Brevet FR2466119A2 — publié le 19810327

FR 2466119 A2 19810327 FR 7923980 A 19790926 246611 9 La présente invention concerne un laser à rayons X à plasma. Dans la demande de brevet principal "Laser à rayons X à plasma" déposée le 1er février 1978 sous le N0 78 02773, le présent demandeur a décrit un laser à rayons X dans lequel le plasma actif est généré par l'action d'un puissant faisceau lumineux ou infra- rouge se propageant sous le mode TMo stationnaire, et focalisé dans un gaz lourd. La longueur d'onde des rayons X est alors liée au nombre atomique du gaz par la loi de Moseley. Le plasma actif est confiné autour des points de l'axe o le champ électri- que est nul. Il y atteint une température très élevée qui est proportionnelle à la puissance du faisceau de pompage produisant le plasma. La présente invention concerne différents perfectionnements aux lasers à rayons X à plasma de ce type. Le plasma n'est plus généré à partir d'un gaz lourd mais à partir d'une feuille ou plaque métallique qui est percée ou creusée par le faisceau, après quoi l'onde est rendue stationnaire par réflexion sur un miroir placé derrière la feuille ou sur la plaque métallique elle-même. Ceci évite la propagation du faisceau dans le gaz lourd o peuvent se produire des claquages gênants mais a pour inconvénient de présenter une impédance rapidement variable pendant que le métal se volatilise. Il est alors nécessaire de découpler fortement la charge constituée par ce générateur de plasma, de la cavité du laser de pompage. Ce découplage est obtenu, comme on l'a déjà exposé dans la demande de brevet No 77 39449 du 28 décembre 1977, par un rotateur de polarisation à effet Faraday et un c8ne de Brewster. Le rotateur de polarisation-a pour effet de substituer à l'onde TMO une onde se propageant selon les modes TM0 et TE0. On entend, dans la suite, par mode confinant un mode de pro- pagation d'une onde dans lequel le champ électrique est nul en un ensemble de points situés sur l'axe de propagation. Pour le mode TM0 stationnaire, ce sont des points isolés séparés par une demi- longueur d'onde guidée. Pour le mode TE0, tous les points de l'axe conviennent. On va associer ces deux modes et étudier ce qui en résulte. Les notations TM0 et TE0 utilisées ici sont celles couramment utilisées dans la théorie des guides d'onde circulaires métalliques. Le seul indice que l'on conserve est relatif à l'azimut; sa valeur zéro indique que -2 - les champs du mode sont de révolution autour de l'axe de propagation. CONVERSION TM0 --TE Les modes TM0 et TE0 peuvent être considérés comme une somme d'ondes planes élémentaires dont les vecteurs de propa- gation font un angle 0 avec l'axeOz le propagtim du W eb dcnt os amplitudes sont proportionnelles à l'écart d'azimut d i sépa- rant les vecteurs de propagation de deux ondes élémentaires voisines. Soit alors E0 cos V dt et EO sin j df les composantes du champ électrique d'une onde élémentaire respectivement dirigées dans un plan formé par l'axe Oz et le vecteur de propagation de l'onde élémentaire, et perpendiculairement à ce plan. Les premières de ces composantes Eo cos Vdf donnent par sommation l'onde TM0 et les secoedes composantes donnent le mode TEO. Tous calculs faits, on obtient pour la champ électrique du mode TM0 en coordonnées cylindrique, p, z: E 2 E cos V cos e Ji() exp L t - 2--- Z]J (1) 2co= e]i1 ( E = 2jE0 cos V sin e J0(g) exp jât] 2tin (a avec = 2- n A Jo et J1 étant les fonctions de Bessel de première espèce d'ordre O et 1. Pour le mode TEO, on trouve: 0 E =2 E0 siny J1() exp [jrt - 2ecos zJ z l2 V = 0 1W (2) E =E =0 La signification de l'angle V apparaît maintenant claire- ment. Si un système physique permet d'engendrer un ensemble d'ondes élémentaires convergentes polarisées dans le planradial et si l'on fait subir à ces ondes élémentaires une rotation de polarisation d'angle Y par effet Faraday, on obtient dans la zone ou ces ondes convergent une superposition des modes TM0 et TE0o Il