MeV),
\hskip0,9cm
D + He^{3} \ -> \alpha (3,7 MeV) + p (14,7 MeV), \hskip0.3cm
y
p + B^{11} \
-> 3\alpha (8,7 MeV) \hskip1.8cm
donde D indica deuterio, T indica
tritio, \alpha indica un núcleo de helio, n indica un
neutrón, p indica un protón, He indica helio, y B^{11}
indica boro-11. Los números entre paréntesis de cada
ecuación indican la energía cinética de los productos de la
fusión.
Las dos primeras reacciones anteriormente
mencionadas, las reacciones D-D y
D-T, son neutrónicas, lo que significa que la mayor
parte de la energía de sus materiales de fusión es transportada por
neutrones rápidos. Las desventajas que presentan las reacciones
neutrónicas son que (1) el flujo de neutrones rápidos genera muchos
problemas, entre ellos daños estructurales que afectan a las
paredes del reactor, y niveles elevados de radioactividad para la
mayoría de los materiales empleados en la construcción del reactor;
y (2) la energía de los neutrones rápidos se recoge convirtiendo su
energía térmica en energía eléctrica, lo cual resulta muy ineficaz
(menos del 30%). Las ventajas que suponen las reacciones neutrónicas
son que (1) el nivel máximo de reactividad se consigue mediante
temperatura considerablemente bajas; y (2) las pérdidas debidas a la
radiación son relativamente bajas, ya que el número atómico del
deuterio y del tritio es 1 en ambos casos.
Los reactivas de las otras dos ecuaciones,
D-He^{3} y p-B^{11}, se denominan
combustibles avanzados. El lugar de generar neutrones rápidos, como
en las reacciones neutrónicas, sus materiales de fusión consisten
en partículas con carga. Una ventaja de los combustibles avanzados
es que la cantidad de neutrones que generan es mucho menor y, por
tanto, presentan menos desventajas asociadas con ellos. En el caso
de D-He^{3}, mediante reacciones secundarias se
produce cierta cantidad de neutrones rápidos, pero estos neutrones
sólo suponen aproximadamente el 10% de la energía de los materiales
de fusión. La reacción p-B^{11} carece de neutrones
rápidos, a pesar de que produce algunos neutrones lentos como
resultado de reacciones secundarias, pero la cantidad de problemas
que genera es mucho menor. Otra ventaja de los combustibles
avanzados es que sus materiales de fusión contienen partículas con
carga cuya energía cinética se puede convertir directamente en
electricidad. Mediante la aplicación directa del adecuado proceso
de conversión de energía, la energía de los materiales de fusión de
combustibles avanzados se puede captar con una gran eficacia,
sobrepasando más del 90%.
Los combustibles avanzados también presentan
desventajas. Por ejemplo, el número atómico de los combustibles
avanzados es superior (2 para He^{3} y 5 para B^{11}). A pesar
de ello, su pérdida de radiación es más elevada que en las
reacciones neutrónicas. Además, la fusión de combustibles avanzados
es más difícil de conseguir. El punto máximo de reactividad tiene
lugar a una temperatura mucho más elevada que no es tan elevada como
la reactividad de D-T. Por tanto, para provocar la
reacción de fusión de combustibles avanzados y que su reactividad
sea considerable se requiere que éstos alcancen un nivel de energía
mucho más elevado. Por consiguiente, los combustibles avanzados
deben confinarse durante un período más largo de tiempo en el que
se someterán a las condiciones de fusión adecuadas.
El tiempo de confinamiento del plasma es
\Deltat = r^{2}/D, siendo r la dimensión mínima de
un plasma y D el coeficiente de difusión. El valor habitual del
coeficiente de difusión es D_{c} = a^{2}_{i}/t_{ie}, siendo
a_{i} el radio giromagnético del ión y t_{ie} el tiempo de
colisión ión-electrón. La difusión según el
coeficiente normal de difusión se denomina transporte. El
coeficiente de difusión Bohm, atribuido a inestabilidades de onda
corta, es D_{b} = (1/16) a^{2}_{i} \Omega_{i}, siendo
\Omega_{i} la frecuencia ciclotrónica del ión. La difusión según
esta relación se denomina transporte anómalo. Para las condiciones
de fusión D_{b}/D_{c} = (1/16) \Omega_{i} t_{ie} \cong
10^{3}, el transporte anómalo produce un tiempo de confinamiento
mucho más reducido que el obtenido mediante transporte clásico. Esta
relación determina la dimensión que deberá tener el plasma en un
reactor de fusión, con la condición de que el tiempo de
confinamiento para una cantidad de plasma determinada debe ser
mayor que el tiempo requerido por el plasma para alcanzar una
reacción de fusión nuclear. Por consiguiente, la condición de
transporte clásico es más deseable en un reactor de fusión, ya que
permite plasmas iniciales de menores dimensiones.
Durante la experimentación temprana sobre
confinamiento toroidal de plasma, se observó un tiempo de
confinamiento de \Deltat \cong r^{2}/D_{b}. El
progreso obtenido durante los últimos 40 años ha permitido aumentar
el tiempo de confinamiento a \Deltat \cong 1000 r^{2}/D_{b}.
El concepto actual de reactor de fusión es el Tokamak. La figura 5
muestra el campo magnético de un Tokamak 68 y la órbita propia de
una partícula 66. Durante los últimos 30 años, los trabajos de
fusión se han concentrado en un reactor Tokamak en el que se emplea
combustible D-T. Estos trabajos han culminado en la
creación del Reactor Experimental Termonuclear Internacional
(ITER), representado en la figura 7. La reciente experimentación con
Tokamaks ha demostrado que es posible el transporte clásico,
\Deltat \equiv r^{2}/D_{c}, en cuyo caso la dimensión
mínima de plasma se puede reducir de metros a centímetros. Estos
experimentos comprenden la inyección de haces de energía (de 50 a
100 keV), que calientan el plasma a temperaturas de 10 a 30 keV.
Véase W. Heidbrink y G.J. Sadler, 34 Fusión Nuclear 535
(1994). En estos experimentos se observó que los iones del haz de
energía reducían su velocidad y se difundían con normalidad
mientras que el plasma térmico continuaba difundiéndose a una
velocidad anormalmente rápida. La razón consiste en que los iones
del haz de energía poseen un radio giromagnético de grandes
dimensiones y, por tanto, son insensibles a la fluctuación de las
longitudes de onda inferiores al radio giromagnético del ión
(\lambda < a_{i}). Las fluctuaciones de onda corta tienen
tendencia a la compensación durante un ciclo y, por tanto, se
anulan. Los electrones, no obstante, tienen un radio giromagnético
mucho más reducido y, por consiguiente, responden de manera anómala
a las fluctuaciones y al transporte.
Debido al transporte anómalo, la dimensión
mínima de plasma no puede ser menor de 2,8 metros. En consecuencia,
el ITER que se construyó medía 30 metros de altura y su diámetro
era de 30 metros. Este tipo de reactor D-T Tokamak
es el más reducido que se puede fabricar. Para combustibles
avanzados, como el D-He^{3} y el
p-B^{11}, el reactor tipo Tokamak debe ser mucho mayor, ya
que el tiempo que precisa un ión de combustible para producir una
reacción nuclear es más prolongado. Un reactor Tokamak que utilice
combustible D-T presenta, además, el problema
adicional de que la mayor parte de la energía de los materiales de
fusión es transportada por neutrones 14 MeV, cuyo flujo de
neutrones causa daños de radiación y produce reactividad en casi
todos los materiales de construcción. Igualmente, su conversión de
energía en electricidad debe efectuarse mediante un proceso térmico,
cuya eficacia es sólo del 30%.
Otra configuración de reactor que se ha
propuesto consiste en un reactor de haces colisionantes. En un
reactor de haces colisionantes, el plasma de fondo es bombardeado
mediante haces de iones. Los haces contienen iones cuya energía es
mucho mayor que la del plasma térmico. La producción de reacciones
de fusión válidas no ha sido viable con este tipo de reactor debido
a que el plasma de fondo disminuye la velocidad de los haces de
iones. A fin de reducir este problema y maximizar el número de
reacciones nucleares se han presentado varias alternativas.
Por ejemplo, la patente USA nº 4.065.351 de
Jassby et al. presenta un método para producir haces
colisionantes de deuterio y tritio en contraflujo en un sistema de
confinamiento toroidal. En la patente USA nº 4.057.462 de Jassby
et al. se inyecta energía electromagnética para
contrarrestar los efectos producidos por la resistencia del plasma
para equilibrar la carga en algunos tipos de iones. El sistema de
confinamiento toroidal consiste en un Tokamak. En la patente USA nº
4.894.199 de Rostoker, se inyectan y se recogen haces de deuterio y
tritio utilizando la misma velocidad media que en una configuración
Tokamak, de espejo, o de campo invertido. Para captar los haces se
utiliza plasma frío de fondo de densidad baja. Los haces reaccionan
debido a que poseen una temperatura elevada, siendo la reducción de
la velocidad originada principalmente por los electrones que
acompañan a los iones inyectados. Los iones calientan los
electrones, de modo que la reducción de la velocidad es mínima.
No obstante, en ninguno de estos mecanismos
interviene el equilibrio del campo eléctrico. Además, no existe
ninguna intención de reducir, o incluso de tomar en consideración,
el transporte anómalo.
Otras patentes tienen en cuenta el confinamiento
electroestático de iones y, en algunos casos, el confinamiento
magnético de electrones. Es el caso de la patente USA nº 3.258.402
de Farnsworth y la patente USA nº 3.386.883 de Farnsworth, que
tratan sobre el confinamiento electroestático de iones y el
confinamiento inercial de electrones; de las patentes USA nº
3.530.036 de Hirsch et al. y USA nº 3.530.497 de Hirsch et
al., similares a las de Farnsworth; de la patente USA nº
4.233.537 de Limpaecher, que trata sobre iones de confinamiento
electroestático y confinamiento magnético de electrones mediante
paredes reflectantes con vértices multipolo; y de la patente USA nº
4.826.646 de Bussard, similar a la de Limpaecher, con vértices en
punta. Ninguna de estas patentes toma en consideración el
confinamiento electroestático de los electrones y el confinamiento
magnético de los iones. A pesar de que se han emprendido numerosos
proyectos de investigación sobre el confinamiento electroestático
de iones, ninguno de ellos ha conseguido establecer los necesarios
campos electroestáticos requeridos si los iones poseen la densidad
requerida para un reactor de fusión. Finalmente, ninguna de las
patentes antes mencionadas trata sobre la topología magnética de las
configuraciones de campo invertido.
La configuración de campo invertido (FRC) se
descubrió accidentalmente en 1960 en el Laboratorio de
Investigación Naval durante la experimentación sobre estricción
theta. Una topología típica FRC, en la que el campo magnético
interno invierte la dirección, se muestra en la figura 8 y en la
figura 10, y las órbitas de partículas de FRC se muestran en la
figura 11 y en la figura 14. En relación con FRC, se ha llevado a
cabo muchos programas de investigación en los Estados Unidos y en
el Japón. Existe una publicación que trata exhaustivamente la
teoría y la experimentación de las investigaciones de FRC llevadas a
cabo entre 1960 y 1988. Véase M. Tuszewski, 28 Fusión
Nuclear 2033, (1988). Un libro blanco sobre el desarrollo de
FRC describe la investigación de 1996 e incluye recomendaciones para
futuras investigaciones. Véase L.C. Steinhauer et al., 30
Tecnología de la Fusión 116 (1996). Hasta la fecha, en la
experimentación con FRC, ésta se ha formado utilizando el método de
estricción theta. Uno de los resultados de este método de formación
consiste en que los iones y los electrones transportan cada uno la
mitad de la corriente, lo cual produce un campo electrostático
desdeñable en el plasma y la falta de confinamiento electrostático.
Los iones y electrones de estas FRC experimentan contención
magnética. En casi toda la experimentación con FRC se ha tenido en
cuenta el transporte anómalo. Véase, por ejemplo, Tuszewski,
comienzo del apartado 1.5.2 de la página 2072. Rostoker et
al., Science 21 noviembre de 1997, presentan un
convertidor ciclotrónico inverso de conformidad con la
reivindicación preferible 1.
Por consiguiente, es conveniente obtener un
sistema de fusión que incluya un sistema de contención que permita
reducir o eliminar el transporte anómalo de iones y electrones, y un
sistema de conversión de energía de alta eficacia que convierta en
electricidad la energía de los materiales de fusión.
El presente invento está destinado a un sistema
y un método de conformidad con las reivindicaciones independientes.
