Brevet FR2481050A1 — publié le 19811023

La présente invention se rapporte d'une façon générale au chauffage des plasmas denses, et concerne plus particu- lièrement le chauffage d'un plasma par un faisceau d'élec- trons re] ativistes. 5 Depuis un certain temps, le chauffage des plasmas a présenté un grand intérêt pour la communauté scientifique, car des plasmas chauds peuvent être utilisés pour un grand nombre de fonctions. Une utilisation courante des plasmas chauds est la production d'énergie sous forme de rayonnement, 10 de neutrons et de particules alpha. Cette source d'énergie peut être utile dans des recherches de base sur la physique des plasmas de forte énergie et de forte densité, avec des applications pratiques dans des domaines scientifiques tels que la fusion thermonucléaire contrôlée, les études des 15 matières et la radiographie. Deux nombreuses techniques ont déjà. été proposées pour produire des plasmas denses, exprimés en Icilovolts. L'une des techniques les plus connues est la compression et le chauffage du noyau d'une pastille structurée par un laser 20 ou un faisceau d'électrons à basse tension. Il a également été suggéré que des faisceaux d'ions légers ou lourds pou- vaient tre utilisés pour obtenir une compression et un chauffage similaires. Selon cette technique, la pastille structurée et sa source d'attaque sont couplées directement 25 par des interactions classiques, en chauffant la couche extérieure de la pastille structurée. En fonction des carac- téristiques de la pastille structurée et de la source d'at- taque, la couche extérieure explose ou subit une ablation, conduisant à la compression et au chauffage du noyau. En 30 raison du couplage direct de toutes ces sources d'attaque antérieures, il est apparu que le chauffage préalable du noyau réduit l'efficacité de la compression, réduisant ainsi à la fois la densité et la température du noyau de la pastille. 35 L'utilisation d'un laser comme source d'attaque dans le système de confinement décrit ci-dessus présente en ou- tre les inconvénients inhérents d'une faible efficacité et du prix du développement élevé pour produire des lasers 2481050 2 avec la puissnrce de sortie voulue pour attaquer directement une pastille structurée. De même, des limitations de diffrac- tion et des seuils de dommage aux fenêtres font qu'il est difficile de focaliser des grands lasers proposés à des dia- 5 mètres de l'ordre du millimètre. Des faisceaux d'électrons à basse impédance et d'ions légers entratnent aussi une avance technologique coûteuse pour permettre de focaliser ces faisceaux sur des diamètres de l'ordre du millimètre et obtenir des niveaux de puissance 10 nécessaires pour atteindre la compression voulue de la pastille structurée. Les sources d'électrons à basse impé- dance et d'ions légers sont en outre limitées en ce qui concerne la manière de propagation du faisceau vers la pas- tille. 15 Les sources d'ions lourds imposent aussi une avance technologique importante pour produire ln compression vou- lue de la pastille structurée. En fait, le développement des sources d'ions lourds utilisant le concept d'un accélé- rateur conventionnel semble beaucoup plus coûteux que le 20 prix associé avec le développement des lasers. La propaga- tion du faisceau est également une limitation d'utilisation des sources d'ions lourds. Des plasmas de haute densité, chiffrés en kilovolts, peuvent aussi 4tre produits par des enveloppes à compres- 25 sion rapide. Ces dispositifs peuvent être attaqués par des forces magnétiques ou des explosifs puissants, conduisant tous deux à la compression et le chauffage d'un plasma confiné. Bien que ces deux techniques d'enveloppe rapide aient pu produire de l'énergie sous forme de rayonnement, 30 de neutrons et de particules alpha, chacune d'entre elles présente ses inconvénients inhérents. L'inconvénient prin- cipal de l'enveloppe attaquée par un explosif est que les explosifs puissants ont une densité de puissance maximale d'environ 10 watts/cm3 et une vitesse de détonation 35 maximale de 8,8x105 cm/sec, ce qui limite la vitesse possi- ble d'implosion de l'enveloppe. Bien qu'un tel système soit utile pour obtenir des données scientifiques, il est difficile à développer dans un appareil réutilisable. 2481050 3 Des envelopDes attaquées magnétiquement sont fabriquées de manière à faire partie d'un circuit de décharge électrique- dans lequel un courant qui circule dans l'enveloppe crée un champ magnétique puissant entrainant sa compression. 5 Etant donné que l'enveloppe fait partie du circuit électri- que, la résistance du circuit extérieur et le résistivité finie de l 'enveloppe produit des pertes ohmiques qui rédui- sent le rendement de conversion dténergie électrique en énergie cinétique de l'enveloppe. De même, étant donné que 10 l'enveloppe doit être en contact électrique avec le circuit, les dommages apportés à la connexion d'électrodes entre l'enveloppe mobile et l'électrode limitent les possibilités d'utilisation. En ce qui concerne des enveloppes qui restent essentiel- 15 lement de minces coquilles solides pendant l'implô.sion, le chauffage ohmique et la diffusion du champ magnétique limitent les vitesses d'implosion à environ 1cm par micro- seconde. Pour obtenir le rayonnement voulu et l'émission de particules alpha à ces faibles vitesses d'implosion, le 20 plasma dans l'enveloppe doit 4tre ionisé à l'avance et des dispositions complexes pour surmonter les pertes de chaleur par conduction doivent prises dans le système. Bien que des vitesses d'implosion d'enveloppe dépassant lem par milliseconde puissent être obtenues, le chauffage 25 ohmique et la diffusion du champ magnétique convertissent les enveloppes en des plasmas pendant l'opération. Il en résulte que l'épaisseur de l'enveloppe est augmentée, ce qui abaisse le potentiel pour la multiplication -de puissance. Mame avec des feuilles très minces, les vitesses d'implosion 30 sont limitées par le temps de montée du courant d'attaque et la diffusion du champ magnétique d'attaque dans l'envelop- pe à plasma. Des lasers ont aussi été utilisés pour chauffer direc- tement un plasma confiné magnétiquement. Selon ce principe, 35 un laser est utilisé pour chauffer un grand volume de plasma confiné par un champ magnétique êlabor Jusqu'à des températures thermonucléaires. Bien que le laser assure une ionisation uniforme et un chauffege rapide d'un plasma à basse température la longueur de dépSt caractéristique 2481050 4 augmente à peu près comme r3/ pour des températures élec- troniques du plasma T 10 eV. Cette caractéristique de dépôt d'énergie laser dans le plasma, avec le grand volume de plasma à chauffer, établit une condition d'énergie tota- 5 le pour le laser qui dépasse nettement la technologie ac- tuelle. Même si des lasers de ce genre pouvaient être dé- veloppés, les faibles rendements inhérents associés avec la production d'énergie laser conduiraient à un important capital d'investissement pour un système de ce genre. 10 Un système similaire utilise un faisceau d'ions légers ou lourds pour déposer son énergie dans un plasma confiné mngnétiquement. Etant donné que ces faisceaux ne sont pas relativistes, ils présentent une très faible efficacité de couplage et un manque de souplesse pouvant être obtenu 15 par l'interaction relativiste. Le concept d'utilisation d'un faisceau intense d'élec- trons relativistes pour chauffer un plasma confiné a été étudié expérimentalement depuis un certain nombre d'années. Des expériences antérieures se sont concentrées principale- 20 ment sur le chauffage d'un grand volume de plasma à des températures thermonucléaires au moyen d'un faisceau d'élec- trons, tout en maintenant le plasma au moyen d'un champ magnétique extérieur. La figure 1 illustre une configuration typique d'un appareil expérimental antérieur. Une cathode 25 10 est positionnée dans une chambre à vide 12 séparée de la chambre à plasma 14 par une feuille d'anode 16. Une série d'entretoises isolantes 18 sont séparées par une sé- rie de plaques métalliques 20 qui, ensemble, évitent tout amorçage entre la cathode 10 et la structure support de 30 diodes 22. Un champ magnétique 24 en solénoïde ou de confi- guration symétrique est produit par une source extérieure. En fonctionnement, un faisceau 26 d'électrons relati- vistes est formé en chargeant la cathode 10 avec une impul- sion de haute tension à montée rapide, de sorte que des 35 électrons sont émis par le champ de la cathode 10, traver- sent la feuille d'anode 16 et pénètrent dans la chambre à plasma 14 sous forme d'un faisceau d'électrons relativis- tes 26. Etant donné que le faisceau relativiste se propage dans le plasma le long du champ magnétique axial 24 2481050 5 appliqué par l'extérieur, le lasma est chauffé par les procédés suivants: a) chauffage à relaxation résultant des instabilités d'écoulement relativiste (instabilité de deux écoulements et de 5 groupement supérieur-hybride) et b) chauffage résistif anormal dû à la présence d'un courant de retour de plasma (instabilités ion-acoustique et ion-cyclotron). En général, des dispositifs tels que des klystrons, des 10 magnétrons, des tubes A vide, etc... qui sont basés sur un groupement d'électrons selon le procédé (a) ont été consi- dêrés comme des dispositifs très efficaces en ce qui con- cerne l'utilisation de l'énergie. Par conséquent, l'opéra- tion de chauffage d'un plasma par un groupement d'électrons, 15 c'est à dire en produisant des instabilités de deux écoule- ments et supérieur-hybride, selon le procédé (a) a été prévue initialement comme une technique efficace pour pro- duire un plasma thermonucléaire. Bien que toutes les expé- riences antérieures ont fait apparattre un couplage anor- 20 mal (non classique) de l'9nergie du faisceau avec le plasma, résultant de la présence d'instabilités d'écoulement selon le procédé (a), l'efficacité du couplage n'était que de l'ordre de 15 % à des densités du plasma d'environ 10 12 électrons/cm3 et tombait rapidement à moins de quelques 25 pourcents quand la densité du plasma approchait de 104 électrons/cm3. Ces résultats ont été obtenus avec des feuil- les d'anode dQune épaisseur de l'ordre de 25 à 50 microns et des faisceaux d'électrons courants disponibles pour des expériences pendant cette période, avec des tensions rela- 30 tivement basses, c'est à dire 1 MeV ou moins. La combinaison de feuilles d'anode relativement épaisses et de faisceaux à basse tension entraYne une diffusion du faisceau par la feuille d'anode, empochant l'instabilité d'écoulement re- lativiste d'assurer un couplage efficace de l'énergio du g5 faisceau avec le plasma. Autrement dit, bien que cela ne fMt pas connu des expérimentateurs et des théoriciens pendant la période de 1970 à 1975, l'épaisseur de la feuil- le et la basse tension du faisceau d'électrons utilisés 0$Jnigno ep emuaTuuopmu aT pugX '4a'tTOuesqns UO~ uo eun ne.x quo ;nb sjwua3LoL sap etdtuxe .xd 's~$n~o9d sumseTd sep uusaaoou sSTsodsTp sap OeAn 1uemequTo uoo psFTUn eaq $Ssn' %ueAnod saulsd *p .$jnwio ep awms& un&p uemweddolaeAp ep loeue od et 'elano u5 .wslesed al eC au-p inelato ep uo %Inqt4speaz op seuiTqoad sT isuç oqa., JTISS3T89 u jjnvio eaT ad emrojsun eoTuuiu eunp mshuTd ap aemniO puat un %uewao eTp eajjnelo ap f$Tq ssod wq 'egs9-ugtdo %ueumeTnoopp %,'TtTqe4suTp emeuesoum np enb -$os$z o~uo %oe Tnb Go 'e9STtvoot uoT$29 STred aun suBp OC a*jeup,l ep jesodpp ep anb q 9nTd 'GemoJTun eaiTu1u eunp uwsusd ep eunToA pu=2 un ze,;neio ep T-[-fqTssod as Ase j$qsTsa o$ejijnnqo ep ewsTweo9w np 9:%TadoJd eaqne aun À eTquuduoo %ueowuTjuoo un aTue4qo anod soeiTsaopu 4uos esueq.u epu=2 snTd ap senbT2euim sdueqo sep ' .uanbpsuoo ud * Toinoooua soe nue% -qo ea queAnod uwisTd np quau$uujuoo ep sdwe% el enb aqeos ep 'epaeotp quewoelTTTuT anbTuo.