SK11012003A3 - Magnetické a elektrostatické zadržanie plazmy v konfigurácii s obráteným poľom - Google Patents

Description

Magnetické a elektrostatické zadržanie plazmy v konfigurácii s obráteným poľom

Vynález bol vytvorený so štátnou podporou podľa zmluvy číslo N000-14-99-1-0857, ktorú mu poskytol Úrad námorného výskumu. Časť vedľajšieho výskumu podporilo v rokoch 1992 až 1993 Ministerstvo energetiky USA. Vláda vlastní na tento vynález určité práva.

Oblasť techniky

Vynález sa obecne týka oblasti fyziky plazmy, najmä postupov a prístrojov na zadržanie plazmy. Zadržanie plazmy je významné hlavne pre jadrové fúzne reakcie.

Doterajší stav techniky

Fúzia je proces, v ktorom sa spoja dve ľahké jadrá, aby vytvorili ťažšie jadro. Pri fúzii sa uvoľňuje ohromná energia vo forme rýchle sa pohybujúcich častíc. Pretože jadrá atómu sú kladne nabité (obsahujú protóny), pôsobí medzi nimi odpudivá alebo Coulombova elektrostatická sila. Na vyvolanie fúzie dvoch jadier je potrebné túto odpudivú silu prekonať, k čomu dôjde, ak sa k sebe dve jadrá veľmi priblížia a jadrové sily krátkeho rozsahu dostatočne vzrastú, aby prekonali Coulombovu silu a generovali jadrovú fúziu. Energia potrebná na to, aby jadrá prekonali Coulombovu bariéru, vzniká z ich tepelnej energie, ktorá musí byť značne vysoká. Fúziu je možné napríklad zaznamenať, ak je teplota aspoň rádovo 10⁴ eV, čo zodpovedá približne 100 miliónom Kelvinov. Hodnota fúznej reakcie je funkciou teploty a vyznačuje sa veličinou zvanou reaktivita. Napríklad reaktivita reakcie D-T má široký vrchol v rozmedzí 30 keV a 100 keV.

Typická ľúzna reakcia prebieha nasledovne:

D + D —► He’ (0.8 MeV) + n(2,5 MeV)

D i T —♦ u (3.6 MeV) + n(14,1 MeV)

D + He' — He' (3,7 MeV) + p( 14.7 MeV) a p 4- B 3a(8.7 MeV), kde D označuje deutérium, T tritium, a je jadro hélia, n je neutrón, p je protón, He je hélium a B¹¹ je bór-11. Čísla v zátvorkách pri každej rovnici označujú kinetickú energiu produktov fúzie.

Prvé dve vyššie uvedené reakcie - reakcie D-D a D-T - sú neutrónové, čo znamená, že väčšina energie produktov fúzie sa prenáša rýchlymi neutrónmi.

Nevýhoda neutrónových reakcií spočíva v tom, že

1. tok rýchlych neutrónov spôsobuje veľa problémov, včítane štrukturálneho poškodenia stien reaktora a vysokého stupňa rádioaktivity pre väčšinu stavebných materiálov,

2. energia rýchlych neutrónov sa získava premenou ich tepelnej energie na elektrickú energiu, čo je veľmi neefektívne (účinnosť je menšia ako 30 %).

Výhodou neutrónových reakcií je:

1. vrchol ich aktivity nastáva pri relatívne nízkej teplote,

2. ich straty v dôsledku radiácie sú pomerne nízke, pretože atómové číslo deutéria a tritia je 1.

Produkty reakcie v ďalších dvoch rovniciach - D-He³ a p-B¹¹ - sa nazývajú pokročilé typy palív. Ich fúziou sa nevytvárajú rýchle neutróny ako v prípade neutrónových reakcií, ale nabité častice. Jedna z. výhod týchto pokročilých typov palív spočíva v tom. že vytvárajú omnoho menej neutrónov a preto toľko netrpia s tým spojenými nevýhodami. Pri D-IIe’ vznikajú niektoré rýchle neutróny sekundárnymi reakciami, ale tieto neutróny generujú len 10 % energie produktov fúzie. Reakcia p-B je bez rýchlych neutrónov a vytvára určité pomalé neutróny, vznikajúce zo sekundárnych reakcií, čo však spôsobuje oveľa menej problémov. Ďalšia výhoda pokročilých typov palív spočíva v tom, že ich fúzne produkty obsahujú nabité častice, ktorých kinetická energia môže byť priamo premeniteľná na elektrickú energiu. Vhodným postupom priamej premeny energie je možné veľmi efektívne zhromaždiť energiu pokročilých typov palív ako produktov fúzie, aj vo výške presahujúcej 90 %. V procese priamej premeny energie môžu byť nabité produkty fúzie spomalené a ich kinetická energia premenená priamo na elektrickú energiu.

Pokročilé typy palív však majú aj nevýhody. Patria sem napríklad vyššie atómové čísla pokročilých typov palív (2 pre He¹ a 5 pre B). Preto sú aj ich straty žiarením vyššie ako pri neutrónových reakciách. Pri pokročilých typoch palív je taktiež oveľa obtiažnejšie vyvolať fúziu. Vrchol ich reaktivity nastáva pri oveľa vyšších teplotách a nedosahuje takú výšku ako reaktivita D-T. Vyvolanie fúznej reakcie pri pokročilých typoch palív tak vyžaduje uvedenie do stavu vyššej energie, kde je ich reaktivita významná. Aby teda mohli byt' pokročilé typy palív uvedené do vhodných podmienok pre fúziu, musia byť zadržané po dlhšiu dobu.

Doba zadržania plazmy je J f = r²/D, kde r je minimálny rozmer plazmy a D je difúzny koeficient. Klasická hodnota difúzneho koeficientu je D_c = fl/Vr/e, kde aj je gyrorádius iónu a Tj_e je doba zrážky iónu s elektrónom. Difúzia podľa klasického koeficientu difúzie sa nazýva klasický transport. Bohmov difúzny koeficient v dôsledku nestability krátkych vlnových dĺžok je D r = (1/16) aŕ Qi, kde Qj je gyrofrekvencia iónu. Difúzia podľa tohoto vzťahu sa nazýva anomálny transport. Pre podmienky fúzie

Dr/D_c - (1/16) QjTj_e = 10^x má anomálny transport za následok omnoho kratší čas zadržania ako klasický transport. Tento vzťah určuje, aká veľká musí byť plazma vo lužnom reaktore na základe požiadavky, že doba zadržania pre dané množstvo plazmy musí byť dlhšia ako doba nukleárnej fúznej reakcie plazmy. Vo fúznom reaktore je preto viac žiadúci klasický transport, pretože umožňuje menšiu počiatočnú plazmu.

V prvých experimentoch s toroidným zadržaním plazmy bola zistená doba zadržania

J/ = f/Dq. Vďaka pokrokom, dosiahnutým za posledných 40 rokov, vzrástla doba zadržania na ΔΙ = r²/DR. Jednou zo súčasných koncepcií fúzneho reaktora je Tokamak. Magnetické pole Tokamaku 68 a typická dráha častice 66 je znázornená na obrázku 5. V uplynulých tridsiatich rokoch sa snahy v oblasti fúzie sústredili na reaktor Tokamak, používajúci palivo D-T. Vyjadrením týchto snáh je Medzinárodný experimentálny reaktor (ITER), znázornený na obrázku 7. Nedávne experimenty s Tokamakmi ukazujú, že je možný klasický transport At = r/D_c, pri ktorom je možné znížiť minimálny rozmer plazmy z metrov na centimetre. Pri týchto experimentoch boli vstrekované energetické lúče (50 až 100 keV), aby sa plazma zahriala na teplotu 10 až 30 keV. Pozri W. Heidbrink a G. J. Sadler, 34 Nuclear Fusion 535 (1994). Bolo zistené, že ióny energetických lúčov v týchto experimentoch sa spomaľujú a klasicky difundujú, zatiaľ čo tepelná plazma ďalej difundovala rýchlym anomálnym spôsobom. Príčinou je to, že ióny energetických lúčov majú veľký gyrorádius a ako také nie sú citlivé na zmeny vlnových dĺžok kratších ako gyrorádius iónu (λ < aj). Fluktuácie krátkych vlnových dĺžok majú tendenciu pohybovať sa okolo priemerných hodnôt, čím sa vo výsledku rušia. Elektróny však majú omnoho menší gyrorádius, takže reagujú na fluktuáciu a transport anomálnym spôsobom.

V dôsledku anomálneho transportu musia byť minimálne rozmery plazmy aspoň

2.8 metra. Pri zachovaní tohoto rozmeru je ITER 30 metrov vysoký a priemer má 30 metrov. Je to najmenší realizovateľný D-T reaktor typu Tokainak. Pre pokročilé typy palív, ako je napríklad D-He’ aby reaktor typu Tokamak musel byť omnoho väčší, pretože čas pre nukleárnu reakciu paliva je omnoho dlhší. Reaktor Tokamak, ktorý používa D-T palivo, má ďalší problém spočívajúci v tom, že väčšina energie fúznych produktov sa prenáša neutrónmi s energiou .14 meV, Čo vyvoláva poškodenie žiarením a v dôsledku toku neutrónov indukuje reaktivitu takmer vo všetkých konštrukčných materiáloch. Premena ich energie na elektrickú energiu musí okrem toho prebiehať ako tepelný proces, ktorého účinnosť nepresahuje 30 %. . .

Ďalšou navrhovanou konfiguráciou je reaktor so zrážkou lúčov. V reaktore so zrážkou lúčov je okolitá plazma bombardovaná lúčmi iónov. Lúče obsahujú ióny s energiou, ktorá je omnoho vyššia ako pri tepelnej plazme. Generovanie vhodných fúznych reakcií v tomto type reaktora je nemožné, pretože okolitá plazma iónové lúče spomaľuje. Boli predložené rôzne návrhy, ako tento problém zredukovať a maximalizovať počet jadrových reakcií.

Napríklad patent USA číslo 4065351, autorom ktorého je Jassby a kol., opisuje postup vytvorenia proti sebe sa pohybujúcich zrážajúcich sa lúčov deuterónov a tritónov v toroidnom systéme. V patente USA číslo 4057462, autorom ktorého je Jassby a kol., je vstrekovaná elektromagnetická energia na vyrovnanie účinkov plazmatickej rovnováhy, vzniknutej na jednom z druhov iónov. Toroidný systém je označený ako Tokamak. V patente USA číslo 4894199. ktorého autorom je Rostoker, sú lúče deutéria a tritia vstrekované a zachytávané rovnakou priemernou rýchlosťou ako pri Tokamaku, zrkadlené alebo spracované v zrkadlovo obrátenej konfigurácii. Studená okolitá plazma má nízku hustotu s jedným cieľom - zachytávať lúče. Lúče reagujú, pretože majú vysokú teplotu, a spomaľovanie je spôsobené najmä elektrónmi, ktoré doprevádzajú vstrekované ióny. Elektróny sú zahrievané iónmi a v tomto prípade je spomaľovanie minimálne.

V žiadnom z týchto zariadení však nehrá úlohu rovnovážne elektrické pole. Ďalej v žiadnom z nich nedochádza k pokusu zredukovať anomálny transport a dokonca sa o tomto transporte ani neuvažuje.

Iné patenty uvažujú o elektrostatickom zadržaní iónov a v niektorých prípadoch aj o magnetickom zadržaní elektrónov. Patrí sem patent USA číslo 3 258 402 a patent USA číslo 3 386 883, autorom ktorých je Farnsworth, ktoré opisujú elektrostatické zadržanie iónov a interné zadržanie elektrónov, patent USA číslo 3 530 036, autorom ktorého je

Hirsch a kol., a patent USA číslo 3 530 497, autorom ktorého je Hirsch. ktoré sú podobné objavom Farnswortha, patent USA číslo 4 233 537, autorom ktorého je Limpaecher, ktorý opisuje elektrostatické zadržanie iónov a magnetické zadržanie elektrónov s viacpólovými odrazovými stenami s vrcholmi a patent USA číslo 4 826 646_x autorom ktorého je Bussard, ktorý je podobný patentu Limpaechera, a zaoberá sa bodovými vrcholmi. Žiaden z týchto patentov neuvažuje o elektrostatickom zadržaní elektrónov, ani o magnetickom zadržaní iónov. Hoci existuje veľa výskumných projektov o elektrostatickom zadržaní iónov, v žiadnom z nich sa nepodarilo generovať požadované elektrostatické pole, aby ióny mali požadovanú hodnotu pre fúzny reaktor. A. konečne žiaden z vyššie uvedených patentov nerozoberá magnetickú topológiu konfigurácie s obráteným poľom.

Konfigurácia s obráteným poľom (Field Reversed Configuration, FRC) bola objavená náhodne okolo roku 1960 v Námornom výskumnom laboratóriu (Naval Research Laboratory) počas experimentov v oblasti azimutálneho pincha (theta pinch). Typická tecnnológia FRC, v ktorej má vnútorné magnetické pole obrátený smer, je znázornená na obrázkoch 8 a 10 a dráhy častíc vo FRC sú znázornené na obrázkoch 11 a 14. V Spojených štátoch a v Japonsku získalo podporu veľa výskumných programov v oblasti FRC. O teórii a experimentoch vo výskume FRC v rokoch 1960 až 1988 bol vypracovaný komplexný prehľad. Pozri M. Tuszewski, 28 Nuclear Fusion 2033 (1988). Biela kniha o vývoji FRC opisuje výskum v roku 1996 a uvádza odporúčania pre ďalší výskum, pozri L. C. Stemhauer et al., 30 Fusion Technology 116 (1996). Do tejto doby bola pri experimentoch s FRC táto konfigurácia vytváraná metódou theta pinch. Použitím uvedenej metódy nesú polovicu prúdu ióny a polovicu elektróny, a preto v plazme vzniká zanedbateľné elektrostatické pole a nedochádza tu k elektrostatickému zadržaniu. Ióny a elektróny v týchto FRC boli zadržané magneticky. Takmer vo všetkých experimentoch s FRC sa predpokladá existencia anomálneho transportu. Pozri napríklad Tuszewski, začiatok kapitoly 1.5.2, strana 2072.

Podstata vynálezu

Na vyriešenie problému, s ktorým sa stretávajú predchádzajúce plazmové systémy, je tu opísaný systém a prístroj na zadržanie plazmy, v ktorom sú ióny plazmy magneticky zadržiavané na stabilných veľkých dráhach a elektróny sú zadržiavané v elektrostatických jamách. Hlavnou inováciou vynálezu v porovnaní s predchádzajúcimi prácami s FRC je súbežné elektrostatické zadržanie elektrónov a magnetické zadržanie iónov, ktoré ma tendenciu eliminovať anomálny transport a podporovať klasické zadržanie elektrónov aj iónov. V tejto konfigurácii môžu mať ióny adekvátnu hustotu a teplotu, takže po kolíziách sú fúziou spojené jadernou silou a uvoľňujú fúznu energiu.

V preferovanom uskutočnení obsahuje zadržiavajúci systém plazmy komoru, generátor magnetického poľa na pôsobenie,magnetického poľa v smere pozdĺž hlavnej osi a kruhovú plazmovú vrstvu obsahujúcu cirkulujúci zväzok iónov. Ióny kruhovej vrstvy plazmového lúča sú zadržiavané prevažne v komore magnetickou silou v rámci dráh a elektróny sú zadržiavané v elektrostatickej jame. V jednom aspekte preferovaného uskutočnenia obsahuje generátor magnetického poľa cievku s prúdom. Systém prednostne ďalej obsahuje zrkadlové cievky pri okrajoch komory, ktoré zvyšujú pôsobiace magnetické pole na koncoch komory. Systém môže tiež obsahovať vstrekovač lúča na vstrekovanie neutralizovaného iónového lúča do pôsobiaceho magnetického poľa, pričom lúč vstupuje do dráhy následkom sily vyvolanej pôsobiacim magnetickým poľom. V inom aspekte preferovaných uskutočnení vytvára systém magnetické pole s topológiou s obrátenou konfiguráciou.

Opisovaný je tiež postup zadržania plazmy zahŕňajúci kroky magnetického zadržania iónov v dráhach v magnetickom poli a elektrostatické zadržanie elektrónov v energetickej jame. Pôsobiace magnetické pole môže byť upravené tak, aby vytváralo a riadilo elektrostatické pole. V jednom aspekte metódy je pole vyladené tak, aby sa priemerná rýchlosť elektrónov blížila k nule. V inom aspekte je pole vyladené tak, aby priemerná rýchlosť elektrónu bola v rovnakom smere ako priemerná rýchlosť iónov. V inom aspekte vynálezu sa uvedeným postupom vytvára magnetické pole s obrátenou konfiguráciou, v ktorom je zadržiavaná plazma.

V inom aspekte preferovaných uskutočnení je v magnetickom poli s obrátenou konfiguráciou obsiahnutá kruhová vrstva plazmy. Plazmová vrstva obsahuje kladne nabité ióny, pričom v podstate všetky ióny sú neadiabatické, a elektróny obsiahnuté v jame s elektrostatickou energiou. Plazmová vrstva rotuje a tvorí vnútorné magnetické pole dostatočnej veľkosti, aby vyvolalo obrátenie poľa.

V iných aspektoch preferovaného uskutočnenia môže plazma obsahovať aspoň dva rôzne druhy iónov, z ktorých jeden alebo oba môžu byť z pokročilých typov palív.

Ióny s veľkými dráhami majúce neadiabatickú plazmu majú tendenciu brániť anomálnemu prenosu iónov. Ten je možné uskutočniť v FRC, pretože cez povrch v plazme magnetické pole mizne (je nulové). Ióny s veľkou dráhou majú tendenciu byť necitlivé ku krátkovlnným fluktuáciám, ktoré vyvolávajú anomálny transport.

