基于均衡式等离子体束配置的中子源

摘要

一种用于由热核聚变反应生成中子源的系统，包括一个反应室和若干粒子束发射器。反应系统具有至少四个粒子束发射器，被空间支撑在反应室的一个公共聚焦区域周围且被定向成朝向该公共聚焦区域，以引导在三维空间中空间对称的多个等离子体束。等离子体束中的每个被引导朝向几何中心中的一个等离子体区域。该等离子体区域的稳定塌缩允许可控的且足够长的约束时间，该约束时间结合必需的温度条件和密度条件可引燃并维持聚变反应并实现净能量输出。可选地，激光束或其他输入能量设备也可被定向在公共聚焦区域周围并朝向该公共聚焦区域，以将高能激光束引导到等离子体球处，从而引发辅助聚变反应。该热核反应系统可以被用作核电反应堆的中子源。

权利要求

1.一种用于由热核反应生成中子源的系统，所述系统包括：

一个反应室；

至少四个粒子束发射器，所述至少四个粒子束发射器在空间上被支撑在该反应室的一个公共聚焦区域周围，且被定向成朝向该公共聚焦区域，用于引导来自所述粒子束发射器的至少一种热核燃料类型的赋能粒子作为多个粒子束在该公共聚焦区域处对称地会聚，以引发热核反应；

至少四个粒子束接收器，所述至少四个粒子束接收器在空间上被支撑在该公共聚焦区域周围，且被定向成朝向该公共聚焦区域，每个粒子束接收器与所述至少四个粒子束发射器中的对应的一个粒子束发射器相对地定位；以及至少一个电压源，所述至少一个电压源被操作性地耦合到每个粒子束发射器及与该粒子束发射器对应的粒子束接收器，用于生成通过每个粒子束的电流；

其中所述至少四个粒子束发射器中的所述至少一个粒子束发射器还包括一个电磁系统，所述电磁系统用于生成电磁场，以为所述粒子束管内的、处于高能等离子体状态的赋能粒子提供径向约束和轴向加速；

其中所述电磁系统和所述至少一个电压源被配置成在一个闭合电回路中生成等离子体束，所述闭合电回路经过所述等离子体束以及经过位于所述公共聚焦区域处的等离子体球体；

其中所述至少一个电压源被配置成提供足够高的初始电压，以使所述至少四个粒子束发射器中的所述至少一种热核燃料类型的粒子带电；

其中当所述至少一种热核燃料类型的粒子进入所述至少四个粒子束发射器时，燃料粒子在所述至少四个粒子束发射器中最初处于相对低的温度，且其中所述至少四个粒子束发射器中的每个粒子束发射器内的至少一种热核燃料类型的粒子由于在进入所述至少四个粒子束发射器之后通过所生成的电流进行焦耳加热而转变成闪电束形式的等离子体；

其中所述至少一个电压源被配置成生成至少一个足够大的DC电流、AC电流或脉冲电流，所述DC电流、AC电流或脉冲电流能够使所述多个粒子束中的每个粒子束箍缩成一个连续的闪电束，所述连续的闪电束具有与自然界中的普通闪电束的电流水平、直径、速度和温度类似的电流水平、直径、速度和温度，由此由于在电磁场下的径向塌缩而在等离子体球体内部形成一个热且致密的核心，该核心能够维持稳定且持续的聚变反应；

其中所述至少一个电压源被配置成生成多个足够大的AC电流或脉冲电流，所述AC电流或脉冲电流被布置成生成指向所述公共聚焦区域的冲击波，以使所述等离子体球体处的能量集中度最大化；

其中所述脉冲电流包括具有微秒量级的持续时间的电脉冲，所述电脉冲间隔开毫秒量级的时间周期；

其中所述多个粒子束中的每个粒子束在相邻脉冲之间保持足够热以传导电力。

2.根据权利要求1所述的系统，其中所述至少四个粒子束发射器被支撑且被定向成使得每个粒子束之间的角度为约109.5°。

3.根据权利要求1所述的系统，其中所述至少四个粒子束发射器中的至少一个粒子束发射器包括一个粒子束管，所述粒子束管至少部分地由高熔点材料组成，所述高熔点材料具有的熔点显著高于处于高能等离子体状态的赋能粒子的平衡温度。

4.根据权利要求3所述的系统，其中所述粒子束管至少部分地由包括高熔点材料和另一种材料的两种材料组成，且其中所述粒子束管的内部圆柱形表面涂敷有一层所述高熔点材料。

5.根据权利要求3或4所述的系统，其中所述高熔点材料包括钨或石墨。

6.根据权利要求1所述的系统，其中所述电磁系统包括一个电压供应部，该电压供应部被电耦合到所述粒子束管且被配置成在所述粒子束管的、在第一端部和第二端部之间延伸的导电外部圆柱形部分中生成初级电流，以在处于高能等离子体状态的赋能粒子中生成大致上轴向流动的次级电流，该次级电流用于在所述导电外部圆柱形部分内生成朝内指向的径向力场，以促使处于高能等离子体状态的带电粒子朝向所述粒子束管的中心轴线并以使处于高能等离子体状态的赋能粒子朝向所述第二端部加速。

7.根据权利要求6所述的系统，其中所述电磁系统还包括多个电磁线圈，所述多个电磁线圈沿着所述粒子束管的至少一部分与所述粒子束管轴向地对准且被支撑在所述粒子束管的外部且极为接近地包围所述粒子束管，所述多个电磁线圈用于在所述粒子束管内生成轴向磁场，以为所述粒子束管内处于高能等离子体状态的赋能粒子提供补充的轴向约束。

8.根据权利要求1至4中的任一项所述的系统，还包括至少一个引燃激光器，所述至少一个引燃激光器在空间上被支撑在所述反应室周围且与所述反应室光学耦合，所述至少一个引燃激光器中的每个引燃激光器被定向成朝向所述公共聚焦区域，用于生成并发射一个激光束以在所述公共聚焦区域处与所述多个粒子束会聚从而辅助引发热核反应。

9.根据权利要求1至4中的任一项所述的系统，其中所述反应室的内壁涂敷有一个内壁层，所述内壁层大体上包围所述内壁且由高熔点材料形成，用于为所述反应室提供热绝缘和伽马射线绝缘。

10.根据权利要求9所述的系统，其中所述高熔点材料选自钨、石墨或钽碳化铪(Ta4HfC5)。

11.根据权利要求1至4中的任一项所述的系统，其中从所述至少四个粒子束发射器发射的赋能粒子处于带电状态。

12.根据权利要求1至4中的任一项所述的系统，还包括至少一个粒子会聚元件，用于将处于带电状态的赋能粒子聚焦在所述反应室的所述公共聚焦区域处。

13.根据权利要求1至4中的任一项所述的系统，其中所述至少四个粒子束发射器在三维空间定向上被支撑在所述反应室周围。

14.根据权利要求13所述的系统，其中所述三维空间定向是大体上球形的。

15.根据权利要求14所述的系统，其中所述三维空间定向在至少三个相互正交的平面中是大体上对称的。

16.根据权利要求1至4中的任一项所述的系统，其中多个粒子束发射器与所述公共聚焦区域是大致上等距的。

17.根据权利要求1至4中的任一项所述的系统，其中所述至少一种热核燃料类型包括氢的同位素。

18.根据权利要求1所述的系统，其中所述至少一个电压源被配置成随后将所述初始电压降低到最小维持电压，以便供应期望水平的电流经过所述等离子体束。

19.根据权利要求1至4中的任一项所述的系统，还包括多个中空的起动用电感器，所述多个中空的起动用电感器被配置成建立所述多个粒子束的初始边界条件，以使得所述多个粒子束中的每个都能够会聚成箍缩配置。

20.根据权利要求19所述的系统，其中所述至少一个电压源被配置成向所述多个中空的起动用电感器施加电压，且其中所述多个中空的起动用电感器被配置成由于焦耳加热而从公共聚焦区域开始熔化和/或蒸发，由此所述多个粒子束迅速变成在所述公共聚焦区域处彼此碰撞和彼此穿透的导电闪电束。

21.根据权利要求1所述的系统，其中所生成的通过每个粒子束的电流足以在所施加的电场中使每个粒子束中的电子加速到足够大的速度，且其中所述电子转而吸引带相反电荷的核以实现大的速度，由于核心处的粒子碰撞和穿透，大的速度变成温度，以实现足够的核心温度，且其中由于会聚的磁力而实现足够的核心密度。

说明书

基于均衡式等离子体束配置的中子源

技术领域

[0001] 所描述的实施方案涉及应用物理学，更具体地，涉及用于提供基于均衡式(counter-balancing)等离子体束配置的中子源的系统和方法。

背景技术

[0002] 任何发射中子的设备，不管用来产生中子的机制如何，都可以被表征为中子源。中子源设备被用在物理学、工程学、医学、核武器、石油勘探、生物学、化学和核电中。

[0003] 在许多恒星(诸如，太阳)中自然发生的一类聚变反应中，两个轻原子核融合在一起形成一个较重的核，在此期间，释放大量的能量。聚变功率可以由使用来自水的氘作为燃料的反应生成，而不必使用放射性氚作为燃料。

发明内容

[0004] 提供以下介绍，以将读者引入后面更详细的讨论。该介绍并不意在限制或限定任何要求保护的或尚未要求保护的发明。一个或多个发明可以此文件的任何部分(包括此文件的权利要求和附图)中所公开的元件或方法步骤的任何组合或子组合的形式存在。

[0005] 很好理解的是，可以在使用或不使用放射性氚(T)的情况下，由使用来自水的氘(D)作为燃料的聚变反应来生成中子。来自氘-氘(D-D)聚变反应或氘-氚(D-T)聚变反应的高能中子可以被用来直接使混合聚变/裂变反应堆系统中的重核分裂用于核裂变发电。替代地，聚变中子可以被慢化，然后被用来将可转化为易裂变物质的核材料铀-238或钍-232分别嬗变成可裂变的核材料钚-239或铀-233。钚-239和铀-233随后可以被用在纯裂变反应堆或混合聚变/裂变反应堆系统中。

[0006] 相比于纯聚变反应堆，更容易实现从混合聚变/裂变反应堆输出正净能量。例如，一个D-D聚变反应可以生成3.65 MeV的平均能量，且具有50％的概率产生聚变中子。此中子随后可以将铀-238核转换成钚-239核，以通过核裂变释放200MeV的总能量。在此简单的混合聚变/裂变方法中，聚变功率的收支平衡能够充裕地导致净核能输出(即，200MeV>2×3.65MeV)。铀-238构成由全球工作的核电厂产生的核废料的90％以上。据估计，地壳中钍的含量为铀的3到4倍。应该理解，这些数字仅仅是例示性的。

[0007] 聚变反应速率

[0008] 按照目前的理解，聚变反应是通过如下方式来实现的：使两个或更多个核彼此足够接近，以使得它们的残余强作用力(residual strong force)(即，核力)将用于使所述两个或更多个核拉到一起并形成一个较大的核。当两个“轻”核融合时，通常的结果是形成质量比原始两个核的质量之和略小的单核。在此情况下，根据众所周知的质量-能量守恒公式，融合的单核与原始的两个核之间的质量差作为能量被释放出：

[0009] E＝mc2         (1)

[0010] 然而，如果具有足够质量的两个“重”核融合在一起，则得到的单核的质量会大于反应物的原始质量之和。在此情况下，根据方程(1)，将需要外部源的净输入能量来驱动这样的聚变反应。一般来说，“轻”核和“重”核之间的分界线是铁-56。在此原子质量以上，通常将通过核裂变反应释放能量；在此原子质量以下，通常将通过核聚变反应释放能量。

[0011] 两个核的聚变通常受到在两个核的共用电荷(特别是核中所含有的质子的净正电荷)之间创建的静电排斥力的对抗。为了克服此静电力(有时被称作“库仑势垒”)，通常需要某个外部能量源。提供外部能量源的一种方式是加热反应物原子。此方法还具有的附加优势是剥离原子的电子，使原子为裸核。通常，使核和电子形成等离子体。

[0012] 由于给核提供足够的能量以克服静电排斥力所需的温度随着总电荷而变化，所以氢(具有最少核电荷的原子)倾向于在最低温度下反应。氦也具有极低的单位核子质量，从而作为潜在的聚变产物在能量上也是有利的。因此，大多数聚变反应都是基于结合氢的同位素(氕、氘或氚)来形成氦的同位素，诸如，3He或4He。

[0013] 以σ表示的反应截面是作为两种反应物核的相对速度的函数的聚变反应的概率的量度。如果反应物核具有速度分布，如对于等离子体内的热分布所预期的，则可以在截面和速度的乘积的分布上进行平均。在单位时间单位体积的聚变方面，反应速率则可以被限定为反应物原子的数密度的乘积的<σν>倍。因此，对于一种反应物，反应速率等于：

[0014]

[0015] 其中n表示单个反应物的原子的数密度；且，对于两种不同的反应物，反应速率等于：

[0016] f＝n1n2<σv>   (2b)

[0017] 其中n1表示第一反应物的原子数密度，n2表示不同于第一反应物的第二反应物的原子数密度。对于还生成中子的聚变反应，对应的中子释放速率可以被简单地表达为：

[0018] fneutron＝Nneutron×f   (2c)

[0019] 其中Nneutron是每个聚变反应平均生成的中子的数目。

[0020] 乘积<σν>从室温下的接近于零增加至在温度下的在10-100keV(2.2-22fJ)的范围内的相当大的量级。对于类似的等离子体密度，D-T聚变倾向于从最低的引燃温度受益。其他可能的聚变循环包括质子-质子(p-p)聚变循环(该质子-质子(p-p)聚变循环为诸如太阳的恒星提供主要的聚变功率)、氘-氘(D-D)聚变循环、质子-硼(p-11B)循环、氘-氦(D-3He)循环以及氦-氦(3He-3He)循环。然而，这些其他聚变循环通常需要较大的引燃能量，在一些情3 3
况下，取决于He(He在地球上相对稀缺)。

[0021] 氘-氚燃料循环

[0022] 目前在聚变发电中使用的一种核反应是氘-氚燃料循环，可以被表达为：

[0023]

[0024] 其中 表示一个氘原子， 表示一个氚原子， 表示一个氦原子(3.5MeV)，且表示一个自由中子(14.1MeV)。氘(还被称为“氢-2”)是氢的自然存在的同位素，因此就这点而言，是普遍可得的。氚(还被称为“氢-3”)是氢的另一种同位素，但是由于氚大约12.32年的相对短暂的放射性半衰期，所以自然存在有少量或可忽略的量。因此，氘-氚燃料循环需要合成充足的氚原子的供应量，以用在聚变反应中。由锂原子合成氚的两种可能的反应包括：

[0025]

[0026] 或替代地：

[0027]

[0028] 6Li反应是放热反应，以释放热量的形式向反应堆提供少的能量增量。另一方面，7Li反应是吸热反应，从而需要能量，但不消耗反应物中子。至少一些7Li反应可以被用来替代由于与其他元素反应而造成的中子损失。在任一种锂反应中，反应物中子可以由上文在方程(3)中示出的D-T聚变反应供应。大多数反应堆设计利用自然存在的6Li和7Li锂同位素的混合物。

[0029] 一些限制通常与D-T燃料循环相关联。例如，D-T燃料循环倾向于产生大量的中子，这在反应堆结构中诱发放射性，且对材料设计具有显著的限制。仅约20％的聚变能量产额以赋能粒子的形式出现，其余的聚变能量作为中子提供，这倾向于限制直接可以应用能量转换技术的程度。使用D-T聚变发电还依赖于可得的锂源，锂源的含量少于氘源，且由于基于锂的电池和其他相关技术的生产的增加，所以对锂的需求不断增长。D-T燃料循环的又一个限制是其需要处理放射性同位素氚。与氢类似，氚难以包封，会从反应堆泄漏一定的量。

[0030] 氘-氘燃料循环

[0031] 存在两个已知的D-D聚变反应的分支(每个分支发生的概率为50％)。第一分支产生氦-3核(0.82MeV)和自由中子(2.45MeV)，即

[0032]

[0033] 且第二分支产生氚(1.01MeV)和质子(3.02MeV)，即，

[0034]

[0035] 其中 表示一个质子，并且 还可以进一步与 反应以产生14.1MeV中子，如在方程(3)中。考虑到方程(6)和方程(7)，总共四个氘核可以产生7.3MeV的总能量，且释放具有2.45MeV能量的中子。对于D-D聚变(两个氘核)，平均能量释放是3.65MeV。

[0036] 由方程(6)的D-D反应的第一分支生成的氦-3随后可以被用于下面的没有中子发射的聚变反应，

[0037]

[0038] 由于这两种反应物(即，氘和氦-3)需要被混合在一起来融合，所以在相同的反应物的核之间将发生反应，且在方程(6)中所描述的D-D反应的一个分支确实产生中子。

[0039] 替代地，在干净的聚变反应中，氦-3可以根据如下方程与自身融合，[0040]

[0041] 在此情况下，将不产生中子，且聚变产物是完全赋能粒子(即，质子和氦-4)，它们可以被包含在电磁场内。这样的反应可能需要较高温度以供聚变，因为两个反应物(氦-3)具有与较高的库仑势垒相关联的两个正电荷。

[0042] 恒星内发生的质子-质子链反应

[0043] 作为D-T燃料循环的一种替代方案，质子-质子链反应是在大小与太阳近似相同或更小的恒星内自然发生的过程。质子-质子链反应是几种这样的聚变反应之一，通过该反应，大小与太阳相同或更小的恒星将氢转化为氦。然而，与D-T燃料循环不同，质子-质子链反应不通过产生中子而诱发放射性。

[0044] 一般而言，当反应物质子的温度(即，动能)高到足以克服它们的相互静电或库仑排斥时，将发生质子-质子聚变。虽然现在人们接受质子-质子链反应是给太阳和其他恒星提供燃料的主要热核反应，但起初认为是太阳的温度太低而无法克服库仑势垒。然而，通过量子力学的发现和发展，现在假定的是，反应物质子通过静电排斥势垒的隧道效应(tunneling)允许质子-质子链反应在比所允许的经典预测更低的温度下发生。

[0045] 在质子-质子链反应中多个步骤的第一步涉及两个质子聚变为氘，在此过程中释放出正电子、中微子和能量，同时所述反应物质子之一β衰变为中子。质子-质子链反应的此步骤可以被表达为：

[0046]