%oeT eanqxdme% ut op uos -Im Ue aZoul .sumo eneTuno op uo$%onpuoo ul 'suoT sep.nb %94nTd umeuld np suoq.oGTP BOp ;ns esodpp IuemoeTTuTuT %ue oz aTBeupl ep purnb. '-ono ua *eT"2eu9p uoTgaeuoo op uoq -=edo eun euTuTlp suoT sep %oaTp eoâjjnuno el 'enbTqpu2Sw quemeuTiuoo ep squeanoo sqpp9ood sao uoios 'tuewebnbTpuuiw PUTJuoo umseTd un suep spjjnuto e% 4ueumeTTan4ueAg queATop suoT soel enb quuop 4uua *-umsed np suoiqoelp soi uaeweTed Sl -TouTed :uijjn-wo queueTlnoop SqTlTquqsuT sep ex;?jjp Teloo ÀeumseTd np suoT set sump neaosTej np eijaouTl op elTeT -ueqsqns uo$Foexj eun aeoeTd ep qTfoedso es :sa (q) 9pqoold np JT4sTsga s2,ejjnuqo oep euis-uuaoqu np q59çadoad euf À ueouenbFj OL -TuoTos sounsseoaguT s9q&Tadodc sJneTsnTd quupqssod ewumoo nuuoo qTeu, Tnb (q) gpgooad al uoTes jTqsTose e $ejJntqo op emssuiowu np uoTe2TqseAuT, saSA eaZod qses sonb -TjTueTos sep uoTuo%!IM & 'sgaesqo s8u4eWpuax soTqTj seo ep UOSTeJ us * cMo/suoaoelT s OL uexRooadd memSeld np s94 -Tsuap sep anod auTaougp uoTdiosqep suewopuea sop GpTd -ma GouessTo.oap mi 4TUsTnpoId UTaD unoaosTej el suUp suo.a -oeog sop laoueqsqns %uemednoa. un %uetoodwea eaaTueu eunp nvaosini up uoTsnujTp eun quaTeuulmiua saoueTjdxe sel suBp 9 OsOLM8. 248105O 7 résistif encore plus séduisant. Pour cette raison, l'atten- tion des expérimentateurs a été dirigée, .à partir des expériences de chauffage de plasma utilisant des faisceaux- d'électrons relativistes, vers la production d'un chauffage 5 résistif dans des plasmas selon le procédé (b). Par consé- quent, des appareils expérimentaux destinés à optimiser les effets de chauffage résistif, par exemple des faisceaux d'électrons à basse tension avec de fortes sorties / ont été utilisns pour conduire des expériences sur des 10 plasmas chauffés par les faisceaux d'électrons relativistes. Dans le cas présent, y est le facteur relativiste du fais- ceau qui est à peu près proportionnel à la tension des par- ticules du faisceau. Le rapport -/yr est essentiellement une mesure de l'énergie du champ magnétique du faisceau lui- 15 même par rapport à l'énergie des particules du faisceau. L'utilisation accrue des faisceaux à rapport v/r élevé apparaet graphiquement sur les figures 2 et 3 qui illustrent la réduction de tension maximale du faisceau et l'augmenta- tion de V/y maxJ.mun, pour des expériences sur des faisceaux 20 d'électrons relativistes entre 1970 et 1975e Ainsi, les expériences antérieures se sont, à partir du début, concen- trées sur des faisceaux à basse tension de rapport 10/y élevé pour optimiser la mécanisme de chauffage résbtif selon le procédé (b), en ignorant virtuellement 1ieffat des ins- 25 tabilités d'écoulement produites selon le procédé (a). En procédant ainsi, les expériences-antérieures ont clairement marqué les limitations du chauffage rêsistif selon le procédé (b), c9est à dire que le chauffhige résistif ne s'aligne pas sur les plasmas de plus haute densité maisD 30 au contraire, est limité de façon absolue par.l'auto-stabiî lisation dans le plasma. Plus particulièrement, les exp4 riences ont montré qu'audessus d'une certaàne température électronique, en fonction de la densité du plasma, les ins- tabilltés à basse fréquence qui sont responsables du chauffa- 35 ge r.sJstitf sont stabilisées. Par conséquent, seule la résis- tivité classique qui ne convient pas pour coupler une êner- gie notable avec le plasma à Dpartir du faisceau d'électrons relativistes, a un effet de chauffage résistif du plasma. En plus de cette limitation inhérente par stabilisation, 2481050 8 la technique du chauffage résistif présente plusieurs autres inconvénients. Tout d'abord, même si des expériences ont montré qu'un chauffage résistif selon le procédé (b) était efficace avec des plasmas de forte densité, la valeur %)y imposée pour le couplage efficace est au moins un ordre de grandeur supérieur à celle.que permet d'obtenir la techno- logie actuelle. Ensuite, étant donné que le chauffage résis- tif ne convient que pour des plasmas de faible densité dans de très grands volumes, l'énergie totale nécessaire pour chauffer un tel plasma devient à nouveau au moins d'un or- dre de grandeur au-dessus de l'énergie totale d'un faisceau que permettent d'obtenir les standards actuels de la techno- logie. Il résulte de ces limitations et de la supposition des théoriciens et expérimentateurs antérieurs que le chauffage résistif dominait le dépôt d'énergie anormale dans des plasmas, que le programme de chauffage de plasma par faisceau d'électrons relativistes aux Etats-Unis d'Amérique a été virtuellement abandonné en 1975 sans aucune autre investiga- tion du mécanisme de chauffage par instabilités d'écoulement. 2481050 9 L'invention élimine les inconvénients et les limita- tions de la technique antérieure, grâce a un appareil et un procédé de chauffage par un faisceau d'électrons d'un plasma de haute densité pour attaquer une enveloppe rapide 5 faisant imploser une micierosphère structurée. L'invention utilise un faisceau annulaire d'électrons relativistes pour chauffer un plasnma annulaire jusqu'à des températures chif- frées en kilovolts, par instabilités d'écoulement dans le plasma, L'énergie déposée dans le plasma annulaire converge 10 ensuite sur une enveloppe rapide pour la mettre en convergence par explosion ou ablation et faire imploser la micro- sphère structurée. Un objet de l'invention est donc de proposer un disposi- tif et un procédé de production d'un plasma chaud pour at- 15 taquer une enveloppe rapide et faire imploser une micro- sphère structurée. Un autre objet de l'invention est de proposer un procédé et un dispositif d'attaque d'une enveloppe rapide pour faire imploser une microsphère structurée, de fonctionnement ef- 20 ficace. Un autre objet de l.'invention est de proposer un pro- cédé et un dispositif de multiplication de densité de puis- sance. Un autre objet de l'invention est de proposer un procédé 25 et un dispositif de production d'un plaspma, ehaud. Un autre objet de ] 'invention est de proposer un procédé et un dispositif de production d'énergie sous la forme de rayonnement, de neutrons et/ou de particules alpha. Un autre objet encore de léinvention est de proposer DO un procédé et un dispositif de production d'énergie ntimpo- sant qu'un investissement en capital relativement réduit. Un autre objet enfin de l'invention est de proposer un procédé et un dispositif de production duun rayonnement de forte intensité, de neutrons et/ou de particules alpha 35 mettant en oeuvre la technologie actuelle. 248a1050 10 D'autres caractéristiques et avantages de l'invention seront mieux compris à la lecture de la description qui va suivre de plusieurs exemples de réalisation et en se réfé- rant aux dessins annexés sur lesquels : 5 la figure 1 représente schématiquement un dispositif antérieur de chauffage de plasma par faisceau d'électrons relativistes, la figure 2 est un graphe des tensions maximales de fais- ceau d'électrons relrtivistes expérimentaux de 1970 à 1975 10 la figure 3 est un graphe du rapport maximal expérimental -/rdes faisceaux d'électrons relativistes utilisés de 1970 1975, la figure 4 est une courbe illustrant les relations ca- ractéristiques entre le faisceau d'électrons relativistes 15 et les ions et électrons d'un plasma pour le chauffage ré- sistif selon le procédé (b), la courbe illustrant la composante de vitesse dans la direction de propagation du faisceau V11(axe) selon la fonction de distribution fa (V11)(ordonnée) la figure 5 est une courbe illustrant les relations ca- 20 ractéristiques entre le faisceau d'électrons relativistes et les ions et les électrons d'un plasma pour le chauffage par relaxation selon le procédé (a) de l'invention, la cour- be montrant l composante de vitesse dans la direction de propagation du faisceau V11(axe) selon la fonction de distri- 25 bution fa(Vl )(ordonnée), la figure 6 est une courbe illustrant le dép6t caractéristique d'énergie non uniforme (ordonnée) dans la direction de propagation du faisceau(axe),associée avec les instabili- tés d'écoulement du procédé(a), une interaction unidimension- 30 ne.le étant représentée par le trait plein tandis que le trait pointillé représente une interaction bidimensionnelle, la figure 7 est un graphe d'échelle expérimentale de chauffage de plasma en joules (ordonnée) en fonction de la densité des particules du plasma n en électrons/cm pour 35 trois épaisseurs différentes de feuilles d'anode les prévi- sions théoriques étant indiquées par des courbes en trait plein, la figure 8 est un graphe montrant des résultats expé- rimentaux d'énergie d'un faisceau transmise à un calorimè- tre (ordonnée) en fonction de l'épaisseur de la feuille d'anode pour trois espaces différents anode-cathode, 2 4 8 1 O 5 O 248~050 1 1 la fig.ure O est un tableau de la fonction F de diffusion par ln feuille pour 7 ratières différentes, de différentes épaisseurs mresurées en micron, la figure 10 montre des courbes d'un paramètre sans dimen- 5 sion (ordonnée) en fonction du facteur relativiste (axe) pour des valeurs données de densité d'électrons du plasma 3 en électrons/cm3, la figure 11 représente schématiquement les- éléments es- sentiels d'un dispositif' utilisant du T.asma de forte énergie 10et grande densité comme source directe de rayonnement, de neutrons et/ou de particules alpha, la figure 12 représente schématiquement les éléments essen- tiels d'un dispositif utilisant un plasma de forte énergie et de forte densité pour attaquer une enveloppe à contraction 15 rapide selon un mode de réalisation de l'invention, la figure 13 représente schématiquement un système à deux faisceaux annulaires produisant une symétrie cylindrique la figure 14 représente schématiquement un système à deux faisceaux annulaires produisant une symétrie sphérique, 20 la figure 15 représente schématiquement un système à 4 faisceaux annulaires produisant aussi une symétrie sphérique dans un système à plusieurs m4gajoules, la figure 16 montre schématiquement les dimensions relati- ves de différents générateurs de faisceaux d'électrons rela- 25 tivistes, par rapport à un homme mesurant 1t83m, la figure 17 est une courbe montrant le prix approximatif par joule délivré (ordonnée) en fonction du prix total du générateur en milliers de francs (axe), la figure 18 représente schématiquement les éléments de 30 base d'un générateur de faisceau d'électrons relativistes de haute impédance, la figure 19 représente schématiquement 1 'équivalent électrique d'un étage de Marx, la figure 20 représente schématiquement l'équivalent élec- 35 trique d'un circuit de Blumlein et d'une diode, la figure 21 représente schématiquement un acc6élérateur à intervalles multiples, la figure 22 est une courbe de la vitesse de croissance carsectéristique et de la variation de vitesse (ordonnée) en fonction du nombre d'ondes pour les instabilités d'écoulement (axe) 248 05 12 la figure 23 représente schématiquement un pincement anor- mal, la figure 24 représente schématiquement un dispositif produisant un pincement anormal utilisant un seul pré-ioni- seur à laser, 5 la figure-25 représente schématiquement un dispositif destiné à produire un pincement anormal utilisant deux pré- ioniseurs à laser, la figure 26 est une vue schématique en bout d'un dispo- sitif destiné à produire un pincement anormal utilisant 10 trois pré-ioniseurs Et laser, la figure 27 illustre schématiquement la géométrie de base d'un dispositif destiné à attaquer une enveloppe sphé- rique rapide avec un faisceau annulaire relativiste, la figure 28 montre schématiquement la géométrie de base pour l'attaque d'une enveloppe cylindrique r.pflie avec un faisceau annulaire d'électrons relativistes, la figure 29 est une coupe schématique d'une enveloppe sphérique avec deux faisceaux d'ionisation, la figure 30 est une coupe schématique d'une enveloppe 20 cylindrique avec deux faisceaux d'ionisation, la figure 31 est une coupe schématique dtune enveloppe sphérique à contraction rapide, la figure 32 est une coupe schématique d'une enveloppe cylindrique à contraction rapide, la figure 33 est une coupe schématique d'une variante 25 d'enveloppe rapide, la figure 34 illustre schématiquement la géométrie d'une cible utilisant deux faisceaux annulaires d'électrons rela- tivistes pour attaquer une enveloppe sphérique de la manière illustrée par la figure 14, la figure 35 représente schématiquement la géométrie de 30 base pour l'implosion par une enveloppe sphérique rapide d'une microsphère structurée, la figure 36 illustre schématiquement la géométrie de base pour l'implosion par une enveloppe cylindrique rapide d'une microsphère structurée, la figure 37 est une coupe schématique d'une enveloppe 35 rapide sphérique et d'une microsphère structurée, et la figure 38 est une coupe schématique d'une enveloppe rapide et cylindrique et d'une miorosphère structurée. 