Generación, confinamiento aislado y calentamiento de plasmas de ultra alta temperatura
US4448743A
Estados Unidos
- Inventor
Roberto W.Bass - Asignatario actual
- Cuerpo de investigación de fusión aplicada
Aplicaciones en todo el mundo
Solicitud US06/084,837 eventos
1979-10-15
1984-05-10
1984-05-10
1984-05-15
Solicitud concedida
1984-05-15
2001-05-15
Caducidad anticipada
Estado
Caducado - De por vida
Descripción
1. Campo de la invención
Esta invención se relaciona con la reacción de plasmas de estado estacionario de temperatura ultra alta tales como el filamento de plasma de flotación libre de Kapitza por medio del cual se han alcanzado temperaturas de decenas de millones de grados Kelvin y que producen flujos medibles de neutrones termonucleares y salidas medibles. de energía de fusión pero que no tienen gran utilidad práctica a menos que se puedan descubrir o inventar mejoras para permitir un aumento de la temperatura del plasma en al menos un orden de magnitud.
2. Estado de la técnica
Un enfoque para la creación de tales plasmas se denomina "chispa láser" y se puede encontrar extensamente en los libros de Bekefi, Hughes y Ready, que se enumeran a continuación al final de la sección sobre parámetros de una realización operativa completa. El trabajo más cercano al de la presente divulgación es el de Raizer detallado en su libro Laser-Induced Discharge Phenomena, Consultants Bureau, New York, 1977 (traducido del original ruso de Nauka Press, Moscú, 1974), en particular el material que trata sobre Raizer. plasmotrón óptico.
Un enfoque físicamente similar, pero que usa microondas en lugar de luz láser, es el de Kapitza detallado en su Conferencia de aceptación del Premio Nobel (Science, vol. 205, 7 de septiembre de 1979, pp. 959-964, presentado originalmente en Suecia, 21 de diciembre de 2011). 8, 1978, y basado principalmente en artículos publicados en ruso por Kapitza en 1969, 1970 y 1975 a los que se hace referencia en el mismo). Entre otras cosas, Kapitza relata el hecho bien establecido teórica y experimentalmente de que un reactor de fusión alimentado con deuterio resolvería la inminente crisis mundial de escasez de energía y que dicho reactor sería factible si la temperatura de sus plasmas pudiera aumentarse en un factor de de veinte a mil millones de grados Kelvin.
A pesar de la importancia práctica potencial del progreso en este campo, no ha sido obvio cómo extrapolar los resultados de Raizer y Kapitza en un orden de magnitud a lo que se denominará en adelante el régimen de temperaturas ultra altas (superiores a quinientos millones grados Kelvin). A pesar de una década de investigación en el Laboratorio del que es Director, Kapitza opinó en diciembre de 1978 que parece imposible seguir avanzando en esta dirección sin la introducción de dos nuevas complicaciones (un fuerte campo magnético y un aumento del tamaño del plasma de centímetros a metros) que disminuyen la viabilidad de este enfoque hasta el punto en que la opinión de los expertos puede considerarlo como un callejón sin salida sin posibilidad de progreso; para citar a Kapitza: "todavía tenemos algunas dificultades no resueltas que. . . pueden hacer que todo el problema sea insoluble. . . . nuestro reactor termonuclear es simple. . . pero los medios prácticos de su realización y tamaño dependen de . . . procesos que no pueden ser tratados únicamente sobre una base teórica. . . . Él . . . trabaja . . . conduce a problemas cuyas soluciones no se pueden prever. . . ."
A pesar del pesimismo de la opinión de los expertos que prevalece con respecto al presente enfoque, la descripción de la presente invención muestra precisamente cómo, con gran exactitud cuantitativa, la utilización de láseres y generadores de microondas disponibles en el mercado relativamente económicos de una manera sencilla de acuerdo con los principios descritos en este documento permite la producción de un plasma de deuterio en estado estacionario de un diámetro inferior a un centímetro y una temperatura superior a 1.500 millones de grados Kelvin en un entorno gaseoso a temperatura ambiente a una presión de 21 atmósferas.
Está bien establecido en la ley de patentes que el hecho de que un inventor o descubridor no comprenda una explicación científica correcta de su invención no es un impedimento para la patentabilidad ni para la cita de sus resultados como estado de la técnica totalmente anticipado que excluye la patentabilidad por parte de otros. Sin embargo, la posición del presente inventor es que, a pesar de su importancia admitida, el trabajo de Raizer y Kapitza e investigadores relacionados está tan viciado por fallas graves en la interpretación científica correcta de sus descubrimientos empíricos que (en el vocabulario de la ley de patentes) sus publicaciones fracasan. enseñar a otros cómo hacer o usar sus fenómenos incluso en condiciones ligeramente alteradas, como, por ejemplo, una extrapolación de temperatura por un mero orden de magnitud y, por lo tanto,
De hecho, las publicaciones de Raizer llevarían al artesano a creer que tales plasmas ni siquiera están contenidos, sino que consisten en iones y electrones que se escapan continuamente y que se reemplazan continuamente por la ionización de nuevos átomos entrantes. En consecuencia, el investigador interesado en el confinamiento de plasma a alta temperatura no tendría motivos para seguir el enfoque de Raizer.
De manera similar, las publicaciones iniciales de Kapitza negaron que se estuviera produciendo un confinamiento de plasma real; afirmó que solo los electrones estaban confinados (por una doble capa eléctrica postulada en el límite del plasma) y que los iones se perdían continuamente en el límite del plasma y luego eran reemplazados por nuevos iones del exterior, como en la concepción de Raizer; en la principal publicación de Kapitza sobre la teoría de su fenómeno, lo que él postula como una "doble capa" es en realidad sólo la mitad de una doble capa genuina como la descrita en las Figs. 2 y 3 de la presente divulgación; más específicamente, Kapitza ha postulado solo la colina potencial en la FIG. 3 y no el valle de potencial que lo acompaña, a pesar del hecho conocido de que la solución mostrada en la FIG. s libro Methods in Nonlinear Plasma Theory, Academic Press, 1972; utilizando la terminología de que un migma es una colección eléctricamente neutra de iones y electrones en movimiento ordenado mientras que en un plasma las partículas están en movimiento aleatorio, véase también la anticipación en el contexto de migmas en lugar de plasmas de PT Farnsworth en la patente de EE.UU. Nos. 3.258.402 de 28 de junio de 1966 y 3.386.883 de 4 de junio de 1968). s libro Methods in Nonlinear Plasma Theory, Academic Press, 1972; utilizando la terminología de que un migma es una colección eléctricamente neutra de iones y electrones en movimiento ordenado mientras que en un plasma las partículas están en movimiento aleatorio, véase también la anticipación en el contexto de migmas en lugar de plasmas de PT Farnsworth en la patente de EE.UU. Nos. 3.258.402 de 28 de junio de 1966 y 3.386.883 de 4 de junio de 1968).
En su artículo de 1970, Kapitza confía tanto en su única teoría parcialmente correcta de la capa límite que ignora, como errores o anomalías experimentales, tres evidencias experimentales perfectamente válidas de que sus iones estaban a la misma temperatura que sus electrones (a saber, que la fusión se observaron neutrones a la velocidad correcta, que la evidencia espectroscópica indicó altas temperaturas de iones, al igual que la pérdida de bremmstrahlung de 20 kW apropiada para un plasma pero atribuida erróneamente por Kapitza a una hipotética ad hoc "pérdida anómala de conductividad de la piel"), y concluye que si bien su los electrones estaban claramente a una temperatura de un millón de grados Kelvin o más, sus iones estaban más fríos en un orden completo de magnitud. En la década siguiente, el peso de la evidencia experimental lo obligó a aceptar que algunos de los iones,
En consecuencia, no puede haber duda de que el investigador interesado en el confinamiento de plasma a temperatura ultraalta no tendría ninguna razón para seguir el enfoque de Kapitza sin modificarlo, sino que, como el propio Kapitza, concluiría que algunas otras complicaciones (como un fuerte campo magnético) tendrían que resolverse. introducirse antes de que el fenómeno de Kapitza pudiera extrapolarse a temperaturas ultra altas.
En consecuencia, ni las publicaciones de Raizer ni Kapitza constituyen una técnica anterior genuinamente anticipatoria con respecto al tema de la presente invención descrita. De hecho, la presente invención comprende una combinación de técnicas conocidas para producir un resultado inesperado (al menos, inesperado en términos de la opinión de los expertos, aunque se sabe que la presente técnica es altamente predecible cuando los modelos teóricos son suficientemente completos y se utilizan con rigor). , como en la prueba detallada a continuación por medio de principios aceptados de física teórica e ingeniería de que la presente invención descrita es perfectamente operativa y puede diseñarse para operar dentro de unos pocos puntos porcentuales de los valores nominales de los parámetros operativos).