[0047] 其中每个 表示一个质子， 表示一个产物氘原子，e+表示一个正电子，ve表示一个中微子。此质子-质子链反应的第一步骤极其缓慢，这不仅因为质子必须量子隧穿通过其库仑势垒，而且还因为该步骤依赖于弱原子相互作用。为了例示该反应的速度，太阳中产生氘的现象已经罕见到给定太阳核心的当前条件，它的氢的完全转变将需要超过1010(100亿)年。太阳之所以仍然发光，就是因为此反应的缓慢性质；如果该反应进行得快些，理论上，很久以前太阳就已经把它的氢耗尽。

[0048] 在质子-质子链反应的下一步中，正电子被电子非常快速地湮没，且正电子和电子结合的质能根据如下方程转变为两个伽马射线和能量：

[0049] e++e-→2γ+1.02MeV   (11)

[0050] 其中每个γ表示一个伽马射线。随后，在质子-质子链反应的第一步中产生的氘原子与另一个质子根据如下方程融合，以产生氦的轻同位素(即3He)、另一个伽马射线和能量：

[0051]

[0052] 对于在约10-14MK(兆开尔文)的范围内的温度，在质子-质子链反应的最后一步4
中，氦的两个轻同位素根据如下方程融合在一起，以形成He同位素、两个质子和能量：

[0053]

[0054] 将在方程(12)和(13)中表达的反应步骤结合并略去中间产物，产生由如下方程给出的总质子-质子反应：

[0055]

[0056] 在太阳中，方程(14)中表达的聚变路径以约86％的频率发生，剩余的14％则是由于在超过14MK的温度下主要发生的其他聚变反应。

[0057] 已经在多个研究设施中实现了发起聚变所必需的令人满意的等离子体速度条件、温度条件和密度条件。然而，实现具有净能量输出的聚变的尝试至今仍未成功。人们认为，未成功的一个原因是，由于等离子体不稳定性，所以约束时间不充足。

[0058] 在此提出根据势能的最小化原理，可以在均衡式束配置(例如，在空间上对称的四个等离子体束的配置)的球形聚焦区域中抑制等离子体不稳定性。人们认为，类似的原理还确保在发生核聚变反应的天体物理学中的恒星的稳定性。可以使用包含或封装氘的丝执行本文中所描述的确认测试。如果成功，则测试结果可以得出：在使用或不使用放射性的氚的情况下，使用来自水的氘实现可持续和可能紧凑的聚变中子源的可行方法。测试结果还可以得出：在不使用昂贵且放射性的氚作为燃料的情况下，从水实现商业聚变发电的可行方法。

[0059] 在一个宽泛的方面，提供了一种由热核反应生成中子源的系统，该系统包括：一个反应室；多个粒子束发射器，所述多个粒子束发射器在空间上被支撑在该反应室周围，且被定向成朝向该反应室的一个公共聚焦区域，用于引导来自所述粒子束发射器的至少一种热核燃料类型的带电粒子(energized particle)作为多个粒子束会聚在该公共聚焦区域处且穿透通过该公共聚焦区域，从而以引发生成聚变中子的热核反应，所述多个粒子束是线性的、均衡式的、处于等离子体状态且在Z-箍缩条件下；多个粒子束接收器，所述多个粒子束接收器在空间上被支撑在该公共聚焦区域周围，且被定向成朝向该公共聚焦区域，每个粒子束接收器与所述多个粒子束发射器中对应的一个粒子束发射器相对定位；以及，至少一个电压源，所述至少一个电压源被操作性地耦合到每个粒子束发射器及与该粒子束发射器对应的粒子束接收器，用于在一个闭合电回路中生成通过每个粒子束的电流，所述闭合电回路经过等离子体束和该公共聚焦区域。

[0060] 在一些实施方案中，通过所述多个粒子束中的至少一个粒子束所生成电流足以使所述多个粒子束中的所述至少一个粒子束中的电子在所施加的电场中加速到足够大的速度，且其中所述电子转而吸引带相反电荷的核以实现大速度，由于该公共聚焦区域处的粒子碰撞和穿透，大速度变成高温度，以发起并维持热核反应。

[0061] 在一些实施方案中，该热核反应系统还包括至少一对粒子束管，其中所述至少一对粒子束管包括所述多个粒子束发射器中的至少一个粒子束发射器和所述多个粒子束接收器中的至少一个粒子束接收器，且所述多个粒子束发射器中的所述至少一个粒子束发射器包括第一端部和第二端部，所述第一端部与供应所述至少一种热核燃料类型处于流体连通，以及所述第二端部与该反应室处于流体连通，以将所述多个粒子束发射到该反应室内。

[0062] 在一些实施方案中，多个粒子束接收器中的所述至少一个粒子束接收器包括第一端部和第二端部，所述第一端部与该反应室处于流体连通，以及所述第二端部与一个闭环流体循环处于流体连通，所述闭环流体循环连接到该对粒子束管的对应的粒子束管发射器。

[0063] 在一些实施方案中，该热核反应系统还包括多个电磁线圈，所述多个电磁线圈沿着所述粒子束管的至少一部分与所述多个粒子束发射器中的每个粒子束发射器的粒子束管轴向对准，且被支撑在所述粒子束管的外部且极为接近地包围所述粒子束管，所述多个电磁线圈用于在所述粒子束管内生成轴向磁场，以为所述粒子束管内处于高能等离子体状态的赋能粒子提供轴向约束。

[0064] 在一些实施方案中，所述至少一个电压源被配置成供应足够高的初始电压，以使所述至少一对粒子束管中的所述至少一种热核燃料类型的粒子带电。

[0065] 在一些实施方案中，所述至少一个电压源被配置成随后将所述初始电压降低到最小维持电压，从而供应期望水平的电流经过所述等离子体束。

[0066] 在一些实施方案中，当所述至少一种热核燃料类型的粒子进入到所述多个粒子束发射器中的至少一个粒子束发射器内时，所述燃料粒子在所述多个粒子束发射器中的所述至少一个粒子束发射器中最初处于相对低的温度，且其中由于通过所生成的电流的焦耳加热，所以所述至少一种热核燃料类型的粒子被转变成闪电束形式的等离子体。

[0067] 在一些实施方案中，所述至少一个电压源被配置成生成至少一个足够大的DC电流、AC电流或脉冲电流，所述DC电流、AC电流或脉冲电流能够使所述多个粒子束中的每个粒子束箍缩成一个连续的闪电束或准连续的闪电束，由此由于在电磁场下的径向塌缩而在该公共聚焦区域内部形成一个热且致密的等离子体核心，该核心能够维持稳定且连续的或准连续的聚变反应。

[0068] 在一些实施方案中，所述至少一个电压源被配置成生成多个足够大的AC电流或脉冲电流，所述AC电流或脉冲电流被布置成生成冲击波，所述冲击波被引导朝向所述公共聚焦区域，以使所述公共聚焦区域处的能量集中度最大化。

[0069] 在一些实施方案中，所述脉冲电流包括具有微秒量级的持续时间的电脉冲，所述电脉冲间隔开毫秒量级的时间周期，且在电脉冲之间的时间周期期间能够提供最小维持电流或能够不提供最小维持电流。

[0070] 在一些实施方案中，该热核反应系统还包括至少一些重水(D2O)和杂质(诸如，氯化钠(NaCl))，以提高电导率、减小初始电压以及减小最小维持电压，且其中所述至少一种热核燃料类型包括重水。

[0071] 在一些实施方案中，该热核反应系统还包括一个气体分离罐，所述气体分离罐流体地耦合到该反应室和该闭环流体循环，该气体分离罐被配置成使气态聚变产物与从该反应室所提取的未燃烧的热核燃料粒子分离，其中该闭环流体循环被配置成将所述未燃烧的热核燃料粒子输送回到该反应室。

[0072] 在一些实施方案中，该热核反应系统还包括多个中空的起动用电感器(strater inductor)，所述多个中空的起动用电感器被配置成建立用于形成所述多个粒子束的初始边界条件。

[0073] 在一些实施方案中，所述至少一个电压源被配置成施加电压到所述多个中空的起动用电感器，且其中所述多个中空的起动用电感器被配置成由于焦耳加热而从该公共聚焦区域开始熔化和/或蒸发，由此所述多个粒子束快速地变成在该公共聚焦区域处彼此碰撞且彼此穿透的导电闪电束。

[0074] 在一些实施方案中，该热核反应系统还包括多个引燃激光器(ignition laser)，所述多个引燃激光器在空间上被支撑在该反应室周围且与该反应室光学耦合，所述多个引燃激光器中的每个引燃激光器被定向成朝向该公共聚焦区域，以生成并发射多个激光束，所述多个激光束与所述多个粒子束一起会聚在该公共聚焦区域处，用于辅助引发热核反应。

[0075] 在一些实施方案中，所述至少一种热核燃料类型包括氢的同位素。

[0076] 在一些实施方案中，所述至少一种热核燃料类型包括氢的两种同位素的混合物。

[0077] 在一些实施方案中，均衡式的多个粒子束包括至少三个粒子束。

[0078] 在一些实施方案中，所述多个粒子束发射器包括至少四个粒子束发射器，所述至少四个粒子束发射器被配置成在几何结构和电磁场方面空间对称。

[0079] 在另一个宽泛的方面，提供了一种由热核反应生成中子源的方法，该方法包括：提供至少一种热核燃料类型；使供应的所述至少一种热核燃料类型赋能，以在Z-箍缩条件下提供等离子体束的形式的所述至少一种热核燃料类型的赋能粒子；使所述至少一种热核燃料类型的赋能粒子作为多个粒子束加速进入到反应室内，以朝向所述反应室的一个公共聚焦区域会聚且穿透通过该公共聚焦区域，从而引发并维持生成聚变中子的热核反应，所述多个粒子束是线性的且是均衡式的；以及生成流经所述多个粒子束中的每个粒子束的电流，从而提供所述至少一种热核燃料类型的所述赋能粒子的径向约束和轴向加速。

[0080] 在一些实施方案中，所生成的通过所述多个粒子束中的至少一个粒子束的电流足以在所施加的电场中使所述多个粒子束中的所述至少一个粒子束中的电子加速到足够大的速度，且其中所述电子进而吸引带相反电荷的核，以实现大的速度，由于该公共聚焦区域处的粒子碰撞和穿透，所述大的速度变成极为高的温度，以发起并维持热核反应。

[0081] 在一些实施方案中，该方法还包括提供至少一对粒子束管，其中所述至少一对粒子束管包括多个粒子束发射器中的至少一个粒子束发射器和多个粒子束接收器中的至少一个粒子束接收器，且所述多个粒子束发射器中的所述至少一个粒子束发射器包括第一端部和第二端部，所述第一端部与供应的所述至少一种热核燃料类型处于流体连通，所述第二端部与该燃料室处于流体连通，用于发射所述多个粒子束到该反应室内。

[0082] 在一些实施方案中，所述多个粒子束接收器中的所述至少一个粒子束接收器包括第一端部和第二端部，所述第一端部与该反应室处于流体连通，所述第二端部与一个闭环流体循环处于流体连通，所述闭环流体循环连接到该对粒子束管的对应的粒子束管发射器。

[0083] 在一些实施方案中，该方法还包括提供多个电磁线圈，所述多个电磁线圈沿着所述粒子束管的至少一部分与所述多个粒子束发射器中的每个粒子束发射器的粒子束管轴向对准，且被支撑在所述粒子束管的外部且极为接近地包围所述粒子束管，以及在所述粒子束管内生成轴向磁场，以为所述粒子束管内处于高能等离子体状态的赋能粒子提供轴向约束。

[0084] 在一些实施方案中，使供应的所述至少一种热核燃料类型赋能包括施加足够高的初始电压，以使所述至少一对粒子束管中的所述至少一种热核燃料类型的粒子带电。

[0085] 在一些实施方案中，该方法还包括随后将所述初始电压降低到最小维持电压，以便供应期望水平的电流经过所述等离子体束。

[0086] 在一些实施方案中，当所述至少一种热核燃料类型的粒子进入到所述多个粒子束发射器中的至少一个粒子束发射器内时，所述燃料粒子在所述多个粒子束发射器的所述至少一个粒子束发射器中最初处于相对低的温度，且其中由于通过所生成的电流的焦耳加热，所以所述至少一种热核燃料类型的粒子被转变成闪电束形式的等离子体。

[0087] 在一些实施方案中，生成流经所述多个粒子束中的每个粒子束的电流包括生成至少一个足够大的DC电流、AC电流或脉冲电流，所述DC电流、AC电流或脉冲电流能够使所述多个粒子束中的每个粒子束箍缩成一个连续的闪电束或准连续的闪电束，由此由于在电磁场下的径向塌缩而在该公共聚焦区域内部形成一个热且致密的等离子体核心，该核心能够维持稳定且连续的或准连续的聚变反应。

[0088] 在一些实施方案中，生成流经所述多个粒子束中的每个粒子束的电流包括生成多个足够大的AC电流或脉冲电流，所述AC电流或脉冲电流被布置成生成冲击波，所述冲击波被引导朝向所述公共聚焦区域，以使所述公共聚焦区域处的能量集中度最大化。

[0089] 在一些实施方案中，所述脉冲电流包括具有微秒量级的持续时间的电脉冲，所述电脉冲间隔开毫秒量级的时间周期，且在电脉冲之间的时间周期期间能够提供或能够不提供最小维持电流。

[0090] 在一些实施方案中，该方法还包括提供至少一些重水(D2O)和杂质(诸如，氯化钠(NaCl))，以提高电导率、减小初始电压以及减小最小维持电压，且其中所述至少一种热核燃料类型包括重水。

[0091] 在一些实施方案中，该方法还包括提供一个气体分离罐，所述气体分离罐流体地耦合到该反应室和该闭环流体循环；使气态聚变产物与从该反应室提取的未燃烧的热核燃料粒子分离，以及将所述未燃烧的热核燃料粒子输送回到该反应室。

[0092] 在一些实施方案中，该方法还包括：提供多个中空的起动用电感器，所述多个中空的起动用电感器被配置成建立形成所述多个粒子束的初始边界条件，以及施加电压到所述多个中空的起动用电感器，其中所述多个中空的起动用电感器被配置成由于焦耳加热而从该公共聚焦区域开始熔化和/或蒸发，由此所述多个粒子束快速地变成在该公共聚焦区域处彼此碰撞且彼此穿透的导电闪电束。

[0093] 在一些实施方案中，该方法还包括：提供多个引燃激光器，所述多个引燃激光器在空间上被支撑在该反应室周围且与该反应室光学耦合，所述多个引燃激光器中的每个引燃激光器被定向成朝向该公共聚焦区域；以及，生成并发射多个激光束，所述多个激光束与所述多个粒子束一起会聚在该公共聚焦区域处，用于辅助引发热核反应。

[0094] 在一些实施方案中，所述至少一种热核燃料类型包括氢的同位素。

[0095] 在一些实施方案中，所述至少一种热核燃料类型还包括氢的两种同位素的混合物。

[0096] 在一些实施方案中，均衡式的多个粒子束包括至少三个粒子束。

[0097] 在一些实施方案中，所述多个粒子束发射器包括至少四个粒子束发射器，所述至少四个粒子束发射器被配置成在几何结构和电磁场方面空间对称。

[0098] 下面将更详细地描述多个实施方案的这些和其他方面和特征。

附图说明

[0099] 下面在本文中仅以实施例的方式参考以下附图提供对多个实施方案的详细描述，其中：

[0100] 图1是热核反应系统的示意图；

[0101] 图2是示例性粒子束发射器的示意图；

[0102] 图3是根据至少一个实施方案的多个粒子束发射器的配置的立体示意图；

[0103] 图4是图3的多个粒子束发射器的配置的平面示意图；

[0104] 图5A是在径向方向上的导电等离子体束的截面的示意轮廓图；

[0105] 图5B是导电等离子体束发射器的示意截面图；

[0106] 图6是由于公共聚焦区域中的等离子体密度的均匀分布而产生的无量纲洛伦兹力分布的示意图；

[0107] 图7是由于公共聚焦区域中的等离子体密度的指数分布而产生的无量纲洛伦兹力分布的示意图；

[0108] 图8是与现有核反应堆设计集成的热核反应系统的示意图；

[0109] 图9是示出图3的对称四束配置的公共聚焦区域在径向方向上的密度分布的仿真结果的绘图；

[0110] 图10是示出图3的对称四束配置的公共聚焦区域在径向方向上的压力分布和聚变功率输出的仿真结果的绘图；

[0111] 图11是示出自然闪电束在径向方向上的温度分布的仿真结果的绘图；

[0112] 图12是根据至少一个实施方案的用于中子产额(neutron yield)的脉冲电流的曲线图；

[0113] 图13是铀裂变和钍裂变的中子截面的数据图；

[0114] 图14是由中子源驱动的燃料转换器的示意图；

[0115] 图15是用于由中子源驱动的燃料转换器的聚变产物收集系统的示意图；

[0116] 图16是一个示例核燃料循环的示意图；

[0117] 图17是基于改型的沸水反应堆的混合聚变/裂变反应堆的示意图；

[0118] 图18是基于改型的压水反应堆的增殖反应堆的示意图；

[0119] 图19是示出图3的对称四束配置的公共聚焦区域的质量浓度和示出早期的太阳的质量浓度的仿真结果的绘图；

[0120] 图20是示出早期的太阳在径向方向上的功率密度分布的仿真结果的绘图；

[0121] 图21是示出自然闪电束在径向方向上的压力分布和热量功率分布的仿真结果的绘图；以及

[0122] 图22是示出自然闪电束的密度和在径向方向上的温度的仿真结果图的绘图。

[0123] 应理解，对附图的参考仅仅是出于例示目的，并非意在以任何方式对下面在本文中所描述的实施方案的范围进行限制。为使例示简单清楚，图中示出的元件不必按比例绘制。为了清楚起见，某些元件的尺寸可以相对于其他元件放大。此外，如果认为合适，在图中可以重复附图标记，以指示相应或相似元件。