Magnetické zadržanie je neúčinné pre elektróny, pretože majú v dôsledku svojej malej hmotnosti malý gyroiádius, a sú preto citlivé na krátkovlnné fluktuácie, ktoré vyvolávajú anomálny transport. Elektróny sú preto účinne zadržané v hlbokej potenciálovej jame elektrostatickým poľom, ktoié má tendenciu brániť anomálnemu transportu energie elektrónmi. Elektróny, ktoré uniknú zadržaniu, musia cestovať z oblasti s vysokou hustotou v blízkosti nulového povrchu k povrchu plazmy. Pritom sa väčšina ich energie spotrebuje na stúpanie v energetickej jame. Keď elektróny dosiahnu povrch plazmy, ktorý opusti s iónmi - produktmi fúzie, majú už na transport nedostatok energie. Silné elektrické pole má tiež tendenciu vyvolávať rotáciu všetkých iónových dráh v diamagnetickom smere, takže budú zadržané. Elektrostatické pole ďalej vytvára pre elektróny chladiaci mechanizmus, ktorý znižuje ich radiačné straty.

Zvýšená zadržiavajúca schopnosť umožňuje užívať pokročilé typy palív, ako je D-He³ a y?-B a tiež neutrónové reaktanty, ako je D-D a D-T. V reakcii D-He³ vznikajú na základe sekundárnych reakcií rýchle neutróny, ale je to tiež zdokonalenie v porovnaní s reakciou D-T. Preferuje sa reakcia p-B, pri ktorej nevznikajú problémy s rýchlymi neutrónmi.

Ďalšou výhodou pokročilých typov palív je priama premena energie z fúznej reakcie, pretože produkty fúzie sú pohybujúce sa nabité častice, ktoré vytvárajú elektrický prúd. To je výrazné zlepšenie v porovnaní napríklad s Tokamakmi, kde sa na premenu kinetickej energie rýchlych neutrónov na elektrický prúd používa proces premeny tepelnej energie. Účinnosť procesu premeny tepelnej energie je nižšia ako 30 %, zatiaľ čo účinnosť priamej premeny energie môže byť až 90 %.

Ďalšie aspekty a vlastnosti vynálezu vyjdú najavo z nasledujúceho opisu a v súvislosti so sprievodnými výkresmi.

Prehľad obrázkov na výkrese

Preferované uskutočnenia sú znázornené ako príklad a neslúžia ako obmedzenie vynálezu. Ilustrované sú obrázkami sprievodných výkresov, v-ktorý ch analogické vzťahové značky označujú analogické komponenty. Obrázky IA a IB znázorňujú Lorentzovu silu pôsobiacu na kladný a záporný náboj; obrázky 2A a 2B znázorňujú Lamorove dráhy nabitých častíc v konštantnom magnetickom poli; obrázok 3 znázorňuje drift E x B; obrázok 4 znázorňuje gradientový drift; obrázok 5 znázorňuje dráhu adiabatickej častice vTokamaku; obrázok 6 znázorňuje dráhu neadiabatickej častice vbetatróne; obrázok 7 znázorňuje Medzinárodný termonukleárny experimentálny reaktor (ITER); obrázok 8 znázorňuje magnetické pole FRC; obrázky 9A a 9B znázorňujú diamagnetický smer a náprotivný smer FRC; obrázok 10 znázorňuje systém so zrážkou lúča; obrázok 11 znázorňuje dráhu betatrónu; obrázky 12A a 12B znázorňujú magnetické pole a smer gradientového driftu v FRC; obrázky 13A a 13B znázorňujú elektrické pole a smer driftu Ex B v FRC; obrázky 14A, 14B a 14C znázorňujú driftové dráhy iónov; obrázky 15A a 15B znázorňujú Lorentzovu silu na koncoch FRC; obrázky 16A a 16B znázorňujú vyladenie elektrického poľa a elektrický potenciál v systéme so zrážkou lúča; obrázok 17 znázorňuje Maxwellove rozdelenie; obrázky 18A a 18B znázorňujú priechod od dráh betatrónu kdriftovým dráham následkom zrážok medzi iónmi pod veľkým uhlom; obrázok 19 znázorňuje dráhy betatrónu A, B, C a D, ak sa uvažuje o zrážkach elektrónov s iónmi pod malým uhlom; obrázky 20A, 20B a 20C znázorňujú obrátenie magnetického poľa v FRC; obrázky 21A, 21B, 21C a 21D znázorňujú vplyvy vyladenia vonkajšieho magnetického poľa B_o v FRC; obrázky 22A, 22B, 22C a 22D znázorňujú výsledky opakovania pre plazmu D-T; obrázky 23A, 23B, 23C a 23D znázorňujú výsledky opakovania pre plazmu D-He¹; obrázok 24 znázorňuje výsledky opakovania pre plazmu />; obrázok 25 znázorňuje príklad zadržujúcej komory; obrázok 26 znázorňuje neutralizovaný iónový lúč, ktorý je polarizovaný pred vstupom do zadržujúcej komory; obrázok 27 je čelný pohľad na neutralizovaný iónový lúč pri kontakte s plazmou v zadržujúcej komore; obrázok 28 znázorňuje schematický bokorys zadržujúcej komory podľa preferovaného uskutočnenia štartovacej procedúry; obrázok 29 znázorňuje schematický bokorys zadržujúcej komory podľa ďalšieho preferovaného uskutočnenia štartovacej procedúry; obrázok 30 znázorňuje stopy sondy B označujúce vytvorenie FRC.

Príklady uskutočnenia vynálezu

Ideálny fúzny reaktor rieši problém anomálneho transportu iónov aj elektrónov. Anomálny transport iónov je eliminovaný magnetickým zadržaním v konfigurácii s obráteným poľom (Field Reversed Configuration, FRC) takým spôsobom, že väčšina iónov má veľkú, neadiabatickú dráhu, vďaka čomu sú necitlivé na krátkovlnné fluktuácie, ktoré vyvolávajú anomálny transport adiabatických iónov. Pre elektróny sa anomálnemu transportu energie možno vyhnúť vyladením zvonka pôsobiaceho magnetického poľa, aby vzniklo silné elektrické pole, ktoré elektróny elektrostaticky uzatvorí v hlbokej potenciálovej jame. Pri súčasnom zadržujúcom prístroji a postupe je možné používať fúznu palivovú plazmu zahŕňajúcu pokročilé typy palív a procesy potom nie sú obmedzené na neutrónové palivá. (Diskusie o pokročilých typoch palív pozri R. Feldbacher a M. Heindler, Nuclear lnstrunients and Methods in Physics Research, A271 (1988) JJ-64 (North Holland Amsterdam).

Pri riešení problému anomálneho transportu, ktorý sa tu vyskytuje, sa využíva špecifická konfigurácia magnetického poľa, čo je konfigurácia s obráteným magnetickým poľom (FRC). Hlavne potom existencia oblasti v FRC, kde magnetické pole mizne, umožňuje získať plazmu s väčšinou neadiabatických iónov.

SÚVISIACE TEÓRIE

Skôr, ako podrobne opíšeme systém a prístroj, pomôže nám, keď najprv v prehľade uvedieme základné pojmy potrebné na pochopenie tu obsiahnutých myšlienok.

Lorentzova sila a dráhy častíc v magnetickom poli

Na časticu s elektrickým nábojom q pohybujúcu sa rýchlosťou v v magnetickom poli B pôsobí sila TA , daná vzťahom v x B

Fĺ ----- ú) c

Sila Fl sa nazýva Lorentzova sila. Táto sila, rovnako ako všetky rovnice používané v tejto diskusii, je daná gaussovým systémom jednotiek. Smer Lorentzovej sily závisí od znamienka elektrického náboja q. Sila je kolmá na rýchlosť aj magnetické pole. Na obrázku 1A je znázornená Lorentzova sila 30 pôsobiaca na kladný náboj. Rýchlosť častice je znázornená vektorom 32. Magnetické pole je 34. Obdobne obrázok B znázorňuje

L.orentzovu silu 30 pôsobiacu na záporný náboj.

Ako bolo vysvetlené, Lorentzova sila je kolmá na rýchlosť častice. Magnetické pole tak nemôže pôsobiť silou v smere rýchlosti častice. Vyplýva to z druhého Newtonovho zákona F ma, to znamená magnetické pole nedokáže urýchliť časticu v smere jej rýchlosti. Magnetické pole môže len ohnúť dráhu častice, ale veľkosť jej rýchlosti nie je ovplyvnená magnetickým poľom.

Obrázok 2A ukazuje dráhu kladne nabitej častice v stálom magnetickom poli 34. Lorentzova sila 30 má v tomto prípade stálu veľkosť a dráha 36 častice je kruhová. Táto kruhová dráha 36 sa nazýva Larmorova dráha (orbit). Polomer kruhovej dráhy 36 sa nazýva gyrorádius 38.

Rýchlosť častice má zložku rovnobežnú s magnetickým poľom a zložku kolmú na pole. takomto prípade vykonáva častica dva súčasné pohyby: rotáciu okolo magnetickej siločiary a posun pozdĺž nej. Kombináciou týchto dvoch pohybov vzniká špirála, ktorá sleduje magnetickú siločiaru 40 Tá je znázornená na obrázku 2B.

Častica sa na svojej Larmorovej dráhe otáča okolo magnetickej siločiary. Počet radiánov za jednotku času je gyrofrekvencia častice, ktorá je označená Ω a je daná rovnicou:

El = qB/(mc) (2) kde m je hmotnosť častice a c je rýchlosť svetla. Gyrorádius a p nabitej častice je daný vzťahom α£ = ν_±/Ω (3) kde v_± je zložka rýchlosti kolmej na magnetické pole.

Drift E x B a ttradientový dri f t

Elektrické pole ovplyvňuje dráhy nabitých častíc, ako znázorňuje obrázok 3. Na obrázku 3 smeruje magnetické pole 44 k čitateľovi. Dráhou kladne nabitého iónu, na ktorý by pôsobilo len magnetické pole 44, by bol kruh 36, čo platí aj pre elektrón 42.

V prítomnosti elektrického poľa 46, ak sa pohybuje ión v smere elektrického poľa 46. sa jeho rýchlosť zvyšuje. Ako možno zistiť, ión je urýchľovaný'silou qE. Ďalej možno zistiť, že podľa rovnice 3 sa gyrorádius iónu bude zvyšovať s nárastom rýchlosti.

Keď je ión urýchľovaný elektrickým poľom 46, magnetické pole 44 ohýba jeho dráhu.

V určitom bode ión obracia smer a začína sa pohybovať v smere opačnom k elektrickému poľu 46. Potom ión spomalí a jeho gyrorádius preto klesne. Gyrorádius iónu sa tak striedavo zvyšuje a znižuje, čím vzniká postranný drifi (unášanie) dráhy iónu 48 v smere —♦ —+

50. ako ukazuje obrázok 3. Tento pohyb sa nazýva drift E x B. Obdobne sú aj dráhy elektrónu 52 unášané v rovnakom smere 50.

Podobný drift môže byť vyvolaný gradientom magnetického poľa 44, ako ukazuje obrázok 4. Na obrázku 4 smeruje magnetické pole 44 k čitateľovi. Gradient magnetického poľa je v smere 56. Zvýšenie intenzity magnetického poľa je znázornené nahustením bodiek v obrázku.

Z rovníc 2 a 3 vyplýva, že gyrorádius je nepriamo úmerný intenzite magnetického poľa. Keď sa ión pohybuje v smere zvyšujúceho sa magnetického poľa, jeho gyrorádius bude klesať, pretože sa zvyšuje Lorentzova sila a naopak. Gyrorádius iónu tak striedavo klesá a rastie, čím vzniká postranné unášanie (drift) dráhy 58 v smere 60. Tento pohyb sa nazýva gradientový drift. Dráhy elektrónu 62 sú unášané (driftujú) v opačnom smere 64.

Adiabatické a neadiabatické častice

Väčšina plazmy je tvorená adiabatickými časticami. Adiabatické častice tesne sledujú magnetické siločiaiy a majú malý gyrorádius. Obrázok 5 znázorňuje dráhu 66 adiabatickej častice, ktorá tesne sleduje magnetickú siločiaru 68. Opisované magnetické siločiary 68 sú siločiary Tokamaku.

Neadiabatická častica má veľký gyrorádius. Nesleduje magnetické siločiary a je obvykle energetická. Existuje aj iná plazma, ktorá obsahuje neadiabatické častice. Obrázok ilustruje neadiabatickú plazmu pre prípad betatrónu. Póly 70 vytvárajú magnetické pole

72. Ako ukazuje obrázok 6, dráha častice 74 nesleduje magnetické siločiary 72.

Žiarenie v plazme

Pohybujúca sa nabitá častica vyžaruje elektromagnetické vlny. Výkon vyžiarený časticou je úmerný štvorcu náboja. Náboj iónu je Ze, kde e je náboj elektrónu a Z je atómové číslo. Pre každý ión preto bude existovať Z voľných elektrónov, ktoré budú vyžarovať. Celkový výkon vyžarovaný týmito Z elektrónmi je úmerný tretej mocnine atómového číslu (Z³).

Nabité častice v FRC

Obrázok 8 znázorňuje magnetické pole FRC '70. Systém má valcovitý tvar s osou 78. V FRC sú dve oblasti magnetických siločiar: otvorená 80 a zatvorená 82. Povrch, ktorý delí obidve oblasti sa nazýva separátor 84. FRC tvorí valcovitý nulový povrch 86, x ktorom mizne magnetické pole. V centrálnej časti 88 FRC sa magnetické pole v smere osi významne nemení. Na koncoch 90 sa magnetické pole v smere osi významne mení. Magnetické pole sa pozdĺž centrálnej osi 78 obracia v FRC smer, z ktorého vzniklo označenie „obrátene“ v pojme „konfigurácia s obráteným poľom“ (Field Reversed Configuration, skratka FRC).

Na obrázku 9A je magnetické pole zvonka nulového povrchu 94 v prvom smere 96. Magnetické pole vo vnútri nulového povrchu pôsobí v druhom smere 98. Ak sa pohybuje ión v smere 100, pôsobiaca Lorentzova sila 30 smeruje k nulovému povrchu 94. To možno ľahko zistiť použitím pravidla pravej ruky. Pre častice, ktoré sa pohybujú v diamagnetickom smere 102 smeruje Lorentzova sila vždy k nulovému povrchu 94. Následkom tohoto javu vzniká dráha častice nazývajúca sa betatrónová dráha, ktorá je opisovaná nižšie.

Obrázok 9B znázorňuje ión pohybujúci sa v smere 104, opačnom k diamagnetickému smeru. V tomto prípade pôsobí Lorentzova sila smerom od nulového povrchu 94. Následkom tohoto javu vzniká dráha častice nazývajúca sa driftová dráha, ktorá je opisovaná nižšie. Diamagnetický smer pre ióny je smer opačný k diamagnetickému smeru pre elektróny a naopak.

Obrázok 10 znázorňuje prstencovitú alebo kruhovú plazmovú vrstvu 106, ktorá sa otáča v diamagnetickom smere iónov 102. Prstenec 106 je umiestnený okolo nulového povrchu 86. Magnetické pole 108 vytvorené kruhovou plazmovou vrstvou 106 v kombinácii s magnetickým poľom pôsobiacim zvonka 110 tvorí magnetické pole s topológiou FRC (topológia je znázornená na obrázku 8).

Iónový lúč, ktorý tvorí plazmovú vrstvu 106, má určitú teplotu. Rýchlosti iónov tvorí Maxwellove rozdelenie v ráme otáčajúcom sa priemernou uhlovou rýchlosťou iónového lúča. Zrážky medzi iónmi rôznych rýchlostí majú za následok fúzne reakcie. Z tohoto dôvodu sa vrstva plazmového lúča alebo energetické jadro 106 nazýva systémom so zrážkou lúča.

Obrázok 11 znázorňuje hlavný typ iónových dráh v systéme so zrážkou lúča nazývaný betatrónová dráha 112. Betatrónovú dráhu 112 možno vyjadriť ako sínusovú vlnu sústredenú okolo nulového kruhu HA Ako je vysvetlené vyššie, magnetické pole na nulovom kruhu 114 mizne. Rovina dráhy 112 je kolmá na os 78 FRC. Ióny v tejto dráhe 112 sa pohybujú od počiatočného bodu 116 v diamagnetickom smere 102. Ión v betatrónovej dráhe má dva pohyby: oscilačný v radiálnom smere (kolmom na nulový kruh 114) a translačný pozdĺž nulového kruhu 114.

Na obrázku 12A je grafické znázornenie magnetického poľa 118 v FRC. Pole J_í_8 vzniká použitím jednorozmerného modelu rovnováhy, ktorý bude rozobraný nižšie v súvislosti s teóriou vynálezu. Horizontálna os grafu predstavuje vzdialenosť v centimetroch od osi FRC 78. Magnetické pole je v kilogaussoch. Ako opisuje graf, magnetické pole 118 mizne v polomere nulového kruhu 120.

Ako znázorňuje obrázok 12B, na častice pohybujúce sa blízko nulového kruhu bude pôsobiť gradient 126 magnetického poľa v smeru od nulového povrchu 86. Magnetické pole zvonka nulového kruhu má prvý smer 122, zatiaľ čo magnetické pole vo vnútri nulového kruhu má druhý smer 124 opačný k prvému. Smer gradientového driítu je daný výsledkom násobenia B x VB, kde VB je gradient magnetického poľa. Použitím pravidla pravej ruky možno zistiť, že smer gradientového driftu je opačný k diamagnetickému smeru nezávisle od toho, či je ión zvonka a lebo vo vnútri nulového kruhu 128.

