NO871238L

NO871238L - PROCEDURE AND APPARATUS FOR AA GENERATING A COHERENT BOSON RAY.

Info

Publication number: NO871238L
Application number: NO871238A
Authority: NO
Inventors: Shui-Yin Lo
Original assignee: Apricot Sa
Priority date: 1985-07-25
Filing date: 1987-03-25
Publication date: 1987-05-25
Also published as: MC1810A1; NO871238D0

Description

Foreliggende oppfinnelse angår dannelse av koherente stråler av ladede bosoner for anvendelse som en energikilde for forskjellige formål. En anordning for således å frembringe koherente ladede bosoner vil i det følgende bli betegnet som en "baser". The present invention relates to the formation of coherent beams of charged bosons for use as an energy source for various purposes. A device for thus producing coherent charged bosons will hereinafter be referred to as a "baser".

Virkemåten for mikroskopiske basere (boson-analogien til laser) er blitt beskrevet og ytterligere studert i to-nivås forfallmodus såvel som i den uavhengige flerpartikkelsproduksjonsmodell innenfor et lite volum. Disse fenomener er forklart av C.S. Lam og S.Y. Lo, The behavior of microscopic basers (the boson analogy to lasers) has been described and further studied in the two-level decay mode as well as in the independent multiparticle production model within a small volume. These phenomena are explained by C.S. Lam and S.Y. Lo,

Phys. Rev. Lett. 52 1184 (1984). Skjønt de her beskrevne modeller er gyldige når vedkommende volum er av mikroskopisk størrelse, er det på ingen mpte innlysende at modellene kan anvendes for å oppnå en makroskopisk baser, hvilket vil si en baser som er i stand til effektivt å frembringe koherente ladede bosoner i makroskopisk målestokk. Phys. Fox. Easy. 52 1184 (1984). Although the models described here are valid when the volume in question is of a microscopic size, it is by no means obvious that the models can be used to obtain a macroscopic basis, that is, a basis that is able to efficiently produce coherent charged bosons in the macroscopic yardstick.

Det er da et formål for foreliggende oppfinnelse å frembringe utstyr som er i stand til å opprette en makroskopisk baser. It is then an aim of the present invention to produce equipment capable of creating a macroscopic base.

I sin bredeste form gjelder oppfinnelsen en makroskopisk baser som omfatter midler for å frembringe osoner i et evakuert område, samt utstyr for å oppnå indusert spredning av disse bosoner med det formål å danne en koherent fokusert boson-stråle. In its broadest form, the invention relates to a macroscopic baser comprising means for producing ozone in an evacuated area, as well as equipment for achieving induced scattering of these bosons with the aim of forming a coherent focused boson beam.

Nærmere bestemt gjelder oppfinnelsen en baser somMore specifically, the invention relates to a base which

omfatter midler for å frembringe bosoner i et evakuert område, utstyr for å reflektere disse bosoner innenfor det evakuerte område, utstyr for fokusering av bosonstrålen i dette område, samt midler for å gjøre den fokuserte bosonstråle koherent. comprises means for producing bosons in an evacuated area, equipment for reflecting these bosons within the evacuated area, equipment for focusing the boson beam in this area, as well as means for making the focused boson beam coherent.

I en feretrukket utførelsesform av oppfinnelsen gjøresIn a feather-drawn embodiment of the invention is done

den fokuserte boson-stråle koherent ved hjelp av en laserstråle som rettes langs fokuseringslinjen for boson- the focused boson beam coherently by means of a laser beam directed along the focusing line of the boson

stålen.the steel.

Alternativt kan bosonstrålen gjøres koherent ved hjelp av en stråle av ladede partikler, slik som protoner eller elektroner, som rettes langs fokuseringslinjen for nevnte ionestråle. Alternatively, the boson beam can be made coherent by means of a beam of charged particles, such as protons or electrons, which is directed along the focusing line of said ion beam.

I det tilfelle bosonene er ladede partikler, slik som ioner, kan fokuseringen av bosonstrålene oppnås ved hjelp av magnetisk fokuseringsutstyr, slik som firpolmagneter. In the event that the bosons are charged particles, such as ions, the focusing of the boson beams can be achieved by means of magnetic focusing equipment, such as quadrupole magnets.

På lignende måte kan utstyret for å reflektere bosonstrålen omfatte slikt utstyr som avbøyningsmagneter anordnet ved hver ytterende av det evakuerte område. Alternativt kan elektrisk speiling anvendes for å oppnå et lignende formål. Similarly, the equipment for reflecting the boson beam may comprise such equipment as deflection magnets arranged at each extreme of the evacuated area. Alternatively, electrical mirroring can be used to achieve a similar purpose.

Fortrinnsvis er bosonene ladet. En ladet boson er en hvilken som helst atomisk substans hvor B er et like tall og hvor B = Z + N + l (Z: antall protoner, N: antall nøytroner og l : antall elektroner). De ladede bosoner omfatter ladede kjernebosoner hvor & - 0 og Z + N er et jevnt tall, f.eks. deutron-partikler og alfa-partikler (Helium-kjerne), ladede atombosoner hvor 1^ 0, f.eks. negativt ladede hydrogenatomer og negativt ladede heliumatomer, eller molekylære ladede bosoner, slik som negativt ladede hydrogenmolekyler. Preferably the bosons are charged. A charged boson is any atomic substance where B is an even number and where B = Z + N + l (Z: number of protons, N: number of neutrons and l: number of electrons). The charged bosons include charged nuclear bosons where & - 0 and Z + N is an even number, e.g. deutron particles and alpha particles (Helium nucleus), charged atomic bosons where 1^ 0, e.g. negatively charged hydrogen atoms and negatively charged helium atoms, or molecular charged bosons, such as negatively charged hydrogen molecules.

Vanligvis foretrekkes det å anvende ladede bosoner, for derved å lette styring og retting av bosonene innenfor og ut fra baseren ved hjelp av magnetiske eller elektrostatiske midler. Anvendelse av ladede bosoner har imidlertid den følge at rettingen eller fokuseringen av bosonstrømmen inne i baseren, eller av den avgitte stråle, ikke kan gjøres så fullstendig tilfredsstillende som ønskelig for visse formål. Dette forholder seg slik på grunn av de coulumb-krefter som foreligger mellom ionene i ione-strømmen eller i baserens utgangsstråle (på grunn av samme ladning av disse ioner), idet ladningskreftene da vil drive ionene bort fra hverandre og danne bevegelses- komponenter vinkelrett på den tilsiktede bevegelses-retning. Usually, it is preferred to use charged bosons, thereby facilitating the control and alignment of the bosons in and out of the base by means of magnetic or electrostatic means. The use of charged bosons, however, has the consequence that the straightening or focusing of the boson flow inside the baser, or of the emitted beam, cannot be done as completely satisfactorily as desired for certain purposes. This is because of the coulomb forces that exist between the ions in the ion stream or in the base's output beam (due to the same charge of these ions), as the charge forces will then drive the ions away from each other and form movement components perpendicular to the intended direction of movement.

Muligheten for avfokusering eller feilretting entenThe possibility of defocusing or error correction either

inne i selve baseren eller i den avgitte stråle, kan i det minste nedsettes ved hjelp av den særegne baserkonstruksjon i henhold til foreliggende oppfinnelse. Det kan da anvendes bosoner med flere forskjellige ladninger. inside the baser itself or in the emitted beam, can at least be reduced by means of the special baser construction according to the present invention. Bosons with several different charges can then be used.

Utstyret for å frembringe tilsiktet spredning av ionene kan da virke slik at bosonene med minst en av nevnte ladninger bringes til å danne en koherent fokusert bosonstråle. The equipment for producing the intentional scattering of the ions can then act so that the bosons with at least one of the aforementioned charges are brought to form a coherent focused boson beam.

Ved en viss utførelse bringes bosoner med to forskjellige polaritetsladninger til å bevege seg i baner som i det minste over felles banepartier hovedsakelig faller sammen. Spesielt kan bosoner med to forskjellige ladninger bringes til bevegelse langs lukkede, hovedsakelig sammenfallende baner, slik som i sløyfeformede baner, men i motsatt retninger, idet utstyr er anordnet for i det minste periodisk å rette ionene med nevnte ene ladning utover fra nevnte bevegelsesbaner for å danne den avgitte stråle. Skjønt den avgitte stråle i dette tilfelle omfatter ladede bosoner, er det som sirkuleres inne i selve baseren faktisk en sammensatt partikkelstrøm dannet av to strømkomponenter av innbyrdes motsatt ladede bosoner, således at bosonenes mulighet til å avvike fra de ønskede bevegelsesbaner i baseren er redusert. Bosonene med en første av nevnte ladninger kan hensiktsmessig omfatte deutroner, mens ionene med en annen av nevnte ladninger kan omfatte utelukkende negativt ladede deuteriumioner. I praksis kan den avgitte stråle omfatte bosoner med en utvalgt ladning av hvilken som helst av nevnte to ladningstyper. In a certain embodiment, bosons with two different polarity charges are made to move in trajectories which, at least over common trajectories, mainly coincide. In particular, bosons with two different charges can be set in motion along closed, substantially coincident trajectories, such as in loop-shaped trajectories, but in opposite directions, equipment being arranged to at least periodically direct the ions with said one charge outwards from said trajectories of motion to form the emitted beam. Although the emitted beam in this case includes charged bosons, what is circulated inside the baser itself is actually a composite particle flow formed by two current components of mutually oppositely charged bosons, so that the possibility of the bosons to deviate from the desired movement paths in the baser is reduced. The bosons with a first of said charges can suitably comprise deuterons, while the ions with another of said charges can comprise exclusively negatively charged deuterium ions. In practice, the emitted beam may comprise bosons with a selected charge of any of the two charge types mentioned.

