PL206448B1 - Sposób oraz urządzenie do zamykania plazmy oraz sposób tworzenia pola magnetycznego o konfiguracji odwróconego pola - Google Patents

Description

(12) OPIS PATENTOWY (19) PL (11) 206448 (13) B1 (21) Numer zgłoszenia: 363361 (51) Int.Cl.

(22) Data zgłoszenia: 01.02.2002 H05H 1/12 (2006.01)

G21B 1/00 (2006.01) (86) Data i numer zgłoszenia międzynarodowego:

01.02.2002, PCT/US02/002854 (87) Data i numer publikacji zgłoszenia międzynarodowego:

08.08.2002, WO02/062112

Sposób oraz urządzenie do zamykania plazmy oraz sposób tworzenia pola magnetycznego o konfiguracji odwróconego pola

	(73) Uprawniony z patentu: THE REGENTS OF THE UNIVERSITY
(30) Pierwszeństwo:	OF CALIFORNIA, Oakland, US
01.02.2001, US, 60/266,074 08.06.2001, US, 60/297,086 31.01.2002, US, 10/066,424	(72) Twórca(y) wynalazku: NORMAN ROSTOKER, Irvine, US
	MICHL BINDERBAUER, Irvine, US
(43) Zgłoszenie ogłoszono: 15.11.2004 BUP 23/04	ARTAN QERUSHI, Irvine, US HOOSHANG TAHSIRI, Irvine, US EUSEBIO GARATE, Irvine, US VITALY BYSTRITSKII, Irvine, US
(45) O udzieleniu patentu ogłoszono:
31.08.2010 WUP 08/10	(74) Pełnomocnik:
	rzecz. pat. Rokicki Bogdan Kancelaria Prawnicza Kancelaria Patentowa

PL 206 448 B1

Opis wynalazku

Wynalazek dotyczy ogólnie dziedziny fizyki plazmy, a zwłaszcza sposobów i urządzeń do zamykania plazmy a także sposobu tworzenia pola magnetycznego o konfiguracji odwróconego pola. Osłona plazmy jest szczególnie interesująca w celu umożliwienia fuzji.

Fuzja jest procesem, w którym dwa lekkie jądra łączą się tworząc jedno cięższe. Proces fuzji uwalnia olbrzymią ilość energii w postaci szybkich cząstek. Ponieważ jądra atomów mają ładunek dodatni - ze względu na zawarte w nich protony - działa pomiędzy nimi odpychająca siła elektrostatyczna, zwana inaczej kulombowską. Aby dwa jądra połączyć ze sobą, trzeba przezwyciężać tę odpychającą barierę, co następuje wtedy, gdy dwa jądra zostaną zbliżone do siebie wystarczająco, aby siły jądrowe, działające na małych odległościach, stały się wystarczająco duże, by przezwyciężyć siłę odpychania elektrostatycznego i spoić oba jądra. Energia potrzebna, by jądra przezwyciężyły barierę odpychania elektrostatycznego, dostarczana jest przez ich energie cieplne, które muszą być duże. Przykładowo prędkość fuzji może być znaczna, jeżeli temperatura jest co najmniej rzędu 10⁴ eV, co odpowiada w przybliżeniu 100x10⁶ K. Prędkość reakcji fuzji jest funkcją temperatury i charakteryzuje swą wielkość zwaną reaktywnoś cią . Przykł adowo reaktywność reakcji D-T ma szeroki pik pomiędzy 30 keV a 100 keV.

Typowymi reakcjami fuzji są:

D + D He³(0,8 MeV) + n(2,5 MeV),

D + T α(3,6 MeV) + n(14,1 MeV),

D + He³ α(3,7 MeV) + p(14,7 MeV) oraz p + B¹¹ 3α(8,7 MeV) gdzie D oznacza deuter, T oznacza tryt, α oznacza jądro helu, n oznacza neutron, p oznacza proton, He oznacza hel, a B¹¹ oznacza bor 11. Liczby w nawiasach w każdym równaniu oznaczają energię kinetyczną produktów fuzji.

Pierwsze dwie reakcje wymienione powyżej, to znaczy reakcje D-D i D-T, są neutronowe, co oznacza, że większość energii ich produktów fuzji niesiona jest przez szybkie neutrony. Wadami reakcji neutronowych są (1) że strumień szybkich neutronów stwarza wiele problemów, obejmujących uszkodzenia ścian reaktora i wysokie poziomy radioaktywności dla większości materiałów budowlanych; oraz (2) że energia szybkich neutronów zbierana jest przez przetwarzanie ich energii cieplnej w energię elektryczną, co wiąże się z bardzo małą sprawnością (mniej niż 30%). Zalety reakcji neutronowych polegają na tym, że (1) mają one szczyty reaktywności przy stosunkowo niskiej temperaturze; oraz (2) ich straty na skutek promieniowania są stosunkowo małe, ponieważ liczby atomowe deuteru i trytu wynoszą 1.

Substraty reakcji w dwóch pozostałych równaniach - D-He³ oraz p-B¹¹ - nazywane są paliwami przyszłości. Zamiast wytwarzania szybkich neutronów, jak w reakcjach neutronowych, ich produktami fuzji są naładowane cząstki. Jedną zaletą naładowanych cząstek jest to, że tworzą one znacznie mniej neutronów i dlatego jest mniej niedogodności związanych z nimi. W przypadku D-He³ niektóre szybkie neutrony są wytwarzane przez reakcje wtórne, ale neutrony te stanowią tylko około 10% energii produktów fuzji. Reakcja p-B¹¹ jest pozbawiona szybkich neutronów, chociaż wytwarza nieco powolnych neutronów, które wynikają z reakcji wtórnych, ale stwarzają znacznie mniej problemów. Inną zaletą paliw przyszłości jest to, że energia ich produktów fuzji może być zbierana ze sprawnością do 90%. W procesie bezpośredniego przetwarzania energii ich naładowane produkty fuzji mogą być spowalniane a ich energia kinetyczna może być bezpośrednio przetwarzana w energię elektryczną.

Te paliwa przyszłości mają również pewne wady. Przykładowo liczby atomowe tych paliw są większe (2 dla He³ i 5 dla B¹¹). Dlatego ich straty promieniowania są większe niż w reakcjach neutronowych. Ponadto znacznie trudniej jest spowodować fuzję tych paliw przyszłości. Ich szczytowe reaktywności występują przy znacznie większych temperaturach i nie sięgają tak wysoko jak reaktywność dla D-T. Spowodowanie reakcji fuzji w przypadku tych paliw przyszłości wymaga zatem doprowadzenia ich do wyższego stanu energetycznego, gdzie ich reaktywność jest znaczna. Odpowiednio, paliwa przyszłości muszą być zamykane na dłuższy czas, aby można je było doprowadzić do odpowiednich warunków fuzji.

Czas przebywania plazmy w osłonie wynosi Δt = r²/D, gdzie r oznacza minimalny wymiar plazmy, a D oznacza współczynnik dyfuzji. Klasyczna wartość współczynnika dyfuzji wynosi Dc = aj²/Tie, gdzie a_i oznacza promień bezwładności jonu, a T_ie oznacza czas kolizji jon-elektron. Dyfuzja według klasycznego współczynnika dyfuzji nazywana jest klasycznym transportem. Współczynnik dyfuzji

PL 206 448 B1

Bohma, przypisywany niestabilnościom krótkofalowym, wynosi D_B = (1/16)a^, gdzie Ω oznacza częstotliwość bezwładności jonu. Dyfuzja zgodna z tą zależnością nazywana jest transportem nieprawidłowym. W warunkach fuzji, D_B/D_c=(1/16)ii_iT_iea10⁸, transport nieprawidłowy powoduje znacznie krótszy czas przebywania w osłonie, niż przy transporcie klasycznym. Zależność ta określa jak duża musi być plazma w reaktorze fuzji przy wymaganiu, że czas przebywania w osłonie dla danej ilości plazmy musi być dłuższy niż czas potrzebny plazmie na reakcję fuzji jądrowej. Z tego względu stan transportu klasycznego jest bardziej pożądany w reaktorze fuzji, ponieważ umożliwia mniejsze początkowe ilości plazmy.

We wczesnych doświadczeniach z toroidalną osłoną plazmy obserwowano czas przebywania w osłonie A^r/DB. Postęp w ostatnich czterdziestu latach zwiększył czas przebywania w osłonie do .A-^1000r²/D_B. Jedną z istniejących koncepcji reaktora fuzji jest Tokamak. Pole magnetyczne Tokamaka 68 i typowa orbita 66 cząstki są przedstawione na fig. 5. Przez ostatnich trzydzieści lat próby fuzji koncentrowały się w reaktorze Tokamak na wykorzystywaniu paliwa D-T. Próby te miały swą kulminację w Międzynarodowym Doświadczalnym Reaktorze Termonuklearnym (ITER), przedstawionym na fig. 7. Ostatnie doświadczenia z reaktorem Tokamak sugerują, że transport klasyczny, A^r/D^, jest możliwy, a w takim przypadku minimalny wymiar plazmy można zmniejszyć z metrów do centymetrów. Doświadczenia te obejmowały wprowadzanie wiązek energetycznych (50-100 keV) w celu ogrzewania plazmy do temperatury 10-30 keV. Patrz W, Heidbrink & G. J. Sadler, 34 Nuclear Fusion 535 (1994). Jony wiązki energetycznej w tych doświadczeniach zwalniały i dyfundowały klasycznie, natomiast termiczna plazma nadal dyfundowała nienormalnie szybko. Jest to spowodowane tym, że jony wiązki energetycznej mają duży promień bezwładności, przez co są niewrażliwe na wahania przy długościach fal krótszych niż promień bezwładności jonu (/<a). Wahania małej długości fali mają tendencję do uśrednienia w cyklu i przez to zanikają. Jednakże elektrony mają znacznie mniejszy promień bezwładności, tak że reagują one na te wahania i ich transport jest nieprawidłowy.

Ze względu na nienormalny transport minimalny, wymiar plazmy musi wynosić co najmniej 2,8 m. Ze względu na ten wymiar reaktor ITER zbudowano o wysokości 30 metrów i średnicy 30 metrów. Jest to najmniejszy reaktor typu Tokamak z paliwem D-T, jaki można wykonać. W przypadku paliw przyszłości, takich jak D-He3 i p-B¹¹ reaktor typu Tokamak musiałby być znacznie większy ze względu na to, że czas potrzebny, by jon paliwa wszedł w reakcję jądrową, jest znacznie dłuższy. Reaktor Tokamak z paliwem D-T ma dodatkowy problem, polegający na tym, że większość energii produktów fuzji niesiona jest przez neutrony 14 MeV, które powodują szkody radiacyjne i wywołują reaktywność w prawie wszystkich materiałach budowlanych wobec strumienia neutronów. Ponadto przetwarzanie ich energii w energię elektryczną musi odbywać się poprzez proces cieplny, którego sprawność nie jest większa niż 30%.

Inną proponowaną konfiguracją reaktora jest reaktor z wiązką kolizyjną. W reaktorze z wiązką kolizyjną plazma tła jest bombardowana wiązkami jonów. Wiązki te zawierają jony o energii znacznie większej niż ma plazma termiczna. Powodowanie użytecznych reakcji fuzji w tego rodzaju reaktorze było niemożliwe do uzyskania, ponieważ plazma tła spowalnia wiązki jonów. Przedstawiano różne propozycje zmniejszenia tego problemu i zwiększenia do maksimum liczby reakcji jądrowych.

Przykładowo patent USA nr 4.065.351 (Jassby i in.) opisuje sposób wytwarzania przeciwprądowych wiązek kolizyjnych jonów deuteru i trytu w toroidalnym systemie osłonowym. W patencie USA nr 4.057.462 (Jassby i in.) wprowadza się energię elektromagnetyczną, by przeciwdziałać wpływom oporu stawianego jednemu z rodzajów jonów przez masę plazmy będącą w równowadze. Toroidalny system osłonowy jest identyfikowany jako Tokamak. W patencie USA nr 4.894.199 (Rostoker) wiązki deuteru i trytu są wprowadzane i wychwytywane z taką samą średnią prędkością w konfiguracji reaktora Tokamak, konfiguracji zwierciadlanej lub konfiguracji z odwróconym polem. Występuje chłodna plazma tła o małej gęstości, której jedynym celem jest pułapkowanie tych wiązek. Wiązki te reagują, ponieważ mają wysoką temperaturę, a spowalnianie jest głównie powodowane przez elektrony towarzyszące wprowadzonym jonom. Elektrony te są ogrzewane przez jony, a wtedy spowalnianie jest minimalne.

W żadnym z tych urządzeń pole elektryczne równowagi nie odgrywa jednak żadnej roli. Ponadto, nie ma żadnej próby zredukowania lub nawet rozważania transportu nieprawidłowego.

W innych patentach rozważa się elektrostatyczne osłanianie jonów, a w pewnych przypadkach magnetyczne osłanianie elektronów. Są to patent USA nr 3.258.402 (Farnsworth) i patent USA nr 3.386.883 (Farnsworth), które przedstawiają elektrostatyczne osłanianie jonów oraz bezwładnościowe osłanianie elektronów. Patent USA nr 3.530.036 (Hirsch i in.) oraz patent USA nr 3.530.497

PL 206 448 B1 (Hirsch i in.) są podobne do patentów Farnswortha. Patent USA nr 4.233.537 (Limpaecher) opisuje elektrostatyczną osłonę jonów i magnetyczną osłonę elektronów z wielobiegunowymi ścianami odbijającymi z ostrzami. Patent USA nr 4.826.646 (Bussard) jest podobny do patentu Limpaechera i dotyczy punktowych ostrzy. Żaden z tych patentów nie rozważa elektrostatycznej osłony elektronów i magnetycznej osłony jonów. Chociaż badanych było wiele projektów elektrostatycznej osłony jonów, żaden z nich nie mógł zapewnić wymaganego pola elektrostatycznego, gdy jony mają gę stość wymaganą w reaktorze fuzji. Wreszcie ż aden z cytowanych powyż ej patentów nie omawia magnetycznej topologii konfiguracji z odwróconym polem.

Konfigurację z odwróconym polem (FRC) odkryto przypadkowo około 1960 roku w Naval Research Laboratory podczas doświadczeń ze skurczem teta. Typowa topologia FRC, gdzie wewnętrzne pole magnetyczne zmienia kierunek, przedstawiona jest na fig. 8 i fig. 10, a orbity cząstek w FRC przedstawione są na fig. 11 i 14. Przeprowadzono wiele programów badawczych dotyczących FRC w Stanach Zjednoczonych i w Japonii. Istnieje zwięz ł a publikacja na temat teorii i doś wiadczeń w badaniach nad FRC w latach 1960-1988. Patrz M. Tuszewski, 28 Nuclear Fusion 2033, (1988). Biała księga na temat rozwoju FRC opisuje badania w 1996 roku i zalecenia dla dalszych badań. Patrz L. C. Steinhauer i in., 30 Fusion Technology 116 (1996). Do dziś, w trakcie doświadczeń z FRC, FRC tworzono metodą skurczu teta. Na skutek takiego sposobu tworzenia jony i elektrony przenoszą po połowie prądu, czego wynikiem jest pomijalnie małe pole elektrostatyczne w plazmie i brak osłony elektrostatycznej. Jony i elektrony w tych FRC były osłaniane magnetycznie. W prawie wszystkich doświadczeniach z FRC przyjmowano transport nieprawidłowy. Patrz np. Tuszewski, początek rozdziału 1.5.2., s. 2072.

Aby rozwiązać problemy związane z dotychczasowymi systemami osłony plazmy, opisano tu sposób i urządzenie do osłaniania plazmy, w których jony plazmy są zamknięte magnetycznie w stałych dużych orbitach, a elektrony są zamknięte elektrostatycznie w studni potencjału. Główna innowacja przedmiotowego wynalazku w stosunku do wszelkich poprzednich rozwiązań z FRC polega na równoczesnym elektrostatycznym zamykaniu elektronów i magnetycznym zamykaniu jonów, co ma uniemożliwić nieprawidłowy transport i ułatwić klasyczne osłanianie zarówno elektronów jak i jonów. W takiej konstrukcji jony mogą mieć odpowiednią gęstość i temperaturę, tak że po zderzeniach są one łączone ze sobą przez siły jądrowe, uwalniając przy tym energię fuzji.

Sposób zamykania plazmy zawierającej elektrony i jony według wynalazku obejmuje następujące etapy:

generowanie w komorze pola magnetycznego o topologii konfiguracji odwróconego pola (FRC), przy czym pole magnetyczne zamyka magnetycznie elektrony plazmy, generowanie w komorze pola elektrostatycznego tworzącego studnię potencjału elektrostatycznego, przy czym pole elektrostatyczne zamyka elektrostatycznie elektrony plazmy.

Korzystnie, sposób ten zawiera etap zamykania jonów wewnątrz komory na czas dłuższy niż czas spalania plazmy.

Korzystnie, sposób ten obejmuje ponadto etap orbitowania jonów plazmy w polu magnetycznym o FRC na orbitach betatronowych o dużym promieniu, większym niż długość fali nieprawidłowego transportu powodującego wahania.

Korzystniej, sposób ten obejmuje etap orbitowania jonów plazmy w kierunku diamagnetycznym.

Korzystniej, sposób ten obejmuje etap kierowania orbit dryftu jonów w kierunku diamagnetycznym.

