Die Möglichkeit der Zündung von thermonuklearen Mikroexplosionen durch Laser-Elektronen- und Ionen-Strahlen ist seit langem bekannt. Die grösste Schwierigkeit der Zündung von thermonuklearen Mikroexplosionen durch Laserstrahlen für eine wirtschaftliche thermonukleare Energieausbeute ist der grosse bisher noch nicht verfügbare Laserapparat. Relativistische Elektronenstrahlen, die als Alternative vorgeschlagen wurden haben zwar eine erheblich grössere Energie, die Impulslänge ist aber länger und damit die Leistung geringer. Das grösste Problem für Ionenstrahlen ist die Fokussierung auf einen kleinen Querschnitt.
Von diesem Stand der Technik ist auszugehen, wobei das der Erfindung zugrundeliegende Verfahren folgende Eigenschaften hat.
1) Die Energie wird dem zu zündenden thermonuklearen Material durch eine fukussierte Stosswelle zugeführt.
2) Das Verfahren erlaubt die Strahlenenergie mit grosser Präzision auf das thermonukleare Material zu fokussieren.
3) Die Länge des Energieimpulses kann verkürzt werden.
4) Das Verfahren erlaubt die Zündung von mehrstufigen Mikroexplosionen, wobei eine kleinere Mikroexplosion eine grössere zünden kann.
Nachfolgend wird das Verfahren nach der Erfindung beispielsweise beschrieben.
Der Grundgedanke des Verfahrens ist in Figur I erklärt. Ein Strahlteilchen trifft an der Stelle B auf die gekrümmte konkave Wand W. Das Wandmaterial an der Stelle B wird dabei verdampft, was zu einer kleinen kugelförmigen Stosswelle führt.
Die Überlagerung aller dieser kugelförmigen Stosswellen führt nach dem Huyghens'schen Prinzip zu einer gekrümmten Stosswelle. Wenn die Wand eine entsprechende Form hat, dann konvergiert die Stosswelle auf das thermonukleare Material P.
Das thermonukleare Material P wird mit dem Schirm S gegen unerwünschte Vorheizung durch den Strahl geschützt. Eine Vorheizung des thermonuklearen Materials würde seine nachfolgende Kompression auf hohe Dichten durch die Stosswelle beeinträchtigen. Ausserdem kann der Schrim als Amboss zur Zusammenhaltung des thermonuklearen Materials dienen.
Die Wandform ist angenährt durch das Fermat'sche Prinzip bestimmt. In eimem r-z zylindrischen Koordinatensystem mit r=z=O an der Stelle des thermonuklearen Materials hat danach die Wandfläche die Gleichung t = v + rv = const. (1) vo v1 v0 ist dabei die Geschwindigkeit der einfallenden Strahlteilchen und v1 die Geschwindigkeit der von der Wand ausgehenden Stosswelle. Für Photonen und relativistische Elektronen ist vO¯c (c Lichtgeschwindigkeit) und v,ctv,-c, was zu einer angenähert halbkugelförmigen Wandfläche führt. Für Ionenstrahlen kann man Fälle mit v¯ vO haben und die Wandfläche ist dann ein Paraboloid.
Durch eine geeignete radiale Variation der Dichte e und des Atomgewichtes A innerhalb des zu verdampfenden Wandmaterials kann man es erreichen, dass die Stosswelle während der Annäherung an das Konvergenzzentrum sich radial komprimiert. Gemessen an der Grösse dieser Kompression wird dann die zeitliche Länge des Energiepulses bezüglich P verkürzt. Die optimale Variation von e und A kann leicht abgeschätzt werden, wenn man die gegenseitige Teilchenwechselwirkung im Stoss in erster Näherung vernachlässigt.
Wenn a der anfängliche Abstand eines Teilchens der Stosswelle vom Konvergenzzentrum ist und wenn alle Teilchen der Stosswelle gleichzeitig, d.h. zur Zeit t=to, am Konvergenzzentrum eintreffen sollen, was gerade die Bedingung der radialen Kompression ist, dann muss die anfängliche Geschwindigkeit der Teilchen der Stosswelle durch v(a) = a/tO (2) gegeben sein. Die Teilchen legen dann eine durch r=a (l-t/to) (3) zeitlich abnehmende Entfernung vom Konvergenzzentrum rurück. Die Dichte in der Stosswelle ändert sich dann gemäss e= eo (a) (A/r)3 = eo (a) (I/to)-3 (4) Ind die Energieflussdichte für r= r1 ist gegeben durch e1=(1/2) ev3 = (1/2) QO (a) (r1/tO)3 (1-t/t,)-6 (5)
Will man z.
