本发明涉及产生用作各种目的的能源的带电玻色子的相干束，能这样有效地产生相干带电玻色子的装置称为“贝塞”（baser）。 在两能级衰变模式中，以及在一个小体积内的独立多粒子产生模型中，已经描述并进一步研究了微观贝塞（玻色子和激光相似物）的机制。C.S.Lam和S.Y.Lo解释了上述现象（1984年《物理评论通信》52卷1184页）。虽然在微观的小体积中，这里所描述的模型是成立的，但是它能用来实现宏观贝塞，即在一宏观尺度上能有效地产生相干带电玻色子的贝塞，则是并不明显的。
本发明的目的是提供一个能产生一个宏观贝塞的系统。
本发明以其最广泛的形式提供了一个宏观贝塞，它包括在一个真空区域中提供玻色子的装置和使所述玻色子产生诱导散射以产生一相干的聚焦玻色子束的装置。
更准确地说，本发明提供了一个贝塞，它包括在一个真空区域中产生玻色子的装置，在所述真空区域中反射所述玻色子的装置，在所述真空区域中聚焦玻色子束的装置和使聚焦的玻色子束相干的装置。
在本发明的一种最佳形式中，使聚焦的玻色子束相干是用一束沿着所述玻色子聚焦线方向的激光束实现的。
另一种形式是用一束带电粒子，例如质子或电子，沿所述离子束的聚焦线方向使玻色子束相干。
在玻色子是带电粒子例如离子时，玻色子束的聚焦可用磁聚焦装置例如四极磁铁实现。类似地，反射玻色子的装置可以包括例如放在真空区域两端的弯曲磁铁。另外，可以用电镜实现类似目的。
玻色子最好是带电的。一个带电玻色子是其中B＝Z+N+l，且B是偶数（Z：质子数;N：中子数;l：电子数）的任何原子物质。带电玻色子包括带电核玻色子，其中l＝0且Z+N是偶数，例如氘核和α粒子（氦核），l≠0的带电原子玻色子，例如带负电的氢原子和带负电的氦原子，或带电分子玻色子，例如带负电的氢分子。
一般说来，最好用带电玻色子，它便于在贝塞内或从贝塞中引出时用磁的或静电的方法控制和定向。但是用带电玻色子也有这样的后果，即在贝塞内的或从贝塞中引出的束流的定向或聚焦，当用于某些目的时，可能不象要求的那样完全令人满意。这是由于在束流中或贝塞输出束流中离子间存在库仑力（由于这些离子带有相同电荷），它使离子在预定的运动方向的垂直方向上有一运动分量，从而趋向于互相分离。
在贝塞自身内或在其引出束流中发生散焦或引错方向的可能性至少可以通过本发明贝塞的特殊结构来减少，这样可以使用许多带不同电荷的玻色子。
产生离子诱导散射的装置能有效地散射至少带一种所述的电荷的玻色子，从而产生相干的聚焦玻色子束。
在一个实施例中，两种带不同极性电荷的玻色子进入路径，该路径至少在相应的共同部分是实质上重合的。特别，两种带不同电荷的玻色子可在封闭的实质上重合的路径，例如回路形路径上运动，但是运动方向相反，所提供的装置从所述路径中至少周期性地引出所述的一种电荷的离子，以形成所述的离子束。在这个例子中，虽然引出的束流包括带电玻色子，但是在贝塞本身内环行的，事实上是由带相反电荷的玻色子组成的两种分量流的复合流，因此玻色子在贝塞内偏离要求路径的可能性减少了。比较合适的是，带第一种所述电荷的玻色子由氘核组成，带第二种所述电荷的离子由带单个负电的氘离子组成，实际上，引出的束流可以包括选用所述两种电荷的任一种的玻色子。
在根据本发明构成的宏观贝塞的另一形式中，两种带相反电荷的玻色子在闭合路径上运动，该路径仅对其相应的所述部分是实质上重合的。例如，该路径可以是细长的形式，它们有各自的相反的第一个和第二个延伸的平行路径部分，其在各自回路的相反的端部由回路的端部互相连接。这些回路可以并排放置，这样实质上重合的相应路径部分包括每一回路的两个延伸路径部分中相应的一个。在这个例子中，带相反电荷的玻色子可以绕每一回路以相反的转动方向环行运动，在该路径实质上重合的部分，在每一路径上运动的玻色子并排地或混合地在同一方向上运动。