具体实施方式

[0124] 下文描述了多种装置、方法和组合物，以提供每个所要求保护的发明的一个实施方案的一个实施例。下文所描述的实施方案不对任何所要求保护的发明进行限制，且任何所要求保护的发明可以覆盖与下文所描述的装置和方法不同的装置和方法。所要求保护的发明不限于具有下文所描述的任何一个装置、方法和组合物的全部特征的装置、方法和组合物，或不限于下文所描述的装置、方法或组合物中的多个或全部的共同特征。可能的是，下文所描述的装置、方法或组合物不是任何所要求保护的发明的一个实施方案。在下文所描述的未在此文件中要求保护的装置、方法或组合物中公开的任何发明可以是另一个保护工具(例如，继续专利申请)的主题，且申请人、发明人和/或所有人不意在通过此文件中的任何这样的发明的公开内容而放弃、否认任何这样的发明或将任何这样的方面贡献给公众。

[0125] 应理解，阐述了许多具体细节，以提供对在本文中所描述的示例性实施方案的透彻理解。然而，本领域的普通技术人员应理解，无需这些具体细节也可以实施在本文中所描述的实施方案。另外，未详细描述众所周知的方法、程序和部件，以便不模糊在本文中所描述的实施方案。此外，此描述不被认为以任何方式限制在本文中所描述的实施方案的范围，而应被认为仅仅描述在本文中所描述的多个实施方案的实施方式。

[0126] 本申请涉及基于携带穿过公共聚焦区域的等离子体束的高能燃料概念的聚变中子源。包括等离子体速度、温度和密度的多种条件被认为是发起聚变反应所必需的，且等离子体稳定性被认为是允许充足约束时间的需求。

[0127] 已经在多个研究设施中实现了发起聚变所必需的令人满意的等离子体速度条件、温度条件和密度条件。然而，实现具有净能量输出的聚变的尝试至今仍未成功。原因之一在于，在中心区域附近具有相同电荷的粒子之间的排斥力可能难以实现足够的密度集中度。一般而言，未成功是由于等离子体不稳定性而造成约束时间不充足。

[0128] 在此，我们提出，根据势能的最小化原理，可以在空间上对称的四个等离子体束配置的球形聚焦区域中抑制等离子体不稳定性。提出使用包含或封装氘的导线的确认测试。如果成功，则结果可以产生在不使用昂贵且放射性的氚作为燃料的情况下由水实现商业聚变发电的可行方法。替代地或附加地，结果可以产生在不使用昂贵且放射性的氚作为燃料的情况下从水实现紧凑中子源的可行方法。

[0129] 背景

[0130] 加拿大安大略省汉密尔顿的斯特恩实验室[“Stern”]配备有16MW的直流电源，具有13个单独受控区域，是世界上功率最高且功能最全的高电流设施之一。在Stern执行了调查测试，其中两个等离子束通过电流成功连接。观察到，等离子体束的连接中心朝向带正电的电极偏移到正电极被热等离子体严重损坏的程度。

[0131] 在此假定，此行为是通过由于带负电的电子和等离子体中的带正电的原子核之间的物理吸引力引起的电子移动导致的。电子和核之间的相互作用与在这些赋能粒子的相同方向上流动的单个等离子体束一致，其方式在本质上类似于雷击，可以提供对1957年在英国哈威尔执行的Z-箍缩测试(Zeta测试)期间检测到的中子源的替代解释(Thonemann，P.C.等人，1958)。

[0132] 提出这些测试中电子获得超过核的边界能量(bounding energy)的动能，且足以将氘核分裂成质子和中子。氘核的能量(与电子的能量平衡)足以用于聚变。对于Zeta测试，以1ms量级的约束时间达到这样的平衡。然而，未发生聚变，因为所有氘核都在相同方向上行进而没有足够的相对速度来克服氘-氘(D-D)聚变的能量势垒。基于中子能量谱的检查，1958年实施的USSR Z-箍缩测试(Andrianov，A.M.等人，1958年)可能由于靶标/束机制而已经实现了一些D-D聚变，尽管能量释放量不足以通过测量确认聚变反应。

[0133] 实现受控核聚变的早期尝试通常是基于“箍缩”机器的一些变型，在“箍缩”机器中，在等离子体内部施加轴向电流以压缩等离子体(参见例如，Thonemann，P.C.等人，1958；Andrianov，A.M.等人，1958；和McCracken，G.和Stott，P.，2005)。在直的圆柱形(线性)箍缩中，z是轴向坐标，且θ是方位角坐标；在环形箍缩中，电流是环形的，且场是极向的。早期Z-箍缩测试通常由防止实现足以引燃且维持聚变反应的约束时间的扭曲不稳定性和腊肠形不稳定性表征(McCracken，G.和Stott，P.，2005)。在解决与早期Z-箍缩机器相关联的不稳定性问题的数十年努力之后，实现聚变的主流努力转移到测量更热等离子体温度的托卡马克(tokamak)机器以及等离子体约束的改进。然而，托卡马克机器受到存在的边缘局部化模式[“ELM”]、微级湍流、氚滞留和材料问题以及结构复杂性的挑战。

[0134] 同时，Z-箍缩测试最初切换到金属丝的内爆，以试图实现聚变，且迄今为止生成强大的x射线辐射(Mosher，D.等人，1973；Pereira，N.R.和Davis，J.，1988)。通过将金属丝布置成X形[或“X-箍缩”](Zakharov，S.，M.等人，1982；Shelkovenko，T.，A.等人，1999)，使用穿过单个点的两根丝，在交叉区域形成的微箍缩处观察到创记录的近固体密度和10MK的温度(Sinars，D.B.等人，2003)。替代地，金属丝阵列平行地布置(Burkhalter，P.等人，1979；Apruzese.J.P.等人，2001)且在圣地亚国家实验室(Sandia Labs)用钢丝代替钨丝时，测量到2GK的创纪录温度(Haines，M.D.等人，2006)。使用通过一个圆柱形金黑体发射空腔(间接驱动)聚焦成一个小氘-氚(D-T)靶标的192个激光束，最近测量到600g/cc的等离子体密度(Glenzer，S.H.等人，2012)。

[0135] 虽然最近的实验(例如，Sinars，D.B.等人，2003；Haines，M.D.等人，2006；Glenzer，S.H.等人，2012)证明，在实验室条件下已经实现了在恒星(诸如，太阳)中心中自然存在的极端温度条件和极端密度条件，但是由于等离子体不稳定性所产生的限制，所以约束时间太短，无法维持聚变反应。

[0136] 基于携带穿过公共聚焦区域的粒子束的高能燃料的概念，提出了一种聚变发电替代方法，可选地，通过激光束辅助(Zheng，X.J.，2012)，且作为增强，至少两个等离子体束的交叉通过电流而被箍缩(Zheng，X.J.，2012)。作为X-箍缩概念的进一步改进，此创新方法包括一个相对于每个束在三维上对称的多束配置，这可以改进公共聚焦区域中的等离子体稳定性。

[0137] 首先参考图1，例示了根据本文中所描述的至少一个实施方案的热核反应系统100的示意图。热核反应系统100包括：反应室110；燃料喷射器120；以及，多个粒子束发射器130，所述多个粒子束发射器130能够生成由至少一种类型的热核燃料粒子构成的多个粒子束135。粒子束发射器130在空间上被支撑在反应室110周围且与反应室110处于流体连通，以使得在热核反应系统100的运行期间，粒子束发射器130将多个粒子束135发射到反应室
110内。如下文进一步讨论的，多个粒子束135被引导到反应室110内，其中多个粒子束135相互作用，使得可以在反应室110内引发热核反应，在至少一些情况下该热核反应可以是连续的(或准连续的)和自给的。

[0138] 粒子束135可以完全地或在一些情况下仅部分地由以等离子体状态存在的高能粒子构成。在粒子束135不完全由等离子体粒子构成的情况下，粒子束135内的非等离子体粒子可以保留一个净电荷，例如，由于电离期间的电子损失所产生的正电荷。在一些实施方案中，粒子束135内的非等离子体粒子可以在从粒子束发射器130发射之后在反应室110内被中和。替代地，在一些实施方案中，粒子束135内的非等离子体粒子可以在反应室110内保留它们的净电荷。任一种情况都可以用于热核反应系统100的设计。然而，利用至少部分地含有带电的非等离子体燃料粒子的粒子束135的一个缺点可能是，在任何两个赋能粒子之间通常存在的静电排斥力。由于该静电排斥力，可能更难以在反应室110内实现足够高密度的燃料粒子，从而发起并维持热核反应。通过中和反应室110内的任何带电的非等离子体燃料粒子，从而消除粒子束135中的燃料粒子之间的静电排斥力，通常可以在反应室110内更容易地达到热核聚变所需的粒子密度。

[0139] 在一些实施方案中，粒子束135可以通过电离由燃料喷射器120提供的供应的至少一种类型的热核燃料粒子来生成。在电离之后，粒子束发射器130内的赋能粒子之后可以朝向反应室110加速。为了中和粒子束135中的任何带电的非等离子体粒子，例如，可以通过合适的气体入口将供应的低压反应性气体泵送或以其他方式提供到反应室110内，以使得粒子束135中的个体赋能粒子与反应室110内的中和气体反应，且失去任何保留的电荷。

[0140] 如图1中示出的，每个粒子束135都被引导朝向反应室110的公共聚焦区域140。通过以任何合适的三维空间定向将粒子束发射器130布置在反应室110周围，粒子束135可以被引导朝向公共聚焦区域140。例如，粒子束发射器130可以以大体球形布置被布置在反应室110周围或以其他方式布置，以使得粒子束发射器130基本上与公共聚焦区域140等距。替代地，粒子束发射器130可以被布置成在至少三个不同的平面(例如，如笛卡尔坐标系中限定的)中大体对称，在一些情况下所述至少三个不同的平面可以是相互正交的。然而，用于粒子束发射器130的其他三维空间定向也是可能的。

[0141] 在一些实施方案中，可以在粒子束135的路径中设置会聚元件150，以辅助将粒子束135引导朝向公共聚焦区域140。尽管在图1中明确地例示了会聚元件150的仅一个实施例，但是在一些实施方案中，可以在热核反应系统100中包括附加的会聚元件。所包括的每个会聚元件150都可以与粒子束35中的单个粒子束或替代地粒子束135中的两个或更多个粒子束相关联。

[0142] 在粒子束135含有至少一些带电的非等离子体燃料粒子的一些实施方案中，可以使用磁透镜来实施会聚元件150中的一些。例如，磁透镜可以由布置成四极、六极或某个其他合适布置的几个电磁线圈组成。当电磁线圈通电时，所得到的四极磁场或六极磁场具有使行进穿过磁场的赋能粒子偏转的大致凸形形状。偏转量可以基于磁场的强度来控制，磁场的强度进而可以通过改变供应给电磁线圈的激励电流来控制。以此方式，可以有效地利用磁透镜来将粒子束135聚焦在公共聚焦区域140处或以其他方式将粒子束135会聚在公共聚焦区域140处。

[0143] 替代地，可以使用被配置为赋能粒子束的聚焦元件的静电透镜来实施会聚元件150中的一些。例如，在一些实施方案中，静电透镜可以是单透镜(Einzel len)、柱面透镜、孔径透镜或四极透镜。在一些实施方案中，会聚元件150可以是磁透镜和静电透镜的混合物。

[0144] 在粒子束135完全或几乎完全由等离子体燃料粒子构成的情况下，静电透镜或磁透镜通常将不适合于实施会聚元件150，因为等离子体粒子总体上是电中性的，因此通常不响应于电磁场。然而，仍然可能改变以完全或几乎完全等离子体状态存在的中性粒子束的路径，从而将粒子束135聚焦在公共聚焦区域140处。下文参考图2更详细地描述实现此结果的一个示例配置。

[0145] 反应室110的内表面可以涂敷有合适的绝缘材料，以吸收在反应室110内发生的热核反应期间所产生的任何高能伽马射线。通常具有不同热属性和电属性的不同材料可以被用来涂敷反应室110的内表面。例如，熔点和吸热能力可能是用于选择适当的涂层材料的两个相关考虑。由于在一些实施方案中冷却剂液体(未示出)也可以被施加到反应室110的内表面，所以对于涂层材料的另一个相关考虑可以是涂层材料与所使用的特定冷却剂流体的化学反应性。通常与冷却剂液体不反应的涂层材料是优选的。在一些实施方案中，熔点等于或大于石墨和钨的熔点的核石墨或石墨烯、钨或其他材料可以被用作涂敷反应室110的内表面的材料。

[0146] 将粒子束135会聚在公共聚焦区域140处导致存在于公共聚焦区域140处的粒子密度增加。如果粒子密度上升到足够高的水平，则可以在公共聚焦区域140的附近创建具有足够高的温度的等离子体球体145，以便在反应室110内引发热核聚变反应。例如，等离子体球体145的密度可以与在太阳中心发现的密度(即，高达160,000kg/m3)相当。通过会聚足够大数量的粒子束135(其中，每个粒子束135由被加速为具有足够动能的热核燃料粒子构成)，可以在反应室110内实现持续的热核反应所需的粒子密度。此结果也是在恒星中不存在重力作用的贡献的情况下实现的，所述重力辅助维持在那些环境以及类似的环境中自然发生的热核反应。相反，可以通过将粒子束135加速和会聚在公共聚焦区域140来在反应室110内实现粒子和能量集中。

[0147] 可选地，附加供应到反应室110内的输入能量可以被引导朝向公共聚焦区域140，以帮助引燃等离子体球体145，从而引发热核反应。因此，在一些实施方案中，多个激光器160可以在空间上围绕反应室110布置，且如同粒子束发射器130一样，多个激光器160被定向成朝向反应室110的中心附近的公共聚焦区域140。160可以生成并发射也在公共聚焦区域140处会聚的多个激光束165。在一些实施方案中，由例如玻璃纤维(未示出)制成的激光导引管可以延伸到反应室110内某一深度，以便将激光束导引朝向公共聚焦区域140。

[0148] 在替代实施方案中，替代激光器160的或除激光器160以外的补充能量输入设备(未示出)也可以用于引燃等离子体球体145，以辅助引发热核反应。仅为了方便而非限制，在图1中仅明确地示出了单个激光器160，但是可以使用不止一个激光器或其他补充能量输入设备。此外，可以包括任何数目的激光器160，且可以以任何合适的布置将所述激光器160在空间上布置在反应室110周围，以便容纳所需数目的激光器160。

[0149] 在一些实施方案中，由在公共聚焦区域140处或附近发生的热核聚变反应所生成的能量可能足以将等离子体球体145维持在足够高的温度，以至于可以在不使用补充能量输入设备(例如，激光器160)的情况下引发连续且持续的热核反应。因此，在一些实施方案中，可以从热核反应系统100中省略激光器160或其他补充能量输入设备，且会聚足够数目的、被加速到足够动能的粒子束135本身可能足以引燃并维持热核聚变反应。

[0150] 然而，会聚粒子束135本身可能不足以引燃等离子体球体145并引发热核聚变反应。因此，在一些实施方案中，最初可以使激光器160或其他补充能量输入设备运行，直到在反应室110内已经引发热核聚变反应为止，但此后则禁用所述激光器160或其他补充能量输入设备。在那种情况下，在不受益于由激光160或其他补充能量输入设备提供的附加输入能量的情况下，由于粒子束135的会聚而由粒子碰撞生成的热量可能就足以维持反应室110内的连续热核反应。

[0151] 在一些实施方案中，起动用电感器(未示出)被用来发起聚变反应。起动用电感器通过公共聚焦区域140连接粒子束发射器130。这些电感器可以简单地是中空金属(例如，铜)或非金属(例如，石墨)管线。一些电感器可以含有被引导朝向公共聚焦区域140的粒子束135，而其他电感器可以含有流出的粒子束连同聚变产物。这些起动用电感器被用来建立碰撞/穿透燃料粒子束会聚成它们的最终箍缩配置的初始边界条件。然后将电压和电流施加到这些起动用电感器，且当起动用电感器由于焦耳加热而从公共聚焦区域140开始熔化和/或蒸发时，粒子束135迅速变成导电的闪电球，所述闪电球在公共聚焦区域140处相互碰撞并穿透。

[0152] 应理解，在本文中所描述的元件的不同组合和配置在热核反应系统100的不同实施方案中是可能的。

[0153] 现在参考图2，图2例示了示例性粒子束发射器200的示意图，该粒子束发射器200可以被用来实施根据至少一个实施方案的在图1中示出的任何或全部粒子束发射器130。粒子束发射器200包括具有第一端部212、第二端部214和内表面(未示出)的中空圆柱形粒子束管210。粒子束管210可以由如下导电材料构成，所述导电材料具有的熔化温度显著高于用于形成容纳在粒子束发射器200内的高能等离子体或电离粒子的平衡温度。在某些实施方案中，粒子束管210可以由熔化温度超过1,800℃的材料或组合物形成。替代地，粒子束管210的内表面可以涂敷有1,800℃或更高的熔化温度的材料或组合物。用于形成或涂敷粒子束管210的内表面的合适材料的实施例包括但不限于钨和石墨。在一些实施方案中，粒子束管210可以由在内表面上涂敷有一层碳化钽铪(Ta4HfC5，具有约4200℃的熔点)或涂覆有通常高于碳基材料(诸如，石墨烯)的熔点的某种其他化学化合物的中空石墨烯圆柱组成。

[0154] 在图2中例示的示例布置中，粒子束管210的第一端部212与燃料喷射器(诸如，图1中示出的燃料喷射器120)处于流体连通，以接收含有至少一种类型的热核燃料粒子的等离子体220。例如，等离子体220可以含有 或 的粒子或某种其他类型的热核燃料粒子。等离子体220通常可以由燃料喷射器在相对高的压力和温度下提供到粒子束管210。为了将供应的等离子体220提供到粒子束发射器200，燃料喷射器可以通过加热过程和/或电离过程将内部供应的热核燃料粒子或单独的外部供应的热核燃料粒子转换成它们的等离子体状态，之后等离子体220被接收到粒子束管210的第一端部212内。在一些实施方案中，电离过程可以生成非热等离子体，其中电子和离子未处于热平衡，且其中离子可以保持在相对低的温度。在其他实施方案中，等离子体温度是相对低的，因为仅一小部分(例如，1％)流体分子被电离。在这些实施方案中，利用非热等离子体可以降低粒子束管210在其第一端部212处所经历的局部热负荷。作为自然界中的一个实施例，非热等离子体被理论化为存在于闪电束的初始形成阶段，其中快速电子通过常被称为焦耳加热的过程而使水蒸汽和/或空气分子电离，之后在电子和离子之间达到平衡状态。

