KR101052579B1

KR101052579B1 - Ｆｒｃ의 자계에서 플라즈마 이온들 및 전자들을 드라이브하는 시스템 및 방법

Info

Publication number: KR101052579B1
Application number: KR1020107014365A
Authority: KR
Inventors: 알란 반드리에; 노먼 로스토커; 미첼 빈더바우어; 프랭크 웨슬; 알렉스 체웅; 비탈리 비스트리츠키; 유안츄 송; 마이클 앤더슨; 유세비오 가레이트
Original assignee: 더 리젠츠 오브 더 유니버시티 오브 캘리포니아
Priority date: 2005-03-07
Filing date: 2006-03-07
Publication date: 2011-07-29
Also published as: DK1856702T3; NZ560659A; PL1856702T3; SG157369A1; JP5717206B2; CY1113150T1; IL185168A; EA200701919A1; JP5319273B2; CA2600421C; WO2006096772A3; BRPI0609290B1; HK1115471A1; MX2007010891A; EP1856702A4; EA013826B1; KR20100083856A; AU2006220546A1; EA018812B1; CN102291925A

Abstract

FRC(field reversed configuration) 자기 위상에서의 제어형 융합 및 융합 산물 에너지들의 전력으로의 직접적인 변환을 위한 시스템 및 장치. 바람직스럽게도, 플라즈마 이온들은 FRC에 자기적으로 한정되는 한편, 플라즈마 전자들은, 외부 인가 자계를 튜닝하는 것에 의해 생성되는 깊은 에너지 우물에 정전기적으로 한정된다. 이 구성에서, 이온들 및 전자들은 적합한 밀도와 온도를 가질 수 있고, 그에 따라, 충돌시에, 그것들은 핵력에 의해 다같이 융합됨으로써, 고리형 빔의 형태로 출현하는 융합 산물들을 형성한다. 융합 산물 이온들이 반전 싸이클로트론 변환기의 전극들을 나선으로 통과함에 따라, 융합 산물 이온들로부터 에너지가 제거된다. 바람직스럽게도, 본 발명의 밀폐 및 에너지 변환 시스템과 함께 사용될 수 있는 융합 연료 플라즈마들은 선진(무중성자) 연료들을 포함한다.

Description

ＦＲＣ의 자계에서 플라즈마 이온들 및 전자들을 드라이브하는 시스템 및 방법{SYSTEM TO DRIVE PLASMA IONS AND ELECTRONS IN AN FRC MAGNETIC FIELD AND METHOD THEREOF}

본 발명은 일반적으로 플라즈마 물리학의 분야에 관한 것으로서, 좀더 구체적으로는, 플라즈마를 한정하여 핵융합을 가능하게 하기 위한 그리고 융합 산물들로부터의 에너지를 전기로 변환하기 위한 방법들 및 장치들에 관한 것이다.

융합은, 2개의 가벼운 원자핵들이 결합하여 좀더 무거운 원자핵을 형성하는 프로세스이다. 융합 프로세스는 엄청난 양의 에너지를 고속 입자들(fast moving particles)의 형태로 방출한다. 원자핵들은 (거기에 포함되어 있는 양자들로 인해) 양으로 하전되어 있기 때문에, 원자핵들 사이에는 정전기적 반발력 또는 쿨롱힘(Coulomb force)이 존재한다. 2개의 원자핵들이 융합하기 위해서는, 이 반발 장벽이 극복되어야 하는데, 이는, 2개의 원자핵들이 서로 충분히 근접되어 단거리 핵력들이 쿨롱힘을 극복하고 원자핵들을 융합하기에 충분할 정도로 강해졌을 때 발생한다. 원자핵들이 쿨롱 장벽을 극복하는데 필요한 에너지는 원자핵들의 열에너지들에 의해 제공되므로, 원자핵들의 열에너지들은 아주 높아야 한다. 예를 들어, 온도가 (대략 1억 °K(degrees Kelvin)에 대응되는) 10⁴ eV의 차수 이상이면, 융합 속도가 상당할 수 있다. 융합 반응의 속도는 온도의 함수이고, 그것은 반응성이라고 하는 양에 의해 특징지워진다. D(중수소)-T(삼중수소) 반응의 반응성은, 예를 들어, 30 keV와 100 keV 사이에서 넓은 첨두(broad peak)를 가진다.

통상적인 융합 반응들은 다음과 같은 것들:

을 포함하는데, 여기에서, D는 중수소를 가리키고, T는 삼중수소를 가리키며, α는 헬륨 원자핵을 가리키고, n은 중성자를 가리키며, p는 양자를 가리키고, He는 헬륨을 가리키며, B¹¹은 붕소-11을 가리킨다. 반응식 각각에서 괄호들의 숫자들은 융합 산물들의 운동에너지를 가리킨다.

앞서 열거된 처음의 2개 반응들(D-D 및 D-T 반응들)은 중성자 반응들인데, 이는, 그것들의 융합 산물들의 에너지 대부분이 고속 중성자들에 의해 전달된다는 것을 의미한다. 중성자 반응들의 단점들은 (1) 고속 중성자들의 플럭스(flux)가, 반응기 벽들의 구조적 손상 및 대다수 구성 재료들을 위한 방사능(radioactivity)의 높은 레벨들을 포함하는, 많은 문제점들을 발생시킨다는 것; 그리고 (2) 고속 중성자들의 에너지는 고속 중성자들의 열에너지를 전기에너지로 변환하는 것에 의해 수집되는데, 이것이 (30% 미만으로) 아주 비효율적이라는 것이다. 중성자 반응들의 이점들은 (1) 그것들의 반응성 첨두들이 비교적 낮은 온도에 위치한다는 것; 그리고 (2) 중수소 및 삼중수소의 원자 수들(atomic numbers)이 1이기 때문에, 방사선(radiation)으로 인한 그것들의 손실들이 비교적 낮다는 것이다.

나머지 2개 반응식들에서의 반응물들(D-He³ 및 p-B¹¹)을 선진 연료들(advanced fuels)이라고 한다. 중성자 반응들에서와 같이, 고속 중성자들을 발생시키는 대신에, 그것들의 융합 산물들은 하전 입자들(charged particles)이다. 선진 연료들의 한가지 이점은, 선진 연료들은 훨씬 적은 중성자들을 생성하고 따라서 중성자들과 연관된 단점들로부터의 어려움을 덜 겪는다는 것이다. D-He³의 경우, 일부 고속 중성자들이 2차 반응들에 의해 발생되지만, 이 중성자들은 융합 산물들의 에너지 중 약 10%만을 설명할 뿐이다. p-B¹¹ 반응에 고속 중성자들은 존재하지 않지만, p-B¹¹ 반응은 2차 반응들로부터 기인하는 하지만 훨씬 적은 문제점들을 발생시키는 약간의 저속 중성자들을 발생시킨다. 선진 연료들의 다른 이점은, 그것들의 융합 산물들이, 전기로 직접 변환 가능할 수 있는 운동에너지의 하전 입자들을 구비한다는 것이다. 적합한 직접 에너지 변환 프로세스에 의해, 선진 연료 융합 산물들의 에너지는 어쩌면 90%를 초과하는 높은 효율성으로써 수집될 수 있다.

선진 연료들도 단점들을 가진다. 예를 들어, 선진 연료들의 원자 수들이 좀더 높다(He³를 위한 2 및 B¹¹을 위한 5). 따라서, 그것들의 방사선 손실들은 중성자 반응들에서의 방사선 손실들보다 크다. 또한, 선진 연료들을 융합시키기가 훨씬 더 어렵다. 그것들의 첨두 반응성들은 훨씬 높은 온도들에서 발생하고 D-T를 위한 반응성만큼 높이 도달하지 않는다. 따라서, 선진 연료들과의 융합 반응을 발생시키는 것은, 선진 연료들이, 선진 연료들의 반응성이 상당한 좀더 높은 에너지 상태가 될 것을 요구한다. 따라서, 선진 연료들은, 그것들이 적합한 융합 조건들로 유도될 수 있는 좀더 긴 시간동안 밀폐되어야 한다.

플라즈마를 위한 밀폐 시간(containment time)은

인데, 여기에서, r은 최소 플라즈마 치수이고 D는 확산 계수이다. 확산 계수의 전형적 값은

인데, 여기에서, a_i는 이온의 회전 반지름이고 τ_ie는 이온-전자 충돌 시간이다. 전형적 확산 계수에 따른 확산을 전형적 수송(classical transport)이라고 한다. 단파장 불안정성들에 기여하는 Bohm 확산 계수는

인데, 여기에서, Ω_i는 이온의 회전 주기(gyrofrequency)이다. 이 관계에 따른 확산을 특이적 수송(anomalous transport)이라고 한다. 융합 조건들(

)을 위해, 특이적 수송은 전형적 수송보다 훨씬 짧은 밀폐 시간을 초래한다. 이 관계는, 소정량의 플라즈마를 위한 밀폐 시간이 플라즈마가 핵융합 반응을 하기 위한 시간보다 길어야 한다는 요구 사항에 의해, 얼마나 큰 규모의 플라즈마가 융합 반응기에 존재해야 하는지를 판정한다. 따라서, 좀더 작은 초기 플라즈마들을 허용하는 전형적 수송 조건이 융합 반응기에서 좀더 바람직스럽다.

플라즈마의 도넛형 밀폐(toroidal confinement)에 의한 초기 실험들에서는,

의 밀폐 시간이 관찰되었다. 지난 40년의 진보가 밀폐 시간을

로 증가시켰다. 기존의 일 융합 반응기 개념은 Tokamak이다. 지난 30년 동안, 융합 노력들은 D-T 연료를 사용하는 Tokamak 반응기에 집중되어 왔다. 이 노력들은 ITER(International Thermonuclear Experimental Reactor)로 완결되었다. Tokamak들에 의한 최근의 실험들은, 전형적 수송(

)이 가능하다는 것을 제시하고, 이 경우, 최소 플라즈마 치수는 수 미터에서 수 센티미터로 감소될 수 있다. 이 실험들은 플라즈마를 10 내지 30 KeV의 온도들로 가열하기 위해 에너지 빔들(50 내지 100 KeV)의 주입을 필요로 하였다. W. Heidbrink & G. J. Sadler, 34 Nuclear Fusion 535(1994)를 참고한다. 열 플라즈마는 계속해서 특이적으로 빠르게 확산하는 한편, 이 실험들에서의 에너지 빔 이온들은 느려져 전형적으로 확산한다는 것이 관찰되었다. 이를 위한 원인은, 에너지 빔 이온들이 큰 회전 반지름을 갖고, 그에 의해, 이온의 회전 반지름보다 짧은 파장들(λ < a_i)에 의한 변동들에 둔감하기 때문이다. 단파장 변동들은 사이클에 걸쳐 평균화됨으로써 상쇄되는 경향이 있다. 그러나, 전자들은 훨씬 작은 회전 반지름을 가지므로, 전자들은 변동들 및 수송에 특이적으로 반응한다.

특이적 수송 때문에, 플라즈마의 최소 치수는 2.8 미터 이상이어야 한다. 이 치수로 인해, ITER은 30 미터 높이 및 30 미터 지름으로 생성되었다. 이것이 실현 가능한 최소의 D-T Tokamak-형 반응기이다. D-He³ 및 p-B¹¹과 같은, 선진 연료들을 위해, Tokamak-형 반응기는 훨씬 커야할 것인데, 연료 이온이 핵반응하기 위한 시간이 훨씬 길기 때문이다. D-T 연료를 사용하는 Tokamak 반응기는, 융합 산물들의 에너지 대부분이, 방사선 손상을 발생시키고 중성자 플럭스로 인해 거의 모든 구성 재료들에서 반응성을 유도하는 14 MeV 중성자들에 의해 전달된다는 추가적인 문제점을 가진다. 또한, 그것들의 에너지에 대한 전기로의 변환은 30% 효율성을 넘지 않는 열 프로세스에 의해 이루어져야 한다.

제안된 다른 반응기 구성은 충돌 빔 반응기이다. 충돌 빔 반응기에서, 배경 플라즈마는 이온들의 빔들에 의해 충돌된다. 빔들은 열 플라즈마보다 훨씬 큰 에너지의 이온들을 구비한다. 이 반응기 유형에서 유용한 융합 반응들을 발생시키는 것은, 배경 플라즈마가 이온 빔들을 감속시키기 때문에 실현 불가능하였다. 이 문제점을 감소시키고 원자핵 반응들의 수를 최대화하기 위해 다양한 제안들이 이루어져 왔다.

예를 들어, Jassby 등에게 허여된 미국특허 제4,065,351호는 도넛형 밀폐 시스템에서 중양자들과 삼중양자들의 역류(centrifugation) 충돌 빔들을 발생시키는 방법을 개시한다. Jassby 등에게 허여된 미국특허 제4,057,462호에서는, 이온종들 중 하나에 대한 대량의 평형 플라즈마 드래그의 효과들을 중화하기 위해 전자기 에너지가 주입된다. 도넛형 밀폐 시스템은 Tokamak으로서 식별된다. Rostoker에게 허여된 미국특허 제4,894,199호에서는, 중수소 및 삼중수소의 빔들이 주입되어, 동일한 평균 속도로써 Tokamak, 미러, 또는 필드 반전 구성(field reversed configuration)에 트래핑된다. 빔들을 트래핑한다는 단일 목적을 위한 저밀도의 차가운 배경 플라즈마가 존재한다. 빔들은, 그것들이 높은 온도를 가지고 있기 때문에 반응하고, 감속은 주입된 이온들을 수반하는 전자들에 의해 주로 발생된다. 전자들은 이온들에 의해 가열되는데, 이 경우, 감속은 최소이다.

그러나, 이 디바이스들 중 어느 것에서도, 평형 전계는 어떤 역할도 수행하지 않는다. 더 나아가, 특이적 수송을 감소시키거나 심지어 고려하려는 시도도 존재하지 않는다.

다른 특허들은 이온들의 정전기 밀폐(electrostatic confinement)를 고려하고, 일부 경우들에서는, 전자들의 자기 밀폐(magnetic confinement)를 고려한다. 이 특허들은, 이온들의 정전기 밀폐 및 전자들의 관성 밀폐(inertial confinement)을 개시하는, Farnsworth에게 허여된 미국특허 제3,258,402호 및 Farnsworth에게 허여된 미국특허 제3,386,883호; Farnsworth에게 허여된 것들과 유사한, Hirsch 등에게 허여된 미국특허 제3,530,036호 및 Hirsch 등에게 허여된 미국특허 제3,530,497호; 이온들의 정전기 밀폐 및 다극성 첨두(multi-pole cusp) 반사 벽들에 의한 전자들의 자기 밀폐를 개시하는, Limpaecher에게 허여된 미국특허 제4,233,537호; 및 Limpaecher에게 허여된 것과 유사하며 점 첨두들(point cusps)을 포함하는, Bussard에게 허여된 미국특허 제4,826,646호를 포함한다. 이 특허들 중 어느 것도 전자들의 정전기 밀폐 및 이온들의 자기 밀폐를 고려하지 않는다. 이온들의 정전기 밀폐에 대한 많은 연구 프로젝트들이 있어 왔지만, 그것들 중 어느 것도, 이온들이 융합 반응기를 위해 요구되는 밀도를 가질 때, 요구되는 정전계들을 확립하는데 성공하지 못하였다. 마지막으로, 앞서 언급된 특허들 중 어느 것도 필드 반전 구성의 자기 위상(field reversed configuration magnetic topology)을 논의하지 않는다.

필드 반전 구성(field reversed configuration: FRC)은 세타 핀치(theta pinch) 실험들 동안 Naval Research Laboratory에서 1960년경에 우연하게 발견되었다. 내부 자계가 방향을 반전하는 통상적인 FRC 위상이 도 3 및 도 5에서 예시되고, FRC에서의 입자 궤도들이 도 6 및 도 9에서 도시된다. FRC에 관하여, 많은 연구 프로그램들이 미국과 일본에서 지원되어 왔다. 1960-1988년으로부터의 FRC 연구의 이론 및 실험들에 대한 포괄적인 총설(comprehensive review paper)이 존재한다. M. Tuszewski의, 28 Nuclear Fusion 2033(1988)을 참고한다. FRC 개발에 대한 백서(white paper)는 1996년의 연구 및 미래 연구를 위한 권고들을 기술한다. L. C. Steinhauer 등의 30 Fusion Technology 116(1996)을 참고한다. 오늘날까지, FRC 실험들에서, FRC는 세타 핀치 방법에 의해 형성되어 왔다. 이 형성 방법의 결과는, 이온들 및 전자들이 각각 전류의 1/2을 전달한다는 것으로서, 이것은, 플라즈마에서의 무시 가능한 정전계를 초래하며 정전기 밀폐는 초래하지 않는다. 이러한 FRC들에서의 이온들 및 전자들은 자기적으로 밀폐되었다. 거의 모든 FRC 실험들에서, 특이적 수송이 가정되었다. 예를 들어, Tuszewski의 2072 페이지에서의 시작 섹션 1.5.2을 참고한다.

이와 같이, 사실상 이온들 및 전자들의 특이적 수송을 감소시키거나 제거하는 경향이 있는 밀폐 시스템 및 높은 효율성으로써 융합 산물들의 에너지를 전기로 변환하는 에너지 변환 시스템을 가진 융합 시스템을 제공하는 것이 바람직스럽다.

본 발명은, 필드-반전 위상을 가진 자계에서의 제어형 융합을 그리고 융합 산물 에너지들의 전력으로의 직접적인 변환을 용이하게 하는 시스템에 관한 것이다. 여기에서 PEG(plasma-electric power generation) 시스템이라고 하는 이 시스템은 바람직스럽게도, 이온들 및 전자들의 특이적 수송을 사실상 감소시키거나 제거하는 밀폐 시스템을 가진 융합 반응기를 포함한다. 또한, PEG 시스템은, 높은 효율성으로써 융합 산물 에너지들을 전기로 직접 변환하는, 반응기에 커플링된 에너지 변환 시스템을 포함한다.

일 실시예에서, 이온들 및 전자들 양자를 위한 특이적 수송은 사실상 감소되거나 제거되는 경향이 있다. 이온들의 특이적 수송은, FRC의 자계에 이온들을 자기적으로 한정하는 것에 의해 방지되는 경향이 있다. 전자들의 경우, 에너지의 특이적 수송은, 외부 인가 자계(externally applied magnetic field)를 튜닝하여, 전자들을 깊은 전위 우물에 정전기적으로 한정하는 강한 전계를 발생시키는 것에 의해, 방지된다. 결과적으로, 본 밀폐 장치 및 프로세스와 함께 사용될 수 있는 융합 연료 플라즈마들이 중성자 연료들로 제한되지는 않지만, 바람직스럽게도, 선진 또는 무중성자 연료들도 포함한다. 무중성자 연료들의 경우, 융합 반응 에너지는 거의 전부가, 자계에서 조작될 수 있고, 연료에 따라, 방사능을 거의 또는 전혀 발생시키지 않는 하전 입자들, 즉, 에너지 이온들의 형태이다.

바람직한 실시예에서, 융합 반응기의 플라즈마 밀폐 시스템은 챔버, 사실상 주축(principle axis)의 방향을 따라 자계를 인가하기 위한 자계 발생기, 및 이온들의 순환 빔을 구비하는 고리형 플라즈마층을 구비한다. 고리형 플라즈마 빔층의 이온들은 사실상 궤도들로 챔버내에 자기적으로 밀폐되고, 전자들은 사실상 정전기 에너지 우물에 밀폐된다. 바람직한 일 실시예에서, 자계 발생기는 전류 코일을 포함한다. 바람직스럽게도, 자계 발생기는 챔버의 단들(ends) 부근에, 챔버의 단들에서의 인가 자계의 크기를 증가시키는 미러 코일들을 더 구비한다. 시스템은 중화된 이온 빔들을 자계로 주입하기 위한 하나 이상의 빔 주입기들도 구비하는데, 이 경우, 빔은 자계에 의해 발생되는 힘으로 인해 궤도에 진입한다. 바람직한 실시예에서, 시스템은 FRC의 위상을 가진 자계를 형성한다.