在这个例子中，两种带不同电荷的玻色子可以在细长回路的各自相邻的端部的位置注入到运动路径中，这样在其一端注入到实质上重合的路径部分而从贝塞引出的束流，从两个细长回路之间的实质上重合的路径部分的另一端位置射出。在这种情况下，沿两回路共同部分通过的复合束流将包括两种带不同电荷的玻色子的混合物，得到的射出束流也包括它们的混合物。在这个例子中，产生诱导散射的装置可以包括把相干光束、光子或其它粒子在沿所述路径的适当位置射入束流中的装置。和以前一样，带第一种所述电荷的玻色子可以由氘核组成，带第二种所述电荷的玻色子可以由带单个负荷的氘离子组成。
在另一实施例中，多个（例如四个）玻色子流在贝塞内的各自的闭合路径上运动，它们放置在沿两个方向延伸的阵列上，该阵列在垂直于玻色子束射出方向的平面中。在一个实施例中，提供了四个这样的束流，每一束流在各自的细长的闭合路径上运动，同时在阵列中环流的相邻束流是带有相应的相反极性电荷的玻色子。相邻的路径可以有沿贝塞纵向延伸的共同部分，以使在这些相邻部分上，两种带不同电荷的玻色子都通过那里。在这种情况下，会有四个这种共同路径部分，最好布置成当从横截面方向看时为一方形阵列。在阵列中两个相对的部分，带一种电荷极性的玻色子和带另一种电荷极性的玻色子分别在路径的相邻端部的位置注入。在路径的相邻相对端部和在贝塞相应的一端，两束带电玻色子从贝塞中引出，在另两个相对的路径部分，在路径的所述一端，相干光束或者可以引起诱导散射的其他粒子被注入，以便在引出束流中引起相干。
现在参考附图描述本发明的几个最佳实施例，其中：
图1-8是各种不同的贝塞的示意图，图1-7是不同贝塞的侧视图，图8是图7中贝塞的横截面图。
在描述这些根据本发明的系统的最佳实施例之前，应该讨论一下每一最佳系统实现的机制的理论。在下述讨论中，描述了用激光导致离子束成为相干束，尽管应该知道上面一般确定的其它机制中的任何一种都可以用来取得类似的效果。
考虑一束在1米×1厘米2的管子中的一个封闭路径中运动的称为α的玻色子。由于波函数的离散归一化，量子化的要求允许在动量绝对值的间隔为1电子伏/光速（1ev/c）中有1016离散动量态。由于随机分布，对粒子数为n～1013，动量分布为1千电子伏/光速（1Kev/c）的通常粒子束，事实上没有两个波色子会占据同一量子态。但是由于α粒子是玻色子，所以能用称为γ的另一组粒子来缓缓地散射α粒子束，使束中的α玻色子在多次散射以后成群地进入相同动量态。
假定α玻色子与粒子γ之间的弹性散射的表象哈密顿算符密度为
H（X）＝gφ（X）φ（X）A（X）A（X） （1）
其中φ（X）和A（X）分别为α和γ的量子场，g是表象的无量纲耦合常数。自旋在这里是不必要考虑的，因而略去。用N阶微扰理论，跃迁率由下式给出：
W＝2π∑｜＜f｜H（ 1/(△E) H）n-1｜i＞｜2δ（Ef-Eo） （2）
用它可以导出各类弹性散射的公式。
最简单的弹性散射是两粒子散射：
α（P）+γ（K）→α（P′）+γ（K′），
P、K、P′、K′标记动量，其几率P1，跃迁率W1和截面σ1给出如下：
其中V为归一化体积，T为粒子绕封闭管运动的周期，Vrel是α和γ之间的相对速度，E0＝P0+K0为总能量，→K′，K0均在质心系中计算。对于在动量态（P′）中已存在一组本底α玻色子的两粒子弹性散射，将把α粒子诱导散射到与n个α粒子相同的终态：
α（P）+γ（K）+nα（P′）→（n+1）α（P′）+γ（K′） （4）
应用（2）式，跃迁几率Wn可给出为：
Wn＝（n+1）ηW1（5）
其中
这一公式有个简单的物理表述。因子（n+1）来自终态α玻色子的湮灭算符＜n|aα＝＜n+1|n + 1]]>，因子η是由于P′动量态仅为许多可利用的动量态之一：η＝1/可利用的动量态总数。可利用的动量态数为：