[0155] 粒子束管210的第二端部214与第一端部212相对地定位，且可以与反应室110处于流体连通(图1)。这允许粒子束发射器200将对应的一个粒子束135(图1)发射到反应室110内。在一些实施方案中，第二端部214的至少一部分部分地向反应室110内延伸一期望的深度。第二端部214的延伸深度可以根据应用而变化，且满足热核反应系统100(图1)的设计和/或性能标准。然而，应维持每个粒子束管210的第二端部214与公共聚焦区域140(图1)之间的最小距离，以确保在反应室110内主要的极端运行条件下粒子束发射器200的安全运行。

[0156] 粒子束发射器200还可以包括用于生成电磁场(未示出)的电磁系统230，以使用“箍缩”概念(有时也被称为“Z-箍缩”概念)的变体来提供等离子体220在粒子束管210内的径向约束和线性加速。根据箍缩概念，流经等离子体的电流和感应(和/或外部施加)磁场之间的相互作用导致在与流经等离子体的电流的方向正交的方向上向内压缩等离子体。实际上，通过感应在平行于粒子束管210的中心轴线216的方向上流动的轴向电流，等离子体220表现得有点像多个载流导线，其中每根导线均载有相同轴向方向的电流。因此，等离子体“导线”中的每个都被相互作用的洛伦兹力拉向彼此，其总体结果是，等离子体220使其本身朝向粒子束管210的中心轴线216向内收缩，其中等离子体220被集中。当等离子体220向内收缩并集中时，等离子体220的密度增加；较致密的等离子体可以生成较致密的磁场，使作用在等离子体220上的向内的力增加，且使等离子体220进一步压缩和集中在中心轴线216附近。

[0157] 为了实现等离子体220的箍缩，电磁系统230可以包括电压源232，该电压源232被电耦合到粒子束管210且被配置为生成在粒子束管210的中空圆柱形区段中流动的初级电流234。例如，电压源232可以在第一端部212和第二端部214之间创建电势差，以使得初级电流234围绕中空圆柱形区段的整个或大致整个周界、在第一端部212和第二端部214之间流动。与初级电流234相关联的磁场感应在等离子体220内大致上轴向流动的次级电流236，次级电流236创建上文详细描述的z-箍缩效应。

[0158] 当初级电流234的参数被适当地控制(例如，频率和幅度)时，次级电流236将和与初级电流234相关联的磁场相互作用，以在粒子束管210内生成径向力场238。径向力场238被大致向内引导朝向中心轴线216。径向力场238将迫使存在于粒子束管210内的任何等离子体220朝向中心轴线216。随着等离子体220的密度增加，所得到的压力梯度使等离子体沿着中心轴线216线性地加速。第一端部212处的压力阀等(未示出)防止等离子体220流回燃料喷射器，且以相对高的速度迫使等离子体220朝向第二端部214，在该第二端部处将它作为粒子束135之一从粒子束发射器200发射到反应室110内。粒子束135的退出速度可以根据等离子体220在电磁箍缩期间所经历的压力梯度而被控制：等离子体220经历的压力梯度越高，粒子束135的退出速度越高。

[0159] 在一些实施方案中，电压源232可以被耦合到粒子束管210，所述粒子束管210被包含在一对相对的粒子束发射器130中的每个粒子束发射器内。如在本文中所使用的，当两个粒子束发射器130被定向成在一个公共平面中分开大约180度以使得该对粒子束发射器130沿着线性轨迹大体上彼此相对时，两个粒子束发射器130可以被理解为是彼此相对的。因此，当从粒子束发射器130发射粒子束135并引燃等离子体球体145时，可以经由粒子束135和等离子体球体145而在每对相对的粒子束发射器130和电压源232之间形成闭合电回路。电压源232(或替代地，另一个合适的电压源)也可以被耦合到多对相对的粒子束发射器，以形成多个对应的闭合电回路。

[0160] 最初由电压源232供应的高电压可以被用来使形成闭合电回路的一部分的该对相对的粒子束发射器130中所含有的个体燃料粒子赋能。在一些实施方案中，当燃料粒子进入一对相对的粒子束发射器130的第一端部212时，燃料粒子最初处于相对低的温度(例如，～300°K)。响应于高电压的施加，燃料粒子可以变成等离子体220，之后形成电流236以导致等离子体220朝向中心轴线216箍缩。由于闭合电回路，箍缩不但可以发生在粒子束管210内，而且也可以随着粒子束135朝向公共聚焦区域140行进并会聚在公共聚焦区域140而继续，从而进一步提高在等离子体球体145内所实现的粒子密度。最初施加的高电压可以被维持或之后被降低到最小维持电压，以便供应期望水平的恒定电流，从而在一对相对的粒子束
135中围绕中心轴线216实现期望水平的能量集中度。然而，需要维持足够的电流，以便将闪电球形式的粒子束箍缩成期望的大小。粒子束由于在离开它们的发射器之后不久被电流焦耳加热而变成等离子体和闪电球。包括在闭合电回路中的成对的粒子束135的数目也可以变化，以便由于粒子束135的聚焦而在公共聚焦区域140处创建期望水平的能量集中度。

[0161] 在一些实施方案中，使用足够大的DC电流来使粒子束135箍缩成连续的闪电球。在其他实施方案中，替代地使用足够大的AC电流，以在降低输入功率成本的情况下形成闪电。可以基于计算机仿真和测试结果来优化AC参数(诸如，强度、频率和相位角)，以使聚变反应速率最大化。例如，多个闪电球中的AC电流的相位角可以被布置成在被引导朝向公共聚焦区域140的粒子束135中生成冲击波，以使等离子体球体145处的能量集中度最大化。

[0162] 在一些实施方案中，可以使用足够的DC电流、AC电流或脉冲电流来形成具有如下特征的等离子体束(其可以被表征为闪电球)，该等离子体束具有类似于可以在自然界中观察到的通常发生的闪电束的电流水平、束直径、束速度和温度。

[0163] 在一些实施方案中，电磁系统230还包括沿着粒子束管210的至少一部分围绕中心轴线216轴向对准的多个电磁线圈240。电磁线圈240被用来在粒子束管210内生成轴向磁场(未示出)，该轴向磁场提供等离子体220在粒子束管210内的补充轴向约束。因此，随着等离子体220沿着中心轴线216被压缩，等离子体220的稳定性被增加(如下文将进一步讨论的)。电磁线圈240通常可以包围粒子束管210，并通常可以紧密接近于粒子束管210定位。在某些实施方案中，尽管粒子束管210的外部支撑电磁线圈240，但是电磁线圈240可以通过合适的热绝缘构件和/或电绝缘构件(未示出)而与粒子束管210分隔开。将电磁线圈240包括在粒子束发射器200内是可选的，且在一些情况下，可以取决于特定聚变反应堆设计所需的粒子束135的速度。

[0164] 替代地或附加地，粒子束发射器200可以包括外部磁体250，以在粒子束管210内提供等离子体220的补充径向约束。外部磁体250可以包括永磁体或电磁体，且可以以提供期望的磁场和期望的补充约束的任何合适的配置来布置。例如，外部磁体250相对于粒子束管210的位置可以是固定的，或者外部磁体250可以相对于粒子束管210可移动地固定，以便可绕粒子束管210移动。因此，由外部磁体250生成的磁场可以根据情况而是静态的或时变的。

[0165] 在一些实施方案中，粒子束发射器200可以包括可绕中心轴线216旋转的一对永磁体或电磁体。由外部磁体250绕中心轴线216旋转造成的时变磁场也被用来在等离子体220内感应在大致轴向方向上(即，平行于中心轴线216)流动的次级电流236。为了可绕中心轴线216旋转，外部磁体250可以被附接到粒子束管210或以其他方式由粒子束管210支撑。替代地，外部磁体250可以由接近于粒子束管210的外部支撑系统(未示出)支撑。

[0166] 在一些实施方案中，外部磁体250可以包括不止一对永磁体或电磁体。可以使用与上文所描述的布置类似的布置将每对永磁体或电磁体支撑在粒子束发射器200内。每对永磁体或电磁体的配置可以相同或可以相对彼此变化。例如，与中心轴线216的径向距离可以相同或者对与对之间不同。因此，至少一对永磁体或电磁体可以与中心轴线216间隔开与至少一个其他对不同的径向距离。替代地，每对永磁体或电磁体可以相对于中心轴线216具有相同的径向间距。

[0167] 外部磁体250的轴向长度和定位也可以在不同的实施方案中变化。例如，在一些实施方案中，外部磁体250可以跨越粒子束管210的整个轴向长度或几乎整个轴向长度(仅出于例示性目的，此布置被示出在图2中)。替代地，在一些实施方案中，被气隙分隔开的两个或更多个外部磁体250可以沿着粒子束管210的长度轴向对准地布置。在此情况下，轴向对准的外部磁体250之间的气隙的宽度可以近似相等。例如，两个或三个或任何其他合适数目的外部磁体250可以跨越粒子束管210的轴向长度。

[0168] 在一些实施方案中，用由氢气和氘气组成的热核燃料混合物操作粒子束发射器200。氢气和氘气在燃料喷射器(诸如，燃料喷射器120)中被加热，以便将电子从氢核和氘核离解，直到氢气和氘气以其等离子体状态存在，从而形成等离子体220。通常，这将涉及将燃料喷射器内的热核燃料混合物加热至1,800℃或更高的温度。一旦被加热，将氢和氘等离子体的混合物从燃料喷射器供应到粒子束管210的第一端部212。在粒子束管210的内部，由电磁系统230生成的初级电流234诱发等离子体220内的次级电流236。如上文所讨论的，所得到的电磁场提供等离子体220的径向约束，以及等离子体220朝向第二端部214的轴向加速。

[0169] 在一些实施方案中，为了加热氢气和氘气，燃料喷射器可以包括通过至少一个高温炉进料的多个燃料通道。氢气和氘气被泵送通过燃料通道(每个燃料通道可以仅容纳两种气体中的一种)，其中从高温炉辐射的热量使氢气和氘气达到期望的温度。为了经受由高温炉生成的热量，每个燃料通道可以由具有非常高的熔点(例如，远高于1.800℃)的材料或材料成分组成。例如，如上所述，石墨和钨是用于燃料通道的合适材料的一些非限制性实施例。

[0170] 替代地，在一些实施方案中，氢气和氘气可以在燃料喷射器内被混合在一起，且借助于通过其他机构或方法加热被转换成其等离子体状态。例如，氢气和氘气的混合物在通过燃料喷射器输送到粒子束发射器200期间可能经受高频电磁波。由高频电磁波赋予的能量可以被用来使所泵送的氢和氘的动能增加到足够高的水平。通过高频电磁波加热与在一些当前的托卡马克机器(诸如，ITER)中进行的加热类似。此外，燃料喷射器可以由具有非常高的熔点(例如，远高于1,800℃)的材料或材料成分形成或涂敷。石墨、钨和钽铪碳化物(Ta4HfC5)提供用于燃料喷射器的合适材料的一些非限制性实施例。

[0171] 图2中示出的示意性布置仅仅是例示性的，且可以使用其他布置来实现粒子束发射。例如，每个粒子束发射器200可以包括多个粒子束管(类似于粒子束管210)，且每个粒子束管能够将粒子束135中的一个发射到反应室110内。也就是说，在一些实施方案中，粒子束发射器200能够将多个粒子束135发射到反应室110内。

[0172] 现在参考图1和图2，在一些实施方案中，一个或多个粒子束管(诸如，粒子束管210)可以延伸到反应室110内一特定距离，以向粒子束135提供(附加的)方向导引，以便改善与等离子体束135内的其他个体粒子束在公共聚焦区域140处的会聚。然而，每个粒子束管210的第二端部214与公共聚焦区域140之间的最小距离应被维持，以确保粒子束发射器
130在反应室110内的极端运行条件下的安全运行。

[0173] 粒子束管210的第二端部214也可以被修改成具有朝向期望方向的平缓而光滑的弯曲。可以控制第二端部214的曲率，以略微改变或偏离第二端部214附近的初级电流234的方向。因此，由于初级电流234和次级电流236之间的耦合，由与初级电流234相关联的磁场所感应的次级电流236也将而弯曲或偏离到相同的期望方向。以从粒子束管210发射的高能粒子被聚焦在公共聚焦区140处且会聚在公共聚焦区140上的方式，次级电流236的偏离之后改变粒子束管210内的电磁场。如上所述，对粒子束发射器200的此替代验证可以用作会聚元件150的替代或补充。

[0174] 四束配置

[0175] 具有多组正交的成对的粒子束发射器130的配置可以被用在球形聚变室中，以便通过聚焦来增加能量集中度，以及提高等离子体球体145的稳定性。

[0176] 最初准备Stern处的两组束连接测试，以实现两个等离子体束在该连接的几何中心处的碰撞，假设由所施加的电压驱动的电子移动不会影响两个等离子体束的流动。与预期相反，测试结果表明，存在连接中心朝向带正电的电极的明显偏移。这表明，在没有均衡式电磁场的情况下，空间对称性可能不是可持续的。而应理解，三维(3D)空间中的对称性不能够通过在一条线(一维)中的两个相对的等离子体束实现，三维(3D)空间中的对称性也不能够用两个平面(二维)的相交束实现。此外，由于在连接中心处存在电流的非零矢量和，所以这样的对称性不能够在3D空间中用三个束来布置。这样的非零矢量和防止了在连接中心处的等离子体区域中形成均衡式电磁场。

[0177] 认为需要至少四个等离子体束来实现并维持等离子体球在三个维度上的空间对称性，如下文所解释的。在此，3D空间中的空间对称性被定义为：除了束的定向不同之外，使所有束彼此相同，其中在空间中束之间的相对角均匀地分布。在聚焦交叉点处，均衡式电磁场的矢量和优选地是零。

[0178] 图3例示了包括具有3-D空间中的空间对称性的四束配置的系统100A。3-D空间中的空间对称性可以被表征为：除了束的定向之外，使所有束彼此相同，其中在空间中束之间的相对角均匀地分布。示出了棱锥形状125来辅助等离子体束定向的形象化。

[0179] 系统100A包括四个粒子束发射器130A、130B、130C和130D，每个粒子束发射器朝向位于系统100A的几何中心处的公共聚焦区域140分别发射等离子体束135A、135B、135C和135D。预期聚焦区域140处的等离子体区域145是球形的，其中在四个束的轴向方向上具有相同的(或大体上相同的)等离子体尺寸，且在图3中被近似为球体。作为施加电流的结果，等离子体区域145可以经受会聚的磁力以及由于会聚的等离子体流所引起的动态压力。在所施加的电流下，等离子体区域可以径向塌缩到几何中心内。

[0180] 在聚焦区域140的另一侧上与每个粒子束发射器130A-D相对的是一个相关联的粒子束接收器(为了清楚起见，未示出在图3中)。粒子束接收器用作从粒子束发射器行进的等离子体束的电极(该粒子束发射器也起电极的作用)，以使得可以将电流施加到等离子体束。也就是说，粒子束发射器及其相关联的粒子束接收器用作一对带相反电荷的电极，以便连接在它们之间行进的单个等离子体束。优选地，粒子束发射器用作负电极，且粒子束接收器用作正电极。等离子体束在与电子相同的方向上从负电极流动到正电极。

[0181] 在一些实施方案中，粒子束接收器可以包括一片金属(和/或另一种导电材料)，所述一片金属(和/或另一种导电材料)被定位成与由粒子束发射器130发射的等离子体束135接触。优选地，这样的粒子束接收器具有与图2中示出的粒子束发射器200类似的结构，除了电流和等离子体流体的流动方向相反之外，且发射器的圆柱形壁被连接到正电极(和/或可以起正电极的作用)。

[0182] 此外，在粒子束接收器具有中空结构的情况下(例如，在粒子束接收器具有与粒子束发射器200类似的结构的情况下)，该粒子束发射器可以允许等离子体束中的、作为闭合回路流体循环系统的一部分的等离子体流体通过和/或收集。

[0183] 优选地，粒子束接收器被设计成使局部区域处的电流密度最小化，且避免部件在高温下熔化。

[0184] 如图4中示出的，每个等离子体束135A-D分别具有负端136A-D和正端138A-D，其中粒子束发射器130位于负端处，且粒子束接收器位于正端处。电源230A-D被操作性地耦合到每个等离子体束的正端和负端，以便在每个等离子体束内生成电流。以此方式，电源230A-D可以生成一个闭合电回路，该闭合电回路经过等离子体束135的发射器130和对应的接收器之间的等离子体束135，且通过公共聚焦区域140中的等离子体区域145。

[0185] 在一些实施方案中，电源230A-D能够供应足够高的电压，以使一对相对的粒子束发射器和接收器中所含有的个体燃料粒子赋能。这样的电压可以被维持或其后被减小到最小的维持电压，以便供应期望水平的电流流经整个等离子体束。

[0186] 应理解，电源230A-230D可以是例如电压源或电流源、AC源或DC源、脉宽调制源或其任何合适的组合。还应理解，每个等离子体束的正端和负端可以是可切换的，但是人们必须切换所有的正端和负端，从而维持对称性以实现等离子体区域145处的稳定性。例如，在频率为60Hz的AC电源的情况下，发射器和接收器在一秒钟内切换它们的作用60次，但是在DC源的情况下，它们的作用不随时间改变。

[0187] 如示出的，每个等离子体束流经公共聚焦区域140和等离子体球体145且从另一侧退出。移动到公共聚焦区域140内或移动到公共聚焦区域140外的任何两个束形成相同的109.5°的角。例如，等离子体束135A的负端136A和等离子体束135B的负端136B之间具有
109.5°的角，在公共聚焦区域140的另一侧上，等离子体束135A的对应的正端138A和等离子体束135B的对应的正端138B之间也具有一个109.5°的角。

[0188] 在一些实施方案中，由于流经每个等离子体束的相对高的电流使所施加的电场中的电子加速到大速度，所以可以实现足以进行核聚变的等离子体核心温度。这些快速移动的电子进而吸引带相反电荷的核，以实现大速度，该大速度由于在致密核心处的粒子碰撞和穿透而变成温度。

[0189] 图3和图4中例示的配置是优选的，因为所述配置与交叉的束之间的最小电磁干扰相关联的简单性，且由于所述配置在空间中的对称性而可以替代地被称为四束“星形-箍缩”。这样的星形-箍缩的特性包括：

