JP2857924B2 - 中性子発生装置 - Google Patents

Description

【発明の詳細な説明】 ［産業上の利用分野］ 本発明は中性子を発生する中性子発生装置に関する。

［従来の技術］ 中性子発生装置は、例えば、水素を含む物質を探知す
る中性子探知装置の中性子発生源として、利用される。
中性子は、水素を含む物質には吸収されるが、その他の
物質は透過するという性質をもっている。中性子式探知
装置は、この性質を利用して、水素を含む被探知物に中
性子を照射し、この被探知物を撮像する。

最近、このような中性子式探知装置は、プラスチック
が水素を含むことを利用し、プラスチック爆弾の空港で
の検出に使用されており、その中性子発生源として、コ
ンパクトな中性子発生装置が望まれている。

［発明が解決しようとする課題］ 従来、この種の中性子発生装置は、Heの原子核（即
ち、α線）からなるイオンを加速する線型加速器を有
し、該線型加速器により加速されたイオンをベリリウム
等に衝突させて、中性子を発生している。この線型加速
器は、一般に3m長を有し、大型であり、しかも高価であ
る。

従って、本発明の課題は、コンパクトで安価な中性子
発生装置を提供することにある。

［課題を解決するための手段］ 本発明によれば、 中心軸を有する真空容器と、 該真空容器内に前記中心軸に沿って延在するプラズマ
柱を発生するプラズマ柱手段と、 該プラズマ柱に重水素を注入し、イオン化重水素とす
る重水素注入手段と、 前記中心軸に沿う磁場であって、磁場強度分布が前記
中心軸から離れるに従って単調減少する、前記中心軸に
対して軸対称の前記磁場を、前記真空容器内に発生する
磁場発生手段と、 前記中心軸から、該中心軸に対して実質的に直交した
方向に向かう、前記中心軸に対して軸対称の高周波電場
であって、前記イオン化重水素の前記磁場中におけるサ
イクロトロン周波数に同期した周波数を有する前記高周
波電場を、前記真空容器内に発生し、前記イオン化重水
素を、前記プラズマ柱に直交する面内で加速し、加速さ
れたイオン化重水素とする高周波電場発生手段をとを有
し、 前記磁場発生手段は、前記加速されたイオン化重水素
に、前記プラズマ柱に直交する面内で、らせん運動さ
せ、前記加速されたイオン化重水素を繰り返し前記プラ
ズマ柱に戻し、前記加速されたイオン化重合同士の核融
合を起こして、中性子を発生させることを特徴とする中
性子発生装置が得られる。

［実施例］ 次に、本発明の実施例について図面を参照して説明す
る。

第１図及び第２図を参照すると、本発明の一実施例に
よる中性子発生装置は、重水素（heavy hydrogen）であ
る、ジューテリウム（deuterium H²,以下，これをＤと
略称する。）或いはトリチウム（tri−tium H³,以下，
これをＴと略称する。）の核融合により多量の中性子を
発生する。

この中性子発生装置は、中心軸10を有する真空容器11
を有する。真空容器11は電磁波共振器を兼ねている。な
お、11aは、排気口である。

陽極12及び陰極13は、真空容器11内に、中心軸10に沿
って延在する、アーク放電によるブラズマ柱14を発生す
るプラズマ柱手段として動作するものである。

ＤやＴの重水素は、重水素注入口15からプラズマ柱14
に注入され、イオン化重水素とされる。即ち、重水素注
入口15等は、ＤやＴの重水素をプラズマ柱14に注入し、
イオン化重水素とする重水素注入手段として作用する。

電磁波が電磁波供給口16から真空容器11内に供給さ
れ、この電磁波によって、真空容器11内には電気力線17
で示された高周波電場の定在波が発生される。該高周波
電場は、中心軸10から、中心軸10に対して実質的に直交
した方向に向かう、中心軸10に対して軸対称の電場であ
って、前記イオン化重水素の後述の磁場中におけるサイ
クロトロン周波数に同期した周波数を有する。該高周波
電場によって、前記イオン化重水素は、プラズマ柱14に
直交する面内で加速され、加速されたイオン化重水素と
される。このように電磁波供給口16等は、前記高周波電
場を発生する手段として作用する。なお、18は前述の電
磁波の磁力線である。

