A plazma elektrosztatikus bezárása ( angolul inertial electrostatic confinement, IEC ) a plazma elektrosztatikus térrel történő korlátozásának koncepciója .
Az elektrosztatikus tér, amely általában gömbszimmetrikus, de néha hengerszimmetriájú, a töltött részecskéket ( elektronokat vagy ionokat ) a mező középpontja vagy szimmetriatengelye felé gyorsítja. Az ionok hosszú ideig a csapda közepéhez közel tarthatók, így szabályozott termonukleáris reakció érhető el . A koncepció egyik első leírását Willam C Elmore és mások készítették 1959 januárjában. [1]
Az inerciális-elektrosztatikus rendszerek nukleáris reakciók lebonyolítására és ezen nukleáris reakciók energiájának elektromos energiává történő közvetlen átalakítására való alkalmazásának elsőbbségi kérdése még nem tisztázott.
A Szovjetunióban ezeket a javaslatokat először O. A. Lavrentiev fogalmazta meg a Bolsevikok Össz-uniós Kommunista Pártja Központi Bizottságának 1950. július 29-én küldött feljegyzésében [2] . A termonukleáris bomba magfúziós reakciói szempontjából ígéretes jegyzetében O. A. Lavrentiev lítium-hidrogén reakciókat javasolt: p + 7 Li = 2 4 He + 17,2 MeV és D + 6 Li = 2 4 He + 22,4 A MeV az úgynevezett "magok szabad ütközése" módszerén alapul. Ez a javaslat keltette fel a projekt politikai vezetésének érdeklődését (amelynek hasonló hírszerzési adatai voltak az amerikai atomprojektről) egy kezdő tudós személyében, amely lehetővé tette O. A. Lavrentjev számára, hogy belépjen a Moszkvai Állami Egyetemre , és elindítson egy tudományos karrier.
A javaslatokról véleményt nyilvánító A. D. Szaharov szerint O. A. Lavrentiev említett feljegyzésének tudományos tartalma triviális volt. Valójában csak egy eredeti javaslatot tartalmazott a „gyors részecskék energiájának elektrosztatikus elnyelésére mérséklő elektromos térben” az elektrosztatikus tér által tartott „gáz” (plazma) térfogatban végbemenő magreakciók elektromos teljesítményének kiválasztására. .
O. A. Lavrentiev jegyzetében azt javasolta, hogy azt a térfogatot, amelyben a nukleáris folyamatok végbemennek, két vezetőképes héjjal (a belső héj egy rácskatód) kell körülvenni, amelyekre 0,5-1 MV potenciálkülönbséget alkalmaznak. O. A. Lavrentiev szerint a nukleáris reakciók során felgyorsult, a rácson átrepülő pozitív töltésű atommagoknak lassuló elektromos mezőbe kell esniük, és vagy energiaveszteség nélkül vissza kell dobniuk abba a térfogatba, amelyben a nukleáris folyamatok zajlanak, vagy a külső héj, létrehozva az EMF áramkörben.
Egyéb veszteségek hiányában a reakció fenntartásának feltétele a magreakciók során felszabaduló energia többlete a két héjból álló rendszer által felvett energiához képest.
O. A. Lavrentiev szerint, mivel ebben a helyzetben az energiaveszteségek arányosak a héjak területével (a nukleáris reakciók termékeinek közvetlen találatai), és a nukleáris reakciók során felszabaduló energia arányos a térfogattal, mindig lehetséges olyan beépítési méreteket választani, hogy a külső áramkör állandó energiafogyasztása mellett a reakció fenntartásának feltétele teljesüljön.
Az OA Lavrent'ev javaslata azonban nem vette figyelembe a sugárzás energiaveszteségét, valamint a semleges részecskék kibocsátását, amelyek az energia jelentős részét elszállítják. Ez akkoriban is problémás volt, és még ma is a műszaki megvalósíthatósága marad a belső hálónak hőstabilitást biztosító szerkezeti megoldásnak.