B. adiabatische Kompression des thermonuklearen Materials erreichen, so ist eine Energieflussdichte der Form ex (1-tIt0)-15118 (6) erwünscht (Nuckolls et al. Nature 239 139 (1972)). Diese Pulsform kann nun dadurch erreicht werden indem man eO (a) x (l-t/to)33/8 = (r1Ia)3318 a a-33/8 = a-4 (7) setzt. Falls die Temperatur T für alle Teilchen der Stosswelle dieselbe ist hat man v (a) osT/A (8)
Da aber v(a) a a folgt, dass man dann A zu a2 (9) stzen muss. Diese Abschätzung sollen durch ein Beispiel ergänzt werden.
Man nehme eine anfängliche Dicke der Stosswelle asa=2 cm und einen Abstand r=r1 = 1 cm derselben vom Konvergenzzentrum an. Dies würde dann eine Variation von e gegeben durch A/p/p = (n a(r1)4 = 16 und eine Variation von A gegeben durch hA/A = (ha/r1)2 = 4 verlangen. Diese Variationen in der Dichte und des Atomgewichts sind dabei leicht durch Verwendung bekannter Materialien darzustellen.
Mit der Annäherung der Stosswelle an das Konvergenzzentrum bleibt die Form des Energieflusses sich selbst ähnlich, die Energieflussdichte nimmt dabei aber gemäss ear3zu, wobei die geometrische Konvergenz den Faktor r-2 und die radiale Stosswellenkompression den Faktor T1 beiträgt. Wenn die Stosswelle von r= r1 cm bis herunter auf den Abstand r=r0= 0,1 cm fokussiert wird, dann würde die Energieflussdichte um den Faktor 103 zunehmen und die Pulslänge um den Faktor 10 abnehmen. Für einen relativistischen Elektronenstrahl mit einer typtischen Pulslänge von =5 X 10-8 sec würde das zu einer Impulslänge der fokussierten Stosswelle von =5 x 10-9 sec führen.
Wird die Detonationswelle einer thermonuklearen Mikroexplosion nun nach Reflexion von einer anderen gekrümmten Wand auf einen zweiten thermonuklearen Target fokussiert, dann kann eine zweite grössere Mikroexplosion gezündet werden. Die Detonationswelle dieser zweiten Mikroexplosion kann dann in analoger Weise mittels einer weiteren gekrümmten Wand auf einen dritten thermonuklearen Target fokussiert und zur Auslösung einer dritten noch stärkeren Mikroexplosion dienen, die dann ihrerseits eine vierte Mikroexplosion zünden kann us. w. Diese Methode der Mehrstufenmikroexplosionen hat den entscheidenen Vorteil, dass sie eine wesentlich geringere anfängliche Energie des zur Zündung vorgesehenen Strahls erfordert als es andernfalls notwendig ist.
Der Energiegewinn El/Eo für eine Mikroexplosion ist angenähert durch El /o= E0113 (10) gegeben, wobei Eo die Strahlenergie in Joule ist. Für eine TD thermonukleare Reaktion gehen aber nur 20% der Energie in geladene Teilchen und die allein in der Lage zur Auslösung einer Stosswelle sind. Nimmt man weiterhin an, dass in die reflektierte Stosswelle 50% der verfügbaren Energie gehen, dann hat man E1/E0cE113, C-0,1 (11)
Für die Energieabgabe einer n-stufigen Mikroexplosion erhält man dann n-1 z (4/3)kl En/Eo=c F (4/3)"1 (12)
Ist z. B. Eo= 104 J, so hätte man z.
B. für eine vicrstufige
Mikroexplosion E4 1,3 X 106 J. Für E,= 105 J gäbe eine zweistufige Mikroexplosion bereits E23,6 x 106 J. Diese Werte sind an der unteren Grenze für eine wirtschaftliche Energieaus beute.
Figur 2 zeigt das Beispiel einer Anordnung zur Zündung einer zweiten Mikroexplosion, wobei P1 das thermonukleare
Material der ersten und P2 dasjenige der zweiten Stufe ist. S ist hier wieder ein Strahlungsschirm zur Verhinderung der vorzeiti gen unerwünschten Aufheizung von P2, vornehmlich durch die
Röntgenstrahlung der ersten Mikroexplosion. Beide thermo nuklearen Stoffe P1 und P2 befinden sich an zwei Stosswellen brennpunkten auf der Verbindungslinie der Vertexpunkte I und II innerhalb eines eiförmigen Hohlraumes gebildet von der
Wand W. Die Gleichung der Wandfläche kann hier wieder genähert durch das Fermat'sche Prinzip erhalten werden.
Wenn die Wandfläche in rotationssymmetrischen Bipolarkoordinaten r1, r2 gegeben ist, mit dem Koordinatenursprung in P1 und P2, dann hat man - + '2 - const. (13) v1 v2 v1 ist dabei die Geschwindigkeit der Explosionsprodukte von P1 und v2 die Geschwindigkeit der von der gekrümmten Wand ausgehendenStosswelle. Die Figur2 ist für den Fall v2=(1/2) v1 gezeichnet worden. Die Zündung von P1 muss durch bekannte Methoden, einschliesslich derjenigen hier beschriebenen durch Reflexion an einer gekrümmten Wand, erfolgen. Zu diesem Zweck muss der Hohlraum Öffnungen in der Nähe von P1 haben, damit der Zündungsstrahl das thermonukleare Material P1 treffen kann.
In Figur 3 ist schliesslich die Anordnung einer vierstufigen Mikroexplosion gezeigt. Durch Eo ist dabei der anfängliche Zündstrahl angedeutet. Das thermonukleare Material der vier Stufen ist P1, P2, P3 und P4. Die Wände A, B, C und D sind hier gerade stark genug um der ersten reflektierten Detonationswelle nicht aber der darauffolgenden standzuhalten.
The possibility of igniting thermonuclear micro-explosions by laser electron and ion beams has long been known. The greatest difficulty of igniting thermonuclear micro-explosions by laser beams for an economical thermonuclear energy yield is the large, as yet unavailable laser apparatus. Relativistic electron beams, which have been proposed as an alternative, have a considerably higher energy, but the pulse length is longer and thus the power is lower. The biggest problem for ion beams is focusing on a small cross section.
This prior art is to be assumed, the method on which the invention is based having the following properties.
1) The energy is supplied to the thermonuclear material to be ignited by a focused shock wave.
2) The process allows the radiation energy to be focused on the thermonuclear material with great precision.
3) The length of the energy pulse can be shortened.
4) The method allows the ignition of multi-stage micro-explosions, whereby a smaller micro-explosion can ignite a larger one.
The method according to the invention is described below by way of example.
The basic idea of the method is explained in FIG. A beam particle hits the curved concave wall W at point B. The wall material at point B is evaporated, which leads to a small spherical shock wave.
The superposition of all these spherical shock waves leads, according to Huyghens' principle, to a curved shock wave. If the wall has a corresponding shape, then the shock wave converges on the thermonuclear material P.
The thermonuclear material P is protected by the screen S against undesired preheating by the beam. Preheating the thermonuclear material would impair its subsequent compression to high densities by the shock wave. In addition, the screen can serve as an anvil to hold the thermonuclear material together.
The shape of the wall is approximately determined by Fermat's principle. In a r-z cylindrical coordinate system with r = z = O at the point of the thermonuclear material, the wall area has the equation t = v + rv = const. (1) vo v1 v0 is the speed of the incident jet particles and v1 the speed of the shock wave emanating from the wall. For photons and relativistic electrons, vO¯c (c speed of light) and v, ctv, -c, which leads to an approximately hemispherical wall surface. For ion beams one can have cases with v¯ vO and the wall surface is then a paraboloid.
By means of a suitable radial variation of the density e and the atomic weight A within the wall material to be evaporated, it is possible to achieve that the shock wave compresses radially as it approaches the center of convergence. Measured by the magnitude of this compression, the length of the energy pulse in terms of P is then shortened. The optimal variation of e and A can easily be estimated if the mutual particle interaction in the collision is neglected as a first approximation.