바람직한 다른 실시예에서는, 챔버 벽의 중앙 영역에서의 방위각 이미지 전류들의 형성을 방지하며 자기 플럭스가 빠른 시간 척도로 챔버에 침투할 수 있게 하는 다른 챔버가 제공된다. 구조적 강도 및 양호한 진공 특성들을 제공하기 위해 스테인리스강(stainless steel)으로 주로 이루어진 챔버는 챔버 벽에, 거의 챔버의 전체 길이까지 연장하는 축 방향의 절연 브레이크들을 포함한다. 바람직스럽게도, 서로 약 120도 간격만큼 떨어져 3개의 브레이크들이 존재한다. 브레이크들은 벽에 형성된 슬롯 또는 갭을 포함한다. 세라믹 등인 것이 바람직한 절연 재료를 구비하는 인서트(insert)가 슬롯들 또는 갭들에 삽입된다. 챔버의 내부에서는, 금속막이 인서트를 덮는다. 챔버의 바깥에서는, 인서트가, O-링 밀봉 부품(O-ring seal)에 의하여 챔버 벽의 스테인리스강 표면과 함께 진공 장벽을 형성하는, 유리 섬유 등으로부터 형성되는 것이 바람직한, 밀봉 패널에 부착된다.

또 다른 바람직한 실시예에서는, 유도성 플라즈마 소스가 챔버내에 탑재 가능하고, 바람직스럽게도 (도시되어 있지 않은) 고전압(약 5-15 kV)에 의해 공급되는, 일회전 쇼크 코일(single-turn shock coil)인 것이 바람직한, 쇼크 코일 어셈블리를 포함한다. 수소(또는 다른 적합한 가스 융합 연료)와 같은, 중성 가스가 Laval 노즐을 경유하는 직접 가스 공급들을 통해 소스로 도입된다. 일단 가스가 노즐로부터 발산하여 쇼크 코일의 코일 권선들 표면상에 가스가 분산되고 나면, 권선들은 가압된다. 낮은 인덕턴스 쇼크 코일에서의 초고속 전류 및 플럭스 램프업(ramp-up)은 가스내에, 쇼크 코일의 표면으로부터 챔버의 중앙 또는 미드플레인(mid-plane)을 향해 형성된 플라즈마의 브레이크다운(breakdown), 이온화, 및 후속적인 배출을 발생시키는 아주 높은 전계를 초래한다.

바람직한 추가 실시예에서, RF 드라이브는 챔버내에 배치된 그리고 그 사이에 갭들이 존재하는 4개의 방위각 대칭 전극들을 가진 4중극자 싸이클로트론(cyclotron)을 구비한다. 4중극자 싸이클로트론은, 이온들의 방위각 속도와 동일한 방향으로 회전하지만 좀더 속도가 높은 전기 전위파(electric potential wave)를 발생시킨다. 적합한 속도의 이온들은 이 파에 트래핑되어 주기적으로 반사될 수 있다. 이 프로세스는 연료 이온들의 운동량(momentum) 및 에너지를 증가시키고, 이 증가는, 충돌들에 의해 트래핑되지 않는 연료 이온들로 전달된다.

다른 실시예에서는, 직접 에너지 변환 시스템이 사용되어, 전자-자계를 통해 하전 입자들을 감소시키는 것에 의해, 융합 산물들의 운동에너지를 직접적으로 전력으로 변환한다. 바람직스럽게도, 본 발명의 직접 에너지 변환 시스템은 효율성들, 입자-에너지 허용 편차들, 그리고 약 5 MHz의 융합 출력 전력의 주파수 및 위상을 외부의 60Hz 전력 그리드의 주파수에 정합하도록 변환할 수 있는 전자적 능력을 가진다.

바람직한 실시예에서, 에너지 변환 시스템은 융합 반응기의 대향 단들(opposing ends)에 커플링된 ICC(inverse cyclotron converters)를 구비한다. ICC는 그 사이에서 연장하는 작은 일직선 갭들을 가진, 4개 이상인 것이 바람직한, 다수의 반실린더형 전극들로부터 형성되는 공동의 실린더형 기하 구조(hollow cylinder-like geometry)를 가진다. 동작시에는, 진동 전위(oscillating potential)가 교대하는 방식으로 전극들에 인가된다. ICC내의 전계(E)는 다극성 구조를 갖고, 대칭 축들에서는 사라지며 반지름과 함께 선형적으로 증가하고; 갭에 첨두값들이 위치한다.

또한, ICC는 균일한 무지향성 자계를 사실상 융합 반응기 밀폐 시스템의 인가 자계에 반대되는 방향으로 인가하기 위한 자계 발생기를 포함한다. 융합 반응기 전력 코어로부터 가장 먼 단에, ICC는 이온 컬렉터를 포함한다. 전력 코어와 ICC 사이에는, 밀폐 시스템의 자계가 ICC의 자계와 결합하는 대칭적인 자기 첨두가 존재한다. 고리형 전자 컬렉터가 자기 첨두 주위에 배치되어 이온 컬렉터에 전기적으로 커플링된다.

또 다른 바람직한 실시예에서는, 원자핵들의 산물 및 전하-중화용 전자들이, 자기 첨두가 전자들 및 이온들을 그것들의 에너지 차이들로 인해 분리하는 밀도로써 반응기 전력 코어의 양단들로부터 고리형 빔들로서 출현한다. 전자들은 전자 컬렉터에 이르는 자계 라인들을 따르고, 이온들은, 이온 궤적들이 ICC의 길이를 따라 사실상 나선 경로(helical path)를 따르도록 변경되는 첨두를 통과한다. 이온들이 공진 회로에 접속되는 전극들을 나선형으로 지났을 때, 이온들로부터 에너지가 제거된다. 수직 에너지의 손실은, 전계가 최강인 전극들에 처음부터 근접하게 회전하는 최고 에너지 이온들을 위해 최대인 경향이 있다.

본 발명의 다른 태양들 및 사양들은 첨부 도면들과 함께 고려되는 다음의 설명으로부터 명백해질 것이다.

바람직한 실시예들은, 유사한 참조 번호들이 유사한 컴포넌트들을 참조하는 첨부 도면들의 그림들에서, 한정이 아닌 일례로써 예시된다.
도 1은 예시적인 밀폐 챔버의 부분도를 나타낸다.
도 2A는 예시적인 다른 밀폐 챔버의 부분도를 나타낸다.
도 2B는 도 2A의 라인 2B - 2B에 따른 부분 단면도를 나타낸다.
도 2C는 도 2B의 라인 2C에 따른 상세도를 나타낸다.
도 2D는 도 2B의 라인 2D - 2D에 따른 부분 단면도를 나타낸다.
도 3은 FRC의 자계를 나타낸다.
도 4A 및 도 4B는, 각각, FRC에서의 반자기성(diamagnetic) 및 역반자기성(counterdiamagnetic) 방향을 나타낸다.
도 5는 충돌 빔 시스템을 나타낸다.
도 6은 베타트론 궤도를 나타낸다.
도 7A 및 도 7B는, 각각, FRC에서의 자계 및 기울기 드리프트(gradient drift)의 방향을 나타낸다.
도 8A 및 도 8B는, 각각, FRC에서의 전계 및

드리프트의 방향을 나타낸다.
도 9A, 도 9B, 및 도 9C는 이온 드리프트 궤도들을 나타낸다.
도 1OA 및 도 1OB는 FRC의 단들에서의 로렌츠힘(Lorentz force)을 나타낸다.
도 11A 및 도 11B는 충돌 빔 시스템에서의 전계 및 전기 전위의 튜닝을 나타낸다.
도 12는 맥스웰 분포를 나타낸다.
도 13A 및 도 13B는 큰 각도의 이온-이온 충돌들로 인한 베타트론 궤도들로부터 드리프트 궤도들로의 전이들을 나타낸다.
도 14A, 도 14B, 도 14C, 및 도 14D는, 작은 각도의 전자-이온 충돌들이 고려될 때의 베타트론 궤도들을 나타낸다.
도 15는, 전기적으로 편광됨에 따라 중화된 이온 빔을 나타낸다.
도 16은 한정 챔버의 플라즈마와 접촉함에 따라 중화된 이온 빔의 상면도이다.
도 17은 시동 절차의 바람직한 실시예에 따른 한정 챔버의 개략적인 단면도이다.
도 18은 시동 절차의 바람직한 다른 실시예에 따른 한정 챔버의 개략적인 단면도이다.
도 19는 FRC의 형성을 가리키는 B-도트 프로브(B-dot probe)의 트레이스들을 나타낸다.
도 2OA는 챔버내에 탑재 가능한 유도성 플라즈마 소스의 도면을 나타낸다.
도 2OB 및 도 2OC는 유도성 플라즈마 소스의 부분도들을 나타낸다.
도 21A 및 도 21B는 RF 드라이브 시스템의 부분도들을 나타낸다.
도 21C는 2중극자 및 4중극자 구성들의 개략도를 나타낸다.
도 22A는 반전 사이클로트론의 직접 에너지 변환기에 커플링된 충돌 빔 융합 반응기를 구비하는 부분적인 플라즈마-전력 발생 시스템을 나타낸다.
도 22B는 도 19A의 반전 싸이클로트론 변환기의 단면도를 나타낸다.
도 22C는 반전 사이클로트론 변환기에서의 이온 궤도를 나타낸다.
도 23A는 반전 사이클로트론 변환기의 다른 실시예에 커플링된 충돌 빔 융합 반응기를 구비하는 부분적인 플라즈마-전력 발생 시스템을 나타낸다.
도 23B는 도 20A의 반전 사이클로트론 변환기의 단면도를 나타낸다.
도 24A는 전통적인 싸이클로트론 내부에서의 입자 궤도를 나타낸다.
도 24B는 진동 전계를 나타낸다.
도 24C는 가속 입자의 달라지는 에너지를 나타낸다.
도 25는, 각 속도를 가진 이온에 의해 경험되는, ICC의 전극들 사이의 갭들에서의 방위각 전계를 나타낸다.
도 26은 4중극자 더블릿의 포커싱 렌즈를 나타낸다.
도 27A 및 도 27B는 보조 자기-필드-코일 시스템을 나타낸다.
도 28은 100 MW 반응기를 나타낸다.
도 29는 반응기 지지 장비를 나타낸다.
도 30은 플라즈마-추력 추진 시스템을 나타낸다.
도 31은 플라즈마-추력기 추진 시스템의 메인 컴포넌트들을 나타낸다.
도 32는 플라즈마-추력기 추진 시스템의 블록도를 나타낸다.

도면들에서 예시된 바와 같이, 본 발명의 PEG(plasma-electric power generation) 시스템은 바람직스럽게도 직접 에너지 변환 시스템에 커플링된 충돌 빔 융합 반응기(CBFR;colliding beam fusion reactor)를 포함한다. 앞서 언급된 바와 같이, 이상적인 융합 반응기는 이온들 및 전자들 양자를 위한 특이적 수송의 문제점을 해결한다. 특이적 수송의 문제점에 대해 여기에서 발견된 해결책은 FRC(field reversed configuration)의 자계를 갖춘 밀폐 시스템을 이용하는 것이다. 이온들의 특이적 수송은, 대다수 이온들이, 그것들을 단열(adiabatic) 이온들의 특이적 수송을 발생시키는 단파장 변동들에 둔감하게 하는 거대한 비-단열 궤도들을 갖는 그러한 방식으로, FRC에서의 자기 밀폐에 의해 방지된다. 특히, 자계가 사라지는 영역이 FRC에 존재한다는 것이, 대다수 비-단열 이온들을 구비하는 플라즈마를 가질 수 있게 한다. 전자들의 경우, 외부 인가 자계를 튜닝하여 전자들을 깊은 전위 우물에 정전기적으로 한정하는 강한 전계를 발생시키는 것에 의해, 에너지의 특이적 수송이 방지된다.

본 밀폐 장치 및 프로세스와 함께 사용될 수 있는 융합 연료 플라즈마들이 D-D(중수소-중수소) 또는 D-T(중수소-삼중수소)와 같은 중성자 연료들로 제한되지는 않지만, 바람직스럽게도, D-He³(중수소-헬륨-3) 또는 p-B¹¹(수소-붕소-11)과 같은 선진 또는 무중성자 연료들도 포함한다. (선진 연료들의 논의를 위해서는, R. Feldbacher & M. Heindler, Nuclear Instruments and Methods in Physics Research, A271(1988)JJ-64 (North Holland Amsterdam)을 참고한다.) 그러한 무중성자 연료들의 경우, 융합 반응 에너지는 거의 전체가, 자계에서 조작될 수 있고, 연료에 따라, 방사능을 거의 또는 전혀 발생시키지 않는 하전 입자들, 즉, 에너지 이온들의 형태이다. D-He³ 반응은 18.2 MeV 에너지의 H 이온 및 He⁴ 이온을 발생시키는 한편, p-B¹¹ 반응은 3개의 He 이온들 및 8.7 MeV 에너지를 발생시킨다. 무중성자 연료들을 이용하는 융합 디바이스를 위한 이론적 모델링에 기초해, 출력 에너지 변환 효율은, 예를 들어, Fusion Technology, 19, 870(1991)에서 K. Yoshikawa, T. Noma, 및 Y. Yamamoto에 의해 설명된 바와 같이, 약 90%만큼 높을 수도 있다. 그러한 효율들은, 규모 가변적(scalable;1-1000 MW)이고, 컴팩트한 저비용 구성에서의 무중성자 융합을 위한 전망들을 크게 향상시킨다.

본 발명의 직접 에너지 변환 프로세스에서, 융합 산물들의 하전 입자들은 감속될 수 있고 그것들의 운동에너지는 전기로 직접 변환될 수 있다. 바람직스럽게도, 본 발명의 직접 에너지 변환 시스템은 효율들, 입자-에너지 허용 편차들, 그리고 약 5 MHz의 융합 출력 전력의 주파수 및 위상을 외부의 60Hz 전력 그리드의 주파수 및 위상에 정합하도록 변환할 수 있는 전자적 능력을 가진다.

융합 밀폐 시스템

도 1은 본 발명에 따른 밀폐 시스템(300)의 바람직한 실시예를 예시한다. 밀폐 시스템(300)은 그 속에 한정 챔버(310)를 정의하는 챔버 벽(305)을 구비한다. 바람직스럽게도, 챔버(310)는, 챔버(310)의 중앙을 따라 주축(315)이 위치하는 실린더 형태이다. 이 밀폐 시스템(300)을 융합 반응기에 적용하기 위해서는, 챔버(310) 내부에 진공 또는 근사 진공을 생성해야 한다. 챔버(310)내에 배치된 베타트론 플럭스 코일(320)은 주축(315)과 중심이 일치한다. 베타트론 플럭스 코일(320)은, 도시된 바와 같이, 바람직하게는, 다수 별도 코일들의 병렬 권선들을 구비하여, 가장 바람직하게는, 약 4개의 별도 코일들의 병렬 권선들을 구비하여 긴 코일을 형성하는 긴 코일 주위의 직류(direct current)에 적응된 전기 전류 전달 매체를 구비한다. 당업자들이라면, 베타트론 코일(320)을 관통하는 전류가, 사실상 주축(315)의 방향으로, 베타트론 코일(320) 내부에 자계를 발생시킬 것을 알 수 있을 것이다.

챔버 벽(305)의 외부 둘레에는 외부 코일(325)이 위치한다. 외부 코일(325)은 사실상 주축(315)과 평행한 플럭스를 가진 비교적 일정한 자계를 발생시킨다. 이 자계는 방위각 대칭적이다. 외부 코일(325)로 인한 자계가 일정하고 축(315)에 평행하다는 근사는 챔버(310)의 단들로부터 멀어질수록 유효하다. 챔버(310)의 각 단에는 미러 코일(330)이 위치한다. 미러 코일들(330)은 각 단의 챔버(310) 내부에서 증가된 자계를 발생시키도록 적응됨으로써, 자계 라인들을 각 단에서 내부를 향해 벤딩한다. (도 3 및 도 5 참고) 설명된 바와 같이, 필드 라인들의 이러한 내부로의 벤딩은, 그것이 밀폐 시스템(300)을 벗어날 수 있는 단들로부터 그것을 밀어젖히는 것에 의해, 일반적으로 미러 코일들(330)의 사이인, 챔버(310)내의 밀폐 영역에 플라즈마(335)를 밀폐하는데 도움이 된다. 미러 코일들(330)은, 미러 코일들(330)의 권선들의 수를 증가시키는 것, 미러 코일들(330)을 통과하는 전류를 증가시키는 것, 또는 미러 코일들(330)을 외부 코일들(325)과 중첩시키는 것을 포함하는, 업계에 공지된 다양한 방법들에 의해 단들에서 증가된 자계를 발생시키도록 적응될 수 있다.

도 1에는 챔버 벽(305) 외부에 구현된 외부 코일(325) 및 미러 코일들(330)이 도시되어 있지만; 외부 코일(325) 및 미러 코일들(330)은 챔버(310) 내부에 위치할 수도 있다. 챔버 벽(305)이 금속과 같은 전도성 재료로 구성되는 경우들에서는, 코일들(325, 330)을 챔버 벽(305) 내부에 배치하는 것이 바람직할 수 있는데, 자계가 벽(305)을 통해 확산하는데 걸리는 시간이 비교적 클 수 있어 시스템(300)이 느리게 반응하게 할 수 있기 때문이다. 마찬가지로, 챔버(310)는, 챔버 벽(305)이 긴 고리형 링을 형성하는, 공동 실린더 형태일 수도 있다. 그러한 경우, 베타트론 플럭스 코일(320)은 그러한 고리형 링의 중앙인 챔버 벽(305) 외부에 구현될 수 있다. 바람직스럽게도, 고리형 링의 중앙을 형성하는 내벽은 유리와 같은 비전도성 재료를 구비할 수도 있다. 분명히 알 수 있는 바와 같이, 챔버(310)는 순환 플라즈마 빔 또는 층(335)이 소정 반지름에서 주축(315) 둘레를 회전하기에 충분한 사이즈 및 형태여야 한다.

챔버 벽(305)은, 강철과 같은, 높은 투자율을 가진 재료로 형성될 수도 있다. 그러한 경우, 챔버 벽(305)은, 재료에서 유도된 역전류들(countercurrents)로 인해, 자기 플럭스를 "압축"하면서, 자기 플럭스가 계속해서 챔버(310)를 벗어나게 하는데 도움이 된다. 챔버 벽이, 플렉시글라스(plexiglass)와 같은, 낮은 투자율을 가진 재료로 이루어진다면, 자기 플럭스를 밀폐하기 위한 다른 디바이스가 필요할 것이다. 그러한 경우, 일련의 폐루프, 평판 금속 링들이 제공될 수 있다. 업계에 플럭스 디리미터들(flux delimiters)로서 공지되어 있는 이 링들은 외부 코일들(325)내에 그러나 순환 플라즈마 빔(335)의 외부에 제공될 것이다. 더 나아가, 이들 플럭스 디리미터들은 수동이거나 능동일 수 있는데, 능동 플럭스 디리미터들은 자기 플럭스의 챔버(310)내 밀폐를 좀더 용이하게 하기 위한 소정 전류로써 드라이브될 것이다. 다른 방법으로는, 외부 코일들(325) 자체가 플럭스 디리미터들로서 기능할 수도 있다.

다음에서 부연되는 바와 같이, 하전 입자들을 구비하는 순환 플라즈마 빔(335)은 외부 코일(325)로 인한 자계에 의해 발생되는 로렌츠힘에 의해 챔버(310)내에 밀폐될 수 있다. 이와 같이, 플라즈마 빔(335)의 이온들은, 주축(315)에 평행인 외부 코일(325)로부터의 플럭스 라인들 둘레에 큰 베타트론 궤도들로 자기 밀폐된다. 플라즈마 이온들을 챔버(310)의 순환 플라즈마 빔(335)에 추가하기 위해 하나 이상의 빔 주입 포트들(340)도 제공된다. 바람직한 실시예에서, 주입기 포트들(340)은, 순환 플라즈마 빔(335)이 밀폐되는 주축(315)으로부터의 동일한 방사상 위치의 둘레에(즉, 다음에서 설명되는 널 표면의 둘레에) 이온 빔을 주입하도록 적응된다. 더 나아가, 주입기 포트들(340)은 밀폐된 플라즈마 빔(335)의 베타트론 궤도에 접하는 베타트론 궤도의 방향으로 이온 빔들(350)을 주입하도록 적응된다(도 17 참고).

비-에너지 플라즈마의 구름을 챔버(310)로 주입하기 위한 하나 이상의 배경 플라즈마 소스들(345)도 제공된다. 바람직한 실시예에서, 배경 플라즈마 소스들(345)은 플라즈마(335)를 챔버(310)의 축 방향의 중앙을 향해 유도하도록 적응된다. 플라즈마를 이런 식으로 유도하는 것이 플라즈마(335)를 좀더 양호하게 밀폐하는데 도움이 되며 챔버(310)내의 밀폐 영역에서 플라즈마(335)의 좀더 높은 밀도를 초래한다는 것이 밝혀졌다.

