Electrostatic confinement of plasma ( engelska inertial electrostatic confinement, IEC ) är ett koncept för att begränsa ett plasma med hjälp av ett elektrostatiskt fält.
Ett elektrostatiskt fält, vanligtvis sfäriskt symmetriskt men ibland med cylindrisk symmetri, accelererar laddade partiklar ( elektroner eller joner ) mot fältets centrum eller symmetriaxel. Jonerna kan hållas nära mitten av fällan under lång tid, vilket gör att en kontrollerad termonukleär reaktion kan uppnås . En av de första beskrivningarna av konceptet gjordes av Willam C Elmore och andra i januari 1959. [1]
Frågan om prioriteringen av att använda tröghetselektrostatiska system för att utföra kärnreaktioner och direkt omvandling av energin från dessa kärnreaktioner till elektrisk energi har ännu inte lösts.
I Sovjetunionen formulerades dessa förslag först av O. A. Lavrentiev , i hans anteckning som skickades till centralkommittén för Bolsjevikernas Allunions kommunistiska parti den 29 juli 1950 [2] . I sin anteckning, som lovande ur synvinkeln av kärnfusionsreaktioner för en termonukleär bomb, föreslog O. A. Lavrentiev litium-väte-reaktioner: p + 7 Li = 2 4 He + 17,2 MeV och D + 6 Li = 2 4 He + 22,4 MeV baserad på den så kallade "free collision of nuclei"-metoden. Det var detta förslag som väckte intresset hos den politiska ledningen för projektet (som hade till sitt förfogande liknande underrättelseinformation om det amerikanska kärnkraftsprojektet) i personen som en nybörjare forskare, vilket tillät O. A. Lavrentiev att komma in i Moskvas statliga universitet och starta ett vetenskaplig karriär.
Enligt A. D. Sacharov, som gav sin åsikt om förslagen, var det vetenskapliga innehållet i nämnda anteckning av O. A. Lavrentiev trivialt. Det innehöll faktiskt bara ett originalförslag för "elektrostatisk absorption av energin hos snabba partiklar i ett modererande elektriskt fält" för valet av den elektriska kraften för kärnreaktioner utförda i "gas" (plasma) volymen som innehas av det elektrostatiska fältet .
I sin anteckning föreslog O. A. Lavrentiev att volymen i vilken kärnprocesser äger rum bör omges av två ledande skal (det inre skalet är en rutnätskatod) på vilka en potentialskillnad på 0,5-1 MV appliceras. Enligt O. A. Lavrentiev måste de positivt laddade kärnorna som accelereras under loppet av kärnreaktioner, som flyger genom nätet, falla in i ett långsammare elektriskt fält och antingen kastas tillbaka utan förlust av energi till den volym där kärnprocesser äger rum, eller nå det yttre skalet, skapar i EMF-kretsen.
I frånvaro av andra förluster är villkoret för att upprätthålla reaktionen överskottet av den energi som frigörs under loppet av kärnreaktioner jämfört med den energi som tas av systemet med två skal.
Enligt O. A. Lavrentiev, eftersom energiförlusterna i denna situation är proportionella mot skalens yta (direkta träffar av produkter från kärnreaktioner), och energin som frigörs under kärnreaktionernas lopp är proportionell mot volymen, är alltid möjligt att välja sådana installationsdimensioner att med en konstant energiförbrukning för den externa kretsen kommer villkoret att upprätthålla reaktionen att vara uppfyllt.
Förslaget från OA Lavrent'ev tog dock inte hänsyn till energiförlusterna för strålning, liksom utsläppet av neutrala partiklar, som för bort en betydande del av energin. Det var också problematiskt på den tiden, och även nu kvarstår den tekniska genomförbarheten av en strukturell lösning som ger termisk stabilitet för det inre nätet.
På grund av historiska skäl fick de föreslagna metoderna för elektrostatisk retention av kärnreaktionsprodukter för att erhålla elektrisk energi inte prioriterad utveckling inom sovjetisk vetenskap.
Vid tidpunkten för utformningen av dessa avhandlingsförslag hade O. A. Lavrentiev ingen högre utbildning och hade inte den nödvändiga teoretiska och ännu mer praktiska kunskapsbasen.
