專利名稱：形成稠密高溫等離子體的穩(wěn)定態(tài)的方法
技術(shù)領(lǐng)域：
本發(fā)明涉及形成可用于例如受控聚變的稠密高溫等離子體的穩(wěn)定態(tài)的方法。
背景技術(shù)：
與實現(xiàn)可應(yīng)用于核聚變目的的稠密高溫等離子體的穩(wěn)定態(tài)相關(guān)的技術(shù)的現(xiàn)有狀態(tài)可以定義為使用裝置中的磁場的等離子體的形成和約束的階段，使得可能實現(xiàn)跟這種方法不同的要求權(quán)利的方法的單獨(dú)技術(shù)，即實現(xiàn)稠密高溫等離子體的穩(wěn)定態(tài)的方法。在這個方面，要求權(quán)利的方法沒有接近的類似物。
大電流脈沖放電在技術(shù)現(xiàn)狀中是已知的，借助于充滿工作氣體(0.5-10mm Hg壓力的氘、氫、氘-氚混合物或0.01-0.1mm Hg壓力的惰性氣體)的圓柱形放電室(其端面用作電極)來形成它。然后，通過氣體實施強(qiáng)大電容器電池的放電，將20-40kV的電壓提供給陽極，并且形成放電時的電流達(dá)到大約1MA。在實驗(LukyanovS.Yu“熱等離子體和受控聚變”，Moscow，Atomizdat，1975(Russian))中觀察到過程的第一階段，即等離子體由于當(dāng)前磁場壓縮到軸上，當(dāng)前通道直徑減小大約10倍，并且在放電軸(z箍縮)上形成明亮熾熱的等離子體柱。在過程的第二階段中，觀察到當(dāng)前通道不穩(wěn)定性(紐結(jié)、螺旋擾動等)的快速發(fā)展。
這些不穩(wěn)定性的增強(qiáng)發(fā)生得非常快，并導(dǎo)致等離子體柱的退化(等離子體射流噴發(fā)、放電不連續(xù)性等)，使得放電壽命被限制于10s量級的值。由于這個原因，證實了在線箍縮中實現(xiàn)勞森準(zhǔn)則nτ＞1014cm-3s，其中n是等離子體濃度，τ是放電壽命所定義的核聚變的條件是不現(xiàn)實的。
當(dāng)誘發(fā)方位電流的外部縱向磁場施加到圓柱形放電室時，在Θ箍縮中發(fā)生類似情形。
磁阱是已知的，能夠?qū)⒏邷氐入x子體長時間約束在有限體積內(nèi)(但不足以發(fā)生核聚變)(參見Artsimovich L.A.，“閉域等離子體配置”，Moscow，Atomizdat，1969(Russian))。存在兩個主要類型的磁阱閉域的和開域的。
磁阱是能夠?qū)⒏邷氐入x子體足夠長時間地約束在有限體積內(nèi)的并在Artsimovich L.A.，“閉域等離子體配置”，Moscow，Atomizdat，1969中描述的器件。
各種修改(Lukyanov S.Yu.，“熱等離子體和CNU”，Moscow，Atomizdat，1975(Russian))中的托卡馬克、球馬克和仿星器類型的裝置屬于閉域類型的磁阱(實現(xiàn)受控核聚變(CNU)的條件的愿望寄托在這上面很長時間)。
在托卡馬克類型的裝置中，在每個等離子體中激發(fā)出產(chǎn)生磁力線的旋轉(zhuǎn)變換的環(huán)電流。球馬克表示在等離子體內(nèi)產(chǎn)生環(huán)向磁場的緊密圓環(huán)面。在仿星器中實現(xiàn)不在等離子體中激發(fā)環(huán)向電流而實施磁力線的旋轉(zhuǎn)變換(Volkov E.D.等人的“仿星器”，Moscow，Nauka，1983(Russian))。
具有線性幾何的開域類型磁阱是磁瓶、雙極阱、氣體動力學(xué)類型阱(Ryutov D.D.，“開域阱”，Uspekhi Fizicheskikh Nauk，1988，vol.154，p.565)。
不管開域類型和閉域類型的所有設(shè)計差異，它們都基于一個原理通過等離子體外部邊界處氣體運(yùn)動學(xué)等離子體壓力和磁場壓力的相等來獲得磁場中等離子體的流體靜力學(xué)平衡狀態(tài)。這些阱的真正差異源自沒有正結(jié)果。
當(dāng)使用等離子體聚焦裝置(PF)時(就是這樣稱呼放電的)，獲得稠密高溫(通常是氘)等離子體的非靜止束(該束也稱作“等離子體聚焦”)。PF屬于箍縮的類別并在具有特殊設(shè)計的放電室的軸上電流殼層累積的區(qū)域中形成。結(jié)果，與直接箍縮形成對照，等離子體聚焦獲得非圓柱形狀(論文集“等離子體物理和受控?zé)岷朔磻?yīng)”，卷4，Moscow，Izdatel’stvo AN SSSR，1958(Russian)中Petrov D.P.等人“具有導(dǎo)電壁的室中的強(qiáng)脈沖氣體放電”)。
