NO871238L - Fremgangsmaate og apparat for aa frembringe en koherent boson-straale. - Google Patents

Description

Foreliggende oppfinnelse angår dannelse av koherente stråler av ladede bosoner for anvendelse som en energikilde for forskjellige formål. En anordning for således å frembringe koherente ladede bosoner vil i det følgende bli betegnet som en "baser".

Virkemåten for mikroskopiske basere (boson-analogien til laser) er blitt beskrevet og ytterligere studert i to-nivås forfallmodus såvel som i den uavhengige flerpartikkelsproduksjonsmodell innenfor et lite volum. Disse fenomener er forklart av C.S. Lam og S.Y. Lo,

Phys. Rev. Lett. 52 1184 (1984). Skjønt de her beskrevne modeller er gyldige når vedkommende volum er av mikroskopisk størrelse, er det på ingen mpte innlysende at modellene kan anvendes for å oppnå en makroskopisk baser, hvilket vil si en baser som er i stand til effektivt å frembringe koherente ladede bosoner i makroskopisk målestokk.

Det er da et formål for foreliggende oppfinnelse å frembringe utstyr som er i stand til å opprette en makroskopisk baser.

I sin bredeste form gjelder oppfinnelsen en makroskopisk baser som omfatter midler for å frembringe osoner i et evakuert område, samt utstyr for å oppnå indusert spredning av disse bosoner med det formål å danne en koherent fokusert boson-stråle.

Nærmere bestemt gjelder oppfinnelsen en baser som

omfatter midler for å frembringe bosoner i et evakuert område, utstyr for å reflektere disse bosoner innenfor det evakuerte område, utstyr for fokusering av bosonstrålen i dette område, samt midler for å gjøre den fokuserte bosonstråle koherent.

I en feretrukket utførelsesform av oppfinnelsen gjøres

den fokuserte boson-stråle koherent ved hjelp av en laserstråle som rettes langs fokuseringslinjen for boson-

stålen.

Alternativt kan bosonstrålen gjøres koherent ved hjelp av en stråle av ladede partikler, slik som protoner eller elektroner, som rettes langs fokuseringslinjen for nevnte ionestråle.

I det tilfelle bosonene er ladede partikler, slik som ioner, kan fokuseringen av bosonstrålene oppnås ved hjelp av magnetisk fokuseringsutstyr, slik som firpolmagneter.

På lignende måte kan utstyret for å reflektere bosonstrålen omfatte slikt utstyr som avbøyningsmagneter anordnet ved hver ytterende av det evakuerte område. Alternativt kan elektrisk speiling anvendes for å oppnå et lignende formål.

Fortrinnsvis er bosonene ladet. En ladet boson er en hvilken som helst atomisk substans hvor B er et like tall og hvor B = Z + N + l (Z: antall protoner, N: antall nøytroner og l : antall elektroner). De ladede bosoner omfatter ladede kjernebosoner hvor & - 0 og Z + N er et jevnt tall, f.eks. deutron-partikler og alfa-partikler (Helium-kjerne), ladede atombosoner hvor 1^ 0, f.eks. negativt ladede hydrogenatomer og negativt ladede heliumatomer, eller molekylære ladede bosoner, slik som negativt ladede hydrogenmolekyler.

Vanligvis foretrekkes det å anvende ladede bosoner, for derved å lette styring og retting av bosonene innenfor og ut fra baseren ved hjelp av magnetiske eller elektrostatiske midler. Anvendelse av ladede bosoner har imidlertid den følge at rettingen eller fokuseringen av bosonstrømmen inne i baseren, eller av den avgitte stråle, ikke kan gjøres så fullstendig tilfredsstillende som ønskelig for visse formål. Dette forholder seg slik på grunn av de coulumb-krefter som foreligger mellom ionene i ione-strømmen eller i baserens utgangsstråle (på grunn av samme ladning av disse ioner), idet ladningskreftene da vil drive ionene bort fra hverandre og danne bevegelses- komponenter vinkelrett på den tilsiktede bevegelses-retning.

Muligheten for avfokusering eller feilretting enten

inne i selve baseren eller i den avgitte stråle, kan i det minste nedsettes ved hjelp av den særegne baserkonstruksjon i henhold til foreliggende oppfinnelse. Det kan da anvendes bosoner med flere forskjellige ladninger.

Utstyret for å frembringe tilsiktet spredning av ionene kan da virke slik at bosonene med minst en av nevnte ladninger bringes til å danne en koherent fokusert bosonstråle.

Ved en viss utførelse bringes bosoner med to forskjellige polaritetsladninger til å bevege seg i baner som i det minste over felles banepartier hovedsakelig faller sammen. Spesielt kan bosoner med to forskjellige ladninger bringes til bevegelse langs lukkede, hovedsakelig sammenfallende baner, slik som i sløyfeformede baner, men i motsatt retninger, idet utstyr er anordnet for i det minste periodisk å rette ionene med nevnte ene ladning utover fra nevnte bevegelsesbaner for å danne den avgitte stråle. Skjønt den avgitte stråle i dette tilfelle omfatter ladede bosoner, er det som sirkuleres inne i selve baseren faktisk en sammensatt partikkelstrøm dannet av to strømkomponenter av innbyrdes motsatt ladede bosoner, således at bosonenes mulighet til å avvike fra de ønskede bevegelsesbaner i baseren er redusert. Bosonene med en første av nevnte ladninger kan hensiktsmessig omfatte deutroner, mens ionene med en annen av nevnte ladninger kan omfatte utelukkende negativt ladede deuteriumioner. I praksis kan den avgitte stråle omfatte bosoner med en utvalgt ladning av hvilken som helst av nevnte to ladningstyper.

Ved en annen utførelsesform av den makroskopiske baser i henhold til foreliggende oppfinnelse, beveges bosoner med to motsatte ladninger i lukke baner som bare hovedsakelig sammenfaller innenfor de tidligere nevnte respektive bane partier. Bevegelsesbane kan f.eks. foreligge i form av langstrakte sløyfer med motsatte rettede, innbyrdes parallelle første og annet langstrakt baneparti, som ved de motsatte ytterender av sløyfene er sammenføyet ved hjelp av sløyfenes endepartier. Disse sløyfebaner kan være anbragt side ved side, således at de partier av de tilsvarende baner som hovedsakelig faller sammen omfatter vedkommende to langstrakte banepartier av hver sløyfe. I dette tilfelle kan motsatt ladede bosoner bringes til sirkulerende bevegelse rundt hver sløyfe, men i innbyrdes motsatt retning, således at bosonene innenfor de hovedsakelig sammenfallende banepartier av hver bevegelsesbane beveger seg side ved side eller sammenblandet i samme retning. Bosonene med de to forskjellige ladninger kan da bringes inn i bevegelsesbanene for hver ladning på steder i nærheten av den ene ende av vedkommende langstrakte sløyfer for innføring i de hovedsakelig sammenfallende banepartier ved den ene ende av disse, mens den stråle som rettes ut fra baseren bringes til å avgis fra et sted mellom de to langstrakte sløyfer ved motsatt ende av de hovedsakelig sammenfallende banepartier. I dette tilfelle vil den sammensatte strøm av bosoner som passerer langs de felles partier av de to sløyfer omfatte en blanding av bosoner med de to forskjellige ladninger, og den resulterende utgangsstråle vil også omfatte en blanding av disse. Utstyret for å frembringe tilsiktet spredning kan da omfatte midler for innføring av en koherent lysstråle, fotoner eller andre partikler inn i bosonstrømmene på passende steder rundt nevnte bevegelsesbaner. Som tidligere kan bosonene med en første av nevnte ladninger omfatte deutroner, mens bosonene med en annen av nevnte ladninger kan omfatte enkeltstående negativt ladede deuteriumioner.