Ved en annen utførelsesform av den makroskopiske baser i henhold til foreliggende oppfinnelse, beveges bosoner med to motsatte ladninger i lukke baner som bare hovedsakelig sammenfaller innenfor de tidligere nevnte respektive bane partier. Bevegelsesbane kan f.eks. foreligge i form av langstrakte sløyfer med motsatte rettede, innbyrdes parallelle første og annet langstrakt baneparti, som ved de motsatte ytterender av sløyfene er sammenføyet ved hjelp av sløyfenes endepartier. Disse sløyfebaner kan være anbragt side ved side, således at de partier av de tilsvarende baner som hovedsakelig faller sammen omfatter vedkommende to langstrakte banepartier av hver sløyfe. I dette tilfelle kan motsatt ladede bosoner bringes til sirkulerende bevegelse rundt hver sløyfe, men i innbyrdes motsatt retning, således at bosonene innenfor de hovedsakelig sammenfallende banepartier av hver bevegelsesbane beveger seg side ved side eller sammenblandet i samme retning. Bosonene med de to forskjellige ladninger kan da bringes inn i bevegelsesbanene for hver ladning på steder i nærheten av den ene ende av vedkommende langstrakte sløyfer for innføring i de hovedsakelig sammenfallende banepartier ved den ene ende av disse, mens den stråle som rettes ut fra baseren bringes til å avgis fra et sted mellom de to langstrakte sløyfer ved motsatt ende av de hovedsakelig sammenfallende banepartier. I dette tilfelle vil den sammensatte strøm av bosoner som passerer langs de felles partier av de to sløyfer omfatte en blanding av bosoner med de to forskjellige ladninger, og den resulterende utgangsstråle vil også omfatte en blanding av disse. Utstyret for å frembringe tilsiktet spredning kan da omfatte midler for innføring av en koherent lysstråle, fotoner eller andre partikler inn i bosonstrømmene på passende steder rundt nevnte bevegelsesbaner. Som tidligere kan bosonene med en første av nevnte ladninger omfatte deutroner, mens bosonene med en annen av nevnte ladninger kan omfatte enkeltstående negativt ladede deuteriumioner. In another embodiment of the macroscopic bases according to the present invention, bosons with two opposite charges are moved in closed trajectories which only mainly coincide within the aforementioned respective trajectories. Movement path can e.g. exist in the form of elongated loops with oppositely directed, mutually parallel first and second elongated web parts, which are joined at the opposite outer ends of the loops by means of the end parts of the loops. These loop paths can be arranged side by side, so that the parts of the corresponding paths which mainly coincide comprise the relevant two elongated path parts of each loop. In this case, oppositely charged bosons can be brought into circular motion around each loop, but in mutually opposite directions, so that the bosons within the substantially coincident path portions of each motion path move side by side or intermingled in the same direction. The bosons with the two different charges can then be brought into the trajectories of each charge at locations near one end of the respective elongated loops for introduction into the substantially coincident path portions at one end thereof, while the beam directed out from the base is brought to be emitted from a location between the two elongated loops at opposite ends of the substantially coincident track sections. In this case, the composite stream of bosons passing along the common parts of the two loops will comprise a mixture of bosons with the two different charges, and the resulting output beam will also comprise a mixture of these. The equipment for producing intentional scattering can then include means for introducing a coherent light beam, photons or other particles into the boson streams at appropriate locations around said trajectories. As before, the bosons with a first of said charges may comprise deuterons, while the bosons with another of said charges may comprise individual negatively charged deuterium ions.

Ved en annen utførelse bringes et antall, slik som f.eks. fire, bosonstrømmer til bevegelse i forskjellige lukkede baner innenfor baseren, idet disse baner er anordnet i en rekke som strekker seg i to retninger i planet på tvers av den tilsiktede retning av den avgitte bosonstråle. I en viss utførelse hvor fire sådanne bosonstrømmer opprettes, bringes strømmene til bevegelse langs hver sin langstrakte lukkede bevegelsesbane med bosoner av avvekslende den ene og den annen ladning langs rekken av bevegelsesbaner. Nabobaner kan da ha felles partier som strekker seg i en lengderetning av baseren, således at bosoner med to forskjellige ladninger beveges langs disse banepartier. In another embodiment, a number is brought, such as e.g. four, boson streams for movement in different closed paths within the baser, these paths being arranged in a row extending in two directions in the plane transverse to the intended direction of the emitted boson beam. In a certain embodiment where four such boson streams are created, the streams are set in motion along each of their elongated closed paths of movement with bosons of alternating one and the other charge along the series of paths of movement. Neighboring paths can then have common parts that extend in a longitudinal direction of the baser, so that bosons with two different charges move along these path parts.

I et sådant tilfelle kan det foreligge fire sådanne felles banepartier som fortrinnsvis er anordnet i et rektangulært mønster sett i tverrsnitt. Ved to motsatte ender av disse baner innenfor mønsteret, innføres bosoner av den ene ladningspolaritet og bosoner av den annen ladningspolaritet henhv. på steder nær hver sin ende av banene. Nær de motsatte ender av bevegelsesbanene og ved en tilsvarende ende av baseren avgis da to stråler av ladede bosoner fra baseren. Ved de øvrige to motstående banepartier innføres ved nevnte ene ender av banene koherente lysstråler eller andre partikler som kan frembringe tilsiktet spredning, for derved å meddele koherens til de avgitte stråler. In such a case, there may be four such common track sections which are preferably arranged in a rectangular pattern seen in cross-section. At two opposite ends of these paths within the pattern, bosons of one charge polarity and bosons of the other charge polarity are introduced respectively. in places near each end of the lanes. Near the opposite ends of the trajectories and at a corresponding end of the baser, two beams of charged bosons are emitted from the baser. In the case of the other two opposite path sections, coherent light rays or other particles which can produce intentional scattering are introduced at said one end of the paths, thereby imparting coherence to the emitted rays.

Flere foretrukkede utførelser av foreliggende oppfinnelse vil nå bli beskrevet under henvisning til de vedføyde tegninger, hvorpå: Figurene 1 til 8 viser skjematisk forskjellige baser-utførelser, idet figurene 1 til 7 viser oppriss av forskjellige basere og figur 8 viser et snitt gjennom den angitte baserkonstruksjon i fig. 7. Several preferred embodiments of the present invention will now be described with reference to the attached drawings, on which: Figures 1 to 8 schematically show different base designs, with Figures 1 to 7 showing elevations of different bases and Figure 8 showing a section through the stated base construction in fig. 7.

Før de nå foretrukkede utførelser av systemer i henhold til oppfinnelsen, vil det være hensiktsmessig å gjøre rede for teorien bak den virksomme mekanisme som oppnås ved hver av de foretrukkede basersystemer. Under den følgende forklaring vil bruk av en laser for å få en ionestråle til å bli koherent bli beskrevet skjønt det bør forstås at hvilken som helst av de alternative mekanismer som er generelt omtalt ovenfor kan anvendes for å oppnå en lignende virkning. Before the now preferred embodiments of systems according to the invention, it will be appropriate to explain the theory behind the effective mechanism achieved by each of the preferred base systems. In the following explanation, the use of a laser to cause an ion beam to become coherent will be described although it should be understood that any of the alternative mechanisms generally discussed above may be used to achieve a similar effect.

Det skal først betraktes en bosonstråle som betegnes medA boson beam denoted by must first be considered

a og vandrer innenfor en lukket bane i et rør med dimensjoner 1 m x 1 cm 2. På grunn av den særegne normalisering av bølge-funksjonene, vil kvantiserings-kravene tillate 10^avgrensede tilstander av bevegelsesmengde med en spredning på leV/c i alle retninger. På tilfeldig basis vil det da i praksis neppe finnes to bosoner som har samme tilstand av bevegelsesmengde ved en vanlig partikkelstråle av omfang n~10 med en bevegelsesmengde-spredning på noen få KeV/c. Det er imidlertid mulig å gi a - strålen en mild spredning ved hjelp av et annet partikkelsett, som betegnes med y , således at a-bosonene i strålen vil gruppere seg sammen til samme bevegelsesmengde-tilstand etter flere spredninger på grunn av bosonenes art i a-strålen. a and travels within a closed path in a tube of dimensions 1 m x 1 cm 2. Due to the peculiar normalization of the wave functions, the quantization requirements will allow 10^ bounded states of momentum with a spread of leV/c in all directions. On a random basis, in practice there will hardly be two bosons that have the same state of momentum in the case of an ordinary particle beam of size n~10 with a momentum spread of a few KeV/c. It is, however, possible to give the a - beam a mild scattering by means of another set of particles, denoted by y , so that the a bosons in the beam will group together to the same momentum state after several scatterings due to the nature of the bosons in a - the beam.

La oss nå anta at den fenomenologiske Hamilton-densitet for elastisk spredning mellom bosonene a og partiklene y er gitt ved ligningen: Let us now assume that the phenomenological Hamiltonian density for elastic scattering between the bosons a and the particles y is given by the equation:

hvor ø(x) og A(x) er kvante-feltet for henhv. a og y, where ø(x) and A(x) are the quantum field for the respective a and y,

og g er den fenomenologiske dimensjonsløse koblings-konstant. Spinnet utgjør en unødvendig komplikasjon og and g is the phenomenological dimensionless coupling constant. The spin constitutes an unnecessary complication and

te tea

vil bli neglisjert. Ved bruk av N ordens-perturbasjons-teori, hvor overgangs-takten er gitt ved will be neglected. When using N order perturbation theory, where the transition rate is given by

er det mulig å utlede formler for forskjellig slags elastiske spredninger. is it possible to derive formulas for different kinds of elastic dispersions.

Den enkleste type elastiske spredning er mellom to partikler a(p) +Y(k) ■* a(p') +Y(k') med bevegelsesmengder som påført. Dens sannsynlighet P^, overgangstakt og tverrsnitt er gitt ved: The simplest type of elastic scattering is between two particles a(p) +Y(k) ■* a(p') +Y(k') with momentum as applied. Its probability P^, transition rate and cross-section are given by:

hvor V er normaliseringsvolumet, T tidsperioden for where V is the normalization volume, T the time period for

* partikkel-vandring rundt et lukket rør, v rel, er den relative hastighet mellom a og Y-E =p +k er den totale energi og k', p , kQer alle fastlagt i midten av masse-rammen. * particle migration around a closed tube, v rel, is the relative speed between a and Y-E =p +k is the total energy and k', p , kQ are all fixed in the center of the mass frame.

Ved elastisk spredning av to partikler hvor det i bakgrunnen foreligger en gruppe av a-bosoner i bevegelses-mengde-tilstand (p'), vil den bli lagt til å spredes inn i samme slutt-tilstand som n a: In the case of elastic scattering of two particles where in the background there is a group of a-bosons in the momentum-quantity state (p'), it will be added to spread into the same final state as n a:

Overgangstakten Wner gitt ved utnyttelse av ligning (2) til å være: hvor: The transition rate Wner given by using equation (2) to be: where:

Denne formel har en enkel fysisk tolkning. Faktoren This formula has a simple physical interpretation. The factor

(n + 1) skriver seg fra uslettelse-operatoren for a-bosonen i den endelige tilstand < n I aa = < n+1! Vfn+l, (n + 1) is written from the annihilation operator for the a-boson in the final state < n I aa = < n+1! Vfn+l,

og ry -faktoren skriver seg fra det forhold at p'-bevegelsestilstanden bare er en av mange mulige tilgjengelige bevegelsesmengdetilstander, nemlig: and the ry -factor is written from the fact that the p' state of motion is only one of many possible available states of motion, namely:

*\ = l/(Samtlige tilgjengelige bevegelsesmengde-tilstander) . Antall tilgjengelige tilstander er da: *\ = l/(All available momentum states) . The number of available states is then:

ved utnyttelse av det forhold at V=A(strålens tverrsnitt) by making use of the relationship that V=A (cross-section of the beam)

x 1 (lengden av røret), l=v (= hastigheten av a-strålen x T (sirkulasjonsperioden for a-strålen) , og AE~2 tt /T ut i fra usikkerhets-prinsippet. x 1 (the length of the tube), l=v (= the speed of the a-beam x T (circulation period of the a-beam) ), and AE~2 tt /T based on the uncertainty principle.