En este invento se utiliza la fusión controlada en un campo
magnético provisto de topología de inversión de campo y la
conversión directa en electricidad de la energía de los materiales
de fusión. El sistema, denominado en este documento sistema
generador de electricidad - plasma (PEG), incluye prioritariamente
un reactor de fusión provisto de un sistema de confinamiento con la
capacidad de reducir o eliminar considerablemente el transporte
anómalo de iones y electrones. Además, el sistema PEG incorpora un
sistema de conversión de energía de alta eficacia acoplado al
reactor que convierte directamente en electricidad la energía de
los materiales de fusión.
Una característica innovadora del presente
invento consiste en que el transporte anómalo de iones y electrones
es capaz de experimentar una reducción o eliminación considerable.
El transporte anómalo de iones se puede evitar mediante el
confinamiento de los iones por medios magnéticos en un campo
magnético de configuración de campo invertido (FRC). Para los
electrones, el transporte anómalo de energía se evita calibrando un
campo magnética aplicado externamente capaz de desarrollar un campo
eléctrico potente, el cual confina electroestáticamente los
electrones en un pozo profundo de potencial. Como resultado, los
plasmas de combustibles de fusión que se pueden utilizar con el
presente aparato y proceso de confinamiento no se limitan a
combustibles neutrónicos, puesto que también ofrece la ventaja de
que se puede utilizar combustibles avanzados o aneutrónicos. Para
los combustibles aneutrónicos, la energía de reacción de la fusión
se obtiene casi totalmente en forma de partículas cargadas, o sea,
iones energéticos, que se pueden manipular en un campo magnético y
que, según el tipo de combustible, pueden producir escasa
radioactividad o ninguna.
En otra presentación innovadora de este invento,
se utiliza un sistema de conversión directa de energía para
convertir directamente la energía cinética de los materiales de
fusión en energía eléctrica mediante la reducción de la velocidad
de las partículas cargadas que atraviesan un campo
electromagnético. El sistema de conversión directa de energía del
presente invento presenta la ventaja de que posee el rendimiento,
la tolerancia partícula-energía y la capacidad
electrónica adecuados para convertir la frecuencia y la fase de
potencia de la fusión de aproximadamente 5 MHz capaz de igualar la
frecuencia de una red eléctrica externa de 60 Hertzios.
En una realización preferida, el sistema de
confinamiento del plasma del reactor de fusión comprende una
cámara, un generador de campo magnético para aplicar el campo
magnético siguiendo la dirección longitudinal del eje principal, y
una capa de plasma anular que contiene un haz circulante de iones.
Los iones de la capa del haz de plasma anular están encerrados en
el interior de la cámara siguiendo la órbita magnética y los
electrones están confinados principalmente en un pozo de energía
electroestática. En una representación de una realización
preferida, el generador de campo magnético contiene una bobina.
Opcionalmente, el sistema contiene, además, bobinas de espejo cerca
de los extremos de la cámara que incrementan la magnitud del campo
magnético aplicado en los extremos de la cámara. El sistema también
contiene un inyector de haces para inyectar el haz de iones
neutralizados en el campo magnético aplicado, en el cual el haz
entra en órbita debido a las fuerzas originadas por el campo
magnético aplicado. En otra representación de las realizaciones
preferidas, el sistema forma un campo magnético con la topología de
una configuración de campo invertido.
En otra realización preferida, el sistema de
conversión de energía contiene convertidores ciclotrónicos de
inversión (ICC) acoplados a los extremos opuestos del reactor de
fusión. La geometría de los ICC presenta la forma de cilindros
huecos con múltiples electrodos semicilíndricos, de preferencia
cuatro o más iguales, e intersticios pequeños y rectilíneos
situados entre ellos. Cuando está funcionamiento, se aplica de forma
alterna un potencial oscilante a los electrodos. El campo eléctrico
E en el interior del ICC posee una estructura multipolar, se disipa
en los ejes de simetría e incrementa linealmente con el radio. El
valor máximo se encuentra en el intersticio.
Asimismo, el ICC comprende un generador de campo
magnético para aplicar un campo magnético unidireccional uniforme
en dirección opuesta a la del sistema de confinamiento del reactor
de fusión. En el extremo más alejado del centro del reactor de
fusión, el ICC está equipado con un colector de iones. Entre el
centro y el ICC existe un vértice magnético simétrico donde el
campo magnético del sistema de confinamiento se une al campo
magnético del ICC. Un colector de electrones de forma anular
colocado cerca del vértice magnético está conectado eléctricamente
al colector de iones.
Y finalmente en otra realización preferida, los
núcleos del material y los electrones neutralizadores de carga
emergen en forma de haces anulares de ambos extremos del centro del
reactor con una densidad que separa el vértice magnético de los
electrones y los iones debido a sus diferencias de energía.
Los electrones siguen líneas de campo magnético
hasta el colector de electrones y los iones atraviesan el vértice
por el punto donde se modifican las trayectorias de los iones para
seguir un camino helicoidal que recorre longitudinalmente el ICC.
La energía se extrae de los iones a medida que giran en espiral
alrededor de los electrodos, conectados a su vez a un circuito
resonante. La pérdida de energía perpendicular tiende a aumentar
para los iones de mayor energía que inicialmente circulaban cerca
de los electrodos, donde el campo magnético es más potente.
Seguidamente se ampliarán otras características
del presente invento mediante una detallada descripción que se
acompaña con los gráficos correspondientes.
Las realizaciones preferidas se ilustran a modo
de ejemplo, sin que supongan ninguna limitación, mediante los
números que acompañan a los gráficos, en los cuales los números de
referencia indica los componentes correspondientes.
La figura 1 muestra una cámara de confinamiento
prototipo del presente invento.
La figura 2 muestra el campo magnético de un
FRC.
Las figuras 3A y 3B muestran respectivamente la
dirección diamagnética y contradiamagnética de un FRC.
La figura 4 muestra el sistema de haces
colisionantes del presente invento.
La figura 5 muestra la trayectoria de un
betatrón o acelerador de inducción magnética.
Las figuras 6A y 6B muestran, respectivamente,
el campo magnético y la dirección de la deriva del gradiente de un
FRC.
Las figuras 7A y 7B muestran, respectivamente,
el campo magnético y la dirección de la deriva E x B de un FRC.
Las figuras 8A, 8B y 8C muestran las
trayectorias de la deriva de iones.
Las figuras 9A y 9B muestran la fuerza de
Lorentz de los extremos de un FRC.
Las figuras 10A y 10B muestran la sintonización
del campo magnético y el potencial eléctrico en el sistema de haces
colisionantes.
La figura 11 muestra una distribución de
Maxwell.
Las figuras 12A y 12B muestran transiciones
desde trayectorias de betatrón a trayectorias de deriva debido a
colisiones ión-ión de gran ángulo.
Las figuras 13A, 13B, 13C y 13D muestran
trayectorias de betatrón cuando se producen colisiones
electrón-ión de ángulo pequeño.
La figura 14 muestra un haz de iones
neutralizados al ser polarizado antes de penetrar en una cámara de
confinamiento.
La figura 15 consiste en una vista desde arriba
de un haz de iones neutralizados al entrar en contacto con el
plasma de una cámara de confinamiento.
\newpage
La figura 16 consiste en una vista lateral de
una cámara de confinamiento de conformidad con una realización
preferida de un procedimiento de encendido.
La figura 17 consiste en una vista lateral de
una cámara de confinamiento de conformidad con otra realización
preferida de un procedimiento de encendido.
La figura 18 muestra marcas de una sonda
B-dot indicando la formación de un FRC.
La figura 19A muestra una vista parcial de
sistema de generación de electricidad-plasma
formado por un reactor de fusión de haces colisionantes acoplado a
un convertidor directo ciclotrónico de inversión.
La figura 19B muestra la vista posterior de un
convertidor ciclotrónico de inversión.
La figura 19C muestra la trayectoria de un ión
en el convertidor ciclotrónico de inversión.
La figura 21A muestra la trayectoria de una
partícula en el interior de un ciclotrón convencional.
La figura 21B muestra un campo eléctrico
oscilante.
La figura 21C muestra la energía cambiante de
una partícula de aceleración.
La figura 22 muestra el campo eléctrico azimutal
experimentado por un ión de velocidad angular en los intersticios
situados entre los electrodos del ICC.
La figura 23 muestra una lente de doblete
tetrapolar.
Las figuras 24A y 24B muestran un sistema
auxiliar magnético bobina-campo.
La figura 25 muestra un reactor de 100 MW.
La figura 26 muestra el equipo auxiliar del
reactor.
La figura 27 muestra un sistema de propulsión
mediante plasma.
Como muestran las figuras, un generador
electricidad -plasma correspondiente a una realización que no
figura en las reivindicaciones del presente invento, comprende
principalmente un reactor de fusión de haces colisionantes acoplado
a un sistema de conversión directa de energía. Como se ha indicado
anteriormente, un reactor de fusión ideal puede resolver el
problema del transporte anómalo de los iones y de los electrones.
Para solucionar el problema del transporte anómalo que aquí se
expone, el presente invento utiliza un sistema de confinamiento de
campo magnético provisto de configuración de campo invertido (FRC).
El transporte anómalo de iones se evita mediante el confinamiento
magnético en el FRC de manera que los iones tengan trayectorias no
adiabáticas de gran dimensión, haciéndolos insensibles a las
fluctuaciones de onda corta que provocan el transporte anómalo de
iones adiabáticos. En concreto, la existencia de una zona en el FRC
donde el campo magnético se disipa, posibilita obtener un plasma
formado por gran cantidad de iones no adiabáticos. Para los
electrones, el transporte anómalo de energía se evita mediante la
sintonización del campo magnético aplicado externamente para obtener
un campo eléctrico potente que produzca su confinamiento
electroestático en un pozo de potencial.
El presente aparato y proceso de confinamiento
no se limita a utilizar combustibles neutrónicos como el
D-D (deuterio-deuterio) o
D-T (deuterio-tritio) como plasma de
combustible de fusión, sino que posee la ventaja de que también
puede emplear combustibles avanzados o aneutrónicos como el
D-He^{3}
(deuterio-helio-3) o
p-B^{11}
(hidrógeno-boro-11). Para más
detalles sobre combustibles avanzados, véase R. Feldbacher & M.
Heindler, Instrumentos y métodos en las investigaciones de física
nuclear, A 271 (1988) JJ-64 (Holanda,
Amsterdam). Para estos combustibles aneutrónicos, la energía de la
reacción de fusión se obtiene casi totalmente en forma de
partículas cargadas, o sea, de iones energéticos, los cuales se
pueden tratar en un campo magnético que, según el tipo de
combustible, pueden producir escasa o ninguna radiactividad. La
reacción D-He^{3} produce un ión H y un ión
He^{4} de una potencia de 18.2 MeV, mientras que la reacción
p-B^{11} produce tres iones He^{4} de una potencia de
8,7 MeV. Al basarse en un modelo teórico para un dispositivo de
fusión en el que se utilizan combustibles aneutrónicos, el
rendimiento de la conversión de la energía resultante puede alcanzar
el 90%, según han establecido K. Yoshikawa, T. Noma y Y. Yamamoto en
Tecnología de Fusión, 19, 870 (1991), por ejemplo. Estos
rendimientos aumentan notablemente las expectativas de la fusión
aneutrónica mediante configuraciones reducibles
(1-1000 MW), compactas y de bajo
coste.
coste.
En un proceso de conversión directa de energía
de conformidad con el presente invento, se puede reducir la
velocidad de las partículas cargadas de los materiales de fusión y
convertir directamente en electricidad su energía cinética. El
sistema de conversión directa de energía del presente invento
también presenta la ventaja de poseer el rendimiento, la capacidad
electrónica y la tolerancia partícula-energía
adecuados para convertir la frecuencia y la fase de una fusión de
energía resultante de 5 MHz de potencia que iguala la frecuencia y
la fase de una red eléctrica externa de 60 Hertzios.
La figura 1 muestra una realización preferida de
un sistema de confinamiento 300 de acuerdo con el presente invento.
El sistema de confinamiento 300 consiste en la pared de una cámara
305 que delimita en su interior una cámara de confinamiento 310. De
preferencia, la cámara 310 tiene forma cilíndrica, con un eje
principal 315 longitudinal en el centro de la cámara 310. Para
proceder a aplicar este sistema de confinamiento 300 a un reactor de
fusión es necesario crear un vacío o casi vacío en el interior de
la cámara 310. Una bobina de flujo de betatrón 320 está colocada de
forma concéntrica en el eje principal 315 situado en el interior de
la cámara 310. La bobina de flujo de betatrón 320 contiene un
elemento para transportar energía eléctrica configurado para
transmitir la corriente alrededor de una bobina larga, según se
muestra, la cual de preferencia consta de un devanado en paralelo de
múltiples bobinas, con mayor preferencia si se trata de un devanado
en paralelo de cuatro bobinas, formando dicha bobina larga. Los
expertos en el tema podrán apreciar que la corriente que atraviesa
la bobina de betatrón 320 produce un campo magnético en el interior
de dicha bobina de betatrón 320 que se dirige al eje principal
315.