Ved en annen utførelse bringes et antall, slik som f.eks. fire, bosonstrømmer til bevegelse i forskjellige lukkede baner innenfor baseren, idet disse baner er anordnet i en rekke som strekker seg i to retninger i planet på tvers av den tilsiktede retning av den avgitte bosonstråle. I en viss utførelse hvor fire sådanne bosonstrømmer opprettes, bringes strømmene til bevegelse langs hver sin langstrakte lukkede bevegelsesbane med bosoner av avvekslende den ene og den annen ladning langs rekken av bevegelsesbaner. Nabobaner kan da ha felles partier som strekker seg i en lengderetning av baseren, således at bosoner med to forskjellige ladninger beveges langs disse banepartier.

I et sådant tilfelle kan det foreligge fire sådanne felles banepartier som fortrinnsvis er anordnet i et rektangulært mønster sett i tverrsnitt. Ved to motsatte ender av disse baner innenfor mønsteret, innføres bosoner av den ene ladningspolaritet og bosoner av den annen ladningspolaritet henhv. på steder nær hver sin ende av banene. Nær de motsatte ender av bevegelsesbanene og ved en tilsvarende ende av baseren avgis da to stråler av ladede bosoner fra baseren. Ved de øvrige to motstående banepartier innføres ved nevnte ene ender av banene koherente lysstråler eller andre partikler som kan frembringe tilsiktet spredning, for derved å meddele koherens til de avgitte stråler.

Flere foretrukkede utførelser av foreliggende oppfinnelse vil nå bli beskrevet under henvisning til de vedføyde tegninger, hvorpå: Figurene 1 til 8 viser skjematisk forskjellige baser-utførelser, idet figurene 1 til 7 viser oppriss av forskjellige basere og figur 8 viser et snitt gjennom den angitte baserkonstruksjon i fig. 7.

Før de nå foretrukkede utførelser av systemer i henhold til oppfinnelsen, vil det være hensiktsmessig å gjøre rede for teorien bak den virksomme mekanisme som oppnås ved hver av de foretrukkede basersystemer. Under den følgende forklaring vil bruk av en laser for å få en ionestråle til å bli koherent bli beskrevet skjønt det bør forstås at hvilken som helst av de alternative mekanismer som er generelt omtalt ovenfor kan anvendes for å oppnå en lignende virkning.

Det skal først betraktes en bosonstråle som betegnes med

a og vandrer innenfor en lukket bane i et rør med dimensjoner 1 m x 1 cm 2. På grunn av den særegne normalisering av bølge-funksjonene, vil kvantiserings-kravene tillate 10^avgrensede tilstander av bevegelsesmengde med en spredning på leV/c i alle retninger. På tilfeldig basis vil det da i praksis neppe finnes to bosoner som har samme tilstand av bevegelsesmengde ved en vanlig partikkelstråle av omfang n~10 med en bevegelsesmengde-spredning på noen få KeV/c. Det er imidlertid mulig å gi a - strålen en mild spredning ved hjelp av et annet partikkelsett, som betegnes med y , således at a-bosonene i strålen vil gruppere seg sammen til samme bevegelsesmengde-tilstand etter flere spredninger på grunn av bosonenes art i a-strålen.

La oss nå anta at den fenomenologiske Hamilton-densitet for elastisk spredning mellom bosonene a og partiklene y er gitt ved ligningen:

hvor ø(x) og A(x) er kvante-feltet for henhv. a og y,

og g er den fenomenologiske dimensjonsløse koblings-konstant. Spinnet utgjør en unødvendig komplikasjon og

te

vil bli neglisjert. Ved bruk av N ordens-perturbasjons-teori, hvor overgangs-takten er gitt ved

er det mulig å utlede formler for forskjellig slags elastiske spredninger.

Den enkleste type elastiske spredning er mellom to partikler a(p) +Y(k) ■* a(p') +Y(k') med bevegelsesmengder som påført. Dens sannsynlighet P^, overgangstakt og tverrsnitt er gitt ved:

hvor V er normaliseringsvolumet, T tidsperioden for

* partikkel-vandring rundt et lukket rør, v rel, er den relative hastighet mellom a og Y-E =p +k er den totale energi og k', p , kQer alle fastlagt i midten av masse-rammen.

Ved elastisk spredning av to partikler hvor det i bakgrunnen foreligger en gruppe av a-bosoner i bevegelses-mengde-tilstand (p'), vil den bli lagt til å spredes inn i samme slutt-tilstand som n a:

Overgangstakten Wner gitt ved utnyttelse av ligning (2) til å være: hvor:

Denne formel har en enkel fysisk tolkning. Faktoren

(n + 1) skriver seg fra uslettelse-operatoren for a-bosonen i den endelige tilstand < n I aa = < n+1! Vfn+l,

og ry -faktoren skriver seg fra det forhold at p'-bevegelsestilstanden bare er en av mange mulige tilgjengelige bevegelsesmengdetilstander, nemlig:

*\ = l/(Samtlige tilgjengelige bevegelsesmengde-tilstander) . Antall tilgjengelige tilstander er da:

ved utnyttelse av det forhold at V=A(strålens tverrsnitt)

x 1 (lengden av røret), l=v (= hastigheten av a-strålen x T (sirkulasjonsperioden for a-strålen) , og AE~2 tt /T ut i fra usikkerhets-prinsippet.

Takt-lignenden for veksten av den n koherente a-boson

i tilstand p' frembragt ved spredning ved hjelp av en stråle på n Y-partikler er:

Y

hvori ni er antallet a-partikler i strålen som det er kinematisk mulig å bringe til spredning inn i en bestemt endelig tilstand p' ved hjelp av partiklen y med opprinnelig

bevegelsesmengde k. Det første ledd nw^er den tapstakt hvorved n koherente a-partikler bringes til spredning ved hjelp av n y -partikler til å anta forskjellige bevegelsesmengde-tilstander i sine slutt-tilstander. Det annet ledd angir økningen av koherente a-bosoner på grunn av spredningen av y -partiklene med a-strålen. Kombinasjonen av ligningene (5) og (8) frembringer den kritiske tilstand for opptreden av makroskopiske laser-fenomener til å være:

Den vekstkonstant Å som bestemmer baserstrålens vekst er bestemt ved: i tilfelle intet annet tap forekommer er A gitt ved:

For å erkjenne det reelle innhold i ligningene (9) og (11) kan det være nyttig å betrakte et spesielt tilfelle, nemlig spredningen av a-partikler (= kjernen av He-atomet) under påvirkning av fotoner (y) fra en laser.

Det antas at en a-stråle med kinetisk energi K og bevegelsesmengde p samt en spredning av bevegelsesmengden med A gausisk form sentrert omkring en viss sentral bevegelsesmengde pQ:

Kinematisk kan bare en liten andel ( N/M) av a-strålen spredes av fotoner med energi kQtil en fastlagt endelig bevegelsesmengde p' gitt ved:

og i betraktning av: hvor N er det totale antall a-partikler i strålen, blir den kritiske tilstand: Tabell 1 inneholder verdier for r) og N ved stråler med kinetiske energien K = 1 keV, 10 keV, 100 keV med stråletverrsnitt på A = 1 cm 2 og 1 mm 2. Bevegelsesmengden spredning A/p antas å være 0, 1%, og fotonenes energi er kQ= leV. Verdiområdene for de forskjellige parametre som er vist i tabell 1 ligger helt innenfor grensene av nåværende teknologi. For å beregne vekstkonstanten kreves tverrsnittsverdien av lavenergifoton/a-spredning som er 2 2 -32 2 o = 8 n a /e mou, = 1,3 x 10 cm . Noen typiske verdier er gitt i følgende tabell:

Et mindre stråleomfang har således enorme fordeler fremfor en større stråle, da ^ocl/A 2.