(Vx4πP′2△P′)/((2π)3) = (VP′2)/(2π2) (△P′)/(△P′O) △P′O- 1/(η) ( 7 )
最后一式利用了这样的事实：V＝A（束截面）×1（管长），ν（管中α束的速度）×T（α束环行周期）＝1和由不确定原理△E～2π/T。
与一束nγ个γ粒子散射所建立的态P′中的n个相干α玻色子增长的速率方程为：
(dn)/(dt) ＝（-nW1+Wnni）nγ （8）
其中ni是束中那些α粒子的数目，它们是运动学上可能被具有初始动量K的α粒子散射到确定终态P′的。第一项nW1是n个相干α粒子被nγ个γ粒子散射变成具有不同动量态的终态的损失率。第二项是由于γ粒子与α束散射的相干α玻色子的增长率。（5）与（8）结合产生出现宏观贝塞现象的临界条件，其为
ηni＞1 （9）
贝塞束增加的增长常数λ定义为
(dn)/(dt) ＝nλ （10）
n＝n0eλt
如果没有其它损耗，λ由下式给出：
λ＝nγW1（niη-1）＝nγW1niη （11）
为理解方程（9）和（11）的真实性，讨论一个特殊情况是有帮助的：α粒子（＝氦原子核）被激光的光子（γ）散射。
考虑一个α粒子束，其动能为K，动量为P，动量分布以某中心动量P0为中心，其均方根偏差△为高斯形分布：
S（P）＝（ 1/(π△) ）3/2exp〔-（P-P0）2/△2〕 （12）
运动学上只有α束中粒子的一小部分（△N/N）能被具有动量K0的光子散射到一固定终态动量P′，它由下式给出：
（ (△N)/(N) ）≈8π－3／2（ (KO)/(△) ）3(△KO)/(KO) （13）
所以ni＝N（ (△N)/(N) ）
其中N是束中α粒子的总数。临界条件变成：
N＞ (N)/(△N) 1/(η) （14）
表1给出了动能K＝1千电子伏，10千电子伏，100千电子伏，束截面A＝1厘米2和1毫米2时，η与N的值。动量分布△/P取为0.1%，光子能量为K0＝1电子伏。表1中各种参数的范围是现代技术很容易做到的。为计算增长常数，需要低能的光子-α散射的截面值为σ＝8πα2/em2α＝1.3×10-32Cm2一些典型值在下表中给出：
-1
K A (△N)/(N) nγN λ（1/秒）
1Kev 1Cm24.4×10-1510241024284
1Kev 1mm24.4×10-1410211020284
所以较细的束比较粗的束优越得多，因为λ正比于1/A2。
因为激光束本身是由相干光子组成的，所以使用激光诱导α束使之成为相干束，有一非常有用的效应。令nγ和n分别是具有动量K和P的相干光子数和α粒子数，且nγ＞n，对于它们的弹性散射：
nγ（K）+n（P）→（nγ-n）（K）+K1′+…Kn′+P1′+…Pn′
其中Ki′，Pi′是终态光子和α粒子的动量，它们不一定是相干的，其跃迁几率为：
WO=nγ( n1)2( nγ- n )1∏in-1〔P1( 1 + i η ) 〕W1( 15 )]]>
此结果来自严格地应用方程（2）的N阶微扰理论，但它确实有一个简单的解释。当n个相干玻色子一起参予时，由于玻色子湮没算符的性质，在反应率中容易出现n！的因子，例如：
aa…a｜n（K）＞＝n1]]>｜O＞ （16）散射中初始的nγ个光子给出nγ（nγ-1）……（nγ-n+1），因为只有nγ-n个初始光子参予了相互作用。分子上的（n1）2来自于初态与终态中n个α粒子。最后的因子来自对所有终态求和，它们可以是相干的，也可以是非相干的。即使终态中的n（γ）和n（α）是具有相同动量Ki′＝K′，Pi′＝P′，并且是相干的，它们也极不可能与初始的动量相同。因此上述跃迁代表相干束的损耗。因为跃迁几率P1＝（Vrel/V）（σ/△）～10-29是一个极其小的数，所以在开始时是不重要的。仅当n增加到约为107量级时，它才变得重要了。但是当相干束的数目n增加时，存在一个有利的情况能增加相干束。不象激光那样在其束中只有一个动量，从诱导弹性散射得到的相干束可在不同的动量态周围增长。假定有n1（P1）个具有动量P1的α粒子，n2（P2）个具有动量P2的α粒子，就存在下述类型的诱导弹性散射：