Situada alrededor del perímetro de la pared de
la cámara 305 hay una bobina exterior 325. La bobina exterior 325
produce un campo magnético constante cuyo flujo se desplaza paralelo
al eje principal 315. Este campo magnético presenta simetría
azimutal. La aproximación que el campo magnético originado por la
bobina externa 325 es constante y paralela al eje 315 es más eficaz
en los extremos alejados de la cámara 310. En cada extremo de la
cámara 310 hay una bobina de espejo 330. Las bobinas de espejo 330
se aplican para producir un campo magnético aumentado en cada
extremo del interior de la cámara 310, curvando de este modo las
líneas de campo magnético hacia el interior en cada extremo (véanse
las figuras 8 y 10). Como se ha indicado, el curvado hacia el
interior de las líneas de campo permite contener el plasma 335 en
una zona de confinamiento en el interior de la cámara 310, que en
general está situado entre las bobinas de espejo 330, apartándolo
de los extremos desde donde podría escapar del sistema de
confinamiento 300. Las bobinas de espejo 330 se pueden aplicar para
producir un campo magnético incrementado en los extremos utilizando
diversos métodos bien conocidos en esta técnica, que incluyen el
aumento del número de vueltas de devanado en las bobinas de espejo
330, el incremento de la corriente que atraviesa las bobinas de
espejo 330, o la superposición de las bobinas de espejo 330 con la
bobina externa 325.
En la figura 1 se muestra la bobina externa 325
y las bobinas de espejo 330 colocadas fuera de la pared de la
cámara 315. No obstante, también pueden estar situadas en el
interior de la cámara 310. En el caso de que el muro de la cámara
305 sea de material conductivo, o sea, metálico, puede resultar
conveniente situar las bobinas 325 y 330 en el interior del muro de
la cámara 305, ya que el tiempo que se precisa para que el campo
magnético se difunda a través de la pared 305 puede ser bastante
prolongado, pudiendo ello ser causa de que el sistema 300 reaccione
con lentitud. De modo similar, la cámara 310 puede tener la forma de
un cilindro hueco, con la pared de dicha cámara 305 configurada en
forma de tubo alargado. En este caso, la bobina de flujo de
betatrón 320 se podría aplicar en el exterior de la pared de la
cámara 305 en el centro de dicho tubo anular. Es preferible que la
pared interior que forma el centro del tubo anular contenga un
material no conductor, como el vidrio. Como se verá más adelante,
la cámara 310 deberán tener unas dimensiones y una forma suficientes
para permitir que el haz o la capa de plasma circulante 335 pueda
girar alrededor del eje principal 315 con un radio
predeterminado.
La pared de la cámara 305 puede estar
constituida por un material que posea una permeabilidad magnética
elevada, como el acero. En este caso, la pared de la cámara 305,
debido a contracorrientes inducida en el material, ayuda a evitar
que el flujo magnético pueda escapar de la cámara 310,
"comprimiéndolo". Si las paredes de la cámara estuvieran hechas
de un material que tuviera una permeabilidad magnética baja, como
el plexiglás, para contener el flujo magnético sería necesario
utilizar otro dispositivo. En tal caso, se debería utilizar un
conjunto de tubos de metal planos de bucle cerrado. Estos tubos,
conocidos en esta técnica como delimitadores de flujo, se deberían
colocar en el interior de las bobinas externas 325, pero
externamente al haz de plasma circulante 335. Además, estos
delimitadores de flujo pueden ser pasivos o activos, pudiéndose
utilizar los delimitadores activos de flujo para transportar una
corriente predeterminada que pueda facilitar en mayor grado el
confinamiento del flujo magnético en el interior de la cámara 310.
Opcionalmente, las bobinas externas 325 también se pueden utilizar
como delimitadores de flujo.
Como se ha explicado anteriormente con mayor
detalle, el haz de plasma circulante 335, formado por partículas
cargadas, puede ser confinado en el interior de la cámara 310 por la
fuerza Lorentz producida por el campo magnético originado por la
bobina exterior 325. Así, los iones del haz de plasma 335 quedan
magnéticamente atrapados en grandes órbitas de betatrón cerca de
las líneas de flujo provenientes de la bobina exterior 325,
paralelas al eje principal 315. Se utiliza también uno o más
puertos de inyección de haces 340 para añadir iones de plasma al
haz de plasma circulante 335 en la cámara 310. En una realización
preferida, se utilizan los puertos del inyector 340 para inyectar un
haz de iones en la misma posición radial desde el eje principal 315
donde está confinado del haz de plasma circulante 335 (o sea,
alrededor de la superficie neutra que se describe a continuación).
Además, los puertos del inyector 340 están preparados para inyectar
haces de iones 350 (véase la figura 16) de forma tangencia] a y
siguiendo la misma dirección de la órbita de betatrón del haz de
plasma confinado 335.
También hay una o más fuentes de plasma de fondo
345 para inyectar una nebulización de plasma
no-energético en el interior de la cámara 310. En
una realización preferida, las fuentes de plasma de fondo 345 se
aplican para dirigir el plasma 335 hacia el centro axial de la
cámara 310. Se ha constatado que si se dirige el plasma de este
modo, se facilita el confinamiento del plasma 335, obteniéndose una
densidad de plasma 335 más elevada en la zona de confinamiento del
interior de la cámara 310.
La figura 2 muestra un campo magnético de un FRC
70. El sistema presenta una simetría cilíndrica con respecto a su
eje 78. En el FRC, existen dos zonas de líneas de campo magnético:
abiertas 80 y cerradas 82. La superficie que divide las dos zonas se
denomina separatriz 84. El FRC forma una superficie neutra
cilíndrica 86 donde se disipa el campo magnético. En la parte
central 88 del FRC, no se percibe un cambio del campo magnético en
dirección axial. En los extremos 90, el campo magnético cambia
perceptiblemente en dirección axial. El campo magnético a lo largo
del eje central 78 cambia de dirección en el FRC, lo cual explica
el término "invertido" de la configuración de campo invertido
(FRC).
En la figura 3A, el campo magnético externo a la
superficie neutra 94 está dirigido en una primera dirección 96. El
campo magnético en el interior de la superficie neutra 94 está
dirigido en una segunda dirección 98 opuesta a la primera. Si un ión
se desplaza hacia la dirección 100, la fuerza Lorentz 30 que actúa
sobre él, apunta hacia la superficie neutra 94. Ello se puede
apreciar fácilmente mediante la aplicación de la regla de la mano
derecha. Para las partículas que se mueven en la dirección
diamagnética 102, la fuerza Lorentz siempre apunta hacia la
superficie neutra 94. Éste fenómeno produce una órbita de la
partícula que se denomina órbita de betatrón, que se describirá más
adelante.
La figura 3B muestra un ión que se desplaza en
dirección contradiamagnética 104. En este caso, la fuerza Lorentz
apunta fuera de la superficie neutra 94. Este fenómeno produce un
tipo de órbita que se denomina órbita de deriva que se detalla más
adelante. La dirección diamagnética para los iones es
contradiamagnética para los electrones, y viceversa.
La figura 4 muestra un tubo o capa anular de
plasma 106 que gira siguiendo la dirección diamagnética de los
iones 102. El tubo 106 está situado alrededor de la superficie
neutra 86. El campo magnético 108 creado por la capa de plasma
anular 106, en combinación con un campo magnético aplicado
externamente 110, forma un campo magnético que presenta la
topología de un FRC (esta topología se muestra en la figura 2).
El haz de iones que forma la capa de plasma 106
tiene una temperatura propia. Por consiguiente, la velocidad de los
iones forma una distribución Maxwell en un marco que gira a la
velocidad angular media del haz de iones. La colisión entre iones de
diferentes velocidad produce la reacción de fusión. Por este
motivo, la capa de haces de plasma o la potencia del núcleo 106 se
denomina sistema de haces colisionantes.
La figura 5 muestra el tipo principal de
trayectoria de los iones en un sistema de haces colisionantes,
denominado órbita de betatrón 102. Una órbita de betatrón 112 se
puede definir como una onda sinusoidal centrada en un círculo
neutro 114. Como se ha explicado antes, el campo magnético del
círculo neutro 114 se disipa. El plano de la órbita 112 es
perpendicular al eje 78 del FRC. Los iones que se mueven en esta
órbita 112 se desplazan siguiendo su dirección diamagnética 102 a
partir de un punto inicial 116. Los iones de una órbita de betatrón
poseen dos movimientos: una oscilación en dirección radial
(perpendicular al círculo neutro 114), y una traslación a lo largo
del círculo neutro
114.
114.
La figura 6 consiste en un gráfico del campo
magnético 118 de un FRC. El eje horizontal del gráfico representa
la distancia en centímetros a partir del eje FRC 78. El campo
magnético se expresa en O.I. Tesla (kilogauss). Como muestra el
gráfico, el campo magnético 118 se disipa en el radio del círculo
neutro 120.
Según muestra la figura 6B, una partícula que se
desplaza cerca del círculo neutro tendrá un gradiente 126 del campo
magnético apuntando fuera de la superficie neutra 86. El campo
magnético situado fuera del círculo neutro sigue una primera
dirección 122, mientras que el campo magnético situado en el
interior del círculo neutro sigue una segunda dirección 124 opuesta
a la primera. La dirección de una deriva de gradiente se obtiene
mediante el producto vectorial entre B x \nablaB, donde \nablaB
representa el gradiente del campo magnético. Por tanto, aplicando
la regla de la mano derecha se puede apreciar que la dirección de la
deriva del gradiente se produce en dirección contradiamagnética,
independientemente de si el ión está situado fuera o en el interior
del círculo neutro 128.
La figura 7A consiste en un gráfico del campo
eléctrico 130 de un FRC. El eje horizontal del gráfico representa
la distancia en centímetros desde el eje FRC 78. El campo eléctrico
se expresa en voltios/centímetros. Como muestra el gráfico, el
campo eléctrico 130 se disipa cerca del radio del círculo neutro
120.
Según muestra la figura 7B, el campo eléctrico
es desconfinante para los iones. Apunta hacia las direcciones 132,
134 apartadas de la superficie neutra 86. El campo magnético, como
anteriormente, sigue las direcciones opuestas 122, 124 dentro y
fuera de la superficie neutra 86. Aplicando la regla de la mano
derecha, se puede apreciar que la dirección de la deriva E x B sigue
la dirección diamagnética 102 independientemente de si el ión se
halla situado dentro o fuera de la superficie neutra 136.
Las figuras 8A y 8B muestran otro tipo de órbita
común en un FRC, denominado órbita de deriva 138. La órbita de
deriva 138 puede ser exterior a la superficie neutra 114, como
muestra la figura 8A, o interior, como muestra la figura 8B. Las
órbitas de deriva 138 giran en dirección diamagnética cuando la
deriva E x B domina, o en dirección contradiamagnética cuando
domina la deriva del gradiente. Las órbitas de deriva 138 que
muestran las figuras 8A y 8B giran siguiendo la dirección
diamagnética 102 desde el punto inicial 116.
Una órbita de deriva, como la que muestra la
figura 8C, se puede definir como un círculo pequeño que gira
alrededor de un círculo considerablemente mayor. El círculo pequeño
142 gira alrededor de su eje en el sentido 144. Al mismo tiempo,
gira alrededor del círculo mayor 146 en dirección 102. El punto 140
definirá en el espacio una trayectoria similar a 138.
Las figuras 9A y 9B muestra la dirección de la
fuerza Lorentz en los extremos de un FRC 151. La figura 9A muestra
un ión desplazándose en dirección diamagnética 102 a una velocidad
148 en un campo magnético 150. Aplicando la regla de la mano derecha
se puede apreciar que la fuerza Lorentz 152 empuja el ión y lo
devuelve a la zona de las líneas de campo cerradas. Por tanto, en
este caso la fuerza Lorentz 152 es confinante para los iones. La
figura 9B muestra un ión desplazándose en dirección
contradiamagnética a una velocidad 148 en un campo magnético 150.
Aplicando la regla de la mano derecha, se puede apreciar que la
fuerza Lorentz 152 empuja el ión hacia la zona de las líneas de
campo abiertas. Por tanto, en este caso la fuerza Lorentz 152 es
desconfinante para los iones.