Ved bruk av en laser for å bringe «e-strålen til å

bli koherent har en nyttig virkning, da laser-strålen i seg selv består av koherente fotoner. Det antas at nT og n er antall koherente fotoner og a -partikler med bevegelsesmengde k og p og n > n. Overgangstakten for deres elastiske spredning, nemlig:

hvor , p\ er bevegelsesmengder for fotonene og a-artiklene i de endelige tilstander som ikke nødvendigvis er koherente, er da: te Dette resultat følger strengt fra anvendelse av n ordens-perturbasjons-teori fra ligning (2), men det har en enkel forklaring. Alltid når n koherente bosoner samvirker, er det lett å oppnå ni i uttrykket for overgangstakten, på grunn av den egenskap av bosonenes utslettelsesoperator som kan uttrykkes ved: De opprinnelige n fotoner i spredningen i et uttrykk n (n^ -1) ... (n^ -n+1), da bare (n -n) opprinnelige fotoner tar del i den gjensidige påvirkning. Faktoren (n ) 2i telleren skriver seg fra n a-partikler i den opprinnelige tilstand og den endelige tilstand. Den siste multiplikasjonsfaktor skriver seg fra en summering av alle endelige tilstander som enten kan være koherente eller ikke-koherente. Selv når n (y) og n(a) i den endelige tilstand er koherente med samme bevegelsesmomenter k'^ = k', p\ = p,' er det ytterst usannsynlig at de er det samme som de opprinnelige bevegelsesmomenter. Den ovenfor angitte overgangsart representerer således et tap av den koherente stråle. På grunn av at overgangs--29 sannsynligheten p^ligger (vre^/v) {( f/ A)~10 er ytterst liten, er den ubetydelig i begynnelsen. Den blir bare av betydning når n vokser til størrelsesorden 10 .

Når tallet n vokser for den koherente stråle, foreligger imidlertid et ytterligere gunstig forhold som har en tendens til økning av den koherente stråle. Helt ulik laseren, hvor det bare foreligger en eneste bevegelsesmengde-verdi i dens stråle, kan den koherente stråle som oppnås fra indusert elastisk spredning vokse omkring forskjellige bevegelsesmengde-tilstander. Under forutsetning at det foreligger n^(p1) a-partikler med bevegelsesmengde p^ og n2(p2)0-partikler med bevegelsesmengde p2, induseres elastiske spredninger av følgende art:

De opprinnelige n^ a-partikler og (n^-n^) (k) fotoner forandrer ikke bevegelsesmengde. De opptrer som betraktere, bortsett fra at nærværet av n2(p,,) a-partikler tjener til å påvirke de n^(p^) a-partikler til å spredes til bevegelsesmengdetilstand p2. Overgangstakten er gitt ved:

Forholdet W /W er:

c o

som vil bli større enn 1 når n^~ n2 » 10. Den induserte elastiske spredning fremmer således i høy grad veksten av en koherent stråle i et hvert tilfelle dette tillates kinematisk. Dette fenomen kan kalles blokk-omkobling (14) .

Hvis ligning (18) omskrives uttrykt ved overgangssannsynligheten for prosessen (17) vil den anta følgende form:

Overgangssannsynligheten vokser raskt med n^, men på grunn av enhetlighet kan den ikke overskride verdien 1. Grensen nås når n~6 x 10<8>for verdien P-~10<-29>

r\ ~ 10 -5 . Det er klart at når denne grense nå.s, vil N-te ordens-perturbasjons-teori bli utilstrekkelig. Det er da nødvendig å behandle spredningsprosesser av enhver orden.

Tilgjengeligheten av makroskopiske basere har mange praktiske følger. Ved sammenligning med laser kan man umiddelbart observere at baseren kan opprettes av ladede bosoner som da kan aksellereres til meget høyere energier, MeV, GeV, TeV etc. ved hjelp normale mekanismer. Til forskjell fra fotoner er ladede bosoner normalt partikler med sterk gjensidig påvirkning. Likesom lasere bidrar til studium av ikke-lineære prosesser og sjeldne prosesser på atom- og molekyl-nivå, kan basere anvendes til å frembringe og studere ikke-lineære virkninger, eksotiske tilstander, eksotiske sprednings- og produksjons-prosesser etc. på nukleært- og hadronisk nivå.

Det skal nå henvises til fig. 1 til 4 på tegningene, hvor det er skjematisk vist forskjellige utførelser av oppfinnelsen.

Av fig. 1 på tegningene vil det da fremgå at det viste system omfatter et vakuum-rør 1 (alternativt kan apparatet som helhet være anordnet i et vakuum-kammer), en ionekilde 2 for å frembringe en stråle av deutroner d inne i vakuumrøret, et par avbøyningsmagneter 3 og 4 som bringer deutronstrålen d til refleksjon inne i vakuum-kammeret 1( et par firpolmagneter 5 og 6 som frembringer fokusering av deutronstrålen d samt en laser 7 anordnet for å sende en laserstråle inn i vakuumrøret 1 gjennom et gjennomsiktig hull i vakuumrøret i flukt med den fokuserte deutronstråle d av firpolmagnetene 5 og 6, idet laseren 7 omfatter et reflekterende speil eller en prisme 8 anordnet for å reflektere laserstrålen på hensiktsmessig måte. Som forklart i den teoretiske beskrivelse ovenfor, har laserstrålen som virkning at den gjør deutronstrålen d koherent. En avspark-mekanisme 9 er anordnet for å tillate den koherente deutronstråle å slippe ut fra anordningen, og i den foreliggende utførelse kan denne mekanisme 9 anta form av utstyr som nøytraliserer avbøyningsmagnetens magnetiske felt i den viste posisjon. Alternativt kan det være anordnet en elektrisk fraspark-mekanisme.

I det tilfelle en monokromatisk deutronstråle er påkrevet, kan firpolmagnetene slås av. Driften av den ovenfor beskrevne laserinduserte deutron-baser (d-baser) kan enten være i kontinuerlig modus eller i pulsmodus. En anvendelse av d-baseren ligger i termonukleær fusjon.

I den ovenfor angitte utførelse kan ionekilden 2 omfatte en 1 til 100 keV deutron-alfa-partikkelkilde (eller annen ionekilde) slik som fremstilt av Ortec Inc. i Oakridge, Tennesse , USA.

Avbøyningsmagnetene 3 og 4 bør være egnet for å vende partikler med bevegelsesmengde i MeV/C-området 180°. Likeledes bør firpolmagnetene 5 og 6 være i stand til å fokusere partikler med samme bevegelsesmengde. Passende magneter fremstilles av Nuclear Accessories Co. Ltd. i Auckland, New Zwaland.

Laseren 7 kan være en 20 watts eller mer karbondioksydlaser fremstilt av California Laser Corporation i San Marco, California, USA.

Avspark-mekanismen 9 kan være en avbøyningsmagnet av den type som det er henvist til ovenfor.

Den utførelse som er angitt i fig. 2 på tegningene utgjør en anordning av lignende konstruksjon som den viste utførelse i fig. 1, og tilsvarende henvisningstall anvendes følgelig for å angi tilsvarende komponenter. I denne utførelse er en ytterligere ionekilde 12 anbragt i posisjon for å sende ut en strøm av protoner t, som fokuseres ved hjelp av firpolmagneter 15 og 16, anbragt slik at proton-strålen p bringes i flukt med deutronstrålen d. Funksjonsmekanismen er forøvrig lik den som er beskrevet

i forbindelse med figur 1 på tegningene. Da protonene frembringer en kraftigere gjensidig påvirkning enn de utsende fotoner fra laseren i den tidligere utførelse,

kan imidlertid reaksjonstakten være meget høyere enn ved den tidligere omtalte utførelse. En forsterkning på 10 av reaksjonstakten kan forventes.

Det skal nå henvises til fig. 3 på tegningene hvor det er angitt en utførelse av lignende art som utførelsen i fig. 1 på tegningene, med den unntagelse at en ytterligere ionekilde 22 er anordnet for å sende ut en elektronstråle e som fokuseres ved hjelp av firpolmagnetene 25 og 26 og reflekteres til å falle sammen med deutronstrålen d ved hjelp av avbøyningsmagnetene 23 og 24. I denne utførelse utnyttes en elektronstråle for å gjøre deutronstrålen koherent, og dette har den fordel at strålens negative ladning bidrar til å nedsette elektrostatiske energiproblemer. Da massen av elektronene i elektronstrålen e er betraktelig mindre enn deutronenes masse, behøves bare en meget svakere avbøyningsmagnet for korrekt posisjonsinnstilling av elektronstrålen.

Det skal nå henvises til fig. 4 på tegningene, hvor en elektrisk speilings-mekanisme anvendes for å oppnå det samme som ved avbøyningsmagnetene 3 og 4 i de tidligere omtalte utførelser. I denne utførelse er deutronstrålen d innrettet i flukt med aksen av vakuumrøret 30 ved hjelp av en avbøyningsmagnet 10. Et par elektrisk ledende plater 31 og 32 er anordnet i hver ende av vakuumrøret og holdes på en spenning V = 2V^(ionekildens energi = qV^). En laser 7 avgir en fotonstråle gjennom et gjennomsiktig punkt i midten av platen 32 og et bevegelig speil 33 er anbragt for å dekke en åpning 34 i platen 31 ved den annen ende av røret 30. Så snart en koherent stråle av deutroner d er fremstilt, fjernes det bevegelige speil for å tillate den koherente stråle å sendes ut. En firpol-magnet (ikke vist) kan være anordnet på utsiden av vakuum-røret 30, hvis fokusering av ionestrålen er påkrevet. Dette arrangement er å foretrekke ved fremstilling av en koherent deutronstråle med lav energi.

Visse anvendelser av de ovenfor angitte utførelser er

de følgende :

1. Termonukleær fusjon hvor den koherente deutronstråle rettes mot en deuterium- eller trinium-skive etter aksellerasjon til de påkrevede nivå ved vanlige metoder. Denne fremgangsmåte ligner den implosjonsmetode som utnytter lasere, bortsett fra det forhold at innsetning av en d-baser gjør utstyret mange manger kraftigere. 2. Som ionekilde for akselleratorer. Fordelen ved baseren i dette tilfelle er at den har nøyaktig fastlagt bevegelsesmengde, samt forenkling av vedkommende høy-energi-aksellerator på grunn av strålens koherens. 3. Som ionekilde for en mikrosonde eller en nukleær analogi til et mikroskop. 4. Fremstilling av kjerne-holografer, atom-holografer eller molekyl-holografer. Prinsippet er lik anvendelse av

laser for å fremstille holografer.

Koherente stråler av nøytrale partikler kan oppnås ved å anbringe et passende material fremfor den koherente ladede boson-stråle. F.eks.:

Figur 5 viser et vakuum-kammer 1 av langstrakt sløyfe-lignende form og som omfatter et par parallelle rør 56, 58 som er sammenkoblet ved det ene par av tilstøtende ender av rørene ved hjelp av et kromt rørstykke 62, samt ved det annet par tilstøtende rørender ved hjelp av et ytterligere kromt rørstykke 60. En ionekilde 2, som i drift frembringer deutroner, er anbragt ved den ene ende av baseren, nærmere bestemt ved den ytterende av røret 58 befinner seg inntil rørstykket 62, samt er anordnet for å sende inn en strøm av deutroner i røret 58 ved vedkommende rørende for vandring inn i kammeret 1, for der å gjennom-løpe en sløyfelignende bane 70 som strekker seg langs røret 58, derpå rundt endepartiet 60 og gjennom røret 56 samt endelig rundt endestykket 2 og tilbake til røret 58 således at deutronene i drift kontinuerlig sirkulerer rundt banen 70.

Føringen av deutronene rundt endepartiene 60, 62 finner sted ved hjelp av avbøyningsmagneter 3 og 4, mens fokuseringsorganer i form av to firpolmagneter 5 og 6 er anordnet i røret 56 for det formål å opprettholde deutronstrømmen innenfor en fokusert strømningsbane.

En annen ionekilde 5 2 er utført for å frembringe deuterium-ioner som alle er negativt ladet. Denne ionekilde er plassert ved samme ende av baseren som kilden 2, men plassert slik at den avgir de tidligere nevnte deuterium-ioner inn i røret 56 ved den rørende som vender mot endestykket 62, således at ionene i kammeret 1 vandrer i lukket sløyfe slik som den viste forplantningsbane 72, som strekker seg langs røret 56, rundt endestykket 60 og derpå langs røret 58, for over endepartiet 62 og vende tilbake til røret 56. Denne forplantningsbane 72 faller stort sett sammen med banen 70, men det vil observeres at deuteriumionene vandrer rundt kammeret 1 ig urviserens retning, mens deutronene vandrer i motsatt retning av urviseren.

En laser 7 som frembringer koherent lys er anbragt ved

den ende av baseren som vender mot endestykket 60 av kammeret 1 og er anordnet for å sende koherent lys inn i røret 56 ved den rørende som går over i endestykket 60 og for å forplantes langs røret 56. Et speil eller prisme 8 er anbragt ved den motsatte ende av røret 56 for å reflektere vedkommende koherente lys tilbake mot den ende av røret 56 som vender mot endestykket 60.

En fraspark-innretning 9 er anordnet ved den ende av røret 58 som vender mot endestykket 60 av kammeret 1. Denne sørger for, f.eks. ved utkobling av avbøyningsmagneten 3,

å bringe deutronene som vandrer i forplantningsbanen 70 langs røret 58 og slynges ut fra vakuumkammeret 1 ved den ende av røret 58 som vender mot endestykket 60, i stedet for å rettes rundt dette endeparti 60. Fraspark-innretningen kan f.eks. omfatte utstyr for øyeblikkelig eller på annen måte utkobling av avbøyningsmagneten 3.

En stråle 74 av deutroner bringes således til å strømme ut fra baseren gjennom frasparkinnretningen 9.

Lyset fra laseren 7 frembringer indusert spredning i de deutroner og deuteriumioner som vandrer langs forplantningsbanene 70 og 72, hvilket vil ha en tendens til å bringe disse partikkelstrømmer inn i koherent tilstand, således at den avgitte deutronstråle 74 utgjøres av en koherent stråle av deutroner.