Korzystniej, sposób ten obejmuje etap generowania przykładanego pola magnetycznego wewnątrz struktury osłaniającej, przy czym plazma wiruje i tworzy własne pole magnetyczne, a przykładane pole magnetyczne i własne pole magnetyczne tworzą pole magnetyczne o FRC.

Korzystniej, sposób ten obejmuje etap chłodzenia elektronów plazmy, przy czym tworzą się produkty fuzji a energia jest przenoszona z energii potencjalnej studni potencjału elektrostatycznego do jonów będących produktem fuzji.

Korzystniej, sposób ten charakteryzuje się tym, że plazma zawiera rodzaje jonów paliwa przyszłości, wybrane spośród D, He³, p, B¹¹.

Korzystniej, etap generowania przykładanego pola magnetycznego w tym sposobie obejmuje etap dostosowania przyłożonego pola magnetycznego w celu wytworzenia pola elektrostatycznego i sterowania nim.

Wynalazek dotyczy także sposobów tworzenia pola magnetycznego o konfiguracji odwróconego pola.

PL 206 448 B1

Pierwszy z tych sposobów obejmuje następujące etapy:

generowanie przykładanego pola magnetycznego w komorze, wprowadzanie plazmy do komory, wprowadzanie wiązek jonów w przyłożone pole magnetyczne wewnątrz komory, tworzenie wewnątrz komory wirującej wiązki plazmy z poloidalnym własnym polem magnetycznym, przykładanie azymutowego pola elektrycznego w celu zwiększenia prędkości obrotowej wirującej wiązki plazmy do wartości, przy której natężenie własnego pola magnetycznego w wiązce plazmy przezwycięża przyłożone pole magnetyczne powodując odwrócenie pola.

Drugi z tych sposobów obejmuje następujące etapy:

generowanie przyłożonego pola magnetycznego w komorze, wprowadzanie plazmy w przyłożone pole magnetyczne w komorze, przykładanie azymutowego pola elektrycznego w komorze, powodując wirowanie plazmy i powstawanie poloidalnego własnego pola magnetycznego oraz zwiększanie prędkości obrotowej plazmy w celu zwiększenia natężenia własnego pola magnetycznego w plazmie do wartości, która przezwycięża natężenie przyłożonego połączonego pola magnetycznego o topologii konfiguracji z odwróconym polem (FRC).

Korzystnie, sposób ten charakteryzuje się tym, że etap generowania przyłożonego pola magnetycznego obejmuje pobudzanie uzwojeń wzbudzenia przebiegających wokół komory.

Korzystnie, sposób ten charakteryzuje się tym, że wiązki jonów wprowadza się poprzecznie do przykładanego pola magnetycznego.

Korzystniej, sposób ten charakteryzuje się tym, że obejmuje etap zwiększania natężenia przyłożonego pola magnetycznego w celu utrzymywania plazmy w wirującej wiązce na określonym promieniu.

Korzystniej, sposób ten charakteryzuje się tym, że etap przykładania azymutowego pola elektrycznego obejmuje etap pobudzania uzwojenia strumienia betatronowego wewnątrz komory.

Korzystniej, sposób ten obejmuje etap zwiększania stopnia zmiany natężenia prądu płynącego przez uzwojenie strumienia betatronowego, by przyspieszać wirującą wiązkę plazmy do energii rotacyjnej na poziomie fuzji.

Korzystniej sposób ten obejmuje etapy wprowadzania wiązek jonów o energii na poziomie fuzji w FRC i zamykanie wiązek na orbitach betatronowych w konfiguracji odwróconego pola.

Korzystniej, sposób ten charakteryzuje się tym, że etap wprowadzania wiązek jonów obejmuje następujące etapy:

zobojętnianie wiązek jonowych, likwidowanie polaryzacji elektrycznej zobojętnionych wiązek jonów oraz wywieranie siły Lorentza, spowodowanej przez przyłożone pole magnetyczne, na zobojętnione wiązki jonów, aby zaginać wiązki jonów na orbity betatronowe.

Przyłożone pole magnetyczne można dostrajać w celu wytwarzania i kontrolowania pola elektrostatycznego. Według jednego aspektu tego sposobu pole jest strojone tak, że przeciętna prędkość elektronów wynosi w przybliżeniu zero. Według innego aspektu pole jest strojone tak, że przeciętna prędkość elektronów ma ten sam kierunek co przeciętna prędkość jonów. Według innego aspektu tego sposobu powstaje pole magnetyczne o konfiguracji odwróconego pola, w którym zamknięta jest plazma.

Według innego aspektu korzystnych przykładów wykonania, pierścieniowa warstwa plazmy jest zamknięta w polu magnetycznym o konfiguracji odwróconego pola. Warstwa plazmy zawiera dodatnio naładowane jony, przy czym zasadniczo wszystkie jony są nieadiabatyczne a elektrony zamknięte w elektrostatycznej studni potencjał u. Warstwa plazmy jest zmuszana do obrotu i tworzy wł asne pole magnetyczne o wielkości wystarczającej do spowodowania odwrócenia pola.

Według innych aspektów korzystnych przykładów wykonania plazma może zawierać co najmniej dwa różne rodzaje jonów, z których co najmniej jeden może zawierać paliwa przyszłości.

Urządzenie do zamykania plazmy według wynalazku charakteryzuje się tym, że zawiera:

wydłużoną cylindryczną komorę, posiadającą główną oś, generator pola magnetycznego sprzężony z komorą w celu generowania pola magnetycznego w tej komorze, zasadniczo wzdłuż jej wzdłużnej osi, uzwojenie prądowe sprzężone z komorą, umieszczone koncentrycznie wzdłuż wzdłużnej osi komory w celu wytwarzania azymutowego pola elektrycznego w tej komorze, rozciągającego się wzdłuż jej wzdłużnej osi, oraz źródło plazmy do wprowadzania plazmy, zawierającej elektrony i jony, do komory.

PL 206 448 B1

Korzystnie, w urządzeniu według wynalazku generator pola magnetycznego zawiera uzwojenia wzbudzenia przebiegające wokół komory.

Korzystnie, generator pola magnetycznego zawiera uzwojenia zwierciadlane.

Korzystnie, generator pola magnetycznego jest umieszczony na zewnątrz komory.

Równie korzystnie, generator pola magnetycznego jest umieszczony wewnątrz komory.

Korzystniej, generator pola magnetycznego stanowi strojony generator pola magnetycznego.

Korzystniej, urządzenie według wynalazku zawiera system sterowania sprzężony z generatorem pola magnetycznego.

Korzystniej, uzwojenie prądowe jest uzwojeniem strumienia betatronowego.

Korzystniej, uzwojenie prądowe zawiera równoległe zwoje oddzielnych uzwojeń.

Korzystniej, urządzenie według wynalazku zawiera iniektory wiązki jonów sprzężone z komorą w celu wprowadzania w tę komorę wiązek jonów.

Korzystniej, iniektory wiązek jonów stanowią iniektory wiązek jonów z zobojętnionym ładunkiem elektrycznym.

Korzystniej, komora ma przekrój pierścieniowy.

Korzystniej, źródło plazmy zawiera wyrzutnie plazmy tła usytuowane tak, by wprowadzać plazmę tła wzdłuż głównej osi komory ku środkowej płaszczyźnie komory.

Korzystniej, generator pola magnetycznego zawiera uzwojenia wzbudzenia, przebiegające wokół komory oraz pierwsze i drugie uzwojenie zwierciadlane, usytuowane przy przeciwległych końcach uzwojenia prądowego, przy czym te uzwojenia zwierciadlane zwiększają natężenie pola magnetycznego generowanego przez generator pola magnetycznego przy pierwszym i drugim końcu uzwojenia prądowego.

Korzystniej, urządzenie według wynalazku zawiera iniektory do wprowadzania wiązki jonów do komory w kierunku prostopadłym do linii pola magnetycznego utworzonego przez generator pola magnetycznego.

Korzystniej, wiązki jonów stanowią samopolaryzowane wiązki jonów.

Istnienie nieadiabatycznej plazmy z energetycznych jonów na dużej orbicie uniemożliwia nieprawidłowy transport jonów. Może się on odbywać w FRC, ponieważ pole magnetyczne znika (to znaczy jest zerowe) na powierzchni wewnątrz plazmy. Jony o dużej orbicie stają się niewrażliwe na krótkofalowe wahania powodujące nieprawidłowy transport.

Osłona magnetyczna nie działa na elektrony, ponieważ mają one mały promień bezwładności ze względu na swą niewielką masę - i są przez to wrażliwe na wahania krótkofalowe, które powodują nieprawidłowy transport. Elektrony są zatem skutecznie zamknięte w głębokiej studni potencjału przez pole elektrostatyczne, które uniemożliwia nieprawidłowy transport energii przez elektrony. Elektrony, które uciekają z osłony, muszą wędrować z obszaru o dużej gęstości w pobliżu powierzchni zerowej do powierzchni plazmy. Podczas tego większość energii jest zużywana na zwiększenie studni potencjału. Kiedy elektrony dotrą do powierzchni plazmy i wydostaną się wraz z jonami będącymi produktem fuzji, pozostaje im niewielka ilość energii do transportu. Silne pole elektrostatyczne powoduje również, że wszystkie orbity dryftu jonów obracają się w kierunku diamagnetycznym, tak że są one zamknięte. Pole elektromagnetyczne tworzy ponadto mechanizm chłodzenia elektronów, który zmniejsza ich straty promieniowania.

Taka zwiększona sprawność osłony umożliwia wykorzystywanie paliw przyszłości, takich jak D-HE³ i p-B¹¹, jak również neutronowych substratów reakcji, takich jak D-D i D-T. W reakcji D-He³ szybkie neutrony są wytwarzane przez reakcje wtórne, ale stanowi to ulepszenie wobec reakcji D-T. Reakcja p-B¹¹ itp. jest korzystna, ponieważ unika się wtedy całkowicie problemów z szybkimi neutronami.

Inną zaletą paliw przyszłości jest bezpośrednie przetwarzanie energii z reakcji fuzji jądrowej, ponieważ produktami fuzji są poruszające się naładowane cząstki, które tworzą prąd elektryczny. Jest to znaczne ulepszenie w porównaniu np. z reaktorem Tokamak, gdzie do przetwarzania energii kinetycznej szybkich neutronów w energię elektryczną wykorzystywany jest proces przemiany cieplnej. Sprawność procesu przemiany cieplnej jest mniejsza niż 30%, natomiast sprawność bezpośredniej przemiany energii może wynosić nawet 90%.

Inne aspekty i właściwości przedmiotowego wynalazku staną się zrozumiałe po rozważeniu następującego opisu w nawiązaniu do załączonych rysunków.

Korzystne przykłady realizacji przedstawiono bez chęci ograniczania wynalazku na załączonych rysunkach, gdzie podobne oznaczenia odnoszą się do podobnych części.

PL 206 448 B1

Fig. 1A i 1B przedstawiają siłę Lorentza działającą na ładunek dodatni i ujemny.

Fig. 2A i 2 B przedstawiają orbity Larmora naładowanych cząstek w stałym polu magnetycznym.

Fig. 3 przedstawia dryft E x B.

Fig. 4 przedstawia dryft gradientu.

Fig. 5 przedstawia orbitę cząstek adiabatycznych w reaktorze Tokamak.

Fig. 6 przedstawia orbitę cząstek nieadiabatycznych w betatronie.

Fig. 7 przedstawia międzynarodowy doświadczalny reaktor termonuklearny (ITER).

Fig. 8 przedstawia pole magnetyczne o FRC.

Fig. 9A i 9B przedstawiają odpowiednio kierunek diamagnetyczny i przeciwdiamagnetyczny w FRC.

Fig. 10 przedstawia system wiązki kolizyjnej.

Fig. 11 przedstawia orbitę betatronu.

Fig. 12A i 12B przedstawiają odpowiednio pole magnetyczne i kierunek dryftu gradientu w FRC.

Fig. 13A i 13B przedstawiają odpowiednio pole elektryczne i kierunek dryftu E x B w FRC.

Fig. 14A, 14B i 14C przedstawiają orbity dryftu jonów.

Fig. 15A i 15B przedstawiają siłę Lorentza przy końcach FRC.

Fig. 16A i 16B przedstawiają strojenie pola elektrycznego i potencjał elektryczny w systemie z wiązką kolizyjną.

Fig. 17 przedstawia rozkład Maxwella.

Fig. 18A i 18B przedstawiają przejścia z orbit betatronowych do orbit dryftowych na skutek kolizji międzyjonowych pod dużym kątem.

Fig. 19A, 19B, 19C i 19D przedstawiają orbity betatronowe A, B, C i D, kiedy rozważa się kolizje elektron-jon pod małym kątem.

Fig. 20A, 20B i 20C przedstawiają odwrócenie pola magnetycznego w FRC.

Fig. 21A, 2IB, 21C i 21D przedstawiają skutki strojenia zewnętrznego pola magnetycznego B₀ w FRC.

Fig. 22A, 22B, 22C i 22D przedstawiają wyniki iteracji dla plazmy D-T.

Fig. 23A, 23B, 23C i 23D przedstawiają wyniki iteracji dla plazmy D-He³.

Fig. 24A, 24B, 24C i 24D przedstawiają wyniki iteracji dla plazmy p-B¹¹.

Fig. 25 przedstawia przykładową komorę osłonową.

Fig. 26 przedstawia wiązkę zneutralizowanych jonów spolaryzowaną elektrycznie przed wejściem w komorę osłonową.

Fig. 27 jest widokiem czołowym wiązki zneutralizowanych jonów podczas kontaktu z plazmą w komorze osł onowej.

Fig. 28 jest schematycznym widokiem z boku komory osłonowej według korzystnego przykładu realizacji procedury rozruchu.

Fig. 29 jest schematycznym widokiem z boku komory osłonowej według innego korzystnego przykładu realizacji procedury rozruchu.

Fig. 30 przedstawia ślady sondy punktowej do mierzenia natężenia pola magnetycznego, pokazujące tworzenie FRC.

Idealny reaktor fuzji rozwiązuje problem nieprawidłowego transportu zarówno jonów jak i elektronów. Nieprawidłowego transportu jonów uniknięto przez osłonę magnetyczną o konfiguracji odwróconego pola (FRC) w taki sposób, że większość jonów ma duże, nieadiabatyczne orbity, czyniące je niewrażliwymi na krótkofalowe wahania, które powodują nieprawidłowy transport jonów adiabatycznych. Jeśli chodzi o elektrony, nieprawidłowego transportu energii uniknięto przez dostrojenie przyłożonego z zewnątrz pola magnetycznego, aby wytworzyć silne pole elektryczne, które zamyka je elektrostatycznie w głębokiej studni potencjału. Ponadto plazmy paliwa fuzji jądrowej, które można wykorzystywać w przedmiotowym urządzeniu osłonowym i procesie, nie są ograniczone tylko do paliw neutronowych, ale obejmują również korzystnie paliwa przyszłości. (Omówienie paliw przyszłości - patrz R. Feldbacher & M. Heindler, Nuclear Instruments and Methods in Physics Research, A271 (1988) JJ-64 (North Holland Amsterdam).)

Takie rozwiązanie nieprawidłowego transportu wykorzystuje specyficzną konfigurację pola magnetycznego, jaką jest konfiguracja z odwróconym polem. W szczególności istnienie konfiguracji z odwróconym polem obszaru, gdzie pole magnetyczne zanika, umo ż liwia posiadanie plazmy w wię kszości zawierającej jony nieadiabatyczne.

PL 206 448 B1

Przed szczegółowym opisaniem systemu i urządzenia pomocne będzie najpierw zapoznanie się z kilkoma kluczowymi koncepcjami, niezbędnymi do zrozumienia zawartych tu myśli.

Siła Lorentza i orbity cząstek w polu magnetycznym

Cząstka z ładunkiem elektrycznym q, poruszająca się z prędkością ν w polu magnetycznym

B doznaje siły F_L określonej następującym wzorem (1)

Siła F_L nazywana jest siłą Lorentza. Siła ta, jak również wszystkie wzory użyte w niniejszym opisie, podawana jest w gaussowskim systemie jednostek. Kierunek siły Lorentza jest zależny od znaku ładunku elektrycznego q. Siła ta jest prostopadła zarówno do prędkości jak i do pola magnetycznego. Fig. 1 przedstawia siłę 30 Lorentza działającą na ładunek dodatni. Prędkość cząstki pokazana jest wektorem 32. Pole magnetyczne oznaczone jest przez 34. Podobnie fig. 1B przedstawia siłę 30 Lorentza działającą na ładunek ujemny.

Jak wyjaśniono, siła Lorentza jest prostopadła do prędkości cząstki. Zatem pole magnetyczne nie może wywierać siły w kierunku prędkości cząstki. Z drugiego prawa Newtona, F = ma wynika, że pole magnetyczne nie może przyspieszać cząstki w kierunku jej prędkości. Pole magnetyczne może jedynie zaginać orbitę cząstki, ale nie może wpływać na wartość jej prędkości.

Fig. 2A przedstawia orbitę dodatnio naładowanej cząstki w stałym magnetycznym polu 34. Siła Lorentza 30 w tym przypadku ma stałą wartość, a orbita 36 cząstki tworzy okrąg. Ta kołowa orbita 36 nazywana jest orbitą Larmora. Promień kołowej orbity 36 nazywany jest promieniem 38 bezwładności.