Efter I. V. Stalins död och avrättningen av L. P. Beria, efter att ha förlorat politiskt beskydd, misslyckades han med att självständigt utveckla sina idéer till ett storskaligt projekt av statlig betydelse, och A. D. Sakharov och I. E. Tamm var intresserade av att utveckla sina egna idéer rent magnetiska inneslutning av termonukleär plasma, där det, som det visade sig, fanns objektivt sett inte mindre tekniska och fysiska problem.
Efter att ha fått en utdelning efter examen från Moscow State University i Kharkov Institute of Physics and Technology vid Akademin för vetenskaper i den ukrainska SSR, fortsatte O. A. Lavrentiev under perioden 1953-1960, huvudsakligen experimentella studier av elektrostatisk, såväl som magneto-elektrostatisk inneslutning av termonukleär plasma [3] .
Schemat för en elektrostatisk fälla för högtemperaturplasma för industriell termonukleär fusion föreslogs av O. A. Lavrentiev den 22 juni 1950, och en elektromagnetisk fälla för högtemperaturplasma i form av en öppen magnetfälla med elektrostatisk låsning av magnetiska slitsar föreslogs i mars 1951.
Publikationer om dessa frågor på ukrainska publicerades i Ukrainian Physics Journal 1963 [4] .
I en enkel elektrostatisk fälla hålls plasmajoner av ett externt elektriskt fält som appliceras mellan ett internt sfäriskt katodnät och en extern sfärisk elektrod, på vars yta ytterligare jonkällor är placerade [5] .
För att öka antalet joner kvarhållna i den elektrostatiska fällan föreslog O. A. Lavrentiev en modifiering av den elektrostatiska fällan med en ändrad polaritet, för vilken han ansåg det nödvändigt att säkerställa i grunden strikt sfäricitet hos det jonoptiska systemet och strikt sfärisk fokusering av jon- och elektronflödena injiceras i systemet.
Ett diagram över en enkel elektrostatisk fälla med omvänd polaritet, föreslagen av O. A. Lavrentiev, visas i fig. 1. I denna enhet appliceras en hög positiv potential på 20-100 keV på den inre elektroden - 2, som är en dubbel halvcirkel. Kammaren evakueras till ett högt vakuum och fylls sedan med arbetsgas. Som ett resultat av att fokusera flödena av laddade partiklar bildas en tät högtemperaturplasma i mitten, långt från elektrodernas yta. Intensiva termonukleära reaktioner äger rum i mitten och nära elektroderna är plasmadensiteten många storleksordningar lägre och bör inte överstiga det gränsvärde som bestäms utifrån tillståndet med en måttlig termisk belastning på elektroderna. Extern elektrod - 1 är gjord i form av två halvklot med vattenkylning. Data om driftparametrarna för installationen ges inte i [5].
OA Lavrentiev lade fram följande teoretiska antaganden om möjliga fysikaliska processer i enkla elektrostatiska fällor med omvänd polaritet.
Termonukleär plasma bildas i mitten av systemet som ett resultat av fokuseringen av strömmar av laddade partiklar. I ett sådant plasma, under villkor av strikt radiell fokusering och sfärisk symmetri av systemet, kan virtuella elektroder - katoder och anoder - uppstå. De har egenskaperna hos riktiga elektroder, men introducerar praktiskt taget inte förluster i flödena av laddade partiklar som cirkulerar genom dem.
Virtuella elektroder bör bildas i driftutrymmet om tätheten av laddade partikelflöden som injiceras i plasman är tillräckligt hög. Den första virtuella elektroden (anoden) bildas i detta system av en positiv plasmakolonn av en glödgasurladdning som sker mellan den interna anoden och den externa katoden. Elektroner som emitteras inåt från sfärens yta och passerar genom den bör bilda en andra virtuell elektrod (katod). En del av jonerna i den virtuella anoden, som accelereras av det elektriska fältet mellan den virtuella anoden och den virtuella katoden, bör bilda den tredje virtuella elektroden (anoden).
Fig.1 En enkel elektrostatisk fälla. 1 - kyld katod, 2 - anod.
Laddade partiklar kan ackumuleras mellan virtuella elektroder, såväl som mellan verkliga, vilket förstärker det initiala flödet många gånger om.