If a is the initial distance of a particle of the shock wave from the center of convergence and if all particles of the shock wave are simultaneously, i.e. should arrive at the center of convergence at time t = to, which is the condition of radial compression, then the initial velocity of the particles of the shock wave must be given by v (a) = a / tO (2). The particles then cover a distance from the center of convergence that decreases in time through r = a (l-t / to) (3). The density in the shock wave then changes according to e = eo (a) (A / r) 3 = eo (a) (I / to) -3 (4) Ind the energy flux density for r = r1 is given by e1 = (1 / 2) ev3 = (1/2) QO (a) (r1 / tO) 3 (1-t / t,) - 6 (5)
Do you want z.
B. achieve adiabatic compression of the thermonuclear material, an energy flux density of the form ex (1-tIt0) -15118 (6) is desired (Nuckolls et al. Nature 239 139 (1972)). This pulse shape can now be achieved by setting eO (a) x (l-t / to) 33/8 = (r1Ia) 3318 a a-33/8 = a-4 (7). If the temperature T is the same for all particles of the shock wave one has v (a) osT / A (8)
But since v (a) a a follows that one then has to substitute A to a2 (9). This estimate should be supplemented by an example.
Assume an initial thickness of the shock wave asa = 2 cm and a distance r = r1 = 1 cm of the same from the center of convergence. This would then require a variation of e given by A / p / p = (na (r1) 4 = 16 and a variation of A given by hA / A = (ha / r1) 2 = 4. These variations in density and the atomic weight can easily be represented by using known materials.
As the shock wave approaches the center of convergence, the shape of the energy flow remains similar to itself, but the energy flow density increases according to ear3, with the geometric convergence contributing the factor r-2 and the radial shock wave compression contributing the factor T1. If the shock wave is focused from r = r1 cm down to the distance r = r0 = 0.1 cm, then the energy flux density would increase by a factor of 103 and the pulse length would decrease by a factor of 10. For a relativistic electron beam with a typical pulse length of = 5 x 10-8 sec, this would lead to a pulse length of the focused shock wave of = 5 x 10-9 sec.
If the detonation wave of a thermonuclear micro-explosion is now focused on a second thermonuclear target after reflection from another curved wall, then a second larger micro-explosion can be ignited. The detonation wave of this second micro-explosion can then be focused on a third thermonuclear target in an analogous manner by means of a further curved wall and serve to trigger a third, even stronger micro-explosion, which in turn can ignite a fourth micro-explosion, etc. w. This method of multi-stage micro-explosions has the decisive advantage that it requires a considerably lower initial energy of the beam intended for ignition than is otherwise necessary.
The energy gain El / Eo for a micro-explosion is approximately given by El / o = E0113 (10), where Eo is the beam energy in joules. For a TD thermonuclear reaction, however, only 20% of the energy goes into charged particles, which alone are capable of triggering a shock wave. If one further assumes that 50% of the available energy goes into the reflected shock wave, then one has E1 / E0cE113, C-0.1 (11)
For the energy output of an n-stage micro-explosion one then obtains n-1 z (4/3) kl En / Eo = c F (4/3) "1 (12)
Is z. B. Eo = 104 J, one would have e.g.
B. for a vicrstufige
Microexplosion E4 1.3 X 106 J. For E, = 105 J, a two-stage micro-explosion would already give E23.6 x 106 J. These values are at the lower limit for an economical energy yield.
FIG. 2 shows the example of an arrangement for igniting a second micro-explosion, where P1 is the thermonuclear
Material of the first and P2 is that of the second stage. S is here again a radiation shield to prevent the premature unwanted heating of P2, primarily by the
X-rays from the first micro-explosion. Both thermonuclear substances P1 and P2 are located at two shock wave focal points on the line connecting vertex I and II within an egg-shaped cavity formed by the
Wall W. The equation of the wall area can again be approximated by Fermat's principle.
If the wall surface is given in rotationally symmetrical bipolar coordinates r1, r2, with the coordinate origin in P1 and P2, then one has - + '2 - const. (13) v1 v2 v1 is the speed of the explosion products of P1 and v2 is the speed of the shock wave emanating from the curved wall. Figure 2 has been drawn for the case v2 = (1/2) v1. The ignition of P1 must be accomplished by known methods, including those described herein by reflecting off a curved wall. For this purpose, the cavity must have openings in the vicinity of P1 so that the ignition jet can hit the thermonuclear material P1.
Finally, FIG. 3 shows the arrangement of a four-stage micro-explosion. The initial pilot jet is indicated by Eo. The thermonuclear material of the four stages is P1, P2, P3 and P4. The walls A, B, C and D are just strong enough to withstand the first reflected detonation wave but not the following one.