nγ（K）+n1（P1）+n2（P2）→（nγ-n1）（K）+（n1+n2）（P2）
+K1′+……+K′n1（17）
原来的n2个α粒子和（nγ-n1）（K）个光子不改变动量。除了n2（P2）个α粒子的存在诱导n1（P1）个α粒子被散射到动量态P2之外，它们就象旁观者一样。跃迁几率由下式给出：
WC=nγ( nγ- n1) 1( n1+ n2)n21( n 1 )2P1n 1 - 1 η n1iW1( 18 )]]>
Wc/Wo的比值为
γ= (Wc)/(Wo) = ((n1+ n2)1)/(n21) η (19)
当n1～n2＞＞10时，它变得大于1。因此诱导弹性散射有利于相干束整个地增长，只要这在运动学上是许可的。这个现象可以称为整块转换（14）。
如果方程（18）对过程（17）按跃迁几率重写，它取下述形式：
P c =nγ1( n γ - n1) 1( n1+ n2) 1n21( n1 1)2( P1η )n 1( 20 )]]>
跃迁几率随n1迅速增加，但是由于幺正性，它不能超过1。当对于P1～10-29，η～10-5，n～6×108时，将达到极限。很清楚当达到极限时，N阶微扰理论就不够用了，然后需要对任何阶微扰处理该散射过程。
宏观贝塞的可利用性有很多实际的结果。与激光比较，立即可以看出贝塞可由带电玻色子组成，这些玻色子就可以用通常机制加速到高得多的能量：百万电子伏（Mev），十亿电子伏（Gev），万亿电子伏（Tev）等等。与光子不同，通常带电玻色子是相互作用很强的粒子。象激光能帮助研究在原子及分子水平上的非线性效应和稀有效应一样，贝塞可以用来产生和研究在核和强子水平上的非线性效应、奇异态、奇异散射和产生过程等等。
现在参考附图的图1到图4说明本发明的几个实施例：
首先参考图1，系统包括真空管1（或者整个装置可以放在一个真空室里），在真空管内产生氘核（d）束的离子源2，一对使d束在真空管1内反射的弯曲磁铁3和4，一对用来聚焦d束的四极磁铁5和6，把一束激光对准被四极磁铁5和6聚焦的d束並穿过真空管1壁上的透明孔射入真空管1的激光器7，激光器7包括一个能以适当方式反射激光束的反射镜或棱镜8。如同上面的理论描述中所述，激光束能使d束变成相干束。系统还有一个射出机构9使相干d束从装置中释放出来，在本实施例中，这个机构以一个装置的形式抑制弯曲磁铁的磁场，它的位置如图1中所示。另外也可以用电射出机构。
如果要求单色氘核束，四极磁铁可以关闭。上面描述的激光诱导的氘核贝塞（d贝塞）的运行可以是连续方式，也可以是脉冲方式。d-贝塞的一种应用是用于热核聚变。
在上述实施例中，离子源2可以包括1千电子伏到100千电子伏的氘α粒子（或其它核离子）源，例如由美国田纳西州橡树岭的奥泰克公司（Ortec Inc.of Oakridge Tennesse U.S.A）制造的粒子源。
弯曲磁铁3和4应该能够把动量为百万电子伏/光速范围的粒子转过180°。同样地，四极磁铁5和6应该能够把上述动量范围的粒子聚焦。这种适用的磁铁由新西兰奥克兰的核组件有限公司（Nuclear Accessories Co.Ltd.of Auckland，New Zealand）制造。
激光器7可以是由美国加利福尼亚州圣马可的加利福尼亚激光公司（California Laser Corporation of San Marco California，U.S.A）制造的20瓦或更大功率的二氧化碳激光器。
射出机构9可以是上述类型的弯曲磁铁。