I den enkla elektrostatiska fällan med omvänd polaritet som visas i fig. 1 förvrängs inte de virtuella elektroderna av rutnätsstrukturen, så antalet virtuella elektroder bör öka både med ökande enhetsstorlek och med en ökning av flödet av injicerade joner, men med varje ny elektrod ökar plasmadensiteten och därför källans neutronutbyte.
I själva verket ger lösningen av Poisson-ekvationen en oscillerande kurva för potentialen. Detta framgår av följande överväganden. För ett tvåströmsplasmasystem i sfärisk geometri med radiell koordinat r är Poisson-ekvationen för potentialen V följande (ρe och ρi är laddningstätheterna för elektroner respektive joner):
(1/r2)(d/r[r2(dV/dr))=4π(|ρe|-ρi), (1)
Om vi tar potentialen vid den virtuella anoden som 0, så följer det av energibesparingsekvationen:
½Mvi2=|eV(r)|, (2) ½mve2=e(V-V0), (3)
där V0 är potentialen vid katoden, M och m är jon- och elektronmassorna och e är elektronladdningen. Det följer av laddningskonserveringsvillkoret (dvs i är elektron- och jonströmmarna, ve, i är jon- och elektronhastigheterna):
Dvs, i=4πr2ρe, ive, i, (4)
Låt oss normalisera radien och potentialen:
f(r)=V(r)/V0, (5)
R=r/r0, (6)
där r0 är radien för den virtuella anoden, φ(r0)=0. Då kan relation (1) skrivas om som:
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)
Fig.2. Uppskattad graf över den normaliserade potentialen för K+=0,7, λ+=λ+max och K+=0,67, λ+=λ+max.
Parametrarna K+ och λ+ är inte oberoende på grund av behovet av att uppfylla randvillkoren, och varje K+ motsvarar λ+max.
Fig.3. Plott för lokalisering av parametrarna K+ och λ+ bestämt av randvillkor.
Antagandet om en ökning av densiteten hos den inneslutande plasman med en ökning av antalet virtuella elektroder illustreras av grafen för den normaliserade jondensiteten ρi= ρi (4πrс2/K+|V0|) som visas i Fig.5.
Ris. 5. Rita av den normaliserade jondensiteten ρi i en enkel elektrostatisk fälla.
Det bör noteras att dessa slutsatser är giltiga för en situation där partiklarnas rörelse är strikt radiell och systemet är sfäriskt symmetriskt.
I ett system med sfärisk fokusering, på grund av den riktade rörelsen av partikelflöden mot centrum, ökar deras densitet med 1/r2 upp till en viss radie r0, vilket kännetecknar noggrannheten av sfärisk fokusering.
Effekten som frigörs i reaktionerna är proportionell mot produkten av plasmavolymen och kvadraten på densiteten och växer som 1/r0 med förbättrad fokusering.
Med hänsyn till den tillgängliga empiriska uppskattningen, inom energiområdet av intresse för oss 0<ε<150 kV, beroendet av tvärsnittet av fusionsreaktionen som involverar deuteroner σf(ε), mätt i lada, på deuteronenergin ε, mätt i kV [6, Aleksandrovich E.-G. V., Sokovishin V. A., PTE, 1961, V.5, sid. 7-25]: σf(ε)=140∙exp{-44.4/ε1/2}/ε, kan vi dra slutsatsen att kärnreaktionshastigheten <σfv> i ett visst energiområde svagt beror på r, sedan, utgående från resonemang av O. A. Lavrentiev, som föreslog ett medelvärde för kraften som frigörs i fusionsreaktioner över radien r, får vi följande relation för detta värde: Pf=4πR3Ef<σfv>ni2(R/r0-1), där R är radien för yttre sfären, ni är medeldensiteten av joner, Ef är energin av en enstaka akt av en kärnreaktion.
Att hävda att graden av fokusering av jonflödet beror på kvaliteten på elektrodstrukturen hos det accelererande anod-katodgapet, såväl som på spridningen av joner på varandra, och de befintliga tekniska metoderna för bildandet av jonflöden med låg divergens (jonkällor med flera öppningar) gör det möjligt att minimera påverkan av de geometriska parametrarna för strukturella element till försumbar, O. A. Lavrentiev kom till slutsatsen att det största bidraget till defokuseringen av en jonstråle i en idealisk elektrostatisk anordning kommer att vara gjord av Coulomb-spridningen av laddade partiklar, som har karaktären av multipla interaktioner med avvikelse med små vinklar, vilket kan tas i beaktande statistiskt. Den bana-genomsnittliga rot-medelkvadratvinkeln för avvikelsen för partikeln från den exakta rörelsen längs radierna uppskattas till .