Se puede formar una capa de plasma 106 (véase la
figura 4) en un FRC, inyectando haces de iones energéticos
alrededor de la superficie neutra 86 siguiendo la dirección
diamagnética 102 de los iones (véase a continuación una exposición
detallada de los diferentes métodos para formar el FRC y el anillo
de plasma). En la capa de plasma circulante 106, muchos de los
iones poseen órbitas de betatrón 112 (véase la figura 5), son
energéticos, y son no-adiabáticos, siguiendo, por
tanto, insensibles a las fluctuaciones de onda corta que originan un
transporte anómalo.
En una capa de plasma 106 formada en un FRC y en
condición de equilibrio, la conservación de los impulsos establece
una relación entre la velocidad angular de los iones \omega_{i}
y la velocidad angular de los electrones \omega_{e}:
\omega_{e} =
\omega_{i} 1 - \left[ \frac{\omega_{i}}{\Omega_{0}} \right], \ donde
\Omega_{0} =
\frac{ZeB_{0}}{m_{i}c}
En la Ec. 1, Z es el número atómico del ión,
m_{i} es la masa del ión, e es la carga del electrón,
B_{0} es la magnitud del campo magnético aplicado, y c es
la velocidad de la luz. En esta relación hay tres parámetros
libres: el campo magnético aplicado B_{0}, la velocidad angular
del electrón \omega_{e}, y la velocidad angular del ión
\omega_{i}. Si dos de ellos son conocidos, el tercero se puede
determinar mediante la Ec. 1.
Debido a que la capa de plasma 106 se forma
inyectando haces de iones en el FRC, la velocidad angular de los
iones \omega_{i} se determinan mediante la inyección de energía
cinética del haz W_{1}, que se determina a partir de:
W_{1} =
\frac{1}{2} \ m_{i} \ V^{2}{}_{1} = \frac{1}{2} \ m_{i} \
(\omega_{i} \
r_{0})^{2}
Así, V_{1} = \omega_{i} r_{0}, siendo
V_{1} la velocidad de inyección de los iones, \omega_{1} la
frecuencia giromagnética de los iones, y r_{0} el radio de la
superficie neutra 86. La energía cinética de los electrones en el
haz se ha desestimado debido a que la masa del electrón m_{e} es
mucho menor que la masa del ión m_{i}.
Para una velocidad de inyección determinada del
haz (\omega_{i} fijo), el campo magnético aplicado B_{0} se
puede sintonizar para obtener diferentes valores de \omega_{e}.
Como se demostrará más adelante, sintonizando el campo magnético
externo B_{0} también se pueden obtener valores diferentes del
campo electroestático del interior de la capa de plasma. Esta
característica del presente invento se ilustra en las figuras 10A y
10B. La figura 10A muestra tres resultados de campo eléctrico
(expresados en voltios/cm) obtenidos para la misma velocidad de
inyección, \omega_{i} = 1,35 x 10^{7} s^{-1}, pero para tres
valores diferentes del campo magnético aplicado B_{0}:
Resultado | Campo magnético aplicado (B_{0}) | Velocidad angular electrón (\omega_{i}) |
154 | B_{0} = O.277 Tesla (2,77 kG) | \omega_{e} = 0 |
156 | B_{0} = O.515 Tesla (5,15 kG) | \omega_{e} = 0,625 x 10^{7} s^{-1} |
158 | B_{0} = I.55 Tesla (15,5 kG) | \omega_{e} = 1,11 x 10^{7} s^{-1} |
Los valores de \omega_{e} de la tabla
anterior se determinaron de acuerdo con la Ec. 1. Se puede apreciar
que \omega_{e} > 0 significa que \Omega_{0} >
\omega_{i} en la Ec. 1, por tanto, los electrones giran
siguiendo su dirección contradiamagnética. La figura 10 muestra el
potencial eléctrico (en voltios) para el mismo conjunto de valores
de B_{0} y \omega_{e}. El eje horizontal de las figuras l0A y
10B representa la distancia desde el eje FRC 78, que en el gráfico
se especifica en centímetros. El campo eléctrico y el potencial
eléctrico dependen en gran medida de \omega_{e}.
Los resultados anteriores se pueden explicar en
términos físicos sencillos. Cuando los iones giran en dirección
diamagnética, los iones están confinados magnéticamente por la
fuerza Lorentz, como muestra la figura 3A. Para los electrones,
cuando giran en la misma dirección que los iones, la fuerza Lorentz
se produce en dirección opuesta, de modo que los electrones no se
confinan. Los electrones abandonan el plasma y, como resultado, se
crea un excedente de carga positiva. Esto crea un campo eléctrico
que evita que los demás electrones puedan abandonar el plasma. La
dirección y la magnitud de este campo magnético, en equilibrio,
están determinadas por la conservación de los impulsos.
El campo electroestático representa un papel
esencial y por igual en el transporte de los electrones y de los
iones. Por consiguiente, una característica notable del presente
invento consiste en que se crea un campo electroestático potente en
el interior de la capa de plasma 106, estando determinada la
magnitud del campo eléctrico por el valor del campo magnético
aplicado B_{0}, que puede ser fácilmente ajustado.
Como se ha explicado, el campo electroestático
tiene capacidad de confinamiento para los electrones si
\omega_{e} > 0. Como muestra la figura 10B, la profundidad
del pozo puede aumentar sintonizando el campo magnético aplicado
B_{0}. Excepto en una zona muy estrecha cerca del círculo neutro,
los electrones siempre tienen un radio giromagnético pequeño. Por
consiguiente, los electrones responden a las fluctuaciones de onda
corta presentando un índice de difusión cuya velocidad es anómala.
En realidad, esta difusión ayuda a mantener el pozo de potencial
cuando se produce la reacción de fusión. Los iones del material de
fusión, al poseer una energía mucho más elevada, abandonan el
plasma. Para mantener la casi-neutralidad de la
carga, los materiales de fusión deben expeler con ellos los
electrones del plasma, principalmente tomando los electrones de la
superficie de la capa de plasma. La densidad de electrones en la
superficie del plasma es muy baja, y los electrones que abandonan el
plasma junto con los materiales de fusión deben ser reemplazados,
pues en caso contrario el pozo de potencial se disiparía.
La figura 11 muestra una distribución maxweliana
162 de electrones. Sólo los electrones muy cargados de la cola 160
de la distribución de Maxwell pueden alcanzar la superficie del
plasma y abandonarla junto con iones de fusión. De este modo, la
cola 160 de la distribución 162 se crea continuamente debido a la
colisión electrón-electrón en la zona de alta
densidad cerca de la superficie neutra. Los electrones energéticos
aún tienen un radio giromagnético pequeño, de modo que la difusión
anómala les permite alcanzar la superficie con la rapidez
suficiente para contener los iones de los materiales de fusión
salientes. Los electrones cargados pierden su energía al subir por
el pozo de potencial y cuando lo abandonan tienen muy poca energía.
Aunque los electrones pueden atravesar con rapidez el campo
magnético, debido al transporte anómalo las pérdidas de energía
anómalas tienden a evitarse debido a que se transporta poca
energía.
Otro resultado del pozo de potencial consiste en
un potente mecanismo de refrigeración para electrones similar a la
refrigeración por evaporación. Por ejemplo, para evaporar agua se
debe aportar calor latente de vaporización. Este calor se
suministra mediante el agua líquida restante y el medio que la
envuelve, que entonces termalizará rápidamente a una temperatura
inferior con una velocidad superior de la que se precisa en los
procesos de transporte de calor para reemplazar energía. De modo
similar, para los electrones, la profundidad del pozo de potencial
es equivalente al calor latente de la agua de la vaporización. Los
electrones proporcionan la energía necesaria para ascender por el
pozo de potencial mediante el proceso de termalización que
resuministra la energía de la cola de distribución de Maxwell, de
modo que se pueden liberar electrones. De este modo, el proceso de
termalización consigue una temperatura menor del electrón, ya que
es mucho más rápido que cualquier proceso de calentamiento. Debido
a la diferencia de masas entre electrones y protones, el período de
transferencia de energía de los protones es unas 1.800 veces menor
que el período de termalización de los electrones. Este mecanismo
de refrigeración también reduce la pérdida de radiación de los
electrones. Esto resulta particularmente interesante para los
combustibles avanzados, en los que la pérdida de radiación es
aumentada por los iones de combustible con un número atómico Z
mayor que 1; Z > 1.
El campo electroestático también afecta el
transporte de iones. La mayoría de las órbitas de partículas de la
capa de plasma 106 órbitas de betatrón 112. Las colisiones de gran
ángulo, o sea, las colisiones con ángulos comprendidos entre 90º y
180º, pueden convertir una órbita de betatrón en una órbita de
deriva. Como se ha descrito antes, la dirección de rotación de la
órbita de deriva está determinada por la relación entre la deriva de
E x B y la deriva del gradiente. Si predomina la deriva E x B, la
órbita de deriva gira siguiendo la dirección diamagnética. Si
predomina la deriva del gradiente, la órbita de deriva gira
siguiendo la dirección contradiamagnética, como muestran las
figuras 12A y 12B. La figura 12A muestra la transición desde una
órbita de betatrón a una órbita de deriva debido a una colisión de
180º, que tiene lugar en el punto 172. La órbita de deriva continúa
girando en dirección diamagnética debido a que predomina la deriva
E x B. La figura 12B muestra otra colisión de 180º, pero en este
caso el campo de electroestático es débil y predomina la deriva del
gradiente. Por tanto, la órbita de deriva gira en dirección
contradiamagnética.
La dirección de rotación de la órbita de deriva
determina si se produce confinamiento o no. Una partícula que se
desplaza en una órbita de deriva también tendrá una velocidad
paralela al eje FRC. El tiempo que precisa una partícula para ir de
un extremo a otro del FRC como resultado del desplazamiento
paralelo, se denomina duración de recorrido. Así, las órbitas de
deriva alcanzan un extremo del FRC en un tiempo del orden de la
duración de recorrido. Según muestra la figura 9A al respecto, la
fuerza Lorentz en los extremos del FRC sólo es confinante para las
órbitas de deriva que giran en dirección diamagnética. Por
consiguiente, después de una duración de recorrido se pierden los
iones de las órbitas de deriva que giran en dirección
contradiamagnética.
Este fenómeno explica la existencia de un
mecanismo de pérdida para iones, que se supone debe haber existido
en todos los experimentos de FRC. De hecho, en estos experimentos
los iones transportan la mitad de la corriente y los electrones la
otra mitad. En estas condiciones, el campo eléctrico en el interior
de plasma es insignificante, y la deriva del gradiente predomina
siempre sobre la deriva de E x B. Por consiguiente, todas las
órbitas de deriva producidas por colisiones de gran ángulo se
pierden después de una duración de recorrido. En estos experimentos
se han obtenido índices de difusión iónica más veloces que los
previstos por las evaluaciones tradicionales de difusión.
Si existe un campo electroestático potente, la
deriva E x B predomina sobre la deriva del gradiente, y las órbitas
de deriva giran en dirección diamagnética. Esto se ha mostrado antes
con respecto a la figura 12A. Cuando estas órbitas alcanzan los
extremos del FRC, la fuerza Lorentz las expele de nuevo a la zona
de las líneas de campo cerradas, y por tanto, permanecen confinadas
en el sistema.
Los campos electroestáticos en el sistema de
haces colisionantes pueden tener la potencia suficiente para que la
deriva E x B predomine sobre la deriva del gradiente. Así, el campo
electroestático del sistema puede evitar el transporte de iones
mediante la eliminación de este mecanismo de pérdida de iones, que
es similar a un cono de pérdida de un dispositivo de espejo.
Se puede apreciar otra característica de la
difusión de iones si se considera el efecto de las colisiones
ión-electrón de ángulo reducido sobre las órbitas de
betatrón. La figura 13A muestra una órbita de betatrón 112. La
figura 13B muestra la misma órbita 112 tomando en consideración
colisiones ión-electrón de ángulo reducido 174. La
figura 13C muestra la órbita de la figura 13B seguida para una
duración más prolongada por un factor de diez 176. La figura 13D
muestra la órbita de la figura 13B seguida para una duración más
prolongada por un factor de veinte 178. Se puede apreciar que la
topología de las órbitas de betatrón no cambia debido a las
colisiones ión-electrón de ángulo reducido. No
obstante, la amplitud de sus oscilaciones radiales aumenta con la
duración. De hecho, las órbitas que muestran las figuras 13A a 13D
aumentan con la duración, lo cual indica que se trata de una
difusión clásica.