2481 050 13 Au centre du concept de l'invention, dans le mode de réalisation qui sera décrit, se trouve le chauffage rapide d'un volume de trois à cinquante centimètres cubes de plasma de 1017 à 1020 électrons/cm3 par un feisceau d'électrons 5 relativistes intense à haute tension. Un couplage efficace est obtenu par l'toptimisation et le contr6le d'une interac- tion ondulaire collective très puissante qui apparaît na- turellement lorsqu'un courant d'électrons dirigé traverse un plasma. 10 Le transfert anormal de l'é nergie et du moment d'un faisceau d'électrons relativistes en énergie thermique et dirigé sur un plasma n'est pas classique et par conséquent, l'importance de l'état non linéaire des micro-instabilités dépend d'un grand nombre de facteurs. La caractéristique 15 non uniforme de dépôt d'énergie de l'interaction collective est utilisée pour concentrer l'énergie dans le plasma. En fait, l'interaction plasma-faisceau d'électrons relativis- tes optimisée est une opération de multiplication de densité de puissance. Etant donné que de l'énergie est transférée 20 d'électrons relativistes d'un faisceau à des électrons non relativistes. dans le plasma, la conservation de l'énergie et du moment impose que ltinteraction chauffe et attaque un courant axial localisé dans le plasma. Le courant axial produit, engendre à son tour un champ magnétique azimuthal. 25 Si le faisceau relativiste est plein, la configuration physique est similaire à un pincement dense Z non uniforme dans lequel le champ magnétique azimuthal produit un confi- nement. Mais contrairement à un pincement Z classique, le chauffage et le confinement sont d'un caractère anormal. 30 Pour un faisceau annulaire d'électrons relativistes, le champ magnétique azimuthal conduit à un écoulement dirigé de chaleur vers l'axe du dispositif. Dans cette configuration, un plasma en kilovolts est utilisé pour attaquer une hiérar- chie de dispositifs de confinement par inertie, selon 1'in- 35 vention. Une théorie ancienne développée par R.Vo Lovelace et R.N. Sudan, dans Physic Review Letter 27, 1256 (1971) indi- que qu'un chauffage rësistif selon le procédé (b) est un 248 1 050 4 procédé très efficace pour des faisceaux avec -/>T"1. Comme cela a été indiqué ci-dessus, v/y est une mesure de l'énergie du champ magnétique propre du fpisceau par rapport à l'énergie des particules du faisceau. Si l'on 5 définit N comme la densité linéaire du faisceau d'électrons et re comme le rayon électronique classique, = Nre pour un faisceau plein de densité constante. Le facteur relati- viste -= (1- 2) -1/2 et ç= v/c sont de cette manière liés à la vitesse v du faisceau et à la vitesse c de la lumière. 10 L'idée de base derrière le chauffage résistif anormal est qu'un faisceau de rapport ?/> "1 ne peut se propager car son énergie de champ magnétique propre dépasse son énergie des particules. Mais lorsqu'un tel faisceau est injecté dans un plasma, il neutralise cette forte énergie de champ 15 magnétique propre en induisant un courant de retour de plasma. La figure 4 montre la relation entre les aleurs de plasma et de fpisceau en espace de vitesse pour un faisceauneutralisé magnétiquement. En raison de la dérive relative entre les électrons du plasma et les ions, des ondes ions- 20 acoustique et/ou ion-cyclotronique sont produites, comme le montre la figure 4 en pointillés. Cette micro-turbulence est connue et se manifeste comme une résistance anormale. Ainsi, le plasma est chauffé à une vitesse : dW = 2 (1) 25 dt P o W est la densité d'énergie du plasma,1? est la résisti- P vité anormale, et Jpest la densité de courant de retuur du P plasma. En même temps, le champ électrique macroscopique qui maintient le courant de retour pour que le faisceau se 30 propage, enlève de l'énergie du faisceau. De cette manière, de l'énergie est transférée du faisceau et déposée dans les électrons et les ions du plasma. Contrairement au chauffage résistif décrit ci-dessus, le chauffage à relaxation selon le procédé (a) résulte 35 de la dérive relative entre les électrons du faisceau rela- tiviste et les électrons du plasma. De façon optimale, ces instabilités prennent la forme d'un groupement d'électrons d'une longueur d'onde de : 2015 ~~~2481050 -15 %= (1-4) (102 /ne (cm-3))1/2 m (2) et d'une fréquence de : f1 (ne (cm-3) /1016)1/2 'l'z (3) 5 o ne est la densité d'électrons du plasma. La relation caractéristique entre le plasma et les éléments du faisceau pour un chauffage à relaxation optimisé est illustrée par la figure 5. Localement, le courant net Int dans le canal ne t du faisceau peut dépasser le courant-de faisceau Ib' con- 10 trairement au faisceau neutralisé magnétiquement dans le- quel I nt 0 dans Je canal de faisteau. Comme cela a été indiqué, cett multiplication de courant est une conséquence de la conservation du moment et c'est un phénomène très localisé. La position du spectre instable pour ces insta- 15 bilités est indiquée en pointillés sur la figure 5. Contrairement aux techniques antérieures de chauffage de plasma, l'invention tire profit des caractéristiques naturelles de deux micro-instabilités extrêmement puissan- tes, à savoir les instabilités de deux écoulements et 20 supérieur-hybride, que montre la figure 5, pour chauffer localement un petit volume de plasma sous la forme d'un anneau, à des températures chiffrées en kilovolts. Essen- tiellement, les instabilités sont créées par 1 dérive relative entre les électrons du faisceau relativiste et 25 les électrons du plasma cible. Bien qu'un grand nombre de paramètres influencent cette interaction collective, les facteurs dominants pour la détermination de l'amplitude des instabilités sont 1) la température du faisceau le long d'une ligne d'écoulement et 2) la longueur d'onde des ins- 30 tabilités par rapport à la dimension radiale du plnsma cible. Dans l'expérimentation antérieure, la température du faisceau le long d'une ligne d'écoulement résulte principalement du passage d'électrons relativistes du faisceau à 35 travers la feuille qui divise le plasma à basse densité et le vide diode. L'effet de la feuille peut être rendu négligeable en 1) augentant leénergie des électrons, 2) réduisant l'épaisseur de la feuille, ou 3) réduisant le 248, 52 16 nombre atomique effectif Z de la -matière de la feuille. Il en résulte qu'un-faisceau d'électrons à haute tension, c'est à dire dépassant 3 MeV peut en fait pénétrer un certain nombre de feuilles et déposer encore son énergie de façon 5 efficace dans le plasma de haute densité. En utilisant des plasmas de haute densité, la longueur d'onde des instabilités est réduite comparativement aux dimensions radiales du plasma. Ainsi, bien que la vitesse instantanée de dépôt puisse varier, l'évolution non linéaire 10 des fonctions d'instabilités pour relaxer la distribution du faisceau à la fois en angle et en énergie, conduit Èt un couplage efficace de l'énergie du faisceau avec le plasma. Le dépôt d'énergie de caractéristique non uniforme de l'interaction collective, c'est à dire d'instabilités 15 à deux faisceaux et supérieur-hybride dans la direction de propagation du faisceau est illustrée par la figure 6. Une interaction unidimensionnelle est représentée-en trait plein tandis que le trait pointillé représente une interaction bidimensionnelle. Cette propriété de dépôt non uniforme est 20 utijisée pour concentrer l'énergie déposée dans le plasma par un faisceau d'électrons relativistes, plutôet que dle per- mettre à l'énergie de dissiper son caractère explosif par son expansion dans un grand volume de plasma. Le dépôt ini- tial de l'énergie du faisceau dans les électrons du plasma 25 qui, en fonction des paramètres du dispositif entraîne 1) une conduction de chaleur qui est utilisée favorablement pour obtenir une multiplication de puissance, ou 2) une multiplication de courant et un confinement du plasma. De cette manière, les inconvénients du chauffage préférentiel 30 des électrons du plasma, associé avec des plasmas confinés magnétiquement sont utilisés avec avantage selon l'invention. L'efficacité potentielle du dépôt d'énergie d'un fais- ceau relativiste dans un plasma dense par le mécanisme d'ins- tabilités d'écoulement était inconnue dans la technique an- 35 térieure. La figure 7 illustre des résultats d'expérience récente , conduites selon l'invention, sur laquelle le dépôt d'énergie est tracé en fonction de la densité du plasma pour l'application d'un faisceau relativiste par des feuilles d'anode de différentes épaisseurs. Comme le 17 2481050 montre la figure 7, une réduction de l'épaisseur de la feuille d'anode entraîne une grande augmentation de dépôt d'énergie dans le plasma. Ces résultats montrent que le coéfficient de base de couplage alpha du dép8t par insta- 5 bilité d'écoulement varie de manière suivante : d(=XS(1 - exp (-3XS/F))/(1 +XS) (4) o S -32T (nb/2n )1/3 est le paramètre de rigidité, F est une fonction dépendante de l'épaisseur de la feuille 10 et de sa matière, nb est la densité du faisceau, ne est la densité d'électrons du Plasma et X = 1,0 à 1,3 est un para- mètre associé avec la modulation préalable du faisceau. Il ressort donc de l'équation d'efficacité (4) que si la tension du faisceau (y) est augmentée, ou si la fonction 15 de feuille (F) est réduite en réduisant son nombre atomique ou son épaisseur, le facteur exp (-X S/F) s'approche de zéro, de sorte que le rendement croit en proportion directe deXS/(1 +XS). Ainsi, leefficacité du couplage est grande pour des cibles de plasma de haute densité lorsque des faie- c0 eaux de haute tension sont utilisés. En outre, ces rende- ments de couplage peuvent 8tre obtenus avec un léger progrès ou même sans progrès de la technologie actuelle des faisceaux d'électrons relativistes car des faisceaux avec des paramè- tres de tension suffisamment élevée pour la mise en oeuvre 25 de l'invention existent déjà. Il en résulte que des fais- ceaux d'électrons relativistes à haute tension actuellement disponibles permettent de réaliser le dép8t de haute énergie en raison de la capacité des faisceaux Aà haute tension de traverser la feuille d'anode avec une diffusion réduite des électrons. Ainsi, des faisceaux avec 9/ / I atteignent des 30 atinn e rendements de couplage beaucoup plus élevés par les insta- bilités d'écoulement que des faisceaux avee -\/y " l qui sont produits pour optimiser le mécanisme de chauffage résis- tif en utilisant des cibles de plasma de haute densité. 