[0190] ·每个等离子体束具有实质上类似的且优选相同的尺度，且每个束经受类似的且优选的相同的施加电流；

[0191] ·移动到连接中心内的或移动到连接中心外的任何两个束形成109.5°的角；

[0192] ·每个等离子体束优选地流经公共聚焦区域，且在相对侧上退出公共聚焦区域；

[0193] ·公共聚焦区域优选地是电子和离子之间的碰撞和穿透的区域；

[0194] ·由于每个束中的等离子体流动被三个相对的束抵制而预期发生碰撞；

[0195] ·公共聚焦区域处的电流矢量和优选地尽可能小，且更优选地是零；

[0196] ·在等离子体区域内可以形成一个热且致密的核心，由较冷的等离子体壳包围；以及

[0197] ·这样的热且致密的核心可以在等离子体区域稳定的条件下促进聚变反应。

[0198] 接下来参考图5A，例示了在径向方向上的导电等离子体束(在此实施方案中由水形成)的截面的示意性轮廓300。等离子体束轮廓300包括等离子体束335、等离子体流体345(例如，氘)和环绕等离子体束335的圆柱形氧气壳355。箭头示出了等离子体流体的流动方向，该流动方向与电子的流动方向相同(与电流方向相反)。圆柱形氧气壳可以用作电阻壁，以约束和稳定氢同位素(例如，氘)，用于在公共聚焦区域处进行聚变反应。

[0199] 接下来参考图5B，例示了导电等离子体束发射器400的示意性截面。等离子体束发射器400包括电极460A和460B，且该图例示了在对应的电子流动470A-D的方向上行进的多个电子450A-D，以形成沿着所指示的方向行进的等离子体束435，且还例示了当束被“箍缩”时束直径减小。应理解，图5B中示出的视图可以被表征为发射器200(例如，如图2中示出的)的高度示意图。

[0200] 径向方向上的洛伦兹力分布

[0201] 考虑沿着四个等离子体束中的任意第一个等离子体束的轴线、远离公共聚焦区域的几何中心一距离为r的点。(由于所施加的电流)预期此第一束内沿其中心轴线的磁场为零。假设在四个等离子体束中密度和电荷均匀分布，且忽略由于电场造成的项，由剩余的三个等离子体束中的每个的电流lc生成的磁场B可以通过如下方程计算：

[0202]

[0203] 其中R0(>r)是每个等离子体束的截面半径，在此也被认为是公共聚焦区域的半径(Rfocal)，r cos β是从第一束的中心轴线到剩下的三个束的中心轴线的距离(β在此被限定为109.5°-90°，即，β＝19.5°，以避免方程(15)中的负号)，μ0是也被称为真空磁导率的磁常数。在四个束的径向方向上的洛伦兹力在公共聚焦区域处的叠加允许每单位体积的和fm被计算为：

[0204]

[0205] 替代地，每单位质量的总洛仑兹力(以加速度为单位)可以被计算为

[0206]

[0207] 方程(17)反映了传递通过公共交叉区域的四个束的自聚焦效应。以上无量纲洛伦兹力与r之间的关系是线性的。对于具有均匀密度ρS的巨大球体，在重力上观察到类似的线性关系，即：

[0208]

[0209] 其中G是引力常数。这揭示了洛仑兹力与重力之间的数学类似性，两者都朝向几何中心会聚，且能够约束聚变反应。

[0210] 考虑与图1中的3D公共聚焦区域140的中心相距一距离为r的表面。在某种程度上类似于地球表面，存在至少有四个数学对称点，其中四个等离子体束进入/横穿该表面。在四个对称点中的每个对称点处，与该表面相切的平面中的净磁力等于零。沿着该表面用最短的路径连接任何两个对称点，可以被形象化的是，沿着该路径的中点也是一个对称点。可以重复此过程以生成无限数目的对称点。在此迭代过程中，可以示出的是，除径向方向上的磁力以外不存在磁力。还已经证明，洛伦兹力在径向方向上的分布是均匀的。

[0211] 方程(16)在半径为Rfocal的等离子体球体上的积分给出其总洛伦兹力Ftotal：

[0212]

[0213] 类似地，方程(18)在半径为RS的巨大球体上的积分给出其总重力Fmassive：

[0214]

[0215] 另一些量纲分析给出两个压力(半径为Rfocal的小等离子体球体的压力pfocal和半径为RS的巨大球体的压力pS)的以下比率，

[0216]

[0217] 可以使用校正的引力常数修改描述恒星结构(Prialnik，2000)的数学方程。换句话说，基于公共聚焦区域140和恒星(诸如，太阳)之间的数学等价，已经开发了方程用于聚焦区域，且针对导致预测净聚变能量输出的密度分布、温度分布和压力分布对方程求数值解。对于恒星结构(诸如，太阳)，动量方程(有时也被称为流体静力学平衡方程)可以被计算为：

[0218]

[0219] 考虑到上文提及的洛伦兹力和重力之间的数学类似性，考虑了方程22的简单量纲分析得出：

[0220]

[0221] 方程(23)可以被进一步简化为：

[0222]

[0223] 将方程(24)中所描述的校正常数代入方程(22)给出用于公共聚焦区域的动量方程，其也可以被称为流体静力学平衡方程：

[0224]

[0225] 用于公共聚焦区域的另外的方程可以是基于在类似的致密等离子体环境下描述恒星结构(参见例如，Prialnik，2000)的方程。例如，用于公共聚焦区域的连续性方程可以是：

[0226]

[0227] 用于公共聚焦区域的辐射传递方程(假定辐射扩散构成能量传递的唯一手段)可以是：

[0228]

[0229] 用于公共聚焦区域的热平衡方程可以是：

[0230]

[0231] 方程(26)到方程(28)可以由如下关系补充：

[0232]

[0233] κ＝κ0ρaTb   (30)

[0234] q＝q0ρmTn   (31)

[0235] 其中方程(29)到方程(31)被解释如下。

[0236] 对于由重水蒸汽形成的等离子体介质，单位体积中的总离子数目通过对所有离子种类(即，氘核和氧核)求和给出，且可以按照如下方程计算：

[0237]

[0238] 其中ni是第i种类的离子数目，mH是每个核子(例如，质子)的质量，XD和XO分别是氘核和氧核的质量体积分数。等离子体介质的平均原子质量μI由如下方程限定：

[0239]

[0240] 根据方程(33)，μI的值被确定为6.6667。

[0241] 假设氘原子和氧原子在等离子体区域中完全电离，则每个自由电子的平均核子数目为μe＝2。这样的完全电离条件通常存在于天体物理学中的氢耗尽恒星中。忽略由于量子力学中的海森堡不确定性原理而存在于极端致密环境中的电子退化压力(Prialnik，2000)，电子可以由理想气体定律描述，且对应的电子压力由如下方程给出：

[0242]

[0243] 其中R是值为8.31451 的理想气体常数。

[0244] 将方程(34)代入方程(29)给出：

[0245]

[0246] 其中第三项用 反映辐射压力。

[0247] 方程(27)和方程(30)描述了由于等离子体区域内的光子和物质之间的相互作用引起的辐射热量传递。高温等离子体区域内的最重要的相互作用是涉及自由电子而不是涉及较重的核(Prialnik，2000)的相互作用，即，

[0248] ·电子散射-通过自由电子散射光子。这被称为康普顿散射，或在非相对论情况下，被称为汤普森散射；以及

[0249] ·自由-自由吸收-通过自由电子吸收光子，其转变到能够与核或离子相互作用的较高能量状态。导致发射光子的逆过程被称为轫致辐射(bremsstrahlung)。

[0250] 可以为以上两个机制中的任一个写出方程(30)中的不透明度系数κ′。由电子散射造成的不透明度是与温度和密度无关的，即，a＝b＝0，可以被计算为：

[0251]

[0252] 其中κes，0＝0.04m2/kg，且XH是氢的质量分数。对于重水等离子体介质的情况，XH＝0。

[0253] 由自由-自由吸收造成的不透明度可以通过被称为克拉默斯不透明度定律的关系来描述，其中a＝1且b＝-7/2，被计算为：

[0254]

[0255] 其中密度和温度的单位分别为g/cm3和K，且针对重水组合物：

[0256]

[0257] 组合方程(36)和方程(37)给出：

[0258] κ＝0.02(1+XH)+1.2375×1022ρT-7/2，(m2/kg)    (39)

[0259] 聚变功率输出的计算也需要聚变反应速率的关系。如下文进一步讨论的，已经基于与增强因子相关联的量子波理论并结合太阳信息开发了用于致密等离子体环境中的D-D反应的这样的关系：

[0260]

[0261] 其中氘密度被认为是等离子体混合物的总体密度的20％，且使用3.5的略微保守的指数作为温度指数，如与例如下文讨论的方程(68)及其相关联的推导比较。在没有增强因子的情况下，目前的反应截面理论(Clayton，D.D.，1968；Burbidge，E.M.等人，1957)可能过于保守。由于在超过数百万度的温度下等离子体的超导行为，在公共聚焦区域忽略了焦耳加热，因此聚变是热量生成的唯一有效机制。

[0262] 方程(25)到方程(28)可以与方程(35)、方程(39)和方程(40)一起求数值解。应用如下边界条件：

[0263] 在r＝0处m＝0  (41)

[0264] 在r＝0处F＝0  (42)

[0265] 在r＝0处T＝T0  (43)

[0266] 在r＝Rfocal处P＝P0  (44)其中假设等离子体速度T0与在自然发生的闪电中观察到的等离子体的速度(例如，137km/s)一致。例如，137km/s的典型闪电束速度能够在四束配置的公共聚焦区域处变为12MK的峰值温度，这是由于四个束的热碰撞。

[0267] 数值仿真

[0268] 进行数值仿真，以使用以下输入数据来计算交叉区域(即，公共聚焦区域)的预期聚变功率输出，所述输入数据基于在自然界中观察到的常规闪电束的数据：

[0269] ·燃料是处于等离子体状态的重水，呈Z-箍缩条件下的等离子体束的形式，类似于自然雷击；

[0270] ·每个束的半径和公共聚焦区域的半径R0＝Rfocal＝5mm；

[0271] ·每个束的速度VL＝137km/s(相当于12MK的峰值温度)；以及，

[0272] ·对于每个束施加电流I＝100,000A。

[0273] 这些数值仿真的结果被示出在图9和图10中。图9例示了对于在距聚焦区域的几何中心0.1mm或Rfocal的值的2％内的小区域，在径向方向上的仿真密度分布。与例如所认为的3
存在于太阳核心处的158g/cm 的峰值密度比较，公共聚焦区域的峰值密度被计算为799g/cm3。

[0274] 图10是在径向方向上的压力分布连同计算出的聚变功率输出的绘图。峰值聚变功率输出被计算为168GW，或为所估计输入功率0.2GW(参见方程方程(83))的840倍。这表明可以用图3的四束配置来实现净能量输出。

[0275] 这些仿真结果还与计算所估计的能量输出的其他方法的结果一致(参见例如，下文讨论的方程(81)以及其相关联的推导，包括一些附加的简化假设，例如，对于公共聚焦区域的核心所假设的均匀的温度分布和密度分布)。

[0276] 数值仿真的验证

[0277] 作为验证实例，使用方程(22)连同方程(26)、方程(27)和方程(28)以及边界条件(41)、边界条件(42)、边界条件(43)和边界条件(44)，对于早期的太阳进行数值仿真。补充方程(35)和补充方程(39)也可以不经修改地使用。代替用于氘核-氘核反应的方程(40)，使用下面的用于质子-质子反应的方程，即，

[0278]

[0279] 将数值结果与在以下文献中可得的结果比较

[0280]

[0281] 表格1.考虑到克莱姆斯不透明度定律(方程(37))具有约20％的准确度，此一致性是令人满意的。早期太阳在径向方向上的功率密度分布(W/m3)被示出在图20中。

[0282]

[0283] 表1–早期(零龄模型)的太阳的仿真结果的比较

[0284] Z-箍缩条件下的等离子体束

[0285] 为了获得支撑聚焦区域的四个束中的每个束的解，对于一个束轴对称情况，改写方程(25)、方程(26)、方程(27)和方程(28)。首先，我们基于方程(25)的修改对压力梯度进行如下估计：

[0286]

[0287] 其中mL和ML分别是每单位长度的等离子体束的局部质量和总质量。与方程(25)中的cosβ相关的因子与此情况不相关且因此被放弃。类似地，方程(16)中出现的因子3是由于四个束的洛伦兹力的总和，且因此不适用于此情况；在方程(46)中补偿了其缺失。其余方程如下：

[0288]

[0289]

[0290]

[0291] 其中FL是对于由半径r围住的区域每单位长度生成的热量，这是由于用于Z-箍缩条件下的等离子体束的焦耳加热。与3D球形情况比较，对于此轴对称情况，4πr2的因子一致地被替换成为2πr的因子，包括方程(25)。

[0292] 对于Z-箍缩条件下的典型等离子体束(例如，自然闪电束)，等离子体温度对于电子压力和光子压力通常太低而不变得显著。应用理想气体定律，在没有电子压力和光子压力的情况下，方程(29)变成：

[0293]

[0294] 大约15,000K的等离子体温度(诸如，自然闪电束)的不透明度系数可以由被称为无束缚吸收(Prialnik，2000)的机制支配，即，通过吸收光子导致的电子从原子(离子)的去除。逆过程是辐射复合。下面给出了无束缚不透明度的粗略数值估计：

[0295] κ＝1024Z(1+XH)ρT-7/2，(m2/kg)   (51)

[0296] 其中对于重水等离子体束的情况，XH＝0，且

[0297]

[0298] 将方程(52)代入方程(51)给出

[0299] κ＝6.6×1024ρT-7/2，(m2/kg)          (53)

[0300] 对于一束情况，热能量源是焦耳加热而不是聚变。因此，

[0301]

[0302] 其中假设基于对于强度为V/L的均匀施加电场的电子漂移速度的恒定分布，电流密度与等离子体密度成比例。一旦相关的实验数据变得可用，就可以进一步改进在方程(54)中阐明的关系。

[0303] 应用如下边界条件：

[0304] 在r＝0处mL＝0  (55)

[0305] 在r＝0处FL＝0  (56)

[0306] 在r＝0处T＝T0  (57)

[0307] 在r＝R0＝Rfocal处P＝P0  (58)

[0308] 连同边界条件(55)至边界条件(58)，可以对方程(46)、方程(47)、方程(48)、方程(49)、方程(50)、方程(53)和方程(54)求数值解。作为一个实施例，使用如下输入数据并且使用以上方程和边界条件来生成数值解。

[0309] ·燃料是处于等离子体状态的重水，呈Z-箍缩条件下的等离子体束的形式，类似于自然雷击；

[0310] ·每个束的半径和公共聚焦区域的半径R0＝Rfocal＝5mm；

[0311] ·对于大气中的自然闪电束T0＝15,00K，即P0＝0.1MPa；以及，

[0312] ·对于每个束施加电流I＝100,000A，且电压V＝500V/m。

[0313] 这些数值仿真的结果被示出在图11中。计算径向方向上的温度分布，以包括外表面附近由冷区域围住的相对热的等离子体区域。还计算出了压力分布，且发现该压力分布在整个径向方向上几乎是恒定的，在P0的1％内，如图21中示出的。与外表面附近的温度的急剧下降相关联的是密度的显著增加，如图22中示出的；这与几乎恒定的压力分布一致。

[0314] 计算出积分功率输出FL是r的函数，在R0处达到最大值50MW/m。这与500V/m乘以100,000A的功率输入相当一致。例如，对于每个束长度为1m的四束配置，总功率输出等于4×50MW＝200MW。这样的配置可以形成实现可持续且可能紧凑的聚变中子源的可行方法。

[0315] 可能的发散效应

[0316] 除了自聚焦或会聚效应之外，在图3和图4的星形-箍缩配置中，由于相邻等离子体束的电磁耦合，所以可能存在发散效应。对于流动朝向几何中心的每个进入的等离子体束，例如，预期存在两个发散分量：i)在与进入的等离子体流动相反的方向上的初级分量；和ii)垂直于径向向外方向上的流动的次级分量。

[0317] 预期洛伦兹力的初级发散分量将通过驱动电子和离子(即，等离子流体)移动朝向并穿过几何中心的电场而被克服。此分量对交叉区域的形状和稳定性没有贡献。由于四个相对的等离子体束之间的耦合效应的完全抵消，预期次级发散分量沿着四个轴线为零，且在其他位置可以被忽略。

[0318] 通过对在球体的每个位置处由四个束形成的洛伦兹力求和来计算gL的三维分布(假定均匀的密度分布)，且结果被表示在图6中，其中对于在等离子体束635A、635B、635C和635D(未示出；朝向束635A-C的交叉处直接流动到页面内)的交叉处形成的等离子体球600，示出了洛伦兹力区域610、620、630、640、650、660、670、680和690。所观察到的均匀性指示方程(17)一般适用于所有径向方向。

[0319] 然而，图6中示出的会聚洛伦兹力的分布可能不是可持续的。外表面(未示出)附近的较大的力将通过在文献中被称为“辐射塌缩”的过程来驱动等离子体朝向等离子体球体的中心区域集中。此过程可以由通过电场驱动的四个等离子体流动通过几何中心的动态效应发起，且由如下这些物理机制中的一个或多个停止：(1)焦耳加热，(2)由聚变反应生成的热量，(3)与白矮星或中子星中存在的量子压力类似的量子压力。

[0320] 在辐射塌缩稳定之后对密度分布的定量研究是正在进行的研究活动。为了提供等离子体球体的定性观点，根据从太阳核心的建模获得的信息(J.Christensen-Dalsgaard，等人，1996)(其中外表面处值为1且中心处值为10,000)，将密度因子 (即，指数密度因子)应用于图6中示出的洛伦兹力分布。与较大压力相关的密度增加必须通过增加洛伦兹力来平衡。结果被表示在图7中，其中对于在等离子体束735A、735B、735C和735D(未示出；朝向束735A-C的交叉处直接流动页面内)的交叉处形成的等离子体球体700示出了洛伦兹力区域710、720、730、740、750、760、770、780和790。等离子体密度以及洛伦兹力沿着径向方向的重新分布产生包围该中心的封闭的磁电阻壁(在图7中示出在区域780和790周围)，在该磁电阻壁内可以在稳定的炉环境中维持聚变反应。区域780和790表示最大的会聚洛伦兹力值。例如，所计算的无量纲洛伦兹力数值在等离子体球体的外表面(即，在区域710周围)相对较小(即，几乎为零)，且在区域780和790附近达到峰值(例如，～1064)，并且在等离子体球体的正中心处减小到零。