Történelmi okok miatt a nukleáris reakciótermékek elektrosztatikus visszatartásának javasolt módszerei elektromos energia előállítására nem kaptak kiemelt fejlesztést a szovjet tudományban.
E tézisjavaslatok megfogalmazásakor O. A. Lavrentiev nem rendelkezett felsőfokú végzettséggel , és nem rendelkezett a szükséges elméleti, és még inkább gyakorlati tudásbázissal.
I. V. Sztálin halála és L. P. Berija kivégzése után, miután elveszítette politikai mecenatúráját, nem tudta önállóan fejleszteni elképzeléseit nagyszabású, állami jelentőségű projektté, A. D. Szaharov és I. E. Tamm pedig saját ötleteik tisztán mágneses kidolgozásában voltak érdekeltek. a termonukleáris plazma bezárása, ahol, mint kiderült, objektíve nem kevesebb technikai és fizikai probléma volt.
A Moszkvai Állami Egyetemen az Ukrán SSR Tudományos Akadémia Harkovi Fizikai és Technológiai Intézetében végzett diploma megszerzése után O. A. Lavrentiev 1953 és 1960 között folytatta elsősorban az elektrosztatikus, valamint a mágneses-elektrosztatikus kísérleti tanulmányokat. termonukleáris plazma elzárása [3] .
O. A. Lavrentiev 1950. június 22-én javasolta az ipari termonukleáris fúzió céljára szolgáló magas hőmérsékletű plazma elektrosztatikus csapdáját, és egy elektromágneses csapdát a magas hőmérsékletű plazmához nyitott mágneses csapda formájában, elektrosztatikus reteszeléssel. 1951 márciusában javasolták a mágneses nyílásokat.
Ezekről a kérdésekről ukrán nyelven publikáltak az Ukrainian Physics Journalban 1963-ban [4] .
Egy egyszerű elektrosztatikus csapdában a plazmaionokat egy belső gömbkatódrács és egy külső gömbelektróda között alkalmazott külső elektromos tér tartja vissza, amelynek felületére további ionforrásokat helyeznek el [5] .
Az elektrosztatikus csapdában visszatartott ionok számának növelése érdekében O. A. Lavrentiev az elektrosztatikus csapda megváltoztatott polaritással történő módosítását javasolta, amelyhez szükségesnek tartotta az ion-optikai rendszer alapvetően szigorú gömbölyűségének biztosítását és az ionok szigorú szférikus fókuszálását. a rendszerbe injektált ion és elektron áramlik.
ábrán látható egy egyszerű, fordított polaritású elektrosztatikus csapda diagramja, amelyet O. A. Lavrentiev javasolt. 1. Ebben az eszközben 20-100 keV nagy pozitív potenciált alkalmaznak a belső elektródára - 2, amely egy kettős félkör. A kamrát nagyvákuumba evakuálják, majd munkagázzal töltik fel. A töltött részecskék áramlásának fókuszálása következtében a közepén, az elektródák felületétől távol, sűrű, magas hőmérsékletű plazma képződik. A központban intenzív termonukleáris reakciók mennek végbe, az elektródák közelében a plazmasűrűség sok nagyságrenddel kisebb, és nem haladhatja meg az elektródák mérsékelt hőterhelése alapján meghatározott határértéket. A külső elektróda - 1 két félgömb formájában készül, vízhűtéssel. A beállítás működési paramétereire vonatkozó adatokat az [5] nem tartalmazza.
OA Lavrentiev a következő elméleti feltevéseket terjesztette elő az egyszerű, fordított polaritású elektrosztatikus csapdák lehetséges fizikai folyamatairól.
Termonukleáris plazma képződik a rendszer közepén a töltött részecskék áramának fókuszálása következtében. Egy ilyen plazmában a rendszer szigorú sugárirányú fókuszálása és gömbszimmetriája mellett virtuális elektródák – katódok és anódok – keletkezhetnek. Valódi elektródák tulajdonságaival rendelkeznek, de gyakorlatilag nem vezetnek be veszteséget a rajtuk keringő töltött részecskék áramlásába.