Takt-lignenden for veksten av den n koherente a-bosonThe rate equation for the growth of the n coherent a-boson

i tilstand p' frembragt ved spredning ved hjelp av en stråle på n Y-partikler er: in state p' produced by scattering by means of a beam of n Y particles is:

Y Y

hvori ni er antallet a-partikler i strålen som det er kinematisk mulig å bringe til spredning inn i en bestemt endelig tilstand p' ved hjelp av partiklen y med opprinnelig where ni is the number of a-particles in the beam which it is kinematically possible to cause to disperse into a certain final state p' by means of the particle y with originally

bevegelsesmengde k. Det første ledd nw^er den tapstakt hvorved n koherente a-partikler bringes til spredning ved hjelp av n y -partikler til å anta forskjellige bevegelsesmengde-tilstander i sine slutt-tilstander. Det annet ledd angir økningen av koherente a-bosoner på grunn av spredningen av y -partiklene med a-strålen. Kombinasjonen av ligningene (5) og (8) frembringer den kritiske tilstand for opptreden av makroskopiske laser-fenomener til å være: momentum k. The first term nw^ is the loss rate by which n coherent a-particles are brought to dispersion by means of n y -particles to assume different momentum states in their final states. The second term indicates the increase of coherent a-bosons due to the scattering of the y-particles by the a-ray. The combination of equations (5) and (8) produces the critical condition for the appearance of macroscopic lasing phenomena to be:

Den vekstkonstant Å som bestemmer baserstrålens vekst er bestemt ved: i tilfelle intet annet tap forekommer er A gitt ved: The growth constant Å which determines the base beam growth is determined by: in case no other loss occurs, A is given by:

For å erkjenne det reelle innhold i ligningene (9) og (11) kan det være nyttig å betrakte et spesielt tilfelle, nemlig spredningen av a-partikler (= kjernen av He-atomet) under påvirkning av fotoner (y) fra en laser. To recognize the real content of equations (9) and (11), it may be useful to consider a special case, namely the scattering of a-particles (= the nucleus of the He atom) under the influence of photons (y) from a laser.

Det antas at en a-stråle med kinetisk energi K og bevegelsesmengde p samt en spredning av bevegelsesmengden med A gausisk form sentrert omkring en viss sentral bevegelsesmengde pQ: It is assumed that an a-beam with kinetic energy K and momentum p as well as a spread of the momentum with A gaussian shape centered around a certain central momentum pQ:

Kinematisk kan bare en liten andel ( N/M) av a-strålen spredes av fotoner med energi kQtil en fastlagt endelig bevegelsesmengde p' gitt ved: Kinematically, only a small proportion (N/M) of the a-beam can be scattered by photons with energy kQ to a fixed final momentum p' given by:

og i betraktning av: hvor N er det totale antall a-partikler i strålen, blir den kritiske tilstand: Tabell 1 inneholder verdier for r) og N ved stråler med kinetiske energien K = 1 keV, 10 keV, 100 keV med stråletverrsnitt på A = 1 cm 2 og 1 mm 2. Bevegelsesmengden spredning A/p antas å være 0, 1%, og fotonenes energi er kQ= leV. Verdiområdene for de forskjellige parametre som er vist i tabell 1 ligger helt innenfor grensene av nåværende teknologi. For å beregne vekstkonstanten kreves tverrsnittsverdien av lavenergifoton/a-spredning som er 2 2 -32 2 o = 8 n a /e mou, = 1,3 x 10 cm . Noen typiske verdier er gitt i følgende tabell: and in consideration of: where N is the total number of a-particles in the beam, the critical condition becomes: Table 1 contains values for r) and N for beams with kinetic energy K = 1 keV, 10 keV, 100 keV with a beam cross-section of A = 1 cm 2 and 1 mm 2. The momentum spread A/p is assumed to be 0.1%, and the energy of the photons is kQ= leV. The value ranges for the various parameters shown in table 1 are completely within the limits of current technology. To calculate the growth constant, the cross-sectional value of low-energy photon/a scattering is required, which is 2 2 -32 2 o = 8 n a /e mou, = 1.3 x 10 cm . Some typical values are given in the following table:

Et mindre stråleomfang har således enorme fordeler fremfor en større stråle, da ^ocl/A 2. A smaller beam size thus has enormous advantages over a larger beam, as ^ocl/A 2.

Ved bruk av en laser for å bringe «e-strålen til åBy using a laser to bring the 'e-beam to

bli koherent har en nyttig virkning, da laser-strålen i seg selv består av koherente fotoner. Det antas at nT og n er antall koherente fotoner og a -partikler med bevegelsesmengde k og p og n > n. Overgangstakten for deres elastiske spredning, nemlig: becoming coherent has a useful effect, as the laser beam itself consists of coherent photons. It is assumed that nT and n are the number of coherent photons and a-particles with momentum k and p and n > n. The transition rate of their elastic scattering, namely:

hvor , p\ er bevegelsesmengder for fotonene og a-artiklene i de endelige tilstander som ikke nødvendigvis er koherente, er da: te Dette resultat følger strengt fra anvendelse av n ordens-perturbasjons-teori fra ligning (2), men det har en enkel forklaring. Alltid når n koherente bosoner samvirker, er det lett å oppnå ni i uttrykket for overgangstakten, på grunn av den egenskap av bosonenes utslettelsesoperator som kan uttrykkes ved: De opprinnelige n fotoner i spredningen i et uttrykk n (n^ -1) ... (n^ -n+1), da bare (n -n) opprinnelige fotoner tar del i den gjensidige påvirkning. Faktoren (n ) 2i telleren skriver seg fra n a-partikler i den opprinnelige tilstand og den endelige tilstand. Den siste multiplikasjonsfaktor skriver seg fra en summering av alle endelige tilstander som enten kan være koherente eller ikke-koherente. Selv når n (y) og n(a) i den endelige tilstand er koherente med samme bevegelsesmomenter k'^ = k', p\ = p,' er det ytterst usannsynlig at de er det samme som de opprinnelige bevegelsesmomenter. Den ovenfor angitte overgangsart representerer således et tap av den koherente stråle. På grunn av at overgangs--29 sannsynligheten p^ligger (vre^/v) {( f/ A)~10 er ytterst liten, er den ubetydelig i begynnelsen. Den blir bare av betydning når n vokser til størrelsesorden 10 . where , p\ are momentum quantities for the photons and a-particles in the final states which are not necessarily coherent, then: te This result follows strictly from the application of n order perturbation theory from equation (2), but it has a simple explanation. Whenever n coherent bosons interact, it is easy to obtain nine in the expression for the transition rate, due to the property of the bosons' annihilation operator which can be expressed by: The original n photons in the scattering in an expression n (n^ -1) ... (n^ -n+1), as only (n -n) original photons take part in the mutual influence. The factor (n ) 2 in the numerator is written from n a-particles in the initial state and the final state. The last multiplication factor is written from a summation of all final states which can either be coherent or non-coherent. Even when n (y) and n(a) in the final state are coherent with the same moments of motion k'^ = k', p\ = p,' it is extremely unlikely that they are the same as the original moments of motion. The above-mentioned type of transition thus represents a loss of the coherent beam. Because the transition probability p^lies (vre^/v) {( f/ A)~10 is extremely small, it is negligible at the beginning. It only becomes significant when n grows to the order of magnitude 10.

Når tallet n vokser for den koherente stråle, foreligger imidlertid et ytterligere gunstig forhold som har en tendens til økning av den koherente stråle. Helt ulik laseren, hvor det bare foreligger en eneste bevegelsesmengde-verdi i dens stråle, kan den koherente stråle som oppnås fra indusert elastisk spredning vokse omkring forskjellige bevegelsesmengde-tilstander. Under forutsetning at det foreligger n^(p1) a-partikler med bevegelsesmengde p^ og n2(p2)0-partikler med bevegelsesmengde p2, induseres elastiske spredninger av følgende art: When the number n increases for the coherent beam, however, there is a further favorable relationship which tends to increase the coherent beam. Quite unlike the laser, where there is only a single momentum value in its beam, the coherent beam obtained from induced elastic scattering can grow around different momentum states. Under the assumption that there are n^(p1) a-particles with momentum p^ and n2(p2)0-particles with momentum p2, elastic scattering of the following kind is induced:

De opprinnelige n^ a-partikler og (n^-n^) (k) fotoner forandrer ikke bevegelsesmengde. De opptrer som betraktere, bortsett fra at nærværet av n2(p,,) a-partikler tjener til å påvirke de n^(p^) a-partikler til å spredes til bevegelsesmengdetilstand p2. Overgangstakten er gitt ved: The original n^ a-particles and (n^-n^) (k) photons do not change momentum. They act as observers, except that the presence of n2(p,,) a-particles serves to influence the n^(p^) a-particles to scatter into momentum state p2. The transition rate is given by:

Forholdet W /W er: The ratio W/W is:

c o co. o

som vil bli større enn 1 når n^~ n2 » 10. Den induserte elastiske spredning fremmer således i høy grad veksten av en koherent stråle i et hvert tilfelle dette tillates kinematisk. Dette fenomen kan kalles blokk-omkobling (14) . which will be greater than 1 when n^~ n2 » 10. The induced elastic scattering thus greatly promotes the growth of a coherent beam in each case where this is kinematically permitted. This phenomenon can be called block switching (14).

Hvis ligning (18) omskrives uttrykt ved overgangssannsynligheten for prosessen (17) vil den anta følgende form: If equation (18) is rewritten in terms of the transition probability for process (17), it will assume the following form:

Overgangssannsynligheten vokser raskt med n^, men på grunn av enhetlighet kan den ikke overskride verdien 1. Grensen nås når n~6 x 10<8>for verdien P-~10<-29> The transition probability grows rapidly with n^, but due to uniformity it cannot exceed the value 1. The limit is reached when n~6 x 10<8> for the value P-~10<-29>

r\ ~ 10 -5 . Det er klart at når denne grense nå.s, vil N-te ordens-perturbasjons-teori bli utilstrekkelig. Det er da nødvendig å behandle spredningsprosesser av enhver orden. r\ ~ 10 -5 . It is clear that when this limit is reached, Nth order perturbation theory will become inadequate. It is then necessary to treat diffusion processes of any order.