La presente invención se refiere a la producción y el mantenimiento en estado estacionario de plasmas confinados a temperatura ultraalta, en particular los creados por ionización completa de un volumen de algún gas hidrogenado como el deuterio. El arte anterior relacionado más cercano (pero no completamente anticipatorio) incluye el plasmotrón óptico de Raizer y el filamento de plasma que flota libremente de Kapitza y, en el campo de migmas en lugar del plasma, el Poissor de Farnsworth. En la presente invención, la temperatura del plasma se incrementa a más de un orden de magnitud mayor que la alcanzada hasta ahora por cualquier proceso de este tipo mediante el aumento de la presión estática del medio fluido ambiental en el que flota el plasma (o mediante la disminución de la frecuencia de la suministro de energía radiante) mientras aumenta la potencia del suministro de energía radiante para compensar las pérdidas de energía incrementadas concomitantes con el aumento de la temperatura del plasma. La operatividad de la invención se produce mediante una nueva optimización de las relaciones entre los principales parámetros físicos que caracterizan las realizaciones preferidas de la invención.
Un objeto principal de la presente invención es la creación de un plasma de temperatura ultra alta por medio de un método y un aparato novedosos.
Una característica de esta invención es la generación de este plasma en una condición de confinamiento aislado.
Otra característica de esta invención es el mantenimiento de este plasma en una condición de estado estable.
Otra característica de esta invención es que el tamaño mínimo factible del plasma es inferior a un centímetro de diámetro, mientras que no existe otra limitación que el coste del tamaño máximo factible.
Otra característica de esta invención es que se puede poner en práctica con los láseres y generadores de haces de microondas actualmente disponibles en el mercado y no requiere desarrollos especiales en la tecnología de fuentes radiantes.
Otra característica de esta invención es su gran simplicidad en comparación con enfoques alternativos que requieren complicaciones tales como campos magnéticos elevados o que implican problemas de estabilidad complicados o que requieren geometrías mecánicamente complicadas o presiones inconvenientemente altas o materiales raros como los superconductores.
Estos y otros objetos y características de la presente invención resultarán más evidentes a partir de la siguiente descripción, reivindicaciones y dibujos adjuntos.
La presente invención se entenderá completamente a partir de la siguiente descripción detallada de las realizaciones ilustrativas de la misma tomadas en relación con los dibujos adjuntos, en los que los mismos caracteres de referencia, especificados en la NOMENCLATURA PARA LOS DIBUJOS a continuación, designan elementos similares a lo largo de los diversos dibujos. Cabe señalar que ninguna de las figuras está dibujada a escala; para mayor claridad, varias características se han ampliado o reducido en tamaño en relación con otras, o se han representado mediante símbolos convencionales, como es habitual en los dibujos esquemáticos.
HIGO. 1 es una vista en sección transversal en perspectiva de una realización actualmente preferida de esta invención que ilustra varios elementos que incorporan los principios de esta invención e ilustran la interrelación de los diversos componentes y elementos y una descripción física del proceso.
HIGO. 2 es una sección transversal ampliada de la parte central de la fig. 1, que ilustra uno de los importantes principios microfísicos en los que se basa la operatividad de la invención; aunque sólo se ilustra un par de las denominadas ondas BGK, podría haber una pluralidad de ellas (por ejemplo, de amplitud radialmente decreciente).
HIGO. 3 es un gráfico de ayuda para explicar los principios teóricos que subyacen a la operatividad de esta invención, dibujado a la misma escala (exagerada) que la fig. 2, y aplicando a la fig. 2.
FIGURAS. 4-13 son una secuencia de dibujos esquemáticos que ilustran la secuencia de pasos involucrados en la operación de la invención y los métodos de operación de la invención ilustrados en la FIG. 1.
FIGURAS. 4-8 ilustran un modo de operación preferido denominado aquí como calentamiento isocórico.
FIGURAS. 9-13 ilustran otro modo de operación preferido denominado aquí como calentamiento isobárico.
FIGURAS. 4 y 9 ilustran el paso de enfocar un láser de suministro de estado estable; obsérvese que en la fig. 9 el punto focal es más pequeño que en la fig. 4.
FIGURAS. 5 y 10 ilustran el paso de enfocar y disparar un láser de chispa sobre un punto focal más pequeño que el de los láseres de suministro en las FIGS. 4 y 9.
FIGURAS. 6 y 11 ilustran la expansión hasta el equilibrio de la chispa láser completamente ionizada después de que ha terminado el pulso de la chispa láser; la cantidad de energía en el pulso del láser de chispa se selecciona de modo que el radio de la bola de fuego en equilibrio final sea igual (en virtud de la presión ambiental) a la longitud de onda del láser de suministro; y la densidad es la densidad de absorción resonante.
HIGO. 7 ilustra el paso de calentamiento isocórico, en el que la presión del medio ambiente aumenta de manera relativamente lenta, lo que provoca que la temperatura de la bola de fuego aumente mientras su radio y volumen permanecen constantes.
HIGO. 12 ilustra el paso de calentamiento isobárico, en el que la presión ambiental permanece constante pero la longitud de onda del láser de suministro aumenta de modo que la longitud de onda de absorción resonante continúa correspondiendo a la longitud de onda del láser de suministro aunque la bola de fuego disminuye en densidad a medida que aumenta su temperatura debido a la absorción de energía.
FIGURAS. 8 y 13 ilustran el paso de expansión de la bola de fuego hasta casi transparencia a la longitud de onda de la energía de suministro, en cuyo punto deja de absorber energía de manera significativa; en este paso, el nivel de energía de los láseres de suministro se ha aumentado mediante el uso de un haz de microondas como un carcinotrón.
Conceptualmente, los pasos ilustrados en las FIGS. 4-8 son idénticas a las ilustradas en las FIGS. 9-13, excepto por la diferencia entre los pasos ilustrados en las FIGS. 7 y 12; en las figs. 9-13, la presión ambiental permanece constante mientras se sintoniza la frecuencia del láser de suministro, pero en las FIGS. 4-8, la frecuencia del láser de suministro permanece constante mientras se sintoniza la presión ambiental. (Esto es lo contrario del concepto conocido de determinación de la densidad de plasmas por diagnóstico de microondas).
Los pasos ilustrados en las Figs. 4-8, o alternativamente, en las FIGS. 9--13, no tendrá éxito a menos que la secuencia diseñada de pasos incluya una cuidadosa optimización cuantitativa de la relación entre la presión ambiental, la energía pulsada, el radio del punto focal de la chispa, la longitud de onda del láser de suministro, la transparencia del plasma, la pérdida de radiación de bremmstrahlung, la potencia del láser de suministro y la relación de aumento de presión o la relación de aumento de longitud de onda. Una de las novedades de la presente memoria descriptiva es un método para conseguir esta optimización hasta ahora desconocida, tal y como se explica en el siguiente apartado de parámetros de una realización operativa completa.