진공 챔버

상술된 바와 같이, CBFR을 밀폐 시스템에 적용하기 위해서는, 챔버 내부에 진공 또는 근사 진공을 생성해야 한다. 중성자들과 플라즈마 연료 사이의 상호 작용들(산란, 전하 교환)은 항상 에너지 손실 채널을 제시하므로, 반응기 챔버에서의 나머지 밀도를 제한하는 것이 중요하다. 더 나아가, 불량하게 소개된 챔버들로부터 발생하는 불순물들은, 동작 동안, 오염을 일으키는 부반응들(side-reactions)을 초래할 수 있고, 시스템이 이 나머지들을 완전히 연소시켜야 하므로, 시동하는 동안, 에너지의 상당량을 고갈시킬 수 있다.

양호한 진공 레벨을 실현하는 것은 일반적으로, 스테인리스강 챔버들 및 포트들 뿐만 아니라 가스 배출이 적은 재료들(low outgassing materials)의 사용을 필요로 한다. 금속들의 경우, 양호한 진공 특성들은 추가적으로, 양호한 구조적 특징들과도 연관된다. 그러나, 스테인리스강 등과 같은 전도성 재료들은 그것들의 전기적 특성들과 관련하여 다양한 문제점들을 제시한다. 이러한 부정적 영향들 모두가 연결되어 있기는 하지만, 상이한 방법들로 나타난다. 가장 부정적인 특징들 중에는, 챔버 벽들을 통한 자계들의 지연된 확산, 표면들에 누적되는 전하들, 과도 신호들(transient signals)에 대한 시스템 반응 시간들의 급격한 변경 뿐만 아니라 소정 자기 위상에 영향을 미치는 표면들에서의 이미지 전류들의 형성이 포함된다. 비바람직한 이러한 특징들을 갖지 않고 양호한 진공 특성들을 나타내는 재료들은 세라믹스, 유리, 수정, 및 그보다 정도는 덜하지만 탄소-섬유들과 같은 절연체들이다. 이 재료들에서의 주된 문제점은, 구조적 무결성(structural integrity) 뿐만 아니라 의도치 않은 손상의 가능성이다. 세라믹스의 불량한 공구 가공성(poor machinability)과 같은 가공 문제점들이 추가적인 제한들이다.

일 실시예에서는, 도 2A, 도 2B, 도 2C, 및 도 2D에서 묘사된 바와 같이, 이 문제점들을 최소화하는 다른 챔버(1310)가 제공된다. CBFR의 챔버(1310)는 바람직스럽게도 주로, 스테인리스강 등인 것이 바람직한, 금속으로 이루어져, 구조적 강도 및 양호한 진공 특성들을 제공한다. 그러나, 챔버(1310)의 실린더형 벽(1311)은, 챔버(1310)의 중앙 부분에 또는 CBFR의 전력 코어 영역에서의 벽(1311)에, 챔버(1310)의 거의 전체 길이에 이르는 축 방향의 절연 브레이크들(1360)을 포함한다. 바람직스럽게도, 도 2B에서 묘사된 바와 같이, 약 120도만큼 서로 떨어져 위치하는 3개의 브레이크들(1360)이 존재한다. 브레이크들(1360)은, 도 2C에서 묘사된 바와 같이, 챔버(1310)의 벽(1311)에, 슬롯(1362)의 주변부 둘레에 밀봉 부품 그루브 또는 시트(seat)(1369)가 형성되어 있는 슬롯 또는 갭(1362)을 포함한다. O-링 밀봉 부품(1367)이 그루브(1369)에 밀폐된다. 슬롯들(1362)은, 도 2D에서 묘사된 바와 같이, 2개의 단들 부근에 벽(1311)의 방위각 연속적인 부분을 형성하여 단들에서의 구조적 무결성을 제공하고 양호한 품질의 진공 밀봉 부품들을 허용하면서, 챔버(1310)의 거의 전체 길이로 연장한다. 향상된 구조적 무결성 및 내파(implosion)의 방지를 위해, 챔버(1310)는, 도 2A에서 묘사된 바와 같이, 바람직스럽게도, 챔버 벽(1311)과 통합적으로 형성된 또는 용접 등에 의해 챔버 벽(1311)의 표면에 커플링된 부분적인 방위각 리브들(1370;partial azimuthal ribs)의 복수개 세트들을 포함한다.

도 2C에서 묘사된 바와 같이, 갭(1362)은 세라믹 재료로 형성된 인서트(1364)로 채워진다. 인서트(1364)는 챔버(1310)의 내부로 약간 연장하고 내부에서 금속막(1366)으로 덮여, 순환 플라즈마 빔으로부터의 일차 플라즈마 이온들과 세라믹 재료의 충돌들로부터 이차 플라즈마 방출을 방지한다. 챔버(1310)의 외부에서, 인서트(1364)는, 챔버 벽(1311)의 스테인리스강 표면과 함께 O-링 밀봉 부품(1367)에 의하여 진공 장벽을 형성하는, 밀봉 패널(1365)에 부착된다. 바람직한 진공 특성들을 보존하기 위해, 밀봉 패널(1365)은 바람직스럽게도, 좀더 유연하여, 특히 내부 압력이 챔버(1310)를 약간 변형시킬 경우, O-링(1367)과 세라믹 재료보다 좀더 타이트한 밀봉 부품을 생성하는, 유리 섬유 등인 것이 바람직한, 기판으로부터 형성된다.

슬롯들(1362) 내부의 인서트들 또는 세라믹 절연체들(1364)은 바람직스럽게도, 전류가 갭들(1362)을 가로질러 방전하는 것을 방지함으로써, 챔버 벽(1311)에서의 방위각 이미지 전류들의 형성을 방지한다. 이미지 전류들은, 플럭스에서의 임의 변화: 예를 들어, 다음에서 설명되는 바와 같이, FRC의 형성 동안 플럭스 코일(1320)에서 발생하는 플럭스의 변화를 중화하기 위한 자연계의 경향인 렌츠의 법칙(Lenz's Law)의 명시이다. 챔버(1310)의 실린더형 벽(1311)에 슬롯들(1362)이 없다면, 플럭스 코일(1320)에서의 변화하는 플럭스는, 챔버(1310) 내부의 자기 플럭스 변화를 상쇄하기 위한 것과 같은, 유도에 의해 균일하게 반대 방향으로 유도된 전류를 스테인리스강 벽(1311)에 형성한다. 유도된 이미지 전류들이 플럭스 코일(1320)에 인가되는 전류보다 (유도성 손실들로 인해) 약하기는 하겠지만, 이미지 전류는 챔버(1310)내에 인가되거나 밀폐된 자계를 강하게 감소시키는 경향이 있고, 이것은, 적절히 해결되지 않을 경우, 자계 위상에 부정적인 영향을 미치며 챔버(1310) 내부의 밀폐 특징들을 변경시키는 경향이 있다. 슬롯들(1362)의 존재는 벽(1311)에서, 벽(1311)의 방위각 연속적인 부분에서의 챔버(1310)의 단들로부터 챔버(1310)의 미드플레인을 향하는 방위각 이미지 전류들이 형성되는 것을 방지한다. 챔버 벽(1311)에 의해 챔버(1310)의 단들로부터 미드플레인을 향해 전달될 수 있는 이미지 전류들만이 슬롯들(1362)의 종축에 평행하게 흐르는 아주 약한 전류들이다. 그러한 전류들은 FRC의 축 방향의 자기 밀폐 필드들에 영향을 미치지 않는데, 챔버 벽(1311)을 종 방향으로 트래버싱하는 이미지 전류들에 의해 발생되는 자기 이미지 필드들만이 방사상 및 방위각 컴포넌트들을 나타내기 때문이다. 챔버(1310)의 단들 부근의 벽(1311)의 방위각 연속적인 부분에 형성된 방위각 이미지 전류들은 챔버(1310) 내부의 밀폐 특징들에 부정적인 영향을 미치거나 그리고/또는 밀폐 특징들을 변경시키는 경향이 없는데, 이 부근에서의 자기 위상은 플라즈마 밀폐에 중요하지 않기 때문이다.

챔버 벽(1311)에서의 방위각 이미지 전류들의 형성을 방지하는 이외에, 슬롯들(1362)은 필드 및 미러 코일들(1325 및 1330)로부터의 자기 플럭스가, 빠른 시간 척도에서 챔버(1310)로 침투하기 위한 방법을 제공한다. 슬롯들(1362)은 서브-밀리초 레벨의 미세-튜닝 및 결과적으로 인가 자계의 피드백 제어를 가능하게 한다.

FRC 에서의 하전 입자들

도 3은 FRC의 자계(70)를 나타낸다. 시스템은 그 축(78)에 대해 실린더형 대칭을 가진다. FRC에는, 자계 라인들의 2개 영역들: 열린 영역(80) 및 닫힌 영역(82)이 존재한다. 2개 영역들을 나누는 표면을 세퍼라트릭스(separatrix;84)라고 한다. FRC는, 자계가 사라지는 실린더형 널 표면(86)을 형성한다. FRC의 중앙 부분(88)에서는, 자계가 축 방향의 방향으로 크게 달라지지 않는다. 단들(90)에서는, 자계가 축 방향의 방향으로 크게 달라진다. 중앙 축(78)의 자계는 FRC에서의 방향을 반전하는데, 이것이, FRC(Field Reversed Configuration)에서의 "Reversed"라는 용어를 발생시킨다.

도 4A에서, 널 표면(94) 외부의 자계는 제1 방향(96)이다. 널 표면(94) 내부의 자계는 제1 방향과 반대인 제2 방향(98)이다. 이온이 방향(100)으로 이동하면, 그것에 작용하는 로렌츠힘(30)은 널 표면(94)을 향한다. 이것은 오른손 법칙을 적용하는 것에 의해 쉽게 알 수 있다. 반자기성 방향(102)으로 이동중인 입자들의 경우, 로렌츠힘은 항상 널 표면(94)을 향한다. 이 현상이 다음에서 설명될 베타트론 궤도라고 하는 입자 궤도를 발생시킨다.

도 4B는 역반자기성 방향(104)으로 이동중인 이온을 나타낸다. 로렌츠힘은 이 경우 널 표면(94)으로부터 멀어지는 방향이다. 이 현상은, 다음에서 설명될 드리프트 궤도라고 하는 궤도 유형을 발생시킨다. 이온들을 위한 반자기성 방향이 전자들을 위해서는 역반자기성이고, 그 반대도 성립한다.

도 5는 이온들의 반자기성 방향(102)으로 회전중인 링 또는 고리형 플라즈마층(106)을 나타낸다. 링(106)은 널 표면(86) 둘레에 배치된다. 고리형 플라즈마층(106)에 의해 생성되는 자계(108)는, 외부 인가 자계(110)와 함께, FRC의 위상을 가진 자계를 형성한다(위상은 도 3에 도시되어 있다).

플라즈마층(106)을 형성하는 이온 빔은 온도를 갖고; 따라서, 이온들의 속도들은 이온 빔의 평균 각속도에서 회전중인 프레임에서 맥스웰 분포를 형성한다. 상이한 속도들의 이온들 사이의 충돌들이 융합 반응들을 초래한다. 이러한 이유 때문에, 플라즈마 빔층 또는 전력 코어(106)를 충돌 빔 시스템이라고 한다.

도 6은, 베타트론 궤도(112)라고 하는, 충돌 빔 시스템에서의 이온 궤도들의 주된 유형을 나타낸다. 베타트론 궤도(112)는 널 원(114;null circle)상에 중심이 있는 사인파로서 표현될 수 있다. 앞서 설명된 바와 같이, 널 원(114)상의 자계는 사라진다. 궤도(112)의 평면은 FRC의 축(78)에 수직이다. 이 궤도(112)의 이온들은 시작점(116)으로부터 그것들의 반자기성 방향(102)으로 이동한다. 베타트론 궤도의 이온은 2가지 움직임들: (널 원(114)에 수직인) 방사상 방향에서의 충돌 및 널 원(114)상의 병진(translation)을 가진다.

도 7A는 FRC에서의 자계의 그래프(118)이다. 그래프의 수평축은 FRC 축(78)으로부터의 센티미터 거리를 표현한다. 자계는 킬로가우스(kilogauss;kG) 단위이다. 그래프가 묘사하는 바와 같이, 자계(118)는 널 원 반지름(120)에서 사라진다.

도 7B에 도시된 바와 같이, 널 원 부근에서 이동중인 입자는 널 표면(86)으로부터 멀어지는 방향의 자계 기울기(126;gradient)를 경험하게 될 것이다. 널 원 외부의 자계는 제1 방향(122)인 한편, 널 원 내부의 자계는 제1 방향과 반대인 제2 방향(124)이다. 기울기 드리프트의 방향은 외적

에 의해 주어지는데, 여기에서,

는 자계의 기울기이고; 따라서, 그것은, 이온이 널 원(128)의 외부에 아니면 내부에 위치하는지에 상관없이, 기울기 드리프트의 방향이 역반자기성 방향인 오른손 법칙을 적용하는 것에 의해 알 수 있을 것이다.

도 8A는 FRC에서의 전계(130)의 그래프이다. 그래프의 수평축은 FRC 축(78)으로부터의 센티미터 거리를 표현한다. 전계는 V/cm의 단위이다. 그래프가 묘사하는 바와 같이, 전계(130)는 널 원 반지름(120) 부근에서 사라진다.

도 8B에 도시된 바와 같이, 이온들을 위한 전계가 발산중(deconfining)이라면, 그것은 널 표면(86)으로부터 멀어지는 방향들(132, 134)을 가리킨다. 자계는, 이전과 같이, 널 표면(86)의 내부 및 외부에서 반대 방향들(122, 124)이다. 그것은, 이온이 널 원(128)의 외부에 아니면 내부에 위치하는지에 상관없이,

드리프트의 방향이 반자기성 방향(102)인 오른손 법칙을 적용하는 것에 의해 알 수 있을 것이다.

도 9A 및 도 9B는, 드리프트 궤도(138)라고 하는, FRC에서의 일반적인 궤도의 다른 유형을 나타낸다. 드리프트 궤도들(138)은, 도 9A에 도시된 바와 같이, 널 표면(114)의 외부에 위치하거나, 도 9B에 도시된 바와 같이, 널 표면(114)의 내부에 위치할 수 있다. 드리프트 궤도들(138)은,

드리프트가 지배적이면 반자기성 방향으로 회전하고, 기울기 드리프트가 지배적이면 역반자기성 방향으로 회전한다. 도 9A 및 도 9B에 도시된 드리프트 궤도들(138)은 시작점(116)으로부터 반자기성 방향(102)으로 회전한다.

드리프트 궤도는, 도 9C에 도시된 바와 같이, 상대적으로 큰 원 위를 굴러가는 작은 원으로서 생각될 수 있다. 작은 원(142)은 144에서 지시된 바와 같이 그 축 주위를 회전한다. 그것은 또한 102의 방향으로 큰 원(146) 위를 굴러간다. 점(140)은 공간에서 138과 유사한 경로를 따라갈 것이다.

도 1OA 및 도 1OB는 FRC의 단들에서의 로렌츠힘의 방향(151)을 나타낸다. 도 1OA에서, 이온은 자계(150)에서 148의 속도로 반자기성 방향(102)으로 이동중인 것으로 도시된다. 오른손 법칙을 적용하는 것에 의해, 로렌츠힘(152)은 이온을 닫힌 필드 라인들의 영역으로 다시 푸시(push)하는 경향이 있다는 것을 알 수 있다. 따라서, 이 경우, 로렌츠힘(152)은 이온들을 위해 한정중이다. 도 1OB에서, 이온은 자계(150)에서 148의 속도로 역반자기성 방향으로 이동중인 것으로 도시된다. 오른손 법칙을 적용하는 것에 의해, 로렌츠힘(152)은 이온을 열린 필드 라인들의 영역으로 푸시하는 경향이 있다는 것을 알 수 있다. 따라서, 이 경우, 로렌츠힘(152)은 이온들을 위해 발산중이다.

FRC 에서의 자기 및 정전기 밀폐

플라즈마층(106)(도 5 참고)은 FRC에서, 널 표면(86)의 둘레에 이온들의 반자기성 방향(102)으로 에너지 이온 빔들을 주입하는 것에 의해 형성될 수 있다. (FRC 및 플라즈마 링을 형성하는 상이한 방법의 상세한 논의는 다음에서 이루어진다.) 순환 플라즈마층(106)에서, 대다수 이온들은 베타트론 궤도들(112)(도 6 참고)을 가지며, 활동적이고, 비-단열적이므로, 그것들은 특이적 수송을 발생시키는 단파장 변동들에 둔감하다.

FRC에서 평형 조건들에 따라 형성된 플라즈마층(106)에서, 운동량의 보존은 이온들의 각속도(ω_i)와 전자들의 각속도(ω_e) 사이에 관계를 부여한다. 그 관계는 다음의 수학식 1과 같다.

수학식 1에서, Z는 이온의 원자수이고, m_i는 이온 질량이며, e는 전자 전하이고, B_O는 인가된 자계의 크기이며, c는 광속이다. 이 관계에는 3개의 자유 파라미터들: 인가된 자계(B_O), 전자 각속도(ω_e), 및 이온 각속도(ω_i)가 존재한다. 그것들 중 2개가 공지되면, 세번째는 수학식 1로부터 판정될 수 있다.

플라즈마층(106)은 이온 빔들을 FRC에 주입하는 것에 의해 형성되기 때문에, 이온들의 각속도(ω_e)는, 다음의 수학식 2에 의해 주어지는 빔의 주입 운동에너지(W_i)에 의해 판정된다.

여기에서, V_i = ω_ir_O인데, V_i는 이온들의 주입 속도이고, ω_i는 이온들의 싸이클로트론 주파수이며, r_O는 널 표면(86)의 반지름이다. 빔에서 전자들의 운동에너지는 무시되었는데, 전자 질량(m_e)이 이온 질량(m_i)보다 훨씬 작기 때문이다.

빔의 고정된 주입 속도(고정된 ω_i)의 경우, 인가 자계(B_O)는, ω_e의 상이한 값들이 획득 가능하도록 튜닝될 수 있다. 다음에서 알 수 있는 바와 같이, 외부 자계(B_O)를 튜닝하는 것도 플라즈마층 내부에서 정전계의 상이한 값들을 발생시킨다. 발명의 이 사양은 도 11A 및 도 11B에서 예시된다. 도 11A는 동일한 주입 속도(ω_i = 1.35×10⁷ s^-1)에 대해 그러나 인가 자계(B_O)의 3가지 상이한 값들에 대해 획득되는 (V/cm 단위의) 전계의 3가지 플롯들을 나타낸다.

플롯	인가 자계(B_O)	전자 각속도(ω_e)
154	B_O = 2.77 kG	ω_e = 0
156	B_O = 5.15 kG	ω_e = 0.625×10⁷ s^-1
158	B_O = 15.5 kG	ω_e = 1.11×10⁷ s^-1

상기 표 1에서의 ω_e의 값들은 수학식 1에 따라 판정되었다. ω_e > 0는 수학식 1에서 Ω_o > ω_i라는 것을 의미하므로, 전자들이 전자들의 역반자기성 방향으로 회전한다는 것을 알 수 있을 것이다. 도 11B는, B_O 및 ω_e 값들의 동일한 세트에 대한 (볼트 단위의) 전기 전위를 나타낸다. 도 11A 및 도 11B에서 수평축은, 센티미터로 그래프에 도시된, FRC 축(78)으로부터의 거리를 표현한다. 전계 및 전기 전위는 ω_e에 강하게 의존한다.

상기 결과들은 간단한 물리적 근거에 입각해서 설명될 수 있다. 이온들이 반자기성 방향으로 회전할 때, 이온들은 로렌츠힘에 의해 자기적으로 한정된다. 이것은 도 4A에서 도시되었다. 이온들과 동일한 방향으로 회전하는 전자들의 경우, 로렌츠힘은 반대 방향이므로, 전자들은 한정되지 않을 것이다. 전자들은 플라즈마를 떠나고, 결과적으로, 여분의 양전하가 생성된다. 이것은, 다른 전자들이 플라즈마를 떠나는 것을 방지하는 전계를 설정한다. 평형상태의 이 전계의 방향 및 크기는 운동량의 보존(conservation of momentum)에 의해 판정된다.

정전계는 전자들과 이온들 양자의 수송에 본질적인 역할을 수행한다. 따라서, 이 발명의 중요한 태양은, 플라즈마층(106) 내부에 강한 정전계가 생성된다는 것이고, 이 정전계의 크기는, 용이하게 조정될 수 있는 인가 자계(B_O)의 값에 의해 제어된다.