跟由室端面執(zhí)行電極功能的線箍縮裝置不同，在PF中由室體擔(dān)任陰極的角色，結(jié)果等離子體束獲得漏斗的形式(從而裝置的名稱)。使用跟圓柱形箍縮相同的工作參數(shù)，在PF裝置中可獲得具有更高溫度、密度和更長壽命的等離子體，但跟線箍縮中的情況相同，隨后不穩(wěn)定性的發(fā)展破壞放電(Burtsev B.A.等人“高溫等離子體形成”選自Itogi Nauki i Tekhniki，“等離子體物理”系列，vol.2，Moscow，Izdatel’stvo AN SSSR，1981(Russian))，并且實際上不能獲得等離子體的穩(wěn)定態(tài)。
在具有同軸電極配置的氣體放電室中也獲得高溫等離子體的非靜止束(使用具有同軸等離子體注入器的裝置)。在1961年J.Mather授權(quán)這種類型的第一個裝置(Mather J.W.，“高密度氘等離子體聚焦的形成”，Phys.Fluids，1965，vol.8，p 366)。該裝置被進(jìn)一步開發(fā)(特別地，參見(J.Brzosko等人Phys.Let.A.，192(1994)，P.250，Phys.Let.A.，155(1991)，p.162))。該開發(fā)的基本要素是使用摻雜多電子原子的工作氣體。由于圓柱形室的同軸配置獲得了等離子注入這種裝置中，其中將擔(dān)當(dāng)陽極的內(nèi)室放置成在幾何上低于作為陰極的外室。在J.Brzosko的著作中指出當(dāng)氫中摻雜多電子原子時，等離子體束的產(chǎn)生效率增加。但是，在這些裝置中不穩(wěn)定性的發(fā)展也基本限制了等離子體壽命。結(jié)果，該壽命小于獲得核聚變反應(yīng)的穩(wěn)定過程的條件所需的壽命。使用確定的設(shè)計特征，特別地使用圓錐形同軸電極(M.P.Kozlov和A.I.Morozov(Eds.)，“等離子體加速器和離子槍”，Moscow，Nauka，1984(Russian)，這種裝置已經(jīng)是等離子體注入裝置。在上面指出的裝置(具有同軸圓柱形電極的裝置)中，在直到等離子體衰變的所有階段中等離子體保持在磁場區(qū)域中，雖然發(fā)生等離子體注入到電極間空間中。在等離子體的純凈形式注入中可觀察到具有圓錐形同軸電極的裝置中的電極間空間。等離子體注入器的應(yīng)用領(lǐng)域被認(rèn)為是輔助具有隨后應(yīng)用的等離子體注入(例如，為了托卡馬克類型裝置、激光器裝置等中的額外的功率泵浦)，這又不是在脈沖模式中而是在準(zhǔn)靜止模式中限制這些裝置的使用。
因此，基于使用磁場的等離子體約束的技術(shù)的現(xiàn)有狀態(tài)不能解決在進(jìn)行核聚變反應(yīng)所需的時段期間約束稠密高溫等離子體的問題，但有效地解決將等離子體加熱到可進(jìn)行這些反應(yīng)的狀態(tài)的問題。

發(fā)明內(nèi)容
作者提出上述問題的解決方法，可通過本領(lǐng)域已知的裝置(設(shè)備)的新組合以及使用它們的組合(早先考慮的參數(shù))來獲得，該解決方法不僅在此之前沒被使用過，而且在技術(shù)現(xiàn)狀中沒被提出或假定過，并且在涉及有效實施本發(fā)明的部分以及一組權(quán)利要求中進(jìn)一步詳細(xì)地描述該解決方法。
因此，本發(fā)明涉及形成稠密高溫等離子體的穩(wěn)定態(tài)的方法，該方法包括下面步驟a)借助于脈沖強(qiáng)電流放電從氫及其同位素中產(chǎn)生稠密高溫等離子體；b)以對應(yīng)于具有帶能譜的電子的重力發(fā)射條件的參數(shù)從磁場區(qū)域中注入等離子體；c)沿著譜的能量轉(zhuǎn)移；通過進(jìn)入eV能量長波長區(qū)域的級聯(lián)躍遷到重力發(fā)射的鎖定和放大的狀態(tài)，并且同時壓縮到流體靜力學(xué)平衡的狀態(tài)來執(zhí)行能量轉(zhuǎn)移(步驟c)，并且在所述狀態(tài)的形成中，在工作氣體的組成中，多電子原子用于猝熄固有重力場中KeV區(qū)域電子從地能級的自發(fā)重力發(fā)射。
在獲得稠密高溫等離子體的穩(wěn)定態(tài)的本發(fā)明實施方案中，使用氫和多電子原子，例如氪、氙和其他同系元素(氖，氬)是優(yōu)選的。
在本發(fā)明另一種優(yōu)選實施方案中，為了實現(xiàn)進(jìn)行核聚變反應(yīng)的條件使用氫和碳，其中碳既用于猝熄具有keV能量的重力發(fā)射譜也用作聚變反應(yīng)催化劑。
被要求權(quán)利的方法提供形成稠密高溫等離子體的穩(wěn)定態(tài)的方案，該方案包括供給工作氣體的裝置、放電室、放電電路、形成穩(wěn)定等離子體束的室。
如果有必要時，可以給方案的所述塊的每個安裝適當(dāng)?shù)臏y量裝置。