Därför, eftersom det följer av laddningskonserveringslagen att nivi/n0maxv0=ro2/R2~<θ2>, där vi och v0 är de termiska hastigheterna för joner vid periferin och i mitten av enheten, är n0max den maximalt uppnåbara plasman densitet i mitten av den elektrostatiska fällan, och R>>r0, värdet för n0max med sfärisk fokusering av laddade partikelflöden begränsade av Coulomb-spridning erhålls enligt följande: n0max~(Ti/T0)1/2E2/2πe4LlnΛ, där Ti är plasmatemperaturen i den positiva urladdningskolonnen, T0 är plasmatemperaturen i fokusområdet.
Det bör noteras att OA Lavrent'ev i sina uppskattningar inte helt korrekt antog att temperaturerna inuti fokuseringsområdet och i plasmat i den positiva kolumnen av urladdningen var lika i storleksordning.
Uppskattningen visar att i det ideala fallet, när Coulomb-spridningen ger det största bidraget till defokuseringen av jonstrålen, kommer plasmadensiteten i centrum att vara många storleksordningar större än plasmadensiteten vid periferin. Det är sant att vid sådana tätheter kommer gaskinetisk spridning också att bli betydande, vilket inte heller beaktas i ovanstående uppskattning.
Verken [3 och 4] översattes till engelska och fungerade som en av motiveringarna för R. L. Hersh att genomföra ett experiment, inklusive att testa de teoretiska ståndpunkterna uttryckta av O. A. Lavrentiev.
För att återgå till prioriteringstvisten bör det sägas att den amerikanska sidan hävdar [7, RL Hirsch, Inertial Electrostatic Confinement of Ionized Fusion Gases, Journal of Applied Physics, V. 38, No. 11, sid. 4522-4534, 1967] att förekomsten av en lokal glöd i mitten av ett sfäriskt symmetriskt högfrekvent elektron-multiplikatorrör evakuerat till ett högt vakuum observerades för första gången av P. T. Farnsworth 1934. Rapporten om observationen av denna effekt publicerades inte; P. T. Farnsworth berättade i ett privat samtal för R. L. Hersh 1964 om observationen av denna effekt, och kopplade denna effekt med möjligheten att bildas inuti den ihåliga anoden av elektronflöden fokuserade till centrum av kaviteten associerad med rymdladdningspotentialbrunnen, som kvarhåller och ackumulerar joner från påfyllningsgasen. P. T. Farnsworth påstås ha föreslagit att använda denna effekt för att begränsa och ackumulera termonukleära joner i en liten volym i mitten av 1950-talet. Den första teoretiska publikationen, som studerade problemen med sfäriskt symmetrisk fokusering av jon- och elektronflöden i ett system som föreslagits i privat kommunikation av V. H. Wells 1954 och oberoende, även i privat kommunikation, av P. T. Farsworth 1956, publicerades i USA i 1959 [8, WCWatson, Jl Elmore, KMTuck, On the Inertial-Electrostatic Confinement of a Plasma, The Physics of Fluids, V.2, nr 3, sid. 239-246, 1959]. Data om experimentet med sfäriskt symmetrisk fokusering av jonflöden på en uppsättning utvecklad av R. L. Hersh [7] publicerades 1967.
Öppen magnetfälla med elektrostatisk stängning av magnetiska spår
Öppna magnetfällor i sig har ett antal fördelar: ett högt tillåtet förhållande mellan plasmatryck och magnetfältstryck, magnetohydrodynamisk plasmastabilitet (i system med det så kallade "minsta B"), förmågan att arbeta i ett stationärt läge och relativ strukturell enkelhet.
I den enklaste versionen skapas en öppen magnetfälla av två identiska koaxialspolar kopplade i samma riktning. I detta fall är magnetfältet mellan spolarna något svagare än i spolarnas plan, så att den centrala delen av fältet visar sig vara innesluten mellan två magnetiska "pluggar" eller "speglar" - områden med ett förstärkt fält . Förhållandet mellan fältet i speglarna W och fältet i den centrala delen av fällan B0 kallas vanligen spegel- eller spegelförhållandet: α = Bm/B0.