Obrázok 13A je grafickým znázornením elektrického poľa 130 v FRC. Vodorovná os grafu predstavuje vzdialenosť v centimetroch od osi FRC 78. Elektrické pole je vyjadrené vo voltoch / cm. Ako ukazuje graf, elektrické pole 130 v blízkosti polomeru nulového kruhu 120 mizne.

Ako ukazuje obrázok 13B, elektrické pole ióny neobmedzuje - pôsobí v smeroch 132, 134 od nulového povrchu. Magnetické pole je rovnaké ako v predchádzajúcom prípade v smeroch 122, 124. Použitím pravidla pravej ruky možno zistiť, že drift E x B má diamagnetický smer nezávisle od toho, či je ión zvonka alebo vo vnútri nulového povrchu

136.

Obrázky 14A a 14B ukazujú iný typ spoločnej dráhy v FRC, ktorý' sa nazýva driftová dráha 138. Driftové dráhy 138 môžu byť zvonka nulového povrchu, ako ukazuje obrázok 14A. alebo vo vnútri tohoto povrchu, ako ukazuje obrázok 14B. Driftové dráhy 138 rotujú v diamagnetickom smere, ak prevažuje E x B, alebo v opačnom smere, ak dominuje gradientový drift. Driftové dráhy 138 znázornené na obrázkoch 14A a 14B rotujú od počiatočného bodu 116 v diamagnetickom smere 102.

Driííovú dráhu znázornenú na obrázku 14C si možno predstaviť ako krúžok kotúľajúci sa po relatívne väčšom kruhu. Malý kruh 142 sa otáča okolo svojej osi v zmysle 144. Kotúľa sa tiež po veľkom kruhu 146 v smere 102. Bod 140 bude v priestore opisovať dráhu obdobnú 138.

Obrázky 15A a 15B znázorňujú smer Lorenzzovej sily na koncoch FRC. Na obrázku 15A je znázornený ión pohybujúci sa v diamagnetickom smere 102 rýchlosťou 148 v magnetickom poli 150. Použitím pravidla pravej ruky možno zistiť, že Lorentzova sila 152 má tendenciu tlačiť ión späť do oblasti uzatvorených siločiar poľa. V tomto prípade preto Lorentzova sila 152 zadržuje ióny. Na obrázku 15B je znázornený ión pohybujúci sa v smere opačnom k diamagnetickému smeru rýchlosťou 148 v magnetickom poli 150. Použitím pravidla pravej ruky možno zistiť, že Lorentzova sila 152 má tendenciu tlačiť ión do oblasti otvorených siločiar poľa. V tomto prípade preto Lorentzova sila 152 nezadržuje ióny.

Magnetické a elektrostatické zadržanie v FRC

Plazmová vrstva 106 (pozri obr. 10) môže byť vytvorená v FRC vstreknutím energetických iónových lúčov okolo nulového povrchu 86 v diamagnetickom smere 102 iónov. (Podrobný rozbor rôznych postupov vytvárania FRC a plazmového prstenca nasleduje ďalej). V cirkulujúcej plazmovej vrstve 106 má väčšina iónov betatrónové dráhy 112 (pozri obr. II), sú energetické a neadiabatické a sú teda necitlivé na krátkodobé fluktuácie, ktoré vyvolávajú anormálny transport.

Bolo zistené, že v plazmovej vrstve 106 vzniklej v FRC a v rovnovážnych podmienkach vytvára zachovanie hybnosti vzťah medzi uhlovou rýchlosťou iónov ω/ a uhlovou rýchlosťou a>_e. (Odchýlka tohoto vzťahu je udaná nižšie v súvislosti s teóriou vynálezu). Vzťah je ~ ωί [ 1 - ω_ζ·/Ω₀]. kde Ω_ο - Z_eB_a /(mjc) (4)

V rovnici 4 je Z atómové číslo iónu, m j je hmotnosť iónu, e je náboj elektrónu, B_t, je veľkosť pôsobiaceho magnetického poľa a c je rýchlosť svetla. V tejto rovnici sa vyskytujú tri voľné parametre: pôsobiace magnetické pole B_o. uhlová rýchlosť elektrónu a>_e a uhlová rýchlosť iónu ω/. Ak sú známe sú dva z nich, tretí je možné určiť z rovnice 4.

Pretože plazmová vrstva 106 je tvorená vstreknutím iónových lúčov do FRC, stanoví sa uhlová rýchlosť tónov vstreknutím kinetickej energie lúča W\, ktorá je daná rovnicou = 1/2 mjV^ = 1/2 mi (ω, r.7

Tu je V] = a)j r₀ , kde Vj je rýchlosť vstrekovania iónov, ω/ je cyklotrónová frekvencia iónov a r₀ je polomer nulového povrchu 86. Kinetická energia elektrónov v lúči sa neuvažuje, pretože hmotnosť elektrónu m_e je omnoho menšia ako hmotnosť iónu mj.

Pre stálu rýchlosť vstrekovania lúča (stálu ω/) možno pôsobiace magnetické pole Β_ΰ vyladiť tak, aby bolo možné získať rôzne hodnoty m_e. Ako bude vysvetlené, vyladením vonkajšieho magnetického poľa B_o tiež vznikajú rôzne hodnoty elektrostatického poľa vo vnútri plazmovej vrstvy. Táto vlastnosť vynálezu je znázornená na obrázkoch 16A a 16B. Obrázok 16A ukazuje získanie troch hodnôt elektrického poľa (vo voltoch / cm) pre rovnakú rýchlosť vstrekovánia ω; =^: 1,35 x 10⁷ s'¹, ale pre rôzne hodnoty pôsobiaceho magnetického poľa 5₀:

	Hodnota	Pôsobiace magnetické pole (Bo)	Uhlová rýchlosť elektrónu M
	154	Bo = 2,77 kG
	156	Bo = 5,15 kG	we = 0,625 x 107 s'1
L _	158	Bn = 15,5 kG	J.l 1 x 107 s1

Hodnoty vo vyššie uvedenej tabuľke boli stanovené podľa rovnice 4. Je známe, že v rovnici 4 znamená oj_e > 0. Í2₍₎ > αη a elektróny sa teda otáčajú v smere opačnom k diamagnetickcmu smeru. Obrázok 16B znázorňuje elektrický potenciál (vo voltoch) pre rovnaký súbor hodnôt B_n a co_e . Horizontálna os predstavuje na obrázkoch 16A a 16B vzdialenosť od osi FRC 78. zobrazenú na grafe v centimetroch. Analytické výrazy pre elektrické pole a elektrický potenciál sú uvedené vyššie v súvislosti s teóriou vynálezu.

Tieto výrazy závisia vo veľkej miere od co_e .

Vyššie uvedené výsledky možno vysvetliť jednoducho na fyzikálnych princípoch. Keď sa ióny otáčajú v diamagnetickom smere, sú magneticky obmedzované Lorentzovou silou. To bolo znázornené na obrázku 9A. Pre elektróny, otáčajúce sa v rovnakom smere ako ióny, pôsobí L.orentzova sila v opačnom smere, takže elektróny by neboli obmedzované. Elektróny opúšťajú plazmu a následkom toho sa vytvára nadbytok kladného náboja. Tak vzniká elektrické pole, ktoré bráni ďalším elektrónom opustiť plazmu. Smer a veľkosť elektrického poľa je v rovnovážnom stave určený zachovaním momentu. Príslušné matematické podrobnosti sú uvedené ďalej v súvislosti s teóriou vynálezu.

Elektrostatické pole hrá významnou úlohu v transporte elektrónov a iónov. Preto spočíva dôležitý aspekt tohoto vynálezu v tom, že vo vnútri plazmovej vrstvy 106 vzniká silné elektrostatické pole, ktorého veľkosť je riadená hodnotou pôsobiaceho magnetického poľa B_q a môže byť ľahko ovládaná.

Ako je vysvetlené, elektrostatické pole elektróny zadržiava, ak je ω_β > 0. Ako ukazuje obrázok 16B, hĺbku jamy možno zväčšiť nastavením pôsobiaceho magnetického poľa B,, . S výnimkou veľmi úzkej oblasti okolo nulového kruhu majú elektróny vždy malý gyrorádius. Preto elektróny reagujú na krátkovlnné fluktuácie anomálne veľkou difúznou rýchlosťou. Táto difúzia v podstate napomáha udržiavať potenciálovú jamu, akonáhle dôjde k fúznej reakcii. Ióny, ktoré sú produktmi fúzie, majú omnoho vyššiu energiu a opúšťajú plazmu. Na udržanie kvázi neutrality náboja musia fúzne produkty vybrať elektróny z plazmy, čo sa deje najmä odobratím elektrónov z povrchu plazmovej vrstvy. Hustota elektrónov na povrchu plazmy je veľmi nízka a elektróny, ktoré opúšťajú plazmu s fúznymi produktmi, musia byť nahradené, inak by zmizla potenciálová jama.

Obrázok 17 znázorňuje Maxwellovo rozdelenie 162 elektrónov. Len veľmi energetické elektróny z konca 160 Maxwellovho rozdelenia môžu dosiahnuť povrchu plazmy a opustiť ho s s fúznymi iónmi. Koniec 160 rozdelenia 162 sa tak neustále vytvára zrážkami elektrón

- elektrón v oblasti s vysokou hustotou pri nulovom povrchu. Energetické elektróny majú malý gyrorádius, takže vďaka anomálnej difúzii môžu dosiahnuť povrch dostatočne rýchlo, aby sa prispôsobili odchádzajúcim iónom, ktoré sú produktmi fúzie. Energetické elektróny strácajú energiu pri stúpaní v potenciálovej jame, ktorú opúšťajú s veľmi malou energiou.

Hoci elektróny dokážu následkom anomálneho transportu prejsť magnetické pole rýchlo, straty anoniálnej energie môžu byť eliminované, pretože sa' prenáša len malé množstvo energie.

Ďalším dôsledkom potenciálovej jamy je silný chladiaci mechanizmus pre elektróny, ktorý je podobný ochladzovaniu pri vyparovaní. Aby sa napríklad mohla vyparovať voda, musí jej byť dodané latentné teplo vyparovania. Toto teplo je dodávané zvyšujúcou vodou v kvapalnom stave a okolitým médiom, ktoré potom chladne rýchlejšie ako tepelné procesy dokážu dodávať energiu. Analogicky pre elektróny je hĺbka potenciálovej jamy ekvivalentom latentného tepla vyparovania vody. Elektróny dodávajú energiu požadovanú na výstup v potenciálovej jame procesom termalizácie, ktorý obnovuje energiu na konci Maxwellovho rozdelenia, takže elektróny môžu uniknúť. Procesom termalizácie sa znižuje teplota elektrónov, pretože tento proces je omnoho rýchlejší ako akýkoľvek proces zahrievania. Dôsledkom rozdielu hmotnosti medzi elektrónmi a protónmi je doba transportu energie asi 1800 krát nižšia ako doba termalizácie elektrónu. Tento mechanizmus ochladzovania tiež znižuje radiačné straty elektrónov. To je dôležité najmä pre pokročilé typy palív, kde sú radiačné straty zvyšované iónmi palív s atómovým číslom Z> 1.

Elektrostatické pole tiež ovplyvňuje transport iónov. Väčšina dráh častíc v plazmovej vrstve 106 sú dráhy betatrónov 112. Zrážky pod veľkými uhlami, to znamená zrážky s uhlovým rozptylom 90 ⁰ až 180 °, môžu zmeniť betatrónovú dráhu na driftovú dráhu. Ako je opísané vyššie, smer otáčania driftovej dráhy je stanovený vzťahom medzi driftom E x B a gradientovým driftom. Ak prevažuje drift E x B, otáča sa driftová dráha v diamagnetickom smere. Ak prevažuje gradientový drift, otáča sa driftová dráha v opačnom smere. To je znázornené na obrázkoch 18A a 18B. Obrázok 18A ukazuje prechod zbetarónovej dráhy do driftovej dráhy následkom zrážky pod uhlom 180 °, ku ktorej dochádza v bode 172. Driftová dráha sa ďalej otáča v diamagnetickom smere, pretože prevažuje drift E x B. Obrázok 18B znázorňuje ďalšiu zrážku pod uhlom 180 °, v tomto prípade je však elektrostatické pole slabé a prevažuje gradientový drift. Driftová dráha sa tak otáča v smere opačnom k diamagnetickému.

Smer otáčania driftovej dráhy určuje, či dôjde k zadržaniu alebo nie. Častica pohybujúca sa v driftovej dráhe bude mať tiež rýchlosť rovnobežnú s osou FRC. Čas. za ktorý častica prejde od jedného konca FRC k druhému, je dôsledkom jej paralelného pohybu a nazýva sa doba priechodu. Driftové dráhy dosiahnu koniec FRC v ráde doby priechodu. Ako je ukázané v súvislosti s obrázkom 15A. Lorentzova sila na koncoch FRC obmedzuje len dráhy otáčajúce sa v diamagnetickom smere. Po uplynutí doby priechodu sú ióny v driftových dráhach otáčajúce sa v opačnom smere k diamagnetickému stratené.

Tento jav je príčinou stratx mechanizmu pre ióny a predpokladá sa, že existoval vo všetkých experimentoch FRC. V týchto experimentoch ióny prenášali polovicu prúdu a druhú polovicu niesli elektróny. Pri uvedených podmienkach bolo elektrické pole v plazme zanedbateľné a gradientový drift vždy prevážil nad driftom E x B. Preto boli po uplynutí doby priechodu všetky driftové dráhy vzniknuté po zrážkach pod veľkým uhlom stratené. Tieto experimenty vyvolali difúzne rýchlosti iónov, ktoré boli vyššie ako rýchlosti predpokladané na základe klasických odhadov difúzie.

V prípade silného elektrostatického poľa prevažuje drift E x B nad gradientovým driftom a driftová dráha sa otáča v diamagnetickom smere. To bolo uvedené vyššie v súvislosti s obrázkom 18A. Keď tieto dráhy dosiahnu konce FRC, odrazia sa pôsobením Lorentzovej sily späť do oblasti uzavretých siločiar a zostanú tak zadržané v systéme.

Elektrostatické polia v systéme so zrážkou lúčov môžu byť dostatočne silné, a preto drift E x B prevažuje nad gradientovým driftom. Elektrostatické pole systému by preto eliminovalo transport iónov vylúčením mechanizmu straty iónu, čo je obdobné ako kužeľ strát v zrkadlovom zariadení.

Ďalší aspekt iónovej difúzie možno odvodiť na základe zváženia účinku zrážok elektrónov a iónov pod malým uhlom na betatrónovej dráhe. Obrázok 19A znázorňuje betatrónovú dráhu 112, obrázok 19B znázorňuje tú istú dráhu 112 pri zvážení zrážok elektrónov a iónov pod malým uhlom 174, obr. 19C znázorňuje dráhu podľa obrázku 19B po dobu, ktorá je desaťkrát dlhšia 176, a obrázok 19D znázorňuje dráhu podľa obrázku 19B po dobu dvadsaťkrát dlhšiu. Možno si všimnúť, že topológia betatrónových dráh sa v dôsledku zrážok elektrónov a iónov pod malým uhlom nemení, avšak amplitúda ich radiálnych oscilácií s časom rastie. Dráhy znázornené na obrázkoch 19A až 19D v skutočnosti s časom rastú, čo ukazuje na klasickú difúziu.

TEÓRIA VYNÁLEZU

S cieľom modelovať vynález sa používa jednorozmerný model rovnováhy pre systém so zrážkou lúča znázornený na obrázku 10. Výsledky, opisované vyššie, boli získané z tohoto modelu. Tento model ukazuje, ako odvodiť výrazy pre rovnováhu pre hustoty častíc, magnetické pole, elektrické pole a elektrický potenciál. Tu predložený model rovnováhy je platný pre plazmové palivo s jedným typom iónov (napríklad v reakcii D-D) alebo s rôznymi typmi iónov (napríklad D-T, D-He^ a/?-B í 1).

Vlasovove - Maxwellove rovnice

Riešenie rovnováhy pre hustotu častíc a elektromagnetické polia v FRC sa získajú vyriešením Vlasovových - Maxwellových rovníc:

a/y _ ej	v
+ (v . V) f j +	E +— x B		(5)
dt nij	c
	—>
—»	1 dB
V x E =	—		(6)
	c dt

4π _> 1 dE
V xB - ----Σ ej J v f j dv +-- c J c dt	(7)

Vx£ = 4nZejífjdv J	(8)
V . 5 = 0,	(9)

kde j = e, i a i = 1, 2, ...pre elektróny a každý druh iónov. V rovnováhe sú všetky fyzikálne veličiny nezávislé na čase (to znamená d/dt = 0). Pri riešení Vlasovových Maxwellových rovníc sa používajú nasledujúce predpoklady:

a) Všetky vlastnosti rovnovážneho stavu sú nezávislé od axiálnej polohy z (to znamená ô/& = 0). To odpovedá plazme v nekonečnom rozšírení v axiálnom smere a model je teda platný len pre centrálnu časť 88 FRC.

b) Systém má valcovitú symetriu. Preto žiadna z vlastností rovnováhy nezávisí od θ (to znamená ô/δθ = 0).

c) Podľa Gaussovho zákona je rovnica 8 nahradená podmienkou kvázineutrality:

“ 0.