コイル19は、磁力線20で示された、中心軸10に沿う磁
場を真空容器11内に発生する。この磁場は、中心軸10に
対して軸対称であって、磁場強度分布が中心軸10から離
れるに従って単調減少するものである。

この磁場は、前記加速されたイオン化重水素に、プラ
ズマ柱14に直交する面内で、第３に参照符号21や22で示
すように、らせん運動させ、前記加速されたイオン化重
水素を繰り返しプラズマ柱14に戻し、前記加速されたイ
オン化重水素同士の核融合を起こして、中性子を発生さ
せる。

このように、コイル19は、前述の磁場を真空容器11内
に発生し、前記加速されたイオン化重水素に、プラズマ
柱14に直交する面内で、らせん運動させ、前記加速され
たイオン化重合水素を繰り返しプラズマ柱14に戻し、前
記加速されたイオン化重水素同士の核融合を起こして、
中性子を発生する磁場発生手段として動作する。

第２図を参照して、中性子はあらゆる方向に均一に発
生するので、必要方向23以外の中性子は、例えばパラフ
ィンのように、水素を含む物質からなる中性子吸収体24
で遮断する。必要方向23の中性子は、中性子吸収体24の
開口25を通って外部に射出される。

以上の中性子発生装置は、直径0.5m、高さ0.5m程度の
大きさで実現でき、コンパクトとなり、安価となる。

以下、第１図乃至第３図を参照して、上述の中性子発
生装置の作用を詳細に説明する。

１）上述の核融合反応は以下の式（１）又は（２）で
表される。

Ｄ＋Ｔ→He⁴＋ｎ＋17.58 MeV （１） Ｄ＋Ｄ→He³＋ｎ＋3.27 MeV （２） ここで、Heはヘリウム、ｎは中性子、17.58 MeV及び3.2
7 MeV核融合反応で発生するエネルギである。

ＤやＴの粒子のエネルギが50KeV程度の低エネルギ
で、必要量の中性子を得るためには、高密度のＤやＴの
粒子群を確保し、これら粒子群の互いの衝突確率をあげ
ることが必要である。

２）高密度のＤやＴの粒子群を得るために、上記実施
例では、アーク放電によるプラズマ流14を作る。このプ
ラズマ流14により、外部から供給されるＤやＴを電離さ
せて、イオンD⁺やT⁺を含む荷電粒子群を得る。前記プラ
ズマ流14内は、電極材料の一部が蒸発して気体となっ
て、一種の導体状となっており、イオンD⁺やT⁺は内部の
流れは別にプラズマ中から外部に容易に飛び出し得る状
態となっている。

実際上、初期運動エネルギにより絶えずイオンD⁺やT⁺
が飛び出していると考えられる。

３）この発明は、外部へ飛び出すイオンD⁺やT⁺のエネ
ルギを増大させつつ、それをもとのプラズマ流４内のイ
オンD⁺やT⁺衝突させるような軌跡を形成して核融合をお
こそうというものである。

４）外部へ飛び出すイオンD⁺やT⁺のエネルギを増大さ
せるために、サイクロトロンの加速原理を用いる。即
ち、所定の交流電磁場を作り、それとイオンD⁺やT⁺の電
荷との電磁力を利用して加速させる。ここでは、陽極12
及び陰極13の全体をサイクロトロンのいわゆるキャビテ
ィ（これは真空容器11内の空間に対応する。）内に設置
するような構造となっており、外部より電磁波を供給さ
れ、真空容器11内には、軸対称の交流電磁場が発生して
いる。その電磁波形は第１図の17のように定在波となる
ようにキャビティの寸法と電界を定める。

５）電磁波中で加速され、うまく共振軌道にのったイ
オンD⁺やT⁺は徐々に加速され、プラズマ流14と交差軌道
を描き、これらは式（１）或いは（２）の反応を起こし
て中性子を発生させる。