10 Una cámara hueca hermética al gas hidrogenado de alta resistencia o un recipiente a presión (capaz de mantener, por ejemplo, 25 atmósferas de presión)
5 Depósito de medio fluido a alta presión (por ejemplo, gas hidrogenado como el deuterio)
6 Medios de suministro entre depósito(s) 5 y recipiente 10 (por ejemplo, línea(s) de alimentación)
7 Válvula(s) de control de fluido
8 Medios de inyección de fluido (por ejemplo, boquilla(s))
9 Medios de reducción de la turbulencia (p. ej., deflector(es))
11 Medios de centrado de burbujas (p. ej., boquilla(s) de chorro vertical de tiro descendente)
12 Flujo de fluido centrado en la burbuja (p. ej., chorro, dimensionado según la ley de Stokes)
20 Un medio de llenado ambiental fluido compresible de alta presión seleccionado (p. ej . , gas H 2 )
30 Una masa objetivo interna seleccionada, esencialmente estática (p. ej., volumen de gas central o una pastilla que cae a velocidad terminal)
31 El plasma caliente neutro totalmente ionizado creado por la explosión de 30 (por ejemplo, una "chispa láser") o la expansión de 30
40 Haces de energía de estado estacionario generados externamente (por ejemplo, haz de luz de "láser de suministro")
45 Puerto(s) de entrada transparentes a los haces de energía, como transparentes a la radiación infrarroja e infrarroja lejana (p. ej., germanio o cloruro de sodio)
47 Láser(es) de "suministro" o máser(es) o generador(es) de microondas (por ejemplo, láser(es) de fluoruro de metilo de infrarrojo lejano y/u oscilador(es) de onda inversa de tipo O como Carcinotron(s) ) y/o láser(es) FIR cw sintonizable(s) como láser(es) de electrones libres)
50 Medios de inyección de energía externa en estado estacionario, incluida la fuente de alimentación para sub-medios 47
53 Haz(es) de energía pulsada (por ejemplo, luz de "láser de chispa")
54 Medios de enfoque (por ejemplo, espejo esférico de plástico revestido de aluminio)
55 Medios de haz de energía externa pulsada (por ejemplo, "láser(es) de chispa" de Nd-YAG con conmutación de Q)
57 Medios de inyección de energía externa pulsada, incluida la potencia para sub-medios 55
60 Expansión de masa 30 creando plasma 31
70 Vaina de Langmuir-Debye o capa límite de efecto Farnsworth-Kapitza generalizado, incluyendo una doble capa electrostática 71, 73
71 Capa de exceso de carga negativa [alternativamente, positiva]
73 Capa de exceso de carga positiva [alternativamente, negativa]
80 Potencial electrostático Φ representado en función del radio R ("ondas BGK") [alternativamente, (-Φ)]
90 Canal(es) exterior(es) para circulación del medio refrigerante
91 Un medio fluido refrigerante (por ejemplo, agua)
93 Medios de salida del fluido ambiental (p. ej., boquilla(s))
95 Medios de refrigeración y circulación de fluidos ambientales (por ejemplo, bomba y refrigerador)
97 Medios de ingreso de fluido ambiental (p. ej., boquilla(s))
100 Nivel de energía negativa
101 Ion(es) atrapado(s) (en "pozo de potencial") [alternativamente, electrón(es)]
110 Nivel de energía positiva
111 electrón(es) atrapado(s) [alternativamente, ion(s)]
Esta sección deriva los parámetros de diseño críticos para una realización de tamaño mínimo de la presente invención conocida como PLASMASFERA, que se define como una bola de fuego de plasma de hidrógeno de 0,6 cm de diámetro mantenida en un estado estable a una temperatura de 130 keV (alrededor de 1500 millones de grados). Kelvin) en un entorno de hidrógeno a presión de 21 atmósferas a temperatura ambiente. El objetivo es utilizar láseres infrarrojos lejanos de nivel de milivatios de última generación disponibles comercialmente y osciladores de onda inversa de tipo O de microondas de milímetro de nivel de vatio para crear una bola de fuego de plasma aislada y confinada a temperatura ultra alta del características recién especificadas.
La derivación de los parámetros de diseño se expresará en términos de diseño de un "experimento", porque la realización del experimento indicado permitirá al artesano determinar empíricamente qué tan cerca estarán las variables físicas reales de los valores nominalmente diseñados (digamos si dentro de diez por ciento del nominal o dentro del cinco por ciento del nominal); sin embargo, todas las relaciones teóricas utilizadas a continuación han sido reportadas en la literatura como verificadas repetidamente dentro del veinte por ciento de error o menos de los valores predichos y, por lo tanto, será evidente para los expertos en esta técnica que la previsibilidad de la realización diseñada de la presente invención se encuentra dentro del rango de previsibilidad aceptado como suficiente para una reivindicación admisible de haber reducido constructivamente la práctica de una nueva invención.
Por supuesto, la realización del siguiente "experimento" de demostración constituirá una reducción real a la práctica de la invención reivindicada; y todos los principios físicos utilizados en la siguiente derivación del diseño de demostración se han establecido lo suficiente en términos de previsibilidad confiable que no puede haber ninguna duda informada de que la demostración divulgada en el presente funcionará como se afirma.
La demostración diseñada aquí se basa en un hecho empírico (si se acepta la interpretación actualmente propuesta de experimentos anteriores relevantes en migmas por Farnsworth y en plasmas por Kapitza), o, alternativamente, en una proposición única, físicamente viable (que se puede demostrar rigurosamente para ser compatible con soluciones exactas de las ecuaciones de Poisson-Boltzmann del tipo de onda BGK), a saber, que una bola de fuego de plasma caliente (de al menos 10 longitudes de Debye de diámetro) en equilibrio de presión con una envoltura de plasma frío desarrollará espontáneamente un autoconfinamiento y capa límite casi perfectamente autoaislante capaz de mantener una casi discontinuidad en la temperatura (por medio de un fenómeno localizado de separación de carga de partículas atrapadas).
Para comodidad del lector en la verificación de nuestra aritmética, hemos llevado una precisión de tres y cuatro lugares, pero no implicamos que un experimento real estaría de acuerdo con más de un pequeño porcentaje. (La aritmética a continuación se basó originalmente en el uso de un láser de metanol a una longitud de onda de 1,217 mm que, en teoría, puede producir 5 mW; sin embargo, desde entonces nos hemos enterado de láseres de fluoruro de metilo disponibles comercialmente de longitud de onda de 1,222 mm que están garantizados para producir 2 mW ; por lo tanto, hemos redondeado la longitud de onda del láser infrarrojo lejano a 1,22 mm, lo que puede producir discrepancias de tercer lugar en los resultados numéricos que se presentarán).
1. Requerido:
1.1 Recipiente a presión de gas hidrógeno capaz de aumentar lentamente (sin turbulencia) la presión contenida de 1,82 atmósferas de presión a 22,1 atmósferas de presión, y equipado con ventanas transparentes a la radiación infrarroja e infrarroja lejana, y también equipado con un tubo de bajada. proyecto de chorro de hidrógeno vertical diseñado por la Ley de Stokes para evitar que una "burbuja" de fluido más ligera que la ambiente flote hacia arriba.
1.2 Un "láser de chispa" de Nd-YAG con interruptor de Q o pulsado con chopper de longitud de onda λ p = 1,06 μm capaz de emitir un pulso de energía E p = 3,53 mJ, en un intervalo de diez nanosegundos o menos, en un punto focal de radio ro = 12,5 μm.
1.3 Cuatro "láseres de suministro" Cw FIR (infrarrojo lejano) espaciados tetraédricamente de longitud de onda λ FIR = 1,22 mm capaces de suministrar una potencia de 1,70 mW cada uno y de enfocarse en un radio de haz mínimo de una longitud de onda (r 1 = 1,22 mm) .
1.4 Un carcinotrón (oscilador de onda regresiva de tipo O) "microondas de suministro" capaz de suministrar 1,78 W de potencia a una longitud de onda de 1,2 mm y enfocarse en un radio de haz mínimo de 2,98 mm.
2. Llene el recipiente con gas H 2 a temperatura T o = 288,2 ° K y una presión inicial de p o = 1,82 atmósferas. Encienda los láseres de suministro a un nivel de potencia total de 6,80 mW y enfóquelos en un volumen de gas central de radio 1,2 mm. (FIG. 4)
3. Enfoque la chispa del láser en el centro de dicho volumen y pulse E p = 3,53 mJ de luz láser en su centro, creando un cilindro de plasma completamente ionizado de radio r o = 12,5 μm y una longitud de aproximadamente 125 μm y que contiene originalmente 2,84 × 10 12 de hidrógeno moléculas ahora ionizadas a 5,68 × 10 12 electrones e igual número de iones (después de haber absorbido el 98,8% de la luz y transmitido los 0,04 mJ restantes). (FIG. 5)
4. El cilindro de plasma se expande inmediatamente a una bola de fuego de plasma en equilibrio de radio r 1 = 1,22 mm, longitud Debye 7,5 μm, y una temperatura de T 1 = 8,87 x 10 6 ° K. (= 765 eV); la densidad de electrones es ahora n el =7.52×10 14 cm -3 y por lo tanto la frecuencia de plasma crítica (absorción resonante) es ν cl =246 GHz que (por diseño) corresponde perfectamente a la longitud de onda del láser de suministro; Las pérdidas por bremmstrahlung son ahora de 2,0 mW. (FIG. 6)
5. Calentamiento isocórico. Aumente la presión del gas ambiente a su valor final de P 2 = 21,1 atmósferas. Esto aumentará la temperatura del plasma a T 2 = 1,03 × 10 8 ° K. (= 8,88 keV) y aumentará la pérdida de bremmstrahlung a un estado estable de 6,8 mW que está (por diseño) perfectamente compensado por los láseres de suministro. (La longitud de Debye ahora es de 25,6 μm.) (FIG. 7)
6. Encienda el generador de microondas de suministro a un nivel de potencia de 1,78 W centrado en un volumen de radio r 3 = 2,98 mm centrado en la bola de fuego de 1,2 mm de radio. La bola de fuego continúa absorbiendo energía, mientras se calienta y se expande, pero cada vez menos eficientemente a medida que su densidad disminuye; eventualmente se vuelve 99.9% transparente al haz de microondas después de haberse expandido a un radio final de r 3 =2.98 mm y después de haber sido calentado a una temperatura final de T 3 =1.51x10 9 ° K. (=130 keV); la pérdida de bremmstrahlung en estado estacionario es finalmente de 1,78 W que (por diseño) está perfectamente compensada por el haz de microondas de suministro, la densidad de electrones final es de 5,14 × 10 13 cm -3y la longitud final de Debye es de 0,37 mm (o menos de 1/16 del diámetro de la bola de fuego). (FIG. 8)
7. El resultado es una bola de fuego de plasma en estado estacionario de 6 mm de diámetro contenida en 21 atmósferas de presión a 130 keV.