Zwykle prędkość cząstki ma pewną składową, która jest równoległa do pola magnetycznego oraz składową, która jest prostopadła do tego pola. W takim przypadku cząstka ta wykonuje dwa równoczesne ruchy: obrót wokół linii pola magnetycznego i ruch translacyjny wzdłuż tej linii. Połączenie tych dwóch ruchów tworzy linię śrubową wzdłuż linii 40 pola magnetycznego. Pokazano to na fig. 2B.

Cząstka na swej orbicie Larmora obraca się wokół linii pola magnetycznego. Liczba radianów przebytych w jednostce czasu jest częstotliwością bezwładności cząstki, która jest oznaczana przez Ω i jest określona następującym wzorem

Ω = mc (2) gdzie m oznacza masę cząstki, a c oznacza prędkość światła. Promień bezwładności aL naładowanej cząstki jest określony przez (3) gdzie v_l jest składową prędkości cząstki prostopadłą do pola magnetycznego.

Dryft E x B i dryft gradientu

Pola elektryczne wpływają na orbity naładowanych cząstek, jak pokazano na fig. 3. Na fig. 3 pole magnetyczne 44 jest zwrócone do czytającego. Orbita dodatnio naładowanego jonu pod działaniem samego pola magnetycznego 44 byłaby okręgiem 36. To samo dotyczy elektronu 42. Jednakże w obecności pola elektrycznego 46, kiedy jon porusza się w kierunku pola elektrycznego 46, jego prędkość wzrasta. Jak można zauważyć, jon ten jest przyspieszany siłą qE . Ponadto można zauważyć, że według równania 3 promień bezwładności jonu rośnie, gdy zwiększa się jego prędkość.

Gdy jon jest przyspieszany przez pole elektryczne 46, pole magnetyczne 44 zagina orbitę jonu. W pewnym punkcie jon zmienia kierunek na odwrotny i zaczyna poruszać się w kierunku przeciwnym do kierunku pola elektrycznego 46. Gdy się to zdarzy, jon jest opóźniany, a jego promień bezwładności na skutek tego maleje. Promień bezwładności jonu zwiększa się zatem i zmniejsza na przemian, co powoduje wystąpienie bocznego dryftu orbity 48 jonu w kierunku 50, jak pokazano na fig. 3. Ruch

PL 206 448 B1 ten jest nazywany dryftem ExB. Podobnie orbity 52 elektronów przesuwają się w tym samym kierunku 50.

Podobny dryft może być powodowany przez gradient pola magnetycznego 44, jak pokazano na fig. 4. Na fig. 4 pole magnetyczne 44 jest zwrócone do czytającego. Gradient pola magnetycznego jest zwrócony w kierunku 56. Zwiększenie natężenia pola magnetycznego oznaczone jest gęściejszymi kropkami na rysunku.

Z równań 2 i 3 wynika, że promień bezwładności jest odwrotnie proporcjonalny do natężenia pola magnetycznego. Kiedy jon porusza się w kierunku wzrastającego pola magnetycznego, jego promień bezwładności będzie maleć, ponieważ siła Lorentza rośnie i odwrotnie. Promień bezwładności jonu maleje zatem i zwiększa się na przemian, co powoduje boczny dryft orbity 58 jonu w kierunku 60. Ruch ten nazywany jest dryftem gradientu. Orbity 62 elektronów przesuwają się w przeciwnym kierunku 64.

Cząstki adiabatyczne i nieadiabatyczne

Większość plazmy zawiera cząstki adiabatyczne. Cząstka adiabatyczna porusza się dokładnie wzdłuż linii pola magnetycznego i ma niewielki promień bezwładności. Fig. 5 przedstawia orbitę 66 cząstki adiabatycznej, która porusza się ściśle wzdłuż linii 68 pola magnetycznego. Pokazane tu linie 68 pola magnetycznego są liniami pola magnetycznego Tokamaka.

Cząstka nieadiabatyczna ma duży promień bezwładności. Nie porusza się ona wzdłuż linii pola magnetycznego i jest zwykle energetyczna. Istnieją inne plazmy, które zawierają cząstki nieadiabatyczne. Fig. 6 przedstawia plazmę nieadiabatyczną w przypadku betatronu. Biegunowe elementy 70 wytwarzają pole magnetyczne 72. Jak pokazano na fig. 6, orbity 74 cząstek nie podążają wzdłuż linii 72 pola magnetycznego.

Radiacja plazm

Poruszająca się cząstka naładowana wypromieniowuje fale elektromagnetyczne. Energia wypromieniowana przez cząstkę jest proporcjonalna do kwadratu ładunku. Ładunek jonu jest Ze, gdzie e oznacza ładunek elektronu, a Z oznacza liczbę atomową. Dlatego dla każdego jonu będzie Z swobodnych elektronów, które będą promieniować. Całkowita energia wypromieniowana przez te Z elektronów jest proporcjonalna do sześcianu liczby atomowej (Z³).

Naładowane cząstki w FRC

Fig. 8 przedstawia pole FRC. Ten system posiada symetrię cylindryczną w odniesieniu do jego osi 78. W FRC istnieją dwa obszary linii pola magnetycznego: otwarty obszar 80 i zamknięty obszar 82. Powierzchnia rozdzielająca te dwa obszary nazywana jest powierzchnią rozdzielającą 84. FRC tworzy cylindryczną powierzchnię zerową 86, w której pole magnetyczne zanika. W środkowej części 88 FRC pole magnetyczne nie zmienia się znacznie w kierunku osiowym. Przy końcach 90 pole magnetyczne zmienia się znacznie w kierunku osiowym. Pole magnetyczne wzdłuż środkowej osi 78 zmienia kierunek na odwrotny w FRC, co jest przyczyną takiej nazwy.

Na fig. 9A pole magnetyczne na zewnątrz zerowej powierzchni 94 ma pierwszy kierunek 96. Pole magnetyczne wewnątrz zerowej powierzchni ma kierunek 98. Jeżeli pewien jon przemieszcza się w kierunku 100, działająca na niego siła Lorentza 30 jest zwrócona do zerowej powierzchni 94. Można to łatwo określić stosując regułę prawej dłoni. W przypadku cząstek przemieszczających się w diamagnetycznym kierunku 102, siła Lorentza jest zawsze zwrócona do zerowej powierzchni 94. Zjawisko to powoduje powstanie orbity cząstek, zwanej orbitą betatronową, co zostanie opisane poniżej.

Fig. 9B przedstawia jon przemieszczający się w przeciwdiamagnetycznym kierunku 104. Siła Lorentza w tym przypadku jest zwrócona od zerowej powierzchni 94. Zjawisko to powoduje powstanie typu orbity zwanej orbitą dryftową, co opisano poniżej. Diamagnetyczny kierunek jonów jest przeciwdiamangetyczny wobec elektronów i odwrotnie.

Fig. 10 przedstawia pierścieniową warstwę 106 plazmy wirującą w diamagnetycznym kierunku 102 dla jonów. Pierścień 106 jest usytuowany wokół zerowej powierzchni 86. Pole magnetyczne 108 wytworzone przez pierścieniową warstwę 106 plazmy w połączeniu z przyłożonym z zewnątrz polem magnetycznym 110 tworzy pole magnetyczne o topologii FRC (topologia ta jest pokazana na fig. 8).

Wiązka jonów, która tworzy plazmową warstwę 106, ma pewną temperaturę. Na skutek tego prędkości jonów tworzą rozkład Maxwella w ramie obracającej się ze średnią prędkością kątową wiązki jonów. Kolizje pomiędzy jonami o różnych prędkościach prowadzą do reakcji fuzji. Z tego powodu warstwa wiązki plazmy lub energetyczny rdzeń 106 nazywany jest systemem wiązki kolizyjnej.

PL 206 448 B1

Fig. 11 przedstawia główny rodzaj orbit jonów w systemie wiązki kolizyjnej, nazywany betatronową orbitą 112. Betatronowa orbita 112 może być opisana jako fala sinuosidalna wyśrodkowana na zerowym okręgu 114. Jak wyjaśniono powyżej, na zerowym okręgu 114 pole magnetyczne zanika. Płaszczyzna orbity 112 jest prostopadła do osi 78 FRC. Jony w tej orbicie 112 poruszają się w swym diamagnetycznym kierunku 102 od początkowego punktu 116. Jon na orbicie betatronowej ma dwa ruchy: oscylacje w kierunku promieniowym (prostopadle do zerowego okręgu 114) i ruch translacyjny wzdłuż zerowego okręgu 114.

Fig. 12A przedstawia wykres pola magnetycznego 118 w FRC. Pole 118 otrzymuje się stosując jednowymiarowy model równowagi, który zostanie omówiony poniżej w nawiązaniu do teorii wynalazku. Pozioma oś wykresu reprezentuje odległość w centymetrach od osi 78 FRC. Pole magnetyczne podano w kGs. Jak pokazano na wykresie, pole magnetyczne 118 zanika na promieniu 120 okręgu zerowego.

Jak pokazano na fig. 12B, cząstka poruszająca się w pobliżu okręgu zerowego widzi gradient 126 pola magnetycznego zwrócony w kierunku od zerowej powierzchni 86. Pole magnetyczne na zewnątrz okręgu zerowego jest 122, natomiast pole magnetyczne wewnątrz okręgu zerowego jest 124. Kierunek dryftu gradientu jest określony przez iloczyn wektorowy B x VB, gdzie VB oznacza gradient pola magnetycznego. Można zatem, stosując regułę prawej ręki określić, że kierunek dryftu gradientu jest zgodny z przeciwdiamagnetycznym kierunkiem, niezależnie od tego czy jon jest usytuowany na zewnątrz, czy też wewnątrz zerowego okręgu 128.

Fig. 13A przedstawia wykres pola elektrycznego 130 w FRC. Pole 130 otrzymuje się stosując jednowymiarowy model równowagi, który zostanie omówiony poniżej w nawiązaniu do teorii wynalazku. Oś pozioma wykresu reprezentuje odległość w centymetrach od osi 78 FRC. Pole elektryczne podano w V/cm. Jak pokazano na wykresie, pole elektryczne 130 zanika w pobliżu promienia 120 okręgu zerowego.

Jak pokazano na fig. 13B, pole elektryczne dla jonów jest odsłaniające. Jest ono zwrócone w kierunkach 132, 134 od zerowej powierzchni. Pole magnetyczne, podobnie jak poprzednio, jest w kierunkach 122, 124. Stosując regułę prawej ręki można określić, że kierunek dryftu ExB jest w diamagnetycznym kierunku niezależnie od tego, czy jon jest usytuowany na zewnątrz, czy też wewnątrz zerowej powierzchni 136.

Fig. 14A i 14B przedstawiają inny rodzaj wspólnej orbity w FRC, zwanej orbitą dryftową 138. Dryftowe orbity 138 mogą być usytuowane na zewnątrz zerowej powierzchni, jak pokazano na fig. 14A, albo wewnątrz niej, jak pokazano na fig. 14B. Dryftowe orbity 138 wirują w diamagnetycznym kierunku, jeśli dryft E xB dominuje, albo w kierunku przeciwdiamagnetycznym, jeżeli dominuje dryft gradientu. Dryftowe orbity 138, pokazane na fig. 14A i 14B, wirują w diamagnetycznym kierunku 102 od początkowego punktu 116.

Dryftową orbitę, jak pokazano na fig. 14C, można traktować jako niewielki okrąg toczący się po stosunkowo dużym okręgu. Mały okrąg 142 wiruje wokół swej osi w kierunku 144. Toczy się on również po dużym okręgu 146 w kierunku 102. Punkt 140 porusza się w przestrzeni wzdłuż drogi podobnej do drogi 138.

Fig. 15A i 15B przedstawiają kierunek siły Lorentza przy końcach FRC. Na fig. 15A pokazano jon poruszający się w diamagnetycznym kierunku 102 z prędkością 148 w magnetycznym polu 150. Stosując regułę prawej ręki można stwierdzić, że siła Lorentza 152 dąży do wepchnięcia jonu z powrotem w obszar zamkniętych linii pola. W takim przypadku siła Lorentza 152 działa zatem na jony osłaniająco. Na fig. 15B pokazano jon poruszający się w przeciwdiamagnetycznym kierunku z prędkością 148 w polu magnetycznym 150. Stosując regułę prawej dłoni można określić, że siła Lorentza 152 dąży do wepchnięcia jonu w obszar otwartych linii pola. W tym przypadku siła Lorentza 152 działa zatem odsłaniająco na jony.

Osłona magnetyczna i elektrostatyczna w FRC

Plazmowa warstwa 106 (patrz fig. 10) może być utworzona w FRC przez wprowadzanie wiązek jonów energetycznych wokół zerowej powierzchni 86 w diamagnetycznym kierunku 102 dla jonów. (Szczegółowe omówienie różnych sposobów tworzenia FRC i pierścienia plazmowego podano poniżej.) W cyrkulującej plazmowej warstwie 106 większość jonów ma betatronowe orbity 112 (patrz fig. 11), są one energetyczne i nieadiabatyczne, a więc są niewrażliwe na krótkofalowe wahania, które powodują nieprawidłowy transport.

PL 206 448 B1

Badając plazmową warstwę 106 w warunkach równowagi, jak opisano powyżej, odkryto, że zachowanie pędu wymaga pewnej zależności pomiędzy prędkością kątową jonów ωι, a prędkością kątową elektronów ω_β. Pochodzenie tej zależności jest podane poniżej w połączeniu z teorią dotyczącą wynalazku.

Zależność ta jest następująca ^ω = roi , gdzie Ω₀

ZeB₀ ^mi^c (4)

W równaniu 4, Z oznacza liczbę atomową jonu, mi oznacza masę jonu, e oznacza ładunek elektronu, B0 oznacza wielkość przyłożonego pola magnetycznego, a c oznacza prędkość światła. W równaniu tym istnieją trzy swobodne parametry: przyłożone pole magnetyczne B0, prędkość kątowa elektronu ω_ε oraz prędkość kątowa jonu ω_μ Jeżeli dwa z tych parametrów są znane, wówczas trzeci można wyznaczyć z równania 4.

Ponieważ plazmowa warstwa 106 tworzona jest przez wprowadzanie wiązek jonowych w FRC, prędkość kątowa jonów ιω jest określona przez energię kinetyczną wprowadzania wiązki W_i, która jest określona następującym wzorem

W_i = —m_iV_i ² = —m_i (<ωη, ).

ⁱ 2 ^{i i} 2 ^{i i 0} gdzie V_i = ω^ο, przy czym V_i oznacza prędkość wprowadzania jonów, ιω oznacza prędkość cyklotronową jonów, a r₀ oznacza promień zerowej powierzchni 86. Energia kinetyczna elektronów w wiązce została zignorowana, ponieważ masa elektronu m_e jest znacznie mniejsza niż masa jonu m_i.

Przy określonej prędkości wprowadzania wiązki (stałe ω) przyłożone pole magnetyczne B₀ może być dostrojone tak, że uzyskiwane są różne wartości ω_β. Jak to zostanie pokazane, dostrojenie zewnętrznego pola magnetycznego B0 powoduje również zwiększenie różnych wartości pola elektrostatycznego wewnątrz warstwy plazmy. Ta właściwość wynalazku przedstawiona jest na fig. 16A i 16B. Fig. 16A przedstawia trzy wykresy pola elektrycznego (w V/cm) otrzymane przy takiej samej prędkości wprowadzania, ιω = 1,35 x 10⁷ s^-1, ale dla trzech różnych wartości przyłożonego pola magnetycznego B0:

Wykres	Przyłożone pole magnetyczne (B0)	Prędkość kątowa elektronu (ωθ)
154	B0 = 2,77 kGs	ωθ = 0
156	B0 = 5,15 kGs	ωβ = 0,625 x 107 s'1
158	B0 = 15,5 kGs	ωε = 1,11 x 107 s-1

Wartości ω_ε w tablicy powyżej określono według równania 4. Można zauważyć, że ω_ε > 0 oznacza, że Ω₀ > w równaniu 4, tak że elektrony wirują w swym kierunku przeciwdiamagnetycznym. Fig. 16B przedstawia potencjał elektryczny (w woltach) dla tego samego zestawu wartości B₀ i ω_β. Oś pozioma na fig. 16A i 16B reprezentuje odległość od osi 78 konfiguracji z odwróconym polem w centymetrach. Wyrażenia analityczne pola elektrycznego i potencjału elektrycznego podano poniżej w opisie teorii wynalazku.

Powyższe wyniki można wyjaśnić na prostych podstawach fizycznych. Kiedy jony wirują w kierunku diamagnetycznym, wówczas jony te są osłaniane magnetycznie przez siłę Lorentza. Przedstawiono to na fig. 9A. Dla elektronów wirujących w tym samym kierunku co jony siła Lorentza ma przeciwny zwrot, tak że elektrony nie będą osłaniane. Elektrony opuszczają plazmę i w rezultacie powstaje nadmiar ładunku dodatniego. Powoduje to powstanie pola elektrycznego, które uniemożliwia innym elektronom opuszczenie plazmy. Kierunek i wartość tego pola elektrycznego w równowadze jest określona przez zachowanie pędu. Odpowiednie szczegóły matematyczne podano poniżej w połączeniu z teorią wynalazku.