n'y a que le mode TMO si V = O et que le mode TE0 si V = "/2. Les composantes du champ électrique de cet ensem- ble sont données par les expressions Et, E Eznon nulles prises dans les ensembles (1) et (2). - 3 - Si, à l'aide d'un miroir, on rend stationnaire cet ensemble de modes, les exponentielles dans les expressions (1) et (2) sônt remplacées par des facteurs 2 COS(2'cose Z) exp(jct) pour Eq et Eç 2 5sin(2. s A z) exp(jt) pour E Az L'origine o le champ est nul est un point de confinement. Les autres points de confinement sont sur l'axe Oz à une dis- tance correspondant à un nombre entier de demi-longueurs d'onde guidée (x/2 cose). Le potentiel de confinement est proportion- nel au carré du champ électrique total. Si, partant de l'origine, on se déplace longitudinalement sur l'axe Oz, seule la composante Ez du mode TM0 contribue au confinement. JO(O) est égal à un et Ez devient maximum et égal à: [E2]max Lz max = 16E20 cos2J sin2e pour Z = Xcos e Si, partant de l'origine, on se déplace radialement, E z est nul et le carré du champ électrique pour l'ensemble des deux modes úf + * C%2 est maximum lorsque J, est maximum, c'est-à-dire quand l'argument vaut 1,84. On a alors: 21sin o = 1, 84 J1 = 0,58 (3) et [lEf,2 + IE2Lmax = 16E( (0,58)2 [cos2 icos2e+siu21? (4) Ces deux maxima sont égaux et ont pour valeur commune 4 E0 si: .0.,58 cosysine = I (o,58)2 5 (5) Les sommets de potentiel que l'on vient de définir sont séparés par des cols dont l'altitude est moitié de celle des sommets et c'est cette altitude des cols qui fixe la hauteur de la barrière de potentiel qui entoure la zone confinée. Finalement, le maximum du potentiel de confinement ainsi déterminé s'écrit: E2 2(6) : mc2 (6) u0 =e E2/ G m.um2 e 60 -4_ Il convient de relier ce potentiel à la puissance du laser de pompage. Pour cela, on part des équations (2); soit 1= 3,83 la première racine de J1() et fm le rayon qui lui correspond. La propagation n'est pas perturbée si le cylindre P = Pl devient parfaitement conducteur. A l'intérieur de ce cylindre, on a l'code TE01 des guides circulaires. IL est facile devoir qu'un rayon faisantl'angle e avec l'axe du guide et se réfléchissant sur les parois coupel'axe du guide toutes les demi-longueurs d'onde guidées. Sil'on interrompt un tel guide à la surface plane passant parl'origine, l'onde rayonnée prolongeant les réflexions internes est comprise entre les cÈnes: = (zW Voe) tg (7) Le vecteur de Poynting est en tous points situé dans le plan passant parl'axe Oz et parallèle au génératrices du càne. La portion d'onde ainsi délimitée dans-l'ensemble des ondes progressives indéfinies dont on a fait la somme pour obtenir les expressions (2) est celle qui correspond au champ qui entoure le point de confinement placé à l'origine et se reproduit périodiquement pour tous les points de confinement. 29 La valeur de V ne changeant rien à la valeur de la puissance totale qui converge vers l'origine entre les deux cônes, on voit que cette puissance peut être calculée comme égale à celle qui se propage sous le mode TE01 dans le guide circulaire de rayon e1 lors- V = L On obtient ainsi tous calculs faits: -O = 0,25 eoc2 2 O- o (8) sin2O En éliminant AE0 *ntre les équations (6)-et (8), on obtient la relation entre le maximum uo0 du potentiel de confinement et la puissance W0 rayon*iée par le laser de pompage entre les deux cônes 2 u - * 2- sin wo (9) Uo R0m e3 O M Soit P le nombre de points de confinement sur chacun des- quels doit converger la puissance W0 En neégligeant les effets de bord, la puissance W du laser de pompage doit être égale à P0W. En tenant compre de cette remarque et en s'exprimant en MKSA, on a: -5 À uo = 4, 4olo-6 sin2e W (10) On va maintenant examiner le sens de la relation (5): e est l'angle que fait avec l'axe de révolution Oz les vec- teurs de propagation des ondes qui convergent; v est l'angle de rotation du champ électricue par effet Faraday à partir d'une condition initiale dans laquelle le champ électrique est dans le plan radial contenant le vecteur de propagation et l'axe Oz. Une solution simple et évidente à l'équation (5) est: = () La valeur V = X correspond à une possibilité de découplage maximum par effet Faraday. En effet, si une onde plane élémen- taire issue du laser de pompage se propageant vers la zone active, a été filtrée par un dioptre qu'elle a franchi sans réflexion sous l'angle de Brewster, puis a subi une rotation de polarisation de, l'onde réfléchie subira aussi unlerotaion de polarisation de ô, ce qui tait qu'en arrivant sur le dioptre filtrant, la polarisation sera perpendiculaire à lapolarisation de départ, l'onde sera réfléchie par le dioptre et ne rentrera pas dans le laser de pompag:e pour le perturber. Un autre avantage de la solution 4 = est la possibilité de substituer à la cellule provoquant l'effet Faraday une lame quart d'onde cristalline, comme on le montrera dans la suite. Le fait que e soit égal à entraîne le fait Que les équipotentielles de confinement sont des sphères. On peut le montrer en recherchant la valeur du carré du champ dans le voisinage de l'origine. Le plasma étant confiné dans des sphères, trois mécanismes vont concourir à sélectionner la longueur d'onde la plus courte possible et à déclencherl'effet laser sur cette longueur d'onde, à savoir le bombardement des ions, lié au processus de confinement, la contraction rapide du plasma, qui emprisolnne le rayonnement et le fait quel'effet laser ne peut se déclencher que lorsque la plus haute densité est atteinte. 1 ) Le bombardement des ions: lorsqu'on bombarde une cible avec des électrons rapides, l'énergie des photons X émis correspond à l'énergie des électrons qui bombardent la cible. 246611 9 _6_ L'effet des modes confinants est de focaliser le plasma sur place, les électrons oscillant dans une cuvette de potentiel. Ils atteignent une très grande densité au fond de cette cuvette et c'est cette très grande densité qui attire les ions positifs. Un ion confiné est donc soumis a un bombardement répété par des électrons dont l'énergie est égale au potentiel de confinement. Si ce potentiel est suffisamment élevé, le noyau sera entière- ment dépouillé de ses électrons et l'émission la plus probable sera celle correspondant à la captation d'un électron libre sur la trajectoire la plus proche du noyau. ) Le fait que le plasma se contracte rapidement sour l'effet du potentiel de confinement rend cette émission encore plus probable, car le rayonnement de freinage très intense dans les plasmas denses contenant des noyaux agdez lourds sera réabsorbé sur place. En effet, si deux systèmes résonnants parfaitement identiques se rapprochent rapidement l'un de l'autre, chacun voit, par effet Doppler, l'autre émettre sur une fréquence légèrement supérieure à la sienne propre et peut facilement absorber le photon. En d'autres termes, si deux parties du plasma de même composition et de même température se rappro- chent, chacune voit l'autre plus chaude qu'elle-même et absorbe facilement son rayonnement. L'énergie piégée dans le plasma qui se contracte augmente de plus en plus et sera émise sur la longueur d'onde la plus courte possible dès Que les conditions d'émission stimulée seront réalisées. ) Pqur que l'émission stimulée soit possible, il faut attein- dre une densité minimum de quelques ions émetteurs par quart d'onde au cube. En effet, il ne peut pas y avoir d'émission stimulée si les pertes par diffusion l'emportent sur le gain. La diffusion est très grande si les centres émetteurs qui sont aussi centres de diffusion sont séparés par des distances supérieures au quart d'onde. Si ces centres sont néttement plus rapprochés que le quart d'onde, le plasma est vuparl'onde comme un matériau homogène et la diffusion est faible. C'est donc lorsque la densité de quelques ions par quart d'onde au cube sera atteinte, que se déclenchera l'émission stimulée. En se fondant sur le principe de Pauli, on va montrer que cette densité