35 La figure 8 illustre les résultats d'une autre expérience montrant la distance de propagation dans un plasma de haute densité avec différentes épaisseurs de feuilles et diff6- rents espaces anode-cathode. Dans cette eKprience, un fais- ceau de 7 MleV a été injecté dans une cible de gaz d'hydro- 248T050 18 gène d'une longueur de 43cm, sous une pression de 0,4 torr. Aucun champ magnétique extérieur n'était présent. L'énergie du faisceau transmise à un calorimètre situé à 43cm de la feuille d'anode a été mesurée en fonction de l'espace anode- 5 cathode et de l'épaisseur de la feuille d'anode. Des feuil- les d'anode de 25,4 microns en kapton et de 25,4 microns, 76,2 microns, 127,0 microns et 304,8 microns en titane ont été utilisées. La figure 8 montre une forte dépendance ex- périmentale de l'énergie transmise du faisceau sur l'épais- 10 seur de l'anode et l'espace anode-cathode. Des plaques témoins d'une longueur de 10cm, en commençant à la feuille d'anode sur le fond du récipient de gaz ont montré des dommages importants quand une feuille de kapton a été utilisée mais peu de dommages ou aucun, quand des feuilles de titane 15 plus épaisses ont été utilisées. Il est également apparu que la déformation de la feuille d'anode dépend fortement de son épaisseur. Indépondamment de l'épaisseur de la feuille larr6gion centrale dans laquelle le faisceau est passé était complètement partie. Mais les débris observés se trou- 20 vaient dans la direction de propagation du faisceau pour les feuilles épaisses de titane, tandis que la feuille de kapton produisait des débris dans la direction opposée. Ces résul- tats indiquent la formation de plasma chaud au voisinage des feuilles minces et une sévère rupture de la propagation du 25 faisceau, car la dispersion de la feuille est réduite par un mécanisme qui dépend des propriétés microscopiques de la fonction de distribution du faisceau. En outre, la dis- tance sur laquelle cette rupture se produit est environ 5 à 10om avec la feuille de kapton tandis que la portée 30 classique d'un électron à 7 MeV dans l'hydrogène à 0,4 torr est environ 104 mètres. Ces observations, ainsi que l'éche- lonnement avec l'intervalle anode-cathode illustrent les effets de l'instabilité d'écoulement. La dépendance de base entre le facteur relativiete du 35 faisceau (1-2) 1/2, la densité n des particules du faisceau et la densité ne des particules électroniques du plasma, est donnée par le paramètre de rigidité S = 2 y (nb/2n )1/3. Le rendement de couplage potentielle- ment important associé avec les instabilités d'écoulement 2481050 19 relativistes est une conséquence de la dynamique relativiste dont l'amplitude dépend de S. Plus particulièrement, si un électron subit un changement de vitesse $ = Sv/c, son chan- gernent d'énergie est p=T3 /(1 + r an- ) Pour les 5 instabilités d'écoulement, le changement caractéristique de vitesse produit pendant le groupement est ~P T-' ,~/3 I =T (nb/2ne) /3 . Il en résulte que : 51,1Y - S/(1 + s) (5) 10 qui peut être de l'ordre de l'unité. Une analyse unidimensionnelle détaillée indique que tous les électrons du faisceau n'agissent pas de façon cohérente pendant l'opération de groupement, car leurs réponses individuelles varient avec l'énergie. Cela est du essentiellement 15 à un mélange de phase. Si l'on appelle Ole coéfficient de couplage, l'analyse unidimensionnelle donne : 0 = 1,5 S/(1+1,5 S)5/2 (6) qui montre un maximum à S - O,45,avec C 0,19. Ce rendement optimal relativement élevé pour une analyse unidimensionnel- 20 le semble encore résulter de l'efficacité maximale qui peut être obtenue par la grande majorité des groupes d'tu- de de la physique du plasma, - En réalité, la supposition que lt'état non linéaire est unidimensionnel, comme le montre la courbe en trait plein 25 sur la figure 6, est physiquement incorrecte pour une inter- action optimisée et ressemble davantage à la courbe en pointillés de la figure 6 qui est le résultat d'une analyse bidimensionnelle. Etant donné que le faisceau d'électrons relativistes se relaxe fortement en énergîie et en angle, 3 il est nécessaire d'exécuter un calcul non linéaire, bidimensionnel, entièrement relativiste pour déterminer le codfficient de couplage. Ce calcul ne peut se faire qu'en utilisant des techniques avancées de code de particules. Etant donné que ces codes sont coûteux à manipuler et ne 35 peuvent étre utilisés pour tous les régimes de paramètres physiques considérés, une procédure ou un modèle analytique a ét5 développée pour déterminer les valeurs de différents paramètres pour des interactions optimales, qui sont décrites dans le rapport scientifique de Los Alamos 2481050 20 IA-7215-MS (avril 1978), par Lester E. Thode, intitulé "Preliminarv Investigation of Anomalous Re]ativistic Electron Beam into a 1017 to-1020 cm-3 Density Plasma". disponible à la Librairie du Congrès. A partir de ce 5 modèle et de simulations numériques coûteuses des particu- les, le mélange de phase présent dans l'analyse unidimensionnel peut être éliminé par la relaxation angulaire du faisceau, et un rendement de couplage optimal : ~10 ~Coptimal ~ S/(1 + S) (7) semble possible à obtenir. Les fpcteurs qui influencent le coéfficient de couplage comprennent : 1) le facteur relativiste du faisceau, 2) la densité en particules du faisceau, 15 3) la densité en particules du plasma 4) la température du faisceau suivant une ligne d'écou- lement, 5) les effets du rayon de Larmor résultant d'un mouve- ment transversal ordonné et dépendant radialement, 20 6) la longueur d'onde d'instabilités par rapport à la dimension radiale du faisceau et du plasma 7) les gradients radiaux du plasma, 8) l'intensité du champ magnétique appliqué extérieure- ment, 25 9) la température du plasma, 10) le taux de collision électrons-ions et électrons- neutrons, 11) l'état d'ionisation du plasma et les gradients d'ionisation, 30 12) les gradients hydrodynamiques du plasma, 13) le pincement du faisceau résultant de la multipli- cation du courant, 14) la pré-modulation, et 15) la dépendance de temps de la puissance du faisceau 3 5 d'électrons. Il est apparu que le mouvement ou la température aléatoire des électrons le long d'une ligne d'écoulement et la longueur d'onde des instabilités par rapport à ].a dimension radiale du plasma déterminent principalement 2481050 21 la possibilité d'interaction pour entretenir un fort ren- dement de couplage dans toute l'impulsion du faisceau, comme cela a été indiqué ci-dessus. La température du faisceau le long d'une ligne d'écoule- 5 ment peut résulter du mouvement aléatoire associé avec la température de la surface de la cathode. Mais des tempéra- tures transversales de 300 à 1000 eV à la surface d'émission sont nécessaires avant que cette source de mouvement aléa- toire commence à dégrader l'interaction, En raison de la 10 haute tension appliquée à la cathode, les électrons sont émis par champ avec des énergies transversales courantes de 1 à 20 eV. Ainsi, cette source de mouvement aléatoire est négligeable pour l'invention. Une source peut être plus sérieuse de mouvement aléa- 15 toire est l'émission électronique par le corps de la cathode et le manque d'équilibre du faiseeau à la surface d'émission. Mais grâce à une forme appropriée des airfaces de la cathode et de l'anode, et l'application simultanée d'un champ magnétique extérieur à la région de diode, cette 20 source de mouvement aléatoire peut aussi 4tre réduite à un niveau négligeable. En fait, la température du faisceau le long d'une ligne d'écoulement semble résulter principalement du passage d'électrons relativistes à travers des feuilles minces. 25 Une analyse poussée a montré que l'effet d'une telle feul- le sur l'interaction peut être rendu négligeable. L'effet d'une feuille est de réduire la fraction des électrons du faisceau An/nb qui peuvent agir de façon cohérente pen- dant le développement de linstabilitê. Cette fraction 30 est déterminée comme suit: &. = 1 - exp(mXS/F) (8) Des valeurs typiques pour la fonction de dispersion de la feuille (F) sont données dans le tableau de la figure 9; 35 Il en résulte qu'en augmentant et en diminuant l'épais- seur effective de la feuille, le facteur exp (- XS/F) approche de zéro. Ainsi, le faisceau peut pénétrer dans un récipient fermé et conserver une haute efficacité de 2481O50 22 couplage avec le plasma cible enfermé. Il a généralement été indiqué que le mouvement transver- sal associé avec les champs propres du faisceau constitue une température effective. Si aucun champ magnétique exté- 5 rieur n'est présent et si le faisceau est injecté dans un plasma pour atteindre l'équilibre, ce mouvement ordonné peut évoluer en un mouvement aléatoire. Mais, pour l'inter- action optimisée, la longueur de cohérence du faisceau est longue par rapport à la longueur de dépôt. Ainsi, des fais- 10 ceaux à haute tension, à faible rapport V/y sous forme d'un courant focalisé peuvent réagir fortement avec un plasma, pourvu que ce plasma commence à la feuille d'anode et que An/nb% 1. Si l.e plasma cible est également de forte densité, la 15 longueur d'onde associée avec les instabilités d'écoulement est très courte comparativement aux dimensions radiales du faisceau et du plasma, équation (2). Dans ces conditions, l'évolution non linéaire optimale de l'instabilité est fortement bidimensionnelle et, une fois qu'elle est déclen- 20 chée, elle est extrêmement difficile à dégrader. La forma- tion de gradients hydrodynamiques de plasma et le pincement de faisceaux dûs à la multiplication du courant entraînent une vitesse instantanée de dépft qui varie dans le temps. Mais cette variation dans le temps n'est pas monotone. 25 La distance sur laquelle le faisceau d'électrons relativistes peut déposer au-dessus de S/(1 + S) son énergie cinétique est : LN = 10 y (ne/nb) 3 c/ p (9) o à est la fréquence du plasma cible et c la vitesse de la lumière. C'est plusieurs ordres de grandeur au-dessous de la plage classique des électrons en mégavolts dans un pltsma d'une densité de 10 7-10 cm3. Par exemple, si nb (T) est déterminé à partir d'un résultat de diode en feuille relativiste unidimensionnel, comme cela est décrit 35 par 1I.R. .ory et A.W. Trivelpiece, Journal de Physique Appliquée no 40, 3924 (1969), LN 7T(T) (d2/M)1/3 cm (10) Dans l'équation (10) 'lintervelle de diode est d et le -i 2481050 23 rapport de compression adiabatique est M. Ie paramètre sans dimensi ons ' (y) est inldiqué pour des valeurs données de la densité en électrons du plasma n sur la figure 10. Etant donné les ondes résultant des bruits, multipliées par e, 5 la plus grande partie de l'énergie du faisceau est réelle-- ment déposée sur une longueur inférieure à LN, dans un rapport de 2 à 3. Le dépôt caractéristique d'énergie non uniforme des mécanismes collectifs, des instabilités à deux écoulements et supérieur-hybride, est représenté sur 10 la figure 6, à la fois pour les interactions unidimensionnel- les et bidimensionnelles. Selon l'invention, cette proprié- té de dépôt non uniforme est utilisée pour concentrer l'énergi.e d(posée dans le plasma à partir du faisceau délec- trons relativistes, contrairement à l'expérimentation anté- 15 rieure dans laquelle l'énergie-est autorisée à dissiper soni caractère explosif par expansion dans un volume de plasma beaucoup plus grand. Deux solutions de base sont possibles pour utiliser un plasma de forte énergie et de forte densité, attaqué par 20 un faisceau d'électrons relativistes, pour produire un rayonnement, des neutrons et/ou des particules alpha. La première solution est une utilisation directe du plasma comme source, en confinant son énergie pendant une durée sufsante, comme cela est décrit dans la demande de 25 brevet des Etats-Unis d'Amérique no 882 024 déposde le 28 février 1978 au nom de Lester E. Thode. Selon cette solu- tion, un faisceau d'électrons relativistes plein pénètre un récipient rempli de 3 cm à 50 om3 de gaz, et transfère une fraction de son énergie et de son moment au gaz enfermé. 30 La conservation de l'4nergie et du moment impose que le faisceau chauffe le plasma et attaque un important courant de plasma axial. La présence de cet important courant axial déc].enche à son tour un chauffage supplémentaire des ions du plasma et son confinemente Cette configuration est 35 similaire à un pincement Z dense. A des fortes densités du plasma, l'option existe de chauffer de façon prédominan- te des électrons ou à la fois des électrons et des ions, Cela est possible car le temps duéquipartition classique entre les é:Léments du plasma et les vitesses de chauffage 2481050 24 des électrons anormaux et des ions peut varier de façon no- table. La figure 11 est un schéma des éléments essentiels d'un dispositif utilisant le plasma de forte densité et de forte énergie comme source. 