FR 2415379 A1 19790817 FR 7739449 A 19771228 La présente invention concerne des générateurs d'ondes électromagnétiques "confinantes" utilisant des convertisseurs de mode de propagation pour ondes électromagnétiques de très haute fréquence, lumineuses ou infrarouges, comme dispositifs de confinement du plasma et décrits dans la demande de brevet nO PV 76-38960 du 23 décembre 1976. L'objet de la présente invention est de décrire des générateurs d'ondes électromagnétiques "confinantes11 qui confinent les particules les plus légères du plasma savoir les électrons, ce qui revient, en raison de la quasi-neutralité des plasmas, à confiner le plasma tout en l'excitant. Ce confinement est de pre mièvre importance pour rechercher un effet de fusion thermonucléaire contrôlé en focalisant des faisceaux lasers de grande puissance sur le matériau de fusion. Un objet plus particulier de l'invention est de décrire des dispositifs de protection pour de tels générateurs d'ondes électromagnétiques "confinantes". I1 est en effet important, lorsque l'on utilise des lasers de grande puissance, de protéger le laser contre les dommages que peuvent lui faire subir les ondes réfléchies. On appelle ondes confinantes des ondes électromagnétiques pour lesquelles le champ électrique est nul en au moins un point de l'axe de propagation. Ces ondes confinantes ont la propriété de rassembler les électrons aux points où le champ électrique est nul. La force de confinement qui pousse les électrons vers les points de confinement est proportionnelle au gradient du carré du module du champ électrique. On verra plus loin que cette force de confinement contient une composante électrique et une composante magnétique, et que la composante magnétique peut dans certains cas être négligée. On rappelle que dans la nomenclature officielle des ondes, le mode de l'onde est suivi de deux indices. Le premier indique le nombre de périodes spatiales en direction azimutale et le second indique le nombre de périodes spatiales en direction radiale. On n'écrira jamais ce deuxième indice dans la présente spécification, étant donné que de ce point de vue le mode sera toujours voisin des conditions fondamentales avec un taux d'harmoniques assez faible qui pourra varier quand on fera varier l'intensité de l'onde en fonction de la distance à l'axe. Les modes TEo, TE2, TM2 et plus généralement les modes TEMq sont des modes confinants, le champ électrique étant nul en tous les points de leurs axes de propagation. Pour les modes TEo, TE2 et TM2, le-potentiel de confinement dans le voisinage de l'axe est proportionnel au carré de la distance à l'axe. Pour les modes TEMq avec q > 2, le potentiel de confinement dans le voisinage de l'axe est proportionnel à la puissance 2(q-1) de la distance à l'axe. Ces modes de propagation sont utilisés en combinaison avec un champ magnétique axial dont le rôle est de provoquer un pincement axial des électrons qui convergent vers l'axe, comme on l'a déjà montré dans la demande de brevet précitée et comme on le démontrera de manière plus générale ci-après. Les générateurs de faisceau laser usuels produisent des ondes électromagnétiques rectilignement polarisées qui correspondent au mode de propagation TE1. La présente invention décrit des moyens pour transformer des générateurs de faisceau laser rectilignement polarisé en générateurs d'ondes laser confinantes. I1 s'agit d'adapter en tous les points d'une surface d'onde, des moyens de contrôle de la polarisation de l'onde. Dans la présente demande, comme dans la demande de brevet nO 77-03419 du 8 février 1977, le mode de propagation des ondes laser confinantes est le mode de propagation polarisé circulairement à déphasage azimutal négatif du premier ordre, c'est-à-dire en fait deux modes TE2 de même intensité, orthogonaux entre eux et en quadrature de phase, que l'on appelle encore mode UTE22 circulaire. L'invention utilise des convertisseurs de mode qui ont été décrits dans la demande de brevet précitée nO 76-38960. Ces convertisseurs de mode sont des lames demi-onde de forme sectorale, disposées bord à bord sur un support transparent de façon que les axes rapides (ou lents) des secteurs forment des lignes brisées d'allure hyperbolique ou parabolique. Ces convertisseurs de mode sont aussi des lames transparentes dont une des faces est en forme d'hélicoIde ou de marches d'escalier en colimaçon. L'invention utilise égale ment des convertisseurs de mode qui ont été décrits dans la demande de brevet nO 77-28170 du 19 septembre 1977 et qui sont des cônes de Brewster à base spiralée.Les convertisseurs de mode sont utilisés dans la présente invention en combinaison