critique ne peut être atteinte que pour les longueurs d'ondes supérieures à 0,55 Agigstrbm. Pour les longueurs d'onde -7- plus courtes, elle ne peut pas être atteinte et l'émission stimulée cohérente semble impossible au-delà de cette limite. On va maintenant rappeler le calcul classique de la lon- gueur d'onde la plus courte émise par un ion et on calculera, ensuite, la densité du plasma pour qu'ait lieul'émissionstimuiée. Un électron initialement au.repos prend, sous l'effet d'une différence de potentiel u, une énergie eu et une quantité de mouvement p. A cette quantité de mouvement p exprimée en tenant compte de la relativité correspond la longueur d'onde: e =h = ho (12) P Veu(eu+ 2mc2) (12) A la perte d'énergie potentielle eu du système corres- pond l'émission d'un photon de longueur d'onde X telle que: ho eu = -h (13) -6 avec ho = 1,24.10' mètrexélectron volt Il est pratique pour le calcul d'utiliser la longueur d'onde de Compton: h = 2,4210-12 mètre (14) (14) La relation (12) apparait alors comme une relation entré ael'P et >: i2 -x (A, (15) e Lorsque la longueur d'onde est grande par rapport à la longueur d'onde de Compton Ac con:e dans le cas de l'hydrogène on peut simplifier cette formule et écrire Ac 2 (16) c e En première approximation pour les électrons tournant autour d'un noyau, les trajectoires possibles correspondent à un nombre entier de longueurs d'onde associée Aeo La trajec- toire la plus près du noyau a une longueur égale à une longueur d'onde Ae; son rayon est égal à 7e/2 1. Pour l'hydrogène, ce rayon est bien connu sous la nom de rayon de Bohr R = 0,529.10-10 mètre (17) Dans le cas général, pour un noyau de nombre atomique A, et de charge Ae, la chuté de potentiel entre l'état libre et la trajectoire la plus basse est donnée par: - 8 *e 2fr Ae 2W R(18) u o e En tenant compte de (13) pour exprimer u en fonction de la longueur d'onde A qui, dans ce cas, est la plus courte que puisse émettre un atome, on peut écrire successivement: ÀA A ohe 4x 275 (19) --= - = 27_ (19) e 21re2 Dans le premier terme des relations (19) sont groupées tou- tes les quantités relatives à un noyau donné. Dans le second terme ne figurent que des constantes universelles. Pour obtenir le troisième terme, on remplace les expressions générales A et Xe par ces mêmes expressions relatives à l'hydrogène: A = 1, Ae = 2iRB et A donné par (16) en fonction de Xe et %. L'expression (19) associée à (15) permet d'écrire: 2 [2(] (20) Cette équation exprime la loi de Moseley: la longueur d'onde la plus courte que peut émettre un atome est inversement proportionnelle au carré du nombre atomique. Les distances entre les noyaux dans les cristaux et les molécules sont de l'ordre de l'Angstr5m ou de quelquesAngstrOms. Avec des rayons X de longueur d'onde d'un AngstrBm, pn peut donc obtenir les figures de diffraction des molécules. D'après (13), un photon de longueur d'onde d'un Angstrdm a une énergie de 12.400 eV. C'est aussi l'énergie des élec- trons qui le provoquent. Le potentiel de confinement qui retient ces électrons doit être aussi de 12.400 Volts, En se reportant aux équations (10) et (11), on voit que la puissance de pompage doit être de 6x109 Watts par point de confinement. La formule (20) permet de calculer le nombre atomique des atomes à utiliser pour obtenir la longueur d'onde désirée. Dans le cas présent, on trouve pour A = 1 A et Ae = 0,11 A, A = 30 ce qui désigne le zinc. Il convient maintenant de calculer la densité d'ions correspondant au potentiel de confinement que l'on Vient de définir. On part du principe de Pauli: dans une cellule d'exten- sion en phase -9 - APx * aPy' adPz' 4x. àyo A = h3 (21) il ne peut y avoir plus de deux électrons de spins opposés. Si la quantité de mouvement est inférieure à Pmax' les cellules dans l'espace des moments sont à l'intérieur de la sphère de volume! Pax' Dans l'espace ordinaire, le volume t x./yL.hz dans lequel il n'y a pas plus de deux électrons peut s'écrire N sl N est le nombre d'électrons par unité de volume. Le principe de Pauli s'écrit alors -p'3 N e l'égalité étant d'après la statistique de Fermi l'état le plus probable. Pour passer du nombre d'électrons au nombre de noyaux, il faut diviser par le nombre atomique A et pour avoir le nombre de noyaux par quart d'onde au cube, il faut multiplier par X3/64. Finalement, la condition pour qu'il y ait plus d'un noyau par quart d'onde au cube, c'est-à-dire pour que le plasma se comporte par rapport à l'onde émise comme un métériau homo- gène, s'écrit:NA3 :i >. 