En principio, en los procedimientos
convencionales que se utilizan para crear un FRC se emplea el
procedimiento de estricción magnética de campo invertido. En este
método convencional se aplica un campo magnético transversal
utilizando bobinas externas que rodean una cámara que se ha
rellenado de gas neutro por su parte posterior. Después de la
aplicación, el gas se ha ionizado y el campo magnético transversal
se ha congelado en el plasma. A continuación, la corriente de las
bobinas externas se invierte rápidamente y las líneas de campo
magnético orientadas en sentido opuesto se conectan con las líneas
previamente congeladas para formar la topología cerrada del FRC
(véase la figura 2). Este proceso de formación es básicamente
empírico y no existen prácticamente medios para controlar la
formación del FRC. El método presenta una reproducibilidad escasa y
carece de capacidad de sintonización.
En cambio, los métodos de formación de FRC del
presente invento permiten un gran control y la obtención de un
proceso mucho más transparente y de reproducción más sencilla. De
hecho, el FRC formado utilizando los métodos del presente invento se
pueden sintonizar y su forma, así como otras propiedades, se pueden
modificar directamente mediante la manipulación del campo magnético
aplicado por las bobinas externas de campo 325. La formación del
FRC mediante representaciones que no figuran en las reivindicaciones
también produce la formación de un campo eléctrico y un pozo de
potencial de conformidad con lo que se ha descrito anteriormente
con más detalle. Además, estos métodos también se pueden ampliar
para acelerar el FRC a parámetros propios del reactor y corrientes
de combustible de alta energía, y presentan la ventaja de que
permiten el confinamiento clásico de iones. Asimismo, esta técnica
se puede aplicar en un dispositivo compacto, ya que es muy sólida y
fácilmente aplicable, características todas ellas de aplicación muy
aconsejable en los sistemas reactores.
En los presentes métodos, la formación de FRC
está vinculada al haz de plasma circulante 335. Puede apreciarse
que el haz de plasma circulante 335, debido a que es una corriente,
crea un campo magnético poloidal, al igual que una corriente
eléctrica en un cable circular. En el interior del haz de plasma
circulante 335, debido a la bobina externa 325, el campo magnético
inducido que produce se opone al campo magnético aplicado
externamente. En el exterior del haz de plasma circulante 335, el
campo magnético inducido está situado en la misma dirección del
campo magnético aplicado. Cuando la corriente del ión de plasma
tiene la potencia suficiente, el campo inducido excede el campo
aplicado y el campo magnético se invierte en el interior del haz de
plasma circulante 335, formando de este modo la topología de FRC
según muestran las figuras 2 y 4.
Los requisitos para la inversión de campo se
pueden calcular utilizando un modelo siempre. Considerando una
corriente eléctrica I_{p}, transportada por un anillo de radio
principal r_{0} y radio secundario a <<r_{0}, el campo
magnético situado en el centro de la normal del anillo hacia el
mismo anillo es B_{p} = 2\pi I_{p}/(cr_{0}). Considerando
que la corriente del anillo I_{p} =
N_{p}e(\Omega_{0}/2\pi) es transportada por iones
N_{p} que poseen una velocidad angular \Omega_{0}. Para cada
ión que circule en el radio r_{0} = V_{0}/\Omega_{0},
\Omega_{0} = eB_{0}/m_{i}c es la frecuencia ciclotrónica
para un campo magnético externo B_{0}. Considerando que V_{0} es
la velocidad media de los iones del haz, la inversión del campo se
define como
B_{p} =
\frac{N_{p}e \Omega_{0}}{r_{0}c} \geq 2 \
B_{0}
\newpage
lo cual implica que Np >
2r_{0}/\alpha_{i}, y
I_{p} \geq
\frac{e V_{0}}{\pi
\alpha_{i}}
donde \alpha_{i} = e^{2} /
m_{i}c^{2} = 1,57 x 10^{-16} cm y la energía del haz de iones
es ½ m_{i} V^{2}_{0}. En el modelo unidimensional, el campo
magnético de la corriente de plasma es B_{p} = (2\pi /
c)i_{p}, donde i_{p} representa la corriente por unidad
de longitud. El requisito para la inversión de campo
es
i_{p} > eV_{0} /
\pir_{0}\alpha_{i} = 0,225 kA/cm, donde B_{0} = 0,00693
Tesla (69,3 G) y ½ m_{i} V^{2}_{0} = 100 eV. Para un modelo
con anillos periódicos y B_{X}, la media sobre las coordenadas
axiales es (B_{2}) = (2\pi / c) (I_{p} / s) (s es la
separación del anillo), si s = r_{0}, este modelo tendría el mismo
campo magnético medio que el modelo unidimensional con i_{p} =
I_{p} / s.
Un método preferido para formar un FRC en el
sistema de confinamiento 300 descrito previamente es el que aquí se
denomina técnica combinada betatrón/haz. Esta técnica combina haces
de iones de plasma de baja energía con aceleración betatrón mediante
el uso de una bobina de flujo de betatrón 320.
El primer paso de este método consiste en
inyectar una capa gaseosa anular de plasma de fondo en la cámara
310 utilizando fuentes de plasma de fondo 345. La bobina externa 325
produce un campo magnético en el interior de la cámara 310 que
magnetiza el plasma de fondo. A intervalos cortos, los haces de
iones de baja energía son inyectados en la cámara 310 a través de
los puertos del inyector 340 debidamente transversales al campo
magnético que se aplica externamente al interior de dicha cámara
310. Como se describía anteriormente, los haces de iones quedan
atrapados en interior de la cámara 310 formando grandes órbitas de
betatrón por efecto de dicho campo magnético. Los haces de iones se
pueden generar mediante un acelerador de iones, como un acelerador
que contenga un diodo de iones y un generador Marx (véase R.B.
Miller, Introducción a la, física de haces de partículas de carga
intensa, 1982). Como podrán apreciar los entendidos en la
materia, el campo magnético aplicado externamente ejercerá una
fuerza de Lorentz sobre el haz de iones inyectado tan pronto como
se haya introducido en la cámara 310. No obstante, es aconsejable
que el haz no se desvíe y, por tanto, no entre en la órbita de
betatrón, hasta que el haz de iones no haya alcanzado el haz de
plasma circulante 335. Para resolver este problema, el haz de iones
se neutraliza con electrones y se dirige a través de un campo
magnético unidireccional constante antes de que penetre en la
cámara 310. Como muestra la figura 14, cuando el haz de iones 350
se dirige a un campo magnético apropiado, los iones de carga
positiva y los electrones de carga negativa se separan. De este
modo, debido al campo magnético el haz de iones 350 adquiere una
polarización eléctrica inducida. Este campo magnético se puede
producir, por ejemplo, mediante un imán permanente o un electroimán
colocado longitudinalmente al recorrido del haz de iones. Cuando
después se introduce en la cámara de confinamiento 310, el campo
eléctrico resultante equilibra la fuerza magnética de las partículas
del haz, permitiendo que el haz de iones pueda desplazarse sin
desviarse. La figura 15 muestra una vista desde arriba del haz de
iones 350 cuando entra en contacto con el plasma 335. Según se
muestra, los electrones del plasma 335 se desplazan por las líneas
de campo magnético dentro o fuera del haz 350, el cual elimina así
la polarización eléctrica del haz. Cuando el haz deja de estar
polarizado eléctricamente, se une al haz de plasma circulante 335 en
una órbita de betatrón que envuelve al eje principal 315, según se
muestra en la figura 1 (véase también la figura 4).
Cuando el haz de plasma 335 circula por su
órbita de betatrón, los iones desplazados forman una corriente, que
a su vez origina un campo magnético inducido poloidal. Para obtener
la topología del FRC en el interior de la cámara 310, es necesario
incrementar la velocidad del haz de plasma 335, para incrementar
así la magnitud del campo magnético inducido originado por el haz
de plasma 335. Cuando el campo magnético inducido tiene las
dimensiones adecuadas, se invierte la dirección del campo magnético
en las distancias radiales desde el eje 315 en el interior del haz
de plasma 335, creando un FRC (véanse las figuras 2 y 4). Se puede
apreciar que, a fin de mantener la distancia radial del haz de
plasma circulante 335 en la órbita de betatrón, es necesario
aumentar el campo magnético aplicado desde la bobina exterior 325
mientras el haz de plasma 335 aumenta su velocidad. De este modo se
crea un sistema de control que mantiene el adecuado campo magnético
aplicado, inducido por la corriente que atraviesa la bobina
exterior 325. De modo opcional, se puede utilizar una segunda
bobina exterior para obtener el campo magnético aplicado adicional
que se precisa a fin de mantener el radio de la órbita del haz de
plasma mientras éste se acelera.
Para incrementar la velocidad de la haz de
plasma circulante 335 en su órbita, se aplica una bobina de flujo
de betatrón 320. En la figura 16 se puede apreciar que aumentando la
corriente a través de la bobina de flujo de betatrón 320, según la
ley de Amperio, se induce un campo eléctrico azimutal E en el
interior de la cámara 310. Los iones de carga positiva del haz de
plasma 335 se aceleran debido a este campo eléctrico inducido,
produciendo la inversión del campo, como se ha descrito
anteriormente. Cuando se añaden haces de iones al haz de plasma
circulante 335, como se ha descrito anteriormente, el haz de plasma
335 despolariza los haces de iones.
Para la inversión de campo, el haz de plasma
circulante 335 se acelera hasta una energía rotacional aproximada
de 100 eV, preferentemente en un rango aproximado comprendido entre
75 eV y 125 eV. Para alcanzar unas condiciones considerables de
fusión, el haz de plasma circulante 335 se acelera aproximadamente
a unos 200 keV, preferentemente en un rango aproximado comprendido
entre 100 keV a 3,3 MeV.
Se ha demostrado la eficacia de la formación de
FRC utilizando la técnica de formación combinada betatrón/haz. La
técnica de formación combinada betatrón/haz se llevó a cabo de modo
experimental en una cámara de 1 metro de diámetro y 1,5 metros de
longitud en la que se utilizó un campo magnético aplicado
externamente de hasta 0,05 Tesla (500 G), un campo magnético desde
una bobina de flujo de betatrón 320 de hasta 0,5 Tesla (5 kG) y un
vacío de 1,6 x 10^{-3} Pascal (1,2 x 10^{-5} torn). En este
experimento, el plasma de fondo tenía una densidad de 10^{13}
cm^{-3} y el haz de iones se neutralizó con un haz de hidrógeno
cuya densidad era de 1,2 x 10^{13} cm^{-3}, una velocidad de 2
x 10^{7} cm/s y una duración del impulso aproximada de 20 \mus
(a mitad de altura). Se observó inversión de campo.
Otro método preferido que no figura en las
reivindicaciones de formación de FRC dentro del sistema de
confinamiento 300 se denomina en este documento técnica de formación
de betatrón. Esta técnica se basa en conducir directamente la
corriente inducida de betatrón para acelerar el haz de plasma
circulante 335 utilizando la bobina de flujo de betatrón 320. Una
realización preferida de esta técnica utiliza el sistema de
confinamiento 300 que se muestran en la figura 1, excepto que la
inyección del haz de iones de baja energía no es necesaria.
Como se ha indicado, el principal componente de
la técnica de formación de betatrón es la bobina de flujo de
betatrón 320 montada en el centro y en posición longitudinal con
respecto al eje de la cámara 310. Debido a su construcción de
devanado separado en paralelo, la bobina 320 presenta una
inductancia muy baja y, cuando se acopla a una fuente de energía
adecuada, presenta una constante de tiempo LC baja, lo cual permite
una subida controlada rápida de corriente en la bobina de flujo
320.
De preferencia, la formación de FRC se inicia
mediante la alimentación de las bobinas externas de campo 325, 330.
Esto produce un campo de guía axial, así como componentes de campo
magnético radial, cerca de los extremos para el confinamiento axial
del plasma inyectado en el interior de la cámara 310. Una vez que
se ha obtenido el suficiente campo magnético, las fuentes de plasma
de fondo 345 reciben alimentación de sus propias fuentes de
energía. El plasma que emerge de los cañones se desplaza
longitudinalmente a la guía axial, extendiéndose ligeramente debido
a su temperatura. Cuando el plasma alcanza el plano medio de la
cámara 310, se forma una capa anular continua de plasma frío que se
extiende lentamente a lo largo del eje.