A drift térben virtuális elektródákat kell kialakítani, ha a plazmába injektált töltött részecskeáramok sűrűsége elég nagy. Az első virtuális elektródot (anódot) ebben a rendszerben a belső anód és a külső katód között izzó gázkisülés pozitív plazmaoszlopa képezi. A gömb felületéről befelé kibocsátott elektronoknak, amelyek áthaladnak rajta, egy második virtuális elektródot (katódot) kell alkotniuk. A virtuális anód ionjainak egy része, amelyet a virtuális anód és a virtuális katód közötti elektromos tér felgyorsít, képezze a harmadik virtuális elektródát (anódot).
1. ábra Egy egyszerű elektrosztatikus csapda. 1 - hűtött katód, 2 - anód.
A feltöltött részecskék felhalmozódhatnak a virtuális elektródák és a valódi elektródák között is, sokszorosára erősítve a kezdeti áramlást.
ábrán látható egyszerű, fordított polaritású elektrosztatikus csapdában a virtuális elektródák nem torzulnak a rácsszerkezettől, így a virtuális elektródák számának növekednie kell mind az eszköz méretének növekedésével, mind a befecskendezett ionok áramlásának növekedésével, de minden új elektródával növekszik a plazmasűrűség, és ennek következtében a forrás neutronhozama.
Valójában a Poisson-egyenlet megoldása oszcilláló görbét ad a potenciálra. Ez nyilvánvaló a következő megfontolásokból. Egy kétáramú plazmarendszer gömbgeometriájában, r radiális koordinátájú, a V potenciál Poisson-egyenlete a következő (ρe és ρi az elektronok, illetve az ionok töltéssűrűsége):
(1/r2)(d/r[r2(dV/dr))=4π(|ρe|-ρi), (1)
Ha a virtuális anód potenciálját 0-nak vesszük, akkor az energiamegmaradási egyenletből következik:
½Mvi2=|eV(r)|, (2) ½mve2=e(V-V0), (3)
ahol V0 a katód potenciálja, M és m az ion- és elektrontömeg, e pedig az elektrontöltés. A töltésmegmaradási feltételből következik (azaz i az elektron- és ionáram, ve,i az ion- és elektronsebesség):
Ie, i=4πr2ρe, ive, i, (4)
Normalizáljuk a sugarat és a potenciált:
f(r)=V(r)/V0, (5)
R=r/r0, (6)
ahol r0 a virtuális anód sugara, φ(r0)=0. Ekkor az (1) reláció a következőképpen írható át:
d2ph/dR2+(2/R)(dph/dR)=(K+/R2)(ph-1/2-λ+(1-ph)-1/2), (7)
K+=Ii/|V0|3/2(M/2e)1/2=4πr2ρiФ1/2/|V0|, (8)
λ+=(Ie/Ii)(m/M)1/2, (9)
2. ábra. A normalizált potenciál becsült grafikonja K+=0,7, λ+=λ+max és K+=0,67, λ+=λ+max esetén.
A K+ és λ+ paraméterek nem függetlenek a peremfeltételek teljesítésének szükségessége miatt, és mindegyik K+ λ+max-nak felel meg.
3. ábra. A K+ és λ+ paraméterek peremfeltételek által meghatározott lokalizációjának diagramja.
A határoló plazma sűrűségének növekedésének feltételezését a virtuális elektródák számának növekedésével az 5. ábrán látható ρi= ρi (4πrс2/K+|V0|) normalizált ionsűrűség grafikonja szemlélteti.
Rizs. 5. Ábrázolja a normalizált ionsűrűséget ρi egy egyszerű elektrosztatikus csapdában.
Megjegyzendő, hogy ezek a következtetések olyan helyzetekre érvényesek, ahol a részecskék mozgása szigorúan sugárirányú, és a rendszer gömbszimmetrikus.