Pole elektrostatyczne odgrywa zasadniczą rolę w transporcie zarówno elektronów jak i jonów. Ważny aspekt wynalazku polega na tym, że wewnątrz plazmowej warstwy 106 wytwarzane jest silne pole elektrostatyczne, którego natężenie jest kontrolowane przez wartość przyłożonego pola magnetycznego B0, którą można łatwo regulować.

PL 206 448 B1

Jak wyjaśniono, pole elektrostatyczne działa osłaniająco wobec elektronów, jeśli ω_ε > 0. Jak pokazano na fig. 16B, głębokość studni można zwiększyć przez dostrojenie przyłożonego pola magnetycznego B0. Za wyjątkiem bardzo wąskiego obszaru przy okręgu zerowym elektrony zawsze mają niewielki promień bezwładności. Dlatego elektrony reagują na krótkofalowe wahania nienormalnie szybką dyfuzją. Dyfuzja ta w rzeczywistości pomaga w utrzymaniu studni potencjału, gdy nastąpi już reakcja fuzji. Jony, stanowiące produkt fuzji i posiadające znacznie większą energię, opuszczają plazmę. Aby utrzymać quasi-obojętność ładunku, produkty fuzji muszą wyciągać elektrony z plazmy wraz ze sobą, głównie zabierając elektrony z powierzchni warstwy plazmowej. Gęstość elektronów na powierzchni plazmy jest bardzo mała, a elektrony opuszczające plazmę wraz z produktami fuzji muszą zostać zastąpione, ponieważ w przeciwnym razie studnia potencjału by zniknęła.

Fig. 17 przedstawia rozkład Maxwella 162 dla elektronów. Tylko elektrony o bardzo dużej energii z końca 160 rozkładu Maxwella mogą osiągnąć powierzchnię plazmy i opuścić ją wraz z jonami fuzji. Koniec 160 rozkładu 162 jest zatem ciągle tworzony przez zderzenia elektron-elektron w obszarze dużej gęstości w pobliżu powierzchni zerowej. Elektrony o dużej energii nadal mają mały promień bezwładności, tak że nienormalna dyfuzja umożliwia im dość szybkie osiągnięcie powierzchni, aby przyjąć wychodzące jony będące produktem fuzji. Elektrony o dużej energii tracą swą energię pokonując studnię potencjału i wychodzą z niej z bardzo małą energią. Chociaż elektrony mogą szybko przechodzić przez pole magnetyczne dzięki nieprawidłowemu transportowi, to jednak nienormalnych strat energii unika się na skutek niewielkiej przenoszonej energii.

Inną konsekwencją studni potencjału jest mechanizm silnego chłodzenia elektronów, podobny do chłodzenia przez parowanie. Przykładowo, aby odparować wodę, trzeba dostarczyć utajone ciepło parowania. Ciepło to jest dostarczane przez pozostałą ciekłą wodę i medium otaczające, które wtedy zmniejsza swą temperaturę szybciej niż procesy transportu ciepła mogą zastąpić stratę energii. Podobnie w przypadku elektronów głębokość studni potencjału jest równoważna utajonemu ciepłu parowania wody. Elektrony dostarczają energii potrzebnej do wydostania się ze studni potencjału przez proces termalizacji, który z powrotem dostarcza energię końca rozkładu Maxwella, tak że elektrony mogą uciekać. Proces termalizacji powoduje zatem obniżenie temperatury elektronów, ponieważ jest znacznie szybszy niż jakikolwiek proces grzania. Ze względu na różnicę masy pomiędzy elektronami a protonami czas przenoszenia energii z protonu jest w przybliżeniu 1800 razy krótszy niż czas termalizacji elektronów. Taki mechanizm chłodzenia zmniejsza również straty promieniowania elektronów. Jest to szczególnie ważne w przypadku paliw przyszłości, gdzie straty promieniowania są zwiększane przez jony paliwa o liczbie atomowej Z > 1.

Pole elektrostatyczne ma również wpływ na transport jonów. Większość orbit cząstek w plazmowej warstwie 106 stanowią orbity betatronowe 112. Zderzenia pod dużym kątem, to znaczy zderzenia z kątami rozpraszania 90-180°, mogą zmienić orbitę betatronową na orbitę dryftową. Jak opisano powyżej, kierunek obrotu orbity dryftowej jest określony przez konkurencję pomiędzy dryftem E x B a dryftem gradientu. Jeśli E x B dominuje, orbita dryftowa obraca się w kierunku diamagnetycznym. Jeżeli dominuje dryft gradientu, wówczas orbita dryftowa obraca się w kierunku przeciwdiamagnetycznym. Pokazano to na fig. 18A i 18B. Fig. 18A przedstawia przejście z orbity betatronowej do orbity dryftowej na skutek kolizji 180°, która następuje w punkcie 172. Orbita dryftowa nadal obraca się w kierunku diamagnetycznym, ponieważ dominuje dryft E x B. Fig. 18B przedstawia inną kolizję 180°, ale w tym przypadku pole elektrostatyczne jest słabe i dominuje dryft gradientu. Orbita dryftowa obraca się zatem w kierunku przeciwdiamagnetycznym.

Kierunek obrotu orbity dryftowej określa, czy jest ona zamknięta, czy też nie. Cząstka poruszająca się po orbicie dryftowej będzie miała również prędkość równoległą do osi FRC. Czas potrzebny na przejście cząstki od jednego końca FRC do drugiego końca w wyniku jej ruchu równoległego nazywany jest czasem przejścia. Orbity dryftowe dochodzą do końca FRC w czasie rzędu czasu przejścia. Jak pokazano w związku z fig. 15A, siła Lorentza przy końcach konfiguracji z odwróconym polem jest zamykająca tylko dla orbit dryftowych wirujących w kierunku diamagnetycznym. Po czasie przejścia jony w orbitach dryftowych wirujących w kierunku przeciwdiamagnetycznym są zatem stracone.

Zjawisko to odpowiada za mechanizm strat jonów, którego istnienie oczekiwane jest we wszystkich doświadczeniach z FRC. W rzeczywistości w tych doświadczeniach jony przenosiły połowę prądu, a elektrony drugą połowę. W takich warunkach pole elektryczne wewnątrz plazmy było pomijalnie małe, a dryft gradientu zawsze dominował nad dryftem E x B. Wszystkie orbity dryftowe wytwarzane

PL 206 448 B1 przez kolizje o dużym kącie były zatem tracone po czasie przejścia. Doświadczenia te wykazywały prędkości dyfuzji jonów większe niż przewidywane przez klasyczne oceny dyfuzji.

Jeżeli istnieje silne pole elektrostatyczne, wówczas E x B dominuje nad dryftem gradientu, a orbity dryftowe wirują w kierunku diamagnetycznym. Przedstawiono to powyż ej w odniesieniu do fig. 18A. Kiedy orbity te dochodzą do końców FRC, są odbijane z powrotem do obszaru zamkniętych linii pola przez siłę Lorentza, a więc pozostają zamknięte w systemie.

Pola elektrostatyczne w systemie wiązki kolizyjnej mogą być wystarczająco silne, tak że dryft

E x B dominuje nad dryftem gradientu. Pole elektrostatyczne systemu uniknęłoby zatem transportu jonów przez wyeliminowanie takiego mechanizmu straty jonów, który jest podobny do stożka strat w urządzeniu zwierciadlanym.

Inny aspekt dyfuzji jonów można ocenić rozważając wpływ kolizji elektron-jon pod niewielkim kątem na orbitach betatronowych. Fig. 19A przedstawia betatronową orbitę 112; fig. 19B przedstawia tę samą orbitę 112, gdy rozważane są kolizje 174 elektron-jon pod niewielkim kątem; fig. 19C przedstawia orbitę 176 z fig. 19B dla czasu dłuższego 10-krotnie, a fig. 19D przedstawia orbitę 178 z fig. 19B dla czasu dłuższego 20-krotnie. Można zobaczyć, że topologia orbit betatronowych nie zmienia się na skutek kolizji elektron-jon pod niewielkim kątem. Jednakże amplituda promieniowych drgań takich orbit rośnie z czasem. Faktycznie orbity pokazane na fig. 19A-19D grubieją z czasem, co oznacza klasyczną dyfuzję.

Dla celów modelowania wynalazku użyto jednowymiarowego modelu równowagi systemu wiązki kolizyjnej, jak pokazano na fig. 10. Z modelu tego uzyskano wyniki opisane powyżej. Model ten pokazuje, jak otrzymać wyrażenia równowagi dla gęstości cząstek, pola magnetycznego, pola elektrycznego i potencjału elektrycznego. Model równowagi przedstawiony tu obowiązuje dla paliwa plazmowego z jednym rodzajem jonów (np. w reakcji D-D) lub wielu rodzajów jonów (np. D-T, D-He³ oraz p-B¹¹).

Równania Własowa-Maxwella

Równania równowagi dla gęstości cząstek i pól elektromagnetycznych w FRC otrzymano przez rozwiązanie samouzgodnione równań Własowa-Maxwella ^dfj + (V ·ν) +— dt ' ' ^J m.

E — xB c

•V f = 0

VJ J

V xE dB c dt (5) (6) ^{V xB}=^4π Σ ej^{V fd V}

C i dE +-c dt ^V· ^E = ⁴πΣ ^ej j^dV

J (7) (8)

V · B = 0, (9) gdzie j=e,i a i=1,2,... dla elektronów i każdego rodzaju jonów. W stanie równowagi wszystkie wielkości fizyczne są niezależne od czasu (to znaczy d / dt = 0). Aby rozwiązać równania Własowa-Maxwella, wprowadza się następujące założenia i przybliżenia:

(a) Wszystkie właściwości równowagi są niezależne od położenia osiowego z (to znaczy d/dz = 0). Odpowiada to rozważaniu plazmy z przedłużeniem w nieskończoność w kierunku osiowym, a więc model ten jest ważny tylko dla środkowej części 88 FRC.

(b) System ma symetrię cylindryczną. Zatem żadne właściwości równowagi nie zależą od θ (to znaczy d/dO = 0).

(c) Prawo Gaussa, równanie 8, jest zastąpione warunkiem quasi-obojętności: Σπ e = 0.

Przy założeniu nieskończonej długości osiowej FRC i symetrii cylindrycznej wszystkie właściwości równowagi będą zależne tylko od promieniowej współrzędnej r. Z tego powodu omawiany tu

PL 206 448 B1 model równowagi nazywany jest jednowymiarowym. Przy takich założeniach i przybliżeniach równania Własowa-Maxwella zostają zredukowane do:

(10) (11) (12)

Dystrybuanty sztywnego wirnika

W celu rozwią zania równań 10-12 trzeba wybrać dystrybuanty, które dokł adnie opisują wirują ce wiązki elektronów i jonów w konfiguracji z odwróconym polem. Rozsądnym wyborem do tego celu sitak zwane dystrybuanty sztywnego wirnika, które są dystrybuantami makswelowskimi w jednorodnie obracającej się ramie odniesienia. Dystrybuanty sztywnego wirnika są funkcjami stałych ruchu:

^ει-^ωι^ρι

(13) gdzie mj oznacza masę cząstki, ν oznacza prędkość, Tj oznacza temperaturę, nj(0) oznacza gęstość przy r=0,a ω_} oznacza stałą. Stałe ruchu są

HI 2 . .

ε,=-^-ν + β_;Φ (dla energii) oraz ^e i

P, = m (xv - yv_x) + — Ψ (dla uogólnionego pędu kątowego), j y _c gdzie Φ jest potencjałem elektrostatycznym a Ψ oznacza funkcję strumienia.

Pola elektromagnetyczne są δφ

E_r =--(pole elektryczne) oraz dr δΨ

B, ---(pole magnetyczne).

‘ r dr

Podstawiając wyrażenia na energię i uogólniony pęd kątowy do równania 13 otrzymujemy

(14)

PL 206 448 B1 (15) gdzie

oraz

To, że średnia prędkość w równaniu 14 jest równomiernie wirującym wektorem powoduje przyjęcie określenia sztywny wirnik. Fachowiec zauważy, że wybór dystrybuant sztywnego wirnika do opisania elektronów i jonów w FRC jest usprawiedliwiony, ponieważ jedynymi rozwiązaniami spełniającymi równanie Własowa (równanie 10) są dystrybuanty sztywnego wirnika (np. równanie 14). Poniżej podano dowód tego twierdzenia:

Dowód

Chcemy, by równanie Własowa (równanie 10) miało postać przesuniętego równania Maxwella:

(16) to znaczy równania Maxwella z gęstością cząstek nj(r), temperaturą Tj(r) i średnią prędkością uj(r), które są dowolnymi funkcjami położenia. Po podstawieniu równania 16 do równania Własowa (równanie 10) okazuje się, że (a) temperatury Tj(r) muszą być stałe; (b) średnie prędkości u j(r) muszą być jednorodnie wirującymi wektorami; a(c) gęstości cząstek nj(r) muszą mieć postać z równania 15. Podstawiając równanie 16 do równania 10 uzyskuje się trzeciego rzędu równanie wielomianowe na v:

₊ ίΔ£.(ν_^)_^[ν_Χ5].(ν-ζϊ)=0 ¹i ^Jj^c

Po zgrupowaniu wyrażeń podobnego rzędu w v otrzymujemy

PL 206 448 B1

Aby to równanie wielomianowe było spełnione dla wszystkich ν, współczynnik każdej potęgi ν, musi zniknąć

Równanie trzeciego rzędu daje Tj(r) = constans.

Równanie drugiego rzędu daje ν - Vn. - v “ (V_rv_rv.

du.

=:V dx

dux	8uy	gg?	ν Ί Λ
dx	dx	dx
Sux	8uy	du2	Vv
dy	dy	dy
dux	diix	du2
V dz	dz	dz J

+ v^J dz dtt_v du, dx dy fdu, du_x dx dz du du, dy dz

Aby było to spełnione dla wszystkich ν, muszą być spełnione równania <3w_r _ Su_y _ du, _ .

dx dy dz du du —- +—dx dy du, du_x dx dz du, du —- + —dy dz które są spełniane zwykle przy ω *rf+ u,

Oj (17)

We współrzędnych cylindrycznych weźmy u _0j=0 oraz ω=ω Z, co odpowiada wprowadzaniu prostopadłemu do pola magnetycznego w kierunku z. Wtedy u j(r )= ωθ r.

Równanie zerowego rzędu wskazuje, iż pole elektryczne musi przebiegać w kierunku radialnym tj. E =Er).

Równanie pierwszego rzędu jest teraz określone przez:

Z \ i \ ^e, - C v · V(ln«y)- — (v · Vw_y · w_j ·Ε + -^-(ν x E)-u = 0 (18) j j j

Drugi człon w równaniu 18 można zapisać z

' dur	du6	du* Ί
dr	dr	dr 1
1 dur	1 du#	1 dug
r &Θ	r de	r dd
dur	due	dus
L dz	dz	dz j	< z

'0 ύ).. 0>

itfy = 6}_;rr.

(19)

PL 206 448 B1 (20)

Czwarty człon w równaniu 18 można zapisać z

Stosując równania 19 i 20 otrzymujemy równanie pierwszego rzędu 18 w postaci

Rozwiązaniem tego równania jest

(21) gdzie E_r -d<I>/dr a nj(0) jest określone przez

(22)

Tu nj0 jest szczytową gęstością przy r0.

Rozwiązanie równań Własowa- Maxwella

Gdy okazało się teraz, że jony i elektrony powinny być opisywane przez dystrybuanty sztywnego wirnika, równanie Własowa (równanie 10) zastąpione zostaje momentami pierwszego rzędu, to znaczy

(23) które są równaniami zachowania pędu. Układ równań do uzyskania rozwiązań równowagi redukuje się do:

(24) (25) (26)

Rozwiązanie dla plazmy jonami z jednego rodzaju

Rozważmy najpierw przypadek jednego rodzaju jonów całkowicie nagich. Ładunki elektryczne określone są przez ej=-e,Ze. Rozwiązanie równania 24 dla Er z równaniem elektronów daje

PL 206 448 B1 (27)

a wyeliminowanie Er z równania jonów daje

(28)

Różniczkując równanie 28 względem r i podstawiając równanie 25 na dBz/dr otrzymujemy

oraz Zini = ne, jeżeli T_e = Tj = stała, a ω _i, a>_e stałe, otrzymujemy

Wprowadzając nową zmienną ζ:

(29)

równanie 29 można wyrazić z nową zmienną ζ:

(30)

Stosując warunek quasi-obojętności, (31)

otrzymujemy

(32)

PL 206 448 B1

Według definicji

gdzie znaczenie Δr zostanie wkrótce wyjaśnione. Jeżeli N, = n/n_i0, gdzie n_i0 jest szczytową gęstością przy r = r0, równanie 32 przyjmuje postać

(34)

Użycie innej nowej zmiennej

daje równanie

którego rozwiązaniem jest

gdzie χ₀ = x(r₀) ze względu na fizyczne wymaganie, by N_i(r₀) = 1. Wreszcie gęstość jonów jest określona przez

(35)

Ważność r0 polega na tym, że jest to usytuowanie szczytowej gęstości. Należy zauważyć, że n_i(0) = n_i (J2r0). Znając gęstość jonów B_z można obliczyć wykorzystując równanie 11, a E_r można obliczyć wykorzystując równanie 27.