通過具有圓錐形同軸電極的多電荷離子上的脈沖強(qiáng)電流磁壓縮放電的電路圖來說明本發(fā)明，其中1.將工作氣體供給到內(nèi)電極(2)和外電極(3)之間的間隙中的快動閥；2.外電極；3.具有接近于圓錐形的收窄表面的內(nèi)電極；4.防止混合物進(jìn)入壓縮區(qū)中的分流器通道；5.放電電路；6.使用磁場的壓縮區(qū)；7.歸因于出射等離子體射流的流出的壓縮以及由于發(fā)射重力場的隨后壓縮的區(qū)域。
具體實施例方式
申請中使用的術(shù)語和定義定義“稠密高溫等離子體的穩(wěn)定態(tài)”表示當(dāng)磁場的壓力或者在當(dāng)前情況中發(fā)射重力場的壓力使氣體動力學(xué)壓力平衡時等離子體的流體靜力學(xué)平衡的狀態(tài)。
定義“稠密高溫等離子體”表示具有密度nC，ni＝(1023～1025)m-3以及溫度Tc，Ti＝(107～108)K的下限值的等離子體。
定義“對應(yīng)于電子的重力發(fā)射的等離子參數(shù)”(具有帶發(fā)射譜)表示處于上面指示的壓力和溫度范圍的參數(shù)。
定義“等離子體中飛行發(fā)射的鎖定”表示當(dāng)發(fā)射頻率和電子朗繆爾頻率相等時等離子體中的重力發(fā)射的狀態(tài)。在當(dāng)前情況中由于兩個原因發(fā)生發(fā)射的鎖定-作為進(jìn)入長波長區(qū)的級聯(lián)躍遷的結(jié)果的沿著譜到長波長區(qū)的能量轉(zhuǎn)移，獲得發(fā)射頻率(1013～1014)，使得等離子體朗繆爾頻率等于電子的頻率，這是鎖定等離子體中的重力發(fā)射的條件；-當(dāng)激發(fā)電子的能量轉(zhuǎn)移到具有相應(yīng)能級的離子導(dǎo)致它電離時通過多電子原子猝熄地能級的電子的自發(fā)重力發(fā)射。
定義“重力發(fā)射的放大”表示當(dāng)鎖定重力發(fā)射時發(fā)生的放大，因為已經(jīng)實現(xiàn)了鎖定條件，等離子中保留的重力發(fā)射連同重量場的總能量的連續(xù)發(fā)射被鎖定在等離子體中。
為了更好理解發(fā)明，下面給出在提出的方法中發(fā)生的高溫等離子體形成的描述，以及形成它們的作為流體靜力學(xué)平衡狀態(tài)的穩(wěn)定態(tài)的方法的描述。在下文中給出的一組權(quán)利要求中要求權(quán)利的具有帶譜的電子的重力發(fā)射的條件、激發(fā)等離子體中的重力發(fā)射的條件，以及歸因于級聯(lián)躍遷的鎖定和放大被公開。
1.跟電磁發(fā)射的相同能級的發(fā)射一樣的具有帶譜的電子的重力發(fā)射。
對于描述固有重力場中電子定態(tài)的帶譜的所關(guān)注的數(shù)學(xué)模型，兩個方面具有重要性。首先，在愛因斯坦場方程中κ是使時空幾何性質(zhì)與物質(zhì)分布關(guān)聯(lián)的常數(shù)，使得方程的原點(diǎn)不關(guān)聯(lián)κ值的數(shù)字限制。只是要求遵守牛頓的經(jīng)典重力理論導(dǎo)致小的值κ＝8πG/c4，其中G，c分別是牛頓重力常數(shù)和光速。這種要求是根據(jù)作為牛頓重力理論的相對論性概括的愛因斯坦廣義相對論(GTR)的基本概念得出的。第二，相對論的重力方程的最一般形式是具有Λ項的方程。極限過渡到弱場導(dǎo)致方程ΔФ＝-4πρG+Λc2其中Φ是場標(biāo)量勢，ρ是源密度。該環(huán)境最終對忽略Λ項至關(guān)重要，因為只有在該情況中GTR是經(jīng)典重力理論的概括。因此，在GTR方程中數(shù)字值k＝8πG/c4和Λ＝0不關(guān)聯(lián)方程的原點(diǎn)，而是僅根據(jù)GTR與經(jīng)典理論一致得出。
從70年代向前，在量子領(lǐng)域中G的數(shù)字值與量子力學(xué)原理不一致是顯而易見的(Siravam C.和Sinha K.，Phys.Res.51(1997)112)。在許多論文(Siravam C.和Sinha K.，Phys.Res.51(1997)112)中(還包括Fisenko S.等人的Phys.Lett.A，148，7，9(1990)405)顯示在量子領(lǐng)域中耦合常數(shù)K(K≈1040)是可接受的。因此，量子水平上相對論方程概括的問題的本質(zhì)可以概述為這種概括必須匹配量子和經(jīng)典領(lǐng)域中的重力常數(shù)的數(shù)字值。
在這些結(jié)果的發(fā)展中，作為愛因斯坦場方程的微觀層次近似，基于下面的假設(shè)提出了模型“具有質(zhì)量m0的基本粒子的局域中的重力場的特征在于導(dǎo)致粒子在其固有重力場中的定態(tài)的重力常數(shù)K和常數(shù)Λ的值，并且這種粒子定態(tài)是具有牛頓重力常數(shù)G的重力場的源”。