5 - Selon l'invention, un faisceau annulaire d'électrons relativistes est utilisé pour pénétrer dans un récipient rempli de gaz de 3cm3 à 50cm3, et pour transférer une frac- tion de son énergie et de son moment au gaz enfermé. Là également, en raison de la conservation de l'énergie et du 10 moment, le faisceau chauffe le plasma et entraîne un impor- tant courant de plasma axial. Etant donné que le plasma chauffé est annulaire, l'important courant axial conduit à diriger un courant de chaleur vers l'intérieur de la région annulaire, o se trouve une enveloppe à compression rapide 15 qui est entourée et attaquée intérieurement par des élec- trons chauds. L'enveloppe rapide fonctionne comme un multi- plicateur de puissance, de forme cylindrique, sphérique ou éllipsoldale. En réglant le vitesse de chauffage des élec- trons et la densité du plasma, le dispositif peut être 20 attaqué par ablation ou un poussoir explosif. De même, la commande de la température et de la distribution des élec- trons d'attaque se fait en modifiant la densité du plasma et l'amplitude du champ magnétique extérieur. La figure 12 est un schéma de principe des éléments essentiels d'un 25 dispositif qui-utilise un plasma de forte densité et forte énergie pour attaquer des dispositif de conversion et de multiplication de puissance. De nombreuses modifications et variantes peuvent être apportées aux configurations des figures 11 et 12. Par exem- 30 ple, différentes applications de l'invention n'imposent pas l'utilisation des chambres 52 et 94 de gaz de faible densité, des'modulateurs 38 et 80, des tubes de glissement et des compresseurs adiabatiques 36-et 78, ou des accélérateurs 32 et 74 à intervalles multiples. GrAce aux progrès de la 35 technologie des faisceaux d'électrons relativistes, les sources de champ magnétique extérieur 70 et 110, les pré- ioniseurs 62 et 64, 104 et 106 et les fenêtres 54 à 60 et 96 à 102 peuvent âtre éliminés. Avec les faisceaux annulai- res, des systèmes à f;isceaux multiples sont possibles, 25 2481050 comme le montrent les figures 13 à 15. Dans des systèmes à faisceaux multiples, les régions de dépôt d'énergie ne se chevauchent pas, permettant à ces systèmes d'attaquer de plus grands dispositifs de multiplication de puissance. 5 Pour la mise en oeuvre de l'invention, un faisceau d'élec- trons relativistes à haute tension et haute densité en cou- rant est nécessaire pour les raisons indiquées ci-dessus. Actuellement, un certain nombre de générateurs à haute im- pédance sont utilisés, tels que les PI23100, PI15-90, 10 PI14-80 et P19-50 qui sont représentés schématiquement sur la figure 16. Dans ce cas, PI désigne la Physics Interna- tional Company, le premier chiffre est le diamètre du cir- cuit de Blumlein exprimé en pieds et le second et le nombre des étages du générateur de Marx. Comme le montre la figure 15 16, les générateurs sont relativement compacts par rapport à l'énergie délivrée. Par ailleurs, le temps de conception et de construction de ces générateurs est relativement court. Par exemple, le PI14-80 a été récemment projeté et construit en huit mois. Comme le montre la figure 17, le 20 prix de cette technologie est relativement bas. Dans l'état actuel de la technique, des générateurs produisent un fais- ceau d'électrons de 16 à 20 MeV, de 400 à 800 kA avec une durée d'impulsion d'environ OOns. Le rendement électrique global d'un générateur de ce genre est environ 40 % à 45 %, 25 Si l'énergie qui subsiste dans le générateur de Marx est récupérée, le rendement en énergie d'un tel générateur est de 80o % à 90 %. Comme le montre la figure 18, les générateurs à haute impédance sont constitués par cinq éléments de base. Un 30 dispositif 116 de charge en courant continu est utilisé pour chargier le générateur de Marx 118, qui est l'élément principal. d'temmagasinage dénergie. Le générateur de Marx 118 est constitué par un grand nombre d'étages qui sont chargés en parallèle et déchargés en sdrie en utilisant 35 des commutateurs à éclateur. La figure 19 représente sché- matiquement le circuit él.ectriqule équivalent à un étage de Marx, consistant en deux condensateurs 126 et 128 connectés en série avec une masse centrale pour permettre une charge 2481050 26 continue positive et négative. Le générateur de Marx est ensuite utilisé pour charger un circuit de Blumlein 120 représenté schématiquement sur la figure 20. Un circuit de Blumlein 120 consiste essentiel- 5 lement en deux lignes de transmission coaxiales 130 et 131 connectées en série avec l'impédance de diode 134, ZD. Sur le plan physique, le circuit de Blumlein se présente comme trois conducteurs annulaires concentriques. Cette configura- tion multiple est utilisée pour réduire les dimensions spatiales du circuit de Blumlein. En fonctionnement, le conduc- teur central 132 est chargé par une inductnnce 138 dont la valeur L apparatt comme un court-circuit. Une fois chargé, c le commutateur 136 est fermé et la ligne de transmission 131 commence à se décharger avec une impulsion se propageant 15 vers la diode 134. Quand l'impulsion rencontre la discontinuité d'impédance (ZD) de la diode 134, une tension appa- rait aux bornes de cette dernière. Contrairement à la ligne de transmission 131 en court-circuit, dont l'impédance est ZI, la ligne de transmission 130 d'impédance Z0 est ouverte. 20 Ainsi, pour une configuration adaptée correctement (Z0=Zi1 ZD/2) une tension égale à la tension de charge sur le conduc- teur intérieur 132 apparatt aux bornes de la diode 134 pen- dant une période double de la durée de propagation de l'une des lignes de transmission 130, 131. L'inductance 138 se 25 présente comme un circuit ouvert pendant la décharge du circuit de Blumlein. Pour les hautes tensions, le circuit de Blumlein 120 comporte un transformateur à l'huile comme diélectrique. En raison de la configuration physique du circuit de 30 Blumlein 120, il est difficile de réaliser les lignes de transmission 130 et 131 de manière que Z1=ZO. Il en résulte qu'en général une tension très réduite, mais non négligeable, apparatt aux bornes de la diode 134 pendant la charge du circuit de Blumlein, en raison des capacités et des induc- 35 tances réparties, et qui est appelée une impulsion préalable. En ce qui concerne le bon fonctionnement d'une diode à forte densité de courant, cette impulsion préalable doit $tre supprimée. Un progrès significatif pour la suppression de 2481050 27 cette impulsion préalable a été fait pendant les quelques dernières années. Grace à l'utilisation de commutateurs 122 d'impulsions préalables, avec une réalisation soigneuse de la région d'alimentation et de diode, une impulsion pré- 5 alable inférieure à 50 kV a été obtenue pour une charge de 9 MV d'un circuit de Blumlein. Grace à ce progrès dans la suppression de. l'impulsion préalable, des densités de par- 14 - 3 ticules de faisceau dépassant 1014 électrons/cm ont été obtenues dans une configuration d'écoulement focalisé. Mais 10 plus récemment, une technique utilisant de l'eau-comme di- électrique plutôt que de l'huile dans une configuration de Blumlein a été développée par le Laboratoire Maxwell de San Diego, Californie, réduisant la tension de l'impulsion préalable à moins de 1 kV pour des faisceaux de plusieurs 15 Megavolts. Cette très faible impulsion préalable produite par la configuration des Laboratoires Maxwell semble le meilleur procédé de fonctionnement. Le dernier élément est la diode 124 qui peut 4tre à feuille ou sans feuille. Les diodes à feuille présentent 2O~~~~~~~~~~~ l'inconvénient d'une rapide chute d'impédance quand la den- sité decourant dépasse 20 kA/cm2. Mais la physique de ce problème n'a pas été considérée d'une façon systématique et des densités de courant allant jusqu'à 100 kA/cm2 peuvent tre obtenues avec des systèmes perfectionnés sous vide. 25 Les diodes sans feuille conviennent naturellement pour le dispositif selon l'invention car les faisceaux annulaires sont facilement produits avec de fortes densités de courant. Mais les caractéristiques de fonctionnement et d'écoulement de ces diodes pourraient 9tre nettement améliorées. Une 30 desciption détaillée du potentiel de la diode sans feuille est donnée dans le rapport scientifique de Los Alamos LA-7169-P, de Lester E. Thode, intitulé "A Proposal for Stu- dy of Vacuum Adiabatic Compression of a Relativistic Elec- tron Beam Generated by a Foilless Diode". 35 Des faisceaux d'électrons pulsés de forte intensité avec une énergie de particules dépassant 20 MeV peuvent 4tre produits avec un accélérateur à intervalles multiples, représenté hénmatiquement sur la figure 21o Cet accélérateur est essentiellement un acceleratGur 1inéaire avec des lignes ~28 ~2481050 28 de transmission radiales ou des circuits de Blumlein our- nissant de l'énergie à des intervalles d'accélération 146. Les lignes radiales 140 sont constituées par des disques coaxiaux ou des conducteurs coniques qui sont empilés en 5 série. Il en résulte que l'accélérateur peut être fabriqué en série, probablement A un prix inférieur à 20 francs par joule délivré. En outre, la durée de développement d'un accélérateur prototype de 20 à 80 kJ, 5 à 20 TW, 10 à 100 cycles par seconde est inférieure à cinq années. L'injecteur O10 144 pour cet accélérateur peut être un générateur de fais- ceaux d'électrons de forte intensité, décrit ci-après, ou le premier étage d'accélération de l'accélérateur à inter- valles multiples. La fabrication de ces accélérateurs est décrite par A.I. Pavlovskii et ses collaborateurs, Soviet 15 Physic - Dokl. 20 441 (1975) dans un article intitulé "Multielement Accelerators Based on Radial Lines". Pour en revenir aux figures 11 et 12, les faisceaux d'électrons relativistes 34 et 76 se propagent le long du tube de glissement sous vide et des compresseurs adiabati- 20 ques 36 et 78 vers les modulateurs 38 et 80. Des sources 40 et 82 de champ magnétique solénoldaux extérieurs produi- sent un champ magnétique dans la diode du générateur, l'ac- célérateur, le tube de glissement et des régions du modula- teur pour assurer un équilibre du faisceau en écoulement 25 laminaire. dans les tubes de glissement sous vide 36 et 78, l'intensité du champ magnétique extérieur peut être accrue dans la direction de propagation du faisceau pour produire une compression adiabatique du faisceau. Des rapports de compression modestes peuvent réduire le rayon du faisceau 30 dans un rapport de 2 à 3 tout en préservant un équilibre d'écoulement laminaire, pourvu que la compression soit faite sousvide. Des systèmes à vide 42 et 84 maintiennent le vide nécessaire. Les modulateurs 38 et 80 constituent une partie intérieurs des tubes de glissement sous vide 36 et 78 et sont formés par une structure périodique ou une couche diélec- trique suivant la direction de propagation du faisceau. En variante, un champ magnétique ondulé peut être utilisé pour légèrement grouper le faisceau. La fonction des ~~29 ~248 1050 modulateurs 38 et 80 est de produire un meilleur niveau de bruit en bande étroite (très faible modulation) à une lon- gueur d'onde et une vitesse de phase légèrement au-dessous de la longueur d'onde naturelle et de la vitesse de phase 5 de l tinstabilité dans le plasma cible. L'idée sur laquelle repose cette faible modulation est d'augmenter l'efficacité du couplage. Pour des ondes se propageant le long de l'axe du faisceau d'électrons rela- tivistes, la vitesse de croissance caractéristique &/W p 10 et la variation caractéristique de vitesse du faisceau = 2( À- /kc) pour l'instabilité d'écoulement en fonction du nombre d'ondes k = 2 n/A est représentée sur la figure 22. Dans ce cas, w/k est la vitesse de phase associée avec le spectre électrostatique et v est la vitesse initiale du 15 faisceau. La vitesse de croissance est normalisée pour la fréquence de plasma à. Pour un faisceau non modulé, l'évolu- tion non linéaire de linstabilité d'écoulement est détermi- née par l'onde la plus rapide, ce qui se produit à kv/cJp=1,1 dans l'exemple présent. La perte d'énergie du faisceau est 20 déterminée par À /.( 7.2 (non modula)/(1 + 2y ( > (non modulé) S/(1 + S) (11) comme cela a dtéjà été expliqué. En augmentant le niveau de bruit à une longueur d'onde et une vitesse de phase 1égèrement inférieures à celles de l'onde la plus rapide, la perte d'énergie du faisceau est déterminée par (modulé) comme le montre la figure 22. L'efficacité du couplage est alors augmentée à 3 Bref ~y~2" c\?