Potencjały elektryczny i magnetyczny są

(36)

PL 206 448 B1

Przyjmując r = ^2r₀ jako promień przy ścianie (wybór, który będzie oczywisty, gdy otrzyma się wyrażenie na potencjał elektryczny Φ(0, dające przy r = ^2r0 potencjał zerowy, to znaczy przewodzącą ścianę na potencjale ziemi), gęstość liniowa jest

(37)

Zatem Δr reprezentuje skuteczną grubość. Inaczej mówiąc, dla celów gęstości liniowej plazmę można traktować jako skupioną na okręgu zerowym w pierścieniu o grubości Δr przy stałej gęstości ne0.

Pole magnetyczne jest

Prąd powodowany przez wiązki jonów i elektronów jest (38)

Stosując równanie 39 pole magnetyczne można zapisać jako (39) „ _{z s} „ 2π _r 2π _T , r -r„ _n 2π _ _x .f-rj (>') = 5_z(0)--Ą--I_e tanh-—— = -B_Q--J_e tanh—— c c r₀Ar c r₀Ar

W równaniu 40

2π

Ą(0) = ~Ą+—Ą c (40) oraz

Jeżeli prąd plazmowy !θ zanika, wówczas pole magnetyczne jest stałe, jak oczekiwano. Zależności te są przedstawione na fig. 20A-20C. Fig. 20A pokazuje zewnętrzne pole magnetyczne Bo 180. Fig. 20B przedstawia pole magnetyczne powodowane przez pierścień prądu 182, przy czym pole magnetyczne ma wartość (2n/c)L. Fig. 20C przedstawia odwrócenie pola 184 na skutek nałożenia się dwóch magnetycznych 180, 182.

Pole magnetyczne jest

(41)

PL 206 448 B1 stosując następującą definicję na β

(42)

Znając wyrażenie na pole magnetyczne można obliczyć potencjał elektryczny i strumień magnetyczny. Z równania 27

(43)

Całkując obie strony równania 28 względem r i stosując definicje potencjału elektrycznego i funkcji strumienia, φ = -Γ’£ ^’ and Ψ=

Λ·’=0 ^r JrW) ¹ (44) otrzymujemy

(45)

Teraz strumień magnetyczny można obliczyć bezpośrednio z wyrażenia na pole magnetyczne (równanie 41):

(46)

PL 206 448 B1 (47)

Podstawiając równanie 46 do równania 45 otrzymujemy

Stosując definicję β,

(48)

Wreszcie stosując równanie 48, wyrażenia na potencjał elektryczny i funkcję strumienia otrzymują postać

(49) oraz

(50)

Zależność pomiędzy ω, a ω_ε

Wyrażenie na prędkość kątową elektronu ω_ε można również otrzymać z równań 24-26. Przyj₂ muje się, że jony mają średnią energię m^r) , która jest określona przez sposób utworzenia FRC. Dlatego ω. jest określana przez sposób utworzenia FRC, a ω_ε może być określona przez równanie 24 przy łączeniu równań na elektrony i jony, aby wyeliminować pole elektryczne:

(51)

Równanie 25 można następnie użyć w celu wyeliminowania (ω_Γω_ε), by otrzymać

(52)

Równanie 52 można scałkować od r=0 do r_B=V2r₀. Przy założeniu _γ0/Δγ>>1 gęstość jest bardzo mała przy obu granicach, a B_z=-B₀(1 ). Przeprowadzenie całkowania daje

PL 206 448 B1

Κο»®, + »„»1,®,’_JoKńr = ^.M«_rtr. + n_ror,)]5.

2x (53)

Stosując równanie 33 dla Δr otrzymujemy równanie na m_e:

Z?K 2 λ { \ ω_ί +—ω₆ = m (54) ί

gdzie

........Ζββ₀ mp

Niektóre przypadki graniczne wynikające z równania 54 są następujące:

1. ω=0 i m_e = -eB₀/mc;

2. m_e=0 i ω, = ω₀; oraz

Z _{2 2} (. ω·

3. ^m me² << <Oj i me « 11 — ^{Ł m}i < ^Ωο

W pierwszym przypadku prąd jest przewodzony całkowicie przez elektrony poruszające się w swym kierunku diamagnetycznym (m_e<0). Elektrony są zamykane magnetycznie, a jony są zamykane elektrostatycznie przy

T, dn,

I ł

Zen. dr (55) > 0 dla r > r₀ < 0 dla r < r₀

W drugim przypadku prąd jest przenoszony całkowicie przez jony poruszające się w swym kierunku diamagnetycznym > 0). Jeżeli m_i jest określona z energii jonów ¹Λ m^rm)², określonej w procesie formowania, wówczas = 0, a Ω₀ = m_i oznacza wartość B₀, pola magnetycznego przyłożonego z zewnątrz. Jony są zamykane magnetycznie, a elektrony są elektrostatycznie zamykane przy

(56) > 0 dla r > r0 > 0 dla r > r0

W trzecim przypadku, > 0 i Ωω₀ > m_i. Elektrony poruszają się w swym kierunku diamagnetycznym i zmniejszają gęstość prądu. Z równania 33 wynika, że zwiększa się szerokość rozkładu ni(r). Jednakże całkowite natężenie prądu na jednostkę długości wynosi

(57)

PL 206 448 B1

gdzie (58)

Zgodnie z równaniem 33 r_B = V2 r₀ a r₀Ar« (<ω - ω_ε)^-1. Prędkość kątową elektronów ω_ε można zwiększyć przez strojenie przyłożonego pola magnetycznego B₀. Nie zmienia to ani Ιθ, ani maksymalnego natężenia pola magnetycznego wytwarzanego przez prąd plazmowy, które jest B₀ -^β = (2n/c) IA . Jed_• nakże zmienia to Ar i znacznie potencjał Φ. Maksymalna wartość Φ zwiększa się, gdy zwiększa się pole elektryczne, które zamyka elektrony.

Strojenie pola magnetycznego

Na fig. 21 A-D wielkości n_e/n_e0 186, B_z(B₀^/e) 188, Φ/Φ₀ 190 oraz Ψ/Ψ₀ 192 wykreślone są w funkcji r/r₀ 194 dla różnych wartości B₀. Wartości potencjału i strumienia są znormalizowane dla Φ_o=20(T_e+T_i)/e oraz Ψ₀=(ο/ω^ω₀. Przyjmuje się następujące dane dla plazmy deuterowej: n_e0=n_i0=10¹⁵ cm^-3; r0=40 cm; %η^ίοω^²=300 keV; oraz Te=T_i100 keV. Dla każdego z przypadków przedstawionych na fig. 21 (O_i=1,35x10⁷s^-1a ω_ε jest określona z równania 54 dla różnych wartości B₀.

Wykres	przyłożone pole magnetyczne (B0)	prędkość kątowa elektronów (ωθ)
154	B0 = 2,77 kGs	ωθ = 0
156	B0 = 5,15 kGs	ωε = 0,625xx107s1
156	B0 = 15,5 kGs	ffle = 1,11x107s-1

Przypadek ω_β=^ oraz B₀=1,385 kGs oznacza osłonę magnetyczną zarówno elektronów jak i jonów. Potencjał zmniejsza się do Ψ/Ψ_o=m_i(rω_i)²[80(T_e+T_i)] co jest pomijalne w porównaniu z przypadkiem ω_ε=0. Szerokość rozkładu gęstości Ar jest zmniejszona dwukrotnie, a maksymalne natężenie pola magnetycznego B₀Je jest takie samo jak dla ω_ε=0.

Rozwiązanie dla plazm wielu rodzajów jonów

Analizę tę można przeprowadzić tak, aby obejmowała ona plazmy zawierające wiele rodzajów jonów. Interesujące paliwa fuzji obejmują dwa różne rodzaje jonów, np. D-T, D-He³ oraz H-B¹¹. Równania równowagi (równania 24-26) obowiązują z tym wyjątkiem, że j=e,1,2 oznacza elektrony i dwa rodzaje jonów, gdzie Z1=1 w każdym przypadku, a Z2=Z=1, 2, 5 dla powyższych paliw. Równania dla elektronów i dwóch rodzajów jonów nie mogą być rozwiązane dokładnie dla funkcji elementarnych. Opracowano odpowiednią metodę iteracyjną, która zaczyna od rozwiązania przybliżonego.

Przyjmuje się, że jony mają takie same wartości temperatury i średniej prędkości ν=Γωμ Kolizje międzyjonowe doprowadzają rozkłady do tego stanu, a czas przenoszenia pędu dla kolizji międzyjonowych jest krótszy niż dla kolizji jon-elektron w przybliżeniu tysiąckrotnie. W przybliżeniu, problem dwóch rodzajów jonów można zredukować do problemu pojedynczego rodzaju jonów. Równania zachowania pędu dla jonów są następujące:

(59) oraz

(60)

PL 206 448 B1 (61)

W przedmiotowym przypadku T1=T2, a ω1=ω2. Zsumowanie tych dwóch równań daje

gdzie «ί = «1 + &ι = 0¾ = Γ, = Γ, = Τ₂; η,ζηψ^Μι + >ϊ₂μ₂;

a η_{(ζ} — η, + η₂Ζ.

Przybliżeniem jest przyjęcie, że (m^ oraz (Zjsą stałymi otrzymanymi przez zastąpienie n_i(r) i n2(r) przez n10 i n20, maksymalne wartości odpowiednich funkcji. Rozwiązanie tego problemu jest teraz takie samo jak poprzednie rozwiązanie dla pojedynczego rodzaju jonów z tym wyjątkiem, że Z zastępuje Z, a zastępuje m_i. Wartości n₁ i n₂ można otrzymać z n₁+n₂=n_i oraz n+Zn₂=n_e=^Z n_i. Można zauważyć, że n1 i n2 mają taką samą postać funkcjonalną.

Prawidłowe rozwiązanie można teraz otrzymać przez literowanie równań:

oraz

(63) gdzie

Pierwsze iterowanie można otrzymać przez podstawienie odpowiednich wartości Bz^) oraz Ν_ε(ξ) po prawych stronach równań 62 i 63 i scałkowanie, by otrzymać skorygowane wartości n₁(r), n2(r) oraz Bz(r).

Przeprowadzono obliczenia dla danych przedstawionych w tablicy 1 poniżej. Wyniki liczbowe dla paliw fuzji jądrowej przedstawiono na fig. 22A-D do 24A-D, gdzie wykreślono wielkości n₁/n₁₀ 206, Φ/Φ₀ 208 oraz Ψ/Ψ₀ 210 w funkcji r/r₀ 204. Fig. 22A-D przedstawia pierwsze przybliżenie (linie ciągłe) oraz wyniki końcowe (linie przerywane) iteracji dla D-T dla znormalizowanej gęstości D 196, znormalizowanej gęstości T 198, znormalizowanego potencjału elektrycznego 200 oraz znormalizowanego strumienia 202. Fig. 23A-D przedstawiają takie same iteracje dla D-He³ dla znormalizowanej gęstości D 212, znormalizowanej gęstości He³ 214, znormalizowanego potencjału elektrycznego 216 oraz znormalizowanego strumienia 218. Fig. 24A-D przedstawiają takie same iteracje dla p-B¹¹ dla znormalizowanej gęstości p 220, znormalizowanej gęstości B¹¹ 222, znormalizowanego potencjału elektrycznego 224 oraz znormalizowanego strumienia 226.Konwergencja tej iteracji jest najszybsza dla D-T. We wszystkich przypadkach pierwsze przybliżenie jest bliskie końcowego wyniku.

PL 206 448 B1

T a b l i c a 1:

Dane liczbowe dla obliczeń równowagi przy różnych paliwach fuzji jądrowej

Wielkość	jednostki	D-T	D-He3	p-B11
ne0	cm-3	1015	1015	1015
Π10	cm-3	0,5 x 1015	1/3 x 1015	0,5 x 1015
n20	cm-3	0,5 x 1015	1/3 x 1015	1014
V1 = V2	cm/s	0,54 x 109	0,661 x 109	0,764 x 109
1 2 -m,v, 2 — —	keV	300	450	300
1 2 2m2V2	keV	450	675	3300
ωί = ω1 = ω2	rad/s	1,35 x 107	1,65 x 107	1,91 x 107
r0	cm	40	40	40
B0	kGs	5,88	8,25	15,3
(z)	-	1	3/2	1,67
	mp	5/2	5/2	2,67
Ω = <Z)A 0 = Wc	rad/s	2,35 x 107	4,95 x 107	9,55 x 107
ωβ = <ω	L Ωο J		rad/s	0,575 x 107	1,1 x 107	1,52 x 107
Te	keV	96	170	82
Ti	keV	100	217	235
faAr	cm2	114	203	313
β	-	228	187	38,3

Konstrukcja systemu osłonowego

Fig. 25 przedstawia korzystny przykład wykonania osłonowego systemu 300 według przedmiotowego wynalazku. Osłonowy system 300 zawiera ścianę 305 komory, która tworzy zamykającą komorę 310. Korzystnie komora 310 ma kształt cylindryczny z główną osią 315 wzdłuż środka komory 310. Aby zastosować ten osłonowy system 300 do reaktora fuzji jądrowej konieczne jest wytworzenie próżni lub stanu zbliżonego do próżni wewnątrz komory 310. Koncentryczne z główną osią 315 wewnątrz komory 310 usytuowane jest uzwojenie 320 strumienia betatronu. To uzwojenie 320 strumienia betatronu zawiera medium przewodzące prąd elektryczny przeznaczone do kierowania prądu elektrycznego wokół długiego uzwojenia, jak pokazano, które korzystnie zawiera wiele równoległych oddzielnych zwojów uzwojenia, a najkorzystniej równoległe zwoje w przybliżeniu czterech oddzielnych uzwojeń, by utworzyć długie uzwojenie. Fachowcy zauważą, że prąd płynący przez betatronowe uzwojenie 320 powoduje powstanie pola magnetycznego wewnątrz tego uzwojenia betatronowego 320 zasadniczo w kierunku zgodnym z główną osią 315.

Wokół zewnętrznej strony ściany 305 komory usytuowane jest zewnętrzne uzwojenie 325. To zewnętrzne uzwojenie 325 wytwarza względnie stałe pole magnetyczne o strumieniu zasadniczo równoległym do głównej osi 315. To pole magnetyczne jest symetryczne azymutowo. Przybliżenie, że pole magnetyczne wytworzone przez zewnętrzne uzwojenie 325 jest stałe i równoległe do osi 315 jest najbardziej prawidłowe ważne w oddaleniu od końców komory 310. Przy każdym końcu komory 310

PL 206 448 B1 usytuowane jest zwierciadlane uzwojenie 330. Te zwierciadlane uzwojenia 330 są przeznaczone do wytwarzania zwiększonego pola magnetycznego wewnątrz komory 310 przy każdym końcu, co powoduje zaginanie linii pola magnetycznego do wewnątrz przy każdym końcu (patrz fig. 8 i 10). Jak wyjaśniono, takie zaginanie linii pola do wewnątrz pomaga w utrzymywaniu plazmy 335 w obszarze zamknięcia wewnątrz komory 310 zasadniczo pomiędzy zwierciadlanymi uzwojeniami 330 przez odpychanie jej od tych końców tam, gdzie może wydostawać się ona z zamykającego systemu 300. Zwierciadlane uzwojenia 330 mogą być przeznaczone do wytwarzania zwiększonego pola magnetycznego przy końcach różnymi znanymi sposobami, obejmującymi zwiększenie liczby zwojów w zwierciadlanych uzwojeniach 330, zwiększenie natężenia prądu płynącego przez zwierciadlane uzwojenia 330 lub superpozycję zwierciadlanych uzwojeń 330 z zewnętrznym uzwojeniem 325.

Na fig. 25 pokazano zewnętrzne uzwojenie 325 i zwierciadlane uzwojenia 330 zrealizowane na zewnątrz ściany 305 komory. Jednakże mogą być one usytuowane wewnątrz komory 310. Tam, gdzie ściana 305 komory jest wykonana z materiału przewodzącego, takiego jak metal, może być korzystne umieszczenie uzwojeń 325, 330 wewnątrz ściany 305 komory, ponieważ czas potrzebny na przejście pola magnetycznego przez ścianę 305 może być stosunkowo duży, co powoduje, że system 300 reaguje raczej ospale. Podobnie komora 310 może mieć kształt wydrążonego cylindra, przy czym ściana 305 komory tworzy długi pierścień. W takim przypadku uzwojenie 320 strumienia betatronu może być zrealizowane na zewnątrz ściany 305 komory w środku tego pierścienia. Korzystnie wewnętrzna ściana tworząca środek pierścienia może być wykonana z nie przewodzącego materiału, takiego jak szkło. Komora 310, jak to stanie się oczywiste, musi mieć wystarczające wymiary i kształt, by możliwa była cyrkulacja wiązki plazmy lub warstwy 335 wokół głównej osi 315 z określonym promieniem.

Ściana 305 komory może być wykonana z materiału o dużej przenikalności magnetycznej, takiego jak stal. W takim przypadku ściana 305 komory dzięki przeciwprądom indukowanym w materiale pomaga w powstrzymywaniu strumienia magnetycznego przed ucieczką z komory 310, ściskając go. Gdyby ściana komory miała być wykonana z materiału o małej przenikalności magnetycznej, takiego jak szkło organiczne, trzeba byłoby zastosować inne urządzenie do zamykania strumienia magnetycznego. W takim przypadku można byłoby zastosować szereg płaskich metalowych pierścieni tworzących zamkniętą pętlę. Pierścienie takie, znane jako ograniczniki strumienia, byłyby umieszczone wewnątrz zewnętrznych uzwojeń 325, ale na zewnątrz cyrkulującej plazmowej wiązki 335. Ponadto takie ograniczniki strumienia mogłyby być bierne lub czynne, przy czym czynne ograniczniki strumienia byłyby zasilane określonym prądem, aby dodatkowo ułatwić zamykanie strumienia magnetycznego wewnątrz komory 310. Alternatywnie same zewnętrzne uzwojenia 325 mogłyby służyć jako ograniczniki strumienia.