1 (23) En donnant à N son expression (22) en utilisant la formule (19) pour exprimer e-e en fonction de A, puis en utilisant la formule (15) pour exprimer Ae en fonction de A et c., on obtient, tous calculs faits: C2e2 12 r2 +R -.2 2 [2h + 1 c 2 71 (24) Dans le cas de l'exemple développé ci-dessus, o t =10 mètre, le nombre de noyaux par quart d'onde au cube est égal à trois. La formule (24) indique que, si l'on veut obtenir des longueurs d'onde plus courtes que 23A = 0, 55 110 mètre, la quantité entre crochets de la formule (24) devient supérieure à l'unité; le plasma deviendra trop dispersif pour qu'il y ait amplification cohérente parce qu'il y aura toujours moins d'un noyau par quart d'onde au cube. C'est l'alignement des centres de confinement qui donne 246611 9 - 10 - la direction du faisceau de rayons X. Quant à la polarisation de ces rayons, elle est circulaire tournant tantôt d'un côté tantôt de l'autre au rythme du champ magnétique axial de l'onde TE0. Ce champ magnétique augmente d'ailleurs la fréquence du rayonnement par effet Zeeman. Compte tenu de l'exposé théorique oui précède, la présente invention concerne un laser à rayons X comprenant un laser de pompage et un laser à rayons X proprement dit, le laser à rayons X comprenant des moyens pour réaliserune onde de pompage se propageant sur une partie de son trajet sous le mode TMO et sur une autre partie de son trajet sous les modes TM0 et TE0 et rendue stationnaire, et des moyens de focaliser cette onde TMo+ TEc sur un métal placé dans le vide et qui fournit le plasma matière active du laser à rayons X. Pour rendre stationnaire l'onde ayant les modes TM0 ou TM0+TEO selon la portion de son trajet considérée, on peut, soit placer un miroir multicouche derrièreufe mince feuille de métal que l'on perce, soit utiliser une cible métallique épaisse et laisser l'onde se réfléchir dans le fond du cratère qu'elle creuse, ce qui est plus facile mais donne une onde réfléchie très divergente. Il y a lieu de noter que, dans les lasers à rayons X à plasma de l'art antérieur décrits dans la demande de brevet principal, le faisceau de pompage est un faisceau tout entier en mode TM0 sur sa partie stationnaire. Un circuit à effet Faraday est bien interposé sur la trajet du faisceau mais ce circuit à effet Faraday est situé dans la cavité du laser de pompage et non dans la cavité du laser à rayons X et il sert seulement de modulateur en impulsions en faisant chuter la surtension de la cavité. Mais l'onde confinante qui agit sur la matière active est, dans l'art antérieur, de mode TMO. Dans la présente demande, au contraire, le convertisseur de mode est exgiiomà la chambre du laser de pompage et l'onde confinante est, soit de mode TEO, soit à la fois de modes Tio et TE0, selon le réglage du circuit à ef7et Faraday. L'invention sera mieux comprise par la description qui va être faite et 'roeexplications qui vont être données, en rela- tion avec les dessins annécés, dans lesquels: - la Fig. 1 représente un laser à rayons X pour lequel le laser de pompage est un laser coaxial à dioxyde de carbone; - la Fig. 2 représente un laser à rayons X pour lequel le laser de pompage est un laser an néodyme ou un laser émettant dans le spectre visible.; et - la Fig. 3 représente un convertisseur de mode de l'art antérieur En se référant maintenant à la Fige 1, la cavité du laser à dioxyde de carbone est désignée par 11 et les électrodes coaxiales