重力理論中的最一般方法是考慮扭曲并將重力場視為作用于其他基本場的相等項的規(guī)范場(Ivanenko等人的規(guī)范重力理論，Moscow，MGU出版社，1985(Russian))。這種方法缺乏先驗性，在微觀水平上沒有給出約束。對于具有質(zhì)量m0的基本自旋源，根據(jù)采用的假設(shè)描述固有重力場中其狀態(tài)的這組方程將具有下面的形式 Rμv-12gμvR=-κ{Tμv(En)-μgμv+(gμvSaSa-SμSv)}---(2)]]>R(K，Λ，En，rn)＝R(G，En，rn)(3) Rμν-12gμνR=-k′Tμν(En′)---(5)]]>貫穿論文的正文使用下面符號κ＝8πK/c4，κ’＝8πG/c4，En是具有常數(shù)K，Λ＝κμ的固有重力場中定態(tài)的能量，rn是滿足固有重力場中平衡n態(tài)的坐標(biāo)r的值，κ-=κ0κ,]]>κ0是維度常數(shù)，Sa=ψ-γaγsψ,]]>F是與扭曲無關(guān)的自旋耦合協(xié)變導(dǎo)數(shù)，En′是具有質(zhì)量mn的粒子的能量狀態(tài)(擺脫場或在外部場中)，由具有常數(shù)G的固有重力場中的波函數(shù)Ψ’來描述。其余的符號在重力理論中通常被采用。
方程(1)至(5)描述固有重力場中粒子的平衡狀態(tài)(定態(tài))并定義由滿足平衡狀態(tài)的常數(shù)K表征的場的局域。這些定態(tài)是具有常數(shù)G的源，并且條件(3)使解跟重力常數(shù)K和G匹配。提出的模式在物理方面與量子力學(xué)原理一致，并且在平衡狀態(tài)指定的某個完全確定距離上具有常數(shù)K和Λ的重力場變換為具有常數(shù)G并在弱場限度下滿足泊松方程的場。
首先，這組方程(1)至(5)對于定態(tài)的問題，即自身重力場中基本源的能量譜計算的問題是有用的。在這種情況中，使用電動力學(xué)特別是庫侖場中電子定態(tài)的問題的類推是合理的。從薛定諤方程到克萊因-高登相對論方程的變換允許考慮庫侖場中電子能譜的精細(xì)結(jié)構(gòu)，然而到狄拉克方程的變換允許考慮與自旋-軌道相互作用相關(guān)的相對論精細(xì)結(jié)構(gòu)和能級分裂。使用該類推和方程(1)的形式，可以推斷沒有 項的該方程的解給出跟精細(xì)結(jié)構(gòu)類似的譜(類似于相對論的情況和取消主量子數(shù)簡并)。如在Siravam C.和Sinha K.，Phys.Res.51(1979)112中解釋的，考慮 項類似于考慮泡利方程中的 項。后者蘊(yùn)含考慮扭曲時定態(tài)問題的解將給出具有相對論精細(xì)結(jié)構(gòu)和考慮自旋-扭曲相互作用引起的能量狀態(tài)分裂的總能態(tài)譜。與規(guī)范重力理論完全一致的該事實使我們可以相信關(guān)于量子領(lǐng)域中重力場性質(zhì)的上述假設(shè)在一般情況下僅與具有扭曲的重力場有關(guān)。
解決該問題的復(fù)雜性迫使我們利用更簡單的近似，也就是相對論的精細(xì)結(jié)構(gòu)近似中的能譜計算。在該近似中，固有重力場中基本源的定態(tài)的問題很好地簡化成解下面的方程(ν′-λ′2+2r)eλ(Kn2e-ν-K02-l(l+1)r2)f=0---(6)]]>e-λ(1r2-λ′r)+1r2+Λ=β(2l+1){f2[e-λKn2+K02+l(l+1)r2]+f12e-λ}---(7)]]>
-e-λ(1r2+v′r)+1r2+Λ=β(2l+1){f2[K02-Kn2e-ν+l(l+1)r2]-eλf12---(8)]]>12(ν″+ν′2)-(ν′-λ′)(ν′4+1r)+1r2(1+eλ)}r=rn=0---(9)]]>f(0)＝常數(shù)＜＜∞ (10)f(rn)＝0 (11)λ(0)＝v(0)＝0 (12)∫0rnf2r2dr=1---(13)]]>方程(6)～(8)根據(jù)方程(14)～(15)得出{-gμν∂∂xμ∂∂xν+gμνΓμνα∂∂xα-K02}Ψ=0---(14)]]>Rμν-12gμνR=-κ(Tμν-μgμν)---(15)]]>將 形式的Ψ代入它們并且以下面表達(dá)式所定義的間隔進(jìn)行中心對稱場中的特定計算(Landau L.D.，LifshitzE.M.，場理論，Moscow，Nauka Publishers，1976)。dS2＝c2evdt2-r2(dθ2+sin2θd2)-eλdr2(16)在上面使用下面的符號fm是描述具有確定能量E和軌道動量l的狀態(tài)的徑向波函數(shù)(下文中省略下標(biāo)El)，Ylm(θ，)是球函數(shù)， 條件(9)定義rn，同時方程(10)至(12)分別是函數(shù)f的邊界條件和歸一化條件。在一般情況中條件(9)具有R(K，rn)＝R(G，rn)的形式。忽略具有常數(shù)G的固有重力場，我們可以將該條件寫成等式(9)實際對應(yīng)的R(k，rn)＝0。