Tilgjengeligheten av makroskopiske basere har mange praktiske følger. Ved sammenligning med laser kan man umiddelbart observere at baseren kan opprettes av ladede bosoner som da kan aksellereres til meget høyere energier, MeV, GeV, TeV etc. ved hjelp normale mekanismer. Til forskjell fra fotoner er ladede bosoner normalt partikler med sterk gjensidig påvirkning. Likesom lasere bidrar til studium av ikke-lineære prosesser og sjeldne prosesser på atom- og molekyl-nivå, kan basere anvendes til å frembringe og studere ikke-lineære virkninger, eksotiske tilstander, eksotiske sprednings- og produksjons-prosesser etc. på nukleært- og hadronisk nivå. The availability of macroscopic bases has many practical consequences. By comparison with lasers, one can immediately observe that the baser can be created by charged bosons which can then be accelerated to much higher energies, MeV, GeV, TeV etc. using normal mechanisms. Unlike photons, charged bosons are normally particles with strong mutual influence. Just as lasers contribute to the study of non-linear processes and rare processes at the atomic and molecular level, bases can be used to produce and study non-linear effects, exotic states, exotic diffusion and production processes etc. at nuclear and hadronic level.

Det skal nå henvises til fig. 1 til 4 på tegningene, hvor det er skjematisk vist forskjellige utførelser av oppfinnelsen. Reference must now be made to fig. 1 to 4 in the drawings, where different embodiments of the invention are schematically shown.

Av fig. 1 på tegningene vil det da fremgå at det viste system omfatter et vakuum-rør 1 (alternativt kan apparatet som helhet være anordnet i et vakuum-kammer), en ionekilde 2 for å frembringe en stråle av deutroner d inne i vakuumrøret, et par avbøyningsmagneter 3 og 4 som bringer deutronstrålen d til refleksjon inne i vakuum-kammeret 1( et par firpolmagneter 5 og 6 som frembringer fokusering av deutronstrålen d samt en laser 7 anordnet for å sende en laserstråle inn i vakuumrøret 1 gjennom et gjennomsiktig hull i vakuumrøret i flukt med den fokuserte deutronstråle d av firpolmagnetene 5 og 6, idet laseren 7 omfatter et reflekterende speil eller en prisme 8 anordnet for å reflektere laserstrålen på hensiktsmessig måte. Som forklart i den teoretiske beskrivelse ovenfor, har laserstrålen som virkning at den gjør deutronstrålen d koherent. En avspark-mekanisme 9 er anordnet for å tillate den koherente deutronstråle å slippe ut fra anordningen, og i den foreliggende utførelse kan denne mekanisme 9 anta form av utstyr som nøytraliserer avbøyningsmagnetens magnetiske felt i den viste posisjon. Alternativt kan det være anordnet en elektrisk fraspark-mekanisme. From fig. 1 in the drawings, it will then appear that the system shown comprises a vacuum tube 1 (alternatively, the apparatus as a whole can be arranged in a vacuum chamber), an ion source 2 to produce a beam of deuterons d inside the vacuum tube, a pair of deflection magnets 3 and 4 which bring the deutron beam d to reflection inside the vacuum chamber 1 (a pair of four-pole magnets 5 and 6 which produce focusing of the deuteron beam d as well as a laser 7 arranged to send a laser beam into the vacuum tube 1 through a transparent hole in the vacuum tube in flight with the focused deutron beam d by the quadrupole magnets 5 and 6, the laser 7 comprising a reflecting mirror or a prism 8 arranged to reflect the laser beam appropriately. As explained in the theoretical description above, the laser beam has the effect of making the deutron beam d coherent. A kick-off mechanism 9 is provided to allow the coherent deutron beam to escape from the device, and in the present embodiment this mechanism 9 can assume the form of equipment that neutralizes the deflection magnet's magnetic field in the position shown. Alternatively, an electric kick-off mechanism may be provided.

I det tilfelle en monokromatisk deutronstråle er påkrevet, kan firpolmagnetene slås av. Driften av den ovenfor beskrevne laserinduserte deutron-baser (d-baser) kan enten være i kontinuerlig modus eller i pulsmodus. En anvendelse av d-baseren ligger i termonukleær fusjon. In the event that a monochromatic deutron beam is required, the quadrupole magnets can be switched off. The operation of the laser-induced deutron bases (d-bases) described above can be either in continuous mode or in pulse mode. One application of the d-base lies in thermonuclear fusion.

I den ovenfor angitte utførelse kan ionekilden 2 omfatte en 1 til 100 keV deutron-alfa-partikkelkilde (eller annen ionekilde) slik som fremstilt av Ortec Inc. i Oakridge, Tennesse , USA. In the above embodiment, the ion source 2 may comprise a 1 to 100 keV deutron-alpha particle source (or other ion source) as manufactured by Ortec Inc. of Oakridge, Tennessee, USA.

Avbøyningsmagnetene 3 og 4 bør være egnet for å vende partikler med bevegelsesmengde i MeV/C-området 180°. Likeledes bør firpolmagnetene 5 og 6 være i stand til å fokusere partikler med samme bevegelsesmengde. Passende magneter fremstilles av Nuclear Accessories Co. Ltd. i Auckland, New Zwaland. The deflection magnets 3 and 4 should be suitable for turning particles with momentum in the MeV/C range 180°. Likewise, the four-pole magnets 5 and 6 should be able to focus particles with the same amount of movement. Suitable magnets are manufactured by Nuclear Accessories Co. Ltd. in Auckland, New Zealand.

Laseren 7 kan være en 20 watts eller mer karbondioksydlaser fremstilt av California Laser Corporation i San Marco, California, USA. The laser 7 may be a 20 watt or more carbon dioxide laser manufactured by California Laser Corporation of San Marco, California, USA.

Avspark-mekanismen 9 kan være en avbøyningsmagnet av den type som det er henvist til ovenfor. The kick-off mechanism 9 can be a deflection magnet of the type referred to above.

Den utførelse som er angitt i fig. 2 på tegningene utgjør en anordning av lignende konstruksjon som den viste utførelse i fig. 1, og tilsvarende henvisningstall anvendes følgelig for å angi tilsvarende komponenter. I denne utførelse er en ytterligere ionekilde 12 anbragt i posisjon for å sende ut en strøm av protoner t, som fokuseres ved hjelp av firpolmagneter 15 og 16, anbragt slik at proton-strålen p bringes i flukt med deutronstrålen d. Funksjonsmekanismen er forøvrig lik den som er beskrevet The embodiment shown in fig. 2 in the drawings constitutes a device of similar construction to the embodiment shown in fig. 1, and corresponding reference numbers are consequently used to indicate corresponding components. In this embodiment, a further ion source 12 is placed in position to send out a stream of protons t, which is focused by means of four-pole magnets 15 and 16, placed so that the proton beam p is brought into alignment with the deutron beam d. The functional mechanism is otherwise similar to which is described

i forbindelse med figur 1 på tegningene. Da protonene frembringer en kraftigere gjensidig påvirkning enn de utsende fotoner fra laseren i den tidligere utførelse, in connection with figure 1 in the drawings. As the protons produce a stronger mutual influence than the emitting photons from the laser in the previous embodiment,

kan imidlertid reaksjonstakten være meget høyere enn ved den tidligere omtalte utførelse. En forsterkning på 10 av reaksjonstakten kan forventes. however, the reaction rate can be much higher than in the previously mentioned embodiment. An amplification of 10 of the reaction rate can be expected.

Det skal nå henvises til fig. 3 på tegningene hvor det er angitt en utførelse av lignende art som utførelsen i fig. 1 på tegningene, med den unntagelse at en ytterligere ionekilde 22 er anordnet for å sende ut en elektronstråle e som fokuseres ved hjelp av firpolmagnetene 25 og 26 og reflekteres til å falle sammen med deutronstrålen d ved hjelp av avbøyningsmagnetene 23 og 24. I denne utførelse utnyttes en elektronstråle for å gjøre deutronstrålen koherent, og dette har den fordel at strålens negative ladning bidrar til å nedsette elektrostatiske energiproblemer. Da massen av elektronene i elektronstrålen e er betraktelig mindre enn deutronenes masse, behøves bare en meget svakere avbøyningsmagnet for korrekt posisjonsinnstilling av elektronstrålen. Reference must now be made to fig. 3 in the drawings, where an embodiment of a similar nature to the embodiment in fig. 1 in the drawings, with the exception that a further ion source 22 is arranged to emit an electron beam e which is focused by the quadrupole magnets 25 and 26 and reflected to coincide with the deuteron beam d by the deflection magnets 23 and 24. In this embodiment an electron beam is used to make the deutron beam coherent, and this has the advantage that the beam's negative charge helps to reduce electrostatic energy problems. As the mass of the electrons in the electron beam e is considerably smaller than the mass of the deuterons, only a much weaker deflection magnet is needed for correct position setting of the electron beam.

Det skal nå henvises til fig. 4 på tegningene, hvor en elektrisk speilings-mekanisme anvendes for å oppnå det samme som ved avbøyningsmagnetene 3 og 4 i de tidligere omtalte utførelser. I denne utførelse er deutronstrålen d innrettet i flukt med aksen av vakuumrøret 30 ved hjelp av en avbøyningsmagnet 10. Et par elektrisk ledende plater 31 og 32 er anordnet i hver ende av vakuumrøret og holdes på en spenning V = 2V^(ionekildens energi = qV^). En laser 7 avgir en fotonstråle gjennom et gjennomsiktig punkt i midten av platen 32 og et bevegelig speil 33 er anbragt for å dekke en åpning 34 i platen 31 ved den annen ende av røret 30. Så snart en koherent stråle av deutroner d er fremstilt, fjernes det bevegelige speil for å tillate den koherente stråle å sendes ut. En firpol-magnet (ikke vist) kan være anordnet på utsiden av vakuum-røret 30, hvis fokusering av ionestrålen er påkrevet. Dette arrangement er å foretrekke ved fremstilling av en koherent deutronstråle med lav energi. Reference must now be made to fig. 4 in the drawings, where an electrical mirroring mechanism is used to achieve the same as with the deflection magnets 3 and 4 in the previously mentioned designs. In this embodiment, the deutron beam d is aligned with the axis of the vacuum tube 30 by means of a deflection magnet 10. A pair of electrically conductive plates 31 and 32 are arranged at each end of the vacuum tube and are held at a voltage V = 2V^(ion source energy = qV ^). A laser 7 emits a photon beam through a transparent point in the center of the plate 32 and a movable mirror 33 is arranged to cover an opening 34 in the plate 31 at the other end of the tube 30. As soon as a coherent beam of deuterons d is produced, the moving mirror is removed to allow the coherent beam to be emitted. A four-pole magnet (not shown) can be arranged on the outside of the vacuum tube 30, if focusing of the ion beam is required. This arrangement is preferable when producing a low energy coherent deutron beam.