1. Requerido:
1.1. Como en el Caso I.
1.2. Como en el Caso I, excepto que ahora E p = 0,42 mJ yr o = 5,52 μm.
1.3. Reemplácelo por un láser CW FIR sintonizable, por ejemplo, un láser de electrones libres, capaz de sintonizarse desde una longitud de onda de 0,12 mm a 1,2 mm y de entregar una potencia de 1,78 W y de ser estrangulada en potencia por un factor de 26,1, y de ser enfocada para un radio de haz mínimo de una longitud de onda.
1.4. Omitir
2. Llene el recipiente con gas H 2 a temperatura ambiente (T o = 288,2 ° K.) y una presión de p o = 21,1 atmósferas. Encienda el láser de suministro a un nivel de potencia de 68,0 mW y una longitud de onda de λ=0,122 mm y enfóquelo en un volumen de gas central de radio r 1 =0,262 mm. (FIG. 9)
3. Enfoque el láser de chispa en el centro del volumen de gas y pulse E p = 0,418 mJ de luz láser en un punto focal de radio r o = 5,52 μm en el centro de dicho volumen, creando un cilindro de plasma totalmente ionizado de radio r o = 5,52 μm y una longitud de aproximadamente 55,2 μm y que originalmente contenía 2,84 × 10 12 moléculas de hidrógeno ahora ionizadas a 5,68 × 10 12 electrones y el mismo número de iones. (Después de haber absorbido prácticamente el 100% de los 0,42 mJ de energía entregados.) (FIG. 10)
4. El cilindro de plasma se expande inmediatamente a una bola de fuego de plasma en equilibrio de radio r 1 = 0,262 mm, una longitud Debye de 0,26 μm y una temperatura T 1 = 1,03 × 10 6 ° K. (= 88,8 eV); la densidad de electrones ahora es n el =7.53×10 16 cm -3 y, por lo tanto, la frecuencia de plasma crítica (absorción resonante) es ν cl =2,464 GHz que (por diseño) corresponde perfectamente a la longitud de onda del láser de suministro inicial; la pérdida de bremmstrahlung es ahora de 68,0 mW, que (por diseño) se compensa perfectamente con el láser de suministro. (FIG. 11)
5. Calentamiento Isobárico. Sintonice el láser de suministro de 2464 GHz a 246 GHz, es decir, aumente su longitud de onda de λ=0,122 mm a λ FIR =1,22 mm; esto aumenta la temperatura de la bola de fuego de plasma a T 2 = 1,03 × 10 8 ° K. (= 8,88 keV) mientras aumenta su radio a r 2 = 1,22 mm (y disminuye la pérdida de bremmstrahlung a 6,80 mW). (FIG. 12)
6. Manteniendo la longitud de onda del láser de suministro en λ FIR = 1,22 mm, aumente su nivel de potencia a 1,78 W. El resto de este paso es idéntico al Paso 6 del Caso I. (FIG. 13)
7. El resultado es idéntico al Paso 7 del Caso I.
Un Lema Termodinámico Preliminar.
Dejar
γ.sub.o =7/5, γ.sub.1 =5/3 (1)denotan, respectivamente, las proporciones de calores específicos de un gas diatómico y un plasma completamente ionizado. Considere N moléculas en un volumen inicial Vo a una temperatura inicial To y una presión inicial po , de donde
p.sub.o =(N/V.sub.o)kT.sub.o (2)donde k denota la constante de Boltzmann. Suponga que un pulso de luz láser de energía E p se absorba en V o con una eficiencia η y que η E p sea suficiente para disociar las N moléculas en átomos de número atómico Z y para ionizar completamente estos átomos y expandir el volumen de plasma V o a un volumen de plasma V 1 a una temperatura T 1 . Después
p.sub.1 =p.sub.o ={2(1+Z)N/V.sub.1 }kT.sub.1. (3)Sea E i la energía de disociación molecular y de ionización de los dos átomos resultantes. Entonces, si ΔU denota el cambio en la energía interna U=pV/(γ-1) y si ΔV denota los cambios en el volumen V, tenemos por conservación de energía
ηE.sub.p = ΔU+p.sub.o ΔV+NE.sub.i, (4)donde
ΔU=p.sub.1 V.sub.1 /(γ.sub.1 -1)-p.sub.o V.sub.o /(γ.sub.o -1)=2(1+Z) NkT.sub.1 /(γ.sub.1 -1)-NkT.sub.o /(γ.sub.o -1) (5)y
p.sub.o ΔV=p.sub.o (V.sub.1 -V.sub.o)=p.sub.1 V.sub.1 -p.sub.o V.sub.o =2( 1+Z)NkT.sub.1 -NkT.sub.o, (6)de donde, notando que
(γ.sub.1 -1).sup.-1 +1=γ.sub.1 /(γ.sub.1 -1)=β, digamos, (7a)(γ.sub.o -1).sup.-1 +1=γ.sub.o /(γ.sub.o -1)=γ, digamos, (7b)encontramos eso
ηE.sub.p =2(1+Z)βNkT.sub.1 - γNkT.sub.o +NE.sub.i. (7c)Ahora, definiendo cantidades adimensionales
κ.sub.i =E.sub.i /kT.sub.o, (7d)θ=T.sub.1 /T.sub.o, (7e)α.sub.p = E.sub.p /NkT.sub.o (7f)encontramos, finalmente, de (7c) el resultado deseado
ηα.sub.p =[2(1+Z)β]θ+(κ.sub.i -γ). (8)Plan de Aproximación.
Si bien se han informado cientos de experimentos con chispas láser (Bekefi 1 , Hughes 2 , Raizer 3 , Ready 4 ), no se ha informado ningún intento teórico de optimizar la relación entre la presión ambiental, la energía pulsada, el radio del punto focal de la chispa, el longitud de onda del láser de suministro, la transparencia del plasma, la pérdida de bremmstrahlung, la potencia del láser de suministro y la relación de aumento de presión. Reduciremos este problema a encontrar la raíz positiva única de una perturbación trascendental de un polinomio de ocho grados en la relación entre el radio del punto focal de la chispa y la longitud de onda del láser de suministro.
Optimización del diseño de la configuración
Utilizaremos unidades MKS. Sea λp la longitud de onda del láser de chispa en metros y sea tp la duración del pulso de chispa en segundos. Sea p o la presión del gas ambiental en Pascales (Newt/m 2 ). Sea I o la intensidad del umbral de descomposición de la ionización del gas hidrógeno en W/m 2 . Entonces, si t p es lo suficientemente pequeño (diez nanosegundos o menos)
I.sub.o =k.sub.3 /(λ.sub.p)sup.2 p.sub.o t.sub.o, k.sub.3 =1.49J.sup.2 /m.sup .3 (9)donde la constante k 3 ha sido reportada teórica y experimentalmente en las referencias citadas.
Es bien sabido que la frecuencia de absorción resonante del plasma
ν=c/λ=k.sub.2 (N.sub.ec).sup.1/2, k.sub.2 =8.98 seg.sup.-1.sbsp.m.sup.3/2 (10 )donde c=2.9979×10 8 m/seg y donde N ec denota la densidad electrónica crítica
N.sub.ec =2ZN/V (11)donde V es el volumen de plasma formado por la ionización completa de N moléculas diatómicas originales de número atómico Z.
La ecuación de estado del plasma es
p=(1+Z.sup.-1)N.sub.e kT, k=1.3807×10.sup.-23 J/K (12)donde N e es la densidad electrónica (m -3 ) y donde T es la temperatura (°K.).