[0321] 在四个等离子体束交叉的区域处的可能辐射塌缩会减小每个等离子体束流动的通道截面，这样的通道截面减小必然与等离子体密度、速度和温度的增加相关联。在理论上，当焦耳加热、聚变反应和量子压力未能抵制该过程时，这可以引入具有零截面面积的奇2
点。由于电荷守恒而应用(R0/r)的电流密度因子，例如，方程(16)的无量纲形式变成：

[0322]

[0323] 实际上，在实验室条件下，不稳定位置处的辐射塌缩可能引入与自然界中的雷击相比，超过三个数量级的能量集中(Thonemann、P.C.等人，1958)或密度集中(Sinars、D.B.等人，2003)。

[0324] 稳定性和约束时间

[0325] 四个束中的稳态等离子体流动可能是核反应的受控释放所必需的。在均衡式电磁场下等离子体区域的稳定性可以通过势能的最小化原理来促进。如果在一个等离子体束中等离子体区域较高，则径向磁力通过做功使其下降来使其势能最小化。因此，等离子体区域的球形形状在等离子体区域的径向塌缩期间可以被维持且其稳定性增强(如果不被确保)，以最终引燃并维持聚变反应。对于星际空间中更巨大的恒星，在氢气体云稳定引力塌缩成恒星且最终稳定引力塌缩成黑洞期间，最小化原理显现。

[0326] 对于在聚焦区域的半径的2％以内的小区域，图9中示出的结果表明等离子体区域质量在几何中心附近高度集中。质量集中的水平也被例示在图19中，其中几乎96％的质量被集中在相对距离(在此被定义为r/R0)的1％以内，显著超过太阳质量集中。预计这对聚焦区稳定性具有增强作用。

[0327] 基于对自然闪电束的观察，支撑公共聚焦区域的四个等离子体束也被预期是足够稳定的。在自然界中，这是实现云之间的电荷中和或从云到地面的电荷中和的必要条件。典型的负云到地面闪电放电内的电流在1-10μs内非常迅速地上升到其峰值，然后在50-200μs内更缓慢地衰减。因此，自然闪电束至少在μs量级上是稳定的，这比在实验室中迄今为止针对非常致密的等离子体所实现的在ps或ns量级上的约束时间大许多个数量级。

[0328] X-箍缩实验(Sinars，D.B.等人，2003)的结果表明，在交叉区域内等离子体的塌陷发生在两个束的扭曲不稳定性和/或腊肠形不稳定之前，这可能是由于具有电子(由电压供应部驱动)的等离子体流动通过交叉点的动态效应。X-箍缩在空间上不对称，因此在交叉区域中形成微箍缩，其最终在后面阶段失去稳定性(Sinars，D.B.等人，2003)。由于在连接中心(即，公共聚焦区域)处四个电流的零矢量和，所以预期图3和图4中例示的四束配置将避免这种类型的微箍缩不稳定性。势能的最小化原理在恒星引力塌缩期间保持恒星形状为球形，适用于四束配置中的交叉区域，以在四个束的轴向方向上确保相等的等离子体区域尺度。

[0329] 通过四束配置解决的不稳定性问题被认为包括：

[0330] ·扭曲不稳定性/腊肠形不稳定性-这样的不稳定性应与等离子体区域的球形形状不相容；

[0331] ·X-箍缩中的微箍缩不稳定性–预期这样的不稳定性将通过四个电流的零矢量和来避免；以及

[0332] ·瑞丽-泰勒(Rayleigh–Taylor)不稳定性–可以通过增加电脉冲的周期(例如，使用AC电流)以使进入等离子体区域的粒子加速度最小化来减轻这样的不稳定性。

[0333] 等离子体区域的稳定塌缩允许可控的且足够长的约束时间，其结合必需的温度条件和密度条件可以引燃/维持聚变反应并实现净能量输出(Lawson，J.D.，1957)。为了聚变发电厂的连续操作，约束时间优选地应超过脉冲时间，对于频率为50Hz的AC电流，脉冲时间为10ms。因此，10ms的目标约束时间对于连续发电是足够的。这样的约束时间被以秒的量级测量约束时间的托卡马克机器超越。考虑到等离子体区域的球形形状(其中磁势能的最小化原理适于促进稳定性)，预期图3和图4中例示的四束配置的稳定性可以与托卡马克机器的稳定性相当或优于托卡马克机器的稳定性。因此，期望10ms的目标约束时间是可实现的。

[0334] 通过量子粒子波增强的致密等离子体内的核聚变

[0335] 质子-质子(p-p)链反应是如太阳大小的恒星或更小的恒星将氢转换成氦的聚变反应。根据经典的物理学定律，这样的反应需要足够的动能(例如，温度)，以用于克服带正电荷的核之间的库仑排斥。针对此，太阳的温度被认为太低而无法在二十世纪二十年代发生(McCracken，G.和Stott，P.，2005)。在量子力学的发展之后，发现质子的波函数通过排斥势垒的隧穿效应而允许在比经典预测更低的温度下进行聚变(M.Kikuchi，2010)。燃料粒子(例如，质子、氘核)的这些量子波也可以在足够的等离子体密度的条件下变得互连以形成连续波。

[0336] 下面是致密等离子体内这样互连的量子波对聚变反应的可能影响(也是对量化这样的影响的尝试)的理论。

[0337] 理论

[0338] 假设

[0339] 采用以下列出的假设，以便量化致密等离子体环境内所参与的燃料粒子的聚变反应的速率：

[0340] ·燃料粒子的量子波被互连以形成连续波。

[0341] ·聚变反应速率与波的穿透因子成正比。

[0342] ·波穿透因子与所参与的燃料粒子的密度成比例。

[0343] ·温度依赖关系是如通过当前理论所描述的。

[0344] 数学关系

[0345] 为了开发针对具有量子波效应的致密等离子体的聚变反应速率的数学关系，我们首先检查太阳核心处的密度条件。该核心的半径是太阳的总半径的约25％。该核心处的密度在20g/cm3(在边缘处)到150g/cm3(在中心处)的范围内(J.Cristensen-Dalsgaard等人，1996)。在这些密度下，量子力学中微观粒子固有的波特性开始以根本的方式影响聚变反应。例如，质子的波函数通过库仑势垒的量子隧穿效应直接促进p-p聚变反应。在没有量子粒子波的增强作用的情况下，在太阳核心内的温度(即，700至1500MK(Clayton，D.D.，
1968))下p-p反应是不可能的(M.Kikuchi，2010)。

[0346] 假定质子的量子粒子波已经变得互连以在太阳核心内的密度条件下形成许多波。当燃料粒子(诸如，氘核)在太阳核心内行进时，它经常遇到质子的量子概率波，无论它在哪里都经历量子压力和非零聚变概率。因此，一旦遇到质子的量子波的累积概率变为1，即，当整个质子已经遭遇行进的氘核时，行进的氘核最终必然与质子融合。

[0347] 预期燃料粒子1和2之间的聚变反应速率与表征两个燃料粒子的量子波的穿透因子成比例。将燃料粒子1的量子概率波表示为f1(x，y，z，t)，将燃料粒子2的量子概率波表示为f2(x，y，z，t)，且包含足够的时间-空间，从而在其中包含大量的个体燃料粒子1和2，量子波的穿透因子F12可以被限定为：

[0348]

[0349] 其中F12的量纲为1/m3。为了维持其物理意义，F12必须是实数。这需要概率波函数f1(x，y，z，t)和f2(x，y，z，t)彼此复共轭。复概率波函数中的时间t必定描述燃料粒子的随机热移动。此外，应根据需要考虑由燃料粒子的核的内部能量造成的固有频率。

[0350] 燃料粒子1和2之间的聚变反应速率F12可以按如下方式计算：

[0351]

[0352] 其中r12的量纲为1/m3/s，n1和n2分别是粒子1和2的数密度，T是温度，且项具有1/s的量纲，反映了在任意成对的燃料粒子1和2之间遇到的平均频率。以m6/s为单位，是燃料粒子1和2的温度相关常数，解决了下文列出的所有物理考虑的组合效应，且基于对聚变反应速率的现有实验室观察，预期将随T以指数方式增加：

[0353] ·原子核之间的库仑势垒，由等离子体中的电子屏蔽

[0354] ·由量子波引起的压力，不确定性原理的直接结果

[0355] ·与库仑势垒、量子压力和T相关的穿透深度

[0356] ·作为穿透深度的函数的遇到概率

[0357] ·燃料粒子1和2的特性体积

[0358] ·限定燃料粒子1和2之间的聚变的特性穿透长度

[0359] ·燃料粒子1和2之间的相对速度及其统计分布

[0360] 在密集等离子体环境中(其中个体量子波互连以形成连续的燃料粒子波)，预期量子波的平均穿透水平与参与燃料粒子1和2的平均密度 成比例。因此，可以使用以下数学关系来简化方程(61)：

[0361]

[0362] 其中C12(T)与 成比例。对于相同的粒子，方程(62)变成：

[0363]

[0364] 方程(62)和方程(63)与当前基于反应截面概念的理论(Clayton，D.D.，1968；Burbidge，E.M.等人，1957)的不同之处在于，反应速率现在与密度的立方而不是密度的平方成比例。附加的密度因子来源于互连的量子波的穿透水平，致密等离子体环境的特性，作为增强因子。

[0365] 反应速率和温度T之间的关系保持与目前的理解相同，因为在此引入的量子波反映与温度T无关的物理概念。

[0366] 反应速率关系

[0367] 上文在标题“径向方向上的洛伦兹力分布”下讨论的重力与洛伦兹力之间的数学类似性表明，从太阳信息推导出的反应速率关系(Clayton，D.D.，1968)可能是适当的。来自1965年Stromgrew的原创作品的有限数据被列出在表2中，其中半径/Rsun的比率提供了太阳内用于聚变速率的相对位置。关于密度的信息是基于太阳建模的当前状态(J.Cristensen-Dalsgaard等人，1996)。在目前处于中年的太阳的中心处以质量计的质子浓度被假设为
37.5％，或太阳核心的边缘区域处75％的值(余量为He)的50％。对关于聚变速率的数据的检查指示，与中心比较，太阳核心的边缘区域处的聚变燃烧程度是可忽略的。因此，假设边缘区域处的质子浓度与宇宙的其余部分相同，即，75％。

[0368]

[0369] 表2–在太阳核心的中心处和边缘区域处的聚变反应速率(Clayton,D.D.,1968)。

[0370] 当前对与氢同位素相关的聚变反应(诸如，D-T聚变反应和D-D聚变反应)相关的理解表明，指数形式的T依赖性是适当的，其中对于表1中列出的温度，指数β在3-4范围内。考虑到当前的理论(Clayton，D.D.，1968；Burbidge，E.M.等人，1957)以及上文在标题“通过量子粒子波增强的致密等离子体内的核聚变”下提出的量子波理论，太阳内部的p-p反应的聚变反应速率的一般形式可以被写作：

[0371]

[0372] 其中C0是与T和n1无关的燃料粒子常数。如果当前的理论可适用，则指数α将是2，或如果量子波理论是适当的，则指数α将是3。对于给定的β，可以基于关系(64)使用表2中列出的聚变速率的数据推导出α的值。从表2中的三组/行中取两个数据组1st和2nd，可以使α与β按如下方式关联：

[0373]

[0374] 其中ρproton是在太阳核心中的质子质量密度，且上标将一数据组与另一数据组区分开。使用方程(65)计算出作为β的函数的α的值，且对于太阳核心的中心区域和边缘区域，在表3中列出了结果。

[0375]

[0376] 表3-太阳核心的中心区域和边缘区域的推导值

[0377] 在中心区域和边缘区域中α的推导值平均地在上文标题“通过量子增强的致密等离子体内的核聚变”下假定的理论值3的5％以内。考虑到聚变速率数据是从太阳核心的独立建模推导出的，这是非常显著的。因此，基于量子波概念的新理论经得住其从太阳的第一次实际检查。

[0378] 以上聚变速率结果可以在6％的准确度内拟合成如下关系：

[0379]

[0380] 其中R11是在太阳内发生的质子-质子反应的聚变速率。以上关系不同于目前的理论(Clayton，D.D.，1968；Burbidge，E.M.等人，1957)，具有密度的平方关系，其假设反应截面是温度的函数而与密度无关。这样的假设可能不适用于致密等离子体环境，在致密等离子体环境中，由于燃料粒子自身以互连的量子波的形式的物理存在，所以燃料粒子可能阻挡彼此移动。

[0381] 考虑到对于给定的数密度，氘核质量密度是质子质量密度的两倍，方程(66)可以被用来推导实际的氘核-氘核反应速率R22：

[0382]

[0383] 其中fdeuteron是解释以下内容的附加校正因子：

[0384] ·p-D反应， 的转换因子(Adelberger等人，2011)；

[0385] ·反映D-D反应，106的第二因子，D-D反应比p-D反应更快(Adelberger等人，2011；R.Feldbacher，1987)；

[0386] ·从p-p到D-D，2的第三因子，以校正能量含量；以及

[0387] · 的第四因子，以解释氘核的不完全燃烧。

[0388] 通过每个D-D反应释放的能量是3.65MeV，这是基于在人类实验室中D-D聚变反应的、与中间产物(诸如，氦-3、氚和中子)相关联的两个已知分支(每个分支具有50％的发生概率)的平均。作为比较，氘核在太阳内被充分反应，以最终形成氦-4(Clayton，D.D.，1968；Burbidge，E.M.等人，1957)，其中总能量释放是23.84MeV。

[0389] 对以上校正因子的考虑导致在致密等离子体环境中、在相对较低温度(例如，6-15.7M°K)下用于氘核-氘核反应的如下关系：

[0390]

[0391] 聚变功率输出

[0392] 作为表明所提出的四束配置的值的示例计算，可以使用下面列出的输入数据根据用于交叉区域的简化分析方法来计算聚变功率输出。

[0393] ·燃料是处于等离子体状态的重水，呈普通闪电束的形式；

[0394] ·每个束的温度：T0＝25,000°K；

[0395] ·每个束的半径：R0＝5mm；

[0396] ·每个束的速度：VL＝137km/s；

[0397] ·针对每个束所施加的电流：I＝100,000A；

[0398] ·每个束的长度：L＝1m；

[0399] ·针对每个束所施加的电压：Vapply＝500V。

[0400] 以上输入数据与在自然界中观察到的普通闪电束一致。假设每个等离子体束中的密度和电荷均匀分布，且忽略由弹性场导致的项，则可以通过如下方程计算出由电流生成的磁场BL：

[0401]

[0402] 其中rL是与轴线中心的距离。每单位长度的洛伦兹力FA可以按如下方式计算：

[0403]

[0404] 另一方面，由于每单位长度的压力所引起的力可以通过如下方程计算：

[0405] PL＝2πR0p0              (71)

[0406] 洛伦兹和压力必须处于全局平衡，即：

[0407]

[0408] 求解方程(72)得出闪电束的压力P0，我们得到

[0409]

[0410] 闪电束的密度可以根据理想气体定律计算，即：

[0411]

[0412] 其中R是理想气体常数，且M是由重水蒸气形成的等离子体的平均摩尔质量。氘核质量密度 随后被计算出是0.0545kg/m3。

[0413] 在137km/s的闪电速度被完全转换成温度的公共聚焦区域内，考虑半径为Rf、温度为Tf且氘核质量密度为 的热且致密的核心。由于氧原子在重水分子中贡献大部分质量，因此137km/s的闪电速度是氧核在由重水蒸汽形成的等离子体混合物中的平均速度的良好近似值。当在氘核和氧核之间的核心中达到热平衡时，氘核的平均速度可以通过以下公式计算：

[0414]

[0415] 使热能和动能相等给出

[0416]

[0417] 其中k是波尔兹曼常数。求解方程(76)解出Tf，得到：

[0418]

[0419] 同时，氘核由每个闪电束产生且最终以387.5km/s的速度挤压到核心(在此假设具有均匀的温度分布和密度分布)内。对于四个束，在恒定速度下的质量守恒给出：

[0420]

[0421] 考虑公式(78)，将方程(68)应用于核心，得到：

[0422]

[0423] 聚变能量输出P通过由于辐射引起的至环境的能量损失而被平衡，即：

[0424]

[0425] 求解方程(80)解出Rf和P，得到

[0426] 在Rf＝1.52×10-6m＝1.25μm处，P＝34×109W34GW  (81)

[0427] 假设典型的能量转换率为30％，净能量输出可以通过如下方程计算出：

[0428] Pnet＝34×30％＝10(GW)  (82)

[0429] 计算出的净能量输出相当于不止十个核裂变反应堆，每个核裂变反应堆具有1GW或更少的容量。作为比较，四个束的总输入功率是

[0430] Pinput＝4×100,000×500＝0.2×109(W)＝0.2(GW)  (83)

[0431] 因此，计算出净能量输出超过总输入功率一个充裕的余量。

[0432] 最近的测试结果(Sinars，D.B.等人，2003；Glenzer，S.H.等人，2012)表明，对于等离子体区域可以实现太阳密度条件。然而，约束时间短于1纳秒(ns)。随着上文标题“稳定性和约束时间”下所描述的稳定性的改进，预期四束配置可以达到太阳密度条件足够长的持续时间，例如，10毫秒(ms)，适合于商业功率生成。等离子体密度的显著增加可以允许利用稀释的氘来满足对聚变能量输出的需求，且降低氢气或水中的氘浓度可以进而促进在太阳内部自然发生的清洁氢-氘聚变反应。

[0433] 概念验证实验

[0434] 四束配置(被称为“星形-箍缩”)的稳定性可以通过与用于两束X-箍缩的实验类似的实验表明(Sinars，D.B.等人，2003)，用于四束配置的实验与用于两束X-箍缩的实验不同之处在于，一个平面中的两根金属丝必须被替换成三维空间中对称的四根金属线，如图3和图4中例示的。X-箍缩结果表明，在微箍缩不稳定性形成之前，在交叉点处两个或更多个束的令人满意的连接(Sinars，D.B.等人，2003)。预期四束星形-箍缩有更稳定的连接。具有接近(Sinars，D.B.等人，2003)或超过(Glenzer，S.H.等人，2012)固体密度的密度的等离子体区域的当前约束时间是皮秒(ps)的量级。约束时间到纳秒(ns)量级的显著增加例如可以被认为通过实验的概念验证中的初步成功。用于两束X-箍缩的电源是康奈尔大学的能够生成470kA、100ns电流脉冲的XP脉冲发生器(Kalantar，D.H.，1993)。丝的长度小于一英寸。与Sandia的具有金属丝阵列(Haines，M.D.等人，2006)的实验装置或利弗莫尔的使用激光束的实验装置(Glenzer，S.H.等人，2012)相比较，该实验装置(Sinars，D.B.等人，2003)相对简单。