Visse anvendelser av de ovenfor angitte utførelser erCertain applications of the above stated embodiments are

de følgende :the following:

1. Termonukleær fusjon hvor den koherente deutronstråle rettes mot en deuterium- eller trinium-skive etter aksellerasjon til de påkrevede nivå ved vanlige metoder. Denne fremgangsmåte ligner den implosjonsmetode som utnytter lasere, bortsett fra det forhold at innsetning av en d-baser gjør utstyret mange manger kraftigere. 2. Som ionekilde for akselleratorer. Fordelen ved baseren i dette tilfelle er at den har nøyaktig fastlagt bevegelsesmengde, samt forenkling av vedkommende høy-energi-aksellerator på grunn av strålens koherens. 3. Som ionekilde for en mikrosonde eller en nukleær analogi til et mikroskop. 4. Fremstilling av kjerne-holografer, atom-holografer eller molekyl-holografer. Prinsippet er lik anvendelse av 1. Thermonuclear fusion where the coherent deutron beam is directed at a deuterium or trinium disk after acceleration to the required level by usual methods. This method is similar to the implosion method that uses lasers, except for the fact that the insertion of a d-base makes the equipment many times more powerful. 2. As an ion source for accelerators. The advantage of the baser in this case is that it has precisely determined momentum, as well as simplification of the relevant high-energy accelerator due to the coherence of the beam. 3. As an ion source for a microprobe or a nuclear analogue to a microscope. 4. Production of nuclear holographs, atomic holographs or molecular holographs. The principle is similar to the application of

laser for å fremstille holografer.laser to produce holographs.

Koherente stråler av nøytrale partikler kan oppnås ved å anbringe et passende material fremfor den koherente ladede boson-stråle. F.eks.: Coherent beams of neutral particles can be obtained by placing a suitable material in front of the coherent charged boson beam. For example:

Figur 5 viser et vakuum-kammer 1 av langstrakt sløyfe-lignende form og som omfatter et par parallelle rør 56, 58 som er sammenkoblet ved det ene par av tilstøtende ender av rørene ved hjelp av et kromt rørstykke 62, samt ved det annet par tilstøtende rørender ved hjelp av et ytterligere kromt rørstykke 60. En ionekilde 2, som i drift frembringer deutroner, er anbragt ved den ene ende av baseren, nærmere bestemt ved den ytterende av røret 58 befinner seg inntil rørstykket 62, samt er anordnet for å sende inn en strøm av deutroner i røret 58 ved vedkommende rørende for vandring inn i kammeret 1, for der å gjennom-løpe en sløyfelignende bane 70 som strekker seg langs røret 58, derpå rundt endepartiet 60 og gjennom røret 56 samt endelig rundt endestykket 2 og tilbake til røret 58 således at deutronene i drift kontinuerlig sirkulerer rundt banen 70. Figure 5 shows a vacuum chamber 1 of elongated loop-like shape and which comprises a pair of parallel tubes 56, 58 which are connected at one pair of adjacent ends of the tubes by means of a chrome tube piece 62, and at the other pair of adjacent tube ends by means of a further chrome tube piece 60. An ion source 2, which produces deuterons in operation, is placed at one end of the baser, more precisely at the outer end of the tube 58 located next to the tube piece 62, and is arranged to send in a stream of deuterons in the tube 58 at the end of the tube in question to travel into the chamber 1, to then run through a loop-like path 70 that extends along the tube 58, then around the end part 60 and through the tube 56 and finally around the end piece 2 and back to the tube 58 so that the deuterons in operation continuously circulate around the path 70.

Føringen av deutronene rundt endepartiene 60, 62 finner sted ved hjelp av avbøyningsmagneter 3 og 4, mens fokuseringsorganer i form av to firpolmagneter 5 og 6 er anordnet i røret 56 for det formål å opprettholde deutronstrømmen innenfor en fokusert strømningsbane. The guiding of the deuterons around the end parts 60, 62 takes place by means of deflection magnets 3 and 4, while focusing means in the form of two four-pole magnets 5 and 6 are arranged in the tube 56 for the purpose of maintaining the deuteron flow within a focused flow path.

En annen ionekilde 5 2 er utført for å frembringe deuterium-ioner som alle er negativt ladet. Denne ionekilde er plassert ved samme ende av baseren som kilden 2, men plassert slik at den avgir de tidligere nevnte deuterium-ioner inn i røret 56 ved den rørende som vender mot endestykket 62, således at ionene i kammeret 1 vandrer i lukket sløyfe slik som den viste forplantningsbane 72, som strekker seg langs røret 56, rundt endestykket 60 og derpå langs røret 58, for over endepartiet 62 og vende tilbake til røret 56. Denne forplantningsbane 72 faller stort sett sammen med banen 70, men det vil observeres at deuteriumionene vandrer rundt kammeret 1 ig urviserens retning, mens deutronene vandrer i motsatt retning av urviseren. Another ion source 5 2 is designed to produce deuterium ions which are all negatively charged. This ion source is placed at the same end of the base as the source 2, but placed so that it emits the previously mentioned deuterium ions into the tube 56 at the end of the tube facing the end piece 62, so that the ions in the chamber 1 travel in a closed loop such as the shown propagation path 72, which extends along the tube 56, around the end piece 60 and then along the tube 58, over the end portion 62 and back to the tube 56. This propagation path 72 generally coincides with the path 70, but it will be observed that the deuterium ions migrate around the chamber 1 in a clockwise direction, while the deuterons travel in a counter-clockwise direction.

En laser 7 som frembringer koherent lys er anbragt vedA laser 7 which produces coherent light is placed at

den ende av baseren som vender mot endestykket 60 av kammeret 1 og er anordnet for å sende koherent lys inn i røret 56 ved den rørende som går over i endestykket 60 og for å forplantes langs røret 56. Et speil eller prisme 8 er anbragt ved den motsatte ende av røret 56 for å reflektere vedkommende koherente lys tilbake mot den ende av røret 56 som vender mot endestykket 60. the end of the base which faces the end piece 60 of the chamber 1 and is arranged to send coherent light into the tube 56 at the tube end which passes into the end piece 60 and to be propagated along the tube 56. A mirror or prism 8 is placed at the opposite end of the tube 56 to reflect the relevant coherent light back towards the end of the tube 56 which faces the end piece 60.

En fraspark-innretning 9 er anordnet ved den ende av røret 58 som vender mot endestykket 60 av kammeret 1. Denne sørger for, f.eks. ved utkobling av avbøyningsmagneten 3, A kick-off device 9 is arranged at the end of the pipe 58 which faces the end piece 60 of the chamber 1. This ensures, e.g. when switching off the deflection magnet 3,

å bringe deutronene som vandrer i forplantningsbanen 70 langs røret 58 og slynges ut fra vakuumkammeret 1 ved den ende av røret 58 som vender mot endestykket 60, i stedet for å rettes rundt dette endeparti 60. Fraspark-innretningen kan f.eks. omfatte utstyr for øyeblikkelig eller på annen måte utkobling av avbøyningsmagneten 3. to bring the deuterons traveling in the propagation path 70 along the tube 58 and ejected from the vacuum chamber 1 at the end of the tube 58 which faces the end piece 60, instead of being directed around this end part 60. The kick-off device can e.g. include equipment for immediate or otherwise disconnection of the deflection magnet 3.

En stråle 74 av deutroner bringes således til å strømme ut fra baseren gjennom frasparkinnretningen 9. A beam 74 of deuterons is thus caused to flow out from the baser through the kick-off device 9.

Lyset fra laseren 7 frembringer indusert spredning i de deutroner og deuteriumioner som vandrer langs forplantningsbanene 70 og 72, hvilket vil ha en tendens til å bringe disse partikkelstrømmer inn i koherent tilstand, således at den avgitte deutronstråle 74 utgjøres av en koherent stråle av deutroner. The light from the laser 7 produces induced scattering in the deuterons and deuterium ions traveling along the propagation paths 70 and 72, which will tend to bring these particle streams into a coherent state, so that the emitted deutron beam 74 consists of a coherent beam of deuterons.

Skjønt strålen 74 i det beskrevne arrangement er elektrisk ladet (positiv ladning) i kraft av den foreliggende positive ladning av de deutroner som danner strålen, vil den totale ladning av de samtidig foreliggende strømmer av henhv. deutroner og deuterium-ioner som strømmer langs de hovedsakelig sammenfallende forplantningsbaner 70 og 72 være 0, idet deutronenes positive ladning oppheves av den negative ladning av deuterium-ionene, således at de sammensatte partikkelstrømmer som omfatter begge partikkel-typer og forplantes rundt banene 70 og 72 faktisk er elektrisk nøytral. Av denne grunn er det betraktelig mindre sjanse for at deutronene vil utsettes for bevegelses-komponenter vinkelrett på forplantningsbanene 70, 72 under påvirkning av ladningskrefter. Strømmenes tendens til å defokuseres inne i kammeret 1 er da nedsatt og koherens fremmes. Although the beam 74 in the described arrangement is electrically charged (positive charge) by virtue of the present positive charge of the deuterons that form the beam, the total charge of the simultaneously present currents of deuterons and deuterium ions that flow along the mainly coincident propagation paths 70 and 72 be 0, the positive charge of the deuterons being canceled out by the negative charge of the deuterium ions, so that the composite particle streams that include both particle types and are propagated around the paths 70 and 72 is actually electrically neutral. For this reason, there is considerably less chance that the deuterons will be exposed to components of motion perpendicular to the propagation paths 70, 72 under the influence of charge forces. The tendency of the currents to defocus inside the chamber 1 is then reduced and coherence is promoted.

Skjønt deutronene i henhold til figur 5 ved hjelp av fraspark-innretningen 9 bringes til å danne den stråle 74 som avgis fra baseren, er det fullt mulig å anordne det hele slik at det er deuterium-ionene som avgis, således at det frembringes en koherent stråle av deuterium-ioner. Dette kan ganske enkelt oppnås ved å bytte om plasseringene av laseren 7 og fraspark-mekanismen 9. Although the deuterons according to Figure 5 are brought to form the beam 74 emitted from the baser by means of the kick-off device 9, it is entirely possible to arrange the whole thing so that it is the deuterium ions that are emitted, so that a coherent beam of deuterium ions. This can be easily achieved by swapping the positions of the laser 7 and the kick-off mechanism 9.

Ytterligere fokuseringsutstyr, slik som firpolmagneteneAdditional focusing equipment, such as the quadrupole magnets

5 og 6, kan naturligvis være anordnet inne i kammeret 15 and 6, can of course be arranged inside the chamber 1

for lettere å opprettholde fokuseringen av partikkel-strømmene av deutroner og deuteriumioner, idet dette utstyr kan være anordnet i røret 58 på lignende måte som arrangementet av firpolmagneter 5 og 6 i røret 56. to more easily maintain the focusing of the particle streams of deuterons and deuterium ions, this equipment can be arranged in the tube 58 in a similar way to the arrangement of quadrupole magnets 5 and 6 in the tube 56.