现在参看附图2的实施例，该装置的结构与图1的实施例相似，因此类似的元件用类似的标号来标记。在该实施例中，放置了另一个离子源12，发射质子流P。该质子流被四极磁铁15和16聚焦。离子源12的位置使质子流P与氘核流d对准。其它机构与附图1相应的描述类似。但是由于质子比前述实施例中激光器发射的光子引起的相互作用要强，所以反应率会比前述实施例中的高得多。可以期望反应率增益达105。
现在参看图3，这个实施例也与图1的实施例相似，不同之处在于提供了另一离子源22发射电子束e，该电子束被四极磁铁25和26聚焦，并且用弯曲磁铁23和24反射，与氘核束d对准。在这个设施中，用电子束使氘核束相干有这样的优点，即束的负电荷能帮助减少静电能产生的问题。因为电子束中的电子质量比氘核质量要小得多，所以必须有一弱得多的弯曲磁铁来正确地决定电子束的位置。
现在参考图4，用一个电镜机构实现与前述实施例中的弯曲磁铁3和4同样的作用。在这个实施例中，用一个弯曲磁铁10使氘核束d与真空管30的轴线对准，在真空管30的两端有一对导电极31、32，并保持在电位Vt＝2Vi，（离子源能量为qVi）。激光器7通过电极32中心的透明孔射入一光子束，一可移动的反射镜33盖住管30另一端的电极31上的小孔34。氘核d的相干束一产生，可移动的反射镜就被移去，使相干束能发射出去。假如要聚焦离子束，可在真空管30的外面放一四极磁铁（未示于图中）。这个装置最好用来产生低能相干氘核束。
上述这些实施例的一些应用包括：
1.热核聚变，其中相干氘束用通常方法加速到要求的水平后就被引向氘或氘小球。这一方法除了由于使用d-贝塞使装置的功率大了许多倍以外，与使用激光的内爆方法相似。
2.作为加速器的离子源。这种情况下贝塞的优点在于它有离散的动量，并且因为束的相干性而简化了高能加速器。
3.作为显微镜的显微探针或核模拟物的离子源。
4.产生核全息图、原子全息图或分子全息图。其原理与用激光产生的全息图相似。
可以把适当的材料放在相干的带电玻色子束前面得到相干的中性粒子束。例如：
H--→H+e-e-
原子
H--2→H2+e-+e-
图5表示一个细长回路形的真空室1，它包括一对平行管56、58，两管的一对相邻端部用弯管部分62相连接，另一对端部用弯管部分60相连接。用来产生氘核的离子源2放在贝塞的一端，更准确地说是在靠近弯管部分62的管58的端部，它把氘核流从该端部注入管58，进入真空室1，以便走过沿管58延伸的，绕过端部60，通过管56，再绕过端部62，回到管58的回路形路径70，从而所用的氘核连续地绕路径70环行。
氘核绕过端部60、62的导向是用弯曲磁铁3和4实现的，在管56中有两个四极磁铁5和6组成的聚焦装置，用来使氘核流保持在一聚焦的流动路径上。
提供第二个离子源52有效地产生带单个负电荷的氘离子。这个离子源放在贝塞的与离子源2相同的端部，而在靠近弯管部分62的管56端部，从那里将上述的负氘离子注入管56、进入真空室，从而走过沿管56延伸的绕过端部60，通过管58，绕过端部62再回到管56的闭合回路形路径72。路径72在很大程度上与路径70重合，但是可以看出负氘离子沿顺时针方向越过真空室1，而氘核则是沿着逆时针方向越过真空室。
产生相干光的激光器7放在贝塞的靠近真空室1的弯部60的端部，它在靠近弯部60的管56的端部把相干光注入管56，并使其沿管56运动。一个反射镜或棱镜8放在管56的另一端，把该相干光反射回管56靠近弯部60的那一端。
在管58靠近真空室1的弯部60的端部有一射出装置9，它可以有效地利用例如使弯曲磁铁3去激励，使在路径70上沿管58运行的氘核，在靠近弯部60的管58的端部从真空室1中发射出去，而不再被引导绕弯部60运动。例如，射出装置可以包括瞬间或非瞬间使弯曲磁铁3去激励的装置，这样氘核束74就能通过射出装置射出贝塞。