６）しかも、この場合、加速されつつ戻るイオンD⁺や
T⁺の軌道は徐々にプラズマ14の内部への浸透していき、
イオンD⁺やT⁺は高エネルギになるにつれ、高密度のイオ
ンD⁺やT⁺と交差することとなる。これにより、中性子の
発生確率が上昇し、実用的な中性子発生源となり得る。

７）共振器としての真空容器11内に発生する電磁場
は、TEM波で、第１図に示したＺ−ｒ座標系において、
高周波電場Erは中心軸10より外方に向いて、略、式
（３）で示される。

Er＝Er₀（r₀/r）・ cos｛２π（Z/λ）｝・sin（２πft） （３） なお、ｔは時間である。ここで、λは電磁波の波長、ｆ
は電磁波の周波数で、ｃを光速度とすると、λｆ＝ｃの
関係がある。周波数ｆは共振の条件を満たすように選ば
れる。Er₀はｒ＝r₀における電場の最大強さになってい
る。即ち、ｒ＜r₀では電界はプラズマ14中であるため実
際は存在しないので、結局ｒ＝r₀が最大強さとなる。

また、高周波磁場Brは式（４）で示される。

Ｂ_θ＝−Ｂ_θ０（r₀/r）・ sin｛２π（Z/λ）｝・cos（２πft） （４） ただし、Ｂ_θ０＝（1/c）Er₀ 第１図のＡ−Ａ断面は磁場中立面となっており、式
（３）でＺ＝０の面となっている。この面上では磁場20
は、 Bz＝Bz₀・ｇ（r,z） （５） Br＝Ｚ・Bz₀・dg/dr （６） の分布をしている。ここで、ｇ（ｒ）はｒについて単調
減少関数で、ｇ（0,0）＝１とする。このような分布に
なるように、コイル19を設計する。

質量m,電荷ｅのイオンの磁場Ｂ中のサイクロトロン周
波数fcは fc＝（e/2πｍ）・Ｂ で与えられる。高周波電場の周波数ｆがfcの整数倍の場
合、プラズマ14の近傍で発生したイオンは式（３）の高
周波電場により、加速されて式（５）の磁場の中で次第
に大きな円軌道を描いていく。磁場分布が式（５）及び
（６）で与えられる場合、円軌道が大きくなるにつれて
Ｂが小さくなるので、fcが小さくなり、高周波電場の振
動と位相が合わなくなるので、途中で減速位相に入り、
円軌道は次第に小さくなり、ついには静止する。次に再
び加速され始める。イオンはこの繰り返し運動をする。

イオンのＺ方向運動は式（６）の磁場により、 Fz＝ｖ_θ・Ｚ・Bz₀・dg/dr （７） で表されるＺ方向の力Fzを受ける。ここで、ｖ_θはイオ
ンのθ方向速度で、Ｚ軸に近い側の円弧の部分ではFzは
正となり、Ｚ軸から遠い円弧部分ではFzは負となる。全
体としてはＺ＝０の面に向かって収束力が働くので、イ
オンは磁場中立面近傍に止まる。

この装置ではすべての電磁場はＺ軸について回転対称
である。このため、Ｚ方向の角運動量は加速、減速の過
程で保存され、必ず中心部へ戻る運動をする。このこと
は運動方程式を式（８）のようにラグランジアン形式で
表せば理解できる。

Ｌ＝−mc²× ［１−（1/c²）・｛（dr/dt）^２＋r² （ｄθ/dt）^２＋（dZ/dt）^２｝］^1/2＋eA_θｒ（ｄθ/d
t）＋eAz（dZ/dt）−ｅψ （８） ここで、Ａ_θは式（５）及び（６）の磁場を与えるベク
トルポテンシャル、Az及びψは式（３）及び（４）の電
磁場を与えるベクトル及びスカラーポテンシャルで、各
々次のように与えられる。