En esta fase, la bobina de flujo de betatrón 320
recibe alimentación. La corriente que está aumentando rápidamente
en la bobina 320 produce un flujo axial que cambia rápidamente en
el interior de la bobina. En virtud del efecto inductivo, este
rápido aumento del flujo axial genera un campo eléctrico azimutal E
(véase la figura 17), que impregna el espacio alrededor de la
bobina de flujo. Según la ecuación de Maxwell, este campo eléctrico
E es directamente proporcional al cambio de la potencia del flujo
magnético del interior de la bobina, o sea, un aumento más rápido
de subida controlada de la corriente de la bobina de betatrón puede
generar un campo eléctrico más potente.
El campo eléctrico E creado por inducción se
acopla a las partículas cargadas del plasma y genera una fuerza
ponderomotiva que acelera las partículas de la capa de plasma
anular. Los electrodos, al tener una masa menor, son los primeros
que experimentan aceleración. Por tanto, la corriente inicial
formada por este proceso se debe fundamentalmente a los electrones.
No obstante, un tiempo suficiente de aceleración (aproximadamente
varios cientos de microsegundos) también pueden producir una
corriente de iones. Con respecto a la figura 17, el campo eléctrico
E que muestra acelera los electrones y los iones en direcciones
opuestas. Una vez que ambos componentes han alcanzado sus
velocidades terminales, la corriente es transportada tanto por los
iones como por los electrones.
Como se ha señalado antes, la corriente
transportada por el plasma rotatorio produce un campo magnético
inducido. La creación de la topología real FRC queda establecida
cuando el campo magnético inducido creado por la corriente en la
capa de plasma llega a ser comparable al campo magnético aplicado
desde las bobinas externas de campo 325, 330. En esta fase se
produce la reconexión magnética y las líneas de campo abiertas del
campo magnético inicial producido externamente comienzan a cerrarse
y forman las superficies de flujo FRC (véanse las figuras 2 y
4).
La base FRC determinada mediante este método
presenta un campo magnético modesto y las partículas de energía no
presentan los parámetros operativos habituales de reacción. No
obstante, el campo de aceleración eléctrica inductiva se mantendrá
mientras la corriente de la bobina de flujo de betatrón 320
continúe aumentando a una velocidad rápida. El efecto este proceso
consiste en que la energía y la potencia total del campo magnético
del FRC continua aumentando. El ámbito de este proceso está, por
tanto, limitado inicialmente por la alimentación de la bobina de
flujo, ya que la aportación continuada de energía eléctrica
requiere un almacenamiento enorme de energía. No obstante, en
general es bastante sencillo acelerar el sistema para alcanzar las
condiciones pertinentes del reactor.
Para inversión de campo, el haz de plasma
circulante 335 se acelera de preferencia a una energía rotacional
aproximada de 100 eV, comprendida preferentemente entre 75 eV y 125
eV. Para alcanzar las condiciones pertinentes de fusión, el haz de
plasma circulante 335 se acelera aproximadamente a 200 eV, de
preferencia entre 100 eV y 3,3 MeV. Cuando los haces de iones se
añaden al haz de plasma circulante 335, según se ha descrito antes,
el haz de plasma 335 despolariza los haces de iones.
La formación de FRC mediante la técnica de
formación de betatrón se alcanzó con éxito con los siguientes
niveles de parámetros:
- -
- Dimensiones de la cámara de vacío: aproximadamente 1 m de diámetro y 1,5 m de longitud.
- -
- Radio de la bobina de betatrón de 10 cm.
- -
- Radio de la órbita de plasma de 20 cm.
- -
- Campo magnético externo medio producido en la cámara de vacío hasta 0,01 Testa (100 Gauss), con un período de subida controlada de 150 \mus y un índice de espejo de 2 a 1 (fuente: bobinas externas y bobinas de betatrón).
- -
- Plasma de fondo (principalmente gas hidrógeno) caracterizado por una densidad media aproximada de 10^{13} cm^{-3}, con una temperatura cinética menor a 10 eV.
- -
- La vida útil de la configuración estaba limitada por la energía total almacenada durante el experimento y, en general, era de unos 30 \mus.
El experimento se llevó a cabo inyectando
primero una capa de plasma de fondo mediante dos unidades de
cañones de cable coaxial montados de modo circular el interior de la
cámara. Cada conjunto de 8 cañones se montó sobre una de las dos
unidades de bobinas de espejo. Los cañones se situaron con un
espaciamiento azimutal equidistante y externo con respecto al otro
conjunto. Esta disposición permite el disparo simultáneo de los
cañones y, por consiguiente, la creación de una capa de plasma
anular.
Mediante la creación de esta capa, la bobina de
flujo de betatrón recibió alimentación. El aumento de corriente en
el devanado de la bobina de betatrón produjo el incremento de flujo
en el interior de la bobina, produciéndose un campo eléctrico
azimutal que envolvió la bobina de betatrón. La subida controlada
rápida de la corriente de la bobina de flujo de betatrón produjo un
campo eléctrico potente que aceleró la capa de plasma anular,
obteniéndose, por tanto, una cantidad de energía considerable. La
potencia suficiente de la corriente de plasma produjo un campo
magnético inducido que alteró el campo aplicado externamente,
originando la creación de la configuración de campo inverso. La
medición detallada mediante bucles B-dot
determinó la amplitud, la potencia y la duración del FRC.
En la figura 18 se puede apreciar un ejemplo
clásico de datos correspondientes a las señales de la sonda
B-dot. Los datos de la curva A representan la
potencia absoluta del componente axial del campo magnético en el
plano medio axial (a 75 cm de cada placa final) de la cámara
experimental y una posición radial de 15 cm. Los datos de la curva B
representan la potencia absoluta del componente axial del campo
magnético en el plano medio de la cámara axial y con una posición
radial de 30 cm. El conjunto de datos de la curva A, por tanto,
indica la potencia del campo magnético en el interior de la capa de
plasma combustible (entre la bobina de betatrón y el plasma),
mientras que el conjunto de datos de la curva B representa la
potencia del campo magnético situado en el exterior de la capa de
plasma combustible. Los datos indican con claridad que la
orientación del campo magnético interno se invierte (es negativa)
entre aproximadamente 23 y 47 \mus, mientras que campo externo
permanece positivo, o sea, no invierte la orientación. El tiempo de
inversión está restringido por la subida controlada de corriente en
la bobina de betatrón. Una vez que se ha alcanzado el pico de
corriente en la bobina de betatrón, la corriente inducida en la capa
de plasma combustible comienza a disminuir y el FRC decae con
rapidez. Hasta este momento la vida útil del FRC está limitada por
la energía que se puede almacenar durante el experimento. Igual que
en los experimentos de inyección y captación, el sistema se puede
mejorar a fin de proporcionar una vida útil y una aceleración del
FRC más largas en relación con los parámetros pertinentes del
reactor.
En general, esta técnica no sólo produce un FRC
compacto, sino que, además, su aplicación es sólida y sencilla. Lo
más importante es que la base FRC producida mediante este método se
puede acelerar con facilidad para alcanzar el nivel de energía
rotacional y a la potencia de campo magnético que se deseen. Esto
resulta crucial en las aplicaciones de fusión de confinamiento
clásico de haces de combustible de alta energía.
De manera significativa, estas dos técnicas, u
otras similares, de formación de un FRC en el interior de un
sistema de confinamiento 300 descritas anteriormente pueden generar
plasmas con las propiedades adecuadas para que se produzca una
fusión nuclear en su interior. De modo más concreto, el FRC formado
mediante estos métodos se puede acelerar para alcanzar el nivel de
energía rotacional y la potencia de campo magnético que se
deseen.
Esto resulta crucial en las aplicaciones
clásicas de fusión y confinamiento de haces de combustible de alta
energía. El sistema de confinamiento 300, por consiguiente, puede
captar y confinar haces de plasma de alta energía durante períodos
de tiempos suficientes para que se genere una reacción de fusión en
el interior de aquellos.
Para adecuar la fusión, el FRC formado
utilizando estos métodos se acelera de preferencia a los niveles
adecuados de energía rotacional y a la potencia de campo magnético
mediante aceleración de betatrón. La fusión, no obstante, requiere
normalmente un conjunto determinado de condiciones físicas para que
la reacción pueda tener lugar. Además, para alcanzar una ignición
eficaz de combustible y obtener un equilibrio positivo de energía,
el combustible debe mantenerse en un estado inalterado durante
períodos de tiempo prolongados. Esto es importante, ya que una
temperatura y/o una energía cinética elevadas son las
características primordiales de un estado de fusión correcto. La
creación de dicho estado, no obstante, requiere una aportación de
energía considerable que sólo se puede obtener cuando una gran
cantidad de combustible experimenta fusión. En consecuencia, el
período de confinamiento del combustible tiene que ser más
prolongado que el tiempo de ignición. Esto produce un equilibrio
positivo de energía y, como resultado, una producción neta de
energía.
Una ventaja significativa del presente invento
es que el sistema de confinamiento y el plasma que se describen en
él pueden soportar tiempos de confinamiento prolongados, o sea,
tiempos de confinamiento que excedan los tiempos de ignición del
combustible. Un estado conecto para la fusión, por tanto, se
caracteriza por las siguientes condiciones físicas (que acostumbran
a variar según el tipo de combustible y el modo operativo):
Temperatura media del ión: aproximadamente entre
30 y 230 keV y preferentemente en una gama comprendida entre 80 y
230 keV.
Temperatura media del electrón: aproximadamente
entre 30 y 100 keV y preferentemente en una gama comprendida entre
80 y 100 keV.
Energía análoga de los haces de combustible
(haces inyectados de iones y haz de plasma circulante):
aproximadamente entre 100 y 3,3 MeV y preferentemente en una gama
comprendida entre 300 keV y 3,3 MeV.
Campo magnético total: aproximadamente entre
4,75 y 12 Tesla (47,5 a 120 kG), de preferencia aproximadamente
unos 9,5 y 12 Tesla (95 a 120 kG), con el campo aplicado
externamente en un rango comprendido entre 0,25 y 1,5 Tesla (2,5 a
15 kG), de preferencia en una gama comprendida entre 0,5 y 1,5
Tesla (5 a 15 kG).
Tiempo de confinamiento medio: mayor que el
tiempo de ignición del combustible, preferentemente en una gama
comprendida entre 10 y 100 segundos.
Densidad fónica del combustible: aproximadamente
entre 10^{14} a menos de 10^{16} cm^{-3}, preferentemente en
una gama comprendida entre 10^{14} y 10^{15} cm^{-3}.
Potencia total de fusión: de preferencia en una
gama comprendida aproximadamente entre 50 a 450 kW/cm (potencia por
cm de longitud de la cámara).
Para ajustar el estado de fusión que se indica
más arriba, el FRC se acelera preferentemente a un nivel de energía
rotacional análogo comprendido preferentemente entre 100 keV y 3,3
MeV y más preferentemente aún, en una gama comprendida entre 300 keV
y 3,3 MeV, y un nivel de potencia de campo magnético
preferentemente en una gama aproximada comprendida entre 4,5 y 12
Tesla (5 a 120 kG), con mayor preferencia si esta gama está
comprendida entre 9,0 a 11,5 Tesla (90 a 115 kG). A estos niveles,
los haces de iones de alta energía se pueden inyectar en el FRC y
captar para formar una capa de haces de plasma en la que los iones
del haz de plasma se confinan magnéticamente y los electrones del
haz de plasma se confinan electroestáticamente.
Preferentemente, en la práctica la temperatura
del electrón debe mantenerse tan baja como sea posible para reducir
la cantidad de radiación bremsstrahlung, ya que se podrían,
de otro modo, producir pérdidas de energía radiactiva. El pozo de
energía electroestática del presente invento proporciona un sistema
efectivo para conseguirlo.
La temperatura irónica se mantendrá
preferentemente a un nivel que proporcione una ignición eficaz, ya
que la fusión transversal es una función de temperatura irónica. Es
indispensable que la energía directa de los haces iónicos de
combustible sea elevada para poder obtener un transporte correcto,
como se explica en la presente aplicación. También minimiza los
efectos de inestabilidades eventuales del plasma combustible. El
campo magnético está vinculado con la energía de rotación del haz.
Se crea parcialmente mediante el haz de plasma (campo inducido) y a
su vez proporciona el apoyo y la potencia adecuados para mantener el
haz de plasma en la órbita deseada.
Los productos de fusión se crean en el centro,
predominantemente cerca de la superficie neutra 86 desde donde
emergen por difusión para dirigirse a la separatriz 84 (véanse las
figuras 2 y 4). Ello es debido a la colisión con los electrones (ya
que la colisión con iones no modifica el centro de la masa y, por
tanto, no provoca que éstos modifiquen las líneas de campo). Debido
a su elevada energía cinética (los iones de material poseen una
energía mucho más elevada que los iones de combustible), los
materiales de fusión pueden atravesar con rapidez la separatriz 84.