Ak predpokladáme nekonečný axiálny rozsah FRC a valcovitú symetriu, všetky vlastnosti rovnováhy budú závisieť len od radiálnej súradnice r. Z tohoto dôvodu sa tu rozvádzaný model rovnováhy nazýva jednosmerný. S týmito predpokladmi a aproximáciami sa Vlasovova - Maxwellova rovnica zredukuje na tvar:

^ej -> ^ej -►->

(y.V)fj +---- E-Xfj+----[v x = 0(10) m jmjc

4π __

V x 5 --Σ ej J v f j dv(II) c J

Σ nj ej - 0.(12) a

Rozdelenie rigidného rotora

Na vyriešenie rovníc 10 až 12 je potrebné vybrať funkcie na rozdelenia, ktoré vhodne opisujú rotujúce lúče elektrónov a iónov v FRC. Vhodnou voľbou pre tento účel sú takzvané rozdelenia rigidného rotora, v ktorých je Maxwellovo rozdelenie v jednotne rotačnom rámci. Rozdelenia rigidného rotora sú funkciami pohybových konštánt:

->	í λ V2	&J ’ WJPJ
fi X v) =	1 nj (0) exp	—
ý 2π77 J	L Tj J

(13) kde mj je hmotnosť častice, v je rýchlosť, 7/ je teplota, nj (0) je hustota v r = 0 a «η je konštanta. Pohybové konštanty sú ej = ---- v2 + cy Φ ^e/

P j = mj (xvy - yv_x) + — Ψ (pre energiu) a (pre kanonický uhlový moment), c

kde Φ je elektrostatický potenciál a Ψ je funkciou toku. Elektromagnetické polia sú:

5Φ

E_r = ---dr δψ

B z =-r dr (elektrické pole) a (magnetické pole).

Dosadením výrazu pre energiu a kanonický uhlový moment do rovnice 13 získame:

kde

f)2 + (vy - xaj)2 + vz 2
	r	y
		ωγ )	mj
eJ	Φ-	— Ψ	—
	V	c >	2

Pretože stredná rýchlosť v rovnici 14 je jednotne rotujúci vektor, vzniká tak názov rigidný rotor. Odborník v odbore bude vedieť, že voľba rozdelenia rigidného rotora pre opis elektrónov a iónov v FRC je oprávnená, pretože jediným riešením, ktoré vyhovuje Vlasovovej rovnici (rovnica 10) sú rozdelenia rigidného rotora (napríklad rovnica 14). Nasleduje dôkaz tohoto tvrdenia.

Dôkaz

Potrebujeme, aby riešenie Vlasovovej rovnice (rovnice 10) bolo v tvare driftového

Maxwellovho tvaru:

//(/. v) = í mj

V2 \ 2π 7/(/-) nj (/·) exp

M_a - 1

-----------(V - iij (r))² I, 27/(r) J (16) to znamená Maxwellovho tvaru s hustotou častíc /7/(/-). s teplotou 7/(/) a strednou rýchlosťou ktoré sú voliteľnými funkciami polohy. Dosadenie rovnice 16 do

Vlasovovej rovnice (rovnice 10) dokazuje, že a) teploty 7/(r) musia byť konštantné.

b) stredné rýchlosti 7/y(r) musia byť jednotné s otáčajúcimi s vektormi a c) hustoty častíc /7/(/-) musia byť v tvare rovnice 15. Dosadením rovnice 16 do rovnice 10 vzniká polynomická rovnica tretieho rádu v v.

Mj ( v - iij) mj ( v - w/)² _ v . V (In ηβ +---------------. (v . V)w/ +--(v . V) Tj.....

Tj ‘ 27/ -

[v x B ] . (v - uj) = 0.

Združením podmienok analogického rádu v v vzniká:

m.j	—»	-+ _> Mj	—> —> —>
4- ____	(V.	V uj . v)---	(v . Uj) (v . V7}·)
7j		Tf
—>	mj		Mj	c7 ei -» ->
+ v.V (ln n/) +		17/jT (V.V7))	--(y.Vuj.uj) -	— v.E +----(vxB). uj
27/		7j	Ti cTj

- >

.....+ — E . uj = 0.

^Ti

Aby táto polynomická rovnica obsahovala všetky v, musí zmiznúť koeficient každej mocniny v.

Z rovnice tretieho rádu vzniká 7y(r) = konštanta.

Z rovnice druhého rádu vzniká í du_x duy du_z j (v_x' v . Vz//. v = (v_x v_} v_z)

dx	dx	dx
dux	dlly	duz
dy	dy	dy
dux	Ô U y	duz
< dz	dz	dz

dux	duv duz			d Uy	dux
2 i \'x + VV-	+ v 2	+	V X Vy	(----------	- +--)
vz
dx	dy dz		dx	ôy
	duz dux		duz	dUy
..... + vz (	+ ) + Vy	Vz(	—	+	) = o.
	dx dz		dy	dz

Aby toto platilo pre všetky v, musí byť splnená podmienka

Xr	dUy	ÔHZ	dlly	dux	duz	dux	duz	duy
- +		+	- 0 a: ( --	+	) = (-----	- +	) = (-----	- +-----) = 0.
dx	ôy	dz	dx		dx	dz	ôy	ôz

ktorá je obecne vyriešená

(17)

V cylindrických súradniciach je ii_oj = 0 a aj z, čo odpovedá vstrekovaniu kolmo do

Λ —» —> Λ magnetického poľa v smere z. Potom je u j (r) = aj r Θ.

Z rovnice nulového rádu vyplýva, že elektrické pole musí mať radikálny smer, to znamená E = E_ľr.

Rovnica prvého rádu je teraz daná vzťahom e/ (18)

Druhá podmienka v rovnici 18 môže byť prepísaná ako

z	dur	dno	duz 1	r Ur)
	dr	dr	dr
1	d ur	1 d ito	1 duz	Uo
r	dQ	r de	r dG
	d ur	d ut)	d uz	uz
	dz	dz	dz )	l 7

A

-ω/rr.

(19)

Štvrtá podmienka v rovnici 18 môže byť prepísaná ako

Δ A (rrí_e)z) x (-ruyrO)] r dr d

^ν·^ωϊ — (^rAe)' dr (20)

Po použití rovnice 19 a 20 bude mať rovnica 18 tvar d tnj ej ejaj d — (In nj) - — aýr--E_r +--(Μθ (r )) = 0.

dr T j Tj cTj dr

Riešením tejto rovnice je mjoýr¹ nj(r) ⁼«/'(0)exp[-------2Tj ejúJjrA_e(r) ------ L (21) ^TJ cTj kde E_r = - d&!dr a nj(0) je dané vzťahom «/^•²r₀ ² υ^φ(Γ°) ejMfM-Q') nj(0) - nj₀ exp [---+--+ ----------27)· Tj cTj

Tuje np vrcholová hustota v r_n.

(22)

Riešenie Vlasovových - Maxwellových rovníc

Keď bolo teraz dokázané, že je vhodné popísať ióny a elektróny rozdelením rigidného rotora, bude Vlasovova rovnica (rovnica 10) nahradená momentmi prvého rádu, to znamená rcyy dnj

- njnijrj¹ = njej [E_r +-----B_z] - T j--, (23) c dr čo sú rovnice zachovania momentu. Systém rovníc na získanie rovnovážnych riešení je zredukovaný na:

r<oj dnj

- rijmjrMj² = njej [E_r +--B_z] - Tj----- j = e,i = 1,2,...

c dr (24)

d 1 5Ψ dBz 4π dr r dr dr c	4π
rZnjejaj c J	(25)
Enjej = 0.		(26)

./

Riešenie pre plazmu s jedným typom iónu

Uvažujme najprv o prípade jedného typu iónu, ktorý je úplne zbavený vonkajších elektrónov. Elektrické náboje sú dané vzťahom ej - - e,Ze. Riešením rovnice 24 pre E_r s rovnicou elektrónu získame m rú)_e T_e dn_e

Er = —ra)e--B_z --e c en_e dr (27) a po vylúčení E_r z iónových rovníc r dr c/logn/

Z/e	- úje)	TzTe 1	d\ogne mia>i2 mZjCoe 2
	----Bz -		+ + . (28)
c	Ti	Ti r	dr Ti Ti

Diferenciáciou rovnice 28 vzhľadom kra dosadením rovnice 25 pre dB_z /dr získame

ABZ	4π ------ne e r (αη - coe) a Z/zz/ = ne·,
d/·	c

kde sT_e = Ti = konštanta a coj. a»_e konštanta získame

1 d 1 í/logwy 47rwcZ/e2	(ωζ· - ωΰ)2	ZiTe 1 d 1 í/logttg	(29)
r dr r dr T j	C“	Tj r dr r dr
Zavádza sa nová premenná ξ:
r2	1 d 1	d 1 d2
---- =>		-	(30)
-¾2	r dr r	dr r0 4 d2t

Rovnica 29 môže byť vo forme novej premennej ξ vyjadrená:

č/2logH/	4nneZje2ro (a>j - ωβ)2	ZiTe d2logne	(31)
	Ti c2	Ti d\

Použitím podmienky kvázineutrality

t/2logne	í/2logrt/
	C ^Z“Z ^2ξ	^2ξ
získame

í/2logzz/	ro4	fo	i
ζ/2ξ	(Ί j+ZiTe)	c2	nl Ti (Te + —) Zi		io
	4nZj2e 2	(coiú)er	c2

'bi = -8(—)²---- .(32)

Δ/·n ľu je definované

Ti
1 X +----1	7i
1 X	c
r,Ar	j> ---------------------------- .	(33)
1 4nrieoe· 1.	1 a>i - ú)e |

kde význam Δ/· vyjde skoro najavo. Ak N j = n/ / n^. kde nj₀ je hustota v špičke pri /· - r₀, rovnica 32 získa tvar ď²log/V/ r₀

--= _₈₍-----ý _Ni d\ Ar (34)

Použitím ďalšej novej premennej

Ar ď Ni získame ----- = - 21V;

í/² X ktorej riešením je

---;-cosh² (χ - χ₀) kde χ₀ - yýr_Q) v dôsledku fyzikálnej požiadavky, že Nj (r₀) = 1.

A konečne, hustota iónov je daná vzťahom /o / =-----ľ,1 cosh² 2( — ) (ξ)

Α>·2 r - r,;

cosh²(--) r₍₎Ar (35)

Význam r₍, spočíva v tom. že ide o miesto s vrcholovou hustotou. Platí, že /7/(0) = nj (λ'2/·_π). So známou hustotou iónov možno B- vypočítať použitím rovnice 11 a E_r možno vypočítať použitím rovnice 27.

Elektrické a magnetické potenciály sú r ľ

Φ = - f Er(r') dr' r'= 0

Ao~ —f r'Bz (r') dr' Ψ = rA_e funkcia toku (36) f r⁰

Ak dosadíme r = xí 2 r₀ za polomer steny (táto voľba vznikne pri derivácii výrazu pre elektrický potenciál Φ(γ), čo ukazuje, že v r = V 2 r_c je potenciál nulový, to znamená vodiaca stena je uzemnená) a hustota bude r = <2r_a n_e(. Inr drr

N_e - ZjNi ~ í---= 2ππ_(?0Γ₀ tanh ...

r = o r' - r₀ ⁷M cosh² ( ) r₀Ar

... ξ 2πη_(?()η₎Δ^/· (pretože r₀» Ar)(37)

Uvedené Ar predstavuje „efektívnu hrúbku“. Inými slovami platí, že pre účely riadkovej hustoty možno plazmu chápať ako koncentrovanú na nulovom povrchu v kruhu s hrúbkou Ar s konštantnou hustotou n_eo.

Magnetické poleje

4π _r-_=r

B_z(r) = B_Z(Q)---f dr 'n_eer '(ωρω_β) . (38) c ^rM

Prúd dôsledku iónových a elektrónových lúčov je ,· \ .¼^- N_ee ((Oj - ω_β) l₀ =f j_adr =--j₀ = n₀er(ct)i- 0)_e) (39) .· = o 2π

Použitím rovnice 39 možno magnetické pole zapísať ako

2π 2π O-rp 2π ^r'-rp

B_z(r) = B_z(0) — /_n----ή, tanh------- = - B_(l--I_otanh---(40) c c γ₀Δγ c r₀&r

V rovnici 40

2π

Z?z(0) - -B. - — 7θ __ 2π

B_Z ^ro) ~ ~ + /θ .

c

Ak zmizne prúd plazmy /θ, magnetické pole je konštantné, ako sa očakávalo.

Tieto vzťahy sú znázornené na obrázkoch 20A až 20C. Obrázok 20A ukazuje vonkajšie magnetické pole B_n 180. Obrázok 20B znázorňuje magnetické pole v dôsledku prúdu 182, pričom magnetické pole má veľkosť (2π / c) /θ. Obrázok 20C ukazuje obrátenie poľa 184 v dôsledku prekrývania dvoch magnetických polí l_80, 182.

Magnetické poleje

2π/θ r²-/ _ O-rp

B_z(r) = - 7?₀ [1 +--tanh--------] = B_{] [1 + ν/β tanh (-----------)] (41) cB_l} r₀Ár r₀&r použitím nasledujúcej definície pre β:

2π ľ_n/lre(Mj - w_e) c B_ti cB₀ — e»------c B_t)

2.7i _ 7^+-(7////) i/₂ c^eo

2<2[----·--]--4nn_ette² (m_rco_e) B„

8π(^₀7;· +/7/(,7/) */₂

... = [-------------------------------B_t ²

(42)

S výrazom pre magnetické pole možno vypočítať elektrický potenciál a magnetický tok. Z rovnice 27

E_r ľ(O_e T_e d ln n_c> m

----Br ----+ — c e dr e d<&

(43) dr

Integráciou obidvoch strán rovnice 28 podľa r a použitím definícií elektrického potenciálu a toku

	Φ ξ [ Erdr a Ψ ξ f'= 0	j Bz (τ') r' dr' ľ’=o	(44)
vzniká
	B e ne(r)	m r2 a>e 2
	Φ - Ψ + ln	—	(45)
	e e ne(0)	e 2

Teraz možno magnetický tok vypočítať priamo z rovnice magnetického poľa (rovnice

41):

Ί r~

B,/² B_o r²-r²

----r„Ar [log (cosh-------r₀Ár r₀ )- log (cosh —)] ...

Ár

B₀r2 A r₍₎Ár n_e(r)

--+ B_{)--log ------2 4 n_e(0)

Dosadením rovnice 46 do rovnice 45 vzniká co_e B,,r2 m r²w_c ²

--(47) e 2 (46) a>_e _ (o_e ________________ (T_e + Ti/2)^: c — /Λ Ίβr₀Ar = — ^ 8n(/7_eor_e + n^Tj)² —— —-c c Ί 4nn_eoe² (,&i-a>e)

Použitím definície (O_e (n_eoT_e 4- /z/₀7'/)

... = 4--ŕOj-ca_e u_eoT_e (48)

Nakoniec budú mať výrazy pre funkciu elektrického potenciálu a toku po použití rovnice 48 nasledujúci tvar c n_eoT_e + Nj₀Ti n_e(r)

Ψ(γ) =----+--- (--------------) ln------- a (49) coj -co_e n_eoe n_e(0)

a)_e φο·η— (n_eoT_e + nj₀Tj) T_e n_e(ŕ)

---l·—] ln---e n_e(0) úoe B p m Paie (50)

Vzťah medzi αη a ú)_e

Výraz pre uhlovú rýchlosť elektrónu co_e môže byť taktiež odvodený z rovníc 24 a 26. Predpokladá sa, že ióny majú priemernú energiu 1/2 w/(r<w_z)², čo sa určí metódou utvorenia FRC. Preto sa ú) j stanoví metódou vytvorenia FRC a co_e možno určiť rovnicou 24 kombinovaním rovníc pre elektróny a protóny, aby bolo možné eliminovať elektrické pole:

n_eer dn_e dnj

- \n_emr(í)F + nitniľíDi²] = --------B_z - T_e---(51) c dr dr

Na elimináciu možno použiť rovnicu 25, aby sme získali d B_z ² [n_emra\² πιπίζω,²] =— (---- + Σ njTi) (52) dr 8 π ./

Rovnica 52 môže byť integrovaná od r - 0 až do ΐβ = ý2r₀. Za predpokladu, že /y/ Δ/^- » 1. je hustota na oboch hraniciach veľmi malá a bude platiť B_z = -B_n( 1 ±).

Po integrácii bude /?o + /7_ζη/»_ζω_ζ~] ;·„Δ/· ----[8K(/7_C07_e + n^Tj)]''¹(53)

2π

Použitím rovnice 33 pre Δγ vznikne rovnica pre a)_e:

Zm

a)jj +----=Q₀(ct)j-M_e)(54) m j kde Ω(, -- ZeB₀ / (mjč).

Niektorými limitujúcimi prípadmi odvodenými z rovnice 54 sú:

1. a>i = 0 a tv_e -- - el3₀ / mc) a>i 0 a d)j = Ω_ο ^a

ZM / m_z a>7 « ωχ a r αη (1 - ω_ζ7 Ω₍,).

V prvom prípade je prúd prenášaný úplne elektrónmi, ktoré sa pohybujú

v diamagnetickom smere (ae < 0).	Elektróny sú zadržiavané magneticky a ióny sú
zadržiavané elektrostaticky podľa
Ti	dni	< 0 pre r > r0 (55)
Er ~
Zenj	dr	> 0 pre r < r0

V druhom prípade je prúd prenášaný úplne iónmi pohybujúcimi sa v diamagnetickom smere (τυ_ζ > 0). Ak je ω/ určené z iónovej energie 1/2 m_z(rŕw_z)² stanovenej v procese utvárania, potom m_e = 0 a Ω_(| = <υ_ζ určuje hodnotu B_n, vonkajšieho magnetického poľa. Ióny sú zadržiavané magneticky a elektróny sú zadržiavané elektrostaticky

7_c dn_e < 0 pre r > (56) en_e dr > 0 pre r < r₍₎

V treťom prípade je co_e >0 a Ω_η > a>j. Elektróny sa pohybujú v smere opačnom k diamagnetickému a znižujú hustotu prúdu. Z rovnice 33 sa zvyšuje šírka rozdelenia /7/(/-), celkový prúd na jednotku dĺžky je však ^rB X

I₍) = \ j»dr--=--e (οη-w_e) (57) r - o 2π rB

N_e = \ 2nrdrn_e = 2^r_oÁ/'«_eo. (58) / = 0

Tuje tp = ý2r₀ a r₀Ar_nc podľa rovnice 33. Uhlovú rýchlosť elektrónu (ú_e možno zvýšiť vyladením pôsobiaceho magnetického poľa B_o. Tým sa nemení 1_Θ ani maximálne magnetické pole vytvárané plazmovým prúdom, ktoré je Β₀^Ιβ = (2k/c) 7₀. Mení sa však Ar a podstatne aj potenciál Φ. Zvyšuje sa maximálna hodnota Φ ako v elektrickom poli, ktoré zadržiava elektróny.