avec des filtres de mode tels que des dioptres coniques, des cônes de Brewster et des lames à faces parallèles et avec des rotateurs de polarisation tels que des rotateurs à effet Faraday et des lames quart d'onde habituelles ou de forme sectorale. Les filtres de mode et les rotateurs de polarisation peuvent servir à transformer les modes de propagation des faisceaux qu'ils reçoivent, mais ils sont surtout destinés à protéger le laser contre les dommages que risquent de lui faire subir les ondes réf lé- chies. Les associations des filtres de mode et des rotateurs de polarisation de la présente invention ont une fonction de protection du laser contre les ondes réfléchies et forment des dispositifs de protection du laser. La fonction de protection du laser contre les ondes réfléchies, réalisée par les dispositifs de protection de l'invention, est une fonction très importante des que l'on utilise des lasers de grande puissance, comme c'est le cas lorsque l'on désire provoquer une fusion thermonucléaire par focalisation du faisceau laser sur le matériau fusible. Les dispositifs de protection de laser de l'invention comportent un filtre de mode qui reçoit une onde électromagnétique générée par le laser, et un rotateur de polarisation qui reçoit l'onde électromagnétique transmise par le filtre de mode. Ils sont caractérisés en ce que le filtre de mode reçoit l'onde laser sous l'incidence de Brewster et la transmet sans réflexion et en ce que le rotateur de polarisation fait tourner la polarisation de l'onde qui le traverse aller et retour, d'un angle de s/2. Comme on l'a déjà dit, les dispositifs de protection de l'invention sont utilisés en association avec des convertisseurs de mode. Dans certaines réalisations, les fonctions de conversion et de protection sont réalisées par un dispositif unique au lieu d'être obtenues séparément. On va reprendre ici les propriétés générales des ondes confinantes en liaison avec ce qui avait déjà été démontré dans les demandes de brevets précitées. En introduisant le nombre complexe 5 5 = r exp jf (I) qui repère un point M du plan complexe de rayon vecteur r et d'azimut +, on peut réécrire le champ électrique des ondes polarisées circulairement à déphasage azimutal d'ordre N sous la forme du nombre complexe pour un déphasage positif, et pour un déphasage négatif, avec t* désignant le complexe conjugué de 5. Sous l'influence d'un champ E de fréquence angulaire #, le déplacement dX d'un électron en mouvement autour d'une position moyenne # s'écrit -eE d# = 2 (4) mu dC et E étant des nombres complexes représentant des vecteurs à variation périodique, m et e étant la masse et la charge de l'elec- tron. Pour avoir une meilleure approximation de l'action du champ sur le mouvement de l'électron, il faut tenir compte de la variation dE de E lorsque l'électron se déplace de dX autour de t. Pour l'onde à déphasage azimutal négatif exprimée par (3 > , on a En remplaçant #* et dgt par leurs valeurs respectives définies par (1) et (4), l'on écrit la force S qui correspond au champ complémentaire dE de la façon suivante la quantité EE+ est le carré du module Ei du champ électrique, indépendant du temps et de l'azimut. La force complémentaire S est donc une force continue et le facteur (- exp ) indique son orientation vers l'origine.Cette force est indépendante du signe de la charge puisque celle-ci apparait à la puissance deux, et elle est inversement proportionnelle à la masse, ce qui fait qu'elle ne s' applique pratiquement qu'aux électrons, causant des variations de densité des charges négatives qu'un mouvement des charges positives vient rapidement compenser. Les ondes polarisées circulaire ment à déphasage azimutal négatif soumettent donc le plasma à une force de confinement qui le comprime sur l'axe et dont la valeur par électron est A cette force de confinement correspond une cuvette de potentiel valable, comme les équations (2) et (3), pour de petites valeurs de r et la constante -Uo étant la valeur du potentiel sur l'axe de propagation.Cette expression du potentiel est la limite d'un développement en série, pour r petit, de la cuvette de potentiel donnée par la relation (10) dans la demande de brevet nO 77-03419. Pour les modes TEMq, la relation qui lie l'indice q avec le nombre N est, pour les ondes polarisées circulairement à déphasage azimut tal négatif, donnée par la formule (24) de la demande de brevet n 77-28170 et est égale à q=N+1 Comme on l'a dit précédemment, le potentiel de confinement, pour des ondes TEMqf est au voisinage de l'axe de propagation, proportionnel à la puissance 2(q-1) de la distance de l'axe r. Pour les ondes