La transmisividad de la luz de plasma en un camino óptico de 1 metro de longitud a la frecuencia ν es
η=1-e.sup.-Kν1 (13)donde (medido en deuterio por Gunther 5 )
K.sub.ν =k.sub.4 (N.sub.3)2/ν.sup.3 (T)1/2, k.sub.4 =3.68×10.sup. -2 m.sup.5 k.sup.1/2 /seg.sup.6. (14)El potencial de ionización de un átomo de H es
T.sub.i =13.6 eV=1.578×10.sup.5°K. (15)Para dos átomos tenemos 27,2 eV y, usando el potencial de disociación de 3,6 eV, tenemos para moléculas de H 2
Ei = 30,8 eV; (dieciséis)por lo tanto, usando la temperatura atmosférica estándar To = 288.2° K. ,
κ.sub.i =E.sub.i /kT.sub.o =1.24×10.sup.3 (17)donde hemos usado E 1 =k(30.8) y convertido T o en eV dividiéndolo por e/k=1.1604×10 4 K/eV. A continuación, por (1) y (7b),
γ=7/2=3,5 (18)De dónde
η.sub.i -γ=1.237×10.sup.3 (19)y, por (1) y (7a),
\beta = 5/2 = 2,5. (20)Sea T 1 la temperatura de la bola de fuego después del pulso, sea θ=T 1 /T o , sea r o el radio focal del láser de chispa, y sea E p la energía total del pulso y η e su eficiencia de absorción luego el pulso intensidad (asumiendo una forma de pulso uniforme de duración t p ) es
I.sub.o = E.sub.p /πr.sub.o.sup.2 t.sub.p, (21)y, por (8), ##EQU1## donde, por hipótesis, el volumen inicialmente ionizado es un cilindro de radio ro y longitud 1=ζro y donde el volumen de plasma final es una esfera de radio r 1 . Ahora, por diseño, elige
r1 = λFIR. (23)Entonces, por definición de la incógnita x,
r.sub.o =xλ.sub.FIR, x=r.sub.o /r.sub.1 (24)tenemos
V.sub.o =πζr.sub.o.sup.3 =πζλ.sub.FIR.sup.3 x.sup.3, (25)V.sub.1 = (4/3) πλ.sub.FIR.sup.3. (26)La presión inicial p o está dada por (2) y también por (3), de donde
p.sub.o =(N/V.sub.o)kT.sub.o =NkT.sub.o /πζλ.sub.FIR.sup.3 x.sup.3 (27)y la densidad de absorción resonante crítica para λ FIR es, por (10),
N.sub.ec =2ZN/V.sub.1 =3ZN/2πλ.sub.FIR.sup.3 =(c/k.sub.2 λ.sub.FIR)2 (28)de donde, combinando (2), (3), (27) y (28), encontramos que
N=(2πλ.sub.FIR /3Z)(c/k.sub.2)2 =[πζλ.sub.FIR.sup.3 p.sub.o /kT.sub.o ]x.sup .3 (29)que da N en términos de λ FIR y también da
p.sub.o x.sup.3 =[2kT.sub.o /3Zζλ.sub.FIR)sup.2 ](c/k.sub.2).sup.2. (30)Por conveniencia posterior, (29) y (30) producen
NkT.sub.o =πζλ.sub.FIR.sup.3 p.sub.o x.sup.3 =(2πλ.sub.FIR kT.sub.o /3Z)(c/k.sub.2). sup.2. (31)Ahora, de (7f), (21), (9) y (31),
α.sub.p =E.sub.p /NkT.sub.o =I.sub.o πr.sub.o.sup.2 t.sub.p /NkT.sub.o=k.sub.3 πr.sub.o.sup.2 t.sub.p /(λ.sub.p.sup.2 t.sub.p p.sub.o NkT.sub.o)=k. sub.3 πλ.sub.FIR.sup.2 x.sup.5 /(λ.sub.p.sup.2 p.sub.o x.sup.3 NkT.sub.o)=ε.sub.p x.sup.5 (32)donde
ε.sub.p =[9Z.sup.2 ζk.sub.3 λ.sub.FIR.sup.3 /4λ.sub.p.sup.2 (kT.sub.o)sup.2 ](k .sub.2 /c) .sup.4. (33)Luego, escribe (2)-(3) como
p.sub.o =NkT.sub.o /V.sub.o =2(1+Z)NkT.sub.1 /V.sub.1 (34)de donde, por (25)-(26),
θ=T.sub.1 /T.sub.o =V.sub.1 /2(1+Z)V.sub.o =2/3ζ(1+Z)x.sup.3 (35)de modo que, por (22) y (32), tenemos, finalmente,
η.sub.p ε.sub.p x.sup.8 -(κ.sub.i -γ)x.sup.3 -(4β/3ζ)=0. (36)Solo resta expresar η p en términos de x antes de resolver (36). De (14), (11) y (25),
K.sub.ν =[k.sub.4 /(c/λ.sub.p).sup.3 (T.sub.i).sup.1/2 ]{2ZN/πζλ.sub.FIR.sup .3 x.sup.3 }.sup.2 (37)De dónde
K.sub.ν 1T=K.sub.ν ζr.sub.o =k.sub.5 /x.sup.5, (38)donde
k.sub.5 = [k.sub.4 /ζT.sub.i.sup./2 λFIR.sup.5 ](2ZN/π).sup.2 (λ.sub.p /c).sup. 3. (39)Por lo tanto, la eficiencia de absorción de pulsos η p es
ηp =1-e- k .sbsp.5 /x .spsp.5 . (40)
Por lo tanto, la incógnita x está determinada por
(1-e.sup.-k.sbsp.5.sup./x.spsp.5)ε.sub.p x.sup.8 -(κ.sub.i -γ)χ.sup.3 -( 4β/3ζ)=0. (41)Para resolver (41), reordenar y resolver iterativamente por
x.sub.* =1imx.sub.m, (m=1,2,3, . . . ) (42)x.sub.m+1 ={[k.sub.6 +k.sub.7 (x.sub.m).sup.3 ]/[1-e.sup.-k.sbsp.5.sup. /(x.sbsp.m.sup.).spsp.5 ]}.sup.1/8, (43)k.sub.6 =(4β/3ζ)/ε.sub.p, k.sub.7 =(κ.sub.i -γ)/ε.sub.p. (44)Entonces las incógnitas restantes están determinadas por
r.sub.o =x.sub.* λ.sub.FIR, (45)θ=2/3ζ(1+Z)x.sub.*.sup.3 (46)T.sub.1 = θT.sub.o (47)p.sub.o =[2kT.sub.o /3Zζλ.sub.FIR.sup.2 ](c/k.sub.2).sup.2 /x.sub.*.sup.3 (48)E.sub.p =k.sub.3 πr.sub.o.sup.2 /λ.sub.p.sup.2 p.sub.o. (49)Para comparar con r o y r 1 , la longitud de Debye λ D viene dada por
λ.sub.D =k.sub.8 (T/N.sub.e)sup.1/2, k.sub.8 =69.0 m.sup.-1/2 k.sup.-1/2 (50)o, usando (12) con Z=1,
λD = k9 T/p1/2, k9 = 3,63 x 10-10 Newt1/2/K. (51)Ahora, sea T 3 preespecificado, y sea ξ desconocido, donde
0<ξ<1 (52)y donde, por definición,
r3 =r1 /ξ=λ.sub.FIR /ξ(53)De dónde
V3 = V1 /ξ3, Ne3 =ξ3 Ne1. (54)También, claramente,
p.sub.2 =(1+Z.sup.-1)N.sub.e1 kT.sub.2 =p.sub.3 =(1+Z.sup.-1)N.sub.e3 kT. sub.3 (55)De dónde
ξ3 N1 T3 =Ne3 T3 =Ne1 T2 (56)y entonces
T.sub.2 = ξ.sup.3 T.sub.3. (57)Ahora tome ν=ν FIR =ν mic como la frecuencia de las microondas y encuentre a partir de (14) que
K.sub.ν =k.sub.10 ξ.sup.6, (58)donde
k10 = k4 Ne12 /(c/λFIR)3 (T3)1/2. (59)Por lo tanto, la transparencia a las microondas se define por el factor de eficiencia de absorción
n.sub.mic =1-e.sup.-K ν.sup.(2r.sbsp.3.sup.) =1-e.sup.-2k 10.sup.λ FIR.sup.ξ.spsp. 5 (60)y entonces
ξ={[log (1-η.sub.mic).sup.-1 ]/2k.sub.10 λ.sub.FIR }.sup.1/5. (61)Próximo
p.sub.2 /p.sub.o =p.sub.2 /p.sub.1 =2(1+Z)NkT.sub.2 /2(1+Z)NkT.sub.1 =T. sub.2 /T.sub.1 =ξ.sup.3 (T.sub.3 /T.sub.1), (62)de donde, finalmente,
p.sub.2 = ξ.sup.3 (T.sub.3 /T.sub.1)p.sub.o. (63)Es fácil ver que la pérdida de bremmstahlung disminuye durante la expansión final. Es bien sabido que esta potencia P brem en Watts viene dada por
p.sub.brem,1 = CN.sub.ei.sup.2 T.sub.2.sup.1/2 V.sub.1, (64)donde, si T 2 se expresa en keV, C=5.354×10 -37 wm 3 /k 1/2 . Ahora
P.sub.brem,2 =CN.sub.e3.sup.2 T.sub.3.sup.1/2 V.sub.3 =CN.sub.e1 ξ.sup.3)2 ( T.sub.2 /ξ.sup.3).sup.1/2 (V.sub.1 /ξ.sup.3)=ξ.sup.3/2 P.sub.brem,1 <P.sub .brem,1 por (52). (sesenta y cinco)Para encontrar ξ, suponga transparencia a las microondas definida por el factor de eficiencia de absorción
ηsub.mic =10.sup.-3 =0.001, (66)y uso (61). Para encontrar x, suponga que
ζ=10 (67)lo que concuerda bien con numerosos experimentos medidos y es satisfactoriamente preciso para el diseño preliminar en virtud del hecho de que la solución de (41) no es muy sensible a las variaciones de ζ alrededor del valor nominal (67).