I figur 6 omfatter vakuumkammeret 1 tre parallelle rør 80, 82 og 84, side ved side. Rørene 80 og 82 er sammenkoblet ved det ene par av tilstøtende ytterender ved hjelp av et endeparti 85 av kammeret 1, mens det annet par av tilstøtende ytterender er sammenkoblet ved hjelp av et endeparti 86 av kammeret 1. På lignende måte er rørene 82 og 84 sammenkoblet ved dets ene par av sine tilstøtende ytterender ved hjelp av et endeparti 88 av kammeret 1, mens de andre ytterender av disse rør er sammenkoblet over et endeparti 9 0 av kammeret 1. Med dette arrangement innføres deuterium-ioner som er ensartet negativt ladet, samt deutroner ved partikkelstrømmer side ved side inn i røret 82 ved den ene ende av kammeret 1, og særlig da den ytterende av kammeret som vender mot endepartiene 85 og 88, samt bringes til å føres rundt de respektive forplantningsbaner 98 og 100 i kammeret 1 ved utnyttelse av avbøyningsmagneter og firpolmagneter, på lignende måte som beskrevet under henvisning til fig. 1. Nærmere bestemt er den forplantningsbane som deuterium-ionene beveger seg langs av langstrakt, lukket sløyfelignende form som strekker seg nedover røret 82 fra ionenes innføringspunkt i dette rør og deretter gjennom endepartiet 86, langs røret 80 og rundt endepartiet 85 samt tilbake til røret 82. På den annen side er den forplantningsbane som deutronene beveger seg langs likeledes av langstrakt sløyfeform som strekker seg nedover røret 82 og videre rundt endepartiet 90 av kammeret 1, samt gjennom røret 84 og derfra rundt endepartiet 88 av kammeret 1 og tilbake til fornyet innføring i røret 82. In Figure 6, the vacuum chamber 1 comprises three parallel tubes 80, 82 and 84, side by side. The tubes 80 and 82 are interconnected at one pair of adjacent outer ends by means of an end portion 85 of the chamber 1, while the other pair of adjacent outer ends are interconnected by means of an end portion 86 of the chamber 1. In a similar manner, the tubes 82 and 84 interconnected at its one pair of its adjacent outer ends by means of an end portion 88 of the chamber 1, while the other outer ends of these tubes are interconnected over an end portion 90 of the chamber 1. With this arrangement, deuterium ions are introduced which are uniformly negatively charged, as well as deuterons by side-by-side particle flows into the tube 82 at one end of the chamber 1, and in particular when the outer end of the chamber facing the end parts 85 and 88, and is brought to pass around the respective propagation paths 98 and 100 in the chamber 1 by utilization of deflection magnets and four-pole magnets, in a similar manner as described with reference to fig. 1. More specifically, the propagation path along which the deuterium ions move is of an elongated, closed loop-like shape that extends down the tube 82 from the point of entry of the ions into this tube and then through the end portion 86, along the tube 80 and around the end portion 85 and back to the tube 82 On the other hand, the propagation path along which the deuterons move is likewise of elongated loop shape extending down the tube 82 and further around the end portion 90 of the chamber 1, as well as through the tube 84 and thence around the end portion 88 of the chamber 1 and back to renewed introduction into tube 82.

For å frembringe indusert spredning i de deuterium-ioner og deutroner som beveger seg langs forplantningsbanene 98 og 100, rettes fotoner i koherente lysstråler 87, 89 inn i rørene 80 og 84 på steder som er angitt i fig. 6, nemlig ved de ytterender av rørene 80, 84 som ligger inntil partiene 85 og 88 av kammeret 1. Disse lysstråler 87, 89 kan være frembragt av lasere og reflektert av speil eller prisme, slik som tidligere beskrevet. Deutroner og deuterium-ioner som beveger seg langs røret 82 blir rettet i en stråle utover fra baseren fra den ytterende av røret 82 som vender mot partiene 86, 90 av kammeret 1. Dette kan atter oppnås ved bruk av en fraspark-mekanisme av samme To produce induced scattering in the deuterium ions and deuterons traveling along propagation paths 98 and 100, photons in coherent light beams 87, 89 are directed into tubes 80 and 84 at locations indicated in FIG. 6, namely at the outer ends of the tubes 80, 84 which lie next to the parts 85 and 88 of the chamber 1. These light beams 87, 89 can be produced by lasers and reflected by mirrors or prisms, as previously described. Deuterons and deuterium ions traveling along the tube 82 are directed in a beam outward from the base from the outer end of the tube 82 facing the portions 86, 90 of the chamber 1. This again can be achieved by using a kick-off mechanism of the same

art som den tidligere beskrevne fraspark-innretning 9.kind of like the previously described kick-off device 9.

Den avgitte stråle 102 omfatter i dette tilfelle en blanding av deuterium-ioner og deutroner. In this case, the emitted beam 102 comprises a mixture of deuterium ions and deuterons.

Det angitte arrangement i fig. 6 har den fordel at den stråle som frembringes av baseren er en koherent stråle med nøytrale elektriske egenskaper, idet den består av sammenblandede, motsatt ladede deuterium-ioner og deutroner. Over vesentlige deler av bevegelsesbanene for deuterium-ionene og deutronene inne i kammeret 1, nemlig over de banepartier som forløper gjennom røret 82, er videre den sammensatte strøm av deutroner og deuterium-ioner av nøytral totalladning. The indicated arrangement in fig. 6 has the advantage that the beam produced by the baser is a coherent beam with neutral electrical properties, as it consists of mixed, oppositely charged deuterium ions and deuterons. Over significant parts of the movement paths for the deuterium ions and deuterium inside the chamber 1, namely over the path sections which run through the tube 82, the composite stream of deuterium and deuterium ions is of neutral total charge.

I det angitte arrangement i fig. 7 og 8, omfatter vakuum-kammeret 1 fire parallelle rør 120, 122, 124, 126 som strekker seg i kammerets lengderetning samt er anordnet i en gruppe anordnet rektangulært over tverrsnittet av kammeret 1, slik det særlig er vist i fig. 8. I fig. 7 er imidlertid rørene vist anordnet side ved side for oversiktens skyld. Ved første og andre par av tilstøtende ender er rørene 26, 20 sammenkoblet over respektive endepartier 130, 132. Ved første og andre par av tilstøtende ytterender er rørene 120, 122 videre sammenføyet ved hjelp av endepartier, henhv. 134 og 136. Ved første og andre par av tilstøtende endepartier er rørene 122, 124 sammenkoblet ved hjelp av endepartier henhv. 138 og 140. Ved første og andre par av tilstøtende ytterender er In the indicated arrangement in fig. 7 and 8, the vacuum chamber 1 comprises four parallel tubes 120, 122, 124, 126 which extend in the longitudinal direction of the chamber and are arranged in a group arranged rectangularly across the cross-section of the chamber 1, as is particularly shown in fig. 8. In fig. 7, however, the pipes are shown arranged side by side for the sake of overview. At the first and second pair of adjacent ends, the pipes 26, 20 are connected over respective end portions 130, 132. At the first and second pair of adjacent outer ends, the pipes 120, 122 are further joined by means of end portions, respectively. 134 and 136. At the first and second pair of adjacent end parts, the tubes 122, 124 are connected by means of end parts respectively. 138 and 140. At first and second pairs of adjacent ends are

videre rørene 124 og 126 sammenkoblet ved hjelp av forskjellige endepartier, henhv. 142 og 144, av kammeret 1. Rørene 120, 126 med endepartiene 130, 132 danner da et første langstrakt, søyfelignende kammerparti, mens rørene 120, 122 sammen med endepartiene 134, 136 danner et annet langstrakt, sløyfelignende kammerparti, og rørene 122 og 124 sammen med endepartiene 138, 140 utgjør et tredje langstrakt, sløyfelignende kammerparti, samt rørene 124 og 126 sammen med endepartiene 142 og 144 danner et fjerde langstrakt, sløyfelignende kammerparti. Det further the pipes 124 and 126 interconnected by means of different end parts, respectively. 142 and 144, of chamber 1. The tubes 120, 126 with the end portions 130, 132 then form a first elongated, funnel-like chamber portion, while the tubes 120, 122 together with the end portions 134, 136 form another elongated, loop-like chamber portion, and the tubes 122 and 124 together with the end parts 138, 140 form a third elongated, loop-like chamber part, and the tubes 124 and 126 together with the end parts 142 and 144 form a fourth elongated, loop-like chamber part. The

fjerde og første kammerparti er felles over lengdeutstrekningen av røret 126, mens første og annet kammerparti er felles over lengdeutstrekningen av røret 126, det annet og tredje kammerparti har som felles avsnitt lengdeutstrekningen av røret 122 samt tredje og fjerde kammerparti har røret 124 felles. fourth and first chamber parts are common over the length of the pipe 126, while first and second chamber parts are common over the length of the pipe 126, the second and third chamber parts have as a common section the length of the pipe 122 and the third and fourth chamber parts have the pipe 124 in common.

Ved den ene ende av den viste baser i fig. 7 innføres enkeltvis ladede deuterium-ioner og deutroner i kammeret 1. På den annen side rettes deuterium-ioner og deutroner inn At one end of the base shown in fig. 7, individually charged deuterium ions and deuterons are introduced into chamber 1. On the other hand, deuterium ions and deuterons are directed into

i røret 120 ved den ytterende av dette rør som er vendt mot endepartiene 130 og 134 av kammeret. Videre rettes ytterligere deuterium-ioner og deutroner inn i røret 124 ved den ytterende av dette rør som er vendt mot endepartiene 138 og 142 av kammeret 1. De deuterium-ioner som innføres i røret 120 vandrer langs røret 120 og videre rundt endepartiet 132 og røret 126, samt derfra gjennom endepartiet 130 av kammeret 1 for bevegelse gjennom det ovenfor nevnte første kammerparti i den viste lukkede og langstrakte sløyfelignende bane 145. På lignende måte vandrer de deutroner som føres inn i røret 120 langs et rør 120 og videre rundt endepartiet 136 samt langs røret 122 og gjennom endepartiet 134 tilbake inn i røret 120 langs den viste, lukkede og langstrakte sløyfelignende bane 146, innenfor det annet av de tidligere nevnte kammerpartier. in the tube 120 at the outer end of this tube which faces the end portions 130 and 134 of the chamber. Furthermore, further deuterium ions and deuterons are directed into the tube 124 at the outer end of this tube which faces the end portions 138 and 142 of the chamber 1. The deuterium ions introduced into the tube 120 travel along the tube 120 and further around the end portion 132 and the tube 126, as well as from there through the end part 130 of the chamber 1 for movement through the above-mentioned first chamber part in the shown closed and elongated loop-like path 145. In a similar way, the deuterons that are introduced into the tube 120 travel along a tube 120 and further around the end part 136 as well as along the tube 122 and through the end portion 134 back into the tube 120 along the shown, closed and elongated loop-like path 146, within the second of the previously mentioned chamber portions.