基于復(fù)標(biāo)量場的能量-動量張量的一般表達(dá)式計算方程(7)～(8)的右手邊Tμν=ψ,μ+ψ,ν+ψ,ν+ψ,μ-(ψ,μ+Ψ,μ-K02Ψ+ψ)---(17)]]>在將 代入到(17)中之后通過應(yīng)用球函數(shù)的字符標(biāo)識在索引m上求和獲得適當(dāng)分量Tμv(Warshalovich D.A.等人的角動量的量子理論，Leningrad，Nauka出版，1975(Russian))。
即使在最簡單的近似中，固有重力場中基本源的定態(tài)的問題也是復(fù)雜的數(shù)學(xué)問題。如果我們局限在僅估算能譜，那么將變得簡單些?？梢杂迷S多方法將方程(6)簡化下面的方程(E.Kamke，Differentialgleichungen，Lsungsmethoden und Lsungen，Leizig，1959)。
f′＝fP(r)+Q(r)z z′＝fF(r)+S(r)z (18)該變換蘊(yùn)含著P，Q，F(xiàn)，S的特定選擇，使得滿足條件P+S+Q’/Q+g＝0，F(xiàn)Q+P’+P2+Pg+h＝0(19)其中g(shù)和h對應(yīng)于以f’’+gf’+hf＝Q的形式書寫的方程(6)。特別地，用如下書寫的P，Q，F(xiàn)，S滿足條件(19)Q＝1，P＝S＝-g/2，F(xiàn)=12g′+14g2-h---(20)]]>方程組(18)的解將是下面的函數(shù)(E.Kamke，Differentialgleichungen，Lsungsmethoden und Lsungen，Leizig，1959)f＝Cρ(r)sinθ(r)，z＝Cρ(r)cosθ(r) (21)其中C是任意常數(shù)，θ(r)是下面方程的解θ’＝Qcos2θ+(P-S)sinθcosθ-Fsin2θ (22)并且ρ(r)從下面公式得到ρ(r)=exp∫0r[Psin2θ+(Q+F)sinθcosθ+Scos2θ]dr---(23)]]>在該情況中，極坐標(biāo)中解的表示形式使得可以確定函數(shù)f(r)的零在r＝rn處，并且對應(yīng)值θ＝nπ(n是整數(shù))。作為v，λ最簡單的近似之一，我們選擇以下依賴性eν=e-λ=1-rn~r+C1+Λ(r-C2)2+C3r---(24)]]>其中 C1=rn~Λr2,C2=rn,C3=rn~rn(rn+C1)]]>
早期，采用K的估計值為K≈1.7×1029Nm2kg-2。如果我們假設(shè)電子靜止質(zhì)量m1的觀測值是它在固有重力場中的地定態(tài)中的質(zhì)量，那么m0＝4m1/3。從維度考慮，它滿足由表達(dá)式(Km0)2/r1=0.17×106×1.6×10-19J]]>定義的界態(tài)中的能量，其中r1是經(jīng)典電子半徑。這導(dǎo)致后來采用的估計值K≈5.1×1031Nm2kg-2。不同方法獲得的估計值K的差異是完全可容許的，尤其這樣，因為它們的特征不是災(zāi)難性的。從條件即μ是電子能量密度可得到μ＝1.1×1030-J/m3，Λ＝κμ＝4.4×1029m-2。從(22)(考慮f(r)的方程)可得到2θ′=(1-F-)+(1+F-)cos2θ≈(1-F-)---(25)]]>其中F-=12g-′+14g-2-h-,g-=rn(2r+(ν′-λ′)2),h‾=rn2e-λ(Kn2e-ν-K02-l(l+1)r2)]]>方程(25)的積分和代入θ＝πn，r＝rn給出Kn和rn之間的關(guān)系-2πn=-74-rnKn2Λ2Σi=13{Ai[(rn-αi)22-2αi(rn+αi)+αi3(rn+αi)+2C1(rn+αi)+]]>+2C1αi1rn+α2+C22αirn+αi]+Bi[(rn+αi)+αi21rn+αi+2C1α1rn+α1-C22rn+αi]}+]]>+K02rnΛ2Σi=13Ai′(rn+αi)+rnl(l+1)Λ[d1rn-C1d2rn+Σi=13αi(rn+αi)]----(26)]]>-Kn2rnΛ2{Σi=13[2αi2Ai-2αiBi-4C1Aiαi+2C1B1+C22Ai+K02ΛAiKn2(αi-C1)-]]>-rn2Λl(l+1)αi(C1-αi)」ln(rn+αi)-rnΛ-1l(l+1)(d2+C1d1)ln rn}進(jìn)入方程(26)的系數(shù)是需要積分的多項式展開的簡分?jǐn)?shù)，其中α1～Kn，d2～Ai～rn-5，Bi～rn-4，A’i～rn-2，ai～rn-4，d1～rn-4。