polarisées circulairement à déphasage azimutal positif, le calcul de la force de confinement que nous avons donné précédemment reste valable en supprimant les astérisques + qui indiquent les imaginaires conjugués. Cependant, le calcul précédent de la force de confinement So est un calcul approché e valable lorsque la composante magnétique de la force de confinement peut être négligée. Dans le cas des ondes polarisées circulairement à déphasage azimutal positif, il est nécessaire de faire un calcul complet de la force de confinement en tenant compte de sa composante magnétique.En particulier, pour l'onde TEo dont les lignes de champ sont représentées en figure 1 de la demande de brevet nO 76-38960, il est nécessaire d'effectuer un calcul complet de la force de confinement. L'effet de confinement causé par un faisceau lumineux peut être étudié de la façon la plus générale en se fondant sur la conservation de l'énergie. On considère une onde électromagnétique permanente caractérisée par son champ électrique E en fonction de x,y,z et fonction sinusoïdale du temps, de fréquence angulaire X dans lequel évoluent des particules libres, chargées électriquement. Ce champ étant d'amplitude variable en fonction de la position, une particule qui oscille subit un effort dissymétrique aux deux extrémités de son oscillation, ce qui déplace sa position moyenne. L'effet est d'autant plus sensible que l'amplitude d'oscillation est plus grande c'est-à-dire que cet effet concerne presqu'uniquement les électrons, les noyaux ne réagissant que pour rétablir la neutralité du plasma. On peut aborder le problème par son aspect énergétique. Ayant supposé qu'il n'y a pas de composante continue du champ électrique, l'énergie cinétique totale prise en moyenne sur plusieurs périodes de l'onde, reste constante. Cette énergie cinétique totale se décompose en énergie cinétique d'oscillation et énergie cinétique de translation. Si le système est clos, c'est-à-dire enfermé dans une enceinte parfaitement réfléchissante qui interdit les pertes par rayonnement, l'énergie cinétique d'oscillation est en tout point proportionnelle au carré de l'amplitude du champ électrique CE(x,y,z)32 qui est fonction de la position. Du point de vue du mouvement de translation de la position moyenne autour de laquelle oscille la particule, on peut considérer que la masse de la particule est concentrée en ce point moyen et subit une force dérivant d'un potentiel proportionnel à E. Les minimum de la fonction E constituent donc des cuvettes de potentiel dans lesquelles tombent les particules. On reprendra plus loin en détail l'analyse des forces qui agissent dans ce cas. Lorsque l'électron est lié, le phénomène s'inverse, la force que subit l'électron l'entraînant, avec le noyau auquel il est lié, vers les zones où E est maximum. En effet, à l'énergie cinétique s'ajoute maintenant l'énergie potentielle de liaison qui diminue quand l'énergie cinétique d'oscillation augmente. C'est au détriment de cette énergie potentielle de liaison que la force appliquée par le champ électrique E sur l'électron fait remonter l'atome auquel il est lié vers la région où E est maximum. Là encore, la force dérive d'un potentiel proportionnel à E2. Ces déplacements de matière présentent une grande analogie avec les déplacements d'une lame de diélectrique entre les lames d'un condensateur à air. La lame de diélectrique est aspirée à l'intérieur du condensateur proportionnellement au carré du champ et à (E-l), où E est la constante diélectrique. Si l'on remplaçait le diélectrique pour lequel E > 1 par un milieu à constante diélectrique E inférieur à l'unité, il y aurait alors répulsion. (Un milieu dans lequel les électrons libres oscillent sans chocs est un milieu pour lequel E On va maintenant calculer le potentiel de confinement, et analyser en détail le comportement du champ électrique. Dans l'équa- tion de la dynamique du mouvement de l'électron sur un axe les pertes de rayonnement s'expriment par un coefficient de freinage dx que l'on écrit -nmx dt 2Si I1 électron est lié, on écrit la force de rappel sous forme -mR~x, n étant la fréquence angulaire de résonance de l'atome. On obtient alors pour l'énergie cinétique d'oscillation Pour l'électron libre, en l'absence de champ magnétique, n est nul et le coefficient de freinage peut souvent être négligé. La formule (8) exprimant une énergie, il faut, pour obtenir le potentiel de confinement en volts, diviser cette valeur par la charge e de l'électron. On remplace également la fréquence angulaire 2'rc 2mc2 X par par pour faire apparaître le terme e qui est sensiblement égal à 10 volts. Le potentiel de confinement