설명된 바와 같이, 정전계는, ω_e > 0이면, 전자들을 위해 한정한다. 도 11B에 도시된 바와 같이, 우물의 깊이는 인가 자계(B_O)를 튜닝하는 것에 의해 증가될 수 있다. 널 원 부근의 아주 얕은 영역을 제외하면, 전자들은 항상 작은 회전 반지름을 가진다. 따라서, 전자들은 특이적으로 빠른 확산 속도로써 단파장 변동들에 응답한다. 이 확산은, 사실상, 일단 융합 반응이 발생하고 나면, 전위 유물을 유지하는데 도움이 된다. 훨씬 높은 에너지를 가진 융합 산물 이온들이 플라즈마를 떠난다. 전하의 준중성(quasi-neutrality)을 유지하기 위해, 융합 산물들은, 주로 플라즈마층의 표면으로부터 전자들을 취하면서, 그것들과 함께 플라즈마로부터 전자들을 풀(pull)해야 한다. 플라즈마의 표면에서의 전자들의 밀도는 아주 낮고, 융합 산물들과 함께 플라즈마를 떠나는 전자들은 대체되어야 하는데, 그렇지 않으면, 전위 우물이 사라질 것이다.

도 12는 전자들의 맥스웰 분포(162)를 나타낸다. 맥스웰 분포의 꼬리(160)로부터 아주 강한 에너지 전자들만이 플라즈마의 표면에 도달하여 융합 이온들과 함께 떠날 수 있다. 이와 같이, 분포(162)의 꼬리(160)는 널 표면 부근의 고밀도 영역에서의 전자-전자 충돌들에 의해 계속적으로 생성된다. 에너지 전자들은 여전히 작은 회전 반지름을 갖고, 그에 따라, 특이적 확산으로 인해, 그것들은, 출발하는 융합 산물 이온들을 밀폐하기에 충분할 정도로 빨리 표면에 도달할 수 있다. 에너지 전자들은 전위 우물을 올라가면서 그것들의 에너지를 손실하고 에너지가 거의 없는 상태에서 떠난다. 전자들이 자계를 빠르게 통과할 수는 있지만, 특이적 수송으로 인해, 에너지가 거의 수송되지 않기 때문에, 특이적 에너지 손실들은 방지되는 경향이 있다.

전위 우물의 다른 결과는, 증발 냉각(evaporative cooling)과 유사한, 전자들을 위한 강한 냉각 메커니즘이다. 예를 들어, 물이 증발하기 위해서는, 물에 기화의 잠열이 공급되어야 한다. 이 열은 남아 있는 액체 상태의 물 또는 주변 매체에 의해 공급되는데, 그 다음, 남아 있는 액체 상태의 물 또는 주변 매체는 열 수송 프로세스들이 에너지를 대체할 수 있는 것보다 빨리 좀더 낮은 온도로 빠르게 열운동화한다. 마찬가지로, 전자들의 경우, 전위 우물 깊이는 물의 기화 잠열과 등가이다. 전자들은 맥스웰 꼬리의 에너지를 재공급하는 열운동화 프로세스에 의해 전위 우물을 올라가는데 필요한 에너지를 공급하고, 그에 따라, 전자들이 탈출할 수 있다. 이와 같이, 열운동화 프로세스는 좀더 낮은 전자 온도를 초래하는데, 열운동화 프로세스가 어떤 가열 프로세스보다도 훨씬 더 빠르기 때문이다. 전자들과 양자들 사이의 질량 차이 때문에, 양자들로부터의 에너지 전송 시간은 전자의 열운동화 시간보다 약 1800배 미만이다. 이러한 냉각 메커니즘은 전자들의 방사선 손실도 감소시킨다. 이것은 선진 연료들을 위해 특히 중요한데, 선진 연료들에서의 방사선 손실들은 1보다 큰 원자 번호(Z;Z > 1)의 연료 이온들에 의해 향상된다.

정전계도 이온 수송에 영향을 미친다. 플라즈마층(106)에서의 대다수 입자 궤도들은 베타트론 궤도들(112)이다. 큰 각도 충돌들, 즉, 산란 각도들이 90도와 180도 사이인 충돌들은 베타트론 궤도를 드리프트 궤도로 변경시킬 수 있다. 상술된 바와 같이, 드리프트 궤도의 회전 방향은

드리프트와 기울기 드리프트 사이의 경합에 의해 판정된다.

드리프트가 지배적이면, 드리프트 궤도는 반자기성 방향으로 회전한다. 기울기 드리프트가 지배적이면, 드리프트 궤도는 역반자기성 방향으로 회전한다. 이것은 도 13A 및 도 13B에서 도시된다. 도 13A는, 점(172)에서 발생하는 180도 충돌로 인한 베타트론 궤도로부터 드리프트 궤도로의 전이를 나타낸다. 드리프트 궤도는,

드리프트가 지배적이기 때문에, 계속해서 반자기성 방향으로 회전한다. 도 13B는 다른 180도 충돌을 나타내지만, 이 경우, 정전계는 약하고 기울기 드리프트가 지배적이다. 따라서, 드리프트 궤도는 역반자기성 방향으로 회전한다.

드리프트 궤도의 회전 방향은, 그것이 한정되는지의 여부를 판정한다. 드리프트 궤도로 이동중인 입자도 FRC 축에 평행한 속도를 가질 것이다. 그 평행한 움직임의 결과로서, 입자가 FRC의 일단(one end)에서 타단으로 진행하는데 걸리는 시간을 전이 시간이라고 하고, 따라서, 드리프트 궤도들은 전이 시간 정도의 시간에 FRC의 일단에 도달한다. 도 1OA와 관련하여 도시된 바와 같이, FRC의 단들에서의 로렌츠힘은 반자기성 방향으로 회전중인 드리프트 궤도들을 위해서만 한정한다. 따라서, 전이 시간 이후에, 역반자기성 방향으로 회전중인 드리프트 궤도들의 이온들은 손실된다.

이 현상이, 모든 FRC 실험들에 존재하였을 것으로 예상되는 이온들을 위한 손실 메커니즘을 설명한다. 사실상, 이 실험들에서는, 이온들이 전류의 절반을 전달하였고 전자들이 나머지 절반을 전달하였다. 이 조건들에서, 플라즈마 내부의 전계는 무시할 수 있었고, 항상

드리프트를 지배하는 것은 기울기 드리프트였다. 따라서, 큰 각도 충돌들에 의해 발생된 모든 드리프트 궤도들은 전이 시간 이후에 손실되었다. 이 실험들은, 전형적 확산 예측치들에 의해 예상되었던 것보다 훨씬 빠른 이온 확산 속도들을 보고하였다.

강한 정전계가 존재한다면,

드리프트가 기울기 드리프트보다 우세하고, 드리프트 궤도들은 반자기성 방향으로 회전한다. 이것은 도 13A와 관련하여 앞서 도시되었다. 이 궤도들이 FRC의 단들에 도달할 때, 이 궤도들은 닫힌 필드 라인들의 영역으로 로렌츠힘에 의해 다시 반사됨으로써, 시스템에 한정된 상태를 유지한다.

충돌 빔 시스템에서의 정전계들은 충분히 강할 수 있고, 그에 따라,

드리프트가 기울기 드리프트보다 우세하다. 따라서, 시스템의 정전계는, 미러 디바이스에서의 손실 원뿔(loss cone)과 유사한 이러한 이온 손실 메커니즘을 제거하는 것에 의해 이온 수송을 방지할 것이다.

이온 확산의 다른 태양은 베타트론 궤도들에 대한 작은 각도의 전자-이온 충돌들의 효과를 고려하는 것에 의해 이해될 수 있다. 도 14A는 베타트론 궤도(112)를 나타내고; 도 14B는 작은 각도의 전자-이온 충돌들이 고려되는 경우의 동일한 궤도(112)를 나타내며; 도 14C는, 10의 팩터만큼 긴 시간 동안 수행된 도 14B의 궤도(176)를 나타내고; 도 14D는 20의 팩터만큼 긴 시간 동안 수행된 도 14B의 궤도(178)를 나타낸다. 작은 각도의 전자-이온 충돌들에 의해 베타트론 궤도들의 위상이 변하지는 않지만, 그것들의 방사상 진동들의 진폭은 시간에 따라 증가한다는 것을 알 수 있다. 사실상, 도 14A 내지 도 14D에 도시된 궤도들은 시간에 따라 평탄해지고, 이는, 전형적 확산을 가리킨다.

FRC 의 형성

FRC를 형성하는데 사용된 전통적인 절차들은 주로 세타 핀치-필드 반전 절차를 이용한다. 전통적인 이 방법에서는, 중성 가스로 다시 채워진 챔버를 둘러싸는 외부 코일들에 의해 바이어스 자계가 인가된다. 일단 이것이 발생하고 나면, 가스는 이온화되고 바이어스 자계는 플라즈마에 고정된다. 다음으로, 외부 코일들의 전류는 빠르게 반전되고, 반대로 배향된 자계 라인들이 앞서 고정된 라인들과 접속하여 FRC의 닫힌 위상을 형성한다(도 3 참고). 이러한 형성 프로세스는 대체로 경험적이고, FRC의 형성을 제어하는 수단은 대부분 존재하지 않는다. 이 방법은 결과적으로 불량한 재생성(reproducibility)을 가지며 튜닝 불가능하다.

대조적으로, 본 발명의 FRC 형성 방법들은 충분한 제어를 허용하고 훨씬 더 투명하고 재생 가능한 프로세스를 제공한다. 사실상, 본 발명의 방법에 의해 형성되는 FRC는 튜닝될 수 있고, 그 형태 뿐만 아니라 다른 특성들도 외부 필드 코일들(325)에 의한 인가 자계의 조작에 의해 직접적으로 영향을 받을 수 있다. 본 발명의 방법들에 의한 FRC의 형성 또한, 앞서 상세하게 설명된 방식으로 전계 및 전위 우물의 형성을 초래한다. 더 나아가, 본 방법들은 FRC를 반응기 레벨 파라미터들 및 고에너지 연료 전류들로 가속하도록 용이하게 확장될 수 있고, 바람직스럽게도, 이온들의 전형적인 밀폐를 가능하게 한다. 더 나아가, 이 기술은 컴팩트한 디바이스에 이용될 수 있고, 아주 로버스트(robust)할 뿐만 아니라 구현이 용이한데, 이들 모두는 반응기 시스템들을 위해 아주 바람직한 특징들이다.

본 방법들에서, FRC 형성은 순환 플라즈마 빔(335)에 관련된다. 순환 플라즈마 빔(335)은, 그것이 전류이기 때문에, 원형 와이어에서의 전기 전류가 그러한 것처럼, 폴로이달 자계를 생성한다. 순환 플라즈마 빔(335) 내부에서, 그것이 유도하는 자기 자체-필드(magnetic self-field)는 외부 코일(325)로 인한 외부 인가 자계에 대향한다. 플라즈마 빔(335) 외부에서는, 자기 자체-필드가 인가 자계와 동일한 방향이다. 플라즈마 이온 전류가 충분히 크다면, 자체-필드는 인가되는 필드를 극복하고, 자계는 순환 플라즈마 빔(335) 내부에서 반전함으로써, 도 3 및 도 5에 도시된 FRC 위상을 형성한다.

필드 반전을 위한 요구 사항들은 간단한 모델로써 예측될 수 있다. 메이저 반지름(major radius;r_O) 및 마이너 반지름(minor radius;

)의 링에 의해 전달되는 전기 전류(I_p)를 고려한다. 링에 수직인 링 중앙에서의 자계는

이다. 링 전류(

)는 각속도(Ω_o)를 가진 N_p개 이온들에 의해 전달된다고 가정한다. 반지름(

)에서 순환중인 단일 이온의 경우,

가 외부 자계(B_O)를 위한 싸이클로트론 주파수이다. v_O가 빔 이온들의 평균 속도라고 가정한다. 필드 반전은 다음의 수학식 3으로서 정의되는데,

이 식은,

와,

여기에서,

이고, 이온 빔 에너지는 1/2m_iv_O ²이다. 일차원 모델에서, 플라즈마 전류로부터의 자계는

인데, 여기에서, i_p는 단위 길이당 전류이다. 필드 반전 요구 사항은

인데, 여기에서, B_O = 69.3 G이고 1/2m_iv_O ² = 100 eV이다. 주기적 링들을 가지며 B_z(

(s는 링 간격임))가 축 좌표에 대해 평균되는 모델의 경우, s = r_O이면, 이 모델은, i_p = I_p/s인 상태로, 일차원 모델과 동일한 평균 자계를 가질 것이다.

조합된 빔/베타트론 형성 기술

상술된 밀폐 시스템(300)내에서 FRC를 형성하는 바람직한 방법을 여기에서는 조합된 빔/베타트론 기술(combined beam/betatron technique)이라고 한다. 이 접근 방법은 베타트론 플럭스 코일(320)을 사용해 플라즈마 이온들의 저에너지 빔들을 베타트론 가속과 조합한다.

이 방법의 제1 단계는 배경 플라즈마 소스들(345)을 사용해 챔버(310)에 배경 플라즈마의 사실상 고리형 구름층을 주입하는 것이다. 외부 코일(325)은, 챔버(310) 내부에, 배경 플라즈마를 자화하는 자계를 발생시킨다. 짧은 구간들에서, 챔버(310)내의 외부 인가 자계에 사실상 수직인 주입기 포트들(340)을 통해 저에너지 이온 빔들이 챔버(310)로 주입된다. 앞서 설명된 바와 같이, 이온 빔들은 이 자계에 의해 큰 베타트론 궤도들로 챔버(310)내에 트래핑된다. 이온 빔들은, 이온 다이오드 및 Marx 발생기를 구비하는 가속기와 같은, 이온 가속기에 의해 발생될 수 있다. (R.B. Miller의 An Introduction to the Physics of Intense Charged Particle Beams(1982)를 참고한다). 당업자라면 알 수 있는 바와 같이, 인가 자계는, 주입된 이온 빔이 챔버(310)로 진입하자마자, 그것에 대해 로렌츠힘을 가하겠지만, 이온 빔이 순환 플라즈마 빔(335)에 도달할 때까지, 빔이 편향되지 않음으로써 베타트론 궤도로 진입하지 않을 것이 소망된다. 이 문제점을 해결하기 위해, 이온 빔들은 전자들로써 중화되고, 도 15에서 예시된 바와 같이, 이온 빔(350)이, 챔버(310)내에 인가되는 단방향 자계와 같은, 적합한 자계를 통해 유도될 때, 양으로 하전된 이온들과 음으로 하전된 전자들이 분리된다. 이와 같이, 이온 빔(350)은 자계로 인한 전기적 자체-편광을 획득한다. 이러한 자계는 이온 빔 경로상의, 예를 들어, 영구 자석에 의해 또는 전자석에 의해서도 발생될 수 있다. 밀폐 챔버(310)로 후속적으로 도입될 때, 결과적인 전계는 빔 입자들에 대한 자기 힘을 평형되게 하여, 이온 빔이 편향없이 드리프트하게 한다. 도 16은, 이온 빔(350)이 플라즈마(335)와 접촉할 때의 이온 빔(350)의 상면도를 나타낸다. 묘사된 바와 같이, 플라즈마(335)로부터의 전자들은 빔(350)으로의 또는 빔(350)으로부터의 자계 라인들을 따라 이동함으로써, 빔의 전기 편광을 고갈시킨다. 빔이 더 이상 전기적으로 편광되지 않을 때, 빔은, 도 1(도 5도 참고한다)에 도시된 바와 같이, 순환 플라즈마 빔(335)과 주축(315) 둘레의 베타트론 궤도에서 결합한다.

플라즈마 빔(335)이 그 베타트론 궤도로 이동할 때, 이동중인 이온들은 전류를 구비하고, 이 전류는 다시 폴로이달 자기 자체-필드를 발생시킨다. 챔버(310)내에서 FRC 위상을 발생시키기 위해서는, 플라즈마 빔(335)의 속도를 증가시킴으로써, 플라즈마 빔(335)이 발생시키는 자기 자체-필드의 크기를 증가시켜야 한다. 자기 자체-필드가 충분히 클 때, 플라즈마 빔(335)내의 축(315)으로부터의 방사상 거리들의 자계 방향은, FRC를 발생시키면서, 반전한다. (도 3 및 도 5를 참고한다.) 베타트론 궤도에서 순환 플라즈마 빔(335)의 방사상 거리를 유지하기 위해서는, 순환 플라즈마 빔(335)의 속도가 증가함에 따라, 외부 코일(325)로부터의 인가 자계를 증가시켜야 한다는 것을 알 수 있다. 이와 같이, 외부 코일(325)을 통과하는 전류에 의해 결정되는 적합한 인가 자계를 유지하기 위한 제어 시스템이 제공된다. 다른 방법으로는, 제2 외부 코일이 사용되어, 플라즈마 빔이 가속됨에 따라 플라즈마 빔의 궤도 반지름을 유지하는데 요구되는 추가적인 인가 자계를 제공할 수 있다.

순환 플라즈마 빔(335)의 궤도에서 순환 플라즈마 빔(335)의 속도를 증가시키기 위해, 베타트론 플럭스 코일(320)이 제공된다. 도 17을 참조하면, 베타트론 플럭스 코일(320)을 통과하는 전류를 증가시키는 것은, 암페어의 법칙에 의해, 챔버(310) 내부에 방위각 전계(E)를 유도한다는 것을 알 수 있다. 플라즈마 빔(335)의 양으로 하전된 이온들(positively charged ions)은 유도된 이 전계에 의해 가속되어, 상술된 바와 같이 필드 반전을 초래한다. 상술된 바와 같이 중화되고 편광된 이온 빔들(350)이 순환 플라즈마 빔(335)에 추가될 때, 플라즈마 빔(335)은 이온 빔들의 편광을 제거한다.

필드 반전을 위해, 순환 플라즈마 빔(335)은, 바람직하게는 약 75 eV 내지 125 eV의 범위에서, 바람직스럽게도 약 100 eV의 회전 에너지로 가속된다. 융합 관련 조건들에 도달하기 위해, 순환 플라즈마 빔(335)은, 바람직하게는 약 100 keV 내지 3.3 MeV의 범위에서, 바람직스럽게도 약 200 keV로 가속된다.

FRC 형성은 조합된 빔/베타트론 형성 기술을 이용해 성공적으로 시연되었다. 조합된 빔/베타트론 형성 기술은, 5 kG에 이르는 베타트론 플럭스 코일(420) 및 1.2×10⁵ torr의 진공에 의해 유도되는 회전 플라즈마로부터의 자계인 500 G에 이르는 외부 인가 자계를 사용해 1 m 지름과 1.5 m 길이의 챔버에서 실험적으로 수행되었다. 이 실험에서, 배경 플라즈마는 10¹³ cm^-3의 밀도를 가졌고, 이온 빔은 (절반의 높이에서) 1.2×0¹³ cm^-3의 밀도, 2×107 cm/s의 속도, 및 약 20 ㎲의 파장 길이를 가진 중화된 수소 빔이었다. 필드 반전이 관찰되었다.

베타트론 형성 기술

밀폐 시스템(300)내에서 FRC를 형성하는 바람직한 다른 방법을 여기에서는 베타트론 형성 기술이라고 한다. 이 기술은 베타트론 플럭스 코일(320)을 사용해 순환 플라즈마 빔(335)을 직접적으로 가속하기 위해 베타트론 유도 전류를 드라이브하는 것에 기초한다. 이 기술의 바람직한 실시예는, 저에너지 이온 빔들의 주입이 불필요하다는 것을 제외하면, 도 1에서 묘사된 밀폐 시스템(300)을 사용한다.

지시된 바와 같이, 베타트론 형성 기술에서의 메인 컴포넌트는 챔버(310)의 중앙에 챔버(310)의 축을 따라 탑재된 베타트론 플럭스 코일(320)이다. 그 평행한 별도 권선들의 구조로 인해, 코일(320)은 아주 낮은 인덕턴스를 나타내고, 적당한 전원에 커플링될 때, 플럭스 코일(320)에서의 전류의 빠른 램프업(ramp-up)을 가능하게 하는 낮은 LC 시상수를 가진다.

바람직스럽게도, FRC의 형성은 외부 필드 코일들(325, 330)에 전압을 인가하는 것에 의해 시작된다. 이것은 단들 부근에 축 방향의 가이드 필드(guide field) 뿐만 아니라 방사상 자계 컴포넌트들을 제공하여, 챔버(310)로 주입된 플라즈마를 축 방향으로 한정한다. 일단 충분한 자계가 확립되고 나면, 배경 플라즈마 소스들(345)에는 그것들만의 전원 공급 장치들로부터 전압이 인가된다. 건들(guns)로부터 발생하는 플라즈마는 축 방향의 가이드 필드를 따라 흐르고 그 온도로 인해 약간 퍼진다. 플라즈마가 챔버(310)의 미드플레인에 도달함에 따라, 느리게 움직이는 차가운 플라즈마의 연속적인 그리고 축 방향으로 확장하는 고리형 층이 확립된다.