為了從(26)中消去Rn，存在條件(9)(或者對于所使用的近似等價于它的條件exp v(K，rn)＝1)，但是它的直接使用將使得已很麻煩的表達(dá)式更加復(fù)雜化。同時容易注意到rn～10-3rnc，其中rnc是質(zhì)量為mn的粒子的康普頓波長，因此rn～10-3Kn-1。關(guān)系(26)本質(zhì)上相當(dāng)近似的，但是不考慮近似的準(zhǔn)確性，它的實用性蘊(yùn)含著作為在發(fā)生場和粒子的相互補(bǔ)償動作的r≤rn的范圍內(nèi)粒子與其自身重力場的自相互作用的結(jié)果的能譜的存在。l＝0并考慮rn和Kn之間的關(guān)系時，近似解(26)具有下面的形式En＝E0(1+αe-βn)-1(27)其中α＝1.65，β＝1.60。
將關(guān)系(27)具體化，源自電子靜止質(zhì)量的觀測值是固有重力場中的地定態(tài)的質(zhì)量值的假設(shè)，通過K和Λ數(shù)字值的精確定義給出函數(shù)的精確零的值r1＝2.82×10-15m，K1＝0.41×1012m-1。
所以，所提供的電子的數(shù)字估計顯示在其具有K～1031Nm2kg-2和Λ～1029m-2的局域范圍內(nèi)，存在著固有重力場中的定態(tài)的譜。K的數(shù)字值確定地對于基本源是通用的，而由基本源的靜止質(zhì)量定義Λ的值。具有常數(shù)K的重力場的局域化的距離小于康普頓波長，例如對于電子該值具有其經(jīng)典半徑的量級。在大于這個的距離上，重力場由常數(shù)G表征，即到經(jīng)典GTR的正確轉(zhuǎn)變成立。
從方程(27)在粗略近似下得到定態(tài)能量的數(shù)字值E1＝0.511MeV，E2＝0.638MeV，...，E∞＝0.681MeV。
定態(tài)上的量子躍遷必定導(dǎo)致由常數(shù)K表征的重力發(fā)射，能量從127keV躍遷到170keV。在這里，兩個環(huán)境是必須的。
第一，當(dāng)用重力“電荷” 替換電荷時發(fā)生電磁和重力相互作用之間的對應(yīng)性，使得數(shù)字值K將施加相同級別的電磁和重力發(fā)射效果(例如，在發(fā)射譜一致的區(qū)域電磁和重力軔致輻射橫截面將僅相差0.16倍)。
第二，在上述電子定態(tài)的譜中能級的自然寬度將從10-9eV至10-7eV。與實際條件中電子能量擴(kuò)展相比，小的能級寬度值說明為什么重力發(fā)射效果沒有在附帶現(xiàn)象例如在電子束在目標(biāo)上的軔致輻射的過程中被觀測為群眾現(xiàn)象。在具有常數(shù)K的自身重力場中的電子定態(tài)的存在的直接確認(rèn)可能是核β衰變的下邊界。僅以該邊界開始，可能會發(fā)生β不對稱，這被解釋為在弱相互作用中宇稱不守恒，但實際上只是在β衰變中在自身重力場中電子的激發(fā)狀態(tài)的存在的結(jié)果。僅在磁場中的重核(例如，在Wu實施的著名實驗中的27C60)的β衰變中實驗上觀察到貝塔不對稱(Wu Ts.S.，Moshkovskii S.A.Beta-decay，Atomizdat，Moscow，1970(Russian))。在輕核中如1H3，其中已經(jīng)一定不發(fā)生β衰變，則不執(zhí)行類似的實驗。
2.等離子體中重力發(fā)射的條件(等離子體中重力發(fā)射的激發(fā))對于在自身場中定態(tài)上的上述躍遷能量和能級寬度，根據(jù)下面給出的估值，可將重力發(fā)射實現(xiàn)為群體現(xiàn)象的唯一對象將是稠密高溫等離子體。
使用軔致輻射橫截面的玻爾近似，我們可以將每單位體積每單位時間的電磁軔致輻射的表達(dá)式寫成Qe=323z2r02137-mc2neni2kTeπm=0.17×10-39z2neniTe---(28)]]>其中Te，k，ni，ne，m，z，r0分別是電子溫度、玻爾茲曼常數(shù)、離子濃度和電子分量、電子質(zhì)量、離子分量的系列號、經(jīng)典電子半徑。
用rg＝2Km/s2代替r0(其對應(yīng)于用重力電荷 代替電荷e)，我們可以將下面關(guān)系用于重力軔致輻射Qg＝0.16Qe(29)從(28)可以得到在具有參數(shù)ne＝ni＝1023m-3，Te＝107K的稠密高溫等離子體中，電磁軔致輻射的具體功率等于≈0.53×1010J/m3s，并且重力軔致輻射的具體功率為0.86×109J/m3s。等離子體參數(shù)的這些值顯然地可以用作可觀測的重力發(fā)射級別的引導(dǎo)閾值，因為能量是自身重力場中躍遷能量量級的電子的相對比例根據(jù)麥克斯韋分布隨著Te減低而指數(shù)減少。