(modul4)/(1 + 2(3 a) (modulé)) _*XS/(, +,X S) (12) o D- 1,0 à 1,3 sur la base de l'analyse de l!interaction modulée. Phyziquementt la modulation conduit à un ,neil.Ieur paramètre d'intensité ('S)0 La modulation réduit également l'effet do dispersion par la feuille et des collisions sur 1 'interaction. Les chambres 52 et 94 à gaz de faible densité assurent l'isolement entre les récipients remplaçables 66 et 108 à 2481050 plasma cible et les modulateurs 38 et 80, le tube de glisse- ment et les compresseurs adiabatiques 36 et 78, les accélé- rateurs 32 et 74 et les générateurs 30 et 72, respective- ment des figures 10 et 11. La densité des électrons dans 5 les canaux 46 et 88 à plasma de faible densité et ionisé est généralement proche de la densité du faisceau d'élec- trons relativistes, tandis que dans les plasmas cibles 68 et 112, l1 densité des électrons est 4 à 6 ordres de grandeur au-dessus de la densité du faisceau. Les gaz à faible densi- 10 té 50 et 92 sont de l'hydrogène, de l'hélium, de l'argon ou de l'azote ou des gaz résiduels associés avec le fonction- nement précédent de l'ensemble. Les feuilles 44 et 86 assurent l'isolement entre les modulateurs sous vide 38 et 80 et les canaux à plasma 46 15 et 88, et convertissent une petite fraction de l'impulsion croissante du faisceau en rayonnement de freinage qui est dirigé de façon prédominante dans la direction de propaga- tion du faisceau. La fonction d'isolement est remplie par une couche métallique (titane, aluminium ou beryllium), en 20 graphite ou en matière plastique telle que du Mylar (C10H804) du kapton (022H10N205) ou du polycarbonate. Une couche de matière plastique imprégnée d' atomes de fort poids atomique un tamis à mailles fines en fil de fort poids atomique avec une transparence optique très élevée, ou une couche 25 perforée de fort poids atomique peuvent être utilisés pour produire le rayonnement de freinage. Le rayonnement de freinage produit de cette manière facilite la création des canaux 46 et 88 de plasma de faible densité-pour la propa- gation du faisceau dans les ga". de faible densité 50 et 92. 30 Grâce aux progrès de la technologie des faisceaux d'électrons relativistes, les feuill.es 44 et 88 peuvent être éliminées au profit d'un fort pompage différentiel des régions de modulation 38 et 80. Les feuilles 48 et 90 assurent l'isolement entre les 35 canaux 46 et 88 de plasma de faible densité et le plasma cible dense et sont réalisées d'une manière similaire à celle des feuilles 44 et 86. Les feuilles 48 et 90 ont également pour fonctinn de déclencher l'interaction col- ~31 ~2481050 lective et de produire un rayonnement de freinage pour une ionisation partielle de la cible de plasma dense, afin d'aider ou de remplacer les prè-ioniseurs 62 et 64, 104 et 106. 5 Dans les canaux 46 et 88 de plasma de fait]le densité ionisé et dans le plasma cible, les champs propres du faisceau sont court-circuités de sorte qu'un champ magnéti- que extérieur est inutile pour obtenir l'équilibre du faisceau. Ainsi, le faisceau peut être guidé ballistique- 10 ment dans les canaux 46 et 88 de plasma de faible densité vers la cible de plasma. Mais le rendement global du système est amélioré par la présence des sources 70 et 110 de champ magnétique extérieur. De même, les sources 70 et 110 de champ magnétique extérieur accroissent la stabilisa- 1.5 tion du faisceau d'électrons relativistes dans les canaux 46 et 88 de plasma de faible densité. Les pré-ioniseurs 62 et 64, 104 et 106 assurent respec- tivement l'ionisation complète des plasmas cibles 68 et 112. Tous nombre de dispositifs créant un gaz entièrement 20 ionisé, par exemple des tubes à décharge, des fils formant canaux, différents lasers y compris des lasers à électrons libres attaqués par un faisceau électronique, des canons à plasma, des générateurs d'hyperfréquence ou des faisceaux de particules de faible énergie peuvent convenir. Mais le 25 laser est le meilleur dispositif pour créer un plasma de basse température, entièrement ionisé, dans la région des densités de 1017 à 1020/cm3. Comme autre solution à une source de neutrons pulsés, le pincement anormal peut fonctionner comme une cible pour 30 un faisceau de deuterium intense produit selon la techno- logie en développement rapide des faisceaux de lumière et d'ions de puissance pulsée. En fonctionnant avec un plasma d'une densité d'environ 1018 électrons/cm3, la température des électrons du plasma peut &tre élevée suf- 35 fisamment pour réduire la section d'absorption d'énergie du faisceau de deuterium par les électrons du plasma cible. Ainsi, la probabilité de survie des ions de deu- terium énergétique piépés subissant la fusion avec les ions de deuterium et de tritium du plasma est-nettement 32 248 150 accrue. Bien que ce concept des deux constituants soit ancien, des impu]lsions intenses de neutrons peuvent être produites selon la technologie actuelle de puissance d'im- pulsions. De plus, un gaz de nombre atomique modéré ou un mélange d'hydrogène et d'un gaz de nombre atomique élevé, avec une densité électronique de IOt17 a lo19 cm-3 peut être utilisé pour le plasma cible 68 du dispositif de la figure I1l afin de produire un rayonnement. Dans le mode de rayonnement, 10 des fenêtres de beryllium dans le récipient 66 à plasma cible sont-utilisées et la chambre 52 à gaz de faible den- sité est éliminée. Cette source de rayonnement réglable convient pour différentes applications. Le dispositif de la figure 11 fonctionne par application 15 du faisceau 34 d'électrons relativistes à la chambre 52 à gaz de faible densité de manière que le faisceau 34 pénètre la feuille 48 avec une dispersion négligeable et déclenche une croissance d'onde convective, telle que des ondes mul- tiples e jusqu'à saturation, par piégeage non linéaire des 20 électrons du faisceau, Etant donné que les ondes non ]iné- aires ne sont pas des.modes normaux du plasma, elles sont absorbées dans le plasma très rapidement par battement en mode non linéaire. En fait, ce battement en mode non liné- aire intervient dans toute l'interaction et maintient rela- 25 tiveent bas le niveau de lténergie du champ électrique, comparativement à l'énergie transférée du faisceau au plasma. La présence de la feuille 48 assure donc que l'énergie du faisceau est déposée en un point spécifié dans le récipient 66 à plasma cible, contrairement aux mouvements amont. 30 Etant donné que l'énergie et le moment sont transférés des électrons relativistes 34 à des électrons non relati- vistes dans le plasma cible 68, le faisceau chauffe et développe un courant axial dans le plasma cible. A son tour, la présence du courant axial déclenche eJo confinement de 35 l'énergie du plasma par la production d'un champ magnétique azimuthal similaire à un pincement Z. Compte-tenu de l'ac- croissement de la pression interne résultant du processus non ohmique, une configuration de pincement d'équilibre est formée avec des courants dans la plage de plusieurs 2481050 Mégaampères, avec une réduction importante des pertes par conduction de chaleur. Par rapport au pincement Z classique, la production de pincement anormal est coxsidérablement plus rapide. 5 Pour un faisceau d'électrons relativistes plein, re- présenté schématiquement sur la figure 11, le champ magnéti- que azimuthal 150 produit anormalement et la colonne 148 de plasma chauffé sont représentés sur la figure 23. La non uniformité axiale de ltintensité du champ magnétique 10 azimuthal du champ 150 est similaire au ddp8t d'énerpie illustré par la figure 6. La perte principale d'énergie par le pincement anormal est indiquée par des flèches. La présence d'un champ magnétique axial extérieur et la pro- ximité de la paroi radiale assurent ensemble un fonctionne- 15 ment stabl e. La figure 7 représente schématiquement la disposition décrite en regard de la figure 1l ainsi que dans la demande de brevet précitée pour produîre un pincement anormal. Comme le montre la figure, un générateur 152 de faisceau dedlec20 trons relativistes produit un faisceau relativiste plein 154 qui se propage dans le tube à vide et le compresseur adiabatique 156 ainsi que le modulateur voisin 158. Le faisceau d'électrons relativistes 154 pénètre la feuille 160, traverse le canal 162 de plasma de faible densité, traverse la feuilla 164 et transfère de façon anormale une frac- tion de son énergie et de son moment au plasma cible 170 pour produire le pincement anormal illustré par la figure 23. Des fenêtres 172 et 174 permettent au faisceau laser d'ionisation 178 de pénétrer le récipient 168 de plasma ci30 blo et la chambre 166 à gaz de faible densité. Une foentre de sel ou de saphir est utilisée pour des lasers 0C2 ou à haute fr4quence respectivement. Une intensité de faisceau d'ionisation de 109 à 1010 watts/cm2 suffit pour ioniser complètement le plasma. 35 Un plasma entièrement ionisé avec une uniformité axiale suffisante peut 4tre formé en utilisant la configuration de la figure 24. L'énergie laser est transférée au plasma cible par rayonnement de freinage inverse. Par conséquent, le plasma cible présente un gradient légèrement décroissant 34 2481050 dans la direction de propagation du faisceau d'électrons relativistes 154. Ce gradient décroissant tend à augmenter l'intensité du dépôt car son effet sur la dynamique non linéaire est similaire à une pré-modulation. En fait, la 5 possibilité des instabilités d'écoulement de contrebalancer les gradients propres du plasma est liée à son effet dynami- que. La figure 25 illustre une variante dans laquelle deux lasers 208 et 210 appliquent des faisceaux d'ionisation 10 212 et 214 perpendiculairement à l'axe du faisceau 182 d'élec- trons relativistes. Des fenStres 204 et 206 dans la chambre 194 à gaz de faible densité et des fenêtres 200 et 202 dans le récipient 196 à plasma cible permettent le passage des faisceaux d'ionisation vers le plasma cible 198. 15 La figure 26 est une vue schématique en bout d'une autre variante utilisant trois lasers 234, 236 et 238 produisant des faisceaux d'ionisation 240, 242 et 244. Des fendtres 228, 230 et 232 dans la chambre 216 A gaz de faible densité et des fen4tres 222, 224 et 226 dans le récipient 218 à 20 plasma cible produisent des faisceaux d'ionisation 240,242 et 244 vers le plasma cible 220. L'avantage de la disposi- tion de la figure 26 est que les lasers 234, 236 et 238 sont dans des positions décalées par rapport à l'axe, de sorte que les faisceaux lasers 240, 242 et 244 ne sont pas 25 dirigés vers d'autres lasers. Bien que la configuration à un seul faisceau laser représentée sur la figure 24 produise le plasma cible voulu, de l'énergie supplémentaire d'un champ magnétique est nécessaire pour dévier le faisceau résiduel d'électrons 30 relativistes de manière qu'il ne rencontre pas le laser 176. Le prix et la technologie associés avec un seul grand laser dépasse ceux d'un certain nombre de plus petits la- sers, avec la m8me énergie combinée. Ainsi, les configura- tions à lasers multiples des figures 25 et 26 sont consi- 35 dorées comme un meilleur procédé d'utilisation. 