[0435] 氢同位素可以作为金属氢化物沉淀在一组特定的金属中，所述金属包括钛(Williams，D.N.，1962)、锆(Coleman，C.E.和Hardie，D.，1966)、铌(Grossbeck，M.L.和Birnbaum，H.K.，1977)和钒(Takano，S.和Suzuki，T.，1974)。在CANDU反应堆中，例如，发现来自重水冷却剂的氘原子扩散到锆压力管内，以形成金属氢化物(Perryman，E.C.，1978；Cann，C.D.和Sexton，E.E.，1980)。锆在实验室中通常是氢化物或氘化物以用于实验(Simpson，L.A.和Cann，C.D.，1979)。根据这一领域的成就，可以制备含有氘作为燃料的金属氢化物丝作为另一步骤，以使用四束星形-箍缩来表明聚变以及可能的净能量输出。

[0436] 替代地，最近制造氘代聚苯乙烯(DPS)丝以在Z-箍缩实验中使用。使用1克DPS作为原材料，制备具有从30μm到100μm直径的均匀DPS丝(Fu，Z.B.，Qiu，L.H.，Liu D.B.，Li，B.和9
Yu，B.，2005)。利用DPS丝的最近的Z-箍缩实验产生约2×10/cm的峰值中子产额。尚不清楚中子是D-D聚变的结果，还是与1957年英国Zeta测试中所观察到的离解类似的现象。在星形-箍缩配置中，DPS丝可以被布置成与导电金属丝连接。

[0437] 根据理论，星形-箍缩配置将产生针对D-D聚变的足够的约束时间。测试计划的基本要素包括：

[0438] ·表明星形箍缩等离子体束配置的交叉区域的稳定性的金属/碳丝/细丝实验；

[0439] ·使用包含氘的丝/细丝来表明聚变的实验。

[0440] 成功的测试会引起将流体(氩气、空气、氘气和/或水)用作等离子体介质进行进一步测试，最终迈向实验先导。

[0441] 功率生成

[0442] 热核反应系统100可以使用一种或多种类型的合适的热核燃料粒子作为一个或多个已知的聚变反应路径的一部分来操作。例如，热核反应系统100可以使用氘、氚和锂来实现氘-氚反应循环，如上文所讨论的。在一些实施方案中，热核反应系统100使用 和 的组合，以便实现质子-质子聚变循环，也如上文所讨论的。虽然 粒子是质子-质子聚变循环中的主要能量源， 粒子被采用以在 的参与下生成足够量的中间产物 但是如上文所讨论的，由于量子隧穿效应和弱相互作用的影响， 也可以在缓慢的过程中转换成[0443] 用于这样的质子-质子反应的 热核反应粒子和 热核燃料粒子的供应几乎是取之不尽的，因为地球上每6,500个氢原子中约一个是氘原子，且 和 两者都可以容易地从海水提取。在一些实施方案中，一加仑海水将提供约300加仑汽油的等效能量输出。

[0444] 现在参考图8，根据至少一个实施方案例示了与现有核裂变反应堆设计(诸如，CANDU设计)集成的热核反应系统的示意图。在此示例实施方案中，在热核反应系统(诸如，图1中示出的热核反应系统100)中生成连续的质子-质子聚变反应，且在分离设施810中从海水提取氢热核燃料粒子和氘热核燃料粒子。

[0445] 在去除杂质之后，含有氘化水(有时被称为HDO)和H2O的海水进入分离设施810，在此将 和 与O2分离。由分离设施810产生的 气体和 气体随后进入燃料喷射器820(其可以类似于或等同于上文参考图1所描述的燃料喷射器120)，其中 气体和 气体被加热以形成热核燃料粒子的等离子体，所述热核燃料粒子的等离子体待被提供给一个或多个粒子束发射器830(其可以类似于或等同于上文参考图2所描述的粒子束发射器200)。

[0446] 如上文所描述的，粒子束发射器830可以朝向反应室840的公共聚焦区域835发射由热核燃料粒子构成的粒子束，创建足以引发且在至少一些情况下维持连续的(或伪连续体)热核聚变反应的密度条件和温度条件。

[0447] 初级冷却系统850使用水(或任何其他合适的冷却剂液体)来吸收由在反应室840内发生的热核聚变反应所生成的热量中的至少一些。初级冷却系统850也被连接到一个或多个蒸汽发生器860；从蒸汽发生器860输出的蒸汽可以被用来驱动涡轮机和发电机(未示出)，以产生电力。

[0448] 与现有核反应堆设计的集成可以使设计和制造整个聚变反应堆的持续时间最小化。例如，可以根据本发明的热核反应系统的实施方案通过以下方式修改现有CANDU反应堆：用聚变反应室替换Calandria裂变反应堆芯、去除燃料棒和燃料填充机、用简单的压力管代替燃料通道组件、安装包围聚变室的粒子束发射器、用普通水代替CANDU设计中所使用的重水(因为不需要使中子慢化)、用气体收集罐870代替重水压力储存器，以及添加分离设施810。

[0449] 气体收集罐870被用来收集未反应的热核燃料粒子和聚变反应产物，因为注入到反应室内的 粒子和 粒子并非全都与另一反应物粒子发生聚变反应。在一些实施方案中，气体收集罐870可以基于不同燃料粒子的相对浮力操作。例如，热核反应中的反应物燃料粒子(例如， 粒子和 粒子)与聚变反应的产物粒子(例如，He粒子)之间的密度以及所述在热核反应中的反应物燃料粒子与冷却剂流体之间的密度存在相对大的密度差异。因此，较轻的气体粒子通常由于浮力效应而向上流经冷却剂流体，导致较轻的气体粒子集中在气体收集罐870的上部。相对较重的冷却剂流体将相应地朝向气体收集罐870的下部集中。

[0450] 为了将较轻的气体粒子与较重的液体冷却剂分离，气体收集罐870可以在上部中包括出口阀或其他外部进料部，通过该出口阀或其他外部进料部可以连续地泵送气体。由于较轻的气体作为与流经初级冷却系统的冷却剂流体的混合物存在，所以所述气体中的一些在冷却剂流体通过初级冷却系统的一个循环之后可能保持未被收集。然而，当在附加的循环期间冷却剂液体被连续地泵送通过初级冷却系统时，未被收集的气体最终可以被气体收集罐870收集。

[0451] 然后，在气体收集罐870内所收集的未反应的气体和聚变产物可以被递送到分离设施810，用于重新使用。除了未反应的气体和聚变产物之外，接近于中心区域的少量冷却剂水可能由于反应室840内发生的热核聚变反应所生成的热量而离解成H2、D2和O2。如果冷却剂水离解成H2、D2和O2，则H2、D2和O2将被收集在气体收集罐870内且按照与图8中示出的H2、D2和He气体类似的路径移动到分离设施810。

[0452] 在一些实施方案中，可以通过安装至少一个压力阀来修改气体收集罐870，以实现更多地功能，即，冷却剂水压力储存器。对气体收集罐870的此修改将允许气体收集罐870控制并实现期望压力水平的冷却剂液体被泵送通过初级冷却系统。

[0453] 为了维持燃料粒子循环中的期望水平的 浓度以使热核反应系统具有最佳性能，一定量的 气体可以与O2气体和He气体一起移动离开分离设施810。期望水平的 浓度可以通过详细的设计计算来确定； 浓度越高，热核反应系统的聚变能量输出越大。

[0454] 在一些实施方案中，从气体收集罐870收集的未反应的燃料粒子可以在闭环循环中与新供应的相同类型或不同类型的燃料粒子混合在一起。例如，从气体收集罐870收集的氢-1或氢-1与氢-2的混合物的粒子可以与新供应的氢-1或氢-1与氢-2的混合物混合在一起。然而，此实施例并非是限制性的。得到的所收集的燃料粒子和新的燃料粒子的闭环循环可以包括一个或多个分离设施(例如，图8中的分离设施810)、一个或多个燃料喷射器(例如，图1中的燃料喷射器120)和多个粒子束发射器(例如，图2中的粒子束发射器200)。可以通过在本文中描述的由在反应室110内发生的热核聚变反应生成的热量来将闭环循环中的最低操作温度维持在1800℃或更大。因此，用来驱动热核聚变反应的燃料粒子被基本上连续地维持处于等离子体状态，而不必在将燃料粒子供应到粒子束发射器以在反应室110中再发射之前在燃料喷射器内将燃料粒子再加热成等离子体。

[0455] 如上文所讨论的，热核反应系统100优选地使用 和 的组合，以实现质子-质子聚变循环。然而，未来几代核聚变反应堆也可以能够采用其他元素(诸如，He、B、Li、C、Ne、O等的同位素)作为热核燃料。理论上，可以设计一系列聚变反应，以便使来自聚变反应路径(例如，聚变反应可以被设计有聚变路径H→He→C→Ne→O→Si)的能量输出最大化。

[0456] 在一些实施方案中，海水可以被净化以除去沙、盐或其他杂质，且通过至少一个燃料喷射器被提供到参考图2示出的粒子束发射器200中的一些或全部作为热核燃料源。净化的海水可以在至少一个燃料喷射器内或随后在粒子束发射器中被加热。净化的海水的加热导致水分子离解成O2气体、H2气体和D2气体，且用足够热的热源，H2气体和D2气体中的至少某一部分由于温度增加而被进一步变成等离子体。因此，在一些实施方案中，通过在至少一个燃料喷射器内加热或随后在至少一些粒子束发射器200内部加热，将净化的海水自动分离成不同的热核燃料类型。因此，在至少一些情况下不需要附加的分离设施来提供在热核反应系统100中所使用的热核燃料。

[0457] 在一些实施方案中，使用含有0.01％的氘粒子且在聚变室内变成氧和氢同位素的等离子体混合物的普通水作为聚变反应的燃料。在其他实施方案中，使用富含重水的普通水以便增加聚变功率。重水浓度水平决定了聚变功率生成水平，重水浓度越高，氘粒子浓度越高，因此能量输出越大。在这些实施方案中使用氧粒子，以便(1)含有在低温下呈液体形式的氢同位素，以易于处理，以及(2)加强有效碰撞，从而加强氢同位素在作为由重核构成的电阻壁的聚变室的聚焦区域中的聚变。

[0458] 在一些实施方案中，添加重元素(诸如，水中的氧、空气中的氮、海水中的Na/Cl或金属元素)，以便通过用作电阻壁以加强公共聚焦区域中的有效热碰撞、作为催化剂通来加速聚变反应。

[0459] 通过对称的四束“星形-箍缩”配置，可以解决等离子体不稳定性，且可以使用含有氘的丝来表明核聚变。这由以下内容支持：

[0460] ·星形箍缩配置中的均衡式电磁场将稳定交叉区域，提供较长的约束时间；

[0461] ·会聚的磁力将以与在恒星形成期间在引力下实现的稳定性类似的方式提供稳定性和密度；

[0462] ·已经由其他研究者按照Z-箍缩和激光束方法实现了必需的密度条件和温度条件，例如，太阳条件；以及

[0463] ·托卡马克已经超过了实现连续聚变的10ms的约束时间；

[0464] 随着等离子体稳定性从而其约束时间、密度和温度的潜在改进，四束星形-箍缩配置可以潜在地由水形成连续聚变功率，且在燃料中不需要氚。

[0465] 中子产额

[0466] 上文的实施例计算出了来自所提出的四束配置的聚变功率输出为34GW(参见例如，方程(81))。同时，在方程(83)中输入功率被计算为200MW。对应的D-D聚变中子产额可以按照如下方程计算，

[0467]

[0468] 其中1eV等于1.6022×10-19焦耳。以上中子产额与大DC功率的恒定供应一致。

[0469] 图12例示了可以被用来降低中子产额的示例性脉冲电流。脉冲电流可以是均匀的，包括均匀的峰值幅度、均匀的脉冲宽度以及相继脉冲之间的均匀分离周期。图12示出的脉冲电流具有100kA的峰值、100μs的脉冲宽度和1ms的分离周期，且可以将中子产额降低10倍

[0470]

[0471] 在使用四束配置的实施方案中，对应的输入功率是20MW(即，在方程(83)中计算的输入功率的1/10))或四个闪电束中的每个闪电束的对应的输入功率是5MW。使用脉冲电流还可以缓解与电极上的严重热负荷相关的一些问题。

[0472] 在一些实施方案中，可以在相邻脉冲之间施加最小电流，以便始终维持等离子体束的连接，用于在公共聚焦区域内部维持稳定且连续的或准连续的核聚变反应。

[0473] 在其他实施方案中，由于等离子体通道在相邻脉冲之间保持足够热以传导电力，所以可能不需要始终维持等离子体束的连接的最小电流。同样，等离子体束的重新连接也可能在随后的脉冲中自然发生。

[0474] 应用实施例——U-238到核燃料的转换

[0475] 此示例应用提出了利用聚变生成的中子来转换U-238和Th-232的总体框架。虽然新兴的聚变技术可能无法产生足够的净能量输出来论证独立应用，但是它们对于本文中提出的增值嬗变概念或混合聚变-裂变反应堆概念是在商业上可行的，用于处置核废料和关停的核电厂中剩余的长寿命的高辐射裂变产物。结果示出的是，考虑到适当的聚变源，这样的反应堆可以是可实现的。

[0476] 通过U-238的中子捕获

[0477] 在含有U-238的典型的操作核反应堆中，一些钚-239将会累积在核燃料中，这是由于通过U-238的连续中子捕获以及随后进行的双β衰变，即，

[0478]

[0479] 存在于反应堆燃料中的钚可以吸收中子并裂变，类似于U-235。钚-239的裂变提供了在典型的商业核电厂中所产生的总能量的约三分之一。耗费的核燃料通常含有约0.8％的钚-239。这与0.9％的U-235比较，且表明钚-239的裂变反应速率比典型的商业热核反应堆中的U-235的裂变反应速度快10％。

[0480] 考虑到轻水反应堆，U-235被浓缩到约3％，其中2.1％的U-235在反应堆操作期间燃烧掉。这表明，在反应堆操作期间燃烧掉1.05％的钚-239(2.1％的一半，以及总数的三分之一)。因此，轻水反应堆在反应堆操作期间生成1.85％(0.8％+1.05％)的钚。考虑到一个U-238吸收一个中子且在双β衰变之后产生钚-239，所以U-238的中子捕获速率被计算出是U-235的裂变速率的近90％，这主要是由于U-238的高浓度(＞95％的装载铀燃料)。

[0481] 在正常的反应堆操作期间，U-235核连续地吸收热化中子并平均释放2.43个中子。这些中子中的一个通常被用来使另一U-235核分裂(在慢化成热中子之后)，以维持链反应。
在剩余的1.43个中子中，如前一段落中所述的，U-238(将变成钚-239)的中子捕获速率是U-
235的裂变速率的90％。因此，通过U-238捕获了大约0.9个中子(以使钚-239增值)。剩余的
0.53个中子(如2.43-1.0-0.9＝0.53)遗失在环境中，例如，水、反应堆部件、混凝土建筑元件等的中子吸收。

[0482] 纯转换器概念

[0483] 纯转换器可以被设计成仅将存在于核废料中的U-238(>95％)转换成核燃料，而不必生成功率。这样的简单转换器的优点包括但不限于，在0℃至100℃之间的温度范围内且在大气压力下的操作。这可以去除混合聚变/裂变反应堆设计中的许多工程挑战，因此允许设计者专注于与转换有关的问题，例如，由中子通量引起的部件材料脆化，以及辐射损伤诸如，空隙、气泡、裂缝等。

[0484] 为了使将U-238变成钚-239的转换速率最大化，转换器可以被设计成在中间中子能量范围(即，共振吸收峰值域)内工作。图13例示了所选择的铀同位素和钍同位素的裂变和中子吸收截面。该裂变或中子吸收截面与将发生裂变或中子吸收的概率有关。入射中子能量与中子行进速度有关。将发生裂变或中子吸收的概率取决于中子行进速度。共振吸收峰值域出现在入射能量是10到1000eV的位置。

[0485] 当与裂变反应堆的当前操作区域(例如，～1eV)比较时，在共振吸收峰值域(例如，入射能量是10至1000eV的位置)，U-238中子吸收速率1020被大大增强。例如，在共振吸收峰值域的一些部分中，U-238中子吸收速率是例如1eV处的速率的至少10倍。同时，当与裂变反应堆的当前操作区域(例如，～1eV)比较时，U-235(图13中的1060)和钚-239(未示出，但是类似于U-233，在图13中被标注为1050)的裂变速率可以降低至少50％，因为没有显著的共振效应，U-235和P-239的裂变截面通常随着中子能量增加而减小。因此，预期的是，由中子源输出的＞90％的中子可以用于将U-238转换成钚-239，这是基于以下估计：用于转换的9个中子(即，如上文在段落[00276]中计算出的通过U-238捕获(以使钚-239增值)的0.9个中子由于在共振吸收峰值域中操作的转换器而增加了10倍)；遗失到环境中的0.5个中子(例如，上文在[00276]中计算出的遗失到环境的0.53个中子(例如，水、反应堆部件、混凝土建筑元件等中的中子吸收)，因为环境材料不具有等价共振吸收峰值域，所以其不受影响)；以及用于使裂变燃料核分裂成两个的0.5个中子(即，由于在共振吸收峰值域中操作的转换器且由于U-235和P-239的裂变截面通常随着中子能量增加而减小，所以如上文在段落[00276]中计算出的，用来使另一个U-235核分裂(在慢化成热中子之后)以维持链反应的1个中子减小到二分之一)。

[0486] 现在参考图14，根据至少一个实施方案例示了纯转换器概念的示意图。热核聚变反应发生在反应室内，该反应室具有中子反射器1150衬里以反射中子，因此将中子包含在聚变室内，以减少吸收或穿透形式的中子损失。该反应室还由蜂窝壳支撑件1130支撑。供应的热核燃料粒子1160进入反应室，以供热核反应系统(例如，热核反应系统100)使用。聚变反应1170的副产物优选地被从反应室去除。