De deuterium-ioner som innføres i røret 124 beveger seg langs dette rør og videre rundt endepartiet 140, gjennom røret 122, samt rundt endepartiet 138 for derfra å rettes tilbake til røret 124, således at bevegelsen finner sted langs den lukkede, langstrakte sløyfelignende bane 148 The deuterium ions that are introduced into the tube 124 move along this tube and further around the end part 140, through the tube 122, as well as around the end part 138 and from there are directed back to the tube 124, so that the movement takes place along the closed, elongated loop-like path 148

som er vist, innenfor det tredje av de ovenfor nevnte kammerpartier. De deutroner som innføres i røret 124 beveger seg langs dette rør 124 samt rundt endepartiet which is shown, within the third of the above-mentioned chamber parts. The deuterons that are introduced into the tube 124 move along this tube 124 and around the end part

144 av kammeret 1, og videre langs røret 126 samt rundt endepartiet 142 for å rettes tilbake inn i røret 124 og derved oppnå bevegelse langs den viste, lukkede og langstrakte sløyfelignende bane 150, innenfor det tidligere nevnte fjerde parti av kammeret 1. 144 of the chamber 1, and further along the tube 126 as well as around the end portion 142 to be directed back into the tube 124 and thereby achieve movement along the shown, closed and elongated loop-like path 150, within the previously mentioned fourth part of the chamber 1.

Retningsinnstillingen av deuterium-ionene og deutronene langs disse baner samt enhver nødvendig fokusering oppnås ved anvendelse av avbøyningsmagneter og firpolmagneter som tidligere nevnt i forbindelse med utførelsene i fig. The direction setting of the deuterium ions and deuterons along these paths as well as any necessary focusing is achieved by using deflection magnets and quadrupole magnets as previously mentioned in connection with the embodiments in fig.

1 og 2.1 and 2.

Koherent lys angitt ved henvisningstallene 160, 162 rettes inn i rørene 126 og 122 på sådan måte at det frembringes indusert spredning av deutroner som beveger seg langs banen 150, samt av deuterium-ioner som beveger seg langs banen 148, samt også av de deutroner som beveger seg langs banen 146 og de deuterium-ioner som beveger seg langs banen 145. Hvis så ønskes kan reflektorer som de tidligere beskrevne speil eller prismer 8 være anordnet ved den ende av rørene 126 og 122 som ligger lengst bort fra innføringspunktene for lyset, for derved å reflektere lyset tilbake mot vedkommende innføringspunkt. Som tidligere kan det koherent lys være frembragt ved hjelp av lasere. Coherent light indicated by the reference numerals 160, 162 is directed into the tubes 126 and 122 in such a way as to produce induced scattering of deuterons moving along the path 150, as well as of deuterium ions moving along the path 148, as well as of the deuterons which moves along the path 146 and the deuterium ions that move along the path 145. If desired, reflectors such as the previously described mirrors or prisms 8 can be arranged at the end of the tubes 126 and 122 which are farthest from the entry points for the light, for thereby reflecting the light back towards the entry point in question. As before, coherent light can be produced using lasers.

Ved anvendelse av hensiktsmessig avbøyningshindrende fraspark-innretninger, slik som den tidligere beskrevne innretning 9, kan koherente stråler som hver består av sammenblandede deuterium-ioner og deutroner bringes til å avgis fra apparatet ved ytterendene av rørene 120 og 124, hvilket er de motsatte ender av disse rør i forhold til de rørender hvor deutroner og deuterium-ioner ble innført. By the use of suitable anti-deflection kick-off devices, such as the previously described device 9, coherent beams each consisting of intermixed deuterium ions and deuterons can be caused to be emitted from the apparatus at the outer ends of tubes 120 and 124, which are the opposite ends of these tubes in relation to the tube ends where deuterons and deuterium ions were introduced.

Det viste arrangement i fig. 7 og 8 har den fordel atThe arrangement shown in fig. 7 and 8 have the advantage that

det frembringes koherente ionestråler som hver har nøytral totalladning i kraft av hensiktsmessig blanding av ioner av forskjellig polaritet, samtidig som de strømmer av deutroner og deuterium-ioner som beveger seg langs banene 150, 148, 146 og 145 nesten over hele sin lengde-utstrekning er innbyrdes sammenblandet og således har nøytral totalladning. coherent ion beams are produced, each of which has a neutral total charge by virtue of appropriate mixing of ions of different polarity, while at the same time the streams of deuterons and deuterium ions which move along paths 150, 148, 146 and 145 almost over their entire length are intermixed and thus have a neutral total charge.

Det angitte arrangement i fig. 7 og 8 kan naturligvis utvides til å omfatte et antall bevegelsesbaner som er The indicated arrangement in fig. 7 and 8 can of course be extended to include a number of movement paths which are

større enn de viste fire bevegelsesbaner, nemlig 145,greater than the four motion paths shown, namely 145,

146, 148 og 150. Det kan f.eks. anordnes en rør-gruppe som sett i tverrsnitt omfatter åtte, tolv, seksten eller flere sådanne baner. 146, 148 and 150. It can e.g. a tube group is arranged which, seen in cross-section, comprises eight, twelve, sixteen or more such paths.

Skjønt vakuum-kammeret 1 i de beskrevne arrangementer utgjøres av rør som er sammenkoblet over endepartier for å danne sløyfelignende kammerpartier, er det ikke vesentlig at dette er tilfelle. Særlig kan vakuum-kammeret 1 i ethvert tilfelle ganske enkelt utgjøres av et kammer som omgir, som en gruppe, samtlige bevegelsesbaner for partikler inne i baseren. Although the vacuum chamber 1 in the described arrangements is made up of tubes which are interconnected over end portions to form loop-like chamber portions, it is not essential that this is the case. In particular, the vacuum chamber 1 can in any case simply consist of a chamber which surrounds, as a group, all movement paths for particles inside the base.

Skjønt baseren i de beskrevne utførelser i fig. 5 til 8Although the baser in the described embodiments in fig. 5 to 8

er beskrevet å arbeide med ionestrømmer som utgjøres av deuterium-ioner og deutroner, kan også andre ladede partikler anvendes, slik som tidligere beskrevet. is described to work with ion currents made up of deuterium ions and deuterons, other charged particles can also be used, as previously described.

Oppfinnelsen kan også utnyttes til å danne en fusjonsreaktor innrettet for å utløse energi ved hjelp av følgende prosess: The invention can also be utilized to form a fusion reactor designed to release energy by means of the following process:

hvilket vil si en prosess som omfatter fusjon av to deuterium-kjerner (deutroner) til dannelse av en helium-kjerne og en nøytron. which is to say a process that includes the fusion of two deuterium nuclei (deuterons) to form a helium nucleus and a neutron.

Den ene av de to deutroner kan frembringes fra en deuterium-forbindelse, slik som deuteriumoksyd (D20), One of the two deuterons can be produced from a deuterium compound, such as deuterium oxide (D20),

som kan foreligge i pellet-form, mens det annet kan frembringes av baseren i henhold til foreliggende oppfinnelse. Ved denne prosess utsettes da deuterium-oksydet for en eller flere stråler av koherente deutroner frembragt av en eller flere basere i henhold til oppfinnelsen. which can be in pellet form, while the other can be produced by the baser according to the present invention. In this process, the deuterium oxide is exposed to one or more beams of coherent deuterons produced by one or more bases according to the invention.

Strålene kan således påføres fra forskjellige innbyrdes avvikende retninger slik som ved en tredimensjonal gruppe rettet mot pelleter av deutronholdig material, idet disse pelleter tilføres etter hverandre, f.eks. kontinuerlig, til et reaksjonsområde. The rays can thus be applied from different mutually deviating directions, such as in the case of a three-dimensional group aimed at pellets of deuteron-containing material, these pellets being supplied one after the other, e.g. continuously, to a reaction area.

Sammenlignet med nukleære fusjonsprosesser som omfatter retting av koherente foton-stråler mot et deutronholdig material, slik som ved den velkjente implosjonsmetode, for fremstilling av nukleær fusjonsenergi, har den koherente deutronstråle fra en baser i henhold til foreliggende oppfinnelse to klare fordeler. For det første har hver deutronartikkel i den koherente deutronstråle enrgier i området 1 til 10 2 keV, hvilket er 10<3>til 10^ ganger energien av fotoner frembragt i en laser. For det andre reagerer den koherente deutronstråle selv direkte med deutron-pelleten, og kan derfor frembringe nukleær fusjon mer effektivt og uten forsinkelse. Compared to nuclear fusion processes that include directing coherent photon beams at a deuteron-containing material, such as in the well-known implosion method, for producing nuclear fusion energy, the coherent deutron beam from a baser according to the present invention has two clear advantages. First, each deutron particle in the coherent deutron beam has energies in the range 1 to 10 2 keV, which is 10<3> to 10^ times the energy of photons produced in a laser. Second, the coherent deutron beam itself reacts directly with the deutron pellet, and can therefore produce nuclear fusion more efficiently and without delay.

Omfanget av sådan nukleær fusjonsreaktor kan da gjøres mindre, således at anordningen eventuelt kan gjøres bærbar. The scope of such a nuclear fusion reactor can then be made smaller, so that the device can possibly be made portable.

Den nukleære fusjonsprosess i henhold til oppfinnelsen kan også utføres ved fusjon av andre koherente kjerne-partikler enn deuteriumkjerner. Prosessen kan således omfatte blandinger av deuterium- og tritium-kjerner. The nuclear fusion process according to the invention can also be carried out by fusion of coherent nuclear particles other than deuterium nuclei. The process can thus include mixtures of deuterium and tritium nuclei.

De beskrevne arrangementer er fremholdt bare for å forklare oppfinnelsen og mange modifikasjoner kan utføres uten å avvike fra oppfinnelsens grunnleggende prinsipp og omfang, slik som fastlagt ved de etterfølgende patentkrav. The described arrangements are presented only to explain the invention and many modifications can be made without deviating from the basic principle and scope of the invention, as defined by the subsequent patent claims.

Claims

1. A macroscopic baser comprising equipment for producing bosons in an evacuated area, as well as equipment for performing induced scattering of said bosons with the aim of producing a coherent focused boson beam.

2. Macroscopic bases as stated in claim 1 and which further comprise reflection equipment to reflect said bosons within the evacuated area.

3. Macroscopic bases as stated in claim 2, characterized in that said reflection equipment comprises deflection magnets arranged at each end of the evacuated area.