이 시점에서, 베타트론 플럭스 코일(320)에 전압이 인가된다. 코일(320)에서 빠르게 증가하는 전류는 코일 내부에서 축 방향 플럭스의 빠른 변경을 초래한다. 유도성 효과들 덕분에, 축 방향 플럭스에서의 이러한 빠른 증가는, 플럭스 코일 둘레의 공간에 침투하는 방위각 전계(E;도 18 참고)를 발생시킨다. 맥스웰 방정식들에 의해, 이 전계(E)는 코일 내부에서의 자기 플럭스 강도 변화에 직접적으로 비례하는데, 다시 말해, 베타트론 코일 전류의 램프업이 빠를수록 좀더 강한 전계를 초래할 것이다.

유도적으로 생성된 전계(E)는 플라즈마의 하전 입자들에 커플링하여, 고리형 플라즈마층의 입자들을 가속하는 판드로모티브 힘(ponderomotive force)을 발생시킨다. 전자들은, 그것들의 작은 질량 덕분에, 가속을 경험하는 첫번째 종들(the first species)이다. 따라서, 이 프로세스에 의해 형성되는 초기 전류는 주로 전자들로 인한 것이다. 그러나, (수백 마이크로초 정도의) 충분한 가속 시간은 궁극적으로 이온 전류도 초래할 것이다. 도 18을 참조하면, 이 전계(E)는 전자들 및 이온들을 반대 방향들로 가속한다. 일단 양자의 종들(both species)이 그것들의 터미널 속도들에 도달하고 나면, 전류는 이온들 및 전자들에 의해 거의 동일하게 전달된다.

앞서 지적된 바와 같이, 회전하는 플라즈마에 의해 전달되는 전류는 자체 자계를 발생시킨다. 실제 FRC 위상의 생성은, 플라즈마층에서의 전류에 의해 생성된 자체 자계가 외부 필드 코일들(325, 330)로부터의 인가 자계와 비교 가능해질 때 시작된다. 이 시점에서, 자기 재접속이 발생하고 외부적으로 발생된 초기 자계의 열린 필드 라인들이 닫혀 FRC 플럭스 표면들을 형성하기 시작한다(도 3 및 도 5 참고).

이 방법에 의해 확립되는 기초 FRC(base FRC)는, 통상적으로 반응기 관련 동작 파라미터들에 해당되지 않는 적당한(modest) 자계 및 입자 에너지들을 나타낸다. 그러나, 베타트론 플럭스 코일(320)에서의 전류가 계속해서 빠른 속도로 증가하기만 한다면, 유도성 전기 가속 필드는 존속할 것이다. 이 프로세스의 효과는, FRC의 에너지 및 총 자계 강도가 계속해서 증가한다는 것이다. 따라서, 이 프로세스의 정도는 주로 플럭스 코일 전원 공급 장치(flux coil power supply)에 의해 제한되는데, 전류의 계속적인 전달은 대용량 에너지 저장 뱅크를 요구하기 때문이다. 그러나, 원칙적으로, 시스템을 반응기 관련 조건들로 가속한다는 것은 분명하다.

필드 반전을 위해, 순환 플라즈마 빔(335)은, 바람직하게는 약 75 eV 내지 125 eV의 범위에서, 바람직스럽게도 약 100 eV의 회전 에너지로 가속된다. 융합 관련 조건들에 도달하기 위해, 순환 플라즈마 빔(335)은, 바람직하게는 약 100 keV 내지 3.3 MeV의 범위에서, 바람직스럽게도 약 200 keV로 가속된다. 이온 빔들이 순환 플라즈마 빔(335)에 추가될 때, 상술된 바와 같이, 플라즈마 빔(335)은 이온 빔들의 편광을 없앤다.

베타트론 형성 기술을 이용하는 FRC 형성은 다음의 파라미터 레벨들에서 성공적으로 시연되었다:

- 진공 챔버 치수들: 약 1 m 지름, 1.5 m 길이.

- 10 cm의 베타트론 코일 반지름.

- 20 cm의 플라즈마 궤도 반지름.

- 진공 챔버에서 발생되는 평균 외부 자계는, 150 ㎲의 램프업 주기 및 2 내지 1의 미러비(mirror ratio)에서, 100 G에 이르렀다. (소스: 외부 코일들 및 베타트론 코일들).

- 배경 플라즈마(사실상 수소 가스)는 약 10¹³ cm^-3의 평균 밀도, 10 eV 미만의 운동 온도가 특징이었다.

- 구성의 수명은 실험에서 저장된 총 에너지에 의해 제한되었고 일반적으로 대략 30 ㎲였다.

실험들은 먼저, 챔버 내부에 원형 방식으로 탑재된 동축 케이블 건들(coaxial cable guns)의 2개 세트들에 의해 배경 플라즈마층을 주입하는 것에 의해 진행되었다. 8개 건들의 집합 각각이 2개의 미러 코일 어셈블리들 중 하나에 탑재되었다. 건들은 방위각 등거리 방식으로 공간 배치되고 나머지 세트에 대하여 오프셋되었다. 이러한 정렬로 인해, 건들은 동시에 발사될 수 있었고, 그것에 의해, 고리형 플라즈마층이 생성될 수 있었다.

이 층의 확립시에, 베타트론 플럭스 코일에 전압이 인가되었다. 베타트론 코일 권선들에서의 전류 증가는, 베타트론 코일 둘레에 방위각 전계 컬링을 발생시키는 코일 내부의 플럭스를 증가시켰다. 베타트론 플럭스 코일에서의 빠른 램프업 및 높은 전류는, 고리형 플라즈마층을 가속함으로써 상당한 크기의 전류를 유도하였던 강한 전계를 발생시켰다. 충분히 강한 플라즈마 전류는, 외부적인 인가 필드를 변경하여 FRC의 생성을 초래하였던 자기 자체-필드를 발생시켰다. B-도트 루프들에 의한 세부 측정들은 FRC의 범위, 강도, 및 구간을 식별하였다.

통상적인 데이터의 일례가 도 19에서의 B-도트 프로브 신호들의 트레이스들에 의해 도시된다. 데이터 곡선 A는 실험 챔버의 (어느 한쪽의 단 플레이트로부터 75 cm의) 축 방향 미드플레인에서의 그리고 15 cm의 방사상 위치에서의 자계의 축 방향 컴포넌트의 절대 강도를 표현한다. 데이터 곡선 B는 챔버의 축 방향 미드플레인에서의 그리고 30 cm의 방사상 위치에서의 자계의 축 방향 컴포넌트의 절대 강도를 표현한다. 따라서, 곡선 A의 데이터 세트는 연료 플라즈마층 내부의 (베타트론 코일과 플라즈마 사이의) 자계 강도를 가리키는 한편, 곡선 B의 데이터 세트는 연료 플라즈마층 외부의 자계 강도를 묘사한다. 이 데이터는 명백하게, 내부 자계는 약 23과 47 ㎲ 사이에서 방향을 반전하는 (음인) 한편, 외부 필드는 양의 상태를 유지한다는 것, 즉, 방향을 반전하지 않는다는 것을 가리킨다. 반전 시간은 베타트론 코일에서의 전류 램프업에 의해 제한된다. 일단 베타트론 코일에서의 첨두 전류에 도달되고 나면, 연료 플라즈마층에서의 유도 전류는 감소하기 시작하고 FRC는 빠르게 붕괴한다. 현재까지, FRC의 수명은 실험에서 저장될 수 있는 에너지에 의해 제한된다. 주입 및 트래핑 실험들에서와 같이, 시스템은 좀더 긴 FRC 수명 및 반응기 관련 파라미터들로의 가속을 제공하도록 업그레이드될 수 있다.

전반적으로, 이 기술은 컴팩트한 FRC를 발생시킬 뿐만 아니라 구현이 로버스트하고 직접적이다. 가장 중요한 것은, 이 방법에 의해 생성되는 기초 FRC가 회전 에너지 및 자계 강도의 임의의 소정 레벨로 용이하게 가속될 수 있다는 것이다. 이것은 고에너지 연료 빔들의 융합 애플리케이션들과 전형적 밀폐를 위해 아주 중요하다.

유도성 플라즈마 소스

상술된 베타트론 및 빔/베타트론 FRC 형성 기술들 모두는 플럭스 코일(320)을 통해 배경 플라즈마에 에너지를 분배하는 것에 의존한다. 트랜스포머와 유사하게, 플럭스 코일은 트랜스포머의 일차 권선들의 의무들을 수행하는 한편, 플라즈마는 이차 권선들로서 동작한다. 이러한 유도성 시스템이 효율적으로 작동하기 위해서는, 플라즈마가 양호한 도체일 것이 요구된다.

금속들과 같은, 통상적인 도체들과 달리, 플라즈마는, 그 온도가 증가함에 따라, 저항성이 떨어짐으로써 좀더 큰 도전성을 띄게 된다. 플라즈마 전자들의 온도는, 특히, 중요한 역할을 하고, 크게는, 전자-이온 충돌들의 함수인 손실(dissipation)을 판정한다. 본질적으로, 손실은, 전자-이온 충돌들에 의해 초래되는 저항으로 인한 것이고; 충돌 주파수가 높을수록, 저항률도 높다. 이는, 쿨롱 충돌 단면적이 스크린되는, 플라즈마에서의 집합 현상 때문이다. 충돌 주파수(성공적인 충돌들이 발생하는 속도)는 본질적으로 밀도, 스크린된 쿨롱 산란 단면적, 및 충돌/산란 전하들의 열(또는 평균) 속도, 즉, v_c=nσv의 함수이다. 정의에 의해, v는 T¹ ^/2과 균형을 이루고, σ는 v^-4 또는, 따라서, T^-2에 비례한다. 따라서, 충돌 주파수(v_c)는 nT^-3/2에 비례한다. 저항률은 η=v_cm/ne²에 의해 충돌 주파수와 관련된다. 따라서, 저항률은 T^-3/2에 비례하고, 특히, 밀도와 무관한데, 이는, 전하 운반자들의 수가 밀도와 함께 증가한다고 하더라도, 산란 중심들의 수 또한 증가한다는 사실의 직접적인 결과이다. 따라서, 좀더 높은 온도는 좀더 높은 플라즈마 전도율 및 덜 소모적인 손실들을 초래한다.

FRC에서의 밀폐와 관련하여 좀더 양호한 성능을 실현하기 위해서는, 따라서, 뜨거운 플라즈마가 훨씬 더 바람직스럽다. PEG 시스템의 경우, 향상된 전자 온도는 개선된 FRC 시동(플라즈마 양호한 도체를 형성할수록, 플라즈마와 플럭스 코일 사이의 유도성 커플링도 양호해진다), 좀더 양호한 전류 지탱(감소된 플라즈마 저항률은 마찰성/소모성이 덜한 손실들 및 그에 따른 낮은 전류 손실을 초래한다), 및 좀더 높은 자계 강도(전류가 강할수록, 좀더 많은 자체 필드가 형성된다)를 초래한다. 초기 플라즈마 형성 동안의 그리고 플럭스 코일이 이용되기 이전의 적합한 전자 온도는 (바람직스럽게도 챔버 벽에서의 방위각 이미지 전류들의 형성을 감소시키는 경향이 있는) 플럭스 코일의 플라즈마로의 좀더 양호한 커플링을 초래할 것이다. 이것은 이제, 향상된 베타트론 가속(낮은 저항률은 플럭스 코일로부터 플라즈마로의 에너지의 유도성 전달을 초래한다) 및 플라즈마 가열(회전하는 전류 흐름으로써 표현되는 분배된 지향성 에너지 중 일부는 열운동화하여 무작위 에너지로 바뀔 것이고, 궁극적으로는, 플럭스 코일에 의한 플라즈마의 가열을 초래할 것이다)을 초래할 것이고, 이는, 결과적으로 (좀더 높은 온도로 인해) 이온-전자 충돌 시간을 증가시킬 것이며, 손실을 감소시킬 것이고(낮은 저항률), 궁극적으로 좀더 높은 FRC 필드들을 달성할 것이다(좀더 높은 전류들은 좀더 강한 필드들을 초래한다).

좀더 양호한 초기 플라즈마 온도를 실현하기 위해, 유도성 플라즈마 소스가 제공된다. 도 2OA, 도 2OB, 및 도 2OC에서 묘사된 바와 같이, 유도성 플라즈마 소스(1010)는 플럭스 코일(320)의 단 부근의 챔버(310)내에 탑재 가능하고, 바람직스럽게도 (도시되어 있지 않은) 고전압(약 5-15 kV) 전원에 의해 공급되는 일회전 쇼크 코일 어셈블리(1030)를 포함한다. 수소(또는 다른 적합한 가스 융합 연료)와 같은, 중성 가스가 Laval 노즐(1020)을 경유하여 직접 가스 공급 장치들을 통해 소스(1010)로 도입된다. 가스 흐름은 바람직스럽게도 초고속 퍼프 밸브들의 세트들에 의해 제어되어 깨끗한 충격파면(shock front)을 발생시킨다. 일단 노즐(1020)로부터 가스가 방출되어 쇼크 코일(1030)의 코일 권선들(1040)의 표면으로 분배되고 나면, 권선들(1040)에 전압이 인가된다. 낮은 인덕턴스 쇼크 코일(1030)에서의 초고속 전류 및 플럭스 램프업은 가스내에, 쇼크 코일(1030)의 표면으로부터 챔버(310)의 중앙을 향해 형성된 플라즈마의 브레이크다운, 이온화, 및 후속적인 배출을 발생시키는 아주 높은 전계를 초래한다.

바람직한 실시예에서, 쇼크 코일(1030)은, 그 바깥쪽 주변부 둘레에 형성된 바깥쪽 링(1034)과 그 안쪽 주변부 둘레에 형성된 고리형 허브(1036)에 의해 둘러싸인 고리형 디스크 형태의 바디(1032)를 구비한다. 링(1034) 및 허브(1036)는, 위쪽이 열린 고리형 채널(1035)의 가장자리들을 형성하는 바디(1032)의 표면 너머로 축 방향으로 연장한다. 바디(1032), 링(1034), 및 허브(1036)은 바람직스럽게도, 유리, 플렉시글라스, 파이렉스, 수정, 세라믹스, 또는 기타와 같은, 양호한 진공 특성들 및 낮은 가스 방출 특성들을 가진 적합한 비전도성 재료의 단일 성형 구성을 통해 형성된다.

바람직스럽게도, 다중-섹션 막(1012)이 쇼크 코일(1030)의 링(1034)에 커플링되어, 발생된 플라즈마가 방사상으로 드리프트하는 것을 제한한다. 막(1012)의 각 섹션(1014)은 축 방향으로 연장하는 복수개 핑거들(1016)을 포함한다. 각 섹션(1014)의 단들은 탑재 브라켓(1015)을 포함한다.

코일 권선들(1040)은 바람직스럽게도 에폭시 또는 소정의 다른 적합한 접착제를 사용해 채널(1035)에서의 코일 바디(1032) 정면에 부착된다. 쇼크 코일(1030)의 빠른 전자기 특징들을 획득하기 위해서는, 그 인덕턴스를 가능한 낮게 유지하는 것이 중요하다. 이것은 코일(1040)에서 가능한 적은 회전들을 사용하는 것 뿐만 아니라 평행하게 감긴 와이어(1042)의 다수 가닥들로써 코일(1040)을 구축하는 것에 의해 실현된다. 예시적 실시예에서, 코일(1040)은, 각각이 일 루프를 구성하는, 와이어(1042)의 평행한 24개 가닥들로 이루어졌다. 와이어들(1042) 각각은, 바람직스럽게도 바디(1032)의 바깥쪽 경계선에서 약 15도 떨어져 위치하는 진입점들(1044)에서 시작해 단 한번의 축 일주 턴 이후에 바디(1032)의 안쪽 반지름상의 탈출점들(1046)에서 종료한다. 따라서, 코일 권선들(1040)은 채널(1035)의 안쪽 및 바깥쪽 가장자리들 사이의 전체 면적을 커버한다. 바람직스럽게도, 가닥들(1042)의 그룹들은 동일한 용량성 저장 뱅크에 접속된다. 일반적으로, 동일한 용량성 저장 뱅크로부터의 모든 가닥들(1042)에 전력이 공급될 수 있거나, 예시적 실시예에서와 같이, 3개 가닥들(1042)의 8개 그룹들이 다같이 접속되어, 2개의 별도의 용량성 저장 뱅크들 중 하나에 의해 공통적으로 공급된다.

고리형 디스크 형태 노즐 바디(1022)는 그 안쪽 경계선 부근에서 허브(1036)에 커플링되어 Laval 노즐(1020)을 형성한다. 허브(1036)와 대향하는 노즐 바디(1022)의 표면(1024)은 허브(1036)의 표면(1024)과 정면(1037) 사이의 고리형 가스 플레넘(1025)을 정의하는 연장하는 미드섹션 프로파일을 가진다. 노즐 바디(1022)의 바깥쪽 주변부에 인접하여, 표면(1024)은 허브(1036)의 표면(1024)과 정면(1037) 사이에서 방위각으로 연장하는 Laval형 노즐 출구(1023)를 정의하는 수축-대-확장(contracting-to-expanding) 프로파일을 가진다.

허브(1036)의 반대쪽에는, 링(1050)의 바깥쪽 정면에 수개의 밸브 시트들(1054;seats)이 형성되어 있는 밸브 시트 링(1050)이 부착된다. 밸브 시트들(1054)은 허브(1036)를 통해 형성된 가스 공급 채널들(1052)과 일렬로 정렬된다.

동작시에, 중성 가스는 밸브 시트들(1054)의 초고속 퍼프 밸브들을 통해, 허브(1036)를 통해 연장하는 가스 채널들(1052)에 공급된다. 노즐 출구(1023)의 단단히 죄는 부분(constricting portion) 때문에, 가스는 노즐(1020)로부터 방출되기 이전에 고리형 플레넘(1025)으로 공급되어 고리형 플레넘(1025)을 채우게 된다. 일단 노즐(1020)로부터 가스가 방출되어 쇼크 코일(1030)의 코일 권선들(1040) 표면 위에 분산되고 나면, 권선들(1040)에 전압이 인가된다. 낮은 인덕턴스 쇼크 코일(1030)에서의 초고속 전류 및 플럭스 램프업은 가스내에, 쇼크 코일(1030)의 표면으로부터 챔버의 중앙을 향해 형성된 플라즈마의 브레이크다운, 이온화, 및 후속적인 배출을 발생시키는 아주 높은 전계를 초래한다.

전류 램프업은 바람직스럽게도, 다같이 발화될 모든 가닥들(1042) 또는 가닥들(1042)의 그룹들에서 양호하게 동기화된다. 가능한 그리고 바람직할 수 있는 다른 선택은 상이한 시점들에서 가닥들의 상이한 그룹들에 발화하는 것이다. 상이한 시점들에서 가닥들의 상이한 그룹들에 발화하기 위해, 가닥들(1042)의 상이한 그룹들을 이용하는 것 사이에 의도적으로 지연이 구성될 수 있다. 상이한 시점들에서 가닥들의 상이한 그룹들에 발화할 때, 정렬이 방위각 대칭적인 방식으로 그리고 임의의 소정 전력 펄스에서 전류 전달 와이어들(1042)로써 코일(1040) 표면의 충분한 커버리지를 제공하는 방식으로 가닥들을 그룹화하는 것이 중요하다. 이런 방식으로, 2 이상의 연속적이지만 상이한 플라즈마 펄스들을 생성할 수 있다. 펄스들 사이의 지연은, 이용 가능한 중성 가스의 양에 의해 제한된다. 실제로, 그러한 펄스들을 약 5와 600 마이크로초 사이의 간격으로 발화할 수 있다.

실제로, 입력 동작 파라미터들은 바람직스럽게도 다음과 같다:

충전 전압: 약 10 내지 25 kV 분할 전원(split supply)

전류: 조합된 모든 권선들을 통한 약 50 kA에 이르는 총 전류

펄스/상승 시간: 약 2 마이크로초에 이르는 시간

가스압: 약 -20 내지 50 psi

플레넘 사이즈: 밸브당 약 0.5 내지 1 cm³ - 즉: 샷(shot)당 약 4 내지 8 cm³의 총 가스 부피

예시적 실시예에서, 입력 동작 파라미터들은 다음과 같았다:

충전 전압: 12 내지 17 kV 분할 전원, 즉: -12 kV에서 +12 kV에 이르는 전압

전류: 3 가닥들의 그룹당 2 내지 4.5 kA, 즉: 조합된 모든 권선들을 통한 16 내지 36 kA의 총 전류

펄스/상승 시간: 1 내지 1.5 마이크로초

가스압: -15 내지 30 psi

플레넘 사이즈: 밸브당 0.5 내지 1 cm³ - 즉: 샷당 4 내지 8 cm³의 총 가스 부피

앞서 지적된 파라미터들을 사용하는 유도성 플라즈마 소스(1010)의 이 동작 방법에 의해 생성되는 플라즈마는 다음의 바람직한 특징들을 가진다:

밀도 ~4×10¹³ cm^-3

온도 ~10-20 eV

고리형 스케일 ~ 40-50 cm 지름

축 방향의 드리프트 속도 ~5-10 eV.