Jak wyjaśniono powyżej, cyrkulująca wiązka plazmowa 335, zawierająca naładowane cząstki, może być zamknięta wewnątrz komory 310 przez siłę Lorentza powodowaną przez pole magnetyczne wytwarzane przez zewnętrzne uzwojenie 325. Jony w plazmowej wiązce 335 są zamknięte magnetycznie w dużych orbitach betatronowych wokół linii strumienia wytwarzanego przez zewnętrzne uzwojenie 325, które są równoległe do głównej osi 315. Przewidziany jest również co najmniej jeden otwór 340 do wprowadzania jonów plazmowych do cyrkulującej wiązki plazmowej 335 w komorze 310. W korzystnym przykładzie wykonania te wprowadzające otwory 340 są przeznaczone do wprowadzania wiązki jonów w przybliżeniu w takim samym położeniu promieniowym od głównej osi 315, gdzie zamknięta jest cyrkulująca wiązka plazmowa 335 (to znaczy wokół powierzchni zerowej). Ponadto wprowadzające otwory 340 są przeznaczone do wprowadzania jonowych wiązek 350 (patrz fig. 28) stycznie do i w kierunku betatronowej orbity zamykanej wiązki plazmowej 335.

Zastosowano również co najmniej jedno źródło 345 plazmy tła do wprowadzania chmury nieenergetycznej plazmy w komorę 310. W korzystnym przykładzie wykonania źródła 345 plazmy tła służą do kierowania plazmy 335 do osiowego środka komory 310. Stwierdzono, że takie kierowanie plazmy pomaga lepiej zamknąć plazmę 335 i prowadzi do większej gęstości plazmy 335 w obszarze zamknięcia wewnątrz komory 310.

Tworzenie FRC

Konwencjonalne procedury używane do tworzenia FRC wykorzystują głównie procedurę odwracania pola przez skurcz teta. Według tego konwencjonalnego sposobu pole magnetyczne polaryzacji przykładane jest przez zewnętrzne uzwojenia otaczające komorę wypełnioną obojętnym gazem. Gdy to nastąpi, gaz jest jonizowany, a pole magnetyczne polaryzacji zostaje zamrożone w plazmie. Następnie prąd w zewnętrznych uzwojeniach jest szybko odwracany i linie pola magnetycznego o przeciwnym zwrocie łączą się z poprzednio zamrożonymi liniami tworząc zamkniętą topologię FRC

PL 206 448 B1 (patrz fig. 8). Taki proces tworzenia jest w dużym stopniu empiryczny i nie ma prawie żadnych środków kontrolowania tworzenia FRC. Sposób ten ma słabą powtarzalność i w rezultacie brak mu możliwości dostrajania.

Natomiast sposoby tworzenia FRC według przedmiotowego wynalazku umożliwiają w pełni wystarczającą kontrolę i zapewniają znacznie bardziej przejrzysty i powtarzalny proces. W rzeczywistości FRC wytworzona sposobami według przedmiotowego wynalazku może być strojona, a jej kształt, jak również jej właściwości mogą być bezpośrednio zmieniane przez manipulowanie polem magnetycznym wytwarzanym przez zewnętrzne uzwojenia 325. Tworzenie FRC sposobami według przedmiotowego wynalazku powoduje również tworzenie pola elektrycznego i studni potencjału w sposób opisany szczegółowo powyżej. Ponadto sposoby te można łatwo rozszerzyć, by przyspieszyć FRC do parametrów poziomu reaktora i prądów paliwowych o dużej energii oraz korzystnie umożliwia klasyczne zamykanie jonów. Ponadto technika ta może być stosowana w urządzeniu miniaturowym i jest bardzo odporna, jak również łatwa do zastosowania, które to właściwości są bardzo pożądane w systemach reaktorów.

W przedmiotowych sposobach tworzenie FRC dotyczy cyrkulującej wiązki 335 plazmy. Można zauważyć, że cyrkulująca wiązka 335 plazmy, ponieważ jest to prąd, tworzy biegunowe pole magnetyczne, jakie by utworzył prąd elektryczny w kołowym przewodzie. Wewnątrz cyrkulującej wiązki 335 plazmy powstaje własne pole magnetyczne o kierunku przeciwnym niż przyłożone z zewnątrz pole magnetyczne, wytwarzane przez zewnętrzne uzwojenie 325. Na zewnątrz wiązki 335 plazmy własne pole magnetyczne ma taki sam kierunek jak przyłożone pole magnetyczne. Kiedy prąd jonów plazmowych jest wystarczająco duży, własne pole przezwycięża pole przyłożone i pole magnetyczne zostaje odwrócone wewnątrz cyrkulującej wiązki plazmowej 335, przez co powstaje topologia FRC na fig. 8 i 10.

Warunki odwrócenia pola można ocenić na prostym modelu. Rozważmy przepływ elektrycznego prądu Ip poprzez pierścień o większym promieniu r0 i mniejszym promieniu a<<r0. Pole magnetyczne w środku pierścienia prostopadle do pierścienia jest B_p=2nI_p/(cr₀). Załóżmy, że pierścieniowy prąd I. =N_::e((l)/2n) tworzony jest przez N_p jonów, które mają prędkość kątową Ω₀. Dla pojedynczego jonu cyrkulującego na promieniu ^=ν₀/Ω₀„ Ω₀=eB₀/m_ic jest częstotliwością cyklotronową dla zewnętrznego pola magnetycznego B0. Załóżmy, że V0 jest średnią prędkością jonów wiązki. Odwrócenie pola definiowane jest jako

(64) z czego wynika, że N_p>2r₀/a_i oraz (65) gdzie a_i=e²/m_ic²=1,57x10^-16 cm, a energia wiązki jonów wynosi m_iV₀ ².

W modelu jednowymiarowym pole magnetyczne powodowane przez prąd plazmowy jest B_p=(2n/c)i_p, gdzie i_p jest natężeniem prądu na jednostkę długości. Warunkiem odwrócenia pole jest i_p>eV₀/nr₀a_i=0,225 kA/cm, gdzie B₀=69,3 Gs, a %mV₀ ²=100 eV. Dla modelu z okresowymi pierścieniami i z B_z uśrednionym na współrzędnej osiowej (B_z^ =(2n/c)(I_p/s) (s oznacza odstęp pierścieni), jeśli s=r₀, model ten miałby takie samo średnie pole magnetyczne jak model jednowymiarowy przy ip=Ip/s.

Łączona technika tworzenia wiązka-betatron

Korzystny sposób tworzenia konfiguracji odwróconego pola w osłonowym systemie 300 opisanym powyżej jest tu nazywany łączoną techniką wiązka-betatron. Podejście to łączy w sobie wiązki jonów plazmowych o małej energii z przyspieszaniem betatronowym z zastosowaniem uzwojenia 320 wytwarzającego strumień betatronowy.

Pierwszym etapem tego sposobu jest wprowadzenie zasadniczo pierścieniowej warstwy chmury plazmy tła do komory 310 z wykorzystaniem źródeł 345 plazmy tła. Zewnętrzne uzwojenie 325 wytwarza wewnątrz komory 310 pole magnetyczne, które magnesuje plazmę tła. W krótkich odstępach czaPL 206 448 B1 su wiązki jonów o małej energii są wprowadzane w komorę 310 poprzez otwory 340 wprowadzania zasadniczo poprzeczne względem przyłożonego z zewnątrz pola magnetycznego w komorze 310. Jak wyjaśniono powyżej, wiązki jonów są zamknięte wewnątrz komory 310 w dużych orbitach betatronowych przez to pole magnetyczne. Wiązki jonów mogą być generowane przez akcelerator jonów, taki jak akcelerator zawierający diodę jonową i generator Marxa. (Patrz R.B. Miller, An Introduction to the Physics of Intense Charged Particle Beams, (1982)). Fachowiec zauważy, że przyłożone z zewnątrz pole magnetyczne wywierać będzie siłę Lorentza na prowadzoną wiązkę jonową, gdy tylko wejdzie ona w komorę 310. Jednakże pożądane jest, by wiązka ta nie odginała się, a zatem nie wchodziła na orbitę betatronową, aż wiązka jonowa osiągnie cyrkulującą wiązkę plazmową 335. W celu rozwiązania tego problemu wiązki jonowe są zobojętniane elektronami i kierowane poprzez zasadniczo stałe jednokierunkowe pole magnetyczne przed wejściem w komorę 310. Jak pokazano na fig. 26, kiedy jonowa wiązka 350 jest skierowana poprzez odpowiednie pole magnetyczne, dodatnio naładowane jony i ujemnie naładowane elektrony rozdzielają się. Jonowa wiązka 350 uzyskuje zatem własną polaryzację elektryczną spowodowaną przez pole magnetyczne. To pole magnetyczne może być wytwarzane np. przez magnes trwały lub przez elektromagnes wzdłuż drogi wiązki jonów. Przy późniejszym wprowadzeniu w osłonową komorę 310 wynikowe pole elektryczne równoważy się siłę magnetyczną działającą na cząstki w wiązce, umożliwiając przemieszczenie wiązki jonowej bez odchylenia. Fig. 27 przedstawia jonową wiązkę 350 w widoku czołowym, gdy styka się ona z plazmą 335. Jak pokazano, elektrony z plazmy 335 wędrują wzdłuż linii pola magnetycznego do lub z wiązki 350, która zmniejsza przez to elektryczną polaryzację wiązki. Kiedy wiązka nie jest już spolaryzowana elektrycznie, łączy się ona z cyrkulującą wiązką 335 plazmy na orbicie betatronowej wokół głównej osi 315, jak pokazano na fig. 25.

Kiedy plazmowa wiązka 335 przemieszcza się po swej orbicie betatronowej, poruszające się jony tworzą prąd elektryczny, który z kolei powoduje powstanie biegunowego własnego pola magnetycznego. Aby utworzyć topologię FRC wewnątrz komory 310, trzeba zwiększyć prędkość plazmowej wiązki 335, zwiększając przez to natężenie własnego pola magnetycznego, powodowanego przez plazmową wiązkę 335. Kiedy własne pole magnetyczne jest wystarczająco silne, kierunek pola magnetycznego w odległościach promieniowych od osi 315 wewnątrz plazmowej wiązki 335 zmienia się na odwrotny, co powoduje powstanie FRC (patrz fig. 8 i 10). Można zauważyć, że aby utrzymywać promieniowy odstęp cyrkulującej wiązki plazmowej 335 na orbicie betatronowej, trzeba zwiększyć przyłożone pole magnetyczne wytwarzane przez zewnętrzne uzwojenie 325, gdy zwiększa się prędkość plazmowej wiązki 335. Przewidziano zatem system sterowania utrzymujący odpowiednie przyłożone pole magnetyczne podyktowane przez natężenie prądu płynącego przez zewnętrzne uzwojenie 325. Alternatywnie można zastosować drugie uzwojenie zewnętrzne, aby wytwarzać dodatkowe przykładane pole magnetyczne, które jest potrzebne do utrzymania promienia orbity wiązki plazmowej, gdy jest ona przyspieszana.

Aby zwiększyć prędkość cyrkulującej wiązki plazmowej 335 na jej orbicie, zastosowano uzwojenie 320 strumienia betatronowego. Na fig. 28 można zauważyć, że zwiększenie natężenia prądu płynącego przez uzwojenie 320 strumienia betatronowego według prawa Ampera indukuje azymutowe pole elektryczne E wewnątrz komory 310. Dodatnio naładowane jony w plazmowej wiązce 335 są przyspieszane przez to indukowane pole elektryczne, co prowadzi do odwrócenia pola, jak opisano powyżej. Kiedy wiązki jonów są dodawane do cyrkulującej wiązki plazmowej 335, jak opisano powyżej, wiązka plazmowa 335 depolaryzuje wiązki jonów.

Dla odwrócenia pola cyrkulującą wiązkę plazmową 335 korzystnie przyspiesza się do energii rotacyjnej około 100 eV, a korzystnie w zakresie 75-125 eV. Aby osiągnąć warunki odpowiadające fuzji, cyrkulującą wiązkę plazmową 335 korzystnie przyspiesza się do około 200 keV, a korzystnie w zakresie 100 keV-3,3 MeV.

Przy tworzeniu niezbędnych wyrażeń na przyspieszenie betatronowe najpierw rozważa się przyspieszenie pojedynczych cząstek. Promień bezwładności jonów r=V/<2, będzie się zmieniać, ponieważ zwiększa się V, a przyłożone pole magnetyczne musi się zmieniać w celu utrzymania promienia orbity wiązki plazmowej, r-W.

PL 206 448 B1 (66)

gdzie

a Ψ jest strumieniem magnetycznym:

Ψ =^Β,·2ιο·Λ·=)α·^Β,), gdzie (67) (68)

Z równania 67 wynika, że

(69) (70) a =-2B_e+B₀ zakładając, że początkowe wartości B_F i B_c są obie równe B₀. Równanie 67 można wyrazić jako

(71)

2 1 2

Po scałkowaniu od stanu początkowego do stanu końcowego, gdzie mV₀ =W₀ oraz mV =W, wartości końcowe pola magnetycznego są:

(72) oraz

(73) przyjmując B₀=69,3 Gs, W/W₀=1000 oraz r₀/r_an2. Obliczenie to dotyczy zbierania jonów pod warunkiem, że wszystkie one są usytuowane prawie na tym samym promieniu r0, a liczba jonów jest niewystarczająca, by zmienić pola magnetyczne.

Modyfikacje na bazie równań betatronowych w celu przezwyciężenia przedmiotowego problemu oparte będą na jednowymiarowej równowadze, by opisać wielopierścieniową wiązkę plazmową przyjmując, że pierścienie zostały rozmieszczone wzdłuż linii pola, a zależność od z można zaniedbać.

PL 206 448 B1

Równowaga jest samodzielnym rozwiązaniem równań Własowa-Maxwella, które można podsumować następująco:

(a) Rozkład gęstości jest następujący

(74) co dotyczy elektronów i protonów (zakładając quasi-obojętność); r0 jest położeniem maksimum gęstości; a Δr oznacza szerokość rozkładu; oraz (b) pole magnetyczne jest

(75) gdzie B_c jest polem zewnętrznym wytwarzanym przez zewnętrzne uzwojenie 325. Początkowo

B_c=B₀. Rozwiązanie to spełnia warunki graniczne, że r=r_a i r=r_b są przewodnikami (B_normai=0) i mają

2 2 jednakowy potencjał D=0. Te warunki graniczne są spełnione, jeżeli r₀ =(r_a +r_b )/2. r_a=10 cm a r_o=20 cm, z czego wynika, że rb=26,5 cm. Ip oznacza natężenie prądu plazmowego na jednostkę długości.

Przeciętne prędkości cząstek w wiązce są Vi=r₀coi oraz V_e=r₀iO_e, co jest związane z warunkiem równowagi:

(76) gdzie Ω_i=eB_c/(m_ic). Początkowo zakłada się B_c=B₀, ωΩ a ω_ε=0. (W początkowej równowadze wstępuje takie elektryczne, że dryfty E x B i V B xB kasują się. Inne równowagi są możliwe w zależności od wyboru B_c). Przyjmuje się, że te warunki równowagi obowiązują, jeśli ιω i B_c są powoli zmieniającymi się funkcjami czasu, ale Γ₀=ν/Ω pozostaje stałe. Warunek ten jest taki sam jak równanie 66. Równanie 67 jest również podobne, ale funkcja Ψ strumienia ma dodatkowy człon, to znaczy Ψ=π^²7(Bj, gdzie

(77) oraz

(78)

Energia magnetyczna na jednostkę długości spowodowana przez prąd wiązki jest

skąd

PL 206 448 B1 (80) oraz

Warunek betatronowy równania 70 jest zatem modyfikowany tak, że

8B, Qg. lę X.

dt dt dt ' a równanie 67 przyjmuje postać

5F, _ e r₀ gg. __e ⁸F e ^Lr ³¹ ?

dt m_l c dt 2m_tc “ dt m_t 2πτ₀ dt (81) (82)

Po scałkowaniu

(83)

Dla W0=100eV i W=100 keV, DB_z =-7,49 kGs. Scałkowanie równań 81 i 82 określa wartość natężenia pola magnetycznego wytwarzanego przez uzwojenie wzbudzenia:

oraz (84)

(85)

Jeżeli energia końcowa jest 200 keV, Bc=3,13 kGs a BF=34,5 kGs. Energia magnetyczna

B_F ² 2 w uzwojeniu strumienia byłaby — nr_F l = 172 kJ. Prąd plazmowy jest początkowo 0,225 kA/cm, co

8π odpowiada natężeniu pola magnetycznego 140 Gs, a następnie zwiększa się do 10 kA/cm, a natężenie pola magnetycznego do 6,26 kGs. W powyższych obliczeniach można zaniedbać opór powodowany przez zderzenia kulombowskie. W fazie iniekcji/ uwięzienia jest on równy 0,38V/cm zmniejsza się on, gdy temperatura elektronów rośnie podczas przyspieszania. Opór indukcyjny, który jest uwzględniony, wynosi 4,7 V/cm, zakładając przyspieszenie do 200 keV w czasie 100 ps.