La potencia de microondas P mic se puede encontrar a partir de η mic P mic =P brem ,2, es decir, mediante (65),
P.sub.mic = P.sub.brem,1 ξ.sup.3/2 /η.sub.mic. (68)Ejemplo numérico.
Tomando Z=1, ζ=10, y suponiendo
λp = 1,06 × 10-6 m, λ FIR = 1,22 × 10-3 m (69)encontramos, fácilmente, de la teoría precedente
k.sub.5 =5.03×10.sup.-10, (70)ε.sub.p =2.73×10.sup.15, (71)k.sub.6 =1.22×10.sup.-16, (72)k.sub.7 = 4,52 × 10.sup.-13. (73)Entonces, tomando
x.sub.1 =1.0×10.sup.-2 (74)como primera iteración en (41), encontramos que la convergencia ocurre en m=5 iteraciones, es decir, x 4 =xχ 5 =1.027×10 -2 . Por lo tanto
x.sub.* =1.03×10.sup.-2, (75)que cede inmediatamente
r.sub.o = 12,50 μm, (76)θ=3.077×10.sup.4, (77)T.sub.1 =8.87×10.sup.6 ° K.=764.5 eV, (78)V.sub.1 =7.55×10.sup.-9 m.sup.-3, (79)N.sub.e1 =7.53×10.sup.20 m.sup.-3, (80)ν.sub.c1 = 246,3 GHz, (81)p.sub.o =1.819 atm=1.843×10.sup.5 Pa, (82)Ep = 3,53 mJ, ηp = 0,9878. (83)Luego, usando T 3 =130 keV=1.5085×10 9 encontramos de (59), (66) y (61) que
k10 =35,989 m-1, 2k10 λFIR =8,76×10-2, (84)ξ=0.4088, (85)de donde, finalmente
r3 =2,98×10-3 m, (86)T2 = 1,031 × 108 ° K = 8,88 keV, (87)p2 = 21,14 atm, (88)V.sub.3 =1.105×10.sup.-7 m.sup.3, (89)Pbrem/V1 = 9,01 x 105 w/m3. (90)P.sub.brem = 6,80 mW. (91)Esto concluye el ejemplo de calentamiento isocórico. El Ejemplo de Calentamiento Isobárico se encuentra de manera similar, mutatis mutandis, mediante un reordenamiento evidente de las fórmulas utilizadas en el cálculo del primer ejemplo.
1. G. Bekefi (ed.), Principios de los plasmas láser, Wiley-Interscience (1976).
2. TP Hughes, Plasmas y luz láser, Adam Hilger (1975), 190.
3. Yo. P. Raizer, Fenómenos de descarga inducidos por láser, Oficina de consultores (1977); Nauka Press original ruso (1974).
4. JF Ready, Effects of High-Power Laser Radiation, Academic Press (1971).
5. AH Guenther y WK Pendleton, "Plasmas de deuterio producidos por láser", Laser Interaction, vol. 2, Plenum Press (1972), págs. 97-145.
Se supondrá ahora que el lector está familiarizado con la NOMENCLATURA PARA DIBUJOS dada anteriormente, por lo que no se repetirán los detalles mencionados en la lista de dicha nomenclatura. También se supondrá que el lector está familiarizado con los principios teóricos que subyacen a la operabilidad de esta invención como se ha descrito anteriormente en la derivación de un conjunto de parámetros de una realización operativa completa de la presente invención.
Haciendo referencia a la nomenclatura mencionada anteriormente, la FIG. 1 es bastante autoexplicativo. Un depósito 5 de fluido ambiental 20, como un gas hidrogenado (por ejemplo, deuterio) se introduce a voluntad a través de una línea de alimentación 6, un valor 7 y una boquilla 8 en un recipiente a presión 10. Este subsistema está dispuesto de tal manera que el fluido puede inyectarse lentamente y de manera que se cree una turbulencia mínima, por medio de medios de supresión de turbulencia 9.
Posteriormente, se generará una bola de fuego de plasma 31 en el centro del recipiente 10; esta bola de fuego tendrá una densidad más baja que el fluido ambiental y, por lo tanto, tenderá a elevarse como una "burbuja" más ligera que el aire. Sin embargo, se dirigirá una corriente de fluido ambiental 12 para mantener la "burbuja" en su posición central. Esto se puede hacer de varias maneras. Por ejemplo, si el recipiente 10 fuera cilíndrico en lugar de esférico, el medio ambiente podría girar alrededor de la línea central horizontal en una formación de manto cilíndrico, tendiendo a mantener la burbuja a lo largo de la línea central como en los experimentos de Kapitza y sus colaboradores. Alternativamente, se puede usar una boquilla o boquillas para inyectar una corriente descendente vertical a una velocidad determinada por la Ley de Stokes como suficiente, por fricción viscosa, para mantener la "burbuja".
En la realización preferida, el fluido ambiental 20 es un gas hidrogenado. Se selecciona un pequeño volumen objetivo cilíndrico 30 para ser ionizado por medio de un sistema láser de chispa 57 que incluye un láser pulsado 55 y puertos transparentes de luz láser adecuados 45; el haz de luz láser de chispa 53 se enfoca por medio de un espejo esférico 54 y el punto focal se elige tan pequeño que la intensidad correspondiente de la luz láser supera el umbral de ionización del gas ambiente en las condiciones iniciales de temperatura y presión. La masa objetivo se ioniza por completo y, después de la terminación del pulso láser de chispa, se enfría y se expande hasta que alcanza el equilibrio de presión con el ambiente, creando así una bola de fuego 31.
Antes de la iniciación de la chispa del láser, un sistema 50 de láser de suministro de estado estacionario se enfocó en la masa objetivo y se usó para irradiar la masa objetivo con un haz de luz láser 40; este haz emana de un láser o láseres de suministro 47 y entra en el recipiente 10 a través de puertos transparentes adecuados 45.
La expansión 60 de la masa 30 tiene lugar dentro del punto focal de los láseres 47 y está diseñada de tal manera que cuando el plasma objetivo 31 completamente ionizado alcanza sus condiciones de equilibrio, la densidad del plasma 31 es exactamente igual a la densidad de absorción resonante de la longitud de onda del haz. 40; por lo tanto, el plasma 31 absorbe energía del sistema 50 que compensa la pérdida de energía por la radiación bremmstrahlung.
Los procesos y condiciones anteriores se eligen de manera que produzcan una bola de fuego 31 en estado estacionario, como en los experimentos de Bekefi et al y de Raizer et al; se han publicado varios cientos de tales experimentos, con presiones que van desde fracciones de atmósfera hasta miles de atmósferas. En el caso del llamado "plasmotrón opcional" de Raizer et al, la bola de fuego podría mantenerse en un estado estacionario indefinidamente por medio de "láseres de suministro" después de su creación inicial por "láseres de chispa".
Los experimentos de Kapitza et al han demostrado que se pueden obtener resultados muy similares mediante microondas en lugar de rayos láser. En los experimentos de Kapitza, los plasmas cilíndricos que miden decenas de centímetros se mantuvieron a temperaturas de decenas de millones de grados Kelvin indefinidamente, con una capa límite entre el plasma y el medio ambiente medida para tener una temperatura casi discontinua (millones de grados Kelvin ) que tiene lugar en una capa medida en milímetros.
En las FIGS. 2 y 3.