소스(1010)의 형태 및 방향으로 인해, 발생하는 플라즈마의 형태는 고리형이고 형성될 FRC의 회전하는 플라즈마 고리와 동일해지는 경향이 있는 지름을 가진다. 현재의 PEG 시스템에서는, 2개의 그러한 유도성 플라즈마 소스들(1010)이 바람직스럽게도 챔버(310)의 어느 한쪽의 축 방향 단에 배치되고, 바람직스럽게도 동시에 발화된다. 형성된 2개의 플라즈마 분포들은, 그것들이, 상술된 바와 같이, 이후에 플럭스 코일(320)에 의해 가속되는 플라즈마의 고리형층을 형성하는 챔버(310)의 중앙을 향해 축 방향으로 드리프트한다.

FRC 에서의 이온들 및 전자들을 위한 RF 드라이브

rotomak이라고 하는 RF 전류 드라이브가, 주로 전자들에 의해 전류가 전달되는 FRC들을 위해 이용되어 왔다. 그것은 2개의 위상 안테나들에 의해 발생되는 회전하는 방사상 자계를 필요로 한다. 전자들은 자화되어, 회전하는 자계 라인들에 고정된다. 이것은, 이온들과 전자들의 쿨롱 충돌들이 가속될 이온들을 발생시키고 전류를 감소시킬 때까지 전류를 유지한다. 그러나, rotomak은 전류를 무한으로 유지하기에 적당하지 않으며, 그것은 수 밀리초들 동안 성공적일 뿐이었다.

본 시스템의 FRC들에서, 전류는 주로, 회전하는 자계 라인들에 고정되지 않을 베타트론 궤도들에 위치하는 이온들에 의해 전달된다. 거대 궤도 이온들은 안정성 및 전형적 확산을 위해 중요하다. 안테나들 대신에, 전극들이 싸이클로트론들에서 이용되고 이온들은 정전기파에 의해 드라이브된다. RF의 주파수는 10 메가사이클 미만이고, 그에 따라, 파장(30 m)은 플라즈마의 어떤 치수보다 훨씬 길기 때문에, 문제점은 완전히 정전기적이다. 정전계들은 전자기파들보다 훨씬 용이하게 FRC 플라즈마에 침투할 수 있다.

전극들에 의해 발생되는 정전기파는, 이온들 또는 전자들의 평균 방위각 속도에 근접한 속도에서 이동하도록 설계된다. 정전기파가 이온들의 평균 속도보다 빨리 이동한다면, 정전기파는 이온들을 가속할 것이고, 그것에 의해, 이온-전자 충돌들로 인한 지연을 보상할 것이다. 그러나, 전자들은 이온들과의 쿨롱 충돌들에 의해 가속된다. 이 경우, 정전기파는 전자의 평균 속도보다 느린 속도를 가져야 하고, 전자들이 정전기파를 가속할 것이다. 평균 전자 속도는 평균 이온 속도미만이고, 그에 따라, 전자들은 2가지 상이한 주파수들에서 드라이브되어야 한다. 좀더 높은 주파수는 이온들을 위한 것일 것이고, 에너지는 바람직스럽게도 외부 회로에 의해 공급된다. 전자들의 경우, 에너지는 좀더 낮은 주파수에서 추출될 수 있다.

전극 시스템들

도 21A 및 도 21B에서는 4중극자 RF 드라이브 시스템이 도시된다. 묘사된 바와 같이, RF 드라이브는 챔버(310)내에 배치된 그리고 사이에 갭들(1114)이 존재하는 4개의 방위각 대칭적인 긴 전극들(1112)을 가진 4중극자 싸이클로트론(1110)을 구비한다. 4중극자 싸이클로트론(1110)은 바람직스럽게도, 이온들의 방위각 속도와 방향은 동일하지만 좀더 큰 속도로 회전하는 전기 전위파를 발생시킨다. 적합한 속도의 이온들은 이 파에 트래핑되어 주기적으로 반사될 수 있다. 이 프로세스는 연료 이온들의 운동량 및 에너지를 증가시키고 이 증가는, 충돌들에 의해 트래핑되지 않은 연료 이온들로 전달된다. 연료 플라즈마(335)로부터의 연료 이온들은 임의의 편리한 속도에서 중성자들을 주입하는 것에 의해 대체될 수 있다.

전류를 드라이브하기 위한 보충적인 다른 방법은, 플럭스 코일(325) 및 4중극자 싸이클로트론(1110) 부근에 배치되어 싸이클로트론 전극들(1112)의 1/2 주파수에서 드라이브되는 추가적인 자계 코일들(1116)로써 전극 시스템을 확대하는 것이다. 그러나, 여기에서 제시되는 다음의 논의는 (자계 코일들(1116)은 존재하지 않는) 전극만의 버전을 예시하기 위한 것이다.

도 21C에서, 전극들은 2 및 4 전극 구성들을 위해 예시된다.

지시된 인가 전압들의 전극들에 의해 생성되는 전위는 r < r_b 공간에서의 진공을 위한 도 21C에서 지적된다. 이 표현들은 최저 고조파(the lowest harmonic)를 위한 것이다. 그것들은 적합한 경계 조건들로써 다음의 수학식 5와 같은 라플라스 방정식을 풀어내는 것에 의해 획득된다.

예를 들어, 2중극자 싸이클로트론의 경우, 다음의 수학식 6과 같다.

(

인 경우)

(

인 경우)

는 유한이다.

는 2π의 주기로써 θ에 대해 주기적이므로, 그것은 푸리에 급수들로 전개될 수 있는데, 다시 말해, 다음의 수학식 7 및 수학식 8과 같고,

u_n은 다음의 수학식 9를 충족시킨다.

n = 2, 4... 등이면,

최저 고조파는 다음의 수학식 11과 같다.

좀더 높은 고조파들은 다음의 수학식 12와 같다.

방위각 방향에서의 파속은

이고, 그에 따라, 좀더 높은 고조파들은 좀더 작은 위상 속도 및 진폭을 가진다. 이러한 해석들은 도 21C의 경우들 모두에 적용된다. 주파수(ω)는 FRC를 위한 강체 회전자 평형 상태(rigid rotor equilibrium)에서의 이온들의 회전 주파수(ω_i)와 근접할 것이다. 따라서, l = 1에 대해서는

이다. l = 2에 대해서는

이고, 파 진폭은 사실상 좀더 낮을 것이므로, 최저 고조파만을 고려하는 것이 양호한 근사이다.

플라즈마 효과

플라즈마의 응답은 유전 텐서(dielectric tensor)로써 설명될 수 있다. 전계는, 다음의 수학식 13과 같은 전하 보존 방정식에 따라 전하 분리를 발생시키는 플라즈마 전류들을 발생시키는데,

여기에서,

는 전류 밀도이고 ρ는 전하 밀도이다. 적합한 방정식은 다음의 수학식 14와 같은데,

또는

여기에서,

는 유전 텐서이고 χ는 편극도(polarizability)이다. 전자들의 분포만이 포함된다면, 텐서(

)는 다음의 수학식 15와 같은 일 컴포넌트의 대각선인데,

여기에서, n은 밀도이고 및 B는 FRC 자계이다. n 및 B는 r에 따라 빠르게 달라지고, 플라즈마내의 r = r_O 표면에서 B = 0이다.

를 위한 표현은, 전자들이 작은 회전 반지름을 가지며 전계는 회전 주기(

)에 비해 느리게 변화한다는 가정에서 유도된다. 이 근사는 널 표면 부근에서 파괴된다. 특징적 궤도들은 드리프트 궤도들로부터, 전계에 대해 훨씬 작은 응답을 가진 베타트론 궤도들로 변하는데, 다시 말해, r = r_O인 널 표면 부근에서

이다. 이온들은 주로 베타트론 궤도들을 갖고, 드리프트 궤도들의 경우, 전계가

의 속도에서 변하기 때문에, 전계에 대한 응답은 작다.

실결과(net result)는, 라플라스 방정식이, 수치적으로 풀어야 하는 다음의 수학식 16으로 대체된다는 것이다.

추가적인 항은 r = r_O 부근에서 사라진다. 4중극자 경우의 최저 고조파를 위한 전위는 다음의 수학식 17과 같은 형태를 갖고,

2중극자의 경우를 위해서도 유사한 형태를 갖는다. 이온들(또는 전자들)과 반대 방향으로 이동중인 파들은 무시될 것이다.

정전기파에 트래핑된 이온들로 인한 가속

라고 가정하면, 파(

)가 이온들보다 약간 빠르다. 다음의 수학식 18과 같은 표준 강체 회전자 분포 함수가 이온들을 위해 가정된다.

관심대상의 감소된 분포 함수는

이다.

4중극자 싸이클로트론에 의해 발생되는 정전기파의 파속은

이다. 다음의 수학식 19가 성립되면, 파보다 빠르게 이동중인 이온들은 반사한다.

이것은 파 에너지를 증가시키는데, 다시 말해, 다음의 수학식 20과 같다.

가 성립되면, 파보다 느리게 이동중인 이온들은 반사하고,

파는 다음의 수학식 21과 같은 속도로 에너지를 잃는다.

실결과들은 변수의 변화(

)로써 간략화되는데, 즉, 다음의 수학식 22와 같다.

다음의 수학식 23과 같은 근사는, 다음의 수학식 24와 같은 결과를 초래한다.

이것은 Landau 감쇠(damping)와 유사한 형태를 갖지만, 물리적으로 동일하지는 않은데, Landau 감쇠(성장)는 선형 현상이고 이것은 명백히 비선형이기 때문이다.

다음의 수학식 25와 같으므로,

v_w = rω_i이면, 파 에너지에 변화가 없다. v_w > rω_i이거나 △v_w > 0이면, 파 에너지는 감소하고; △v_w < 0의 경우, 파 에너지는 증가한다. 이것은 Landau 감쇠의 해석과 유사하다. 제1 경우(△v_w > 0)에서는, 좀더 빠르게 이동중인 파보다 좀더 느리게 이동중인 이온들의 수가 많다. 따라서, 파 에너지는 감소한다. 반대의 경우(△v_w < 0), 파 에너지는 증가한다. 전자의 경우는 이온 에너지 및 운동량을 4중극자 싸이클로트론으로써 유지하는데 적용된다. 이것이 전류 드라이브이다. 후자의 경우는 변환기를 위한 기초를 제공한다. 수학식 22 및 수학식 24는 융합 반응기 조건들로의 적용 가능성을 평가하는데 사용될 수 있다. 이온 열 속도가

일 때 이온들로 전달되는 전력은 다음과 같은데,

여기에서, dW/dt는 수학식 24 및 수학식 25에 의해 판정된다.

적분을 간단하게 하기 위해, φ_o(r)는, 파 진폭의 하계(lower bound)인 첨두 밀도에서의 값인 φ_o(r_O)로 대체된다.

N_i는 이온들의 선 밀도이다. i = 1, 2는 반응기에서의 일반적인 경우인 이온들의 2가지 유형들을 밀폐한다.

F(r)의 상세한 계산들은, 파 진폭(φ_o(r_O))이, 2V_O인 최대 갭 전압 미만의 약 10의 팩터임을 가리킨다. 이것이, 이러한 RF 드라이브 방법의 제한들을 판정할 것이다. V_O는, 1 cm 갭을 위해 약 10 kV일 수 있는, 지탱될 수 있는 최대 갭 전압에 의해 제한될 것이다.

반응기 요구 사항들

전류 드라이브를 위해, 전력(P_i)은 바람직스럽게도 주파수(ω_i)에서 이온들로 전달되고, 전력(P_e)은 바람직스럽게도 주파수(ω_e)에서 전자들로 전달된다. 이것은, 이온 속도를 감소시키고 전자 속도를 증가시키는, 전자들과 이온들 사이의 쿨롱 상호 작용들을 보상할 것이다. (전력 전달들이 없을 경우, 쿨롱 충돌들은 전자들 및 이온들을 위해 동일한 속도를 초래할 것이고, 전류를 발생시키지 않을 것이다.) 전자들 및 이온들의 평형을 유지하기 위한 평균 전계는 다음의 수학식 27로써 주어지는데,

여기에서,

는 전류/단위 길이이고,

는 저항/단위 길이이다. N_e, N₁, N₂는 전자들 및 이온들의 선 밀도들이고, N_e = N₁Z₁ + N₂Z₂인데, 여기에서, Z₁, Z₂는 이온들의 원자 번호들이고, t_1e 및 t_2e는 이온들에서 전자들로의 운동량 전달 시간들이다. 평균 전계는, 준중성의 경우

이고 전하는 반대이기 때문에, 이온들 및 전자들을 위해 동일하다. 이온들로 전달되어야 하는 전력은 다음의 수학식 28과 같고,

전자들로부터 추출될 수 있는 전력은 다음의 수학식 29와 같은데,

여기에서,

이고

이다.

RF 드라이브에 의한 연료 재보급을 위해, 연료는 융합 시점들(

및

)에 의해 주어지는 속도들에서의 임의 에너지에서 대체될 수 있는데, n₁ 및 n₂는 플라즈마 이온 밀도들이고, <σv>는 반응성들이다. 크기는 초(second)일 것이다. (연소되어 사라질 연료 이온들을 대체하기 위해) 주입되는 중성자들은 (10¹⁵ cm^-3 차수의 반응기 밀도들의 경우) 수 밀리초 정도의 시간에서 쿨롱 충돌들로 인해 빠르게 이온화하여 평균 이온 속도에 이르기까지 가속될 것이다. 그러나, 이것은 정상 상태를 유지하기 위해 <E_θ>에 대한 추가 및 전력의 추가 전달을 요한다. 추가는, 약 2의 팩터만큼, 요구되는 전력 전달을 증가시킬 다음의 수학식 30과 같다.

10 kV/cm의 최대 갭 전압 진폭을 초과하지 않으면서, 전류 드라이브 및 연료 재공급을 위해 전력이 제공될 수 있다. 주파수는 1-10 MHz일 것이고 자계는 100 kG 차수일 것을 고려하면, 브레이크다운은 예상되지 않을 것이다. 전류 드라이브 및 연료 재공급을 위해 전달되어야 하는 전력은 임의의 전류 드라이브 방법을 위해 유사하다. 그러나, 1-10 MHz에서의 RF 기술은 오랫동안 고효율 기술을 확립하여 왔다. 안테나들 대신에 전극들을 사용하는 설명된 방법은 고려할만한 이점을 갖는데, 필드 침투를 위한 조건들이 전자기파들을 위한 것들보다 훨씬 완화되기 때문이다. 따라서, 이 방법은 전력 순환 및 효율과 관련하여 이점들을 가질 것이다.

융합

중요한 것은, 상술된, 밀폐 시스템(300)의 내부에서 FRC를 형성하기 위한 이들 2가지 기술들 또는 기타는 거기에서 핵융합을 발생시키기에 적합한 특성들을 가진 플라즈마를 초래할 수 있다는 것이다. 좀더 구체적으로, 이 방법들에 의해 형성되는 FRC는 회전 에너지 및 자계 강도의 임의의 소정 레벨로 가속될 수 있다. 이것은, 고에너지 연료 빔들의 융합 애플리케이션들 및 전형적 밀폐를 위해 결정적이다. 따라서, 밀폐 시스템(300)에서는, 그것과의 융합 반응을 발생시키기에 충분한 시주기들 동안 고에너지 플라즈마 빔들을 트래핑하고 한정할 수 있게 된다.

융합을 밀폐하기 위해, 이 방법들에 의해 형성되는 FRC는 바람직스럽게도 베타트론 가속에 의해 회전 에너지 및 자계 강도의 적합한 레벨들로 가속된다. 그러나, 융합은 임의의 반응이 발생하기 위한 물리적 조건들의 특정 세트를 요구하는 경향이 있다. 또한, 연료의 효율적인 연소를 실현하여 양의 에너지 평형(positive energy balance)을 획득하기 위해, 연료는 긴 시주기들 동안 사실상 변경없이 이 상태로 유지되어야 한다. 높은 운동 온도 및/또는 에너지가 융합 관련 상태를 특징짓기 때문에, 이것이 중요하다. 따라서, 이 상태의 생성은, 연료의 대부분이 융합을 경험할 때만 복구될 수 있는 상당한 에너지 입력을 요한다. 결과적으로, 연료의 밀폐 시간이 그 연소 시간보다 길어야 한다. 이것은 양의 에너지 평형 및 그에 따른 에너지 실출력(net output)을 초래한다.

본 발명의 상당한 이점은, 여기에서 설명된 밀폐 시스템 및 플라즈마가 긴 밀폐 시간들, 즉, 연료 연소 시간들을 초과하는 밀폐 시간들을 실현할 수 있다는 것이다. 따라서, 융합을 위한 통상적인 상태는 (연료 및 동작 모드에 따라 달라지는 경향이 있는) 다음의 물리적 조건들에 의해 특징지워진다:

평균 이온 온도: 약 30 내지 230 keV 범위 및 바람직하게는 약 80 keV 내지 230 keV 범위

평균 전자 온도: 약 30 내지 100 keV 범위 및 바람직하게는 약 80 내지 100 keV 범위

연료 빔들(주입된 이온 빔들 및 순환 플라즈마 빔)의 간섭 에너지: 약 100 keV 내지 3.3 MeV 범위 및 바람직하게는 약 300 keV 내지 3.3 MeV 범위

총 자계: (약 2.5 내지 15 kG 범위 및 바람직하게는 약 5 내지 15 kG 범위의 외부 인가 필드가 존재하는 상태에서) 약 47.5 내지 120 kG 범위 및 바람직하게는 약 95 내지 120 kG 범위

전형적 밀폐 시간: 연료 연소 시간보다 긴 시간 및 바람직하게는 약 10 내지 100 초 범위

연료 이온 밀도: 약 10¹⁴ 내지 10¹⁶ cm^-3 미만의 범위 및 바람직하게는 약 10¹⁴ 내지 10¹⁵ cm^-3 범위

총 융합 전력: 바람직하게는 약 50 내지 450 kW/cm(챔버 길이의 cm당 전력) 범위

앞서 예시된 융합 상태를 밀폐하기 위해, FRC는 바람직스럽게도, 바람직하게는 약 100 keV 내지 3.3 MeV 범위의 그리고 좀더 바람직하게는 약 300 keV 내지 3.3 MeV 범위의 간섭 회전 에너지의 레벨 및 바람직하게는 약 45 내지 120 kG 범위의 그리고 좀더 바람직하게는 약 90 내지 115 kG 범위의 자계 강도의 레벨로 가속된다. 이 레벨들에서, 상술된 바와 같이 중화되고 편광된 고에너지 이온 빔들이 FRC로 주입되고 트래핑되어, 플라즈마 빔 이온들이 자기적으로 한정되고 플라즈마 빔 전자들이 정전기적으로 한정되는 플라즈마 빔층을 형성할 수 있다.

바람직스럽게도, 전자 온도는, Bremsstrahlung 방사선량을 실질적으로 감소시킬 수 있을만큼 낮게 유지되고, 그렇지 않다면, 방사선 에너지 손실들을 초래할 수 있다. 본 발명의 정전기 에너지 우물은 이를 실현하기 위한 효과적인 수단을 제공한다.

융합 단면적이 이온 온도의 함수이므로, 이온 온도는 효율적인 연소를 제공하는 레벨로 유지되는 것이 바람직스럽다. 연료 이온 빔들의 직접적인 고에너지는 이 출원에서 논의된 전형적 수송을 제공하기 위해 필수적이다. 그것은, 연료 플라즈마에 대한 불안정성들의 영향들도 최소화한다. 자계는 빔 회전 에너지와 일치한다. 그것은 플라즈마 빔(자체 필드)에 의해 부분적으로 생성되고, 그 다음에는, 플라즈마 빔을 소정 궤도로 유지하기 위한 지지 및 힘을 제공한다.