3.通過級聯(lián)躍遷的重力發(fā)射的鎖定和放大以及通過從磁場區(qū)注入的等離子體中多電子原子的離子猝熄地能級的自發(fā)發(fā)射對于等離子體參數(shù)Te＝Ti＝(107～108)K，ne＝ni＝(1023～1025)m-3的數(shù)字值，電磁軔致輻射譜將基本上不隨電子發(fā)射的康普頓散射而改變，并且軔致輻射本身是高溫等離子體的發(fā)射損失的源。該連續(xù)譜的頻率具有(1018～1020)s-1的量級，而上述等離子體參數(shù)的等離子體頻率具有(1013～1014)s-1的量級，或發(fā)射量子的能量具有0.1eV的量級。
重力軔致輻射跟電磁軔致輻射的基本差別是對應(yīng)于自己的重力場中電子定態(tài)的譜的重力發(fā)射的帶譜。
從高受激能級到低受激能級的級聯(lián)躍遷的存在將導(dǎo)致在高于100keV的能量區(qū)中激發(fā)的電子將主要在eV區(qū)域中發(fā)出，即將發(fā)生沿著譜到低頻區(qū)域的能量轉(zhuǎn)移。僅在猝熄從自身重力場中低電子能級的自發(fā)發(fā)射，這消除在keV區(qū)中的量子能量的發(fā)射時發(fā)生這種能量轉(zhuǎn)移機(jī)制。沿著譜的能量轉(zhuǎn)移機(jī)制的詳細(xì)描述將在下文中給出其精確的數(shù)字特征。然而，毫無疑問地可以斷定以重力軔致輻射的帶譜特征為條件的其存在的事實。重力軔致輻射譜的低頻特征由于滿足鎖定條件ωg≤0.5103ne]]>將導(dǎo)致其在等離子體中的放大。
從發(fā)出的重量場壓縮的高溫等離子體的狀態(tài)的實際實現(xiàn)的觀點(diǎn)看，兩種環(huán)境具有重要性。
第一。等離子體必須包括兩個分量，并且將多電荷離子加入氫中，這些離子是猝熄自身重力場中從地能級的電子自發(fā)發(fā)射所必須的。為了這個目的，使離子具有接近于自由受激電子的能級的電子能級是必須的。當(dāng)在受激電子的能量和離子中的電子激發(fā)的能量(在極限中最有利的情況是電離能量)之間存在共振時，電子的低受激狀態(tài)的猝熄將特別有效。z的增加也增加重力軔致輻射的特定功率，使得在滿足ωg≤0.5103ne]]>的條件下，氣體動力壓力和輻射壓力的相等k(neTc+niTi)=0.16(0.17×10-39z2neniTe)Δt---(30)]]>對于壓縮等離子體的可允許參數(shù)值ne＝(1+a)ni＝(1025～1026)m-3，a＞2，Te≈Te＝108K，z＞10在Δt＝(10-6～10-7)s處發(fā)生。
第二。等離子體以試探性參數(shù)ne＝(1023～1024)m-3，Te＝(107～108)K從磁場區(qū)域噴出并且從磁場區(qū)隨后能量泵浦的必要性。
上述條件的實現(xiàn)(原則上，不管實現(xiàn)這些條件的裝置的具體方案)僅解決獲得等離子體的流體靜力學(xué)平衡狀態(tài)的問題。使用多電子氣體(碳)作為氫的添加物導(dǎo)致核聚變反應(yīng)條件的實現(xiàn)，因為碳將同時用作核聚變反應(yīng)的催化劑。
組分中含有多電子原子如氪、氙(和同系元素)的核聚變的另一種變體使用氘-氚化合物作為輕組分。
在產(chǎn)生等離子體的穩(wěn)定高溫態(tài)的已知設(shè)備中發(fā)生的(以及缺乏令人鼓舞的結(jié)果)的過程的分析暗示著只能在形成其高能態(tài)的過程中保持和加熱等離子體的第一步中部分地使用磁場。磁場的更久存在不再將等離子體約束在有限體積內(nèi)，而是由于磁場中帶電粒子的運(yùn)動的特征而毀滅該等離子體。問題的主要解決方法是在有磁場的時段期間壓縮、加熱和約束等離子體之后在第二步中將已加熱的等離子體約束在發(fā)出的重力場內(nèi)。從上面描述的得出，在任何環(huán)境中，必須從磁場區(qū)域注入等離子體，但從磁場中建立的等離子體區(qū)中隨后泵浦能量。尤其就是這些條件對應(yīng)于在本申請的說明書中提供的磁等離子體壓縮器的原始電路圖。
以下面方式(參見附圖