[0487] 可以从进料源1180将待被转换的材料(例如，U-238)进料到中子反射体1150内部的蜂窝状结构，且使用去除装置1190将其去除。燃料填充机1180被配置成为反应堆供应例如U-238。燃料填充机1190被配置成去除被转换的燃料，例如，钚-239。在一些实施方案中，这可以允许连续地(或伪连续地)转换材料，例如，通过在热核反应系统的操作期间向中子反应堆1150内的蜂窝状结构引入待被转换的材料或从中子反应堆1150内的蜂窝状结构去除待被转换的材料。

[0488] 反应室可以被容纳在冷却剂罐1140内。冷却剂罐1140内的冷却剂1110吸收由反应室内发生的热核聚变反应生成的热中的至少一些。泵1105使冷却剂1110从冷却剂罐1140循环到大池1120，在此冷却剂被冷却(例如，到0℃附近)。泵1115使冷却剂1110从大池1120循环回到冷却剂罐1140，以进一步吸收由热核聚变反应生成的至少一些热量。虽然对于1105和1115仅示出了一个泵，但是应理解，可以包括附加的泵。同样，可以提供一个或多个附加的冷却剂流动路径。

[0489] 气态聚变产物的生成

[0490] 在方程(85)中计算出的聚变中子产额是基于图12中示出的脉冲电流和3.4GW的热功率输出的应用。考虑到能量转换率为30％，对应的净电能量输出为约1GW。

[0491] 根据方程(6)和方程(7)，氘-氘聚变反应将生成气态聚变产物1170(即，氚和氦-3)。日常的气体收集被按照如下方程计算，

[0492]

[0493] 预期上文所描述的致密等离子体D-D聚变过程将立即燃烧掉所生成的氚核和氦-3核中的一些。未立即燃烧的剩余的氚和氦-3可以被收集并被储存在罐中，用于将来由其他聚变方法(诸如，D-T聚变或先进的D-He3聚变)使用(Deng，B.Q.，2013)。D-T聚变将生成具有14.1MeV能量的中子，其适合于核废料的嬗变。

[0494] 现在参考图15，例示了用于纯转换器的气体收集系统。一个或多个泵1250被用来从反应室中去除聚变反应的聚变产物1210。聚变产物1210包括重水、氚水、氦-3、氦-4和普通水。聚变产物1210被循环到气体分离罐1270，该气体分离罐1270类似于上文所描述的气体收集罐870。在气体收集罐1270中，使氦-3、氦-4和蒸汽1220与重水和氚水1230分离。重水和氚水1230循环回到聚变室内，以充当燃料1240用于附加的聚变反应。可以使用一个或多个附加的泵(未示出)使重水和氚水1230流动到聚变室内。虽然明确示出了仅一个泵1250和一个气体收集罐1270，但是应理解，可以包括附加的泵和罐。同样，可以提供一个或多个附加的气体流动路径。

[0495] 考虑到方程(6)和(7)以及90％的燃料转换速率，一个操作转换器的净电功率转换速率被计算为

[0496]

[0497] 其中转换的钚-239原子可以释放出200MeV的裂变能量。

[0498] 为了证明转换器将核废料转换成核燃料的速度如何快，考虑基于加拿大安大略省的皮克林(Pickering)核反应堆的一个实施例。皮克林核反应堆的净容量为4.12GW，基于八个反应堆单元(尽管目前仅六个反应堆单元运行)。到2014年，皮克林已经运行了平均37年，其中站A处的四个单元开始于1971年且站B处的四个单元开始于1983年。一个转换器转换于皮克林站点处所累积的核废料需要的年数按照如下方程计算：

[0499]

[0500] 图13例示了钍-232的中子捕获速率(标绘在1040处)类似于铀-238的中子捕获速率(标绘在1020处)。因此，纯转换器也可以吸收中子，并将钍-232转换成铀-233(裂变材料)(标绘在1050处)，即，

[0501]

[0502] 现在参考图16，例示了一个核燃料循环的示意图(Xiao Min，2013)。该燃料循环以在压水反应堆(PWR)1360中使用低浓缩铀1310作为燃料开始。低浓缩铀1310含有3.7％至5.0％的U-235。在使用之后，PWR使用的燃料1320含有约0.9％的U-235和约0.6％-0.8％的钚-239。PWR使用的燃料1320被从PWR 1360去除，且可以被传送到再处理工厂1390。

[0503] PWR使用的燃料1320可以被再处理，以产生含有(U，Pu)O2的混合氧化物燃料1330。混合氧化物燃料可以在PWR 1360或快速增殖反应堆1370中使用。

[0504] PWR使用的燃料1320也可以被再处理，以产生自然铀当量燃料1340。自然铀当量燃料1340对应于0.71％的自然铀，且可以在 反应堆1380(诸如，秦山核电站中的反应堆)中使用。自然铀当量燃料1340可以是含有0.9％的U-235的回收铀，或它可以是回收铀和贫化铀的混合物。在使用之后， 使用的燃料1350含有0.27％的U-235和0.35％的钚-239。在此燃料循环中， 使用的燃料1350代表该燃料循环的结束。

[0505] 在此提出的转换器概念可能是合适候选方案，以关闭图16中例示的燃料循环的回路。例如，可以将 使用的燃料1350转换成用于PWR反应堆1360的燃料1310。

[0506] 增殖反应堆和混合反应堆

[0507] 在反应堆操作期间，增殖反应堆可以像它燃烧易裂变材料(诸如，钚-239和U-233)那样快速地转换增殖性材料(诸如，U-238和钍-232)。

[0508] 现在参考图17，例示了基于改型的沸水反应堆的可能的增殖反应堆。该增殖反应堆包括反应堆容器1405、燃料室1410、控制棒元件1415、循环泵1420、控制棒马达1425、蒸汽1430、入口循环水1435、高压涡轮机1440、低压涡轮机1445、发电机1450、发电机励磁机
1455、蒸汽冷凝器1460、来自冷凝器1465的冷水、预暖器1470、水循环泵1475、冷凝器冷水泵
1480、混凝土室1485以及与电网1490的连接。

[0509] 在此示例实施方案中，热核聚变反应系统(例如，热核反应系统100)被定位在燃料室1410内。控制杆马达1425被配置成操作控制杆元件1415。控制杆元件控制在燃料室1410内发生裂变反应的速率。虽然仅示出了两个控制杆马达和两个控制杆元件，但是可以使用附加的控制杆马达和控制杆元件。

[0510] 循环泵1420维持反应堆容器1405中循环水1435的流动。循环水1435吸收由聚变/裂变混合反应所生成的热量。来自核反应的热量最终导致循环水1435沸腾并变成蒸汽1430。从反应堆容器1405输出的蒸汽1430进入高压涡轮机1440和低压涡轮机1445。蒸汽
1430导致高压涡轮机1440和低压涡轮机1445自旋。高压涡轮机1440和低压涡轮机1445被耦合到发电机1450，导致它转动并生成电力。来自发电机1450的电力被传输到电网1490。

[0511] 从低压涡轮机1445输出的蒸汽1430进入蒸汽冷凝器1460。冷凝器冷却泵1480导致冷水1465传递通过蒸汽冷凝器1460，以便吸收来自蒸汽的热量。冷却的蒸汽收集在蒸汽冷凝器1460内并变成液体。水循环泵1475推动水回到反应堆容器1405内。在返回到反应堆容器1405之前，通过预暖器1470使水的温度升高。增殖反应堆被封闭在室1485内，该室1485可以是混凝土和钢，以保护反应堆免受外部影响且保护环境免受反应堆的辐射影响。

[0512] 这样的增殖反应堆可以在例如0.1和1000eV之间的中子能量范围内工作，以便实现足够的钚-29或U-233燃烧速率。同时，它能够以相同的速率将U-238或钍-232转变成燃料，以便维持核反应。

[0513] 如果钚-239的浓度增加，例如，反应堆功率增加。此情形可以通过降低D-D聚变中子产额来抵消，例如通过降低聚变燃料填充速率来抵消。这进而将降低U-238的中子捕获速率，最终使钚-239的浓度恢复正常。另一方面，如果钚-239的浓度变得较低，则反应堆功率降低。在这种情况下，可以提高聚变反应速率，以便使反应堆功率和钚-239的浓度恢复正常。

[0514] 作为增殖反应堆的替代方案，也可以通过具有超过1MeV的能量的快速中子使U-238原子的核分裂。为了合并此行为，混合聚变/裂变反应堆可以被设计成在2-14MeV的中子能量范围内工作。

[0515] 现在参考图18，例示了基于改型的PWR的可能的混合聚变/裂变反应堆。混合聚变/裂变反应堆包括反应堆容器1505、控制棒1520、加压器1575、蒸汽发生器1535、涡轮机1540、发电机1550、输电塔1590、冷凝器1560、冷却塔1595以及安全壳结构1585。

[0516] 在此示例实施方案中，热核聚变反应系统(例如，热核反应系统100)被定位在反应堆容器1505内。聚变室(例如，反应室110)优选的被定位在用于裂变的核燃料的中心处。在一些实施方案中，核功率主要由裂变生成，且裂变反应由聚变中子驱动。聚变室壁可以被表征为裂变和聚变之间的界面。在聚变室壁内部，聚变反应在真空(或接近真空)中发生。在外部，聚变室壁由裂变系统的初级循环系统冷却。控制棒元件1520控制发生裂变的速率。闭环循环系统(未示出)将聚变反应的聚变产物1510从反应堆容器1505去除。除了聚变产物之外，还可以从聚变反应堆去除待被回收的未燃烧的燃料(因为燃料粒子的消耗受到聚变反应速率的限制，所以不可能在一个循环中使得所提供的所有聚变燃料(例如，D2O、T2O)完全反应)。聚变产物可以从例如图13中的气体收集罐1270去除。如上文所描述的，聚变产物1510可包括重水、氚水、氦-3、氦-4和普通水。闭环系统使重水和氚水1540循环回到反应堆容器1505内以供附加的聚变反应。

[0517] 加压器1575维持用于初级热量输送系统的高压边界。初级热量输送系统中的冷却剂吸收由聚变/裂变反应生成的热量。在吸收由聚变/裂变反应生成的热量之后，初级热量输送系统内的冷却剂传递通过蒸汽发生器1535的初级侧。冷却剂中携带的能量被蒸汽发生器的次级侧的液体吸收。蒸汽发生器的次级侧内的液体沸腾并变成蒸汽。从蒸汽发生器1535输出的蒸汽进入涡轮1540。类似于增殖器反应堆中的过程，涡轮机1540被耦合到发电机1550。传递通过涡轮机1540的蒸汽导致涡轮机1540自旋并导致发电机1550旋转并生成电力。来自发电机1550的电力被传输到电网1590。

[0518] 从涡轮机1540输出的蒸汽进入冷凝器1560。冷凝器冷却泵1580将冷水从冷却塔1595推动到冷凝器1560，在此它从蒸汽吸收热量。冷却的蒸汽收集在冷凝器1560内并变成液体。水循环泵1575将水从冷凝器1560推动回到蒸汽发生器1535内，用于进一步沸腾和从反应堆去除热量。混合聚变/裂变反应堆被封闭在安全壳结构1585内，该安全壳结构保护反应堆免受外部影响且保护环境免受反应堆的辐射的影响。

[0519] 在混合聚变/裂变反应堆中，对于具有>2MeV的能量的快速中子，U-238裂变速率(参见例如，图13中的1010)可以被优化，以匹配或超过其对于热中子的吸收速率(观察到是显著的，足以发起目前核电厂中的钚-239燃烧过程)。例如，图13中的1010(例如，U-238的裂变速率)随着中子能量而增加，然而1020(例如，U-238的中子吸收速率)随着中子能量而降低。因此，此优化可以通过使用慢化剂(诸如，水)来实现。优选地，慢化剂的使用被最小化以便维持最大中子能量。例如，在在完全不同的中子能量范围(即，2-14MeV(其远远超过10-1000eV的共振域))内直接使U-238分裂的聚变/裂变混合系统(例如，诸如图18中示出的)中，我们可以考虑可以生成高能量聚变中子(14.1MeV)的DT聚变反应。

[0520] 虽然以上描述提供了多个实施方案的实施例，但应理解，在不背离所描述的实施方案的操作的实质和原理的前提下，容易对所描述实施方案的一些特性和/或功能进行改型。因此，以上已描述的内容仅为例示性的，而非限制性的。

[0521] 参考文献：

[0522] Thonemann，P.C.et al.Controlled Release of Thermonuclear Energy-Production of  High  Temperatures and  Nuclear  Reactions  in a Gas Discharge.Nature 181，217-220(1958).

[0523] Andrianov，A.M.et al.High-current Pulse Discharges.The 2nd United Nations International Conference on the Peaceful Uses of Atomic Energy 31，348-364(1958).

[0524] McCracken，G.and Stott，P.Fusion-The Energy of the Universe，second edition，Elsevier 2005，reprinted in 2013.

[0525] Mosher，D.et al.X-radiation from high energy density exploded wire discharges.Appl.Phys.Lett.23，429-430(1973).

[0526] Pereira，N.R.and Davis，J.X rays from z-pinches on relativistic electron beam generators.J Appl.Phys.64，R1-27(1988).

[0527] Zakharov，S.，M.et  al.Wire  X-pinch  in  a  high  current diode.Sov.Tech.Phys.Lett.8，456-457(1982).

[0528] Shelkovenko，T.，A.et al.Evolution of the structure of the dense plasma near the cross point in exploding wire X pinches.Phys.Plasmas 6，2840-2846(1999).

[0529] Sinars，D.B.et al.Time-resolved spectroscopy of AL，Ti，and Mo X pinch radiation using an X-ray streak camera，J.Quantitative Spectroscopy&Radiative Transfer 78，61-83(2003).

[0530] Burkhalter，P.et al.X-ray line spectra from exploded-wire arrays.J Appl.Phys.50，705711(1979).

[0531] Apruzese.J.P.et al.Comparative analysis of time-resolved and time-integrated  X-ray  data  from  long-pulse  z-pinch  implosions  on Satum.Phys.Plasmas 8，3799-3809(2001).

[0532] Haines，M.D.et al.lon Viscous Heating in a Magnetohydrodynamically Unstable Z Pinch at Over 2×109Kelvin.Phys.Review Lett.96(7)，24February 2006.[0533] Glenzer，S.H.et al.Cryogenic thermonuclear fuel implosions on the National lgnition Facility，Physics of Plasma 19(5)，31May 2012.

[0534] Zheng，X.J.Continuous Fusion due to Energy Concentration Through Focusing of Converging Particle Beams.New United States Provisional Patent Application No.61/495,481，Filing Date，June 10，2011.

[0535] Zheng，X.J.Continuous Fusion in Common Focal Region of Converging Fuel Lightning Bolts，受控核聚变反应系统.Chinese Patent Office，中国国家知识产权局，Application#201210211552.8，June 21，2012.

[0536] J.Christensen-Dalsgaard，et al.，“The current  state of  solar modelling″，Science，Vol.272，pp.1286-1292，May 31，1996.

[0537] Lawson，J.D.Some  Criteria fora Power  Producing Thermonuclear Reactor.Proc.Phys.Soc.70，6(1957).

[0538] Clayton，D.D.Principles of Stellar Evolution and Nucleosynthesis.New York：McGraw-Hill 1968.

[0539] Burbidge，E.M.et al.Synthesis of the Elements in Stars.Review Modem Phys.29，547-650(1957).

[0540] Adelberger，et al.，″Solar fusion cross sections II-pp chain and CNO cycles″，Review of Modern Physics，Vol.83，pp.195-245，January-March 2011.[0541] R.Feldbacher，″Nuclear Reaction Cross Sections and Reactivity Parameter Library and Files″，File#IAEA-NDS-86，Revision 0，October 1987.[0542] Kalantar，D.H.An experimental study of the dynamics of X-pinch and z-pinch plasmas.Ph.D.Dissertation，Comell University，1993.

[0543] Williams，D.N.The  Hydrogen  Embrittlement  of  Titanium Alloys.J.Inst.Metals 91，147-152(1962).

[0544] Coleman，C.E.and  Hardie，D.The hydrogen embrittlement of α-zirconium.J.Less-Common Metals，168-185(1966).

[0545] Grossbeck，M.L.and Bimbaum，H.K.Low Temperature Hydrogen Embrittlernent of Niobium II-Microscopic Observations.Acta Met.25，135(1977).

[0546] Takano，S.and Suzuki，T.An Electron-Optical Study of β-Hydride and Hydrogen Embrittlement of Vanadium.Acta Metall.22，265-274(1974).

[0547] Perryman，E.C.Picketing pressure tube cracking experience.Nuclear Energy 17，95-105(1978).

[0548] Cann，C.D.and Sexton，E.E.An electron optical study of hydrides precipitation and growth at crack tips in zirconium.Acta Met.28，1215(1980).[0549] Simpson，L.A.and Cann，C.D.Fracture toughness of zirconium hydride and its influence on the crack resistance of zirconium alloys.J.Nucl.Mater.87，303-316(1979).

[0550] Fu，Z.B.，Qiu，L.H.，Liu D.B.，Li，B.and  Yu，B.，Fabrication and Characterization of Deuterated-Polystyrene Wire Used in Z-pinch Target.原子能科学技术，Chinese J.Atomic Energy Science&Tech.39(6)，543-546(2005).[0551] M.Kikuchi，Frontiers in Fusion Research-Physics and Fusion，London I New York，Springer，2010，reprinted in 2011.

[0552] Prialnik，Dina，An Introduction to the Theory of Stellar Structure and Evolution，Chapter 5，Cambridge University Press(2000).

[0553] Clayton，D.D.Principles of Stellar Evolution and Nucleosynthesis.New York：McGraw-Hill 1968.

[0554] Burbidge，E.M.et al.Synthesis of the Elements in Stars.Review Modem Phys.29，547-650(1957).

[0555] Uman，M.A.Lightning，Dover Publications，lnc.New York 1984.

[0556] Deng，B.Q.，″Fusion Reactor Physics-New Conception and New Technology″，Beijing，Chinese Atomic Energy Press，Chapter 15-19.P.129-166，Oct.2013.[0557] Xiao Min(CGN)，Status and Perspective of Spent Fuel Management and Fuel Cycle in China，WNA Plenary session，Sept.2013.(http：//www.world-nuclear.org/info/Country-Profiles/Countries-A-F/China-Nuclear-Fuel-Cycle)