La discontinuidad de temperatura tiene lugar en una capa límite 70 que comprende al menos dos subcapas 71 y 73; una de esas capas contiene un exceso de carga positiva y la otra capa contiene un exceso de carga negativa. Una solución rigurosa de las ecuaciones de Boltzmann-Poisson encontradas por Bernstein, Greene y Kruskal (las soluciones BGK) permite que las partículas atrapadas como se muestra en las FIGS. 2 y 3. El potencial electrostático se puede trazar radialmente como se muestra en la FIG. 3, donde las ordenadas 80 denotan potencial Φ. Un ion 101 puede quedar atrapado en un "pozo de potencial" a un nivel de energía negativa 100; De manera similar, un electrón 111 puede quedar atrapado en una "colina potencial" en un nivel de energía positivo 110. El intento de explicación de Kapitza del fenómeno 70 incluía solo las colinas potenciales y explicaba la reflexión de los electrones, pero no explicó el reflejo de los iones; en sus publicaciones anteriores, postuló la pérdida de iones en la capa 70 y una hipotética "corriente de piel anómala". En su discurso de aceptación del Premio Nobel (publicado en Science, el 7 de septiembre de 1979), Kapitza conjeturó que los iones centrales estaban contenidos de alguna manera, sin una explicación clara del mecanismo, pero esta interpretación inadecuada del fenómeno 70 le impidió alcanzar su objetivo. objetivo de comprender cómo diseñar una extrapolación en aumento de temperatura por un factor de 20, que es el principal logro de la presente invención divulgada.
De hecho, con una teoría correcta del fenómeno 70, es posible diseñar una interrelación sutilmente elegida entre los diversos parámetros físicos, como ya se explicó anteriormente, que hace factible la posibilidad de un calentamiento isocórico o un calentamiento isobárico suficiente para aumentar la la temperatura de la bola de fuego por el factor restante deseado. En el caso del calentamiento isocórico, éste se consigue mediante el subsistema 5, 6, 7, 8, 9 ya explicado, por el que se puede aumentar la presión del gas ambiente por encima de su valor inicial mientras el volumen de la bola de fuego permanece constante. En el caso del calentamiento isobárico, este desideratum se logra mediante la sintonización de la frecuencia del sistema láser de suministro 40, 45, 47, 50 mientras la presión de la bola de fuego permanece constante. En cualquier caso, los parámetros de todos los subsistemas deben elegirse con sumo cuidado de acuerdo con los principios descritos en este documento o no habrá un aumento significativo de la temperatura durante la fase final de funcionamiento del sistema. La falta de obviedad de los principios revelados aquí se pone de manifiesto por el hecho de que en su Discurso de Aceptación del Premio de Novela de 1979, Kapitza mencionó haber descubierto el fenómeno 70 por accidente en la década de 1950, y haber experimentado con él desde 1959 hasta 1969 con numerosos colaboradores y una extensa instalaciones de laboratorio bajo su dirección, y habiendo intentado sistemáticamente desde 1969 hasta 1979 encontrar una manera de aumentar la temperatura del plasma en el factor final (pero hasta ahora imposible) de veinte, pero sin éxito, y habiendo concluido que solo con la adición de un fuerte campo magnético (innecesario en la presente invención) y solo con el aumento del tamaño del plasma a varios metros (también bastante innecesario en la presente invención, como se demostró cuantitativamente anteriormente) podría considerarse que el objetivo ser un objetivo racional, pero aun así uno cuyo logro requeriría mucha más invención y experimentación. En consecuencia, la presente divulgación demuestra cómo obtener un resultado útil en la categoría de uno que es reconocido internacionalmente por haber sido "buscado durante mucho tiempo, rara vez abordado y nunca alcanzado" y que, por lo tanto, cumple con los criterios legales de no evidencia en el grado requerido para patentabilidad s tamaño a varios metros (también bastante innecesario en la presente invención, como se demostró cuantitativamente anteriormente) podría considerarse que el objetivo es una meta racional, pero aun así uno cuya consecución requeriría mucha más invención y experimentación. En consecuencia, la presente divulgación demuestra cómo obtener un resultado útil en la categoría de uno que es reconocido internacionalmente por haber sido "buscado durante mucho tiempo, rara vez abordado y nunca alcanzado" y que, por lo tanto, cumple con los criterios legales de no evidencia en el grado requerido para patentabilidad s tamaño a varios metros (también bastante innecesario en la presente invención, como se demostró cuantitativamente anteriormente) podría considerarse que el objetivo es una meta racional, pero aun así uno cuya consecución requeriría mucha más invención y experimentación. En consecuencia, la presente divulgación demuestra cómo obtener un resultado útil en la categoría de uno que es reconocido internacionalmente por haber sido "buscado durante mucho tiempo, rara vez abordado y nunca alcanzado" y que, por lo tanto, cumple con los criterios legales de no evidencia en el grado requerido para patentabilidad
Sólo queda considerar cómo mantener la temperatura relativamente baja deseada del medio ambiente 20; numerosos métodos para lograr ese objetivo están, por supuesto, disponibles en el dominio público. Por ejemplo, un medio fluido refrigerante 91 puede circular en contacto con el recipiente 10 por medio de los canales 90; alternativamente, el medio ambiente puede retirarse del recipiente 10 por medio de la salida 93, enfriarse mediante el sistema 95 (p. ej., un sistema de intercambio de calor de algún tipo) y devolverse al recipiente 10 a través de la entrada 97.
El funcionamiento de las realizaciones descritas anteriormente se ilustra en las FIGS. 4-13. Examen de la discusión de las FIGS. 4-8 en el Ejemplo de Calentamiento Isocórico anterior, pero con valores cuantitativos particulares de los parámetros omitidos, proporcionará una descripción completamente general de un modo de operación preferido del aparato, método y proceso ilustrado en las FIGS. 1-3. Del mismo modo, la lectura de la descripción detallada anterior del Ejemplo de Calentamiento Isobárico en relación con las FIGS. 9-13, pero con omisión de los valores de los parámetros particulares allí especificados, proporcionará una descripción completamente general de otro modo de funcionamiento preferido de la presente invención.
Por supuesto, la invención puede materializarse en otras formas específicas y operarse en otros modos específicos sin apartarse de su espíritu o características esenciales. Las realizaciones y modalidades descritas deben considerarse en todos los aspectos únicamente como ilustrativas y no restrictivas y, por lo tanto, el alcance de la invención está indicado por las reivindicaciones adjuntas en lugar de por las descripciones detalladas anteriores. Todos los cambios que entren dentro del significado y el rango de equivalencia de las reivindicaciones deben incluirse dentro de su alcance.
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1. Un método mejorado de generación, confinamiento aislado y calentamiento de plasmas, incluyendo los pasos conocidos de:
(a) rodear una masa objetivo con un medio fluido ambiental a una presión predeterminada;
(b) proyectar sobre dicha masa objetivo, para llevarla a una temperatura predeterminada y para ionizarla completamente, energía pulsada seleccionada de la clase que consiste esencialmente en energía fotónica pulsada o energía cinética de haz de partículas pulsada; tiempo
(c) confiar en la creación espontánea de una doble capa electrostática entre dicha masa ionizada y dicho medio ambiental para proporcionar un aislamiento térmico sustancialmente completo de dicha masa ionizada de las pérdidas de energía por conductividad térmica de electrones ordinaria, o convección, dejando la pérdida de energía dominante de dicha masa ionizada es bremmstrahlung pérdidas P brem predecibles por
P.sub.brem =C(p.sup.2 /T.sup.3/2)((4/3)πr.sup.3),donde p denota presión en atm y T denota temperatura en °K, y
C=2.12×10.sup.9 (°K.).sup.3/2 Vatios/cm.sup.3es una constante física de plasma conocida;
(d) compensar completamente dicha pérdida de bremmstrahlung suministrando energía radiante adicional a dicha masa ionizada para mantener dicha temperatura de dicha masa ionizada a un nivel sustancialmente estable; donde
(e) el rango de frecuencia de dicha energía radiante adicional se selecciona de modo que sea absorbible por dicha masa ionizada, a saber
(c/4)/r≦ν≦D(rp.sup.2 /T.sup.5/2).sup.1/3,donde r denota el radio de dicha masa ionizada en cm, donde c denota la velocidad de la luz en cm/seg, donde p denota la presión de dicho medio fluido ambiental en atm, donde T denota la temperatura de dicha masa ionizada en °K. , donde ν denota la frecuencia de dicha energía radiante adicional en Hertz, y donde D=2x10 18 es una constante; y
(f) ajustar el nivel de potencia de dicha energía radiante adicional para mantener dicha masa ionizada en un estado sustancialmente estable compensando simplemente las pérdidas de potencia de dicha masa ionizada;
en donde la mejora comprende los siguientes pasos adicionales de:
(g) aumentar la presión estática de dicho medio ambiente a una presión superior a la atmosférica, aumentando así, a través de la doble capa de barrera térmica, igualmente la presión estática de dicha masa ionizada, para permitir que dicha masa absorba más de dicha energía radiante, aumentando así dicha temperatura de dicha masa ionizada, pero también aumentando sus pérdidas de potencia; mientras simultáneamente
(h) monitorear dicho radio r y dicha temperatura T; y
(i) aumentar dicho nivel de potencia de dicha energía radiante
suministro para compensar dichas pérdidas de potencia incrementadas durante dicho aumento de temperatura mientras se mantiene dicho radio y por lo tanto dicho volumen de masa ionizada sustancialmente constante durante esta etapa posterior de calentamiento más allá de dicha temperatura inicial.