Ａ_θ（r,z）＝ （Bz₀/r）∫⁰ _rg（r,z）rdr （９） Az（r,z）＝Ｂ_θ０r₀log_e（r/r₀） ・sin｛２π（Z/λ）｝・cos（２πft） （10） ψ（r,z）＝−E_r0r₀log_e（r/r₀） ・cos｛２π（Z/λ）｝・sin（２πft） （11） Ｚ方向の角運動量Mzは Mz＝∂L/｛∂（ｄθ/dt）｝＝mr²・ （ｄθ/dt）・γ＋erA_θ （12） で与えられる。ここで、γは式（13）で与えられる。

γ＝［１−1/c²）・｛（dr/dt）^２＋r2（ｄθ/dt）^２ ＋（dZ/dt）^２｝］^−1/2＝［１−（v²/c²）］^−1/2 （13） なお、ｖは粒子の速度とした。

Mzの時間変化は dMz/dt＝∂L/∂θ＝０ （14） となり、保存量であることが分かる。

動径方向の運動量Prは、 Pr＝∂L/｛∂（dr/dt）｝ （15） 同様にＺ方向運動量Pzは Pz＝ｍγ・（dZ/dt）＋eAz（＝一定） （16） となる。ハミルトニアンＨは Ｈ＝Pr（dr/dt）＋Ｍ_θ（ｄθ/dt） ＋Pz（dZ/dt）−Ｌ＝mc²γ＋ｅψ （17） となる。エネルギはハミルトニアンに等しく、時間変化
は式（18）のようになる。

dH/dt＝−∂L/∂ｔ＝ｅ∂ψ／∂ｔ （18） 動径方向の運動方程式は、 dPr/dt＝∂L/∂ｒ＝ｍγｒ・（ｄθ/dt）^２ ＋eBz・ｒ（ｄθ/dr）−eB_θ（dZ/dt）＋eEr（19） 同様に dPz/dt＝∂L/∂Ｚ＝−eBr・ｒ（ｄθ/dr）＋ｅ・（∂
Az/∂Ｚ）・（dZ/dt） −ｅ・（∂ψ／∂Ｚ） この式に式（16）を代入すると、 ｍ（ｄγ/dt）・（dZ/dt）＝−eBr・ｒ（ｄθ・dr） ＋eB_θ（dr/dt） （20） これらの運動方程式を厳密に解くためには、計算機に
よる数値計算に頼ることになる。しかし、初期条件を単
純化すれば、プラズマ14表面から引き出されたイオンは
加速されても必ずプラズマ中に戻り、しかもプラズマ中
心へ軌道が浸透するという性質を解析的に示せる。

本発明はこの重要な性質に基づいており、以下、これ
について説明する。

初期条件を Ｚ＝dZ/dt＝０ （21） ｒ＝r₀＝（dr/dt）＝０ （22） とする。r₀はプラズマ14表面の半径とする。Ｚ＝０でBr
＝Ｂ_θ＝０であるから，式（20）により,dZ/dt＝０とな
り、Ｚ≡０となる。また、角運動量は保存するから、 ｍγr²（ｄθ/dt）＋erA_θ（ｒ）＝er₀A_θ（r₀） （23） これよりｄθ/dtを求めて式（19）に代入すると、 dPr/dt＝（e²/mγ）・（1/r³）・｛r₀A_θ（r₀） −rA_θ（ｒ）＋r²Br（ｒ）｝・｛r₀A_θ（r₀） −rA_θ（ｒ）｝＋eEr （24） となる。ここで、 ｑ（ｒ）＝（e²/r³）・｛r₀A_θ（r₀） −rA_θ（ｒ）−r²Bz（ｒ）｝・｛r₀A_θ（r₀）−rA
_θ（ｒ）｝ （25） として、式（24）の両辺にｍγdr/dtを掛けて積分する
と、式（27）を得る。