Szférikus fókuszálású rendszerben a részecskeáramlások középpont felé irányított mozgása miatt sűrűségük 1/r2-vel növekszik egy bizonyos r0 sugárig, ami a gömbi fókuszálás pontosságát jellemzi.
A reakciók során felszabaduló teljesítmény arányos a plazmatérfogat és a sűrűség négyzetének szorzatával, és 1/r0-val nő a jobb fókuszálás mellett.
Figyelembe véve a rendelkezésre álló empirikus becslést, a számunkra érdekes 0<ε<150 kV energiatartományban a deuteronok részvételével zajló fúziós reakció σf(ε) keresztmetszetének Barnban mért függése a deuteron ε energiától, kV-ban mérve [6, Aleksandrovich E.-G. V., Sokovishin V. A., PTE, 1961, V.5, p. 7-25]: σf(ε)=140∙exp{-44.4/ε1/2}/ε, arra a következtetésre juthatunk, hogy a magreakció sebessége <σfv> egy bizonyos energiatartományban gyengén függ r-től, akkor az érvelésből kiindulva O. A. Lavrentiev, aki azt javasolta, hogy a fúziós reakciók során felszabaduló teljesítményt átlagolják az r sugáron, erre az értékre a következő összefüggést kapjuk: Pf=4πR3Ef<σfv>ni2(R/r0-1), ahol R a fúziós reakció sugara külső szféra, ni az ionok átlagos sűrűsége, Ef egy magreakció egyetlen aktusának energiája.
Azzal érvelve, hogy az ionfluxus fókuszálási foka függ a gyorsuló anód-katód rés elektródaszerkezetének minőségétől, valamint az ionok egymáson való szóródásától, valamint az ionfluxusok képzésének meglévő technológiai módszereitől. az alacsony divergencia (több apertúrás ionforrások) lehetővé teszi a szerkezeti elemek geometriai paramétereinek befolyásának minimálisra csökkentését, O. A. Lavrentiev arra a következtetésre jutott, hogy egy ideális elektrosztatikus eszközben az ionnyaláb defókuszálásához a legnagyobb hozzájárulás töltött részecskék Coulomb-szórásával készült, amely többszörös kölcsönhatás karaktere kis szögek eltérésével, ami statisztikailag figyelembe vehető. A részecske röppályára átlagolt négyzetgyökér-szöge a pontos mozgástól a sugarak mentén a következőre becsülhető.
Ezért, mivel a töltésmegmaradási törvényből következik, hogy nivi/n0maxv0=ro2/R2~<θ2>, ahol vi és v0 az ionok hősebessége a készülék perifériáján és közepén, n0max a maximálisan elérhető plazma sűrűség az elektrosztatikus csapda közepén, és R>>r0, az n0max értéke a Coulomb-szórás által korlátozott töltött részecske-fluxusok szférikus fókuszálásával a következőképpen adódik: n0max~(Ti/T0)1/2E2/2πe4LlnΛ, ahol Ti a plazma hőmérséklete a pozitív kisülési oszlopban, T0 a plazma hőmérséklete a fókuszterületeken belül.
Meg kell jegyezni, hogy becsléseiben OA Lavrentjev nem egészen helyesen feltételezte, hogy a fókuszzónában és a kisülés pozitív oszlopának plazmájában a hőmérséklet nagyságrendileg egyenlő.
A becslés azt mutatja, hogy ideális esetben, amikor a Coulomb-szórás járul hozzá a legnagyobb mértékben az ionsugár defókuszálásához, a plazmasűrűség a központban sok nagyságrenddel nagyobb lesz, mint a perifériás plazmasűrűség. Igaz, ilyen sűrűségeknél a gáz-kinetikai szórás is jelentőssé válik, amit szintén nem vesz figyelembe a fenti becslés.
A munkákat [3 és 4] lefordították angolra, és R. L. Hersh egyik motivációjaként szolgált egy kísérlet elvégzéséhez, beleértve az O. A. Lavrentiev által kifejtett elméleti álláspontok tesztelését.