I öppna magnetfällor, även kallade adiabatiska, är långvarig inneslutning av laddade partiklar baserad på bevarandet av den tvärgående adiabatiska invarianten - förhållandet mellan partikelns tvärgående energi och frekvensen av Larmor-rotationen, eller en fysisk parameter härledd från detta värde - Larmorcirkelns magnetiska moment. Om det inte finns något elektriskt fält, då när en laddad partikel rör sig i ett magnetfält, förblir dess hastighet ν konstant (Lorentz-kraften, som är vinkelrät mot ν, fungerar inte). Dessutom, i ett starkt magnetfält, när Larmor-radien ρ = v﬩/ωB (v﬩ är hastighetskomponenten tvärgående med avseende på B, ωB = eV/mc är Larmor-frekvensen, e är partikelns laddning, m är dess massa, c är ljusets hastighet) är mycket mindre än den karakteristiska längden av förändringen i magnetfältet, värdet bevaras också: μ=m v2﬩/2B.
Denna storhet, som också har betydelsen av Larmorcirkelns magnetiska moment, är en adiabatisk invariant av den kvasi-periodiska rörelsen.
Eftersom μ = const, när den laddade partikeln närmar sig spegeln, ökar den tvärgående hastighetskomponenten v﬩, och eftersom ν = const, minskar den longitudinella hastighetskomponenten i detta fall, och för tillräckligt stor α kan den försvinna. I detta fall kommer partikeln att reflekteras från den magnetiska spegeln.
Låt oss ta hänsyn till vinkeln θ, som är sammansatt av hastighetsvektorn med riktningen för magnetfältet B. Den är lika med (π/2) - ψ, där ψ är den så kallade steg- eller stigningsvinkeln. Det är lätt att se att den magnetiska spegeln endast reflekterar de partiklar för vilka följande gäller i den centrala delen av fällan: sin θ >α-1/2=(B0/Bm)1/2.
Alla partiklar med en vinkel θ mindre än θ0 = arcsin [(B0/Bm)1/2] faller in i den "förbjudna konen" av riktningar och flyger ut ur fällan. Den adiabatiska fällan håller alltså inte alla partiklar, utan bara de som finns innanför den tillåtna riktningskonen.
De partiklar som fällan håller i sig utför relativt snabba svängningar mellan reflektionspunkterna och rör sig samtidigt långsamt från en kraftlinje till en annan och upplever den så kallade magnetiska driften. Hastigheten för denna drift är av storleksordningen vm ~ vp/R, där ρ är Larmorradien och R är fältlinjens krökningsradie.
Sålunda har öppna magnetfällor en stor nackdel: en kort plasmalivslängd på grund av dess stora förluster längs magnetfältslinjer in i fällans magnetiska slitsar.
För att minska plasmaförluster genom magnetiska luckor föreslog OA Lavrentiev en metod för elektrostatisk låsning av magnetiska luckor, som består av följande.
I området för det magnetiska gapet begränsas flödet av laddade partiklar i tvärriktningen av jordade elektroder, och bakom gapet blockeras flödet av en negativt laddad elektrod (eller ett system av elektroder).
Vid en tillräckligt hög negativ potential reflekteras elektroner från denna elektrod (negativ potentialbarriär) tillbaka in i fällan, så att det enda sättet för elektroner att förloras från fällan är deras diffusion genom magnetfältet.
Som ett resultat ökar elektronens livslängd avsevärt, en negativ rymdladdning ackumuleras i fällan och plasman får en negativ elektrostatisk potential.
Joner lämnar fällan genom magnetiska slitsar (till negativt laddade elektroder), men för att utjämna frekvensen av elektron- och jonförluster i magnetslitsarna ställs positiva (ambipolära) potentialbarriärer automatiskt in för att minska förlusten av joner från fällan.
För att etablera en sådan välliknande fördelning av den elektrostatiska potentialen är det emellertid nödvändigt att den tvärgående storleken på partikelflödet i slitsen inte är mycket större än Debye-avskärmningsradien.