（1/2）・Pr²＝−Ｑ（ｒ） ＋em∫Er（r,t）γ（dr/dt）dt （27） 式（９）を式（25）に代入すれば、ｑ（ｒ）は と表せる。ここで、ｇ（ｘ）は単調減少関数であること
に注意して、ｒ^＊を ｇ（ｒ^＊）＝1/2 （但し、ｒ^＊がr₀より極めて大き
い仮定） （29） となる半径とすると、 ０＜ｒ＜r₀で、ｑ（ｒ）＞０ ｒ＝r₀で、ｑ（ｒ）＝０ （30） r₀＜ｒ＜ｒ^＊で、ｑ（ｒ）＜０ となるので、Ｑ（ｒ）は、第４図のようになる。式（2
7）の右辺第２項はイオンを加速する項で、ある時間
（ｔ＝t₀まで）加速して加速電場をオフにすると、第４
図の点ａから点ｂまでの周期運動になる。但し、第４図
のＵは とした。

第４図から、加速によりＵが大きくなればなる程、点ａ
はｒ＝０の原点に近づき、常にr₀より小さいことが分か
る。つまり、初期速度ゼロでプラズマ14表面から引き出
された粒子は、加速電場Erが極端に強くない限り、必ず
プラズマ14中に戻り、加速されれば、される程中心に近
づくことになる。

第３図はこの減少を描いたもので、プラズマ14から引
き出されて比較的エネルギの低い加速の初期段階では軌
道21のようにＺ軸より離れているが、加速されてエネル
ギの増した粒子は軌道22のようにＺ軸に接近した軌道を
描くようになる。

この現象を利用すればプラズマ14表面からイオンを引
き出し、重水素を核融合を起こしやすいエネルギまで加
速してやると、加速されたイオンがプラズマ14中を通過
するとき、プラズマ密度により決まる確率で核融合反応
を起こすことになる。ジューテリウムＤとトリチウムＴ
との混合ガスで核融合を起こすためには、各々のサイク
ロトロン周波数の公倍数になる周波数で加速電場を加え
れば良い。これらの核融合により多量の中性子を発生す
ることができる。

［発明の効果］ 以上説明したように、本発明によれば、大型でしかも
高価な線型加速器を用いることなる、中性子発生装置を
実現でき、コンパクトで安価な中性子発生装置が得られ
る。

【図面の簡単な説明】

第１図は本発明の一実施例による中性子発生装置の断面
図、第２図は第１図の中性子発生装置のラインＡに沿っ
て切った場合の断面図、第３図及び第４図は第１の中性
子発生装置の作用を説明するための図である。 11……真空容器、12……陽極、13……陰極、14……プラ
ズマ柱、15……重水素注入口、16……電磁波供給口、17
……電磁波による電気力線、18……電磁波、19……コイ
ル、20……コイル19による磁力線、24……中性子吸収
体、25……中性子吸収体24の開口。

Claims (1)

(57)【特許請求の範囲】
1. 【請求項１】中心軸を有する真空容器と、 該真空容器内に前記中心軸に沿って延在するプラズマ柱
   を発生するプラズマ柱手段と、 該プラズマ柱に重水素を注入し、イオン化重水素とする
   重水素注入手段と、 前記中心軸に沿う磁場であって、磁場強度分布が前記中
   心軸から離れるに従って単調減少する、前記中心軸に対
   して軸対称の前記磁場を、前記真空容器内に発生する磁
   場発生手段と、 前記中心軸から、該中心軸に対して実質的に直交した方
   向に向かう、前記中心軸に対して軸対称の高周波電場で
   あって、前記イオン化重水素の前記磁場中におけるサイ
   クロトロン周波数に同期した周波数を有する前記高周波
   電場を、前記真空容器内に発生し、前記イオン化重水素
   を、前記プラズマ柱に直交する面内で加速し、加速され
   たイオン化重水素とする高周波電場発生手段とを有し、 前記磁場発生手段は、前記加速されたイオン化重水素
   に、前記プラズマ柱に直交する面内で、らせん運動さ
   せ、前記加速させたイオン化重水素を繰り返し前記プラ
   ズマ柱に戻し、前記加速されたイオン化重水素同士の核
   融合を起こして、中性子を発生させることを特徴とする
   中性子発生装置。