융합 산물들

융합 산물들은 주로, 세퍼라트릭스(84)를 향한 확산에 의해 융합 산물들이 출현하는 널 표면(86) 부근의 전력 코어에서 발생된다(도 3 및 도 5 참고). (이온들과의 충돌들은 질량 중심을 변경하지 않고, 따라서, 그것들이 필드 라인들을 변경하지 않으므로,) 이는 전자들과의 충돌들 때문이다. 그것들의 높은 운동에너지 때문에(융합 산물 이온들은 연료 이온들보다 훨씬 높은 에너지를 가진다), 융합 산물들은 세퍼라트릭스(84)를 쉽게 횡단할 수 있다. 일단 융합 산물들이 세퍼라트릭스(84)를 넘어서고 나면, 융합 산물들은, 그것들이 이온-이온 충돌들로부터의 산란을 경험한다면, 열린 필드 라인들(80)을 따라 떠날 수 있다. 이 충돌 프로세스가 확산을 초래하지는 않지만, 그것은, 이온 속도 벡터가 자계와 평행한 방향을 가리키도록, 이온 속도 벡터의 방향을 변경할 수 있다. 이들 열린 필드 라인들(80)은 코어의 FRC 위상을 FRC 위상 외부에 제공되는 균일한 인가 필드와 접속한다. 산물 이온들(product ions)은, 에너지들의 분포를 따르는 상이한 필드 라인들에 출현한다. 바람직스럽게도, 산물 이온들 및 전하-중화 전자들(charge-neutralizing electrons)은, 회전하는 고리형 빔들의 형태로 연료 플라즈마의 양단들(both ends)로부터 출현한다. 예를 들어, p-B¹¹ 반응의 50 MW 설계를 위해, 이 빔들은 약 50 cm의 반지름 및 약 10 cm의 두께를 가질 것이다. 세퍼라트릭스(84)의 외부에서 발견되는 (통상적으로 100 kG 부근의) 강한 자계들에서, 산물 이온들은 약 1 cm의 최소값에서 약 3 cm의 최대값까지 변화하는, 자이로-반경들(gyro-radii)의 연관된 분포를 가진다.

처음에, 산물 이온들은, 종축 에너지 뿐만 아니라 1/2M(V_par)² 및 1/2M(V_perp)²에 의해 특징지워지는 회전 에너지도 가진다. V_perp는 궤도 중심으로서의 필드 라인 둘레의 회전과 연관된 방위각 속도이다. FRC 위상의 주변을 떠난 후에 필드 라인들은 확산하므로, 총 에너지는 일정한 상태를 유지하면서, 회전 에너지는 감소하는 경향이 있다. 이는, 산물 이온들의 자기 모먼트에 대한 단열 불변(adiabatic invariance)의 결과이다. 자계에서 궤도 운동중인 하전 입자들은 그것들의 운동과 관련된 자기 모먼트를 가진다는 것이 업계에 널리 공지되어 있다. 느리게 변화중인 자계를 따라 이동중인 입자들의 경우, 1/2M(V_perp)²/B에 의해 설명되는 운동의 단열 불변량도 존재한다. 그것들의 개개 필드 라인들을 둘레에서 궤도 운동중인 산물 이온들은 그것들의 운동과 연관된 자기 모먼트 및 그러한 단열 불변량을 가진다. B가 (필드 라인들의 확산에 의해 지시되는) 약 10의 팩터만큼 감소하므로, V_perp는 약 3.2만큼 감소할 것 같다고 할 수 있다. 이와 같이, 산물 이온들이 균일한 필드 영역에 도달할 때까지, 그것들의 회전 에너지는 그것들의 총 에너지의 5% 미만일 것이고; 다시 말해, 거의 모든 에너지는 종축 컴포넌트에 존재한다.

에너지 변환

본 발명의 직접 에너지 변환 시스템은, 충돌 빔 융합 반응기(CBFR;410)의 (부분적으로 예시된) 전력 코어(436)에 커플링되어 플라즈마-전력 발생 시스템(400)을 형성하는, 도 22A 및 도 23A에 도시된, ICC(inverse cyclotron converter;420)를 구비한다. (도시되어 있지 않은) 제2 ICC가 CBFR(410)의 왼쪽에 대칭적으로 배치될 수도 있다. 자기 첨두(486)는 CBFR(410)과 ICC(420) 사이에 위치하고, CBFR(410) 및 ICC(420) 자계들이 결합할 때 형성된다.

ICC(420) 및 그것을 동작을 상세하게 설명하기 전에, 통상적인 싸이클로트론 가속기의 리뷰가 제공된다. 전통적인 싸이클로트론 가속기들에서, 자계에 수직인 속도들의 에너지 이온들은 원들로 회전한다. 에너지 이온들의 궤도 반지름은 자계 강도 및 그것들의 전하-대-질량비에 의해 판정되고, 에너지와 함께 증가한다. 그러나, 이온들의 회전 주파수는 그것들의 에너지와 무관하다. 이 사실이, 싸이클로트론 가속기들의 설계에 이용되어 왔다.

도 24A를 참조하면, 전통적인 싸이클로트론 가속기(700)는 대칭인 전극들의 평면, 즉, 페이지의 평면에 수직인 필드 라인들을 가진 균질한 자계(720)에 배치된 미러 이미지 D-형 공동들(D-shaped cavities)을 형성하는 2개의 미러 이미지 C-형 전극들(710)을 포함한다. 진동하는 전기 전위가 C-형 전극들 사이에 인가된다(도 21B 참고). 이온들(I)이 싸이클로트론(700)의 중앙에 배치된 소스로부터 방출된다. 자계(720)는, 이온들의 회전 주파수가 전기 전위 및 연관된 전계의 그것과 정합하도록 조정된다. 이온(I)이 C-형 전극들(710) 사이의 갭(730)을 전계의 그것과 동일한 방향으로 관통하면, 그것은 가속된다. 이온(I)을 가속하는 것에 의해, 그 에너지 및 궤도 반지름이 증가한다. 이온이 (에너지의 증가를 경험하지 않으면서) 1/2 원호(half-circle arc)를 이동했을 때, 이온은 다시 갭(730)을 관통한다. 이제 C-형 전극들(710) 사이의 전계는 방향을 반전하였다. 이온(I)은 다시 가속되고, 그 에너지는 더 증가된다. 이 프로세스는, 그 회전 주파수가 진동하는 전계의 그것과 계속해서 정합한다면, 이온이 갭(730)을 관통할 때마다 반복된다(도 24C 참고). 한편, 전계가 반대 방향일 때, 입자가 갭(730)을 관통한다면, 입자는 감속되어 중앙의 소스로 복귀될 것이다. 자계에 수직인 초기 속도들의 그리고 진동하는 전계의 적당한 위상에서 갭들(730)을 관통하는 입자들만이 가속될 것이다. 따라서, 적당한 위상 정합은 가속을 위해 필수적이다.

원칙적으로, 싸이클로트론은 동일한 에너지 이온들의 펜슬 빔(pencil beam)으로부터 운동에너지를 추출하는데 사용될 수 있다. 싸이클로트론에 의한 그러나 에너지 추출은 없는 이온들의 감속이, Phys. Rev. 80, 305(1950)에서 Bloch 및 Jeffries에 의해 설명된 바와 같이, 양자들을 위해 관찰되어 왔다. 이온들이 공동으로 주입될 수 있고, 그에 따라, 이온들은 진동하는 필드와 관련하여 감속 위상화된다. 그 다음, 이온들 모두는 도 24A에 도시된 가속 이온의 궤적(T)을 반전할 것이다. 이온들이 전계와의 상호 작용으로 인해 감속됨에 따라, 그것들의 운동에너지는, 싸이클로트론이 그 일부분인 전기 회로에서, 진동하는 전기에너지로 변환된다. 전기에너지로의 직접 변환은, 아주 높은 효율로 발생하는 경향으로 실현될 것이다.

실제로, 이온 빔의 이온들은 가능한 모든 위상들로써 싸이클로트론에 진입할 것이다. 가변 위상들이 싸이클로트론의 설계에서 보상되지 않는다면, 이온들의 절반은 가속될 것이고 나머지 절반은 감속될 것이다. 결과적으로, 최대 변환 효율은 사실상 50%일 것이다. 더 나아가, 앞서 논의된 고리형 융합 산물 이온 빔들은 전통적인 싸이클로트론을 위해 부적당한 기하 구조이다.

다음에서 좀더 상세하게 논의되는 바와 같이, 본 발명의 ICC는 융합 반응기 전력 코어의 FRC를 벗어나는 융합 산물 빔들의 고리형 특징 및, 빔내의 이온들의 무작위적인 상대 위상과 그것들의 에너지들의 확산을 밀폐한다.

다시 도 22A를 참조하면, CBFR(410)의 전력 코어(436)의 일부분이 왼쪽에 예시되어 있는데, 이 경우, 플라즈마 연료 코어(435)는 외부 필드 코일들(425)에 의해 인가되는 자계로 인해 부분적으로 형성된 FRC(470)에 한정된다. FRC(470)는 닫힌 필드 라인들(482), 세퍼라트릭스(484), 및 열린 필드 라인들(480)을 포함하고, 이것은, 앞서 지적된 바와 같이, 융합 산물들의 고리형 빔(437)에 대한 특성들을 판정한다. 열린 필드 라인들(480)은 전력 코어(436)로부터 자기 첨두(486)를 향해 연장한다. 앞서 지적된 바와 같이, 융합 산물들은 전력 코어(436)로부터, 열린 필드 라인들(480)을 따라 에너지 이온들 및 전하 중화 전자들을 구비하는 고리형 빔(437)의 형태로 출현한다.

ICC(420)의 기하 구조는 약 5 m의 길이를 가진 공동 실린더와 유사하다. 바람직스럽게도, 작은 일직선 갭들(497)을 갖춘 4개 이상의 동일한 반실린더형 전극들(494)이 실린더 표면을 구성한다. 동작시에는, 진동 전위가, 교대하는 방식으로 전극들(494)에 인가된다. 변환기내의 전계(E)는, 도 22B에 예시된 단면도에서 지시되는 바와 같이, 4중극자 구조를 가진다. 전계(E)는 대칭 축에서 사라지고 반지름과 함께 선형적으로 증가하는데; 첨두값은 갭(497)에 위치한다.

또한, ICC(420)는 ICC의 공동 실린더 기하 구조내에 균일한 자계를 형성하기 위한 외부 필드 코일들(488)을 포함한다. CBFR 필드 코일들(425)을 흐르는 전류의 방향과 반대 방향으로 ICC 필드 코일들(488)에 전류가 흐르기 때문에, ICC(420)에서의 필드 라인들(496)은 CBFR(410)의 열린 필드 라인들(480)의 방향과 반대 방향으로 진행한다. CBFR(410)의 전력 코어(436)로부터 가장 먼 단에, ICC(420)는 이온 컬렉터(492)를 포함한다.

CBFR(410)과 ICC(420) 사이에는, CBFR(410)의 열린 필드 라인들(480)이 ICC(420)의 필드 라인들(496)과 결합하는 대칭적인 자기 첨두(486)가 위치한다. 고리형 전자 컬렉터(490)가 자기 첨두(486) 부근에 배치되어 이온 컬렉터(498)에 전기적으로 커플링된다. 다음에서 논의되는 바와 같이, 자기 첨두들(486)의 자계는 고효율로써 빔(437)의 축 방향 속도를 회전 속도로 변환한다. 도 22C는 변환기(420)내의 통상적인 이온 궤도(422)를 예시한다.

CBFR(410)은 실린더형 대칭 구조를 가진다. 그 중앙에는, 융합 반응들이 발생하는 FRC(470) 자계 위상에 융합 플라즈마 코어(435)가 포함되어 있는 융합 전력 코어(436)가 위치한다. 지적된 바와 같이, 산물 원자핵들 및 전하-중화 전자들이 연료 플라즈마(435)의 양단들로부터 고리형 빔들(437)로서 출현한다. 예를 들어, p-B¹¹ 반응의 50 MW 설계를 위해, 이 빔들은 약 50 cm의 반지름 및 약 10 cm의 두께를 가질 것이다. 고리형 빔은

의 밀도를 가진다. 그러한 밀도를 위해, 자기 첨두(486)는 전자들과 이온들을 분리한다. 전자들은 전자 컬렉터(490)의 자계 라인들을 따르고, 이온들은, 이온 궤적들이 ICC(420)의 길이를 따라 사실상 나선형 경로를 따르도록 변경되는 첨두(486)를 통과한다. 이온들이 (도시되어 있지 않은) 공진 회로에 접속된 전극들(494)을 나선형으로 통과함에 따라, 이온들로부터 에너지가 제거된다. 수직 에너지의 손실은, 처음에 전계가 최강인 전극들(494) 부근에서 회전하는 최고 에너지 이온들을 위해 최대이다.

이온들은 처음의 총 에너지, 즉,

와 거의 동일한 회전 에너지로써 자기 첨두(486)에 도달한다. 이온들이 자기 첨두(486)에 도달할 때의 이온 에너지들 및 이온 초기 반경들(r_O)의 분포가 존재한다. 그러나, 초기 반경들(r_O)은 초기 속도(v_O)와 대략적으로 비례하는 경향이 있다. 방사상 자계 및 방사상 빔 속도는 방위각 방향의 로렌츠힘을 발생시킨다. 첨두(486)에서의 자계가 입자 에너지를 변경하지는 않지만 축 방향의 초기 속도(

)를 축 방향의 나머지 속도(v_z) 및 방위각 속도(

)로 변환하는데, 여기에서,

이다. 방위각 속도(

)의 값은 다음의 수학식 31과 같은 Canonical 운동량의 보존으로부터 판정될 수 있다.

빔 이온은

, 및 r = r_O인 상태에서 첨두(486)의 왼손 쪽으로 진입한다. 그것은

, 및

인 (따라서, 다음의 수학식 32와 같은) 상태에서 첨두(486)의 오른손 쪽에 출현하는데,

여기에서,

는 싸이클로트론 주파수이다. 이온들의 회전 주파수는 약 1-10 MHz의 범위이고, 바람직하게는, 전력 발생이 일어나는 약 5-10 MHz의 범위이다.

이온들이 첨두(486)를 통과하기 위해, 효과적인 이온 자이로-반경은 반지름(r_O)에서의 첨두(486) 폭보다 커야 한다. 나머지 축 방향 에너지가 100의 팩터만큼 감소되도록, 축 방향 속도를 10의 팩터만큼 감소시키는 것은 실험적으로 확실히 실현 가능하다. 그 다음, 이온 에너지의 99%는 회전 에너지로 변환될 것이다. 이온 빔은 v_O 및 r_O를 위한 값들의 분포를 가진다. 그러나, FRC 기반 반응기의 특성들에 의해 지시된 바와 같이 r_O는 v_O에 비례하기 때문에, 회전 에너지로의 변환 효율은 모든 이온들을 위해 99%인 경향이 있다.

도 22B에서 묘사된 바와 같이, 본 발명의 ICC(420)의 대칭적 전극 구조는 바람직스럽게도 4개 전극들(494)을 포함한다. (도시되어 있지 않은) 탱크 회로가 전극 구조들(494)에 접속되고, 그에 따라, 예시된 바와 같은 순시 전압들 및 전계들이 존재한다. 전압 및 탱크 회로는 ω = Ω_o의 주파수에서 진동한다. 갭들(497)에서의 방위각 전계(E)가 도 22B 및 도 25에 예시된다. 도 25는 전극들(494) 사이의 갭들(497)에서의 전계 및 이온이 각속도(Ω_o)로써 회전함에 따라 경험하는 필드를 예시한다. 완전한 회전시에, 입자는 초기 위상에 의해 판정되는 순서로 가속 및 감속을 교대로 경험할 것이 명백하다. 방위각 전계(E_θ) 이외에, 방사상 전계(E_r)도 존재한다. 방위각 필드(E_θ)는 갭들(497)에서 최고이고 반지름이 감소함에 따라 감소한다. 도 22는, 입자가 일정한 반지름을 유지하며 회전한다고 가정한다. 전계에서의 기울기 때문에, 가속에 비해 감속이 항상 지배적일 것이다. 가속 위상은 이온 반지름을 증가시키므로, 이온이 다음으로 감속 전계를 맞닥뜨릴 때, 이온 반지름은 좀더 커져 있을 것이다. 감속 위상은 이온의 초기 위상과 무관하게 우위를 차지할 것인데, 방위각 전계(E_θ)의 방사상 기울기가 항상 양이기 때문이다. 결과적으로, 에너지 변환 효율은, 전통적인 싸이클로트론들과 연관된 초기 위상 문제점으로 인한 50%로 제한되지 않는다. 전계(E_r)도 중요하다. 그것 또한 진동하고, 도 22C에서와 같이 축에 수직인 평면에서의 0 속도로써 빔 궤적을 원래 반지름으로 복귀시키는 방사상 방향에서의 실효과를 발생시킨다.

이온들이 항상 감속되는 프로세스는, 미국특허 제2,736,799호에서 설명된 바와 같은 현대적 가속기들의 본질적인 사양인 강집속(strong focusing)의 원리와 유사하다. 볼록(포커싱) 렌즈 및 오목(디포커싱) 렌즈의 조합은, 자계가 양의 기울기를 가지면, 볼록이다. 강집속 4중극자 더블릿 렌즈가 도 26에서 예시된다. 제1 렌즈는 x-방향으로 포커싱하고 y-방향으로 디포커싱한다. 제2 렌즈는 x 및 y 특성들이 서로 바뀐 것과 유사하다. 자계는 대칭 축에서 사라지고 양의 방사상 기울기를 가진다. 양자의 렌즈들을 통과하는 이온 빔을 위한 실결과들은 통과 순서와 무관한 모든 방향들로의 포커싱이다.

축 방향의 강한 자계를 포함하며 TE₁₁₁ 모드에서 동작중인 공진 공동(resonant cavity)을 통과하는 빔을 위해서도 유사한 결과들이 보고되었다(Yoshikawa 등 참고). 이 디바이스를 Peniotron이라고 한다. TE₁₁₁ 모드에서, 공진 공동은, 전계가 4중극자 대칭성을 갖는 정재파들(standing waves)을 가진다. 결과들은 여기에서 설명된 결과들 중 일부와 정성적으로 유사하다. 공진 공동의 사이즈(10 m 길이)가 훨씬 크고, 훨씬 높은 주파수(155 MHz) 및 자계(10 T)에서 동작한다는 정량적 차이들이 존재한다. 고주파수 파들로부터의 에너지 추출은 렉테나(rectenna)를 요한다. 빔의 에너지 스펙트럼은 변환의 효율을 감소시킨다. 2가지 종류들의 이온들의 존재가 좀더 심각한 문제점이지만, 변환의 효율은 15 MeV 양자들을 발생시키는 D-He³ 반응기를 위해 적합하다.

ICC(420)내의 입자를 위한 단일 입자 궤도(422)가 도 22C에서 예시된다. 이 결과는 컴퓨터 시뮬레이션에 의해 획득되었고 유사한 결과가 Peniotron을 위해 획득되었다. 소정 반지름(r_O)에서 진입하는 이온은 ICC의 길이를 나선형으로 내려가고, 초기의 회전 에너지를 손실한 후, 동일한 반지름(r_O)의 원 위의 한 점에 수렴한다. 초기 조건들은 비대칭적이고, 최종적인 상태가 이러한 비대칭성을 반영하지만, 그것은 초기 위상과 무관하므로 모든 입자들이 감속된다. ICC의 이온 컬렉터 단에서의 빔은 다시 유사한 치수들의 고리형이다. 축 방향 속도는 10의 팩터만큼 감소될 것이고, 밀도는 그에 따라 증가될 것이다. 단일 입자의 경우, 99%의 추출 효율이 실현 가능하다. 그러나, 고리형 빔이 변환기로 진입하기 이전의 고리형 빔의 수직 회전 에너지와 같은, 다양한 팩터들이 이 효율을 약 5%만큼 감소시킬 수도 있다. 전력 추출은 약 약 1-10 MHz에서, 바람직하게는 약 5-10 MHz에서 발생하는데, 전력 그리드에 접속하기 위한 전력 조건으로 인해 변환 효율은 추가적으로 감소된다.

도 23A 및 도 23B에 도시된 바와 같이, ICC(420)에서의 전극 구조들(494)의 다른 실시예들로는 2개의 대칭적인 반원형 전극들 및/또는 이온 컬렉터(492)를 향해 점점 가늘어지는 테이퍼 전극들(494;tapered electrodes)을 들 수 있다.

ICC(420)의 주된 자계 내부의 이온 다이내믹스에 대한 조정들은, 도 27A 및 도 24B에 도시된 바와 같이, 2개의 보조 코일 세트들(500 및 510)을 사용해 구현될 수 있다. 양자의 코일 세트들(500 및 510)은 전류들이 반대 방향인 인접한 도체들을 포함하므로, 자계들은 짧은 범위를 가진다. 도 27A에서 개략적으로 예시되는 바와 같이, 자계 기울기는 이온 회전 주파수 및 위상을 변경할 것이다. 도 27B에 개략적으로 예시된 바와 같이, 다극성 자계는, 선형 가속기에서와 같이, 번칭(bunching)을 발생시킬 것이다.