délimitant latéralement cette cavité sont désignées par 101 et 10!. Le dioxyde de carbone est contenu dans un réservoir 100 d'ck il sort vers la chambre 11 sous une pression voisine de la pression atmosphérique. Il est excité par le générateur d'impulsions 103 qui est relié à la borne 104, elle- même reliée à l'électrode 102 et à la terre du dispositif et qui applique des impulsions rectangulaires entre les électrodes coaxiales 101 et 102. La cavité 11 est fermée vers l'avant et vers l'arrièrepar les miroirs courbes 13 et 14. Le miroir 13 est un miroir métallique et le miroir 14 est un miroir à multicouche dépos6e sur la fenêtre de sortie 12 séparant le laser de pompage et le laser à rayons X. La courbure des miroirs 13 et 14 est telle qu'elle assure la stabilité du faisceau infrarouge conformément à une technique bien connue. Le cône 15 situé dans la chambre 11 est construit en matériau transparent aux ondes de longueur d'onde X = 10,6 pm du laser, en sulfure de zinc par exemple, Les dioptres ooniques qui le limitent sont traversée par les rayons parallèles à l'axe sous l'angle d'incidence de Brewster; le cône 15 consti- tue donc un filtre de mode pour la mode TM0 qui est paraileurs également sélectionné par l'action du champ électrique de - pompage. La chambre 10 du laser à rayons X est formée par le dioptre 16 de la fenêtre 12 et un miroir 17 dont il sera question plus loin. La face externe 16 de la fenêtre 12 construite en matériau transparent est un dioptre conique que les rayons traversent sous l'angle de Brewster. Il en résulte que les rayons qui, à l'intérieur de la chambre 11 du laser de - 12 - pompage, étaient parallèles à l'axe font, après la sortie de la fenêtre, un angle (i-r) tel que n2 tg(i -r) = n1 (25) (cf relation (1) de la demande de brevet principal. Ces rayons rencontrent le miroir 18 qui les concentre sur la cible. Ce miroir est de révolution autour de l'axe du système. Les opticiens savent comment il faut corriger le profil du dioptre de sortie 16 de la fenêtre 12 et la méridienne du miroir 18 pour que sur l'axe le champ de l'onde soit établi te sur un segment de longueur convenable pour le nombre de points de confinement prévus. La cellule 19, qui est de révo. Intion autour de l'axe du système, contient un matériau transparent dans lequel se produit la rotation de phase par effet Faraday induit par un champ magnétique qui est partout sensiblement parallèle à la direction de propagation du faisceau. Ce champ magnétique est produit par des bobines 28 de révolution auteur de l'axe et dont on voit les sections planes par unplan méridien. Les armatures en matériau magnétiquement perméable 21 et 22 renforcent l'action des bobines. Ot obtient ainsi des ondes dont le champlrLitlanledésiré avec le plan méridien. En l'absence de la cellule de révolution 19, le mode de l'onde focalisée sur l'axe serait purement T&0, le rôle de la cellule 13 est de causer la rotation d'angle V qui engendre le mode T%+ TE0 comme on l'a expliqué dans la partie théorique. 2_5 La feuille de métal 23 est très mince, disons de quelques dizaines de microns, de telle sorte que la portion de cette feuille exposée au foyer de l'onde est volatilisée et est transformée an plasma en un temps plus court qu'une nanoseconde et, pendant les quelques nanosecondes que dure l'impulsion du laser de pompage, le plasma est comprimé autour des centres de confinement dont l'ensemble fixe la direction du faisceau de rayons X. La polarisation de ces rayons X est imposée par le champ magnétique très intense du mode TE0. C'est une polari- sation circulaire tournanttantôt dans un sens,tantôt dand l'autre, au rythme de l'onde de pompage. L'onde de pompage est rendue stationnaire par le miroir à multicouche 17. La feuille de métal mince est tenu- par un disque épais 24 qu'un moteur 25 fait tourner pour présenter à - 13 - 24661 1 9 chaque impulsion du laser de pompage une zone intacte. Le cristal 3 filtre les rayons X qui, après avoir traversé le