Una vez que han sobrepasado la separatriz 84, pueden emerger
longitudinalmente siguiendo las líneas abiertas de campo 80 siempre
que hayan experimentado una dispersión debido a colisiones
ión-ión. Aunque este proceso colisional no produce
difusión, puede modificar la dirección del vector de velocidad del
ión y hacer que éste apunte en paralelo al campo magnético. Estas
líneas de campo abiertas 80 conectan la topología del FRC del
centro con el campo uniforme aplicado externamente a la topología
FRC. Los iones de material emergen en diferentes líneas de campo, a
las que siguen con distribución de energías. Oportunamente, los
iones de material y los electrones neutralizadores de carga emergen
en forma de haces anulares rotativos de ambos extremos del plasma
combustible. Por ejemplo, para un diseño de 50 MW de una reacción
p-B^{11}, estos haces tendrán un radio aproximado
de 50 cm y un espesor aproximado de 10 cm. En los potentes campos
magnéticos situados fuera de la separatriz 84 (normalmente unos 100
kG), los iones de material poseen una distribución asociada de
radios giromagnéticos que oscilan desde un valor mínimo aproximado
de 1 cm hasta un máximo de unos 3 cm para los iones de material de
mayor energía.
Inicialmente los iones de material poseen una
energía longitudinal, así como rotacional que se caracteriza por ½
M(V_{par})^{2} y ½
M(V_{perp})^{2}. V_{perp} es la velocidad
azimutal asociada a la rotación alrededor de la línea de campo
tomada como centro orbital. Debido a que las líneas de campo se
extienden después de alejarse de las inmediaciones de la topología
FRC, la energía rotacional tiende a disminuir mientras que la
energía total permanece constante. Esto es una consecuencia de la
invariancia adiabática del momento magnético de los iones de
material. Es bien sabido en esta disciplina que las partículas
cargadas en órbita alrededor de un campo magnético poseen un
momento magnético asociado con su desplazamiento. En el caso de
partículas que se desplazan a longitudinalmente siguiendo un campo
magnético que cambia lentamente, también existe una invariante
adiabática del desplazamiento descrito por ½
M(V_{perp})^{2}/B.
Los iones de material en órbita alrededor de sus respectivas líneas de campo poseen un momento magnético y la correspondiente invariante adiabática asociada a su desplazamiento. Como B disminuye en un factor aproximado de 10 (indicado por la extensión de las líneas de campo), se deduce que V_{perp}, también disminuirá aproximadamente el 3,2. De este modo, cuando los iones de material alcanzan la zona de campo uniforme, su energía rotacional será menor que el 5% de su energía total, es decir, casi toda la energía estará situada en el componente longitudinal.
Los iones de material en órbita alrededor de sus respectivas líneas de campo poseen un momento magnético y la correspondiente invariante adiabática asociada a su desplazamiento. Como B disminuye en un factor aproximado de 10 (indicado por la extensión de las líneas de campo), se deduce que V_{perp}, también disminuirá aproximadamente el 3,2. De este modo, cuando los iones de material alcanzan la zona de campo uniforme, su energía rotacional será menor que el 5% de su energía total, es decir, casi toda la energía estará situada en el componente longitudinal.
El sistema de conversión directa de energía del
presente invento comprende un convertidor ciclotrónico inverso
(ICC) 420 representado en la figura 19A acoplado (ilustrado
parcialmente) a un centro 436 de un reactor de fusión de haces
colisionantes (CBFR) 410 para formar un sistema de generación
electricidad-plasma 400. Un segundo ICC (no figura
en los gráficos) se puede disponer simétricamente a la izquierda
del CBFR 410. Un vértice magnético 486, que se forma cuando los
campos magnéticos del CBFR 410 y el ICC 420 se unen, se coloca
entre el CBFR 410 y el ICC 420.
Antes de describir en detalle el ICC 420 y su
funcionamiento, se hará un resumen de un acelerador ciclotrónico
típico. En los aceleradores ciclotrónicos convencionales, los iones
de energía con velocidades perpendiculares al campo magnético giran
en círculo. El radio de la órbita de los iones energéticos está
determinado por la potencia de campo magnético y por su relación
carga/masa, que aumenta si recibe energía. No obstante, la
frecuencia de rotación de los iones es independiente de su energía.
Esta característica se ha utilizado en el diseño de aceleradores
ciclotrónicos.
En relación con la figura 21A, un acelerador
ciclotrónico convencional 700 incluye dos electrodos 710 de imagen
especular en forma de C que forman cavidades de imagen especular en
forma de D situados en un campo magnético homogéneo 720 provisto de
líneas de campo perpendiculares al plano de simetría de los
electrodos, o sea, el plano de la página. Se aplica un potencial
eléctrico oscilante entre los electrodos en forma de C (ver figura
21B). Desde una fuente situada en el centro del ciclotrón 700 se
emiten iones I. El campo magnético 720 se ajusta de modo que la
frecuencia de rotación de los iones concuerde con el potencial
eléctrico y con el campo eléctrico asociado. Si un ión I recorre el
intersticio 730 situado entre los electrodos 710 en forma de C en
la misma dirección que el campo eléctrico, éste se acelera. Al
acelerarse el ión I, aumenta su energía y el radio de la órbita.
Cuando el ión ha recorrido un arco semicircular (sin experimentar
ningún aumento de energía), atraviesa de nuevo el intersticio 730.
Entonces el campo eléctrico situado entre los electrodos 710 en
forma de C presenta una dirección invertida. Cuando el ión I se
acelera nuevamente, su energía también aumenta. Este proceso se
repite cada vez que el ión atraviesa el intersticio 730 siempre que
su frecuencia de rotación siga correspondiendo a la del campo
eléctrico oscilante (véase la figura 21C). Si por otra parte una
partícula atraviesa el intersticio 730 cuando el campo eléctrico se
halla en la dirección opuesta, se desacelerará y regresará a la
fuente situada en el centro. Sólo se acelerarán las partículas con
velocidades iniciales perpendiculares al campo magnético 720 y que
atraviesen los intersticios 730 en la fase adecuada del campo
eléctrico oscilante. Así, la correspondencia adecuada de fases es
fundamental para la aceleración.
En principio, un ciclotrón se puede utilizar
para extraer energía cinética de un haz concentrado de iones
energéticos idénticos. La desaceleración de iones con un ciclotrón,
pero sin extracción de energía, se ha observado para los protones,
según describen Bloch y Jeffries en Phys. Rev. 80, 305 (1950). Los
iones se pueden inyectar en el interior de la cavidad de forma que
se pueden llevar a una fase de desaceleración relativa al campo
oscilante. De este modo, los iones invertirán la trayectoria T del
ión de aceleración que muestra la figura 21A. Cuando los iones
reducen su velocidad debido a la interacción con el campo eléctrico,
su energía cinética se transforma en energía eléctrica oscilante en
el circuito eléctrico del que forma parte el ciclotrón. Entonces se
produce la conversión directa en energía eléctrica, lo que suele
suceder con una gran eficacia.
En la práctica, los iones de un haz de iones
entrarán en el ciclotrón en todas las fases posibles. Excepto si se
compensan las fases de variación en el diseño del ciclotrón, la
mitad de los iones experimentarán aceleración y la otra mitad
desaceleración. Como resultado, el rendimiento máximo de conversión
sería del 50%. Además, los haces iónicos del material de fusión
anular que se han explicado antes, poseen una geometría inadecuada
para un ciclotrón convencional.
Según se explica con mayor detalle más adelante,
el ICC del presente invento ajusta el carácter anular de los haces
del material de fusión que emergen del FRC del centro del reactor
de fusión, la fase relativa aleatoria de los iones en el interior
del haz y la expansión de su energía.
Volviendo a la figura 19A, a la izquierda figura
una ilustración de un fragmento del centro 436 del CBFR 410 en la
que el centro de combustible plasma 475 está confinado en un FRC
470 formado en parte debido a un campo magnético que se aplica desde
bobinas externas de campo 425. El FRC 470 comprende líneas de campo
cerradas 482, una separatriz 484 y líneas de campo abiertas 480,
las cuales, como se ha indicado antes, determinan las propiedades
del haz anular 437 de los materiales de fusión. Las líneas de campo
abiertas 480 se extienden hacia el centro 436 en dirección al
vértice magnético 486. Como se ha indicado antes, los materiales de
fusión emergen del centro 436 longitudinalmente a las líneas de
campo abiertas 480 formando una haz anular 437 que contiene iones
de energía y electrones de carga neutralizadora.
La estructura del ICC 420 tiene forma de
cilindro hueco y una longitud de unos cinco metros.
Preferiblemente, cuatro o más electrodos semi cilíndricos iguales
494 con pequeños intersticios rectilíneos 497 constituyen la
superficie del cilindro. En funcionamiento, se aplica de forma
alterna un potencial de oscilación a los electrodos 494. El campo
eléctrico E en el interior del convertidor poseen una estructura
tetrapolar según se muestra en la vista final de la figura 19B. El
campo eléctrico E se desvanece del eje de simetría y aumenta
linealmente con el radio. El valor máximo está situado en el
intersticio 497.
Además, el ICC 420 comprende bobinas externas de
campo 488 que forman un campo uniforme en el interior del cilindro
hueco del ICC. Debido a que la corriente atraviesa las bobinas de
campo del ICC 488 en dirección opuesta a la dirección de la
corriente que atraviesa las bobinas de campo CBFR 425, las líneas
de campo 496 en el ICC 420 se desplazan en dirección opuesta a la
dirección de las líneas de campo abiertas 480 del CBFR 410. En el
extremo más alejado del centro 436 del CBFR 410, el ICC contiene un
colector de iones 492.
Entre el CBFR 410 y el ICC 420 existe un vértice
magnético simétrico 486 en el cual las líneas de campo abiertas 480
del CBFR 410 se unen a las líneas de campo 496 del ICC 420. Un
colector de electrones de forma anular 490 está situado cerca del
vértice magnético 486, acoplado eléctricamente al colector de iones
498. Como se ha explicado antes, el campo magnético del vértice
magnético 486 convierte la velocidad axial del haz 437 en velocidad
rotacional de alto rendimiento. La figura 19C ilustra una órbita de
ión 422 típica en el interior del convertidor 420.
El CBFR 410 posee una simetría cilíndrica. En su
centro está situado el centro de fusión 436 con un centro de plasma
de fusión 435 contenido en una topología de campo magnético de FRC
470 en la que se produce la reacción de fusión. Como se ha indicado,
los núcleos de material y los electrones de carga neutralizadora
emergen como haces anulares 437 de ambos extremos del plasma de
combustible 435. Por ejemplo, para una aplicación de 50 MW de una
reacción p-B^{11}, estos haces tendrán un radio de
unos 50 centímetros y un grosor de unos 10 cm. El haz anular tiene
una densidad n \cong 10^{7}-10^{8} cm^{3}.
Para esta densidad, el vértice magnético 486 separa los electrones
y los iones. Los electrones siguen las líneas de campo magnético
hasta el colector de electrones 490 y los iones atraviesan el
vértice 486 donde las trayectorias de los iones son modificadas
para continuar por una trayectoria helicoidal que sigue
longitudinalmente el ICC 420. La energía se extrae de los iones
cuando girando cerca de los electrodos 494 conectados a un circuito
resonante (no figura en los gráficos). La pérdida de energía
perpendicular es mayor para los iones de mayor energía que circulan
inicialmente cerca de los electrodos 494, donde el campo eléctrico
tiene mayor potencia.
Los iones alcanzan el vértice magnético 486 con
una energía rotacional aproximadamente igual a la energía total
inicial, o sea, ½ Mv^{2}_{p} \cong ½
Mv^{2}_{0}. Cuando los iones alcanzan el vértice
magnético 486 hay una distribución de energías fónicas y radios
iniciales iónicos r_{0}. No obstante, los radios iniciales
r_{0} tienden a ser aproximadamente proporcionales a la
velocidad inicial v_{0}. El campo magnético radial y la velocidad
del haz radial producen una fuerza Lorentz en la dirección
azimutal. El campo magnético en el vértice 486 no altera la energía
de las partículas pero convierte la velocidad axial inicial v_{p}
\cong v_{0} en velocidad axial residual v_{z}, y una velocidad
azimutal v_{\perp}, donde v^{2}_{0} = v^{2}_{z} +
v^{2}_{\perp}. El valor de la velocidad azimutal v_{\perp} se
puede determinar a partir de la conservación del impulso
canónico
P\theta =
Mr_{0}v_{\perp} - \frac{qB_{0}r^{2}{}_{0}}{2c} = \frac{qB_{0}r^{2}{}
_{0}}{2c}
Un haz de iones penetra en el lado situado a
mano izquierda del vértice 486 con B_{Z} = B_{0},
v_{Z} = v_{0}, v_{\perp} = 0 y r = r_{0}.