2. El método mejorado de la reivindicación 1, en el que la mejora comprende además:
(j) detener dicho aumento de presión pero aumentar dicha tasa de aumento de potencia para compensar la eficiencia reducida de absorción al permitir un desperdicio creciente de dicho suministro de energía radiante, hasta un límite de una décima parte del uno por ciento de absorción o transparencia sustancial de dicha masa ionizada a dicho suministro de energía radiante, durante la cual etapa final de calentamiento, a presión constante, dicho radio r aumentará en proporción directa a la raíz cúbica de dicha temperatura de dicha masa ionizada.
3. Un método mejorado de generación, confinamiento aislado y calentamiento de plasmas, incluyendo los pasos conocidos de:
(a) rodear una masa objetivo con un medio fluido ambiental a una presión predeterminada;
(b) proyectar sobre dicha masa objetivo, para llevarla a una temperatura predeterminada y para ionizarla completamente, energía pulsada seleccionada de la clase que consiste esencialmente en energía fotónica pulsada o energía cinética de haz de partículas pulsada; tiempo
(c) confiar en la creación espontánea de una doble capa electrostática entre dicha masa ionizada y dicho medio ambiental para proporcionar un aislamiento térmico sustancialmente completo de dicha masa ionizada de las pérdidas de energía por conductividad térmica de electrones ordinaria, o convección, dejando la pérdida de energía dominante de dicha masa ionizada es bremmstrahlung pérdidas P brem predecibles por
P.sub.brem =C(p.sup.2 /T.sup.3/2)((4/3)πr.sup.3),donde p denota presión en atm y T denota temperatura en °K, y
C=2.12×10.sup.9 (°K.).sup.3/2 Vatios/cm.sup.3es una constante física de plasma conocida;
(d) compensar completamente dicha pérdida de bremmstrahlung suministrando energía radiante adicional a dicha masa ionizada para mantener dicha temperatura de dicha masa ionizada a un nivel sustancialmente estable;
donde
(e) el rango de frecuencia de dicha energía radiante adicional se selecciona de modo que sea absorbible por dicha masa ionizada, a saber
(c/4)/r≦ν≦D(rp.sup.2 /T.sup.5/2).sup.1/3,donde r denota el radio de dicha masa ionizada en cm, donde c denota la velocidad de la luz en cm/seg, donde p denota la presión de dicho medio fluido ambiental en atm, donde T denota la temperatura de dicha masa ionizada en °K. , donde ν denota la frecuencia de dicha energía radiante adicional en Hertz, y donde D=2x10 18 es una constante; y
(f) ajustar el nivel de potencia de dicha energía radiante adicional para mantener dicha masa ionizada en un estado sustancialmente estable compensando simplemente las pérdidas de potencia de dicha masa ionizada;
en donde la mejora comprende los siguientes pasos adicionales de:
(k) seleccionar dicha presión de fluido ambiental inicial para que sea mayor que la atmosférica y dejarla constante durante la etapa de calentamiento posterior; y
(l) monitorear dicha temperatura T de dicha masa ionizada; y
(m) disminuir dicho nivel de potencia de dicho suministro de energía radiante para mantener dicha presión sustancialmente constante mientras se permite que aumente dicha temperatura T; mientras simultáneamente
(n) disminuir dicha frecuencia ν de dicho suministro de energía radiante para mantenerla en un rango absorbible por dicha masa ionizada, a saber, el rango citado en el paso (e), lo que requerirá una reducción de dicha frecuencia en proporción inversa a la (5) /6) ª potencia de dicha temperatura durante dicho aumento de temperatura.
4. El método mejorado de la reivindicación 1, en el que la mejora comprende además:
(o) maximizar la temperatura T de la masa inicialmente ionizada seleccionando el radio del punto focal r o de dicha energía fotónica pulsada, el radio del punto focal r de dicho suministro de energía radiante, la presión inicial po de dicho fluido ambiental, y la energía inicial E p de dicha energía fotónica pulsada, en términos de la longitud de onda seleccionada λ p de dicha energía fotónica pulsada y de la longitud de onda seleccionada λ FIR de dicho suministro de energía radiante, como sigue:
r=λ.sub.FIR;r.sub.o =xr;p.sub.o =(2kT.sub.o /3Zζλ.sub.FIR.sup.2)(c/k.sub.2) .sup.2 /x.sup.3;Ep = k3 πro2 /po λp2;donde se utiliza el sistema de unidades MKS; y donde x es la única solución positiva de la ecuación implícita
(1-exp (-k.sub.5 /x.sup.5))k.sub.11 x.sup.8 -k.sub.12 x.sup.3 -(1/3)=0,donde Z denota el número atómico de los iones, de modo que Z=1 para plasmas hidrogenados, donde
k.sub.5 =(k.sub.4 /10T.sub.i.sup.1/2 λ.sub.FIR.sup.5)(2ZN/π).sup.2 (λ.sub.p / c).sup.3,donde k 4 =3.69×10 -2 , donde T i =1.58×10 5 ° K.,
donde
N=(2πλ.sub.FIR /3Z)(c/k.sub.2) 2 ,donde k 2 =8.98, donde k=1.3807×10 -23 , donde k 12 =1,237, donde T o =288.2° K., donde
k.sub.11 =(90Z.sup.2 k.sub.3 λ.sub.FIR.sup.3 /4λ.sub.p.sup.2 (kT.sub.o)sup.2)(k .sub.2 /c) .sup.4,donde k 3 =1.49, donde ζ=10, donde las longitudes de onda están en metros, al igual que los radios, donde la presión está en Pascales, donde la energía está en Joules, y donde la temperatura inicial T es predecible en términos de la temperatura ambiente nominal por _ _
T=T.sub.o /(15(1+Z)x.sup.3).5. El método mejorado de la reivindicación 3, en el que la mejora comprende además:
(o) maximizar la temperatura T de la masa inicialmente ionizada seleccionando el radio del punto focal r o de dicha energía fotónica pulsada, el radio del punto focal r de dicho suministro de energía radiante, la presión inicial po de dicho fluido ambiental, y la energía inicial E p de dicha energía fotónica pulsada, en términos de la longitud de onda seleccionada λ p de dicha energía fotónica pulsada y de la longitud de onda seleccionada λ FIR de dicho suministro de energía radiante, como sigue:
r=λ.sub.FIR;r.sub.o =xr;p.sub.o =(2kT.sub.o /3Zζλ.sub.FIR.sup.2)(c/k.sub.2) .sup.2 /x.sup.3;Ep = k3 πro2 /po λp2;donde se utiliza el sistema de unidades MKS; y donde x es la única solución positiva de la ecuación implícita
(1-exp(-k.sub.5 /x.sup.5))k.sub.11 x.sup.8 -k.sub.12 x.sup.3 -(1/3)=0,donde Z denota el número atómico de los iones, de modo que Z=1 para plasmas hidrogenados, donde
k.sub.5 =(k.sub.4 /10T.sub.i.sup.1/2 λ.sub.FIR.sup.5)(2ZN/π).sup.2 (λ.sub.p / c).sup.3,donde k 4 =3.69×10 -2 , donde T i =1.58×10 5 ° K.,
donde
N=(2πλ.sub.FIR /3Z)(c/k.sub.2) 2 ,donde k 2 =8.98, donde k=1.3807×10 -23 , donde k 12 =1,237, donde T o =288.2° K., donde
k.sub.11 =(90Z.sup.2 k.sub.3 λ.sub.FIR.sup.3 /4λ.sub.p.sup.2 (kT.sub.o)sup.2)(k .sub.2 /c) .sup.4,donde k 3 =1.49, donde ζ=10, donde las longitudes de onda están en metros, al igual que los radios, donde la presión está en Pascales, donde la energía está en Joules, y donde la temperatura inicial T es predecible en términos de la temperatura ambiente nominal por _ _
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