Vyladenie magnetického poľa

Na obrázkoch 21A až D sú veličiny n_e/n_eo, Ζ?_ζ/(7?₀·?β) 188, Φ/Φ_ο 190 a Ψ/Ψ_ο 192 vynesené proti r/r₀ 194 pre rôzne hodnoty B_o. Hodnoty potenciálu a toku sú normalizované na Φ_ο = 20 (T_e + 7/)/e a Ψ_ο = (ο/α>/)Φ₀. Pre plazmu deutéria sa predpokladajú nasledujúce hodnoty: n_ea = rq₀ = 10¹⁵ cm³, r₀ = 40 cm, 1/2 r,,)² =

300 keV a T_e = Tj -- 100 keV. Pre každý z týchto prípadov znázornených na obrázku 21 je o)) = 1,35 x 10⁷ s’¹ a co_e sa určí z rovnice 54 pre rôzne hodnoty B_Q:

Hodnota	Pôsobiace magnetické pole (Bo)	Uhlová rýchlosť elektrónu (®e)
154	Bo = 2,77 kG	<©>e= 0
156	Βύ = 5,15 kG	0.625 x 107 s 1
158	Bo= 15,5 kG	cue= 1,11 x 107 s1

Prípad m_e = - a>j a B_t) 1,385 kG zahŕňa magnetické zadržanie elektrónov aj iónov.

Potenciál sa znižuje na Φ/Φ„ = nii(ra)j)² / [80(7’_ť + 7/)], čo je zanedbateľné v porovnaní s prípadom a>_e = 0. Šírka rozdelenia hustoty Δ/· je znížená dvakrát a maximálne magnetické pole B_ľl je rovnaké ako pre ct)_e = 0.

Riešenie pre plazmy rôznych typov iónov

Možno uskutočniť analýzu tak. aby zahŕňala plazmy obsahujúce rôzne typy iónov úzne palivá, ktoré nás zaujímajú, zahŕňajú rôzne typy iónov, napríklad D-T, D-He’ a H-B^!l. Platia rovnice pre rovnováhu (rovnice 24 až 26) s tou výnimkou, že j - e, i. 2 označuje elektróny a dva typ) iónov, kde Z, = 1 v každom prípade a Z₂ = Z - 1, 2, 5 pre pokročilé typy paliva. Rovnicu pre elektróny a dva typy iónov nemožno riešiť presne ako elementárne funkcie. Možno teda použiť iteratívnu metódu, ktorá začína s približnými riešeniami.

Predpokladá sa. že ióny majú rovnakú teplotu a strednú rýchlosť l⁷i = rmi. Zrážky medzi iónmi vyvolávajú rozdelenie smerom k tomuto stavu a doba prenosu momentu pre zrážky medzi iónmi je kratšia ako kolízia medzi elektrónmi rádovo 1000 krát. Použitím aproximácie možno problém s dvoma typmi iónov zredukovať na problém jedného typu iónov. Rovnice zachovania momentu pre ióny sú:

(59)

(60)

V tomto prípade platí 7j = T₂ a ω_{=ω₂. Spočítaním oboch rovníc získame

- nj{ ηιβω/- = nj(Z)e[E_r +-----B_z] - Ti (61) dr kde n j - n_x 4- /?,. f/jj = ω· - ω₂. Ί _t = 7j = ni(nii) = + n₂m₂; a Hj{Z) = n_x + n₂Z.

Pri aproximácii sa predpokladá, že (/»/) a (Z) sú konštanty získané dosadením n._l} a n_2(t za /7,(/-) a n₂(r), maximálnych hodnôt jednotlivých funkcií. Riešenie tohoto problému je teraz rovnaké ako predchádzajúce riešenie pre typ s jedným iónom s výnimkou toho, že (Z) nahradí Z a (/»/) nahradí nij. Hodnoty /?, a n₂ možno získať z n_x + n₂ = ιη a + Z/7₂ = n_e = (Z) n,. Možno zistiť, že n_t a n_: majú tú istú funkčnú formu.

Teraz možno nájsť správne riešenie iteráciou rovníc:

d log Aj (W;-ía_ť) β₂(ξ) T_e c/logjV_e ζπ, (ω,τ₀)²

--= --------------+-------όξ Ti B. Tj dt Ti ď log Aj (ω; - (o_e) Β_ζ(ζ) ZT_e d\o<g,N_e m₂(a)ir₀Ý

--- m₂r₀ ²Q.₂-------4-----------d£ T₂ B_o Tj d^ T_f kde ”i(r) n₂(r) r² eB₀ ZeB₀

Aj =----; N₂ =-----. ξ =-----, Ω, = ----- a Ω₂ = -----«ιο «20 2r₀ ² m_tc m₂c (62) (63)

Prvou iteráciou možno získať dosadením približných hodnôt Β_ζ(ξ) a Λ^(ξ) do pravých strán rovníc 62 a 63 a integráciou na získanie dosadených hodnôt n,(r), n₂(r) a B_z(r).

Pre údaje znázornené v tabuľke 1 možno ďalej uskutočniť výpočty. Číselné výsledky pre fúzne palivá sú znázornené na obrázkoch 22A až D a 24A až D, kde sú veličiny «/«ίο 206, Φ/Φ_ο 208 a Ψ/Ψ_ο 210 vynesené proti r/r₀ 204. Obrázky 22A až D ukazujú prvú aproximáciu (plnými čiarami) a konečné výsledky (čiarkované) iteráciu pre D-T pre normalizovanú hustotu D 196, normalizovanú hustotu T 198, normalizovaný elektrický potenciál 200 a normalizovaný tok 202. Obrázky 23A až D ukazujú rovnaké iterácie pre D-He³ pre normalizovanú hustotu D 212, normalizovanú hustotu He³ 214, normalizovaný elektrický potenciál 216 a normalizovaný tok 218. Obrázky 24 A až D ukazujú rovnaké iterácie pre /?-B pre normalizovanú hustotu p 220. normalizovanú hustotu B 222, normalizovaný elektrický potenciál 224 a normalizovaný tok 226. Konvergencia iterácií je najrýchlejšia pre D-T. Vo všetkých prípadoch sa prvá aproximácia blíži konečnému výsledku.

Veličina	Jednotky	D-T	D-He3	p-B
	cm-'	1015	1015	1015
'ho	cm-'	0,5 x 1015	1/3 x 1015	0,5 x 1015
'ho	cm-'	0,5 x 10,s	1/3 x 1015	10u
v, = v.	cm/s	0,54 x 109	0,661 x 109	0,764 x 109
U2m}v/	keV	300	450	300
U2m2v: 2	keV	450	675	3300
ωί =- ω2	rad/s	1,35 x 107	1.65 x 107	1,91 x 107
''o	cm .	40	40	40
Bo	kG	5,88	8,25	15,3
<&)	žiadne	1	3/2	1,67
(mi)		Γ 5/2	5/2	2,67
(Zi) eBlt o -	rad/s	2,35 x 107	4.95 x 107	9,55 x 107
U ÓQ (mi) c
ru^íU/fl-íU/·^)]	rad/s	0,575 x 107	1,1 x 107	1,52 x 107
Te	keV	96	170	82
Ti	keV	100	217	235
r^Ar	cm2	114	203	313
β	žiadna	228	187	38,3

Štruktúra zadržujúceho systému

Obrázok 25 znázorňuje preferované uskutočnenie zadržujúceho systému 300 podľa vynálezu. Zadržujúci systém 300 obsahuje stenu komory 305, ktorá tu vymedzuje zadržujúcu komoru 310. Komora 310 má prednostne tvar valca s hlavnou osou 315 pozdĺž stredu komory 310. Na aplikáciu tohoto zadržujúceho systému 300 na fuzny reaktor je potrebné vytvoriť v komore 310 vákuum alebo podmienky, ktoré sa vákuu blížia. Koncentricky s hlavnou osou 315 je cievka s tokom betatrónov 320 umiestnená v komore 310. Cievka s tokom betatrónov 320 obsahuje médium vedúce elektrický prúd okolo dlhej cievky, ako je znázornené, ktoré prednostne obsahuje paralelné vinutie niekoľkých samostatných cievok, najlepšie paralelné vinutie zhruba štyroch samostatných cievok, tvoriacich dlhú cievku. Odborníci budú vedieť, že prúd prechádzajúci cievkou s t kom betatrónov 320 bude v betatrónovej cievke 320 vyvolávať magnetické pole, a to hlavne v smere hlavnej osi 315.

Okolo vonkajšej časti steny komory 305 je vonkajšia cievka 325. Vonkajšia cievka 325 vytvára relatívne stále magnetické pole, ktorého tok je v podstate rovnobežný s hlavnou osou. Toto magnetické pole je azimutovo symetrické. Aproximácia, že magnetické pole je vplyvom vonkajšej cievky konštantné a rovnobežné s osou 31 5, platí najpresnejšie smerom od koncov komory 310. Na každom konci komory 310 je zrkadlová cievka 330. Zrkadlové cievky 330 vytvárajú v komore 310 na každom konci zosilnené magnetické pole, čim ohýbajú siločiary magnetického poľa na každom konci smerom dovnútra (pozri obr. 8 a 10). Ako je vysvetlené, tento ohyb siločiar poľa smerom .dovnútra pomáha udržiavať plazmu 335 v zadržujúcej oblasti v komore 310 obecne medzi zrkadlovými cievkami 330 lak. že ich odtiáča od koncov, kde môže uniknúť zo zadržujúceho systému 300. Zrkadlové cievky 330 možno upraviť tak, aby vytvárali magnetické pole zosilnené na koncoch, rôznymi postupmi známymi \ odbore, napríklad zvýšením počtu vinutí v zrkadlových cievkach 330, zväčšením prúdu pretekajúceho zrkadlovými cievkami 330, alebo prekrytím zrkadlových cievok 330 vonkajšou cievkou 325.

Vonkajšia cievka 325 a zrkadlové cievky 330 sú znázornené na obrázku 25, kde sú mimo komory 305, môžu byť však vo vnútri komory 310. Ak je stena komory 305 z vodivého materiálu, ako je kov. môže byť výhodné umiestniť cievky 325, 330 do steny komory 305. pretože doba, ktorú magnetické pole potrebuje na difúziu stenou 305, môže byť relatívne dlhá a systém 300 tak môže pomaly reagovať. Obdobne aj komora 310 môže mať tvar dutého valca, pričom komora 305 bude tvoriť dlhý kruhový prstenec. V takomto prípade by cievka s tokom betatrónov 320 mohla byť použitá zvonka pri múre komory 305 v strede tohoto kruhového prstenca. Vnútorná stena tvoriaca stred kruhového prstenca môže byť prednostne z nevodivého materiálu, ako je sklo. Ako bude zrejmé, komora 310 musí mať dostatočnú veľkosť aj tvar, aby umožňovala rotáciu cirkulujúceho plazmového lúča alebo vrstvy 335 okolo hlavnej osi 315 v danom polomere.

Stena komory 305 môže bvf z materiálu, ktorý má vysokú magnetickú permeabilitu, ako je napríklad oceľ. V takomto prípade môže stena komory 305 následkom vzniknutých protiprúdov v materiále udržiavať magnetické tok, aby z komory 310 neunikol, a „stláčať“ ho. Keby stena komory bola zhotovená z materiálu s nízkou magnetickou permeabilitou, ako je napríklad plexisklo, bolo by potrebné mať ďalšie zariadenie na zadržanie magnetického toku. V takomto prípade by mohol byť vytvorený rad plochých oceľových krúžkov v uzatvorenej slučke, Tieto krúžky, známe v odbore ako obmedzovače toku, by boli vo vonkajších cievkach 325. ale mimo cirkulujúci plazmový lúč 335. Tieto obmedzovače toku by ďalej boli pasívne alebo aktívne, pričom aktívne obmedzovače toku by boli napájané vopred stanoveným prúdom, aby viacej pomáhali zadržaniu magnetického toku v komore 310. Inak by ako obmedzovače toku mohli slúžiť vonkajšie cievky 325.

Ako je ďalej podrobnejšie vysvetlené, cirkulujúci plazmový lúč 335, obsahujúci nabité častice, môže byť zadržaný v komore 310 Lorentzovou silou vyvolanou magnetickým poľom pôsobením vonkajšej cievky 325. Ióny v plazmovom lúči 335 sú magneticky zadržané vo veľkých betatrónových dráhach okolo siločiar toku z vonkajšej cievky 325, ktorá je rovnobežná s hlavnou osou 315. Ί iež je vytvorený jeden alebo niekoľko vstrekujúcich otvorov 340 na pridávanie plazmových iónov do cirkulujúceho plazmového lúča 335 v komore 310. V preferovanom uskutočnení sú vstrekujúce otvory 340 upravené na vstrekovanie iónového lúča približne v rovnakej radiálnej polohe od hlavnej osi 3 1_5, v akej je zadržaný cirkulujúci plazmový lúč 335 (to znamená okolo ďalej opisovaného nulového povrchu). Vstrekujúce otvory 340 sú ďalej upravené na vstrekovanie iónových lúčov 350 (pozri obrázok 28) tangenciálne a v smere betatrónovej dráhy zadržaného plazmového lúča 335.

Tiež je pripravený jeden alebo viacero plazmových zdrojov 345 na vstrekovanie mraku neenergetickej plazmy do komory 310. V preferovanom uskutočnení sú okolité plazmové zdroje 345 upravené tak, aby smerovali plazmu 335 k axiálnemu stredu komory 310. Bolo zistené, že smerovanie plazmy týmto spôsobom napomáha plazmu 335 lepšie zadržať a spôsobuje vyššiu hustotu plazmy 335 v oblasti zadržania v komore 310.

Vytvorenie FRC

Bežné postupy používané na vytvorenie FRC obvykle pracujú pri obrátení poľa metódou theta pinch. Pri tejto bežne používanej metóde pôsobí magnetické pole generované vonkajšími cievkami okolo komory naplnenej neutrálnym plynom. Potom je plyn ionizovaný a magnetické pole je zmrazené v plazme. Ďalej sa rýchlo obráti prúd vo vonkajších cievkach a opačne orientované siločiary magnetického poľa sa spoja s vopred zmrazenými siločiarami, aby vznikla uzavretá topológia FRC (pozri obr. 8). Tento proces vytvárania FRC je vo veľkej miere empirický a neexistujú skoro žiadne prostriedky, ako ho riadiť. Postup je zle reprodukovateľný a následkom toho ho nemožno nijako upravovať (ladiť).

Oproti tomu postupy generovania FRC podľa vynálezu umožňujú bohatú kontrolu a proces je tak priehľadnejší a lepšie reprodukovateľný. FRC vytvorená postupmi podľa vynálezu môže byť vyladená a jej tvar rovnako ako ďalšie vlastnosti je možné priamo ovplyvniť manipuláciou s magnetickým poľom pôsobiacim z cievok vonkajšieho poľa 325.

Vj tvorením FRC postupmi podľa vynálezu možno tiež generovať elektrické pole a potenciálovú jamu postupom, ktorý je podrobne opísaný vyššie. Predkladané postupy možno ľahko rozšíriť, aby akcelerovali FRC na parametre úrovne reaktora a vysokoenergetické palivové prúdy a výhodne umožňuje klasické zadržanie iónov. Postup možno ďalej využiť v kompaktnom zariadení, je veľmi robustné a ľahko sa aplikuje, čo sú veľmi žiaduce vlastnosti pre systém reaktora.

V uvedených postupoch sa vytvorenie FRC tyká cirkulujúceho plazmového lúča 335. Možno zistiť, že cirkulujúci piazmový lúč 335. pretože má charakter prúdu, vytvára poloidné magnetické pole rovnako ako elektrický prúd v kruhovom drôte. V cirkulujúcom plazmovom lúči 335 pôsobí takto indukované magnetické pole proti zvonka pôsobiacemu magnetickému poľu, generovanému vonkajšou cievkou 325. Okrem plazmového lúča 33.5 má vnútorné magnetické pole rovnaký smer ako pôsobiace magnetické pole. Keď je plazmový iónový prúd dostatočne veľký, vnútorné nole prevýši pôsobiace pole a magnetické pole sa obráti dovnútra cirkulujúceho plazmového lúča 335, čím vznikne topológia FRC znázornená na obrázkoch 8 a 10.

Požiadavku na obrátenie poľa možno odhadnúť pomocou jednoduchého modelu. Uvažujme elektrický prúd Ip prenášaný prstencom s hlavným polomerom r₀ a menším polomerom a < < r₀. Magnetické pole v strede prstenca v smere normály k prstencu je Bp „ 2 π Ip/ (c /'d) .Predpokladajme, že prúd prstencom Ip _t Νρβ(Ω₀ /(2 π) je prenášaný Np iónmi, ktoré majú uhlovú rýchlosť Ω_ο. Pre jediný ión cirkulujúci v polomere r₀ = Pj> /Ω₍₎ je £?o = eB₀/mjc frekvencia cyklotrónu pre vonkajšie magnetické pole B_o. Predpokladajme, že lý je priemerná rý chlosť iónových lúčov. Obrátenie poľa je definované ako

Bp - NpcyXr^c) > 2 B_a (64) z čoho vyplýva, že Np >2 R₀I u, í.