canon 26, illuminent l'objet 4 tenu par le porte-objet 5 et situé dans la chambre d'expérience 1. La figure de diffraction est enregistrée sur le film 6 disposé circulai- rement qui se déroule de la bobine 7 et s'enroule sur la bobine 7' de facon à présenter une partie vierge à chaque impulsion. La Fig. 2 représente un laser à rayons X dans lequel le laser de pompage émet une onde dans le domaine visible et polarisée réctillignement (dans le plan de la Fig. 2). L'onde produite par le laser de pompage 30 traverse sous l'incidence de Brewster la lame à faces parallèles 31 qui joue le rôle de filtre de mode et réfléchit fortement les ondes polarisées perpendiculairement au plan de la Fig. 2. Le numéro de référence 33 désigne un convertisseur de mode en quartz, du type décrit en relation avec la Fig. 9 du brevet 76-38960 du 23 décembre 1976 pour des "convertissuers de mode pour faisceau laser et générateurs de plasma les utilisant". Ce convertisseur de mode est cons- titué par six lames sectorales demi-onde en quartz 371 à 376 dont les direc- tions d'axe rapide font respectivement 0, 30,60, 90, 120 et 150degrés avec une direction d'origine (direction Ox). L'onde polarisée rectilignement qui rencontre ce convertisseur peut être décomposée en deux ondes rectilignement polarisées d'amplitudes respectivement proportionnelles à cos yet siny. La première est pola- risée selon Ox, donc électriquement symétrique par rapport à Ox et donne après conversion le mode TM0 qui a la même symétrie. La seconde est polarisée selon Oy, donc antisymétrique par rapport à Ox, et donne après conversion le mode TE0 qui a la même antisymétrie. Dans ce cas de figure, les deux modes TE et TM auront des amplitudes propor- tionnelles à cos J'et sin Y et l'on fait varier le rapport des amplitudes en faisant tourner le convertisseur de mode dans son plan. La lentille biconique 34 transforme le faisceau parallèle en un faisceau conique qui est focalisé par le miroir annulaire 18' sur le disque 24'. Ce disque 24', entrainé par le moteur 25', présente au faisceau une surface polie. L'onde de pompage creuse un cratère dans le disque et se réfléchit au fond de ce cratère pendant que sur l'axe est rassemblé autour des points de confinement le plasma qui constitue la matière active. Le moteur 25' est contenu dans l'enceinte 20 par des ailettes 27 qui se présentent de -14 - 2466119 champ au faisceau de pompage de façon à faire le moins d'ombre possi- ble. Les éléments suivants qui exploitent le faisceau de rayons X, étant les mêmes que dans le cas de la Fig. 1, sont désignés par les mêmes numéros de référence. Pour mieux protéger le laser de pompage contre les ondes réfléchies on intercale sur le trajet de faisceau, une lame quart d'onde 32. Lorsque ses axes rapide et lent sont orientés à 450 par rapport à la direction de polarisation de l'onde issue du laser de pompage elle transforme cetteonde en une onde polarisée circulairement, dont les deux composantes 1 0 polarisée suivant les axes Ox et Oy du convertisseur de mode ont même amplitude et donne des modes TE et TM de même amplitude On est dans le cas oỷ = m. L'intérêt de cette lame quart d'onde 32 est qu'elle convertit en onde polarisée perpendiculairement au plan de figure l'onde réfléchie à travers le convertisseur de mode 33 par les organes situés en aval. Ainsi l'onde issue du laser de pompage qui avait traversé à l'aller la lame 31 sans réflexion se trouve fortement réfléchie au retour parce que la lame 31 travaille dans les conditions de Brewster. Ainsi se trouve protégé le laser de pompage. Il est clair que bien des organes peuvent être changés sans sortir du domaine de l'invention. Si, au lieu d'utiliser des ondes de pompage dans la zone de fonctionnement du quartz comme matériau biréfringent, gamme visible et infrarouge de l'ordre du micron, on veut utiliser comme laser de pompage un laser à dioxyde de carbonne donnant une onde pola- risée linéairement, il faut adapter la t echnologie