Skjønt strålen 74 i det beskrevne arrangement er elektrisk ladet (positiv ladning) i kraft av den foreliggende positive ladning av de deutroner som danner strålen, vil den totale ladning av de samtidig foreliggende strømmer av henhv. deutroner og deuterium-ioner som strømmer langs de hovedsakelig sammenfallende forplantningsbaner 70 og 72 være 0, idet deutronenes positive ladning oppheves av den negative ladning av deuterium-ionene, således at de sammensatte partikkelstrømmer som omfatter begge partikkel-typer og forplantes rundt banene 70 og 72 faktisk er elektrisk nøytral. Av denne grunn er det betraktelig mindre sjanse for at deutronene vil utsettes for bevegelses-komponenter vinkelrett på forplantningsbanene 70, 72 under påvirkning av ladningskrefter. Strømmenes tendens til å defokuseres inne i kammeret 1 er da nedsatt og koherens fremmes.

Skjønt deutronene i henhold til figur 5 ved hjelp av fraspark-innretningen 9 bringes til å danne den stråle 74 som avgis fra baseren, er det fullt mulig å anordne det hele slik at det er deuterium-ionene som avgis, således at det frembringes en koherent stråle av deuterium-ioner. Dette kan ganske enkelt oppnås ved å bytte om plasseringene av laseren 7 og fraspark-mekanismen 9.

Ytterligere fokuseringsutstyr, slik som firpolmagnetene

5 og 6, kan naturligvis være anordnet inne i kammeret 1

for lettere å opprettholde fokuseringen av partikkel-strømmene av deutroner og deuteriumioner, idet dette utstyr kan være anordnet i røret 58 på lignende måte som arrangementet av firpolmagneter 5 og 6 i røret 56.

I figur 6 omfatter vakuumkammeret 1 tre parallelle rør 80, 82 og 84, side ved side. Rørene 80 og 82 er sammenkoblet ved det ene par av tilstøtende ytterender ved hjelp av et endeparti 85 av kammeret 1, mens det annet par av tilstøtende ytterender er sammenkoblet ved hjelp av et endeparti 86 av kammeret 1. På lignende måte er rørene 82 og 84 sammenkoblet ved dets ene par av sine tilstøtende ytterender ved hjelp av et endeparti 88 av kammeret 1, mens de andre ytterender av disse rør er sammenkoblet over et endeparti 9 0 av kammeret 1. Med dette arrangement innføres deuterium-ioner som er ensartet negativt ladet, samt deutroner ved partikkelstrømmer side ved side inn i røret 82 ved den ene ende av kammeret 1, og særlig da den ytterende av kammeret som vender mot endepartiene 85 og 88, samt bringes til å føres rundt de respektive forplantningsbaner 98 og 100 i kammeret 1 ved utnyttelse av avbøyningsmagneter og firpolmagneter, på lignende måte som beskrevet under henvisning til fig. 1. Nærmere bestemt er den forplantningsbane som deuterium-ionene beveger seg langs av langstrakt, lukket sløyfelignende form som strekker seg nedover røret 82 fra ionenes innføringspunkt i dette rør og deretter gjennom endepartiet 86, langs røret 80 og rundt endepartiet 85 samt tilbake til røret 82. På den annen side er den forplantningsbane som deutronene beveger seg langs likeledes av langstrakt sløyfeform som strekker seg nedover røret 82 og videre rundt endepartiet 90 av kammeret 1, samt gjennom røret 84 og derfra rundt endepartiet 88 av kammeret 1 og tilbake til fornyet innføring i røret 82.

For å frembringe indusert spredning i de deuterium-ioner og deutroner som beveger seg langs forplantningsbanene 98 og 100, rettes fotoner i koherente lysstråler 87, 89 inn i rørene 80 og 84 på steder som er angitt i fig. 6, nemlig ved de ytterender av rørene 80, 84 som ligger inntil partiene 85 og 88 av kammeret 1. Disse lysstråler 87, 89 kan være frembragt av lasere og reflektert av speil eller prisme, slik som tidligere beskrevet. Deutroner og deuterium-ioner som beveger seg langs røret 82 blir rettet i en stråle utover fra baseren fra den ytterende av røret 82 som vender mot partiene 86, 90 av kammeret 1. Dette kan atter oppnås ved bruk av en fraspark-mekanisme av samme

art som den tidligere beskrevne fraspark-innretning 9.

Den avgitte stråle 102 omfatter i dette tilfelle en blanding av deuterium-ioner og deutroner.

Det angitte arrangement i fig. 6 har den fordel at den stråle som frembringes av baseren er en koherent stråle med nøytrale elektriske egenskaper, idet den består av sammenblandede, motsatt ladede deuterium-ioner og deutroner. Over vesentlige deler av bevegelsesbanene for deuterium-ionene og deutronene inne i kammeret 1, nemlig over de banepartier som forløper gjennom røret 82, er videre den sammensatte strøm av deutroner og deuterium-ioner av nøytral totalladning.

I det angitte arrangement i fig. 7 og 8, omfatter vakuum-kammeret 1 fire parallelle rør 120, 122, 124, 126 som strekker seg i kammerets lengderetning samt er anordnet i en gruppe anordnet rektangulært over tverrsnittet av kammeret 1, slik det særlig er vist i fig. 8. I fig. 7 er imidlertid rørene vist anordnet side ved side for oversiktens skyld. Ved første og andre par av tilstøtende ender er rørene 26, 20 sammenkoblet over respektive endepartier 130, 132. Ved første og andre par av tilstøtende ytterender er rørene 120, 122 videre sammenføyet ved hjelp av endepartier, henhv. 134 og 136. Ved første og andre par av tilstøtende endepartier er rørene 122, 124 sammenkoblet ved hjelp av endepartier henhv. 138 og 140. Ved første og andre par av tilstøtende ytterender er

videre rørene 124 og 126 sammenkoblet ved hjelp av forskjellige endepartier, henhv. 142 og 144, av kammeret 1. Rørene 120, 126 med endepartiene 130, 132 danner da et første langstrakt, søyfelignende kammerparti, mens rørene 120, 122 sammen med endepartiene 134, 136 danner et annet langstrakt, sløyfelignende kammerparti, og rørene 122 og 124 sammen med endepartiene 138, 140 utgjør et tredje langstrakt, sløyfelignende kammerparti, samt rørene 124 og 126 sammen med endepartiene 142 og 144 danner et fjerde langstrakt, sløyfelignende kammerparti. Det

fjerde og første kammerparti er felles over lengdeutstrekningen av røret 126, mens første og annet kammerparti er felles over lengdeutstrekningen av røret 126, det annet og tredje kammerparti har som felles avsnitt lengdeutstrekningen av røret 122 samt tredje og fjerde kammerparti har røret 124 felles.

Ved den ene ende av den viste baser i fig. 7 innføres enkeltvis ladede deuterium-ioner og deutroner i kammeret 1. På den annen side rettes deuterium-ioner og deutroner inn

i røret 120 ved den ytterende av dette rør som er vendt mot endepartiene 130 og 134 av kammeret. Videre rettes ytterligere deuterium-ioner og deutroner inn i røret 124 ved den ytterende av dette rør som er vendt mot endepartiene 138 og 142 av kammeret 1. De deuterium-ioner som innføres i røret 120 vandrer langs røret 120 og videre rundt endepartiet 132 og røret 126, samt derfra gjennom endepartiet 130 av kammeret 1 for bevegelse gjennom det ovenfor nevnte første kammerparti i den viste lukkede og langstrakte sløyfelignende bane 145. På lignende måte vandrer de deutroner som føres inn i røret 120 langs et rør 120 og videre rundt endepartiet 136 samt langs røret 122 og gjennom endepartiet 134 tilbake inn i røret 120 langs den viste, lukkede og langstrakte sløyfelignende bane 146, innenfor det annet av de tidligere nevnte kammerpartier.