Annars, vid en större flödesbredd, uppträder inte barriären på grund av den stora potentiella sänkningen i gapet, och jonerna lämnar fällan utan att sakta ner.
Det nödvändiga villkoret för litenheten av magnetslitsarnas tvärgående storlek kan enklast uppfyllas för olika spetsvinklade geometrier av magnetfältet som skapas av ett system av ledare med motsatt strömriktning i intilliggande ledare (i antispegelceller eller multipoler ).
En sådan kombination av ett spetsvinklat magnetfält med elektrostatisk låsning av magnetiska slitsar kallas en "elektromagnetisk fälla".
I en elektromagnetisk fälla hålls således plasmans elektronkomponent av externa magnetiska och elektrostatiska fält, medan jonkomponenten hålls av det elektrostatiska fältet av rymdladdningen av okompenserade elektroner. I detta fall bestäms livslängden för plasman i fällan av hastigheten för elektrondiffusion genom magnetfältet, och jonförlusthastigheten justeras till hastigheten för elektronförlust genom att justera potentialbarriärerna i de magnetiska gapen.
Tillsammans med de fördelar som noterats ovan, som är inneboende i hela klassen av öppna fällor, är en specifik egenskap hos elektromagnetiska fällor möjligheten att skapa och värma plasma med en enkel metod för att injicera högenergielektronflöden (och, under vissa förhållanden, joner) genom magnetiska slitsar. I detta fall säkerställer det spetsvinklade magnetfältet med dess centrala område av icke-diabatisk rörelse av partiklar effektiv fångst av de injicerade flödena. De fångade elektronerna producerar jonisering av arbetsgasen och avger en del av sin energi till den kalla plasman. En sådan "barriär"-injektion av elektroner, producerad från en negativt laddad blockerande elektrod-katod, är den mest energieffektiva i jämförelse med alla andra metoder för att skapa och värma plasma i elektromagnetiska fällor. Detta beror på det faktum att elektronerna som går tillbaka till den blockerande elektrodkatoden inte tar energi ur fällan (förutom en liten "tillsats ovanför barriären"), utan ger den till det elektriska fältet. Eftersom de samtidigt med att elektronerna strömmar genom barriären injiceras från barriären, överför det elektriska fältet energin som tas emot från de utgående elektronerna direkt till de injicerade och återför den till plasmat utan förlust, dvs energiåtervinning sker. Förlusten av energi från elektroner är endast associerad med deras diffusion genom ett magnetfält.
Logiken i utvecklingen av pågående vetenskaplig forskning ledde till slut O. A. Lavrentiev till idén om flerslits öppna magnetiska fällor för termonukleär plasma med elektrostatisk låsning av magnetiska slitsar [5, OALavrentiev, V. A. Sidorkin, V. P. Goncharenko, Yu S. Azovsky, S. A. Vdovin, "Undersökning av en multislit elektromagnetisk fälla", UFZh, 1974, vol. 19, nr 8, sid. 1277-1280].
Den mest kända IEC-enheten är Farnsworth-Hirsch Fusor , som beskrevs 1967. [6] Den består av två elektriskt ledande koncentriska spiralgaller placerade i en vakuumkammare. En liten mängd fusionsbränsle införs i kammaren, som joniseras av spänningen mellan gallren. Positivt laddade joner accelereras mot mitten av kammaren och en fusionsreaktion kan uppstå mellan dem.
Fusorer är enkla nog att tillverkas av hobbyister eller små laboratorier. Fusorer kan producera termonukleära reaktioner, men kan inte producera någon betydande mängd energi. De är farliga att hantera pga använder högspänning och kan avge strålning (neutroner, gammastrålar, röntgenstrålar). Fusorer används som kommersiella neutronkällor, till exempel under varumärkena FusionStar och NSD-Fusion.
Det finns flera projekt för att lösa huvudproblemen i fusorer. I den ursprungliga enheten kolliderar några av jonerna med gallren, värmer upp dem och kontaminerar plasman med tunga joner. Polywell använder magnetfält för att skapa en virtuell elektrod. [7] Ett annat projekt använder en Penning-fälla för att fånga elektroner . [8] . Det tredje projektet, MARBLE [9] , använder elektrostatisk optik för att hålla joner borta från nätledare.