Uzwojenie 320 strumienia betatronowego też równoważy opór powodowany przez zderzenia i indukcyjność. Opór cierny i indukcyjny można opisać równaniem:

(86) gdzie (Ti/mi)<Vb<(Te/m). Vb oznacza tu prędkość wiązki, Te i Ti oznaczają temperaturę elektronów i jonów, Ib oznacza natężenie prądu wiązki, a

PL 206 448 B1

oznacza indukcyjność pierścienia. Ponadto r0=20 cm, a a=4 cm. Opór kulombowski jest określony przez t

^tbs

(87)

Aby skompensować ten opór, uzwojenie 320 strumienia betatronowego musi zapewniać natężenie pola elektrycznego 1,9 V/cm (0,38 V/cm na opór kulombowski i 1,56 V/cm na opór indukcyjny). Aby to osiągnąć, natężenie pola magnetycznego w uzwojeniu 320 strumienia betatronowego musi zwiększyć się o 78 Gs/ąs, a w takim przypadku V_b będzie stałe. Czas narastania prądu do 4,5 kA wynosi 18 μβ, tak że natężenie pola magnetycznego B_F zwiększy się o 1,4 kGs. Energia pola magnetycznego potrzebna w uzwojeniu 320 strumienia betatronowego wynosi

(88)

Betatronowa technika tworzenia

Innym korzystnym sposobem tworzenia FRC w osłonowym systemie 300 jest betatronowa technika tworzenia. Technika ta oparta jest na sterowaniu prądu indukowanego betatronowo bezpośrednio, by przyspieszać cyrkulującą wiązkę plazmową 335 z wykorzystaniem uzwojenia 320 strumienia betatronowego. Korzystny przykład realizacji tego sposobu wykorzystuje system osłonowy 300 przedstawiony na fig. 25 z tym wyjątkiem, że nie jest potrzebne wprowadzanie wiązek jonów o małej energii.

Jak podano, główną częścią składową betatronowej techniki tworzenia jest uzwojenie 320 strumienia betatronowego zamontowane w środku i wzdłuż osi komory 310. Dzięki swej konstrukcji oddzielnych zwojów równoległych uzwojenie 320 ma bardzo małą indukcyjność, a w sprzężeniu z odpowiednim źródłem energii ma małą stałą czasu LC, która umożliwia szybkie narastanie prądu w uzwojeniu 320 strumienia.

Korzystnie tworzenie FRC rozpoczyna się od pobudzenia zewnętrznych uzwojeń 325, 330 wzbudzenia. Zapewnia to osiowe pole prowadzące, jak również promieniowe składowe pola magnetycznego przy końcach, by osiowo zamykać plazmę wprowadzoną w komorę 310. Po utworzeniu wystarczająco silnego pola magnetycznego źródła 345 plazmy tła są zasilane energią ze swych własnych źródeł. Plazma wydostająca się z wyrzutni płynie wzdłuż osiowego pola prowadzącego i rozszerza się nieco na skutek swej temperatury. Gdy plazma ta dojdzie do płaszczyzny środkowej komory 310, tworzona jest ciągła, przebiegająca osiowo, pierścieniowa warstwa zimnej, powoli poruszającej się plazmy.

W tej chwili pobudzane jest uzwojenie 320 strumienia betatronowego. Szybko narastający prąd w uzwojeniu 320 powoduje szybką zmianę osiowego strumienia wewnątrz uzwojenia. Na skutek indukcji ten szybki wzrost osiowego strumienia powoduje wytworzenie azymutowego pola elektrycznego E (patrz fig. 29), które przenika przestrzeń wokół uzwojenia strumienia. Zgodnie z równaniami Maxwella to pole elektryczne jest wprost proporcjonalne do zmiany natężenia strumienia magnetycznego wewnątrz uzwojenia, to znaczy szybsze narastanie prądu w uzwojeniu betatronowym spowoduje silniejsze pole elektryczne.

Indukcyjnie wytwarzane pole elektryczne sprzęga się z naładowanymi cząstkami w plazmie i powoduje siłę ponderomotoryczną, która przyspiesza cząstki w pierścieniowej warstwie plazmy. Elektrony ze względu na swą mniejszą masę pierwsze doznają przyspieszenia. Początkowy prąd wytwa34

PL 206 448 B1 rzany w tym procesie jest zatem głównie prądem elektronowym. Jednakże wystarczający czas przyspieszania (w przybliżeniu setki mikrosekund) doprowadzi w końcu również do prądu jonowego. Jak pokazano na fig. 29, to pole elektryczne przyspiesza elektrony i jony w przeciwnych kierunkach. Gdy oba rodzaje nośników prądu osiągną swe końcowe prędkości, prąd jest tworzony zarówno przez jony jak i przez elektrony.

Jak zauważono powyżej, prąd tworzony przez wirującą plazmę powoduje powstanie własnego pola magnetycznego. Rzeczywista topologia FRC powstaje, gdy własne pole magnetyczne tworzone przez prąd w warstwie plazmowej staje się porównywalne z przyłożonym polem magnetycznym od zewnętrznych uzwojeń 325, 330 wzbudzenia. Z tą chwilą następuje magnetyczne połączenie wtórne, a otwarte linie początkowo wytwarzanego z zewnątrz pola magnetycznego zaczynają zamykać się i tworzyć powierzchnie strumienia FRC (patrz fig. 8 i 10).

Podstawowa FRC utworzona tym sposobem wykazuje umiarkowane pole magnetyczne i energie cząstek, które zwykle nie są zgodne z odpowiednimi parametrami roboczymi reaktora. Jednakże indukcyjne pole przyspieszenia elektrycznego trwa dopóki prąd w uzwojeniu 320 strumienia betatronowego nadal szybko wzrasta. Na skutek tego procesu energia i całkowite natężenie pola magnetycznego FRC nadal rosną. Zasięg tego procesu jest więc ograniczony głównie przez zasilanie uzwojenia strumienia, ponieważ ciągłe doprowadzanie prądu wymaga silnego źródła energii. Jednakże jest to zasadniczo prosta droga do przyspieszania systemu do odpowiednich warunków reaktora.

W celu odwrócenia pola cyrkulująca wiązka plazmowa 335 jest korzystnie przyspieszana do energii rotacyjnej około 100 eV, korzystnie w zakresie 75-125 eV. Aby osiągnąć odpowiednie warunki fuzji, cyrkulująca wiązka plazmowa 335 jest korzystnie przyspieszana do około 200 keV, a korzystnie do zakresu 100 keV do 3,3 MeV. Kiedy wiązki jonów są dodawane do cyrkulującej wiązki plazmowej 335, jak opisano powyżej, ta wiązka plazmowa 335 depolaryzuje wiązki jonowe.

Doświadczenia

Zamykanie wiązki i tworzenie FRC

Doświadczenie 1:

Propagacja i zamykanie zobojętnionej wiązki w zbiorniku stanowiącym zamknięcie magnetyczne, by wytworzyć FRC

Propagację wiązki i jej zamykanie demonstrowano z powodzeniem przy następujących wartościach parametrów:

- Wymiary komory próżniowej: średnica około 1 m, długość 1,5 m.

- Promień uzwojenia betatronowego 10 cm.

- Promień orbity plazmowej 20 cm.

- Średnia energia kinetyczna przepływającej wiązki plazmy wynosiła około 100 eV przy gęstości 10¹³ cm^-3, temperatura kinetyczna była rzędu 10 eV, a długość impulsu wynosiła około 20 ps.

- Średnie pole magnetyczne wytwarzane w objętości zamknięcia wynosiło około 100 Gs z czasem narastania 150 ps. Źródło: Uzwojenia zewnętrzne i uzwojenia betatronowe.

- Zobojętniająca plazma tła (zasadniczo gazowy wodór) charakteryzowała się średnią gęstością około 10¹³ cm^-3 przy temperaturze kinetycznej mniejszej niż 10 eV.

Wiązkę wytwarzano w wyrzutni plazmowej typu deflagracyjnego. Źródłem wiązki plazmowej był obojętny gazowy wodór, który wprowadzano z tyłu wyrzutni poprzez specjalny zawór. W całym układzie cylindrycznym wykorzystywano różne kształty geometryczne zespołu elektrodowego. Napięcie ładowania ustawiano zasadniczo w zakresie 5-7,5 kV. Szczytowe natężenia prądów przebicia w wyrzutniach były większe niż 250.000 A. W części doświadczeń zapewniano dodatkową wstępnie zjonizowaną plazmę za pomocą pola niewielkich obwodowych wyrzutni zasilających centralny zespół elektrodowy wyrzutni przed, podczas i po wprowadzaniu obojętnego gazu. Zapewniało to przedłużone impulsy o czasie trwania powyżej 25 ps.

Wychodząca zobojętniona wiązka o małej energii była chłodzona przez przepływ przez rurę dryftową z nie przewodzącego materiału przed wejściem w główną komorę próżniową. Wiązka plazmowa była również wstępnie magnesowana w czasie przepływu przez tę rurę za pomocą magnesów trwałych.

Wiązka samoczynnie spolaryzowana podczas przejścia przez rurę dryftową i wprowadzania w komorę powodowała powstanie wewnątrz wiązki pola elektrycznego, które przesuwało siły pola magnetycznego na wiązce. Dzięki temu mechanizmowi możliwa była propagacja wiązek przez obszar pola magnetycznego bez ugięcia, jak opisano powyżej.

PL 206 448 B1

Po dalszym wejściu w komorę wiązka dochodziła do żądanego miejsca usytuowania orbity i napotykała warstwę plazmy tła zapewnianej przez pole wyrzutni kablowych i przez inne źródła iskrzenia powierzchniowego. Zbliżenie do wystarczającej gęstości elektronów powodowało, że wiązka traciła swe pole samopolaryzacji, a pojedyncze cząstki poruszały się po orbitach zasadniczo zamykając wiązkę. Pomiary przeprowadzone przy użyciu kubka Faraday'a i punktowej sondy do pomiaru natężenia pola magnetycznego potwierdzały zamknięcie wiązki i jej orbitę. Zaobserwowano, że wiązka utworzyła żądaną orbitę kołową po zamknięciu. Plazma w wiązce poruszała się wzdłuż swej orbity obejmującej prawie trzy czwarte pełnego obrotu. Pomiary wykazały, że ciągłe straty cierne i indukcyjne powodowały, że cząstki wiązki traciły wystarczająco dużo energii, by zostały odchylone do wewnątrz ze swej pożądanej orbity i uderzały w powierzchnię uzwojenia betatronowego w przybliżeniu na trzech czwartych pełnego obrotu. Aby to uniemożliwić, straty można było kompensować przez dostarczanie dodatkowej energii do orbitującej wiązki za pomocą indukcyjnego napędzania cząstek przy użyciu uzwojenia betatronowego.

Doświadczenie 2:

Tworzenie FRC przy wykorzystaniu połączonej techniki tworzenia wiązki/betatronu

Tworzenie FRC konfiguracji z odwróconym polem demonstrowano z powodzeniem stosując połączoną technikę tworzenia wiązki/betatronu. Ta połączona technika tworzenia wiązki/betatronu przeprowadzana była doświadczalnie w komorze o średnicy 1 metr i o długości 1,5 m przy użyciu przyłożonego z zewnątrz pola magnetycznego do 500 Gs, pola magnetycznego z uzwojenia 320 strumienia betatronowego do 5 kGs i próżni 1,2x10^-5 Tr. W doświadczeniu tym plazma tła miała gęstość 10¹³ cm^-3, a wiązka jonów była wiązką zobojętnionego wodoru o gęstości 1,2x10¹³ cm^-3 z prędkością 2x10⁷ cm/s i z długością około 20 μs (na połowie wysokości). Zaobserwowano odwrócenie pola.

Doświadczenie 3:

Tworzenie FRC z wykorzystaniem techniki tworzenia betatronu

Tworzenie FRC z wykorzystaniem techniki tworzenia betatronu zademonstrowano z powodzeniem przy następujących wartościach parametrów:

- Wymiary komory próżniowej: średnica około 1 m, długość 1,5 m

- Promień uzwojenia betatronowego 10 cm

- Promień orbity plazmy 20 cm

- Średnie natężenie zewnętrznego pola magnetycznego wytwarzanego w komorze próżniowej wynosiło do 100 Gs, przy czasie narastania 150 μs i stosunku odbicia zwierciadlanego 2:1. (Źródło: uzwojenia zewnętrzne i uzwojenia betatronowe).

-3

- Plazma tła (zasadniczo gazowy wodór) charakteryzowała się przeciętną gęstością około 10¹³ cm^-3 przy temperaturze kinetycznej mniejszej niż 10 eV.

- Żywotność tej konfiguracji była ograniczona przez całkowitą energię zmagazynowaną w doświadczeniu i wynosiła zasadniczo około 30 ps.

Doświadczenia przeprowadzano najpierw wprowadzając warstwę plazmy tła za pomocą dwóch zestawów współosiowych wyrzutni kablowych zamontowanych w układzie kołowym wewnątrz komory. Każdy zestaw ośmiu wyrzutni zamontowany był na jednym z dwóch zespołów uzwojeń zwierciadlanych. Wyrzutnie były rozmieszczone azymutowo w jednakowych odstępach i przesunięte względem drugiego zestawu. Układ taki umożliwiał równoczesne działanie wyrzutni i tworzenie przez to pierścieniowej warstwy plazmy.

Po utworzeniu takiej warstwy pobudzano uzwojenie strumienia betatronowego. Narastające natężenie prądu w uzwojeniach betatronowych powodowało zwiększenie strumienia wewnątrz uzwojenia, co powodowało azymutowe wirowanie pola elektrycznego wokół uzwojenia betatronowego. Szybkie narastanie i silny prąd w uzwojeniu strumienia betatronowego powodowały powstanie silnego pola elektrycznego, które przyspieszało pierścieniową warstwę plazmy i dzięki temu indukowany był spory prąd. Wystarczająco silny prąd plazmowy wytwarzał własne pole magnetyczne, które zmieniało pole przyłożone z zewnątrz i powodowało powstanie konfiguracji z odwróconym polem. Szczegółowe pomiary za pomocą pętli z punktowymi sondami natężenia pola magnetycznego pozwoliły na stwierdzenie istnienia rozległej, silnej i trwałej FRC.

Przykład typowych danych przedstawiono na wykresie sygnałów z punktowej sondy natężenia pola magnetycznego na fig. 30. Krzywa A przedstawia bezwzględną wartość osiowej składowej pola magnetycznego w środkowej płaszczyźnie osiowej (75 cm od dowolnej płyty końcowej) komory doświadczalnej i w położeniu promieniowym 15 cm. Krzywa B przedstawia bezwzględną wartość osiowej składowej natężenia pola magnetycznego na osiowej płaszczyźnie środkowej komory i w położeniu

PL 206 448 B1 promieniowym 30 cm. Zestaw danych krzywej A dotyczy zatem wartości natężenia pola magnetycznego wewnątrz warstwy plazmy paliwowej (pomiędzy uzwojeniem betatronowym a plazmą), natomiast zestaw danych krzywej B przedstawia natężenie pola magnetycznego na zewnątrz warstwy plazmy paliwowej. Dane te wyraźnie pokazują, że wewnętrzne pole magnetyczne zmienia zwrot (staje się ujemne) pomiędzy 23 a 47 ps, natomiast pole zewnętrzne pozostaje dodatnie, to znaczy nie zmienia zwrotu. Czas odwrócenia jest ograniczony przez narastanie prądu w uzwojeniu betatronowym. Po osiągnięciu szczytowego natężenia prądu w uzwojeniu betatronowym zaindukowany prąd w warstwie plazmy paliwowej zaczyna maleć i konfiguracja z odwróconym polem gwałtownie zanika. Dotychczas żywotność konfiguracji z odwróconym polem jest ograniczona przez energię, która może być zmagazynowana w doświadczeniu. Podobnie jak w doświadczeniach z wprowadzaniem i zamykaniem system ten można unowocześniać w celu zapewnienia dłuższej żywotności konfiguracji z odwróconym polem oraz przyspieszenia do parametrów odpowiednich dla reaktora.

Ogólnie technika ta nie tylko umożliwia wytworzenie zwartej FRC, ale jest ona również solidna i bezpośrednia w realizacji. Co najważniejsze, podstawowa FRC, wytworzona tym sposobem, może być łatwo przyspieszana do dowolnej żądanej wartości energii rotacyjnej i natężenia pola magnetycznego. Jest to ważne w zastosowaniu do fuzji i w klasycznym zamykaniu wiązek paliwowych o dużej energii.

Doświadczenie 4:

Tworzenie FRC za pomocą techniki tworzenia betatronu

Próbę utworzenia FRC przy użyciu techniki tworzenia betatronu przeprowadzono doświadczalnie w komorze o średnicy 1 m i o długości 1,5 m, stosując przyłożone z zewnątrz pole magnetyczne do 500 Gs, pole magnetyczne z uzwojenia 320 strumienia betatronowego do 5 kGs oraz podciśnienie 5x10^-6 Tr. W doświadczeniu tym plazma tła zawierała zasadniczo wodór o gęstości 10¹³ cm^-3 i o żywotności około 40 ps.

Zaobserwowano odwrócenie pola.