)實現(xiàn)要求權(quán)利的方法通過快動閥1將兩組分氣體(氫+多電子氣體)提供到同軸圓錐電極2、3之間的間隙中，通過放電電路5將電壓提供給電極2、3。放電建立在電極之間流動的磁場。在上升安培的壓力下，沿著通道加速等離子體。在區(qū)域7的出口處，流匯聚到軸上，在那里出現(xiàn)高密度和高溫的壓縮區(qū)。在流出等離子體射流中流通的流出電流有利于壓縮區(qū)7的形成。通過供給到陽極的電壓(20～40)kV和工作氣體的起始壓力(0.5～0.8)mmHg，并且當(dāng)在形成放電時的電流在壓縮區(qū)中達(dá)到大約1MA時，將達(dá)到等離子體的重力場激發(fā)所需的等離子體參數(shù)的值ne，ni＝(1023～1025)m-3以及溫度值為Te，Ti＝(107～108)K。導(dǎo)致電子從地能級的重力發(fā)射猝熄的工作氣體組分中多電子原子離子的存在，以及沿著自身重力場中電子靜態(tài)能級的級聯(lián)躍遷將導(dǎo)致從高頻發(fā)射譜到低頻的轉(zhuǎn)變，頻率對應(yīng)于等離子體發(fā)射的鎖定和放大。同時，由于其脈沖注入，等離子體的密度和溫度將增高。因此，由于發(fā)射重力場的等離子的激發(fā)、鎖定和壓縮，從磁場區(qū)注入到靜力學(xué)平衡狀態(tài)之后發(fā)生等離子體的隨后壓縮(稠密高溫等離子體的穩(wěn)定態(tài)的形成)，并且獲得等離子參數(shù)ne，ni＝(1025～1026)m-3和Te，Ti＝108K。
當(dāng)使用該方案作為重力發(fā)射的量子發(fā)生器時(重力發(fā)射的量子發(fā)生器就是稠密等離子體的穩(wěn)定高溫態(tài)的發(fā)生器)，用于獲得等離子體動力學(xué)放電的這種方案和已知方案的基本差異(在“等離子體加速器和離子槍”，Moscow，Nauka，1984(Russian)這本書中Kamrukov A.S.等人“基于強(qiáng)電流等離子體動力學(xué)放電的激光和強(qiáng)熱輻射發(fā)生器”)如下1.具有對應(yīng)于等離子體動力學(xué)放電的伏安特性的放電電路的脈沖特征；2.氫分量和多電子氣體分量的確定比例(大約分別是80％和20％)，包括為了獲得所需的等離子體溫度參數(shù)的。
3.在使用的多電子氣體中電子能級與在自身重力場中低電子能級的緊密對應(yīng)性，這要求使用這種氣體如氪和氙作為多電子氣體。在這里下限由猝熄電子的受激低能態(tài)的要求(在自身重力場中)限制的而上限由獲得必須的等離子體溫度的要求限制的多電子原子的百分比被調(diào)節(jié)。
本領(lǐng)域技術(shù)人員應(yīng)當(dāng)明白實現(xiàn)本發(fā)明的各種修改和變體是可能的，它們?nèi)堪谙旅嫠峁┑倪@組權(quán)利要求反映的申請者權(quán)利要求的范圍內(nèi)。
權(quán)利要求
1.一種形成稠密高溫等離子體的穩(wěn)定態(tài)的方法，包括下面步驟a)借助于脈沖強(qiáng)電流放電從氫及其同位素中產(chǎn)生稠密高溫等離子體；b)以對應(yīng)于具有帶能譜的電子的重力發(fā)射條件的參數(shù)從磁場區(qū)中注入等離子體；以及c)通過進(jìn)入eV能量長波長區(qū)域的級聯(lián)躍遷到等離子體中重力發(fā)射的鎖定和放大的狀態(tài)，以及同時壓縮到流體靜力學(xué)平衡的狀態(tài)來執(zhí)行的沿著譜的能量轉(zhuǎn)移，其中在步驟c)中所述的狀態(tài)的形成中，在工作氣體的組成中，多電子原子用于猝熄固有重力場中KeV區(qū)域電子從地能級的自發(fā)重力發(fā)射。
2.根據(jù)權(quán)利要求1的方法，其中氫和多電子原子用于獲得稠密高溫等離子體的穩(wěn)定態(tài)。
3.根據(jù)權(quán)利要求1的方法，其中氫和碳用于實現(xiàn)進(jìn)行核聚變反應(yīng)的條件，其中碳既用于猝熄具有keV能量的重力發(fā)射譜也用作聚變反應(yīng)催化劑。
全文摘要
提出了一種形成稠密高溫等離子體包括用于受控聚變的等離子體的穩(wěn)定態(tài)的方法，該方法包括在脈沖強(qiáng)電流放電中產(chǎn)生稠密高溫等離子體，然后以對應(yīng)于具有帶能譜的電子的重力發(fā)射條件的參數(shù)從磁場區(qū)中注入等離子體，以及隨后沿著譜進(jìn)行能量轉(zhuǎn)移(級聯(lián)躍遷)到長波長區(qū)(具有eV能量)，這導(dǎo)致等離子體中重力發(fā)射的鎖定和放大的狀態(tài)同時壓縮到流體靜力學(xué)平衡的狀態(tài)，通過使用多電子原子作為工作氣體組分中必要元素，以便猝熄在固有重力場中電子從地能級(keV區(qū))的自發(fā)重力發(fā)射。
文檔編號H05H1/16GK1954391SQ200580007169
公開日2007年4月25日 申請日期2005年5月24日 優(yōu)先權(quán)日2004年11月30日
發(fā)明者斯塔尼斯拉夫-伊萬諾維奇·費(fèi)森科, 伊格-斯塔尼斯拉沃維奇·費(fèi)森科 申請人:魯斯捷爾瑪西捷濟(jì)內(nèi)部股份公司