Ip > e aj) (65) kde eďnijť 1,57 x I O¹'’ a energia iónového lúča je 1/2 mj R_o ². V jednorozmernom modeli je magnetické pole z plazmového prúdu Bp - (2π / c) ip, kde ipje prúd na jednotku dĺžky. Požiadavka na obrátenie poľa je ip > el·/ / π/·„ ai = 0,225 kA/cm, kde B_o = 69.3 G a 1/2 ζπ/Κθ² = 100 eV. Pre model s periodickými prstencami je B_z priemerne okolo osovej súradnice (B_z) = (2k/c) (Ip/s), kde 5 = vzdialenosť medzi prstencami, ak je ó' = /γ;, mal by tento model rovnaké priemerné magnetické pole ako jednorozmerný model s ^lP

Kombinovaná technika s využitím lúča a betatrónu

Preferovaný postup vytvorenia FRC v zadržujúcom systéme 300, ktorý- je opisovaný vyššie, sa tu ďalej označuje ako kombinovaná technika s využitím lúča a betatrónu. Tento postup kombinuje lúče plazmových iónov s nízkou energiou s akceleráciou betatrónu použitím cievky s tokom betatrónov 320.

Prvým krokom tohoto postupu je vstreknutie približne kruhovej vrstvy okolitej plazmy do komory 310 použitím okolitých plazmových zdrojov 345. Vonkajšia cievka 325 vytvára vo vnútri komory 310 magnetické pole, ktoré magnetizuje okolitú plazmu. V krátkych intervaloch sú iónové lúče s nízkou energiou vstrekované do komory 310 cez vstrekujúce otvory 340 naprieč k vonku pôsobiacemu magnetickému poľu v komore 310. Ako je vyššie vysvetlené, sú iónové lúče zachytávané týmto magnetickým poľom v komore 310 vo veľkých betatrónových dráhach. Iónové lúče môžu byť generované iónovým akcelerátorom, ako je napríklad akcelerátor obsahujúci iónovú diódu, a Marxovým generátorom (pozri R. B. Miller, An Introduction to the Physics of Intense Charged Particle Beams, 1982). Ako bude odborník v odbore vedieť, vonkajšie magnetické pole bude po vstupe do komory 310 pôsobiť na vstrekovaný iónový lúč Lorentzovou silou. Požaduje sa však, aby sa iónový lúč neohýbal a nevstupoval do betatrónovej dráhy, pokiaľ nedosiahne cirkulujúci plazmový lúč 335. Na vyriešenie tohoto problému sú iónové lúče neutralizované elektrónmi a nasmerované v zásade konštantným jednosmerným magnetickým poľom ešte pred vstupom do komory 310. Ako ukazuje obrázok 26, keď je iónový lúč 350 nasmerovaný na priechod príslušným magnetickým poľom, kladne nabité ióny a záporne nabité elektróny sa oddelia. Iónový lúč 350 sa tak následkom magnetického poľa sám elektricky polarizuje. Toto magnetické pole môže byť generované napríklad stálym magnetom alebo elektromagnetom pozdĺž dráhy iónového lúča. Po zavedení do zadržujúcej komory 310 vyvažuje výsledné elektrické pole magnetickú silu na časticiach lúča a umožňuje unášanie iónového lúča bez ohnutia. Obrázok 27 znázorňuje centrálny pohľad na iónový lúč 350 po dotyku s plazmou 335. Ako je opisované, elektróny z plazmy

335 sa pohybujú po siločiarach magnetického poľa do lúča a z lúča 350. čím klesá elektrická polarizácia lúča. Keď lúč už nie je elektricky polarizovaný, pripojí sa k cirkulujúcemu plazmovému lúču 335 v betatrónovej dráhe okolo hlavnej osi 315, ako je znázornené na obrázku 25.

Keď plazmový lúč 335 putuje po svojej betatrónovej dráhe, pohybujúce sa ióny nesú prúd, ktorý naopak vyvoláva vnútorné poloidné magnetické pole. Na vytvorenie topológie FRC v komore 310 je nutné zvýšiť rýchlosť plazmového lúča 335, a tak zosilniť vnútorné magnetické pole, ktoré plazmový lúč 335 generuje. Keď je vnútorné magnetické pole dostatočne veľké, smer magnetického poľa v radiálnej vzdialenosti od osi 315 v plazmovom lúči 335 sa obracia a vzniká FRC (pozri obrázky 8 a 10). Možno zistiť, že na udržanie radiálnej vzdialenosti cirkulujúceho plazmového lúča 335 v betatrónovej dráhe je nutné s tým, ako sa plazmový lúč 335 zrýchľuje, zosilniť pôsobiace magnetické pole z vonkajšej cievky 325. Vzniká tak riadiaci systém na udržiavanie vhodného magnetického poľa na základe prúdu prechádzajúceho vonkajšou cievkou 325. Inak možno použiť druhú vonkajšiu cievku na vytvorenie ďalšieho pôsobiaceho magnetického poľa, ktoré je nutné na udržanie polomeru dráhy magnetického lúča pri jeho urýchľovaní.

Na zvyšovanie rýchlosti cirkulujúceho plazmového lúča 335 po dráhe slúži cievka s lokom betatrónov 320. Podľa obrázku 28 možno zistiť, že zvyšovaním prúdu prechádzajúcim cievkou s tokom betatrónov 320 vzniká podľa Ampérovho zákona v komore 310 azimutové elektrické pole E. Kladne nabité ióny v plazmovom lúči 335 sú týmto indukovaným elektrickým poľom urýchľované, čo spôsobuje vyššie opisované obrátenie poľa. Keď sú do cirkulujúceho plazmového lúča 335 pridávané iónové lúče, ako je opisované vyššie, plazmový lúč 335 iónové lúče depolarizuje.

Na obrátenie poľa sa cirkulujúci plazmový lúč 335 prednostne urýchli na rotačnú energiu približne 100 eV, prednostne v rozsahu cca 75 eV až 125 eV. Na dosiahnutie podmienok vhodných na fúziu sa cirkulujúci plazmový lúč 335 prednostne urýchli asi na 200 keV, prednostne v rozsahu asi 100 keV až 3,3 MeV.

Pri vytváraní potrebných výrazov na urýchlenie betatrónu sa najprv uvažuje urýchlenie samostatných častíc. Gyrorádius iónov r -- V/Q./ sa bude meniť, pretože rastie

Zapôsobiace magnetické pole sa musí meniť, aby sa udržal polomer dráhy plazmového lúča r₀ = Ε/Ω₆·.

(66) kde dial

d ľ	ľl}e dBc eE{,	i 7Ψ
	__ __ _		(67)
dt	m jc dt m j	nijc 2π/·;, dt

a Ψ je magnetický tok:

Ψ = f Bz2nrdr = nrp(Bz} (68) kde

(f u Ϊ 2 <β-> = -5/Χ —1 - Bc Xo J	OV' - D-J .	(69)
Z rovnice 67 vyplýva, že
d(Bz)	dBc
---=-.	-2	(70)
dt	dt

a (B_z'/ = -2B_C + B_o ζά predpokladu, že pôvodné hodnoty B p a B_c sú obidve Β_ϋ.

Rovnica 67 môže byť vyjadrená ako dV e d(B_z}

-------- (71) d t 2 m je dl

Po integrácii z prvého do konečného stavu, kde \ľlmV_{ ² = W_o a 1/2 mV² = W budú konečné hodnoty magnetických polí:

/ÍF

B_C = B,_} — = 2,19kG (72)

II'

B p - B_í}

W„ l r_a ) l ý W., = 10,7 kG (73) za predpokladu, že B_n = 69,3 Ci. W^z/H^z ₀ = 1000 a rjr_a = 2. Tento výpočet sa používa na súbor iónov za predpokladu, že sú umiestnené takmer na rovnakom polomere r₀ a počet iónov nepostačuje na zmenu magnetických polí.

Úprava základných betatrónových rovníc, aby sa prispôsobili prezentovanému problému, bude vychádzal' z jednorozmernej rovnováhy pre opis plazmového lúča s niekoľkými prstencami za predpokladu, že sa prstence rozšírili pozdĺž siločiar a možno zanedbať závislosť na osi z. Rovnováha je riešením Vlasovových - Maxwellových rovníc, ktoré možno zhrnúť takto:

a) Rozdelenie hustoty je n,n n =------ . (74) ( r-r²} ^{f f} o cosh² ------l r₀Ar J ktoré sa používa na elektróny aj protóny (za predpokladu kvázineutrality), r₀ je poloha maxima hustoty a Ar je šírka rozdelenia a

b) Magnetické pole je

2πΖρ (r - r₍j A

B_z - - B_c--- tanh |--------1 c V r₀A/· ) (75) kde B_c je vonkajšie pole vytvorené vonkajšou cievkou 325. Pôvodne bolo B_c = B_o. Toto riešenie uspokojuje hraničné podmienky, že r = r_a a r = ry sú vodiče (B_nonna, = 0) a ekvipotenciály s potenciálom Φ = 0. Hraničné podmienky sú splnené, ak r/ ⁼ (,^ra ^{+ r}b²) / 2.r_a = 10 cm a r₀ = 20 cm, z čoho vyplýva, že ry = 26,5 cm. lp je plazmový prúd na jednotku dĺžky.

Priemerné rýchlosti častíc lúča sú I^z/ = /„ω/ a I^z _e = r_l}a>_e, ktorých vzťah je daný podmienkami rovnováhy:

(o_e (1 - ω//Ω_ζ·) (76) kde Ω/ = eB_c/(mjc). Predpokladá sa, že na počiatku je B_c = B_f„ a>_c = 0. (V počiatočnej rovnováhe existuje také elektrické pole, že sa drifty E υ B a Δβ x B rušia. Iné rovnováhy sú možné na základe voľby B_c. Predpokladá sa. že rovnica rovnováhy platí, ak íw/ a B_c sú pomaly premennými funkciami času, ale /·„ = I / /Ω, zostáva konštantné. Podmienka pre

toto je rovnaká ako rovnica 66. Rovnica 67 je tiež podobná, ale funkcia Ψ má ďalšiu
podmienku, to znamená Ψ = πιΥ (βζ), kde
	21í ( r/p ra- j
(Bz) = Bz	y-------- lp !--------------- I	(77)
a	C + )
	r a i i ! r a i'
B-z - - B p	— 1 - Bc | 1 - | — i	(78)
	r,> J L k r() ) _

Magnetická energia na jednotku dĺžky v dôsledku prúdu lúča je ^rb

J 2nrdr ^ra ( Bz-Bc Y 1 I ⁼ Lp Ip~ l 8π 2 (79) z čoho vyplýva

72^77 r h' - r _a2^

Lp —a r/,- + r_ac~ c

{BY = Bz+---- Lp Ip π/·₀ ² (80)

Podmienka rovnice 70 pre betatrón je tak upravená nasledovne dB_z dl dB_t

-2 — dt

ĹpC

ÔIp (81) a rovnica 67 bude mať tvar

BY e r₍₎ dB_c dt m i c dl e

-2/n/c

BB_Z e Lp dl p dt m, 2nr₀ dt (82) (83)

Po integrácii

—»	fb2->'a	r	11' ~
Δ5- = -25,,	1 +		—
	/•o2 j	H	h; J

Pre Π’, = 100 eV a ÍT = 100 keV, AB~ = - 7.49 kG. Integrovaním rovníc 81 a 82 získame hodnotu magnetického poľa vytvoreného cievkou poľa:

(84)

#F = BFo -	(f >	T ABz-	7 2 ϊ λ λ /? —
	| ±-3 K\J
	l ra J		l Q/2

(85)

Ak je konečná energia 200 keV, B_c = 3,13 kG a B p = 34,5 kG. Magnetická energia v cievke s tokom by bola B p / (8π) . nr/r /=172 kJ. Plazmový prúd je zo začiatku 0.225 kA/cm, čo odpovedá magnetickému poľu 140 G, ktoré vzrastie na 10 kA/cm a magnetickému poľu 6,26 kG. Vo vyššie uvedených výpočtoch bol zanedbaný odpor v dôsledku Coulombových zrážok. Vo fáze vstrekovania sa odpor rovnal 0,38 V/cm. Prúd klesá s tým, ako rastie teplota elektrónu v dôsledku jeho zrýchľovania. Indukčný odpor, ktorý je tu zahrnutý, je 4,7 V/cm, ak sa predpokladá zrýchlenie 200 keV za 100 ps.

Cievka s tokom betatrónov 320 tiež vyvažuje odpor vyvolaný zrážkami a induktanciou. Frikčný indukčný odpor možno popísať rovnicou:

dV_b dt

1

- ^{be ^lhi e L dl_b m_b 2nr₀ d (86) kde (Tj m d < V_b< Tu je Vb rýchlosť lúča, T_e a T/ je teplota elektrónu a iónu. Ip je prúd iónového lúča a

Γ í 8r₀ 7 Ί

L = 0,01257 r„ | ln |--1---1 =0,71 pH

L U/ ) 4 J je induktancia prstenca. Tak platí, že r_(l = 20 cm a a = 4 cm.

Coulombov odpor je definovaný rovnicou

72^7 tbi = ---------------= 54,8 psec ln A (87)

Na kompenzáciu odporu musí cievka s tokom betatrónov 320 vytvárať elektrické pole 1,9 V/cm (0,38 V/cm na Coulombov odpor a 1,56 V/cm na indukčný odpor). Aby k tomu došlo, musí sa magnetické pole v cievke s betatrónovým tokom 320 zvýšiť o 78 gauss/ps a v tomto prípade bude PT konštantné. Doba nárastu prúdu na 4,5 kA je 18ps, takže magnetické pole B p vzrastie o 1,4 kG. Energia magnetického poľa potrebná v cievke s tokom betatrónov 320 je

Bp / (8π) x nrp / = 394 J (88)

Technika s využitím betatrónu

Ďalšia preferovaná metóda vytvorenia FRC v zadržujúcom systéme 300 sa nazýva technika vytvorenia FRC s využitím betatrónu. Tento postup vychádza z priameho riadenia betatrónom indukovaného prúdu na akceleráciu cirkulujúceho plazmového lúča 335 použitím cievky s tokom betatrónov 320. Preferované uskutočnenie tohoto postupu používa zadržujúci systém 300 opísaný na obrázku 25 s výnimkou toho, že nie je nutné vstreknutie iónových lúčov s nízkou energiou.

Ako je uvedené, hlavnou zložkou metódy generovania betatrónom je cievka s tokom betatrónov 320 inštalovaná v strede a okolo osi komory 310. Následkom konštrukcie s oddeleným vinutím má cievka 320 veľmi malú induktanciu a keď je pripojená na vhodný napäťový zdroj, má nízku časovú konštantu FC, ktorá umožňuje rýchly nárast prúdu v cievke 320.

Vytvorenie FRC prednostne prebieha energizáciou cievok vonkajšieho poľa 325, 330. l ak vzniká pole s axiálnym vedením a radiálnymi zložkami magnetického poľa blízko koncov na axiálne obmedzenie plazmy vstreknutej do komory 310. Akonáhle je zavedené dostatočné magnetické pole, okolité plazmové zdroje 345 sú energizované z vlastných napäťových zdrojov. Plazma vychádza z. prúdov diel pozdĺž axiálneho vodiaceho poľa a mierne sa vďaka svojej teplote rozstrekuje. Keď plazma dosiahne stredovú rovinu komory 310, vzniká okolo osi spojitá kruhová vrstva studenej pomaly sa pohybujúcej plazmy.

V tomto okamihu je energizovaná cievka stokom belatrónov 320. Rýchlo narastajúci prúd v cievke 320 vyvoláva rýchlo sa meniaci axiálny tok vo vnútri cievky. Vplyvom indukcie sa týmto rýchlym nárastom axiálneho toku generuje azimutové elektrické pole E (pozri obr. 29), ktoré preniká priestorom okolo cievky stokom. Podľa Maxwellových rovníc je totG elektrické pole priamo úmerné zmene sily magnetického toku v cievke, to znamená rýchlejší nárast prúdu v betatrónovej cievke spôsobí silnejšie elektrické pole.

indukciou vytvorené elektrické pole E sa pripojuje k nabitým časticiam vplazme a vyvoláva elektromotorické napätie, ktoré urýchľuje častice v kruhovej plazmovej vrstve. Elektróny sú následkom svojej malej hmotnosti urýchľované ako prvé. Počiatočný prúd vytvorený týmto procesom tak vzniká najmä vďaka elektrónom. Dostatočná doba akcelerácie (okolo stoviek mikrosekúnd) však tiež nakoniec vyvolá iónový prúd. Elektrické pole E na obrázku 29 urýchli elektróny a ióny v opačných smeroch. Akonáhle obidva druhy častíc dosiahnu svoju konečnú rýchlosť, prenáša sa prúd prakticky rovnako iónmi aj elektrónmi.

Ako je uvedené vyššie, prúd prenášaný otáčajúcou sa plazmou generuje vnútorné magnetické pole. Vytváranie skutočnej topológie FRC začína, keď sa vnútorné magnetické pole generované prúdom v plazmovej vrstve stane porovnateľným s pôsobiacim magnetickým poľom z cievok vonkajšieho poľa 325, 330. V tomto okamihu vzniká nové magnetické pole a otvorené siločiary počiatočného externe vytvoreného magnetického poľa sa začínajú uzatvárať a vytvárať povrchy toku FRC (obrázky 8 a 10).