à la longueur d'onde. La demande de brevet 77-39448 du 28 décembre 1977 pour des convertisseurs de mode a montré comment on pouvait substituer à la lame quart d'onde un réflecteur quart d'onde constitué par une couche de diélectrique sur un miroir métallique; elle a montré aussi comment des déphaseurs azimutaux, par transmission ou réflexion, pouvaient jouer le rôle que joue ici le convertisseur de mode 33 de la Fig. 2. - 246611 9 Revendications 1 - Laser à rayons X à plasma comprenant un laser de pompage fournissant une onde de pompage et une chambre à plasma coaxiale à l'extrémité du laser de pompage, dans lequel le laser de pompage comprend des moyens de filtrage permettant d'obtenir l'onde de pompage sous la forme d'un faisceau d'une onde de mode TM0 caractérisé en ce que la chambre à plasma comprend un convertisseur de mode convertissant l'onde TM fournie par le laser de pompage en un mélange d'une onde de mode TM et d'une onde de mode TE0, des moyens de rendre stationnaire l'onde de pompage ayant le mode TM dans le laser de pompage et les modes TM et TE dans la chambre du laser à rayons X et des moyens de focaliser l'onde de modes TM et TE0 sur le matériau d'une cible. 2 - Laser à rayons X à plasma conforme à la revendication 1, caracté- risé en ce que la cible est une feuille métallique, que des moyens sont prévus pour déplacer cette feuille de façon que des points différents de la feuille passent successivement par le point de focalisation de l'onde de modes TM et TE0 et que les moyens de rendre stationnaire l'onde de pompage ayant le mode TM dans le laser de pompage et les modes TM et TE dans la chambre du laser à rayon X consistent en un-miroir situé sur le trajet de l'onde derrière la cible et réflectissant l'onde sur elle-même. 3 - Laser à rayon X à plasma conforme à la revendication 1, caracté- risé en ce que la cible est une plaque métallique que des moyens sont pré- vus pour déplacer cette plaque de façon que des points différents de sa surfa- ce passent successivement par le point de focalisation de l'onde de mode TM et TE0 et que les moyens de rendre stationnaire l'onde de pompage ayant le mode TM dans le laser de pompage et les modes TM et TE dans la chambre du laser à rayons X consistent dans le fond des cratères creusés par l'onde de pompage dans la plaque métallique agissant comme miroir. 4 - Laser à rayon X à plasma conforme à la revendication 1, caracté- risé en ce que le convertisseur de mode situé dans la chambre à plasma convertit entièrement l'onde TM fournie par le laser de pompage en une onde de mode TE0 qui est focalisée sur la cible. - Laser à rayon X à plasma conforme à la revendication 1, caractérisé en ce que le convertisseur de mode situé dans la chambre à plasma est un convertisseur de mode à effet Faraday ayant des moyens d'appliquer un champ magnétique variable parallèle à la direction de l'onde de -pompage de mode TM,, la variation de l'intensité dudit champ magnétique faisant varier le =1b - 2466119 rapport des puissances en mode TM et en mode TE de l'onde de modes TM + TE obtenue à la sortie du convertisseur de mode. 6 - Laser à rayon X à plasma conforme à la revendication 1, carac- térisé en ce que le laser de pompage produit un faisceau d'onde à pola- risation rectiligne et que le convertisseur de mode est formé de n secteurs de matériau biréfringent ayant un angle au sommet OCa, les différents sec- teurs ayant des directions d'axe rapide qui font avec une direction fixe des angles 1 x m, 2 x as,.... n x c, d'o il résulte que 2 2 2 l'onde sortant dudit convertisseur de mode est un mélange à puissances va- riablesd'une onde de type TM0 et d'une onde de type TE0. 7 - Laser à rayons X à plasma conforme à la revendication 6 carac- térisé en ce que le convertisseur de mode comprend en outre une lame quart d'onde convertissant l'onde à polarisation rectiligne en une onde à polarisation circulaire qui attaque le convertisseur de mode à n secteurs de matériau biréfringent.