De deuterium-ioner som innføres i røret 124 beveger seg langs dette rør og videre rundt endepartiet 140, gjennom røret 122, samt rundt endepartiet 138 for derfra å rettes tilbake til røret 124, således at bevegelsen finner sted langs den lukkede, langstrakte sløyfelignende bane 148

som er vist, innenfor det tredje av de ovenfor nevnte kammerpartier. De deutroner som innføres i røret 124 beveger seg langs dette rør 124 samt rundt endepartiet

144 av kammeret 1, og videre langs røret 126 samt rundt endepartiet 142 for å rettes tilbake inn i røret 124 og derved oppnå bevegelse langs den viste, lukkede og langstrakte sløyfelignende bane 150, innenfor det tidligere nevnte fjerde parti av kammeret 1.

Retningsinnstillingen av deuterium-ionene og deutronene langs disse baner samt enhver nødvendig fokusering oppnås ved anvendelse av avbøyningsmagneter og firpolmagneter som tidligere nevnt i forbindelse med utførelsene i fig.

1 og 2.

Koherent lys angitt ved henvisningstallene 160, 162 rettes inn i rørene 126 og 122 på sådan måte at det frembringes indusert spredning av deutroner som beveger seg langs banen 150, samt av deuterium-ioner som beveger seg langs banen 148, samt også av de deutroner som beveger seg langs banen 146 og de deuterium-ioner som beveger seg langs banen 145. Hvis så ønskes kan reflektorer som de tidligere beskrevne speil eller prismer 8 være anordnet ved den ende av rørene 126 og 122 som ligger lengst bort fra innføringspunktene for lyset, for derved å reflektere lyset tilbake mot vedkommende innføringspunkt. Som tidligere kan det koherent lys være frembragt ved hjelp av lasere.

Ved anvendelse av hensiktsmessig avbøyningshindrende fraspark-innretninger, slik som den tidligere beskrevne innretning 9, kan koherente stråler som hver består av sammenblandede deuterium-ioner og deutroner bringes til å avgis fra apparatet ved ytterendene av rørene 120 og 124, hvilket er de motsatte ender av disse rør i forhold til de rørender hvor deutroner og deuterium-ioner ble innført.

Det viste arrangement i fig. 7 og 8 har den fordel at

det frembringes koherente ionestråler som hver har nøytral totalladning i kraft av hensiktsmessig blanding av ioner av forskjellig polaritet, samtidig som de strømmer av deutroner og deuterium-ioner som beveger seg langs banene 150, 148, 146 og 145 nesten over hele sin lengde-utstrekning er innbyrdes sammenblandet og således har nøytral totalladning.

Det angitte arrangement i fig. 7 og 8 kan naturligvis utvides til å omfatte et antall bevegelsesbaner som er

større enn de viste fire bevegelsesbaner, nemlig 145,

146, 148 og 150. Det kan f.eks. anordnes en rør-gruppe som sett i tverrsnitt omfatter åtte, tolv, seksten eller flere sådanne baner.

Skjønt vakuum-kammeret 1 i de beskrevne arrangementer utgjøres av rør som er sammenkoblet over endepartier for å danne sløyfelignende kammerpartier, er det ikke vesentlig at dette er tilfelle. Særlig kan vakuum-kammeret 1 i ethvert tilfelle ganske enkelt utgjøres av et kammer som omgir, som en gruppe, samtlige bevegelsesbaner for partikler inne i baseren.

Skjønt baseren i de beskrevne utførelser i fig. 5 til 8

er beskrevet å arbeide med ionestrømmer som utgjøres av deuterium-ioner og deutroner, kan også andre ladede partikler anvendes, slik som tidligere beskrevet.

Oppfinnelsen kan også utnyttes til å danne en fusjonsreaktor innrettet for å utløse energi ved hjelp av følgende prosess:

hvilket vil si en prosess som omfatter fusjon av to deuterium-kjerner (deutroner) til dannelse av en helium-kjerne og en nøytron.

Den ene av de to deutroner kan frembringes fra en deuterium-forbindelse, slik som deuteriumoksyd (D20),

som kan foreligge i pellet-form, mens det annet kan frembringes av baseren i henhold til foreliggende oppfinnelse. Ved denne prosess utsettes da deuterium-oksydet for en eller flere stråler av koherente deutroner frembragt av en eller flere basere i henhold til oppfinnelsen.

Strålene kan således påføres fra forskjellige innbyrdes avvikende retninger slik som ved en tredimensjonal gruppe rettet mot pelleter av deutronholdig material, idet disse pelleter tilføres etter hverandre, f.eks. kontinuerlig, til et reaksjonsområde.

Sammenlignet med nukleære fusjonsprosesser som omfatter retting av koherente foton-stråler mot et deutronholdig material, slik som ved den velkjente implosjonsmetode, for fremstilling av nukleær fusjonsenergi, har den koherente deutronstråle fra en baser i henhold til foreliggende oppfinnelse to klare fordeler. For det første har hver deutronartikkel i den koherente deutronstråle enrgier i området 1 til 10 2 keV, hvilket er 10<3>til 10^ ganger energien av fotoner frembragt i en laser. For det andre reagerer den koherente deutronstråle selv direkte med deutron-pelleten, og kan derfor frembringe nukleær fusjon mer effektivt og uten forsinkelse.

Omfanget av sådan nukleær fusjonsreaktor kan da gjøres mindre, således at anordningen eventuelt kan gjøres bærbar.

Den nukleære fusjonsprosess i henhold til oppfinnelsen kan også utføres ved fusjon av andre koherente kjerne-partikler enn deuteriumkjerner. Prosessen kan således omfatte blandinger av deuterium- og tritium-kjerner.

De beskrevne arrangementer er fremholdt bare for å forklare oppfinnelsen og mange modifikasjoner kan utføres uten å avvike fra oppfinnelsens grunnleggende prinsipp og omfang, slik som fastlagt ved de etterfølgende patentkrav.

Claims (70)

1. En makroskopisk baser som omfatter utstyrt for å frembringe bosoner i et evakuert område, samt utstyr for å utføre indusert spredning av nevnte bosoner med det formål å frembringe en koherent fokusert bosonstråle.

2. Makroskopisk baser som angitt i krav 1 og som ytterligere omfatter refleksjonsutstyr for å reflektere nevnte bosoner innenfor det evakuerte område.

3. Makroskopisk baser som angitt i krav 2, karakterisert ved at nevnte refleksjonsutstyr omfatter avbøyningsmagneter anordnet ved hver ende av det evakuerte område.

4. Makroskopisk baser som angitt i krav 2 eller 3, og hvor nevnte refleksjonsutstyr omfatter elektriske speil.

5. Makrskopisk baser som angitt i et eller flere av kravene 2 - 4, og hvor nevnte refleksjonsutstyr er innrettet for i drift å bringe nevnte bosoner til å utføre bevegelser frem og tilbake langs en hovedsakelig felles bevegelsesbane inne i dets evakuerte område.

6. Makroskopisk baser som angitt i hvilke som helst av kravene 2-4, og hvor refleksjonsutstyret er innrettet for i drift å bringe bosonene til å utføre en sirkulerende bevegelse innenfor det evakuerte område.

7. Makroskopisk baser som angitt i hvilket som helst tidligere krav og som omfatter fokuseringsutstyr for å fokusere bosonene til en partikkelstrøm inne i nevnte evakuerte område.