Fuzja

Te dwie techniki FRC wewnątrz systemu osłonowego 300, opisane powyżej lub podobne, mogą powodować wytworzenie plazmy o właściwościach odpowiednich do powodowania w niej fuzji jądrowej. Dokładniej FRC wytworzona tymi sposobami może być zwłaszcza przyspieszana do dowolnego żądanego poziomu energii rotacyjnej i natężenia pola magnetycznego. Jest to istotne dla zastosowań fuzji i klasycznego osłaniania wiązek paliwowych o dużej energii. W systemie osłonowym 300 możliwe zatem staje się zamykanie i osłanianie wiązek plazmowych o dużej energii przez czas wystarczający do spowodowania w nich reakcji fuzji jądrowej.

Aby umożliwić fuzję jądrową, FRC utworzona tymi sposobami jest korzystnie przyspieszana do odpowiednich poziomów energii rotacyjnej i natężenia pola magnetycznego przez przyspieszanie betatronowe. Jednakże fuzja wymaga określonego zbioru warunków fizycznych, by reakcja rozpoczęła się. Ponadto, aby uzyskać sprawne zużywanie paliwa i otrzymać pozytywny bilans energetyczny, paliwo musi być trzymane w tym stanie zasadniczo niezmienione przez dłuższy czas. Jest to ważne, ponieważ stan odpowiadający fuzji jądrowej charakteryzuje się wysoką temperaturą kinetyczną i/lub dużą energią. Utworzenie tego stanu wymaga zatem dostarczania sporej ilości energii, którą można odzyskać tylko wtedy, jeżeli większość paliwa ulegnie reakcji fuzji. W konsekwencji czas osłaniania paliwa musi być dłuższy niż czas jego wypalania. Prowadzi to do dodatniego bilansu energii i w konsekwencji do uzyskiwania netto energii na wyjściu.

Znaczną zaletą przedmiotowego wynalazku jest to, że system osłonowy i plazma, opisane tu, umożliwiają długie czasy osłaniania, to znaczy czasy osłaniania dłuższe niż czasy wypalania paliwa. Typowy stan fuzji charakteryzuje się zatem następującymi stanami fizycznymi (które mają tendencję do zmieniania się w zależności od paliwa i trybu działania):

Średnia temperatura jonów: 30-230 keV, a korzystnie 80-230 keV

Przeciętna temperatura elektronów: 30-100 keV, korzystnie 80-100 keV

Koherentna energia wiązek paliwowych (wprowadzane wiązki jonów i cyrkulująca wiązka plazmy): 100 keV-3,3 MeV, korzystnie 300 keV-3,3 MeV.

Całkowite pole magnetyczne: 47,5 - 120 kGs, korzystnie 95-120 kGs (pole przyłożone z zewnątrz 2,5-15 kGs, korzystnie 5-15 kGs).

Czas klasycznego osłaniania: dłuższy niż czas wypalania paliwa, korzystnie 10-100 s.

Gęstość jonów paliwowych: w zakresie od około 10¹⁴ do mniej niż 10¹⁶ cm^-3, korzystnie od 10¹⁴ do 10¹⁵ cm^-3.

PL 206 448 B1

Całkowita moc fuzji: korzystnie 50-450 kW/cm (moc na cm długości komory)

Aby umożliwiać przedstawiony powyżej stan fuzji, FRC jest korzystnie przyspieszana do wartości koherentnej energii rotacyjnej korzystnie 100 keV - 3,3 MeV, a korzystniej 300 keV - 3,3 MeV, zaś natężenie pola magnetycznego jest korzystnie 45-120 kGs, korzystniej 90-115 kGs. Przy takich wartościach wiązki jonów o dużej energii można wprowadzać do FRC i zamykać w celu utworzenia warstwy wiązki plazmowej, przy czym jony wiązki plazmowej są osłaniane magnetycznie, a elektrony wiązki plazmowej są osłaniane elektrostatycznie.

Korzystnie temperatura elektronów jest utrzymywana możliwie niska, aby zmniejszyć ilość promieniowania hamowania, które w przeciwnym razie może powodować straty energii radiacyjnej. Studnia energii elektrostatycznej według przedmiotowego wynalazku zapewnia skuteczne środki do zrealizowania tego.

Temperatura jonów jest korzystnie utrzymywana na poziomie, który zapewnia sprawne wypalanie, ponieważ przekrój poprzeczny fuzji jest funkcją temperatury jonów. Duża bezpośrednia energia wiązek jonów paliwa jest ważna dla zapewnienia klasycznego transportu, omówionego w niniejszym zgłoszeniu. Zmniejsza ona również do minimum wpływ niestabilności na plazmę paliwową. Pole magnetyczne jest zgodne z energią rotacyjną wiązki. Jest ono częściowo tworzone przez wiązkę plazmy (pole własne) i z kolei zapewnia wsparcie i siłę do utrzymywania wiązki plazmy na żądanej orbicie.

Produkty fuzji

Produkty fuzji powstają głównie w pobliżu powierzchni zerowej, skąd rozchodzą się przez dyfuzję w kierunku do rozdzielającej powierzchni 84 (patrz fig. 8). Jest to powodowane przez zderzenia z elektronami (ponieważ kolizje z jonami nie zmieniają środka masy i dlatego nie zmuszają ich do zmiany linii pola). Ze względu na swą dużą energię kinetyczną (produkty jonowe mają znacznie większą energię niż jony paliwowe) produkty fuzji mogą łatwo przekroczyć powierzchnię rozdzielającą 84. Gdy są one już poza powierzchnią rozdzielającą 84, mogą wychodzić wzdłuż otwartych linii pola 80 pod warunkiem, że są rozpraszane przez kolizje międzyjonowe. Chociaż taki proces kolizyjny nie prowadzi do dyfuzji, może on zmienić kierunek wektora prędkości jonów tak, że jest on zwrócony równolegle do pola magnetycznego. Te otwarte linie 80 pola łączą topologię rdzenia FRC z równomiernym przyłożonym polem istniejącym na zewnątrz topologii FRC. Produkty jonowe poruszają się po różnych liniach pola z pewnym rozkładem energii; korzystnie w postaci wirującej wiązki pierścieniowej. W silnych polach magnetycznych usytuowanych na zewnątrz rozdzielającej powierzchni 84 (zwykle około 100 kGs) produkty jonowe mają rozkład promieni bezwładności, który zmienia się od wartości minimalnej około 1 cm do wartości maksymalnej około 3 cm dla produktów jonowych o największej energii.

Początkowo produkty jonowe mają energię wzdłużną, jak też energię rotacyjną, scharakteryzowane wzorami ½ M(vpar)² i ½ (vperp)², gdzie vperp oznacza prędkość azymutową związaną z obrotem wokół linii pola jako środka orbity. Ponieważ linie pola rozchodzą się po opuszczeniu sąsiedztwa topologii FRC, energia rotacyjna ma tendencję do zmniejszania się, podczas gdy całkowita energia pozostaje stała. Jest to konsekwencją adiabatycznego inwariantu momentu magnetycznego produktów jonowych. Wiadomo, że cząstki naładowane wirujące w polu magnetycznym mają moment magnetyczny związany ze swym ruchem. W przypadku cząstek poruszających się wzdłuż powoli zmieniającego się pola magnetycznego istnieje również adiabatyczny inwariant ruchu zgodnie ze wzorem ½ M(vperp)²/B. Produkty jonowe orbitujące wokół swych odpowiednich linii pola mają moment magnetyczny, a zatem adiabatyczny inwariant związany ze swym ruchem. Ponieważ B maleje około 10 razy (na skutek rozchodzenia się linii pola), wynika z tego, że vperp podobnie maleje o około 3,2. Kiedy zatem produkty jonowe pojawiają się w obszarze jednorodnego pola, ich energia rotacyjna jest mniejsza niż 5% ich całkowitej energii. Inaczej mówiąc, prawie cała energia jest w składowej wzdłużnej.

Chociaż wynalazek może być realizowany w różnych modyfikacjach i alternatywnych postaciach, na rysunkach przedstawiono i opisano tu szczegółowo jego specyficzny przykład realizacji. Należy jednak rozumieć, że wynalazek nie jest ograniczony do przedstawionej konkretnej postaci, natomiast przeciwnie obejmuje wszelkie modyfikacje, równoważniki i alternatywne rozwiązania zgodne z duchem i zakresem załączonych zastrzeżeń patentowych.

PL 206 448 B1

Claims (34)

1. Zastrzeżenia patentowe

   1. Sposób zamykania plazmy zawierającej elektrony i jony, znamienny tym, że obejmuje następujące etapy:

   generowanie w komorze pola magnetycznego o topologii konfiguracji odwróconego pola (FRC), przy czym pole magnetyczne zamyka magnetycznie elektrony plazmy, generowanie w komorze pola elektrostatycznego tworzącego studnię potencjału elektrostatycznego, przy czym pole elektrostatyczne zamyka elektrostatycznie elektrony plazmy.
2. 2. Sposób według zastrz. 1, znamienny tym, że zawiera etap zamykania jonów wewnątrz komory na czas dłuższy niż czas spalania plazmy.
3. 3. Sposób według zastrz. 1 lub 2, znamienny tym, że obejmuje ponadto etap orbitowania jonów plazmy w polu magnetycznym o FRC na orbitach betatronowych o dużym promieniu, większym niż długość fali nieprawidłowego transportu powodującego wahania.
4. 4. Sposób według zastrz. 3, znamienny tym, że obejmuje etap orbitowania jonów plazmy w kierunku diamagnetycznym.
5. 5. Sposób według zastrz. 4, znamienny tym, że obejmuje etap kierowania orbit dryftu jonów w kierunku diamagnetycznym.
6. 6. Sposób według jednego z zastrz. 1-5, znamienny tym, że obejmuje etap generowania przykładanego pola magnetycznego wewnątrz struktury osłaniającej, przy czym plazma wiruje i tworzy własne pole magnetyczne, a przykładane pole magnetyczne i własne pole magnetyczne tworzą pole magnetyczne o FRC.
7. 7. Sposób według jednego z zastrz. 1-6, znamienny tym, że obejmuje etap chłodzenia elektronów plazmy, przy czym tworzą się produkty fuzji a energia jest przenoszona z energii potencjalnej studni potencjału elektrostatycznego do jonów będących produktem fuzji.
8. 8. Sposób według jednego z zastrz. 1-7, znamienny tym, że plazma zawiera rodzaje jonów paliwa przyszłości, wybrane spośród D, He³, p, B¹¹.
9. 9. Sposób według zastrz. 6, znamienny tym, że etap generowania przykładanego pola magnetycznego obejmuje etap dostosowania przyłożonego pola magnetycznego w celu wytworzenia pola elektrostatycznego i sterowania nim.
10. 10. Sposób tworzenia pola magnetycznego o konfiguracji odwróconego pola, znamienny tym, że obejmuje następujące etapy:

    generowanie przykładanego pola magnetycznego w komorze, wprowadzanie plazmy do komory, wprowadzanie wiązek jonów w przyłożone pole magnetyczne wewnątrz komory, tworzenie wewnątrz komory wirującej wiązki plazmy z poloidalnym własnym polem magnetycznym, przykładanie azymutowego pola elektrycznego w celu zwiększenia prędkości obrotowej wirującej wiązki plazmy do wartości, przy której natężenie własnego pola magnetycznego w wiązce plazmy przezwycięża przyłożone pole magnetyczne powodując odwrócenie pola.
11. 11. Sposób wytwarzania pola magnetycznego o konfiguracji odwróconego pola, znamienny tym, że obejmuje następujące etapy:

    generowanie przyłożonego pola magnetycznego w komorze, wprowadzanie plazmy w przyłożone pole magnetyczne w komorze, przykładanie azymutowego pola elektrycznego w komorze, powodując wirowanie plazmy i powstawanie poloidalnego własnego pola magnetycznego oraz zwiększanie prędkości obrotowej plazmy w celu zwiększenia natężenia własnego pola magnetycznego w plazmie do wartości, która przezwycięża natężenie przyłożonego połączonego pola magnetycznego o topologii konfiguracji z odwróconym polem (FRC).
12. 12. Sposób według zastrz. 10 lub 11, znamienny tym, że etap generowania przyłożonego pola magnetycznego obejmuje pobudzanie uzwojeń wzbudzenia przebiegających wokół komory.
13. 13. Sposób według zastrz. 10 lub 11, znamienny tym, że wiązki jonów wprowadza się poprzecznie do przykładanego pola magnetycznego.
14. 14. Sposób według jednego z zastrz. 10-13, znamienny tym, że obejmuje etap zwiększania natężenia przyłożonego pola magnetycznego w celu utrzymywania plazmy w wirującej wiązce na określonym promieniu.
15. 15. Sposób według jednego z zastrz. 10-14, znamienny tym, że etap przykładania azymutowego pola elektrycznego obejmuje etap pobudzania uzwojenia strumienia betatronowego wewnątrz komory.

    PL 206 448 B1

    19-21, znamienne tym, że generator pola magne19-21, znamienne tym, że generator pola magne
16. 16. Sposób według zastrz. 15, znamienny tym, że obejmuje etap zwiększania stopnia zmiany natężenia prądu płynącego przez uzwojenie strumienia betatronowego, by przyspieszać wirującą wiązkę plazmy do energii rotacyjnej na poziomie fuzji.
17. 17. Sposób według zastrz. 16, znamienny tym, że obejmuje etapy wprowadzania wiązek jonów o energii na poziomie fuzji w FRC i zamykanie wiązek na orbitach betatronowych w konfiguracji odwróconego pola.
18. 18. Sposób według jednego z zastrz. 10-17, znamienny tym, że etap wprowadzania wiązek jonów obejmuje następujące etapy:

    zobojętnianie wiązek jonowych, likwidowanie polaryzacji elektrycznej zobojętnionych wiązek jonów oraz wywieranie siły Lorentza, spowodowanej przez przyłożone pole magnetyczne, na zobojętnione wiązki jonów, aby zaginać wiązki jonów na orbity betatronowe.
19. 19. Urządzenie do zamykania plazmy, znamienne tym, że zawiera wydłużoną cylindryczną komorę, posiadającą główną oś, generator pola magnetycznego sprzężony z komorą w celu generowania pola magnetycznego w tej komorze, zasadniczo wzdłuż jej wzdłużnej osi, uzwojenie prądowe sprzężone z komorą, umieszczone koncentrycznie wzdłuż wzdłużnej osi komory w celu wytwarzania azymutowego pola elektrycznego w tej komorze, rozciągającego się wzdłuż jej wzdłużnej osi, oraz źródło plazmy do wprowadzania plazmy, zawierającej elektrony i jony, do komory.
20. 20. Urządzenie według zastrz. 19, znamienne tym, że generator pola magnetycznego zawiera uzwojenia wzbudzenia przebiegające wokół komory.
21. 21. Urządzenie według zastrz. 19 lub 20, znamienne tym, że generator pola magnetycznego zawiera uzwojenia zwierciadlane.
22. 22. Urządzenie według jednego z zastrz. tycznego jest umieszczony na zewnątrz komory.
23. 23. Urządzenie według jednego z zastrz. tycznego jest umieszczony wewnątrz komory.
24. 24. Urządzenie według jednego z zastrz. 19-23, znamienne tym, że generator pola magnetycznego stanowi strojony generator pola magnetycznego.
25. 25. Urządzenie według jednego z zastrz. 19-24, znamienne tym, że zawiera system sterowania sprzężony z generatorem pola magnetycznego.
26. 26. Urządzenie według jednego z zastrz. 19, znamienne tym, że uzwojenie prądowe jest uzwojeniem strumienia betatronowego.
27. 27. Urządzenie według jednego z zastrz. 19-26, znamienne tym, że uzwojenie prądowe zawiera równoległe zwoje oddzielnych uzwojeń.
28. 28. Urządzenie według jednego z zastrz. 19-27, znamienne tym, że zawiera iniektory wiązki jonów sprzężone z komorą w celu wprowadzania w tę komorę wiązek jonów.
29. 29. Urządzenie według zastrz. 19, znamienne tym, że iniektory wiązek jonów stanowią iniektory wiązek jonów z zobojętnionym ładunkiem elektrycznym.
30. 30. Urządzenie według jednego z zastrz. 19-29, znamienne tym, że komora ma przekrój pierścieniowy.
31. 31. Urządzenie według jednego z zastrz. 19-30, znamienne tym, że źródło plazmy zawiera wyrzutnie plazmy tła usytuowane tak, by wprowadzać plazmę tła wzdłuż głównej osi komory ku środkowej płaszczyźnie komory.
32. 32. Urządzenie według zastrz. 19, znamienne tym, że generator pola magnetycznego zawiera uzwojenia wzbudzenia, przebiegające wokół komory oraz pierwsze i drugie uzwojenie zwierciadlane, usytuowane przy przeciwległych końcach uzwojenia prądowego, przy czym te uzwojenia zwierciadlane zwiększają natężenie pola magnetycznego generowanego przez generator pola magnetycznego przy pierwszym i drugim końcu uzwojenia prądowego.
33. 33. Urządzenie według jednego z zastrz. 19-27, 32, znamienne tym, że zawiera iniektory do wprowadzania wiązki jonów do komory w kierunku prostopadłym do linii pola magnetycznego utworzonego przez generator pola magnetycznego.
34. 34. Urządzenie według zastrz. 33, znamienne tym, że wiązki jonów stanowią spolaryzowane wiązki jonów.