248105 O 35 Les confimgurations à laser décrites ci-dessus convien- nent également pour des systèmes qui utilisent le plasma de forte énergie et forte densité pour attaquer une envelop- pe rapide et faire imploser une rnicrosphere structurée 5 selon l'invention, comme le montre schématiquement la figure 12. Etant donné que l'intensité laser est assez faible, le spectre d'électrons chauds produit par un tel faisceau réagissant directement avec un dispositif de mul- tiplication de puissance est négligeable. Les éléments de 10 la figure 11 et leur fonctionnement sont identiques à ceux de la figure 12, à l'exception près du récipient 66 de plasma cible et du faisceau 34 d'électrons relativistes. De même, le dépôt de l'énergie d'un faisceau d'électrons dans le plasma cible 112 se fait de la même manière que 15 celle décrite en regard des figures 5, 6, Il et 22 à 26. Par conséquent, le reste de la description des figures 27 à 38 ne concerne que la manière dont un plasma annulaire chaud 112 attaque une enveloppe rapide, comme cela est décrit dans la demande de brevet des Etats-Unis d'Amérique 20 n 09 703, déposée au nom de Lester E. Thode, avec une en- veloppe rapide pour faire imploser une microsphère struc- turée selon l'invention. Historiquement, des coquilles métalliques cylindriques minces, attaquées par des explosifs puissants ou magnétique- 25 ment ont été appelées des enveloppes. Ces dispositifs hy- brides mettent en oeuvre les concepts communs du confinement magnétique et inertiel du plasma. Des enveloppes ont été utilisées pour comprimer des champs magnétiques, com- primér et chauffer des plasmas confinés magnétiquement, et 30 produire un rayonnement. Selon l'invention, ce type de dis- positif de multiplication de puissance peut être généralisé pour inclure des formes sphériques et 1llipsoldales. Etant donné que les enveloppes sont réalisées en couches multiples elles ressemblent beaucoup à des pastilles à fusion par 35 laser. Une configuration qui convient pour attaquer des enve- loppes rapides sphériques ou cylindriques, telles que cel- les décrites dans la demanda de brevet précitée, est 248 C.5 2 36 représentée sur les figures 27 et 28. Comme le montre ces figures, un seul faisceau d'ionisation laser 252 pénétrant par une fenêtre 254 est utilisé. Comme le montrent les figures 25 et 26, des configurations d'ionisation par des 5 lasers multiples peuvent être utilisées pour obtenir une ionisation complète. L'utilisation des lasers pour la pré- ionisation réduit les impératifs de la technologie des faisceaux d'électrons relativistes, comme cela a été expli- qué ci-dessus. Ainsi, les sources d'ionisation par laser 10 peuvent ttre considérées comme optionnelles. En ce qui concerne les figures 27 et 28, un faisceau annulaire 260 d'électrons relativistes, correspondant au faisceau 76 produit par le dispositif de la figure 12, pénè- tre la feuille de déclenchement 246 qui se comporte égale- 15 ment comme un bouchon d'extrémité pour contenir le plasma ou le gaz à basse température. Quand la tension et la densité de courant augmentent, le coéfficient de couplage anormal augmente Jusqu'à sa valeur optimale et le faisceau transfère une large fraction de son énergie et de son mo- 20 ment d la région annulaire de plasma 258. ILe champ magnétique azimuthal 256 produit par le faisceau dirige à son tour l'énergie thermique du plasma annulaire vers l'enveloppe sphérique rapide 250 ou l'enveloppe cylindrique rapide 262. Etant donné que la source du champ magnétique azimuthal 256 25 résulte d'une circulation de courant axial dans le plasma annulaire 258, le champ magnétique 256 n'est pas présent au voisinage de l'enveloppe sphérique rapide 250 ou de l'enveloppe cylindrique rapide 262. La présence d'un champ magnétique axial extérieur, produit par la source 110 de 30O champ magnétique extérieur de la figure 12 peut convenir pour augmenter le coefficient de couplage anormal. Mais étant donné que la colonne 258 de plasma annulaire possède un bêta très élevé, le champ magnétique extérieur produit par la source 110 est exclu pendant le fonctionnement. 35 La paroi radiale du récipient 248 à plasma cible est suffisamment épaisse pour assurer le confinement du flux magnétique et suffisamment massive pour assurer un confi- nement inertiel radial à l'échelle duiemps du faisceau d'électrons relativistes, c'est à dire au maximumin 100 2481 050 37 nanosecondes. Ainsi, la perte d'énergie radiale dans la paroi du récipient est limitée par le champ magnétique azitnuthal 256 et le champ magnétique extérieur exclu pro- duit par la source 110. La conduction de chaleur est limi- 5 tée axialement à l'échelle des temps par le plus faible gradient axial de température, le champ magnétique azi- muthal 256 et l'effet de symétrie du champ magnétique exté- rieur 110. Ainsi, la géométrie tire profit du couplage anormal et de la conduction de chaleur classique pour enle- 10 ver rapidement et efficacement lénergie du faisceau d'élec- trons relativistes 260 et la transporter sur l'enveloppe rapide. Les figures 29 et 30 sont des coupes de la configuration de base avec deux faisceaux dlionisation laser 268 et 270, 15 282 et 284 pour attaquer des enveloppes rapides de la manière décrite dans la demande de brevet précitde. Dans cette configuration, des fenêtres 264 et 266, 278 et 280 sont placées dans la paroi radiale du récipient à plasma. Les plasmas annulaires chauffés 274 et 286 attaquent l'en- 20 veloppe rapide sphérique ou cylindrique pour la faire im- ploser, par un dispositif d'explosion ou d'ablation déjà décorit. Les figures 31 et 32 montrent respectivement des dé- tails sur l'enveloppe sphérique rapide 250 et l'envelocppe 25 cylindrique rapide 262. Chacune de ces enveloppes rapide comporte des dispositifs d'ablation 292 et 298, des pous- soirs 294 et 300 et des tampons pleins 296 et 302. Le dispositif derblation est mis en ébullition par conduction thermique, afin de propulser le poussoir et le tampon 30 plein à une grande vitesse duimplosion. Etant donné que la cnnductibilité thermique d'un plasma est fortement fonc- tion de sa temperature, la vitesse & laquelle l énergie est transportée sur lenveloppe croit dans le temps pendant la durée de lqimpulsi.on du faisceau. Ainsi, une certaine 35 mise en forme naturelle de la source d'attaque du plasma est obtenue. Cette mise en forme conduit à une plus forte compression et un plus fort chauffage du g combustible 272 et 288, comme cela est décrit par R.J. Mason et ses collaborateurs, Phlysique des Fluides, 18,814 ( 1975 ) et ~38 ~2481050 S.D. Bertke et ses collaborateurs, Fusion Nucléaire, 18,509 (1978). Des pastilles sphériques structurées similaires à l'en- veloppe 250 ont été étudiées en détails on ce qui concerne 5- l'implosion par laser. Les dispositifs d'ablation 292 et 298 des enveloppes cylindriques sont en une matière de faible nombre atomique, de faible densité massique, par exemple I.iDT, ]e, NDP/,T3, l'hydrure de bore, ou CDT. Les poussoirs 294 et 300 sont généralement en une matière de 10 nombre atomique plies élevé et de plus forte densité massique par exemple en verre, en aluminium, en or ou en nickel. Des atomes de fort nombre atomique noyés dans de la matière plastique sont également utilisés. Des matières solides DT ou LiDT peuvent convenir pour les tampons pleins 296 et 15 302. En fonction de la vitesse d'implosion voulue et de différentes considérations de stabilité# la masse totale de l'enveloppe rapide 250 ou 262 varie de 1 à 100 milli- grammes. Dans le cas de l'enveloppe cylindrique 262, la mise en 20 forme réduit au minimum la perte de combustible enfermé 298 aux extrémités, comme le montre la figure 32. En variante, les extrémités peuvent $tre bouchées si le plasma annulai- re 286 et le combustible 288 sont différents. Par exemples le combustible gazeux 272 ou 288 pour des enveloppes sphé- 25 riques et cylindriques fermées peut comporter DI, DD, DHe3 }li6 ou T il tandis que le plasma cible 274 ou 286 peut être H2, Hoe, DT, DD ou autre gaz à faible nombre atomique. Une enveloppe de forme éllipsoldale peut aussi con enir. La figure 33 illustre un autre mode de réalisation uti- 30 lisant une enveloppe rapide. Selon cette figure, un fais- ceau plein pénètre la feuille 320 pour former un pincement anormal 318 dans l'enveloppe cylindrique 262 ui, à son tour, est entratnée par un faisceau annulaire, traverse la feuille 304. Un déflecteur 306 produit une ionisation 35 initiale dans la région 318 de pincement anormal. L'en- veloppe cylindrique 262 implose sur le plasma 318 pour améliorer la compression et la combustion. La figure 34 illustre schématiquement la géométrie d'une cible utilisant deux faisceaux annulaires d'élec- 2481050 39 trons relativistes pour attaquer une enveloppe sphêrique 250. En fonctionnement, l.a déviation du faisceau est ré- duite au minimum car les faisceaux 326 et 328 traversent les régions de champ magnétique azimuthal produites par 5 le faisceau, comme le montre la figure 14. Selon l'invention, la solution pour obtenir une source intense de rayonnement, de neutrons et/ou de particules alpha consiste à utiliser un plasma produit par un fais- ceau d'él.ectrons relativistes de haute densité, de plu- t sieurs kilovolts, pour attaquer une enveloppe rapide qui produit alors une impulsion d'énergie intense et en forme, convenant pour faire imploser une microsphère structurée, comme le décrit R.J. Mason dans Physilpe des Fluides, 18, 814 (1975) et le rapport scientifique de Los Alamos LA- 15 5898-MS (octobre 1975), par S.D. Berkcte et collaborateurs, Nuclear Fusion 18, 509 (1978), et G.S.Fraley et collaborateurs, Physique des Fluides, 17, 4741 (1974), La micro- sphère peut etre remplie de DT, DD Ue, 6DHe3, i ou IR i par exemple. 20 Les figures 35 et 36 illustrent la géométrie de base de cette solution, pour un seul faisceau 340 d'ionisation laser pénétrant par une fenêtre 342, Des configurations d'ionisation par laser multiple, comme représentées sur les figures 25 et 26, peuvent également convenir. Comme cela 25 a été indiqué ci-dessus, l'utilisation de laser pour la pré-ionisation réduit les impér~ifs de la technologie des faisceaux d'électrons relativistes. Les sources dlio- nisation par laser peuvent donc 6tre considérées comme optionnelles. Un faisceau annulaire 344 d'électrons relativistes pénètre la feuille de déclenchement 346 qui remplit éga- lement la fonction d'un bouchon d'extrémité pour contenir le plasma à basse température. Quand la tension et la densité de courant augmente, leco.fficient de couplage 35 anormal croit Jusqu'à sa valeur optimale et le faisceau transfère une large fraction de son énergie et de son moment à la région annulaire du plasma 348. Le champ magnétique azimuthal 350 produit par le faisceau dirige h son tour llé.nergie thermique du plasma annulaire 3l48 40do~ 2481050 vers 1 'enveloppe rapide sphdrique 352 de la figure 35 ou l'enveloppe rapide cylindrique 354- de la figure 36. Etant donné que la source du champ magnétique azimuthal. 350 est le résultat d'un courant axial dans le plasma annulaire 5 348, résultant de la conservation du moment, ce champ magnétique azimuthal 350 n'est pas présent dans le voisinage de l'enveloppe rapide sphérique 352 ou de l'enve- loppe rapide cylindrique 3515. La présence d'un champ magnétique extérieur axial produit par la source 110 de 10 la figure 12 peut être utilisé pour augmenter le coéffi- cient de couplage anormal. Mais étant donné que la colonne 348 de plasma annulaire et le plasma entourant l'enveloppe ont un bêta très élevé, le champ magnétique extérieur pro- duit par la source 110 de la figure 12 est rapidement exclu. 