Základná FRC generovaná touto metódou vykazuje stredné magnetické pole a energiu častíc, ktoré v štandardnom prípade nedosahujú relevantné operačné parametre reaktora. Indukčné pole elektrickej akcelerácie však bude pretrvávať, pokiaľ sa bude prúd v cievke stokom betatrónov 320 stále rýchlo zvyšovať. Vplyvom tohoto procesu bude energia a celkove magnetické pole FRC stále rásť. Rozsah tohoto procesu je teda primárne obmedzený napájaním cievky tokom, pretože stála dodávka prúdu vyžaduje veľkú zásobáreň energie. V zásade však nie je zložité urýchliť systém tak. aby mal parametre vhodné pre reaktor.

Aby došlo k obráteniu poľa, cirkulujúci plazmový lúč 335 sa prednostne urýchli na rotačnú energiu približne o hodnote 100 cV, prednostne v rozsahu cca 75 eV až 125 eV. Na dosiahnutie podmienok vhodných pre fúziu sa cirkulujúca plazma 335 prednostne urýchli asi na 200 keV. prednostne v rozsahu 100 keV až 3.3 MeV. Keď sú do cirkulujúceho plazmového lúča 335 dodané iónové lúče, ako je opisované vyššie, plazmový lúč 335 depolarizuje tieto lúče.

Experimenty - zachytenie lúča a vytvorenie FRC

Experiment 1: Šírenie a zachytenie neutralizovaného lúča v magnetickej zadržujúcej nádobe na vytvorenie FRC.

Šírenie a zachytenie bolo úspešne demonštrované použitím betatrónovej metódy pri nasledujúcich hodnotách parametrov:

• Rozmery vákuovej komory: priemer asi 1 m, dĺžka asi 1,5 metra.

• Polomer betatrónovej cievky: 10 cm.

• Polomer dráhy plazmy: 20 cm.

• Bola nameraná stredná kinetická energia prúdu plazmového lúča asi 100 eV s hustotou asi 10^l3cm\ kinetickou energiou rádovo 10 eV a dĺžkou impulzu asi 20 ps.

• Stredné magnetické pole vzniklé v zachytenom objemu bolo približne 100 gaussov s periódou nárastu 150 ps. Zdroj: vonkajšie cievky a betatrónové cievky.

• Neutralizačná okolitá plazma (prevažne vodíkový plyn) sa vyznačovala strednou hustotou asi 10'³cm‘³ a kinetickou energiou menšou ako 10 eV.

Lúč bol generovaný v plazmovom dele defragračného typu. Zdrojom plazmového lúča bol neutrálny vodíkový plyn, ktorý bol vstrekovaný zadnou časťou dela zvláštnym vyfukujúcim ventilom. V celkovom valcovom usporiadaní boli použité rôzne valcové konštrukcie. Nabíjacie napätie bolo v štandardnom prípade nastavené na 5 až 7,5 kV. Vrcholné hodnoty prierazného prúdu v delách prekročili 250 000 A. V časti experimentov bola vytvorená ďalšia ionizovaná plazma pioslrcdniclvom radu malých periférnych káblových diel zavedených do zostavy centrálneho dela pred vstreknutím, v priebehu alebo po vstreknutí neutrálneho plynu. Toto prebieha po dobu predĺženého impulzu dlhšiu ako ps.

Vystupujúci neutralizačný lúč s nízkou energiou bol pred vstupom do hlavnej vákuovej komory schladzovaný prechodom driftovou trubicou /. nevodivého materiálu. Plazmový lúč bol tiež pri prechode touto trubicou vopred zmagnetizovaný stálymi magnetmi.

Lúč sa pri priechode driftovou trubicou polarizoval a vstúpil do komory, čím vyvolal generovanie vnútorného elektrického poľa lúča. Ktoré posunulo sily magnetického poľa na lúči. Vďaka tomuto mechanizmu bolo možné šíriť vyššie uvedené lúče oblasťou magnetického poľa bez ohnutia.

Po ďalšom preniknutí do komory dosiahol lúč požadované umiestnenie na dráhe a dospel k vrstve zadnej plazmy tvorenej radom káblových diel a ďalších povrchových preskokových zdrojov. Vďaka blízkosti elektrónov s dostatočnou hustotou lúč stratil pole svojej vlastnej polarizácie a sledoval jednotlivé dráhy častíc prevažne zachycujúce lúče. Merania Faradayovým pohárom a B-sondou potvrdili zachytenie lúča a jeho dráhy. Bolo zistené, že lúč po zachytení absolvoval požadovanú kruhovú dráhu. Plazmový lúč bol sledovaný po svojej dráhe po takmer 3/4 obrátky. Merania ukázali, že straty následkom trenia a indukcie spôsobili, že častice lúča stratili energiu potrebnú na to, aby sa stočili z požadovanej dráhy dovnútra a narazili na povrch betalrónovej cievky približne na značke vymedzujúcej 3/4. Aby sa tomu predišlo, môžu byť straty kompenzované dodaním ďalšej energie obiehajúcemu lúču indukčným pohybom častíc prostredníctvom betatrónovej cievky.

Experiment 2: Kombinovaná technika vytvorenia ľk(' .v vy užitím lúča a betatrónu.

Vytvorenie FRC bolo úspešne demonštrované použitím kombinovanej techniky s využitím lúča a betatrónu. Kombinovaná technika vytvorenia FRC s využitím lúča a betatrónu bola uskutočnená experimentálne v komore s priemerom 1 m a dĺžkou 1,5 m, použitím vonkajšieho magnetického poľa do 500 (í. magnetického poľa z cievky stokom betatrónov 320 do 5 kG a podtlaku 1,2 x 10‘ torr. V experimente mala okolitá plazma hustotu 10^1Λ cm' a iónový lúč bol neutralizovaným vodíkovým lúčom s hustotou 1,2 x 13¹³ cm’, iýchlosťou 2 x 10⁷ cm/s a pulznou dĺžkou cca 20 ps (v polovičnej výške). Bolo zistené obrátenie poľa.

Experiment 3: Techniku vyivoreniu FRC s vynii/ini C ia/rúnu

Vytvorenie l'RC použitím betatrónovej metód) bolo úspešne demonštrované pri nasledujúcich hodnotách parametrov:

• Rozmery vákuovej komory: priemer asi 1 m. dĺžka i>i 1.5-metra.

• Polomer betatrónovej cievky : 10 cm.

• Polomer dráhy plazmy: 20 cm.

• Stredné vonkajšie magnetické pole vzniklé vo vákuovej komore bolo do 100 gaussov s rastovou periódou 150 ps a zrkadlovým pomerom 2:1. (Zdroj: vonkajšie cievky a betatrónové cievky).

• Okolitá plazma (v podstate vodíkový plyn) sa vyznačovala strednou hustotou asi 10¹³ cm'³ a kinetickou energiou menšou ako 10 eV.

• Životnosť konfigurácie bola limitovaná celkovou energiou uloženou v experimente a obecne obsahovala cca 30ps.

Experimenty pokračovali prvým vstreknutím okolitej plazmovej vrstvy dvoma sadami diel s koaxiálnymi káblami inštalovanými v komore v kruhu. Každý súbor 8 diel bol inštalovaný na jednom alebo na dvoch zostavách zrkadlovej cievky. Delá boli azimutovo umiestnené v rovnakej vzdialenosti a posunuté vzhľadom k druhej zostave. Toto usporiadanie umožňovalo, aby delá boli odpálené súčasne a aby tak vznikla kruhová plazmová vrstva.

Po vytvorení tejto vrstvy bola energizovaná cievka s betatrónovým tokom. Rastúci prúd vo vinutí betatrónovej cievky vyvolal nárast toku vo vnútri cievky, čím okolo betatrónovej cievky vzniklo azimutové električke pole. Prudký nárast a veľký prúd v cievke s betatrónovým tokom vytvoril silné elektrické pole, ktoré akcelerovalo kruhovú plazmovú vrstvu a tak indukovalo značný prúd. Dostatočne silný plazmový prúd vytvoril vnútorné magnetické pole, ktoré menilo vonkajšie pole a vyvolalo vznik konfigurácie s obráteným poľom. Podrobným meraním slučiek B-bodu bol zistený rozsah, sila a trvanie IRC.

Príklad typických údajov je znázornený stopami sond) B-bodu na obrázku 30. Údajová krivka Λ predstavuje absolútnu silu axiálnej zložkv magnetického poľa na axiálnej stredovej rovine (75 cm od každej koncovej doštičky) experimentálnej komory a v radiálnej polohe 15 cm. Údajová krivka B predstavuje absolútnu silu axiálnej zložky magnetického poľa v axiálnej stredovej rovine komoiy a v radiálnej polohe 30 cm. Údaje na krivke A preto indikujú silu magnetického poľa vo vnútri plazmovej vrstvy paliva (medzi betatrónovou cievkou a plazmou), zatiaľ čo údajová krivka B opisuje silu magnetického poľa mimo plazmovú vrstvu paliva. ! daje Jasne ukazujú, že vnútorné magnetické pole obracia počas 23 a 47 ps orientáciu i je záporné), zatiaľ čo vonkajšie pole zostáva kladné, to znamená neobracia orientáciu. Doba obrátenia je obmedzená nárastom prúdu v betatrónovej cievke. Akonáhle dosiahne prúd v betatrónovej cievke vrchol, začne indukovaný prúd v palivovej plazmovej vrstve klesať a FRC sa rýchlo stráca. Až do tejto doby je životnosť FRC obmedzená energiou, ktorú možno v experimente uchovať. Rovnako ako pri experimente so vstrekovaním a zachytávaním môže byť systém modernizovaný, aby poskytol dlhšiu životnosť FRC a akceleráciu parametrov relevantných pre reaktor.

Táto technika vo všeobecnosti nielenže vytvára kompaktnú FRC, aleje tiež dostatočne robustná a jednoduchá na implementáciu. Najdôležitejšie je to, že základná FRC, generovaná touto metódou, môže byť ľahko urýchlená na akúkoľvek požadovanú úroveň rotačnej energie a sily magnetického poľa. Je to zásadné pre aplikáciu fúzie a klasické zadržanie lúčov s vysokými energiami.

Experiment 4: Technika vytvorenia FRC s využitím heiatrónu

Pokus o vytvorenie FRC použitím betatrónovej techniky bol uskutočnený experimentálne v komore s priemerom 1 m a dĺžke 1.5 m, použitím vonkajšieho magnetického poľa do 500 G. magnetického poľa z cievky s tokom betatrónov 320 do 5 kG a podtlaku 5 x 10'⁶ torr. V experimente obsahovala okolitá plazma hlavne vodík s hustotou 10¹³ cm’³ a životnosti cca 40 ps. Bolo zistené obrátenie poľa.

Fúzia

Tieto dve techniky tvorby FRC v zadržujúcom systéme 300 opisovanom vyššie a podobne môžu generovať plazmu s \ lastnosťami. \ hodnými na vyvolanie jadrovej fúznej reakcie. Konkrétnejšie je možné l'RC, vyhorenú týmito metódami, urýchliť na akúkoľvek požadovanú úroveň rotačnej energie a silu magnetického poľa. To je zásadné pre aplikáciu fúzií aj klasické zadržanie paIi\ <>\ \ eh lúčov s vysokou energiou.

V zadržujúcom systéme 300 je preto možné zadržať a obmedziť plazmové lúče s vysokou energiou počas dostatočne dlhého obdobia, aby tu vznikla fúzna reakcia.

Na úpravu fúzie je FRC vytvorená týmito metódami prednostne akcelerovaná. aby dosiahla primerané hodnoty rotačnej energie a magnetického, poľa urýchlením betatrónov. Fúzia má však tendenciu vyžadovať na to. aby sa reakcia uskutočnila, splnenie radu fyzikálnych podmienok. Aby sa okrem toho dosiahlo účinné spálenie paliva a kladná energetická bilancia, musí byť palivo udržané v tomto stave v podstate nezmenené počas dlhšieho časového obdobia. To je dôležité, pretože vysoká kinetická teplota alebo energia charakterizuje stav vhodný pre fúziu. Vytvorenie tohoto stavu preto vyžaduje značný energetický vstup, kt.oiý je možné dosiahnuť len vtedy, pokiaľ sa na fúzii zúčastní väčšina paliva. V dôsledku toho musí byť doba zadržania paliva dlhšia ako doba jeho spaľovania. Potom bude aj energetická bilancia a výsledný energetický výstup pozitívny.

Významná výhoda vynálezu spočíva v tom, že tu opisovaný zadržujúci systém a plazma sú schopné dlhých zadržujúcich časov, to znamená zadržujúcich časov, ktoré prekračujú časy spaľovania paliva. Typický stav pre fúziu je tak charakterizovaný nasledujúcimi fyzikálnymi podmienkami (ktoré sa obvykle líšia v závislosti od paliva a prevádzkového režimu):

priemerná teplota iónov: v rozsahu asi 30 až 230 keV a prednostne v rozsahu približne 80 keV až 230 keV, priemerná teplota elektrónov: v rozsahu asi 30 až 100 keV a prednostne v rozsahu približne 80 keV až 100 keV.

koherentná energie palivových lúčov (vstrekovaných iónových lúčov a cirkulujúceho plazmového lúča): v rozsahu asi 100 keV až 3.3 MeV a prednostne v rozsahu 300 keV až 3,3 MeV, celkové magnetické pole: v rozsahu asi 47,5 až 120 kG a prednostne v rozsahu približne 95 až 120 kG (s vonkajším pôsobiacim poľom v rozsahu asi 2,5 až 15 kG a prednostne v rozsahu asi 5 až 15 kG), klasická doba zadržania: dlhšia ako doba spaľovania paliva a prednostne asi 10 až 100 sekúnd, hustota iónov paliva: v rozsahu asi 10 až menej ako 10¹⁶ cnT’ a prednostne v rozsahu asi 10¹⁴ až 10'’ cm\

- 53 celková fúzna energia: prednostne v rozsahu asi 50 až 450 kW/cm (energia na cm dĺžky komory).

Na úpravu vyššie uvedených lužných podmienok sa FRC prednostne akceleruje na úroveň koherentnej rotačnej energie prednostne v rozsahu asi 100 keV až 3.3 MeV, lepšie v rozsahu asi 300 keV až 3,3 MeV a úrovniach 45 až 120 kG. lepšie v rozsahu asi 90 až 115 kG. Na týchto úrovniach môžu byť iónové lúče s vysokou energiou vstrekované do FRC a zachytávané, aby vytvorili vrstvu plazmového lúča, pričom plazmové iónové lúče sú zadržiavané magneticky a elektróny plazmových lúčov sú zadržiavané elektrostaticky.

Teplota elektrónu je prednostne udržiavaná na takej nízkej hodnote, ako je to prakticky možné, aby sa znížilo brzdné žiarenie, ktoré môže inak spôsobovať straty' rádioaktívnej energie. Efektívnym prostriedkom, ako to možno uskutočniť, je elektrostatická jama podľa vynálezu.

Teplota iónov je prednostne udržiavaná na úrovni, ktorá zabezpečuje účinné spaľovanie, pretože fúzny prierez je funkciou iónovej teploty. Veľká priama energia palivových iónových lúčov je zásadná pre klasický transport, opisovaný v tejto prihláške. Minimalizuje tiež vplyvy nestability palivovej plazmy. Magnetické pole je konzistentné s rotačnou energiou lúčov. Je čiastočne tvorené plazmovým lúčom (vnútorné pole) a naopak poskytuje podporu a silu na udržanie plazmového lúča na požadovanej dráhe.

Produkty fúzie

Produkty fúzie vznikajú v energetickom jadre prevažne pri nulovom povrchu 86, odkiaľ vychádzajú difúziou smerom k separátoru 84 (pozri obr. 8). To je v dôsledku zrážok s elektrónmi (pretože zrážky s iónmi nemenia ťažisko a preto nevyvolávajú zmenu siločiar). Vplyvom vysokej kinetickej energie (výsledné ióny majú omnoho väčšiu energiu ako ióny paliva) môžu produkty fúzie ľahko prejsť cez separátor 84. Akonáhle sú za separátorom 84, môžu postupovať po otvorených siločiarach 80 za predpokladu, že na nich bude pôsobiť rozptyl po zrážkach s iónmi. Hoci tento proces zrážok nemá za následok difúzie, môže zmeniť smer vektora rýchlosti iónov, aby ukazoval rovnobežne s magnetickým poľom. Tieto otvorené siločiary 80 spájajú topológiu FRC jadra s jednotne pôsobiacim poľom mimo topológie FRC. Výsledné ióny vystupujú na rôznych siločiarach podľa rozdelenia energií prednostne v tvare rolujúcich kruhových lúčov. V silných magnetických poliach mimo separátora 84 (v typickom prípade cca 100 kG) majú výsledné ióny súvisiace rozdelenie gyrorádiusu, ktorý sa mení od minimálnej hodnoty cca 1 cm do maxima okolo 3 cm pre najviac energetické výsledné ióny.

Výsledné ióny majú spočiatku longitudinálnu aj rotačnú energiu, vyznačujúcu sa 1/2 M(v_par)² a 1/2 M(vpcrp)². Uvedená vperp je azimutová rýchlosť, súvisiaca s rotáciou okolo siločiary ako v centre dráh}'. Pretože siločiary poľa sa potom, ako sa vzdialia topológii ľRC, rozptýlia do priestoru, rotačná energia má tendenciu klesať, zatiaľ čo celková energia zostáva konštantná. Je to dôsledkom adiabatickej invariancie magnetického momentu výsledných iónov. V odbore je dobre známe, že nabité častice, pohybujúce sa v magnetickom poli, majú magnetický moment súvisiaci s ich pohybom. V prípade častíc, pohybujúcich sa pozdĺž pomaly sa meniaceho magnetického poľa, existuje taktiež adiabatická invarianta pohybu opisovaného 1//2 M(v_perp)²/B. Ióny, ktoré sú produktom reakcie, obiehajú okolo svojich siločiar, majú magnetický moment a adiabatickú invarianciu spojenú s týmto pohybom. Pretože B klesá cca desaťkrát (čo je určované rozptylom siločiar), vyplýva z toho, že v_peip bude klesať asi 3,2 krát. V okamihu, keď výsledné ióny dorazia do jednotnej oblasti poľa, bude ich rotačná energia nižšia ako 5 % ich celkovej energie, čo je inými slovami takmer celá energia v longitudinálnej zložke.