4. Macroscopic bases as specified in claim 2 or 3, and where said reflection equipment comprises electric mirrors.

5. Macroscopic bases as stated in one or more of claims 2 - 4, and where said reflection equipment is arranged to bring into operation said bosons to carry out movements back and forth along a mainly common path of movement within its evacuated area.

6. Macroscopic bases as set forth in any of claims 2-4, and wherein the reflection equipment is arranged to operate the bosons to perform a circular motion within the evacuated area.

7. Macroscopic bases as set forth in any preceding claim and comprising focusing equipment for focusing the bosons of a particle stream within said evacuated region.

8. Macroscopic bases as specified in claim 7, and where said focusing equipment includes magnetic focusing devices.

9. Macroscopic bases as set forth in any preceding claim, wherein said equipment for producing induced scattering comprises a laser beam directed into said bosons.

10. Macroscopic bases as set forth in any of claims 1 to 8, wherein said equipment for producing induced scattering comprises a beam of charged particles directed into said bosons.

11. Macroscopic bases as set forth in claim 10, and wherein said beams of charged particles comprise a beam of protons.

12. Macroscopic bases as set forth in claim 10, and wherein said beams of charged particles comprise a beam of electrons.

13. Macroscopic bases as stated in any preceding claim, and where said equipment for producing bosons in an evacuated area is arranged to produce in operation in said area bosons with several different charges.

14. Macroscopic bases as stated in claim 13, and where said equipment for producing induced scattering of the bosons is arranged to, in operation, perform scattering of the bosons with at least one of said charges to produce the coherent focused boson beam of these bosons.

15. Macroscopic bases as stated in claim 14, and which are arranged and designed to move bosons with two opposite charges along trajectories which, at least over common trajectories, mainly coincide in operation.

16. Macroscopic bases as stated in claim 15, and which are arranged and executed to bring into operation bosons with two opposite charges to move along closed, mainly coincident paths, but in mutually opposite directions of movement, while equipment is arranged for in the least periodically directing bosons with one of said charges out of the corresponding trajectory to form said boson beam.

17. Macroscopic bases as stated in claim 14, and which are arranged and executed to close said movement paths and common path parts in operation, comprise less than the entirety of each of the respective paths, thereby creating in operation along the common parts a complex stream of bosons with said two opposite wires and which is utilized to bring the baser to form said boson beam.

18. Macroscopic bases as stated in claim 17, and where said movement paths are in the form of elongated loops which each form mutually opposite first and second elongated parallel path sections, which for each loop are connected at opposite ends of the respective loop over end portions of the loop.

19. Macroscopic bases as stated in claim 18, and where said loops are arranged side by side such that the common parts of these loops are made up of each of the two elongated track parts for each loop.

20. Macroscopic bases as stated in claim 19, and which are arranged and executed to bring into operation the bosons in circular motion around each loop in mutually opposite directions of rotation, and so that the bosons in each movement path along the common parts of the paths move side by side side or intermingled in the same direction.

21. Macroscopic bases as specified in claim 19 or 20, and which is arranged and executed so that said bosons with two opposite charges in operation are introduced into their path of movement near the starting point of said common path sections.

22. Macroscopic bases as stated in claim 21, and where the equipment for producing scattering comprises a device for sending photons in a coherent light beam, or possibly other particles into the bosons that move along each path of movement, at a corresponding place of the path of movement circumference.

23. Macroscopic bases as specified in claim 15, and which are arranged and designed to move the bosons in operation in at least four particle streams along each closed path of movement, as well as arranged in a group extending in two directions within the plane across the intended direction of the emitted boson beam.

24. Macroscopic bases as stated in claim 23, and where close proximity of the closed orbits within said group in operation causes bosons of opposite polarity in circular motion.

25. Macroscopic bases as stated in claim 24, and where each said movement path has two common parts with the other movement paths, and which mainly coincide with each of the nearest adjacent side paths in said group, the common parts extending in the longitudinal direction of the base , and bosons with each of the two different charges in operation are advanced in the same direction along each of said common path sections.

26. Macroscopic bases as stated in claim 25, characterized in that the common track parts are arranged in the form of a group of rectangular shape seen in cross-section.

27. Macroscopic bases as stated in claim 26, and where the two opposite common path sections within said group, seen in the transverse direction, bosons with one charge polarity and bosons with the opposite charge polarity are introduced at locations near one end of the paths, so that bosons with each of said two opposite charges then form composite particle streams with a mainly neutral electric total charge within these two common path sections.

28. Macroscopic bases as stated in claim 27, and which are arranged and executed so that in operation two boson beams are taken out from the base at adjacent path ends which are located opposite said insertion ends, so that each of these beams comprises bosons with each of said two different polarities , so that said rays get mainly neutral electric total charge.

29. Macroscopic bases as stated in claim 28, and which are made and arranged so that at two further opposite ends of said common path sections coherent light beams are introduced into operation are other particle beams, thereby producing induced scattering to make the bosons that wander along these path sections coherent.

30. Macroscopic bases as claimed in any preceding claim and wherein the bosons comprise ions.

31. Macroscopic bases as set forth in any of claims 15 - 29, and wherein said bosons with a first of said charges comprise deuterons and the bosons with another of said charges comprise individually negatively charged deuterium ions.

32. Method for forming a coherent beam of bosons and which entails that said bosons are produced in an evacuated area and induced scattering of said bosons is produced.

33. Method as stated in claim 32, and where said bosons are reflected within the evacuated area.

34. Method as stated in claim 33, and where said reflection is carried out back and forth along an essentially common path of movement within the evacuated area.

35. Method as stated in claim 33, and where said reflection is carried out so that the bosons are brought to perform a circular movement within the evacuated area.

36. Method as stated in one of the claims 32 - 35, and where said rays are focused within the evacuated area.

37. Method as stated in one of the claims 32 - 36, and wherein said scattering is induced by directing a beam of coherent light into the bosons.

38. Method as stated in one of the claims 32 - 36, and wherein said induced scattering is produced by directing a beam of charged particles into the bosons.

39. Method as stated in claim 38, and wherein said charged particles comprise protons.

40. Method as stated in claim 38, and where said charged particles comprise electrons.

41. Method as stated in one of claims 32 - 40, and where bosons with several different charges are introduced into said evacuated area.

42. Method as stated in claim 41, and where said scattering is carried out with respect to the bosons with at least one of said charges in order to produce the coherent boson beam from these bosons.

43. Procedure as stated in claim 42, and wherein said bosons with two opposite charges are set in motion along trajectories of motion which are set to substantially coincide at least over the respective common path portions.

44. Method as stated in claim 43, and where said bosons with two opposite charges are set in motion along closed, mainly coinciding motion paths, but in opposite directions.

45. Method as stated in claim 42, and where said paths are closed and their common parts comprise less than the entirety of each of the respective paths, so that a common stream of bosons with said two opposite charges is formed over the shared parts, and this stream is directed so that it forms said boson beam.

46. Method as stated in claim 45, and where said movement paths are brought to form elongated loops which each comprise opposite first and second elongated, parallel path parts, which for each loop are joined at mutually opposite ends by means of end parts of the respective loop.

47. Method as stated in claim 46, and where said loops are arranged side by side and such that the common parts of the loops include one of the two elongated track parts of each loop.

48. Method as set forth in claim 47, and where the bosons are brought into circular motion in mutually opposite directions of rotation for adjacent loops, so that the bosons along the common path sections of each path move side by side or intermingled in the same direction.

49. Method as stated in claim 47 or 48, and where said bosons with two opposite charges are introduced into their trajectories from entry points near said common parts.

50. Method as set forth in claim 49, and where scattering is achieved by introducing bosons in a coherent beam, or possibly other particles, into the bosons that move along each path of movement and at each place along the circumference of each path.

51. Method as stated in claim 43, and where the bosons are moved in at least four streams along each closed path arranged in a path group extending in two directions in a plane across the direction of propagation of said boson beam.

52. Method as stated in claim 51, and where closed neighboring orbits within said orbit groups carry bosons of opposite polarity around the relevant motion path.

53. Method as stated in claim 52, and where each movement path has two common parts, which are made to coincide with each of two juxtaposed movement paths in the group, said parts being made to extend in the longitudinal direction and the bosons with the two different charges are advanced in the same direction along each of the common track sections,

54. Method as stated in claim 53, and where the common track sections are brought to form a rectangular track group seen in cross-section.

55. Method as stated in claim 54, and where two mutually opposite in the transverse direction of said common orbital pattern within said group are caused to conduct bosons with one charge polarity and bosons with the other charge polarity which are introduced at places near one end of the respective trajectories, so that the bosons with each of the two charges are brought to form composite particle streams with mainly neutral electric charge within these two common trajectories.

56. Method as stated in claim 55, and where two beams of charged bosons are taken out at adjacent ends of the movement paths which lie opposite said one end of the paths.

57. Method as stated in claim 56, and where coherent light rays or other scattering-inducing particles are introduced into two other opposite ends of said common path sections, thereby making the bosons traveling along these path sections coherent.

58. Method as stated in one of claims 52 to 57, and where said bosons comprise ions.

59. Method as specified in one of claims 43 - 57, and where said bosons with a first of said charges comprise deuterons and bosons with another of said charges comprise individually negatively charged deuterium ions.

60. Method for producing energy by fusion of two atomic nuclei, characterized in that at least one of said cores is present in a coherent core beam directed towards the other of the cores.

61. Procedure as stated in claim 60, and wherein said nuclei are deuterium nuclei.

62. Method as stated in claim 61, and where said nuclear beam is one of several deuteron beams which are directed at said second nucleus.

63. Method as stated in claim 61 or 62, and where said second core is the core of one of a number of deuterium atoms in a pellet of a deuterium compound.

64. Method as stated in claim 63, and where said compound is deuterium oxide (D2 0)•

65. Method as stated in claim 64, and where said compound comprises a tritium compound.

66. Method as stated in one of claims 60 to 65, and where each of said rays is produced by at least one macroscopic baser according to one of claims 1-59.

67. Nuclear fusion reactor arranged to produce energy by the specified method in claim 60, and which comprises a macroscopic baser arranged to produce at least one beam of coherent nuclear nuclei, as well as equipment for positioning further nuclear nuclei to be hit by said beam.

68. A nuclear fusion reactor as set forth in claim 67, and wherein said base is one of a number of bases arranged to produce multiple beams of coherent nuclear nuclei to be directed at said further nuclear nuclei.

69. Nuclear fusion reactor as stated in claim 67 or 68, and where said equipment comprises means for supplying pellets of a deuterium compound.

70. A nuclear fusion reactor as stated in one of claims 67 - 69, and where each of said bases is arranged to produce a coherent beam of deuterons for impingement on said further atomic nuclei.