반응기

도 28은 100 MW 반응기를 예시한다. 절개된 발생기는, 필드-반전 위상의 자계를 형성하기 위해 균일한 자계 및 플럭스 코일을 인가하기 위한 초전도 코일들을 갖춘 융합 전력 코어 영역을 예시한다. 융합 전력 코어 영역의 인접한 대향 단들은 융합 산물들의 운동에너지를 전력으로 직접 변환하기 위한 ICC 에너지 변환기들이다. 그러한 반응기를 위한 지지 장비는 도 29에서 예시된다.

추진 시스템

태양계(및 그 너머의) 탐사는, 입수 가능한 최상의 화학적 및 전기 추진 시스템들을 훨씬 초과하는 추진 능력들을 요구한다. 선진 추진 애플리케이션들을 위해, 본 발명은 최선의 전망: 설계 간편성, 높은 추력, 특별히 높은 임펄스, 특별히 높은 전력 밀도, 낮은 시스템 질량, 및 방사능을 거의 또는 전혀 발생시키지 않는 연료들을 보장한다.

본 발명에 따른 플라즈마-추력 추진 시스템은, 융합 산물들이 융합 플라즈마 코어로부터 축 방향으로 방출될 때 융합 산물들에 매입된 높은 운동에너지를 이용한다. 시스템(800)은 도 30 및 도 31에서 개략적으로 예시된다. 시스템은, 융합 연료 코어(835)가 상술된 바와 같이 포함되는 FRC 전력 코어(836) 충돌 빔 융합 반응기를 포함한다. 반응기는 자계 발생기(825), (도시되어 있지 않은) 전류 코일, 및 이온 빔 주입기들(840)을 포함한다. ICC 직접-에너지 변환기(820)는, 상술된 바와 같이, 전력 코어(836)의 일단에 커플링되어, 전력 코어(836)의 양단들로부터 고리형 빔들(837)의 형태로 출현하는 융합 산물 입자들 중 대략 절반을 인터셉트한다. 상술된 바와 같이, ICC(820)는 반전 싸이클로트론 프로세스에 의해 그것들을 감속하고, 그것들의 운동에너지를 전기에너지로 변환한다. 자기 노즐(850)이 전력 코어(836)의 타단에 인접하게 배치되어 나머지 융합 산물 입자들을 추력(T)으로서 공간으로 유도한다. 융합 산물들의 고리형 빔(837)은 에너지 변환을 위해 융합 전력 코어(836)의 일단으로부터 ICC(820)로의 필드 라인들(837)을 따라 그리고 추력(T)을 위해 전력 코어(836)의 타단으로부터 노즐(850)로부터의 필드 라인들(837)을 따라 흐른다.

Bremsstrahlung 방사는 TEC(thermoelectric-energy converter;870)에 의해 전기에너지로 변환된다. TEC(870)에 의해 변환되지 않는 Bremsstrahlung 에너지는 Brayton-사이클 열 엔진(880)으로 전달된다. 여분의 열은 공간으로 배출된다. 전력-제어 서브시스템(810;도 32 참고)은 전기 및 열에너지의 모든 소스들 및 싱크들을 모니터링하여, 시스템 동작을 정상 상태로 유지하고 우주선 및 추진 시스템의 동작을 비-동작 상태로부터 개시하기 위한 에너지의 독립적인 소스(즉, 연료-셀들, 배터리들 등)를 제공한다. 융합 산물들은 하전된 α-입자들이므로, 시스템은 대규모 방사선 및 중성자 차폐들의 사용을 요구하지 않고, 그에 따라, 다른 원자핵 공간 추진 시스템들에 비해 상당히 감소된 시스템 질량(system mass)에 의해 특징지워진다.

플라즈마-추력 추진 시스템(800)의 성능은 도 31에서 묘사된 바와 같은 설계를 가진 100 MW p-B¹¹ 융합 코어 일례를 위한 다음의 운동 파라미터들에 의해 특징지워진다:

특정 임펄스, I_sp 1.4 × l0⁶ s

추력 전력, P_T 50.8 MW

추력 전력/총 출력 전력, P_T/P_o 0.51

추력, T 28.1 N

추력/총 출력 전력, T/P_o 281 mN/MW

시스템(800)은, 플라즈마-추력 추진 시스템을 이용하는 우주선의 높은 열 속도들을 허용하는 특별히 높은 특정 임펄스를 나타낸다.

모든 우주선들을 위한 핵심적인 임무 수행도/제한 메트릭(mission performance/limitation)은 시스템 질량이다. 플라즈마-추력 추진 시스템(800)에서의 주된 질량 컴포넌트들이 도 31 및 도 32에서 예시된다. 융합 코어(835)는 정상-상태 동작을 위해 주입된 전력 중 약 50 MW를 요구한다. 시스템은 원자핵(입자) 전력의 약 77 MW를 발생시키고, 그중 절반은 90%에 이르는 효율로써 직접-에너지 변환기(820)에서 복구된다. 따라서, 반응기를 유지하기 위해서는 11.5 MW가 추가적으로 필요하고, 이것은 TEC(870) 및 Brayton-열 엔진(880)에 의해 제공된다.

플라즈마-추력기 추진 시스템(880)에서의 주된 열 소스는 Bremsstrahlung 방사선으로 인한 것이다. TEC(870)는, 약 18.2 MW를 닫힌 사이클(closed-cycle)의 Brayton-열 엔진(880)으로 전달하면서, 방사선의 약 20%, 또는 4.6MW를 복구한다. Brayton-열 엔진(880)은, 도 31에 도시된 바와 같이, 열 교환기(860), 터보-교류 발전기(884), 압축기(882), 및 방사기들(886;radiators)을 구비한다. Brayton 엔진(880)은 반응기를 유지하는데 필요한 전력 중 나머지 7 MW를 공급하고, 다른 11 MW는 방사기들에 의하여 공간으로 직접 폐기된다.

닫힌 사이클의 Brayton-열 엔진은 TEC(870)에 의해 폐기된 과도한 열을 변환하기 위한, 발달된 효율적 옵션이다. Brayton 엔진들에서, 최대-사이클 온도는, 최대 열역학-사이클 효율을 제한하는 재료 고려들에 의해 강제된다. Brayton 엔진을 위한 표준 성능 맵에 기초해, 몇가지 설계 요점들이 추출될 수 있다. 통상적인 효율들은 60%까지 도달할 수 있다. 본 경우에서는, 7 MW가 복구되어야 하므로, 여분의 열을 변환함에 있어서의 단지 40% 효율은 전통적인 Brayton 엔진들의 현재적으로 획득 가능한 제한들내에서 밀폐 가능하고 양호하다.

(열 방사기들 미만의) 전체 Brayton 엔진을 위한 컴포넌트 질량은 선진 산업 기술들의 통상적인, 즉, 3 kg/kWe 범위의 특정-질량 파라미터들에 기초해 계산된다. 압축기들, 전력 터빈들, 및 열 교환기들을 포함하는 터보머신들은 18 MT의 총 서브시스템 질량을 위해 조합된다.

복사기 질량은, 바람직스럽게도 높은 열 전도성의 최신식 열-파이프 패널들을 사용해, 6 MT일 것으로 추정된다.

주된 시스템 무게 역시 플라즈마 코어(835)를 한정하는 자석들(825)로부터 기인한다. 초전도 자기 코일들(825)은 바람직스럽게도, 4.5K에서 그리고 12.5-13.5 T의 필드에서 안정적으로 동작하는 Nb3Sn으로 만들어진다. Nb3Sn을 위한 극저온 요구 사항들은 고려되는 다른 재료들보다 덜 엄격하다. 7 T의 자계 요구 사항 및 약 7.5 m의 디바이스 길이에서, 코일은 56 kA 전류를 전달하는 와이어의 약 1500회 턴들을 필요로 한다. 0.5-cm 반지름 와이어들을 사용하면, 코일의 총 질량은 약 3097 kg이다. 액체 헬륨 냉각 시스템은, 주된 코일의 각 단에 하나씩 2개의 펌프들로 이루어진다. 이 펌프들의 총 질량은 약 60 kg이다. 바깥쪽의 구조적 쉘은 자석들 및 모든 내부 컴포넌트들을 바깥쪽으로부터 지지하는데 사용된다. 그것은 약 772 kg의 총 질량을 가진 0.01-m 두께의 케블라/탄소-탄소 합성물로 만들어진다. 최외곽층은 공간에서의 큰 온도 변화로부터 내부를 차폐하기 위한 절연 재킷으로서 643 kg으로 추정된다. 따라서, 자석 서브시스템(825)을 위한 총 질량은 약 4.8 MT이다.

현재, 공간 애플리케이션들을 위한 최적의 이온 주입 시스템(840)은 Induction Linac 또는 RFQ일 것이다. 약 15년 전, RFQ가 과학 로켓에 탑재되어, 고전압 전력의 사용 및 공간으로의 이온 빔들의 주입을 성공적으로 시연하였다. 바람직한 실시예에서는, 6개 주입기들(840)이, 이온의 각 종들을 위해 3개씩 CBFR의 길이를 따라 분산된다. 각각의 주입기(840)는 바람직스럽게도 0.3 m 길이 및 0.020 m 반지름의 전체 치수를 가진 30 빔렛(beamlet) RFQ이다. 각각의 주입기는, 이온화된 수소 또는 붕소를 공급하는, 바람직하게는 0.02-m 길이 및 0.020-m 반지름인, 이온 소스를 요구한다. 각각의 가속기를 위해 하나의 소스가 필요하다. 주입기와 소스 모두가 현재적으로 실현 가능한 제한들내에서 양호한데; 공간을 위한 설계 한정들에 의해, 소스들 및 가속기들을 포함하는, 그것들의 총 질량은 약 60 kg일 것이다.

원뿔형 ICC 직접 에너지 변환기(820)가 반응기(836)의 일단에 배치되는데, 그것은, 스테인리스강으로 만들어지는 것이 바람직스럽다. 0.5 m의 기본 반지름 및 2 m의 길이에서, ICC 질량은 약 1690 kg이다. RF 전원 공급 장치(820;뒤바꿈기/변환기)는, 유도된 이온 흐름을 전력으로 변환하면서, 유도된 이온 흐름을 복구한다. 전원 공급 장치 질량은 약 30 kg이다. 저장 배터리(812)가 사용되어 CBFR을 시작/재시작한다. 저장되는 용량은 약 30 MJ이다. 그 질량은 약 500 kg이다. 다른 방법으로, 연료 셀도 사용될 수 있다. 추가적인 제어 유닛들이 모든 컴포넌트들의 동작을 조정한다. 제어-서브시스템 질량은 30 kg인 것으로 추정된다. 총 에너지 변환기/시동기 서브시스템 질량은, 따라서, 약 2.25 MT인 것으로 추정된다.

자기 노즐(850)이 융합 코어(835)의 타단에 배치된다. 노즐(850)은 융합 산물 스트림을 유도된 입자 흐름으로서 포커싱한다. 자기 노즐과 ICC의 질량은, 양자가 초전도 자석들 및 비교적 저질량의 구조적 컴포넌트들로 이루어지므로, 거의 동일하다고 추정된다.

TEC(870)는 융합 코어의 전자기 방출들로부터 에너지를 복구한다. 바람직스럽게도, 그것은, 약 5 g/cm³의 밀도를 가진, 0.02-cm 두께의 붕소-카바이드/실리콘-게르마늄으로 이루어진 박막 구조이다. TEC(870)는 제1 벽에 배치되고, 바람직스럽게도 반응기 코어의 안쪽 표면과 완전히 일직선을 이루는데, TEC(870)의 질량은 약 400 kg인 것으로 추정된다. TEC(870)상으로의 방사선 플럭스는 1.2 MW/m²이고 그 첨두 동작 온도는 1800 °K 미만인 것으로 가정된다.

따라서, 플라즈마-추력기 추진 시스템의 총 질량은 약 33 MT인 것으로 추정된다. 이것은, 현재적으로 논의되는 100 MW 유닛을 위한 나머지 임무 필수적(mission-critical) 파라미터들을 정의한다:

총 질량/총 전력, M_T/P_o 0.33 × 10^-3 kg/W

추력/질량, T/M_T 0.85 × 10^-3 N/kg

발명이 다양한 변경들 및 다른 형태들을 허용할 수 있지만, 그것에 관한 특정 일례가 도면들에 도시되었고 여기에서 상세하게 설명되었다. 그러나, 발명이 개시된 특정 형태로 제한되지 않으며, 오히려, 발명은 첨부된 청구항들의 정신 및 범위내에 해당되는 모든 변경들, 등가물들, 및 대안들을 커버하기 위한 것임을 이해할 수 있어야 한다.

Claims

FRC(field reversed configuration)의 자계에서 플라즈마 이온들 및 전자들을 드라이브하는 시스템에 있어서,
종축(longitudinal axis)을 가진 챔버,
상기 챔버의 상기 종축에 사실상 평행인 플럭스에 의해 상기 챔버의 중앙 영역내에 방위각 대칭적인 자계를 생성하기 위한 제1 자계 발생기,
실린더형 챔버의 종축을 따라 챔버 내에서 축방향으로 연장하는, 이온들 및 전자들의 회전하는 긴 플라즈마층으로서, 상기 플라즈마는 10¹⁴/cm³이상의 밀도를 지니고, 상기 회전하는 플라즈마층 내의 이온들은 베타트론 궤도 내에서 상기 챔버의 종축에 수직하게(normal) 선회하는 것인 플라즈마층, 및
상기 챔버의 상기 중앙 영역에 커플링된 RF 드라이브 시스템으로서, 상기 RF 드라이브 시스템은 상기 회전하는 플라즈마층을 관통하고 상기 챔버의 종축 둘레로 회전하는 전기 전위파(electric potential wave)를 발생시키고, 상기 전기 전위파는 상기 챔버의 반경보다 하나 이상의 차수 크기만큼 큰 파장을 지닌 것인 RF 드라이브 시스템
을 구비하는, FRC의 자계에서 플라즈마 이온들 및 전자들을 드라이브하는시스템.
제1 항에 있어서, 상기 챔버의 상기 종축과 동심을 이루고, 상기 챔버내에서 방위각 전계를 생성하기 위한 전류 코일을 더 포함하는, FRC의 자계에서 플라즈마 이온들 및 전자들을 드라이브하는 시스템.
제1 항에 있어서, 상기 RF-드라이브 시스템은 4중극자 싸이클로트론을 구비하는 것인, FRC의 자계에서 플라즈마 이온들 및 전자들을 드라이브하는 시스템.
제3 항에 있어서, 상기 4중극자 싸이클로트론은 실린더형 표면을 형성하는 4개의 반실린더형 전극들을 구비하는 것인, FRC의 자계에서 플라즈마 이온들 및 전자들을 드라이브하는 시스템.
제1 항에 있어서, 상기 RF-드라이브 시스템은 이중극자 싸이클로트론을 구비하는 것인, FRC의 자계에서 플라즈마 이온들 및 전자들을 드라이브하는 시스템.
제5 항에 있어서, 상기 이중극자 싸이클로트론은 실린더형 표면을 형성하는 2개의 반실린더형 전극들을 구비하는 것인, FRC의 자계에서 플라즈마 이온들 및 전자들을 드라이브하는 시스템.
제2 항에 있어서, 상기 RF-드라이브 시스템은, 상기 챔버의 경계 및 상기 전류 코일에 인접하게 축 방향으로 연장하는 변조 필드 코일들을 구비하는 것인, FRC의 자계에서 플라즈마 이온들 및 전자들을 드라이브하는 시스템.
제1 항에 있어서, 상기 챔버내에 전력 변환 시스템을 더 구비하는, FRC의 자계에서 플라즈마 이온들 및 전자들을 드라이브하는 시스템.
제8 항에 있어서, 상기 전력 변환 시스템은, 상기 챔버의 제1 단 영역에 실린더형 표면을 형성하는 복수개의 반실린더형 전극들을 구비하는 것인, FRC의 자계에서 플라즈마 이온들 및 전자들을 드라이브하는 시스템.
제9 항에 있어서, 상기 복수개 전극들은 인접한 전극들 사이에 갭을 형성하는 공간 배치 관계에 있는 2 이상의 전극들을 구비하는 것인, FRC의 자계에서 플라즈마 이온들 및 전자들을 드라이브하는 시스템.
제9 항에 있어서, 상기 챔버의 상기 종축에 사실상 평행인 플럭스에 의해 상기 챔버의 제1 단 영역내에 방위각 대칭적인 자계를 생성하기 위한 제2 자계 발생기,
상기 제1 및 제2 자계 발생기들 사이에 그리고 상기 복수개 전극들의 제1 단에 인접하게 개재되는 전자 컬렉터, 및
상기 복수개 전극들의 제2 단에 인접하게 배치되는 이온 컬렉터
를 더 구비하는, FRC의 자계에서 플라즈마 이온들 및 전자들을 드라이브하는 시스템.
제10 항에 있어서, 상기 챔버의 제2 단 영역에 실린더형 표면을 형성하는 제2의 복수개의 반실린더형 전극들로서, 인접한 전극들 사이에 갭을 형성하는 공간 배치 관계에 있는 2 이상의 전극들을 구비하는, 상기 제2의 복수개 반실린더형 전극들,
상기 챔버의 상기 종축에 사실상 평행인 플럭스에 의해 상기 챔버의 상기 제1 단 영역내에 방위각 대칭적인 자계를 생성하기 위한 제3 자계 발생기,
상기 제1 및 제3 자계 발생기들 사이에 그리고 상기 제2의 복수개 전극들의 제1 단에 인접하게 개재되는 제2 전자 컬렉터, 및
상기 제2의 복수개 전극들의 제2 단에 인접하게 배치되는 제2 이온 컬렉터
를 더 구비하는, FRC의 자계에서 플라즈마 이온들 및 전자들을 드라이브하는 시스템.
제11 항에 있어서, 용기(veesel)에 커플링된 이온 빔 주입기들을 더 구비하는, FRC의 자계에서 플라즈마 이온들 및 전자들을 드라이브하는 시스템.
제13 항에 있어서, 상기 이온 빔 주입기들은 상기 주입기들로부터 방출된 이온 빔들의 전기 전하를 중화하기 위한 수단을 포함하는 것인, FRC의 자계에서 플라즈마 이온들 및 전자들을 드라이브하는 시스템.
FRC(field reversed configuration)의 자계에서 이온들 및 전자들을 드라이브하는 방법으로서,
실린더형 챔버의 종축을 따라 챔버 내에서 축방향으로 연장하는, 이온들 및 전자들의 회전하는 긴 플라즈마층 둘레에 FRC를 발생시키는 단계로서, 상기 플라즈마는 10¹⁴/cm³이상의 밀도를 지니고, 상기 회전하는 플라즈마층 내의 이온들은 베타트론 궤도 내에서 상기 챔버의 종축에 수직하게(normal) 선회하는 것인 단계, 및
상기 회전하는 플라즈마층을 관통하고 상기 회전하는 플라즈마층에서의 이온들의 방위각 속도와 동일한 방향으로 회전하는 전기 전위파를 생성하는 단계로서, 상기 전기 전위파는 상기 챔버의 반경보다 하나 이상의 차수 크기만큼 큰 파장을 지닌 것인 단계
를 구비하는, FRC에서 이온들 및 전자들을 드라이브하는 방법.
제15 항에 있어서, 상기 전기 전위파를 생성하는 단계는 실린더형 표면을 형성하는 복수개 긴 전극들에 전압을 인가하는 단계를 포함하는 것인, FRC에서 이온들 및 전자들을 드라이브하는 방법.
제16 항에 있어서, 상기 복수개 긴 전극들은 긴 싸이클로트론을 형성하는 것인, FRC에서 이온들 및 전자들을 드라이브하는 방법.
제17 항에 있어서, 상기 싸이클로트론은 4중극자 싸이클로트론인 것인, FRC에서 이온들 및 전자들을 드라이브하는 방법.
제17 항에 있어서, 상기 싸이클로트론은 이중극자 싸이클로트론인 것인, FRC에서 이온들 및 전자들을 드라이브하는 방법.
제15 항에 있어서, 상기 전기 전위파에 중성 이온들을 주입하는 단계를 더 구비하는, FRC에서 이온들 및 전자들을 드라이브하는 방법.
제20 항에 있어서, 주입된 중성 이온들을 상기 전기 전위파 내에 트래핑하는 단계를 더 구비하는, FRC에서 이온들 및 전자들을 드라이브하는 방법.
제21 항에 있어서, 상기 트래핑된 이온들의 운동량 및 에너지를 증가시키는 단계를 더 구비하는, FRC에서 이온들 및 전자들을 드라이브하는 방법.