15 La paroi radiale du récipient 356 à plasma cible est suffisamment épaisse pour assurer le confinement du flux magnétique et suffisamment massive pour assurer un confi- nement inertiel axial du faisceau d'électrons relativis- tes à l'échelle destemps, c'est à dire au maximum 100 20 nanosecondes. Ainsi, la perte d'énergie radiale dans la paroi du récipient est limitée par le champ magnétique azimuthal 2350 et le champ magnétique extérieur exclu produit par la source 110 de la figure 12. La conduction thermique est limitée axialement à l'échelle des temps du 25 faisceau par le plus faible gradient axial de température le champ magnétique azimuthal 350 et la symébrie propre du champ magnétique extérieur produit par la source 110. Ainsi, la géométrie tire profit du couplage anormal et de la conduction thermique classique pour enlever rapide- 30 ment et efficacement l'énergie du faisceau d'électrons relativistes 344 et la transporter sur les enveloppes ra- pides 352 et 354. Comme le montrent les figures 37 et 38, les enveloppes rapides 352 et 3.54 sont constituées par des dispositifs 35 d'ablation 360 et 362, des poussoirs 364 et 366 et des tampons pleins 368 et 370. Le dispositif d'ablation est mis en ébullitinn par conduction thermique, afin de pro- pulser le poussoir et le tampon plein à une grande vitesse 2481050 41 d'implosion. Les dispositifs d8ablation 360 et 362 sont en matière de faible densité massique et de faible nombre atomique, par exemple LiDT, B3e N 1J3BT3, 1 hydrure de bore, ou CDT. Les poussoirs 364 et 366 sont généralement en 5 matière de plus forte densité massique et de plus fort nombre atomique, par exemple en verre, en aluminium, en or, en nickel ou en matière plastique dans laquelle sont noyés des atomes de nombre atomique élevé. Des matières solides$ DT ou LilY' peuvent convenir pour les tampons pleins 368 et 10 370. En fonction de la vitesse d'implosion voulue et de considérations de stabilité, la masse totale des enveloppes rapides 352 et 354 des figures 37 et 38 est de l'ordre de 1 à 100 milli grammes. Par ailleurs, le gaz d'attaque 372 et 374 des figures 37 et 38 peut 8tre DT, DD ou un gaz de 15 nombre atomique plus élevé, par exemple N2 Ar ou Kr. En fonctionnement, quand 1enveloppe s 'ocrase, la densi- t4 et la température des gaz tampons 372 et 374, en contact avec la microsphère 358, augmente dans le temps. Cette mise en forme dtimpulsion, qui est différente pour une enveloppe 20 sphérique rapide 352 et une enveloppe cylindrique 354 per- met le rztrapage du choe, comme cela est indiqu dans les articles précités de R.J. Mblason et S.D. 3erkce, produisant une forte compression de la miîerosphère 358 attaquée par ablation. En utilisant le gaz thermique de forte densité 25 372,374 des figures 37 et 38 pour l'implosion, les pro- blènmes de préchauffage associés avec la microsphère 358 sont réduits. Los figures 37 et 38 donnent des details de base sur la microsphère 358. Les matiêres utilisées pour les dispo- 30 sitifs dîablation 376 et 378, des poussoirs 380 et 382, les tampons pleins 384 et 386 et le gaz combustible 388 et 390 sont similaires à ceux décrits pour les enveloppes 352 et 354. De mmoe, de mulltiples configurations de pous- soir utilisant la multiplication de vitesse pour obtenir 35 de très grandes ritesses d'implosion peuvent aussi être incorporées dans la microsphêre structurée 358. L invention concerne done un procédé et un dispositif d'attaque d'une enveloppe rapide avec un plasma chaud qui, 412 2 2481050 42 à son tour, fait passer en implosion une microsphère strue- turée. De cette manière, la mise en forme naturelle d'im- pulsion produit des vitesses d'implosion élevées pour pro- duire de l'énergie sous forme d'un rayonnement, de neutrons 5 et/ou de particules alpha. En optimisant les instabilités d'écoulement extrêmement puissantes pour chauffer le plas- ma de haute densité selon le procédé (a), l'invention permet un dép8t efficace de l'énergie du faisceau pour chauffer le plasma et attaquer l'enveloppe rapide pour faire inm- 10 ploser la microsphère. L'implosion produit donc un rayonne- ment, des neutrons et/ou des particules alpha avec une hau- te intensité, en mettant en oeuvre la technologie actuelle. Bien entendu, diverses modifications peuvent être ap- portées par l'homme de l'art au procédé et à l'appareil 15 décrits et illustrés à titre d'exemples nullement limita- tifs sans sortir du cadre de l'invention. ~43~ ~2481050 REVENDICATIONS 1 - Dispositif de production d'énergie sous la forme d'un rayonnement et de neutrons, caractérise en ce qu'il comporte un dispositif destiné à produire un faisceau 5 annulaire d'électrons relativistes (344) d'une tension dtau moins 3 'eV, d'une densité de courant d'au moins lkA/cm2 et avec 1/ , une chambre à plasma cible (356) contenant un gaz de forte densité, une enveloppe rapide (352,354) disposée dans ladite chambre à plasma cible, une 10 microsphère (358) disposée dans ladite enveloppe rapide, un dispositif d'ionisation (340) dudit gaz de forte densité pour produire un plasma, et un dispositif qui déclenche des oscillations de convection dans ledit plasma (346) à l'application dudit faisceau annulaire d'électrons relati- 15 vistes de manière à produire dans ledit plasma des insta- bilités d'écoulement par lesquelles de l'énergie du fais- ceau d'électrons est déposée dans un anneau de plasma en- tourant ladite enveloppe rapide, pour chauffer ledit anneau de plasma jusqu'à des températures exprimées en kilovolts 20 et produire un courant axial par lequel l'énergie du fais- ceau d'électrons est déposée dans ledit anneau de plasma pour converger sur ladite enveloppe rapide et l'attaquer de manière à produire une impulsion d'énergie en forme pour faire imploser une microsphére structurée et produire ainsi 25 de l'énergie sous la forme d'un rayonnement et de neutrons. 2 - Dispositif selon la revendication 1, caractérisé en ce que ladite enveloppe rapide est une enveloppe rapide sphérique (250). 3 - Dispositif selon la revendication 1, caractérisé 30 en ce que ladite enveloppe rapide est une enveloppe rapide cylindrique (260). 4 - Dispositif selon la revendication 1, caractérisé en ce que ledit dispositif d'ionisation du gaz à forte densité consiste en au moins un laser (176). 5 5 - Dispositif selon la revendication 1, caractérisé en ce que le dispositif qui déclenche des oscillations de convection consiste en une mince feuille de faible densité. 6 - Dispositif selon la revendication 2, caraotérisé 2481050 44 en ce que ladite enveloppe sphérique raoide comporte une couche exterieure .à ablation (282), une couche de poussoir intermédiaire (24>) et une couche tampon intérieure (296). 7 - Dispositif selon la revendication 3, caractérisé 5 en ce que ladite enveloppe rapide cylindrique comporte un dispositif d'ablation (298} un poussoir (300) et un tampon (302). 8 - Dispositif selon la revendication 1, caractérisé en ce qu'il comporte en outre un dispositif destine à atta- 10 quer par explosion ladite enveloppe rapide. 9 - Dispositif selon la revendication 1, caractérisé en ce qu'il comporte en outre un dispositif destiné à atta- quer ladite enveloppe rapide 10 - Dispositif selon la 15 en ce que ladite microsphère 11 - Dispositif selon la en ce que ladite microsphère 12 - Dispositif selon la en ce que ladite microsphère 20 13 - Dispositif selon la en ce que ladite microsphère 14 - Dispositif selon la en ce que ladite microsphère par ablation. revendication 1, caractérisé (358) est remplie de DT. revendication 1, caraetérisé est remplie de DD. revendication 1, caractérisé est remplie de Dle3. revendication 1, caractérisé 6 est remplie de HLi . revendication 1, caractérisé est remplie de 111. 15 - Dispositif de production d'énergie sous la forme 25 d'un rayonnement et de neutrons, caractérisé en ce qu'il comporte un plasma de forte densité (112,258,274,286,316, 328) disposé dans une chambre à cible (o108,248) une en- veloppe rapide (250,262) disposée dans ladite chambre à cible, une microsphère (358) disposée dans ladite envelop- 30 pe rapide, un dispositif produisant un faisceau d'élec- trons relativistes de forte densité de courant, à haute tension, suffisant pour pénétrer ladite chambre à cible et déclencher des oscillations de convection dans ledit plasma de haute densité de manière que de l'.6nergie soit 35 transférée dudit faisceau d'électrons relativistes vers le- dit plasma pour chauffer un anneau dudit plasma h des tem- pératures exprimées en kilovolts, et produire dans ladite enveloppe rapide une impulsion d'énergie intense, mise en forme, pour faire imploser ladite ,,icrosphère et 45~ ~2481050 produire ladite énergie. 16 - Dispositif selon la revendication 15, caractérisé en ce qu'il comporte en outre un dispositif destiné a attaquer par explosion ladite enveloppe rapide. 5 17 - Dispositif selon la revendication 15, caractérisé en ce qu'il comporte en outre un dispositif destiné à atta- quer par ablation ladite enveloppe rapide. 18 - Dispositif selon la revendication 15, caractérisé en ce que ladite enveloppe rapide est une enveloppe rapide 10 sphérique (250). 19 - Dispositif selon la revendication 15, caractérisé en ce que ladite enveloppe rapide est une enveloppe rapide cylindrique (262). 20 - Dispositif selon la revendication 15, caractérisé 15 en ce que le plasma de haute densité consiste en Dr. 21 - Dispos itif selon la revendication 15, caractérisé en ce que ledit plasma de haute densité consiste en DD. 22 - Dispositif selon la revendication 15, caractérisé en ce que ladite enveloppe est remplie d'un gaz d'attaque 20 en DD. 23 - Dispositif selon la revendication 15, caractérisé en ce que ladite enveloppe est remplie d'un gaz d'attaque en DT. 24 - Dispositif selon la revendication 15, oaractérisé 25 en ce que ladite enveloppe est remplie d'un gaz tampon de N2. 25 - Dispositif selon la revendication 15, caractérisé en ce que ladite enveloppe est remplie d'un gaz tampon en Ar. 30 26 - Dispositif selon la revendication 15, caractérisé en ce que ladite enveloppe est remplie .d'un gaz de nombre Z modéré. 27 - Dispositif selon la revendication 15, caractérisé en ce que ladite riicrosphère est remplie de DT, 35 28 - Dispositif selon la revendication 15, caractérisé en ce que ladite microsphère est remplie de DD. 29 - Dispositif selon la revendication 15, caractérisé en ce que ladite microsphère est remplie de DHe3. 30- Dispositif selon la revendication 15, caractérisé 2481050 46 en ce que ladite microsphère est remplie de IlLi 31 - Dispositif selon la revendication 15, caractérisé il en ce que ladite minicrosphère est remplie de tiB1. 32 - Dispositif h plasma chaud, caractérisé en ce qu' il 5 comporte un dispositif (108,248) destiné à retenir un gaz de forte densité dans un volume prêdéterniné, un dispositif (176) d'ionisation dudit gaz pour produire un plasma de forte densité, une enveloppe rapide (250,262) disposSe dans ledit dispositif qui retient ledit gaz de forte densité, une microsphère (358) disposée dans ladite enveloppe rapide, et un dispositif qui produit un faisceau annulaire d'électrons relativistes d'une tension suffisamment élevée pour éliminer la dispersion classique a l.a pénétration dans ledit dispositif qui retient ledit gaz de forte densi- 15 té, afin de produire des instabilités d' écoulement dans ledit plasma de forte densité par lesquelles ledit faisceau d'électrons relativistes chauffe un anneau dudit plasma de forte densité entourant ladite enveloppe rapide à des températures del' ordre du kilovolt, afin d'attaquer ladite 20 enveloppe rapide en convergence et de faire imploser ladite microsphère pour produire ledit p3asma chaud. 33 - Dispositif selon la revendication 32, caractérisé en ce que ladite enveloppe rapide comporte un dispositif d'ablation, un poussoir et un tampon. 25 34 - Dispositif selon la revendication 32, caractérisé en ce que ladite enveloppe rapide est une enveloppe rapide sphérique. 35 - Dispositif selon la revendication 32, caractérisé en ce que ladite enveloppe rapide est une enveloppe rapide 30 cylindrique. 36 - Dispositif selon la revendication 32, caractérisé en ce que ledit plasma de forte densité est en DT. 37 - Dispositif selon la revendication 32, caractérisé en ce que ledit plasma de forte densité est du DD. 35 38 - Dispositif selon la revendication 32, caractérisé en ce que ledit plasma de forte densité est du 1113. 39 - Dispositif selon la revendication 28, caractérisé en ce que ladite microsphère est remplie de LTr. c 2481050 47 40 - Dispositif sel.on la revendication 28, caractérisé en ce que ladite microsphère est remplie ce DD. 41 - D)ispositif selon la revendication 28, caractérisé en ce que ladite microsDhere est remplie de Df[e3. 5 ; 42 - l)ispositif solon l.a revendication 1, caractérisé 6 en ce que ladite microsphère est remplie de MLi. 43 - Dispositif selon la revendication 28, caractérisé en ce que ladite microsphère est remplie de IIB1 44 - Procédé de production d'un plasma chaud, caractérisé 10 en ce qu'il consiste essentiellement à confiner un gaz de forte densité dans une chambre cible, a ioniser ledit gaz pour produire un plasma de forte densité, à produire un *faisceau annulaire d'électrons relativistes dont la tension est suffisamment élevée pour pénétrer dans ladite chambre 15 à cible avec une dispersion négligeable pour produire des instabilités d'écoulement dans ledit plasma par lesquelles ledit faisceau d'électrons chauffe un anneau dudit plasma de forte densit'. entourant une enveloppe rapide qui contient une microsphère, de manière à faire passer ladite enveloppe 20 rapide en convergence et à produire une impulsion de grande puissance et faire imploser ladite microsphère pour produire ledit plasma chaud. 7