8. Makroskopisk baser som angitt i krav 7, og hvor nevnte fokuseringsutstyr omfatter magnetiske fokuserings- innretninger.

9. Makroskopisk baser som angitt i hvilket som helst tidligere krav, og hvor nevnte utstyr for å frembringe indusert spredning omfatter en laserstråle som er rettet inn i nevnte bosoner.

10. Makroskopisk baser som angitt i hvilke som helst av kravene 1 til 8, hvor nevnte utstyr for å frembringe indusert spredning omfatter en stråle av ladede partikler rettet inn i nevnte bosoner.

11. Makroskopisk baser som angitt i krav 10, og hvor nevnte stråler av ladede partikler omfatter en stråle av protoner.

12. Makroskopisk baser som angitt i krav 10, og hvor nevnte stråler av ladede partikler omfatter en stråle av elektroner.

13. Makroskopisk baser som angitt i hvilket som helst tidligere krav, og hvor nevnte utstyr for å frembringe bosoner i et evakuert område er innrettet for i drift å frembringe i nevnte område bosoner med flere forskjellige ladninger.

14. Makroskopisk baser som angitt i krav 13, og hvor nevnte utstyr for å frembringe indusert spredning av bosonene er innrettet for i drift å utføre spredning av bosonene med minst en av nevnte ladninger til å frembringe den koherente fokuserte bosonstråle av disse bosoner.

15. Makroskopisk baser som angitt i krav 14, og som er anordnet og utført for i drift å bevege bosoner med to motsatte ladninger langs bevegelsesbaner som i det minste over felles banepartier hovedsakelig faller sammen.

16. Makroskopisk baser som angitt i krav 15, og som er anordnet og utført for i drift å bringe bosoner med to motsatte ladninger til bevegelse langs lukkede, hovedsakelig sammenfallende baner, men i innbyrdes motsatt bevegelses-retning, mens utstyr er anordnet for i det minste periodisk å rette bosoner med den ene av nevnte ladninger ut av den tilsvarende bevegelsesbane for å danne nevnte bosonstråle.

17. Makroskopisk baser som angitt i krav 14, og som er anordnet og utført for i drift å lukke nevnte bevegelsesbaner og felles banepartier omfatter mindre enn hele hver av de respektive baner for derved i drift å opprette langs de felles partier en sammensatt strøm av bosoner med nevnte to motsatte ledninger og som utnyttes til å bringe baseren til å danne nevnte bosonstråle.

18. Makroskopisk baser som angitt i krav 17, og hvor nevnte bevegelsesbaner foreligger i form av langstrakte sløyfer som hver danner innbyrdes motstående første og annet langstrakte parallelle banepartier, som for hver sløyfe er sammenkoblet ved motsatte ytterender av vedkommende sløyfe over endepartier av sløyfen.

19. Makroskopisk baser som angitt i krav 18, og hvor nevnte sløyfer er anordnet side ved side således at de felles partier av disse sløyfer utgjøres av hver sin av de to langstrakte banepartier for hver sløyfe.

20. Makroskopisk baser som angitt i krav 19, og som er anordnet og utført for i drift å bringe bosonene i sirkulerende bevegelse rundt hver sløyfe i innbyrdes motsatt omdreiningsretning, samt således at bosonene i hver bevegelsesbane langs de felles partier av banene beveger seg side ved side eller sammenblandet i samme retning.

21. Makroskopisk baser som angitt i krav 19 eller 20, og som er anordnet og utført slik at nevnte bosoner med to motsatte ladninger i drift innføres i sin bevegelsesbane nær begynnelsespunktet for nevnte felles banepartier.

22. Makroskopisk baser som angitt i krav 21, og hvor utstyret for å frembringe spredning omfatter en innretning for å sende fotoner i en koherent lysstråle, eller eventuelt andre partikler inn i de bosoner som beveger seg langs hver bevegelsesbane, på et tilsvarende sted av bevegelsesbanen omkrets.

23. Makroskopisk baser som angitt i krav 15, og som er anordnet og utført for i drift å bevege bosonene i minst fire partikkelstrømmer langs hver sin lukkede bevegelsesbane, samt anordnet i en gruppe med utstrekning i to retninger innenfor planet på tvers av den tilsiktede retning av den utsendte bosonstråle.

24. Makroskopisk baser som angitt i krav 23, og hvor innbyrdes inntilliggende av de lukkede baner innenfor nevnte gruppe i drift fører bosoner med motsatte polaritet i sirkulerende bevegelse.

25. Makroskopisk baser som angitt i krav 24, og hvor hver nevnt bevegelsesbane har to felles partier med de øvrige bevegelsesbaner, og som hovedsakelig faller sammen med hver sin av de nærmest inntilliggende sidebaner i nevnte gruppe, idet de felles partier strekker seg i baserens lengderetning, og bosoner med hver sin av de to forskjellige ladninger i drift fremføres i samme retning langs hvert av nevnte felles banepartier.

26. Makroskopisk baser som angitt i krav 25, karakterisert ved at de felles banepartier er anordnet i form av en gruppe av rektangulær form sett i tverrsnitt.

27. Makroskopisk baser som angitt i krav 26, og hvor de to motsatte felles banepartier innenfor nevnte gruppe, sett i tverr-retningen, bosoner med den ene ladningspolaritet og bosoner med den motsatte ladningspolaritet innføres på steder i nærheten av den ene ende av banene, således at bosoner med hver av nevnte to motsatte ladninger da danner sammensatte partikkelstrømmer med hovedsakelig nøytral elektrisk totalladning innenfor disse to felles banepartier.

28. Makroskopisk baser som angitt i krav 27, og som er anordnet og utført slik at i drift to bosonstråler tas ut fra baseren ved tilstøtende baneender som ligger motsatt nevnte innføringsender, således at hver av disse stråler omfatter bosoner med hver av nevnte to forskjellige polariteter, således at nevnte stråler får hovedsakelig nøytral elektrisk totalladning.

29. Makroskopisk baser som angitt i krav 28, og som er utført og anordnet slik at det ved to ytterligere motsatte ender av nevnte felles banepartier i drift innføres koherente lysstråler er andre partikkelstråler, for derved å frembringe indusert spredning for å gjøre de bosoner som vandrer langs disse banepartier koherente.

30. Makroskopisk baser som angitt i hvilket som helst tidligere krav og hvor bosonene omfatter ioner.

31. Makroskopisk baser som angitt i hvilket som helst av kravene 15 - 29, og hvor nevnte bosoner med en første av nevnte ladninger omfatter deutroner og bosonene med en annen av nevnte ladninger omfatter enkeltvis negativt ladede deuterium-ioner.

32. Fremgangsmåte for å danne en koherent stråle av bosoner og som går ut på at nevnte bosoner frembringes i et evakuert område og indusert spredning av nevnte bosoner frembringes.

33. Fremgangsmåte som angitt i krav 32, og hvor nevnte bosoner reflekteres innenfor det evakuerte område.

34. Fremgangsmåte som angitt i krav 33, og hvor nevnte refleksjon utføres frem og tilbake langs en hovedsakelig felles bevegelsesbane innenfor det evakuerte område.

35. Fremgangsmåte som angitt i krav 33, og hvor nevnte refleksjon utføres slik at bosonene bringes til å utføre en sirkulerende bevegelse innenfor det evakuerte område.