Emerge por el lado situado a mano derecha del vértice 486 con
r = r_{0}, B_{Z} = B_{0},
v_{\perp} = qB_{0}r_{0}/Mc y v_{Z}
\surd v^{2}_{0} – v^{2}_{\perp}
\frac{v_{Z}}{v_{0}} = \surd 1 -
\left( \frac{r_{0} \Omega_{0}}{v_{0}}
\right)^{2}
donde \Omega_{0} =
\frac{qB_{0}}{Mc} es la frecuencia del ciclotrón. La frecuencia de
rotación de los iones presenta un índice comprendido entre
1-10 MHz, siendo preferentemente de
5-10 MHz, que es la frecuencia en que tiene lugar
la generación de
energía.
A fin de que los iones atraviesen el vértice
486, el radio giromagnético efectivo del ión debe ser mayor que la
anchura del vértice 486 en el radio r_{0}. En el ámbito
experimental, es perfectamente factible reducir la velocidad axial
en un factor de 10, de forma que la energía axial residual se
reduzca en un factor de 100. Así, el 99% de la energía iónica se
convierte en energía rotacional. El haz de iones posee una
distribución de valores para v_{0} y r_{0}. No obstante,
debido a que r_{0} es proporcional a V_{0} como indicaban
anteriormente las propiedades del reactor basado en el FRC, el
rendimiento de la conversión a energía rotacional suele ser del 99%
para los iones.
Como se muestra en la figura 19B, la estructura
simétrica de electrodo del ICC 420 del presente invento incluye
preferiblemente cuatro electrodos 494. Un circuito tanque (no figura
en los gráficos) se conecta a las estructuras de electrodo 494 de
modo que los campos instantáneos de tensión y electroestáticos son
los que se muestran. La tensión y el circuito tanque oscilan a una
frecuencia de \omega = \Omega_{0}. El campo electroestático
azimutal en los intersticios 497 se muestra en la figura 19B y en
la figura 22. La figura 22 muestra el campo electroestático en los
intersticios 497 entre los electrodos 494 y el campo que experimenta
un ión cuando gira a velocidad angular \Omega_{0}. Es evidente
que durante una vuelta completa, la partícula experimentará
aceleración y desaceleración alternativamente en un orden que estará
determinado por la fase inicial. Además del campo eléctrico
azimutal E_{\theta}, existe un campo eléctrico radial
E_{r}. El campo azimutal E_{\theta} presenta sus
dimensiones máximas en los intersticios 497 y disminuye a medida que
disminuye el radio. En la figura 22 se considera que al girar la
partícula mantiene un radio constante. Debido al gradiente del campo
eléctrico, la desaceleración siempre predominará sobre la
aceleración. La fase de aceleración hace que el radio del ión
aumente, de modo que si el ión encuentra seguidamente un campo
eléctrico desacelerante, el radio del ión será mayor. La fase de
desaceleración predominará independientemente de la fase inicial
del ión debido a que el gradiente radial del campo electromagnético
azimutal E_{\theta} es siempre positivo. Como resultado, el
rendimiento de la conversión de energía no se limita al 50% debido
al problema de la fase inicial asociado a los ciclotrones
convencionales. El campo eléctrico E_{r} también tiene su
importancia, ya que también oscila y produce un efecto de red
siguiendo la dirección radial que devuelve la trayectoria del haz
al radio original con una velocidad cero en el plano perpendicular
al eje, tal como muestra la figura 19C.
El proceso mediante el cual los iones siempre
experimentan desaceleración es similar al principio de
concentración potente que constituye una característica fundamental
de los aceleradores modernos, según se describe en la patente USA
nº 2.736.799. La combinación de una lente positiva (concentración)
y negativa (desenfoque) resulta positiva si el campo magnético
tiene un gradiente positivo. En la figura 23 se muestra una lente de
doblete tetrapolar de concentración potente. La primera lente
enfoca hacia la dirección x y desenfoca hacia la dirección y. La
segunda mente es similar, pero sus propiedades x e y están
intercambiadas. El campo magnético se disipa en el eje de simetría y
posee un gradiente radial positivo. En un haz de iones que
atraviesa ambas lentes el resultado consiste en que el enfoque se
efectúa en todas direcciones independientemente del orden de
paso.
Se han obtenido resultados similares con un haz
que atraviesa una cavidad resonante la cual contiene un campo
magnético axial potente que funciona en modo TE_{111}, (véase
Yoshikawa et al.) Este dispositivo se denomina peniotrón. En
el modo TE_{111}, la cavidad resonante posee ondas longitudinales
cuyo campo eléctrico posee una simetría tetrapolar. Los resultados
son cualitativamente similares a algunos de los que aquí se
describen. Existen diferencias cuantitativas, ya que la cavidad
resonante tiene unas dimensiones mucho mayores (10 metros de
longitud), y funciona a una frecuencia mucho más elevada (155 MHz) y
de campo magnético (10 T). Para la obtención de energía a partir de
ondas de alta frecuencia se precisa una rectena. El espectro de
energía del haz reduce el rendimiento de conversión. La existencia
de dos tipos de iones plantea un problema más serio, pero el
rendimiento de conversión es adecuado para un reactor
D-He^{3} que produce 15 MeV protones.
La figura 19C muestra la órbita de una partícula
única 422 situada en el interior del ICC 420. Este resultado se
obtuvo mediante simulación computerizada, obteniéndose un resultado
similar para el peniotrón. Un ión que entre en una espiral del radio
r_{0} siguiendo longitudinalmente el ICC y después de
haber perdido la energía rotacional inicial converge en un punto
situado sobre el círculo del mismo radio r_{0}. Las
condiciones iniciales son asimétricas y el estado final refleja
esta asimetría, pero es independiente de la fase inicial, de modo
que las partículas experimentan desaceleración. El haz en el
extremo del colector de iones del ICC vuelve a ser anular y posee
unas dimensiones similares. La velocidad axial se reduciría por un
factor de 10 y la densidad incrementaría de modo proporcional. Para
una sola partícula es posible obtener un rendimiento del 99%. No
obstante, varios factores, como la energía rotacional perpendicular
del haz anular antes de que entre en el convertidor, pueden reducir
este rendimiento aproximadamente en un 5%. La obtención de
electricidad sería aproximadamente de 1-10 MHz,
preferentemente de 5-10 MHz, con una reducción
adicional del rendimiento de conversión debido al condicionamiento
de la energía para conectarse a una red eléctrica.
Se pueden realizar ajustes en la dinámica del
ión en el interior del campo magnético principal del ICC 420
utilizando dos conjuntos de bobinas auxiliares 500 y 510, según
muestran las figuras 24A y 24B. Ambos conjuntos de bobinas 500 y
510 comprenden conductores adyacentes con corrientes de dirección
opuesta, de modo que los campos magnéticos poseen una amplitud
reducida. Un gradiente de campo magnético, cuyo esquema se muestra
en las figuras 24k puede alterar la frecuencia de rotación del ión
y la fase. Un campo magnético multipolar, cuyo esquema se muestra
en la figura 24B, producirá amontonamiento, como en un aceleradores
linear.
La figura 25 muestra un reactor de 100 MW. La
sección transversal del generador muestra una zona del centro de
fusión provista de bobinas superconductoras destinadas a aplicar un
campo magnético uniforme y una bobina de flujo para la formación de
un campo magnético con topología de inversión de campo. Los
extremos adyacentes opuestos de la zona del centro de fusión
consisten en convertidores de energía ICC para la conversión directa
en energía eléctrica de la energía cinética de los materiales de
fusión. El equipo auxiliar de este reactor se ilustra en la figura
26.
\newpage
La figura 27 muestra un sistema de propulsión
impulsado por plasma 800. El sistema comprende un centro FRC 836
que contiene un centro combustible de fusión 835, de cuyos dos
extremos emergen materiales de fusión en forma de haz anular 837. Un
convertidor de energía ICC 820 está acoplado a un extremo del
centro. Una tobera magnética 850 está colocada junto al otro
extremo del centro. El haz anular 837 de materiales de fusión emerge
de uno de los extremos del centro de fusión y recorre
longitudinalmente las líneas de campo hasta el ICC para producir
conversión de energía y desde el otro extremo del centro recorre
las líneas de campo fuera de la tobera para propulsar T.
Claims (20)
1. Método para convertir la energía de
materiales de fusión en energía eléctrica, que comprende las
siguientes fases:
- a.
- los iones son inyectados longitudinalmente siguiendo un recorrido helicoidal en el interior de una cavidad generalmente cilíndrica (420);
- b.
- se forma un campo eléctrico en el interior de la cavidad;
- c.
- se convierte, como mínimo, una parte de la energía fónica en energía eléctrica,
y que se caracteriza porque
la cavidad posee una superficie formada por múltiples electrodos
(494) situados de modo que exista una separación entre cada uno de
ellos y múltiples intersticios alargados (497) entre dichos
electrodos, extendiéndose los antedichos intersticios
longitudinalmente al eje de la cavidad, y presentando el campo
eléctrico correspondiente una estructura multipolar de más de dos
polos.
2. El método de la reivindicación 1,
comprendiendo además una fase adicional que consiste en la
aplicación de un potencial de oscilación a los electrodos
múltiples.
3. El método de las reivindicaciones 1 y 2,
comprendiendo además una fase adicional que consiste en la creación
de un campo eléctrico azimutal a través de intersticios
múltiples.
4. El método de las reivindicaciones 1 a 3,
comprendiendo además una fase adicional que consiste en la
desaceleración de iones.
5. El método de las reivindicaciones 1 a 4, en
el cual la fase de inyección comprende la conversión total de la
energía axial de los iones en energía rotacional.
6. El método de las reivindicaciones 1 a 5, en
el cual los iones se inyectan en forma de haz anular.
7. El método de las reivindicaciones 1 a 6,
comprendiendo además la fase adicional en la que se dirige el haz
anular a través de un vértice magnético.
8. El método de la reivindicación 7,
comprendiendo además la fase adicional de recoger electrones
neutralizadores de carga del haz anular mientras los electrones
siguen líneas de campo magnéticas del vértice magnético.
9. El método de las reivindicaciones 1 a 8,
comprendiendo además la fase adicional de captar iones después de
que una parte considerable de su energía se haya convertido en
energía eléctrica.
10. El método de la reivindicación 9,
comprendiendo además la fase adicional de acondicionar la energía
eléctrica convertida a partir de la energía iónica para coincidir
con las redes eléctricas existentes.
11. El método de las reivindicaciones 1 a 10 en
el que la serie de electrodos comprende como mínimo cuatro
electrodos.
12. Un convertidor ciclotrónico inverso de
energía formado por:
- una cavidad generalmente cilíndrica (420),
- un generador de campo magnético (325),
y que se caracteriza porque
la cavidad está formada por una serie de electrodos (494) situados
de modo que exista una separación entre cada uno de ellos y con
múltiples intersticios alargados entre los mismos (497),
extendiéndose dichos intersticios longitudinalmente al eje de la
cavidad, y el generador de campo magnético (325) extendiéndose por
una serie de electrodos, la cual está formada por más de dos
electrodos desde los que se genera un campo eléctrico multipolar
provisto de más de dos
polos.
13. El convertidor de la reivindicación 12,
comprendiendo además un colector de iones (492) situado en un
extremo de la serie de electrodos.
14. El convertidor de la reivindicación 13,
comprendiendo además un colector de electrones (490) situado en
posición adyacente a otro extremo de la serie de electrodos.
15. El convertidor de la reivindicación 14 en el
que el colector de electrones tiene forma anular.
\newpage
16. El convertidor de las reivindicaciones 14 y
15 en el que el colector de electrones (490) y el colector de iones
(492) están acoplados eléctricamente.
17. El convertidor de las reivindicaciones 12 a
16, comprendiendo además un circuito depósito acoplado a la serie
de electrodos.
18. El convertidor de las reivindicaciones 12 a
17 en el que el generador de campo magnético contiene una serie de
bobinas de campo que se extiende por la serie de electrodos.
19. El convertidor de las reivindicaciones 12 a
18 en el que los electrodos que forman una serie son
simétricos.
20. El convertidor de las reivindicaciones 12 a
19 cuya serie de electrodos comprende cuatro electrodos
tetracilíndricos que forman una cavidad alargada, con una separación
entre cada electrodo y cuatro intersticios alargados entre los
mismos.
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