Visszatérve az elsőbbségi vitához, el kell mondanunk, hogy az amerikai fél azt állítja [7, RL Hirsch, Inertial Electrostatic Confinement of Ionized Fusion Gases, Journal of Applied Physics, V. 38, No. 11, p. 4522-4534, 1967], hogy egy gömbszimmetrikus, nagyfrekvenciás elektronsokszorozó cső közepén lokalizált izzás létezését nagyvákuumba evakuálták először P. T. Farnsworth figyelte meg 1934-ben. A hatás megfigyeléséről szóló jelentést nem tették közzé; P. T. Farnsworth egy magánbeszélgetésben 1964-ben mesélt R. L. Hersh-nek ennek a hatásnak a megfigyeléséről, összekapcsolva ezt a hatást az üreges anódon belüli elektronáramlások kialakulásának lehetőségével, amelyek a középpontba fókuszálnak. a tértöltési potenciál kúthoz kapcsolódó üreg, amely megtartja és felhalmozza az ionokat a töltőgázból. Állítólag P. T. Farnsworth az 1950-es évek közepén javasolta ennek a hatásnak a felhasználását termonukleáris ionok kis térfogatban való korlátozására és felhalmozására. Az Egyesült Államokban 1956-ban jelent meg az első elméleti publikáció, amely az ion- és elektronáramlások gömbszimmetrikus fókuszálásának problémáit vizsgálta egy rendszerben a magánkommunikációban V. H. Wells által 1954-ben, és egymástól függetlenül, a magánkommunikációban is P. T. Farsworth által 1956-ban. 1959 [8, WCWatson, Jl Elmore, KMTuck, On the Inertial-Electrostatic Confinement of a Plasma, The Physics of Fluids, V.2, No. 3, p. 239-246, 1959]. Az R. L. Hersh [7] által kifejlesztett elrendezésen az ionfluxusok gömbszimmetrikus fókuszálására vonatkozó kísérlet adatait 1967-ben publikálták.
Nyitott mágneses csapda a mágneses nyílások elektrosztatikus zárásával
Maguk a nyitott mágneses csapdák számos előnnyel rendelkeznek: a plazmanyomás és a mágneses térnyomás nagy megengedett aránya, a magnetohidrodinamikus plazmastabilitás (az úgynevezett "minimum B" rendszerben), az álló üzemmódban való működés képessége és a viszonylagos szerkezeti egyszerűség.
A legegyszerűbb változatban egy nyitott mágneses csapda jön létre két azonos, azonos irányban összekötött koaxiális tekercs segítségével. Ebben az esetben a tekercsek közötti mágneses tér valamivel gyengébb, mint a tekercsek síkjában, így a mező központi része két mágneses "dugó" vagy "tükör" közé záródik - fokozott mezővel rendelkező területek. . A W tükrök mezőjének és a B0 csapda középső részének mezőjének arányát általában tükör- vagy tüköraránynak nevezik: α = Bm/B0.
Nyílt mágneses csapdákban, amelyeket adiabatikusnak is neveznek, a töltött részecskék hosszú távú elzárása a transzverzális adiabatikus invariáns - a részecske keresztirányú energiájának a Larmor forgási frekvenciához való arányán, vagy egy ebből az értékből származó fizikai paraméteren - alapul. - a Larmor-kör mágneses momentuma. Ha nincs elektromos tér, akkor amikor egy töltött részecske mágneses térben mozog, ν sebessége állandó marad (a ν-re merőleges Lorentz-erő nem működik). Ezenkívül erős mágneses térben, amikor a Larmor-sugár ρ = vfi m a tömege, c a fénysebesség) sokkal kisebb, mint a mágneses tér változásának jellemző hossza, az érték is megmarad: μ=m v2﬩/2B.
Ez a mennyiség, amely a Larmor-kör mágneses momentumát is jelenti, a kváziperiodikus mozgás adiabatikus invariánsa.