Vynález môže nadobúdať rôzne modifikácie aj iné tvary' a jeho konkrétny príklad bol znázornený na výkresoch a bol podrobne opísaný v tomto dokumente. Vynález by však mal byť tak chápaný, že sa neobmedzuje na konkrétne tu opisovanú formu, ale naopak má pokrývať všetky modifikácie, ekvivalenty a alternatívy spadajúce do predmetu a rozsahu pripojených patentových nárokov.

Claims (65)

1. PATENTOVÉ NÁROKY (upravené)

   1. Prístroj na zadržanie plazmy, vyznačujúci sa tým, že obsahuje:

   komoru majúcu hlavnú os, magnetický a elektrostatický zadržujúci systém funkčne spojený s komorou a plazmový zdroj funkčne spojený s komorou.
2. 2. Prístroj podľa nároku 1, vyznačujúci sa tým, že zadržujúci systém obsahuje generátor magnetického poľa spojený s komorou na vytváranie magnetického poľa v komore.
3. 3. Prístroj podľa nároku 2, vyznačujúci sa tým, že generátor magnetického poľa ďalej obsahuje cievku s prúdom umiestnenú pozdĺž hlavnej osi komory na vytvorenie azimutového elektrického poľa v komore.
4. 4. Prístroj podľa nárokov 2 až 3, vyznačujúci sa tým, že magnetické pole má konfiguráciu s obráteným poľom.
5. 5. Prístroj podľa nároku 1, vyznačujúci sa tým, že zadržujúci systém obsahuje generátor magnetického poľa spojený s komorou na pôsobenie magnetického v komore prevažne pozdĺž hlavnej osi komory, cievku s prúdom pripojenú ku komore a koncentrickú s hlavnou osou komory na vytvorenie azimutového elektrického poľa v komore a plazmový zdroj na vstrekovanie plazmy obsahujúcej elektróny a ióny do komory.
6. 6. Prístroj podľa nárokov 2 až 5, vyznačujúci sa tým, že generátor magnetického poľa obsahuje väčšie množstvo cievok poľa rozmiestnených v komore.
7. 7. Prístroj podľa nárokov 2 až 6, vyznačujúci sa tým, že generátor magnetického poľa ďalej obsahuje väčšie množstvo zrkadlových cievok.
8. 8.

   Prístroj podľa nárokov 2 až 7, vyznačujúci sa tým, že generátor magnetického poľa je umiestnený zvonka komory.
9. 9. Prístroj podľa nárokov 2 až 8, vyznačujúci sa tým, poľa je umiestnený zvnútra komory.
10. 10. Prístroj podľa nárokov 2 až 9, vyznačujúci sa tým, že generátor magnetického že generátor magnetického poľa je vyladiteľný, aby vytváral a ovládal elektrostatické pole v komore.
11. 11. Prístroj podľa nárokov 2 až 10, vyznačujúci sa tým, že ďalej obsahuje riadiaci systém pripojený ku generátoru magnetického poľa.
12. 12. Prístroj podľa nárokov 3 a 5. vyznačujúci sa tým, že cievka s prúdom je cievka s tokom betatrónov.
13. 13. Prístroj podľa nárokov 3. 5, 12 a 34, vyznačujúci sa tým, že cievka s prúdom obsahuje paralelné vinutie skupiny samostatných cievok.
14. 14. Prístroj podľa nárokov 1 až 13, vyznačujúci sa tým, že ďalej obsahuje vstrekovače iónového lúča na vstrekovanie iónových lúčov do komory.
15. 15. Prístroj podľa nárokov 14. vyznačujúci sa tým, že vstrekovače iónového lúča sú upravené na to, ab\ vstrekovali iónové lúče s neutralizovaným elektrickým nábojom do komory.
16. 16. Prístroj podľa nárokov 1 až. 15 a 19, vyznačujúci sa tým, že komora je obecne valcovitá.
17. 17. Prístroj podľa nárokov 1 až 15 a 19, vyznačujúci sa tým, že komora je obecne kruhového tvaru.
18. 18. Prístroj podľa nároku 1 až 1 7, vyznačujúci sa tým, že plazmový zdroj obsahuje väčšie množstvo okolitých plazmových diel orientovaných tak, aby vstrekovali okolitú plazmu pozdĺž hlavnej osi komory smerom k stredovej rovine komory.
19. 19. Prístroj podľa nároku 2 až 3 a 5, vyznačujúci sa tým, že magnetické pole zahŕňa magnetické pole s topológiou obráteného poľa, pričom magnetické pole s topológiou obráteného poľa je tvorené aspoň čiastočne magnetickým poľom vytvoreným generátorom magnetického poľa a ďalej obsahuje elektrostatické pole v komore vytvorenej a ovládanej vyladením magnetického poľa vytvoreného generátorom magnetického poľa, pričom plazma obsahuje elektróny a ióny zadržané v komore, kde je väčšie množstvo iónov plazmy zadržiavanej magnetickým poľom s topológiou obráteného poľa a väčšie množstvo elektrónov plazmy je elektrostaticky zadržiavané elektrostatickým poľom.
20. 20. Prístroj podľa nároku 19. vyznačujúci sa tým, že väčšie množstvo iónov a elektrónov plazmy je prevažne klasicky zadržané.
21. 21. Prístroj podľa nárokov 19 a 20 a 40 až 44, vyznačujúci sa tým, že väčšie množstvo iónov plazmy je prevažne neadiabatické.
22. 22. Prístroj podľa nárokov 19 až 21 a 40 a 44, vyznačujúci sa tým, že väčšie množstvo iónov plazmy je prevažne energetické a obieha po dráhe s veľkým polomerom v komore.
23. 23. Prístroj podľa nároku 22. vyznačujúci sa tým, že polomer dráh iónov prekračuje vlnové dĺžky anomálneho transportu spôsobujúce fluktuácie.
24. 24. Prístroj podľa nároku 22. vyznačujúci sa tým, že dráhy iónov sú prevažne betatrónovými dráhami.
25. 25. Prístroj podľa nárokov 22 až 24, vyznačujúci sa tým, že dráhy iónov sú prevažne v diamagnetickom smere.
26. 26. Prístroj podľa nárokov 22 až 25, vyznačujúci sa tým, že driftové dráhy iónov sú prevažne v diamagnetickom smere.
27. 27. Prístroj podľa nárokov 19 až 26, vyznačujúci sa tým, že siločiary magnetického poľa vytvoreného generátorom magnetického poľa sa prevažne rozkladajú v smere hlavnej osi komory.
28. 28. Prístroj podľa nárokov 19 až 27, vyznačujúci sa tým, že magnetické pole s topológiou obráteného poľa obsahuje kombináciu prvého a druhého magnetického poľa, pričom prvé magnetické poleje vytvárané generátorom magnetického poľa.
29. 29. Prístroj podľa nárokov 19 až 27, vyznačujúci sa tým, že elektrostatické pole tvorí elektrostatickú potenciálovú jamu.
30. 30. Prístroj podľa nároku 29. vyznačujúci sa tým, že väčšie množstvo elektrónov plazmy je prevažne zadržané v elektrostatickej potenciálovej jame.
31. 31. Prístroj podľa nárokov 19 až 30, vyznačujúci sa tým, že magnetické pole s topológiou obráteného poľa pôsobí na väčšie množstvo iónov plazmy Lorentzovou silou, ktorá prevláda nad silami elektrostatického poľa, aby magneticky zadržiavali väčšie množstvo iónov plazmy.
32. 32. Prístroj podľa nárokov 19 až 31, vyznačujúci sa tým, že elektrostatické pole je upravené tak, aby smerovalo driftové dráhy iónov skupiny iónov plazmy v diamagnetickom smere.
33. 33. Prístroj podľa nároku 28. vyznačujúci sa tým, že následkom rotácie plazmy vzniká druhé magnetické pole s poloidnou topológiou
34. 34. Prístroj podľa nároku 19. vyznačujúci sa tým, že ďalej obsahuje cievku s prúdom umiestnenú okolo hlavnej osi komory a v komore je cievkou s prúdom vytvárané azimutové elektrické pole.
35. 35. Prístroj podľa nároku 34, vyznačujúci sa tým, že generátor magnetického poľa obsahuje väčšie množstvo cievok poľa umiestnených v komore a prvú a druhú zrkadlovú cievku umiestnené pri protiľahlých koncoch cievky s prúdom, pričom prvá a druhá zrkadlová cievka zvyšuje veľkosť magnetického poľa vytváraného generátorom magnetického poľa pri prvom a druhom konci cievky s prúdom.
36. 36. Prístroj podľa nároku 19, vyznačujúci sa tým, že ďalej obsahuje vstrekovače iónového lúča vstrekujúce iónové lúče do magnetického poľa s topológiou obráteného poľa v smere v podstate kolmom na siločiary magnetického poľa s topológiou obráteného poľa, pričom magnetické pole s topológiou obráteného poľa iónové lúče zachytáva a ohýba do dráh v komore.
37. 37. Prístroj podľa nároku 36.

    vyznačujúci sa tým, že iónové lúče sú vnútorne polarizované.
38. 38. Prístroj podľa nároku 19.

    vyznačujúci sa tým, že plazma obsahuje aspoň dva rôzne druhy iónov.
39. 39.

    Prístroj podľa nároku 19.

    vyznačujúci sa tým, že plazma zahŕňa pokročilý typ paliva.
40. 40. Postup zadržania plazmy obsahujúcej elektróny a ióny v prístroji podľa nárokov 1 až

    39, vyznačujúci sa tým, že zahŕňa kroky:

    magnetické zadržanie skupiny iónov plazmy a elektrostatické zadržanie skupiny elektrónov plazmy.
41. 41. Postup podľa nároku 40, vyznačujúci sa tým, že ďalej obsahuje kroky:

    vytvorenie magnetického poľa v zadržujúcom systéme, pričom magnetické pole má konfiguráciu s obráteným poľom (FRC), vytvorenie elektrostatického poľa v zadržujúcom systéme, pričom elektrostatické pole vytvára elektrostatickú potenciálovú jamu a zadržanie skupiny iónov plazmy magneticky v magnetickom poli typu FRC a skupiny elektrónov plazmy elektrostaticky v elektrostatickej potenciálovej jame.
42. 42. Postup podľa nárokov 40 a 41, vyznačujúci sa tým, že ďalej zahŕňa krok prevažne klasického zadržania skupiny iónov plazmy.
43. 43. Postup podľa nároku 40 až 42, vyznačujúci sa tým, že ďalej zahŕňa krok prevažne klasického zadržania skupiny elektrónov plazmy.
44. 44. Postup podľa nároku 42. vyznačujúci sa tým, že krok prevažne klasického zadržania skupiny iónov plazmy zahŕňa zadržanie iónov v zadržujúcom systéme po dobu dlhšiu ako je doba spaľovania plazmy.
45. 45. Postup podľa nárokov 41 až 44, vyznačujúci sa tým, že ďalej zahŕňa krok obiehania skupiny iónov plazmy v magnetickom poli typu FRC po betatrónových dráhach veľkého polomeru, pričom polomer dráhy prekračuje vlnové dĺžky anomálneho transportu spôsobujúce fluktuácie.
46. 46. Postup podľa nárokov 41 až 44, vyznačujúci sa tým, že krok magnetického zadržania skupiny iónov plazmy zahŕňa vyvolanie toho, aby väčšie množstvo iónov plazmy obiehalo v magnetickom poli typu FRC vplyvom Lorentzových síl pôsobiacich na väčšie množstvo iónov plazmy.
47. 47. Postup podľa nároku 46. vyznačujúci sa tým, že ďalej zahŕňa krok obiehania skupiny iónov plazmy v diamagnetickom smere.
48. 48. Postup podľa nároku 47. vyznačujúci sa tým, že ďalej zahŕňa krok smerovania driftových dráh iónov v diamagnetickom smere.
49. 49. Postup podľa nároku 41, vyznačujúci sa tým, že ďalej zahŕňa krok vytvorenia magnetického poľa pôsobiaceho v zadržujúcom systéme.
50. 50. Postup podľa nároku 49. vyznačujúci sa tým, že ďalej zahŕňa krok rotácie plazmy a vytvorenia vnútorného magnetického poľa.
51. 51. Postup podľa nároku 50. vyznačujúci sa tým, že ďalej zahŕňa krok kombinácie pôsobiaceho magnetického poľa a vnútorného magnetického poľa, aby vytvorili magnetické pole typu FRC.
52. 52. Postup podľa nároku 41, vyznačujúci sa tým, že ďalej zahŕňa krok ochladenia skupiny elektrónov plazmy.
53. 53. Postup podľa nároku 41. vyznačujúci sa tým, že ďalej zahŕňa krok vytvorenia iónov ako produktov fúzie.
54. 54. Postup podľa nároku 52. vyznačujúci sa tým, že krok ochladenia skupiny elektrónov plazmy zahŕňa prenos potenciálnej energie z elektrostatickej potenciálovej jamy na ióny, ktoré sú produktmi fúzie.
55. 55. Postup podľa nároku 41. vyznačujúci sa tým, že plazma zahŕňa ióny paliva pokročilého typu.
56. 56. Postup podľa nároku 40, vyznačujúci sa tým, že ďalej zahŕňa kroky:

    vytvorenie pôsobiaceho magnetického poľa a manipulácia s pôsobiacim magnetickým poľom na vytvorenie a ovládanie elektrostatického poľa.
57. 57. Postup vytvorenia magnetického poľa s obrátenou konfiguráciou v komore reaktora podľa nárokov 1 až 56, vyznačujúci sa tým, že zahŕňa kroky:

    vytvorenie pôsobiaceho magnetického poľa v komore reaktora naplnenej plazmou, vstrekovanie iónových lúčov do pôsobiaceho magnetického poľa v komore reaktora, vytvorenie rotujúceho plazmového lúča v komore majúcej poloidné vnútorné magnetické pole, pôsobenie azimutového elektrického poľa, aby zvýšilo rotačnú rýchlosť plazmového lúča na hodnotu, pri ktorej veľkosť vnútorného magnetického poľa v lúči prekoná veľkosť pôsobiaceho magnetického poľa, čo vyvolá obrátenie poľa a spojenie siločiar pôsobiaceho magnetického poľa a vnútorného magnetického poľa do kombinovaného magnetického poľa s topológiou konfigurácie s obráteným poľom (FRC).
58. 58. Postup vytvorenia magnetického poľa v konfigurácii s obráteným poľom v komore reaktora podľa nárokov 1 až 56, vyznačujúci sa tým, že zahŕňa kroky: vytvorenie pôsobiaceho magnetického poľa v komore, vstrekovanie plazmy do pôsobiaceho magnetického poľa v komore, pôsobenie azimutového elektrického poľa v komore, aby plazma začala rotovať a vytvorila vnútorné magnetické pole a zvýšenie rotačnej rýchlosti plazmového lúča, aby sa zvýšila veľkosť vnútorného magnetického poľa v plazme na úroveň, ktorá prekoná veľkosť pôsobiaceho magnetického poľa, čo vyvolá obrátenie poľa a spojenie siločiar pôsobiaceho magnetického poľa a vnútorného magnetického poľa do kombinovaného magnetického poľa s topológiou konfigurácie s obráteným poľom (FRC)
59. 59. Postup podľa nárokov 57 a 58, vyznačujúci sa tým, že krok generovania pôsobiaceho magnetického poľa zahŕňa energizáciu skupiny cievok poľa rozmiestnených po komore.
60. 60. Postup podľa nároku 57. vyznačujúci sa tým, že iónové lúče sú vstrekované prevažne priečne na pôsobiace magnetické pole.
61. 61. Postup podľa nárokov 57 a 58, vyznačujúci sa tým, že d’alej zahŕňa krok zvýšenia veľkosti pôsobiaceho magnetického poľa, aby udržalo rotujúci plazmový lúč vo vopred stanovenej radiálnej vzdialenosti.
62. 62. Postup podľa nárokov 57 a 58, vyznačujúci sa tým, že krok pôsobenia elektrického poľa zahŕňa krok energizácie cievky s tokom betatrónov v komore.
63. 63. Postup podľa nároku 62. vyznačujúci sa tým, že d’alej zahŕňa krok zvýšenia prúdu pretekajúceho cievkou s tokom, aby sa urýchlil rotujúci plazmový lúč na rotačnú energiu odpovedajúcu úrovni fúzie.
64. 64. Postup podľa nároku 63. vyznačujúci sa tým, že ďalej zahŕňa krok vstreknutia lúčov iónov s energiou odpovedajúcou úrovni fúzie do FRC a zachytenia lúčov v betatrónových dráhach v FRC.
65. 65. Postup podľa nárokov 57. 60 a 64, vyznačujúci sa tým, že krok vstrekovania iónových lúčov ďalej zahŕňa kroky :

    neutralizácia iónového lúča.

    odstránenie elektrickej polarizácie z neutralizovaných iónových lúčov a pôsobenie Lorentzovou silou vplyvom pôsobiaceho magnetického poľa na neutrálizované iónové lúče, aby došlo k ohybu iónových lúčov do betatrónových dráh.

    WO 02/062112

    1/16

    PCT/US02/02854