36. Fremgangsmåte som angitt i et av kravene 32 - 35, og hvor nevnte stråler fokuseres innenfor det evakuerte område.

37. Fremgangsmåte som angitt i et av kravene 32 - 36, og hvor nevnte spredning induseres ved å rette en stråle av koherent lys inn i bosonene.

38. Fremgangsmåte som angitt i et av kravene 32 - 36, og hvor nevnte induserte spredning frembringes ved å rette en stråle av ladede partikler inn i bosonene.

39. Fremgangsmåte som angitt i krav 38, og hvor nevnte ladede partikler omfatter protoner.

40. Fremgangsmåte som angitt i krav 38, og hvor nevnte ladede partikler omfatter elektroner.

41. Fremgangsmåte som angitt i et av kravene 32 - 40, og hvor bosoner med flere forskjellige ladninger innføres i nevnte evakuerte område.

42. Fremgangsmåte som angitt i krav 41, og hvor nevnte spredning utføres med hensyn på bosonene med minst en av nevnte ladninger for å frembringe den koherente boson-stråle ut i fra disse bosoner.

43. Fremgangsmåte som angitt i krav 42, og hvor nevnte bosoner med to motsatte ladninger bringes til bevegelse langs bevegelsesbaner som bringes til å hovedsakelig sammenfalle i det minste over de respektive felles banepartier.

44. Fremgangsmåte som angitt i krav 43, og hvor nevnte bosoner med to motsatte ladninger bringes til bevegelse langs lukkede, hovedsakelig sammenfallende bevegelsesbaner, men i motsatte retninger.

45. Fremgangsmåte som angitt i krav 42, og hvor nevnte baner er lukket og deres felles partier omfatter mindre enn hele hver av vedkommende baner, således at det over de felles partier dannes en felles strøm av bosoner med nevnte to motsatte ladninger, og denne strøm rettes slik at den danner nevnte bosonstråle.

46. Fremgangsmåte som angitt i krav 45, og hvor nevnte bevegelsesbaner bringes til å danne langsstrakte sløyfer som hver omfatter motstående første og andre langstrakte, parallelle banepartier, som for hver sløyfe sammenføyes ved innbyrdes motsatte ytterender ved hjelp av endepartier av vedkommende sløyfe.

47. Fremgangsmåte som angitt i krav 46, og hvor nevnte sløyfer anordnes side ved side og således at sløyfenes felles partier omfatter den ene av de to langstrakte banepartier av hver sløyfe.

48. Fremgangsmåte som angitt i krav 47, og hvor bosonene bringes til sirkulerende bevegelse i innbyrdes motsatt omdreiningsretning for tilstøtende sløyfer, således at bosonene langs de felles banepartier av hver bane beveger seg side ved side eller sammenblandet i samme retning.

49. Fremgangsmåte som angitt i krav 47 eller 48, og hvor nevnte bosoner med to motsatte ladninger føres inn i sine bevegelsesbaner fra innløpspunkter nær nevnte felles partier.

50. Fremgangsmåte som angitt i krav 49, og hvor spredning oppnås ved innføring av bosoner i en koherent stråle, eller eventuelt andre partikler, i de bosoner som beveger seg langs hver bevegelsesbane og på hvert sitt sted langs omkretsen av hver bane.

51. Fremgangsmåte som angitt i krav 43, og hvor bosonene beveges i minst fire strømmer langs hver sin lukkede bane anordnet i en banegruppe med utstrekning i to retninger i et plan på tvers av nevnte bosonstråles forplantnings-retning.

52. Fremgangsmåte som angitt i krav 51, og hvor lukkede nabobaner innenfor nevnte banegrupper fører bosoner med hver sin motsatte polaritet rundt vedkommende bevegelsesbane.

53. Fremgangsmåte som angitt i krav 52, og hvor hver bevegelsesbane har to felles partier, som bringes til å falle sammen med hver sin av to sidestilte bevegelsesbaner i gruppen, idet nevnte partier bringes til å ha utstrekning i lengderetningen og bosonene med de to forskjellige ladninger fremføres i samme retning langs hver av de felles banepartier,

54. Fremgangsmåte som angitt i krav 53, og hvor de felles banepartier bringes til å danne en rektangulær banegruppe sett i tverrsnitt.

55. Fremgangsmåte som angitt i krav 54, og hvor to innbyrdes motstående i tverr-retningen av nevnte felles banepætrtier innenfor nevnte gruppe bringes til å føre bosoner med den ene ladningspolaritet og bosoner med den annen ladningspolaritet som innføres på steder nær den ene ende av vedkommende baner, således at bosonene med hver av de to ladninger bringes til å danne sammensatte partikkel- strømmer med hovedsakelig nøytral elektrisk ladning innenfor disse to felles banepartier.

56. Fremgangsmåte som angitt i krav 55, og hvor to stråler av ladede bosoner tas ut i tilstøtende ender av bevegelsesbanene som ligger motsatt nevnte ene ende av banene.

57. Fremgangsmåte som angitt i krav 56, og hvor koherente lysstråler eller andre spredningsinduserende partikler innføres i to andre motstående ender av nevnte felles banepartier, for derved å gjøre de bosoner som vandrer langs disse banepartier koherente.

58. Fremgangsmåte som angitt i et av kravene 52 til 57, og hvor nevnte bosoner omfatter ioner.

59. Fremgangsmåte som angitt i et av kravene 43 - 57, og hvor nevnte bosoner med en første av nevnte ladninger omfatter deutroner og bosoner med en annen av nevnte ladninger omfatter enkeltvis negativt ladede deuterium-ioner.

60. Fremgangsmåte for fremstilling av energi ved fusjon av to atomkjerner, karakterisert ved at minst en av nevnte kjerner foreligger i en koherent kjernestråle rettet mot den annen av kjernene.

61. Fremgangsmåte som angitt i krav 60, og hvor nevnte kjerner er deuterium-kjerner.

62. Fremgangsmåte som angitt i krav 61, og hvor nevnte kjernestråle er en av flere deutronstråler som er rettet mot nevnte annen kjerne.

63. Fremgangsmåte som angitt i krav 61 eller 62, og hvor nevnte annen kjerne er kjernen i en av et antall deuteriurnatomer i en pellet av en deuteriumforbindelse.

64. Fremgangsmåte som angitt i krav 63, og hvor nevnte forbindelse er deuteriumoksyd (D2 0)•

65. Fremgangsmåte som angitt i krav 64, og hvor nevnte forbindelse omfatter en tritiumforbindelse.

66. Fremgangsmåte som angitt i et av kravene 60 til 65, og hvor hver av nevnte stråler frembringes av minst en makroskopisk baser i henhold til et av kravene 1-59.

67. Nukleær fusjonsreaktor innrettet for å produsere energi ved den angitte fremgangsmåte i krav 60, og som omfatter en makroskopisk baser innrettet for å frembringe minst en stråle av koherente atomkjerner, samt utstyr for å posisjonsinnstille ytterligere atomkjerner for å treffes av nevnte stråle.

68. Nukleær fusjonsreaktor som angitt i krav 67, og hvor nevnte baser er en av et antall basere innrettet for å frembringe flere stråler av koherente atomkjerner for å rettes mot nevnte ytterligere atomkjerner.

69. Nukleær fusjonsreaktor som angitt i krav 67 eller 68, og hvor nevnte utstyr omfatter organer for tilførsel av pelleter av en deuteriumforbindelse.

70. Nukleær fusjonsreaktor som angitt i et av kravene 67 - 69, og hvor hver nevnt baser er innrettet for å frembringe en koherent stråle av deutroner for innfall mot nevnte ytterligere atomkjerner.