从激光器7来的光引起在路径70和72上运行的氘核和负氘离子散射，从而使这两种束流变成相干态，这样射出的氘核束74包括氘核的相干束。
虽然在所描述的装置中，束74因为形成这个束的氘核带正电而带正电，但是流动在实质上重合的路径70、72上的氘核和负氘离子的共存束流的净电荷为零。氘核的正电荷被氘离子的负电荷抵消，所以沿路径70、72运动的两种粒子组成的复合流是中性的，因此氘核因库仑力的影响而形成垂直于路径70、72的运动分量的机会就大大减少了，这样在真空室1中束流的散焦倾向减少，而相干性增强。
在图5中，射出装置9取出氘核，形成射出贝塞的束流74，但也可以取出负氘离子，形成负氘离子的相干束，这可以简单地交换激光器7和射出装置9的位置来实现。
当然，如四极磁铁5和6那样的进一步聚焦的装置可以放在真空室1中，以利于保持氘核和负氘离子的聚焦束流，特别是可以以在管56中放置四极磁铁5和6的类似方式，在管58中放置这些聚焦装置。
在图6中，真空室1包括三个平行并列的管80、82、84。管80和82在其相邻一端由真空室1的端部85相连，另一相邻端则由真空室1的端部86相连。类似地管82和84在其相邻一端由真空室1的端部88相连，另一相邻端由真空室1的端部90相连。在这个装置中，带单个负电的氘离子和氘核在真空室1一端，准确地说是在真空室靠近端部85、88的一端，并排地射入管82中，并由弯曲磁铁和四极磁铁导向各自的路径98和100，进入真空室1中，其方式与图1中描述的相似。具体地，负氘离子的路径98是从这些离子引入点沿管82延伸，通过端部86，沿管80再绕过端部85回到管82的细长的闭合回路形路径。另一方面，氘核运动的路径100是沿管82延伸，绕过真空室1的端部90，通过管84，再绕过真空室1的端部88回到管82的类似的细长回路形路径。
为使在路径98、100上运动的负氘离子和氘核中产生诱导散射，相干光束87、89中的光子在图6所示的位置，即在靠近真空室1的85和88的管80、84的各自的端部被导入管80和84。这些光束87、89可象以前描述的那样由激光器产生，并被反射镜或棱镜反射。沿管82运动的氘核和负氘离子从靠近真空室1的86、90的管82的一端被引到一个射离贝塞的束流中。这同样可以用类似于前面描述的射出机构9来实现。在这个例子中，射出束流102由负氘离子和氘核的混合物组成。
图6装置的优点在于贝塞产生的束流因为混合了带相反电荷的负氘离子和氘核，而是一个电中性的相干束。而且负氘离子和氘核在真空室1的运动路径的一个相当大的部分，即在管82中的那部分，氘核和负氘离子的复合流也是中性的。
在图7和图8的装置中，真空室1包括4个纵向延伸的平行管120、122、124、126，从真空室1的模截面方向看去成方形排列，这具体表示在图8中。为清楚起见，在图7中管子表示成并排排列。管126和120的第一对和第二对相邻端分别由端部130和132相连接。管120和122的第一对和第二对相邻端分别由端部134和136相连接。管122和124的第一对和第二对相邻端分别由端部138和140相连接。管124和126的第一对和第二对相邻端分别由真空室1的端部142和144相连接。这样，管120和126加上端部130、132组成了第一个细长回路形的真空室部分，管120、122和端部134、136组成了第二个细长回路形的真空室部分，管122、124和端部138、140组成了第三个细长回路形的真空室部分。管124、126和端部142、144组成了第四个细长回路形的真空室部分。第四个和第一个真空室部分在管126的长度上是共同的，第一个和第二个真空室部分在管120的长度上是共同的，第二个和第三个真空室部分在管122的长度上是共同的，第三个和第四个真空室部分在管124的长度上是共同的。