Mivel μ = const, ahogy a töltött részecske közeledik a tükörhöz, a v﬩ keresztirányú sebességkomponens növekszik, és mivel ν = const, a hosszirányú sebességkomponens ebben az esetben csökken, és kellően nagy α esetén eltűnhet. Ebben az esetben a részecske visszaverődik a mágneses tükörről.
Vegyük figyelembe a θ szöget, amelyet a sebességvektor alkot a B mágneses tér irányával. Ez egyenlő (π/2) - ψ, ahol ψ az úgynevezett lépés- vagy emelkedési szög. Könnyen belátható, hogy a mágneses tükör csak azokat a részecskéket tükrözi vissza, amelyekre a csapda középső részében igaz: sin θ >α-1/2=(B0/Bm)1/2.
Minden olyan részecske, amelynek θ szöge kisebb, mint θ0 = arcsin [(B0/Bm)1/2], beleesik az irányok "tiltott kúpjába", és kirepül a csapdából. Így az adiabatikus csapda nem minden részecskét tart, hanem csak azokat, amelyek a megengedett iránykúpon belül vannak.
A csapda által tartott részecskék viszonylag gyors oszcillációt hajtanak végre a visszaverődési pontok között, és ezzel egyidejűleg lassan mozognak egyik erővonalból a másikba, megtapasztalva az úgynevezett mágneses sodródást. Ennek a sodródásnak a sebessége vm ~ vp/R nagyságrendű, ahol ρ a Larmor-sugár, R pedig a térvonal görbületi sugara.
Így a nyitott mágneses csapdáknak van egy nagy hátránya: a plazma rövid élettartama a mágneses erővonalak mentén a csapda mágneses réseibe történő nagy veszteségek miatt.
A mágneses réseken keresztüli plazmaveszteségek csökkentése érdekében OA Lavrentiev egy módszert javasolt a mágneses rések elektrosztatikus reteszelésére, amely a következőkből áll.
A mágneses rés tartományában a töltött részecskék áramlását keresztirányban földelt elektródák korlátozzák, a rés mögött pedig egy negatív töltésű elektróda (vagy elektródarendszer) blokkolja az áramlást.
Megfelelően nagy negatív potenciál esetén az elektronok erről az elektródáról (negatív potenciálgát) verődnek vissza a csapdába, így az elektronok csak a mágneses téren keresztül történő diffúziója veszhetnek el a csapdából.
Ennek eredményeként az elektronok élettartama jelentősen megnő, a csapdában negatív tértöltés halmozódik fel, és a plazma negatív elektrosztatikus potenciálra tesz szert.
Az ionok a csapdát mágneses réseken keresztül hagyják el (negatív töltésű elektródákig), de a mágneses résekben az elektron- és ionveszteség mértékének kiegyenlítése érdekében automatikusan pozitív (ambipoláris) potenciálgátokat állítanak be, hogy csökkentsék a csapdából származó ionveszteséget.
Az elektrosztatikus potenciál ilyen jól eloszlásának megállapításához azonban szükséges, hogy a résben lévő részecskefluxus keresztirányú mérete ne legyen sokkal nagyobb, mint a Debye-szűrő sugár.
Ellenkező esetben nagyobb áramlási szélességnél a gát a rés nagy potenciálereje miatt nem jelenik meg, és az ionok lassulás nélkül hagyják el a csapdát.
A mágneses rések keresztirányú méretének kicsinységének szükséges feltétele a szomszédos vezetőkben (tükörellenálló cellákban, vagy többpólusokban) ellentétes áramirányú vezetékrendszer által létrehozott mágneses tér különböző hegyesszögű geometriáinál teljesíthető legkönnyebben. ).
Az akut szögű mágneses mező és a mágneses rések elektrosztatikus reteszelésének ilyen kombinációját "elektromágneses csapdának" nevezik.