如图7所示在贝塞的一端，负氘离子和氘核被注入真空室1。一方面负氘离子和氘核在管120靠近真空室端部130、134的那端注入管120，另一方面，另外的负氘离子和氘核在管124靠近真空室端部138、142的那端注入管124。注入管120的负氘离子通过管120，绕过端部132，通过管126再绕过端部130，以一个闭合的细长回路形路径145走过上述的第一个真空室部分。类似地，注入管120的氘核通过管120，绕过端部136，通过管122，绕过端部134再回到管120，在第二个真空室部分走过一个闭合的细长回路形路径146。注入管124的负氘离子通过管124，绕过端部140，通过管122，再绕过端部138回到管124，在上述的第三个真空室部分走过一个闭合的细长回路形路径148。注入管124的氘核通过管124，绕过端部144，通过管126再绕过端部142，回到管124，在上述的第四个真空室部分走过一个闭合的细长回路形路径150。负氘离子和氘核在这些路径上的导向和必要的聚焦是由上面提及的图1和图2中的实施例的弯曲磁铁和四极磁铁实现的。
标号为160、162的相干光射入管126和122，使在路径150中运动的氘核和在路径148中运动的负氘离子，以及在路径146中运动的氘核和在路径145中运动的负氘离子产生诱导散射。如果需要的话，前面描述过的反射镜或棱镜8一类的反射器可放在管126和122远离光注入点的那一端，把光反射回注入点。和前面一样，相干光可以用激光器产生。
用适当的偏转射出装置，例如前述的装置9，每一个都是由混合的负氘离子和氘核组成的相干束，能够从管120和124的相反于氘核和负氘离子注入端的那一端射离贝塞装置。
图7和图8装置的优点在于产生的每一相干离子束都是不同极性的混合物，因而是中性的，而同时在路径150、148、146和145上运动的氘核和负氘离子流在几乎整个路径上同样也是混合的，因而也是中性的。这样，射出流的散焦倾向减到最小，而同时在贝塞本身内运动的离子流的散焦倾向也减到最小。
当然，图7和图8的装置可以推广到包括比所示的4个路径145、146、148和150更多的数目，例如，可以构成从横截面看去包括8个、12个、16个或更多的这类路径的阵列。
在所描述的装置中，真空室1由端部管连接的管子构成，以确定回路形的真空室部分。但这并非实质性的。特别在每一个例子中真空室1可以简单地由把贝塞中粒子的整个运动路径包围成一组的一个室构成。
另外，虽然在图5到图8所描述的实施例中，所述的贝塞是用负氘离子和氘核组成的离子流运行的，但是前面描述过的其他带电粒子也可以使用。
本发明可用于形成聚变反应堆，通过过程
d+d＝3He+n
来释放能量。即通过两个氘原子核（氘核）的聚变过程形成一个氦3核和一个电子。
两个氘核中的一个可以由氘的化合物提供，例如氧化氘（D2O），作成例如小球的形式，另一氘核可以由本发明的贝塞提供。然后通过上述过程，氧化氘受到由本发明的一个或多个贝塞提供的一个或多个相干氘核束流的轰击。
这样，束流可以以三维阵列的形式从各种不同方向导向含氘材料的小球，这些小球可以顺序地，比如连续地置入反应区。
与用众所周知的内爆方法把相干光子束导向含氘材料的核聚变过程以产生核聚变能相比，由本发明的贝塞产生的相干氘核束有两个显著的优点。首先，相干氘核束中每一氘核粒子的能量约千电子伏到102千电子伏，它大约是激光产生的光子能量的103到105倍。其次相干氘核束本身能直接与氘小球反应，因此能更有效和迅速地产生核聚变。
所以，这种核聚变反应堆的尺寸可以比较小，可能使装置做成轻便式的。
本发明的核聚变过程可以用非氘核的其它相干核来实行聚变，该过程可以使用氘核和氚核的混合物。
所描述的装置仅是作为说明提出的，在其中还可以做许多修正而并不偏离本发明的范围和精神，这些都定义在所附的权利要求里。