Így az elektromágneses csapdában a plazma elektronkomponensét külső mágneses és elektrosztatikus mezők, míg az ionkomponenst a kompenzálatlan elektronok tértöltésének elektrosztatikus tere tartják. Ebben az esetben a csapdában lévő plazma élettartamát a mágneses téren keresztüli elektron diffúzió sebessége határozza meg, az ionveszteség sebességét pedig a mágneses rések potenciálgátjainak beállításával az elektronvesztés sebességéhez igazítjuk.
A fent említett előnyök mellett, amelyek a nyitott csapdák egész osztályában rejlenek, az elektromágneses csapdák sajátossága a plazma létrehozásának és felmelegítésének lehetősége a nagy energiájú elektronáramlások befecskendezésének egyszerű módszerével (és bizonyos feltételek mellett, ionok) mágneses réseken keresztül. Ebben az esetben az akut szögű mágneses mező a részecskék nem-diabatikus mozgásának központi tartományával biztosítja a befecskendezett áramlások hatékony rögzítését. A befogott elektronok ionizálják a munkagázt, és energiájuk egy részét a hideg plazmának adják át. A negatív töltésű blokkoló elektród-katódból előállított elektronok ilyen „korlátozó befecskendezése” a legenergiahatékonyabb a plazma elektromágneses csapdákban történő létrehozásának és melegítésének minden más módszerével összehasonlítva. Ez annak köszönhető, hogy a blokkoló elektród-katódhoz visszamenő elektronok nem vesznek ki energiát a csapdából (kivéve egy kis „sor feletti adalékot”), hanem adják az elektromos térnek. Mivel az elektronok a gáton való kijutásával egyidejűleg injektálódnak a gátból, az elektromos tér a kimenő elektronoktól kapott energiát közvetlenül a befecskendezettekhez juttatja, veszteség nélkül visszajuttatva a plazmába, azaz megtörténik az energia-visszanyerés. Az elektronok energiavesztesége csak a mágneses téren keresztüli diffúzióval jár.
A folyamatban lévő tudományos kutatás fejlődésének logikája végül O. A. Lavrentjevhez vezette a termonukleáris plazma többréses nyitott mágneses csapdáit a mágneses rések elektrosztatikus reteszelésével [5, OALavrentiev, V. A. Sidorkin, V. P. Goncharenko, Yu S. Azovsky, S. A. Vdovin, „Többrés elektromágneses csapda vizsgálata”, UFZh, 1974, 19. kötet, 8. sz. 1277-1280].
A leghíresebb IEC eszköz az 1967-ben leírt Farnsworth-Hirsch Fusor . [6] Két koncentrikus spirális elektromosan vezető rácsból áll, amelyek egy vákuumkamrában helyezkednek el. Kis mennyiségű fúziós üzemanyag kerül a kamrába, amelyet a rácsok közötti feszültség ionizál. A pozitív töltésű ionok a kamra közepe felé felgyorsulnak, és fúziós reakció léphet fel közöttük.
A fusorok elég egyszerűek ahhoz, hogy amatőrök vagy kis laboratóriumok készítsék őket. A fúzorok képesek termonukleáris reakciókat kiváltani, de jelentős mennyiségű energiát nem tudnak előállítani. Kezelésük veszélyes, mert nagy feszültséget használnak, és sugárzást bocsáthatnak ki (neutronokat, gamma-sugarakat, röntgensugárzást). A fusorokat kereskedelmi neutronforrásként használják, például FusionStar és NSD-Fusion márkanéven.
Számos projekt létezik a fusorokban rejlő fő problémák megoldására. Az eredeti készülékben az ionok egy része ütközik a rácsokkal, felmelegíti azokat, és nehéz ionokkal szennyezi a plazmát. A Polywell mágneses mezőket használ virtuális elektródák létrehozásához. [7] Egy másik projekt Penning csapdát használ az elektronok befogására . [8] . A harmadik projekt, a MARBLE [9] elektrosztatikus optikát használ az ionok távol tartására a hálózat vezetőitől.