s'écrit en valeur absolue Lorsqu'un plasma converge, chaque élément du plasma voit les autres éléments se rapprocher, et, à cause de l'effet Doppler, il les voit en moyenne plus chauds qu'il n'est lui-même; il peut donc facilement absorber l'énergie qu'ils rayonnent. En d'autres termes, un élément donné du plasma voit les émissions des autres éléments correspondant à une transition donnée à une fréquence plus haute que celle qui, chez lui, correspond à la transition inverse, il peut donc absorber facilement cette énergie.Le rayon nement d'un plasma qui converge est donc très faible et dans la zone qui nous intéresse, on peut négliger le coefficient n qui exprime le freinage de l'électron lié au rayonnement. Pour étudier en détail l'action du champ électrique, c'est-à-dire du gradient de ce potentiel, on utilise la formule d'analyse vectorielle 1 grad (E) = E.grad(E) - (rot E) x E (10) 2 Elle montre que l'expression de la force de confinement se décompose en deux vecteurs, correspondant aux deux termes du second membre de l'équation (10), que l'on appellera vecteurs de confinement électrique et magnétique. Le vecteur de confinement électrique, qui correspond au premier terme du second membre, est le produit scalaire du gradient de E par le vecteur E lui-même que l'on peut réécrire : # # # (Ex #x + Ey #y + Ez #z) E (11) Ce vecteur correspond au champ moyen non nul résultant des variations du vecteur champ électrique vues par la particule qui se déplace en oscillant parallèlement à la direction moyenne du vecteur E.Pour étudier les propriétés de ce champ de vecteurs autour d'un point fixe M, on choisit des axes de coordonnées O,x,y,z tels que la direction Ox coïncide avec la direction de E en M et que le plan xgy coïncide avec la direction de plan donnée par les vecteurs dE E et dx on a alors: et les composantes du vecteur de confinement électrique sont proportionnelles à selon Ox selon Oy Ces expressions se simplifient encore dans le cas où le champ présente des plans de symétrie ou d'antisymétrie. Un plan de symétrie doit nécessairement être parallèle au vecteur lui-même. Une symétrie par rapport au plan xOz se traduit #Ey par le fait que E y reste nul sur l'axe Ox et que la dérivée #x est donc nulle. Le vecteur de confinement électrique a alors la même direction que le vecteur électrique lui-même et est proportionnel à Un plan d'antisymétrie doit nécessairement être perpendiculaire au vecteur lui-même. L'antisymétrie par rapport au plan yoz se traduit par le fait que dans le plan yOz on doit avoir E = = o et que Ex est sensiblement constant pour les petites varia- tions de x autour de l'origine.Par ailleurs, E y reste très petit Ey et le quotient Ex exprime en première approximation l'angle que fait le vecteur E avec l'axe Ox; la dérivée de cet angle par rapport au déplacement suivant le vecteur donne la courbure 1 de la ligne de champ et le vecteur de confinement électrique est proportionnel a: et est dirigé selon Oy, c'est-à-dire qu'il est normal au vecteur E, situé dans le plan de courbure et orienté de façon centrifuge par rappor au centre de courbure. Le coefficient de proportionnalité est e m# . Le vecteur de confinement magnétique, correspondant au second terme du second membre de l'équation (10), exprime la force de confinement résultant de l'action du champ d'induction magnétique B sur la charge qui se déplace à la vitesse v et qui s'écrit B x ev. On ne change pas la valeur moyenne de ce vecteur si on dérive 2 simultanément B etfv et Si l'on divise le produit par #. On remplace ensuite dt par sa valeur rot E et dvt par sa valeur eE et l'on obtient C'est à ce terme qu'est liée la pression de radiation proprement dite dans le sens de la propagation, mais il intervient aussi dans le confinement latéral. Pour le mode TE2, le champ magnétique axial est nul dans le voisinage de l'axe; ce terme (14) n'intervient pas et le confinement est purement électrique. Pour le mode TEo le champ magnétique axial est très important et ce mode est confinant grâce au terme de confinement magnétique bien que le terme électrique ne le confine pas. Pour interpréter physiquement ces formules, on se rapportera à la figure 1 où la position moyenne de la particule se trouve située en M. La particule est soumise aux champs électriques de deux ondes se propageant selon des modes TE2 dont l'axe de propagation Oz commun est perpendiculaire au plan de la figure. L'une de ces ondes, dont les lignes de champ électrique sont tracées en traits pleins sur la figure 1, a son champ électrique antisymétrique par rapport au plan passant par l'axe Oz et le point M. Une particule soumise à un tel champ oscille entre les points M1 et M3 et les forces appliquées à la particule en ces points ont leur somme donnée par la formule (13). L'autre onde, dont les lignes de champ électrique sont tracées en pointillé, a son champ électrique symétrique par rapport au plan passant par Oz et le point M.Une particule soumise à un tel champ oscille entre les points M2 et M4 et les forces appliquées à la particule en ces points ont leur somme donnée par la formule (12). Afin de relier à la courbure des lignes de champ la valeur du champ d'induction magnétique B qui apparaît dans la formule (14), on écrit la loi de Faraday pour un contour défini par un arc de ligne de champ vu du centre de courbure C sous un angle a très petit et de longueur aR, un second arc parallèle au premier et deux segments de droites perpendiculaires aux lignes de champ, la distance entre les deux arcs étant égale à dR et comptée positivement en s'éloignant du centre de courbure ou en simplifiant Cette formule (15) est écrite avec des coordonnées locales. On va maintenant utiliser les coordonnées cylindriques usuelles et comparer les propriétés confinantes des modes TEo et TE2. Soit donc r la distance du point M à l'axe de propagation Oz, et son azimut. Le rayon de courbure R est égal à r dans les deux cas : pour l'onde TE0, le centre de courbure est placé sur l'axe Oz; pour l'onde TE2, il est symétrique par rapport à M du centre de figure placé sur Oz (voir figure 1). La formule (15) se réécrit donc dans les deux cas et Ef étant proportionnel à r, au voisinage de l'axe de propagation, pour les deux cas également, on voit que la valeur absolue des deux termes du second membre de l'équation (15') sont égaux, à la limite des approximations faites. Dans le cas de l'onde TE2, ces deux termes sont de signe contraire et s'annulent sensiblement, ce qui a pour conséquence que Bz est pratiquement nul et que le confinement est purement électrique. Dans le cas de l'onde TEo, les deux termes du second membre de l'équation (15') sont de même signe, chacun de ces termes étant sensiblement égal à la valeur du champ de confinement électrique.Le terme de confinement électrique donne une force centrifuge appliquée à l'électron et le terme de confinement magnétique compense deux fois ce terme centrifuge. L'onde TEo est donc confinante à cause de ce terme de confinement magnétique. Pour connaître la forme explicite du potentiel de confinement dans les deux cas précités des ondes de modes TEo et TE2, on écrit l'amplitude du champ électrique d'une onde Laguerro Gaussienne dont le premier terme du développement en série autour de l'axe de propagation redonne bien les expressions (2) et (3) des champs électriques des ondes polarisées circulairement à déphasage azimutal du premier ordre.Cette amplitude est égale à En reportant cette valeur dans l'expression (9) du potentiel de confinement et en supposant que l'électron est libre, en l'absence de champ magnétique et que son coefficient de freinage peut être négligé (soit n = n - 0), le potentiel de confinement pour des ondes polarisées circulairement à déphasage azimutal du premier ordre, positif ou négatif, s'écrit Ce potentiel est confinant à l'intérieur du cercle r qui est égale à l'expression (7') pour le premier ordre N=l. Dans une telle cuvette de potentiel, l'électron oscille sous l'effet d'une force proportionnelle à sa distance à l'origine, sa fréquence angulaire d'oscillation #o étant donnée par : On n'a parlé ci-dessus que du confinement radial du plasma. Dans la demande de brevet nO 76-38960, on a montré comment un champ magnétique axial dans la tache locale permettait d'obtenir une compression axiale liée au "pincement" magnétique. En présence d'un champ magnétique continu axial les électrons qui tombent dans la cuvette de potentiel définie par (18) se mettent à tourner. Si l'on considère les électrons placés initialement sur un même cercle centré sur l'axe, et qui convergent, le flux embrassé par le cercle qui se rétrécit, devra rester constant. I1 en résulte que les électrons tournent dans un sens tel que le champ magnétique sur l'axe en est considérablement augmenté. De plus, tous ces cercles sur lesquels tournent des électrons s'attirent comme les spires d'un solénoïde parcouru par un courant continu, causant un pincement axial qui empêche les électrons concentrés dans le voisinage du centre de la cuvette de potentiel, de fuir axialement sous l'effet de la répulsion électrostatique mutuelle. On va calculer approximativement la valeur du champ magnétique axial nécessaire pour produire un tel pincement. La fréquence angulaire à laquelle tourne, sur un cercle, électron lancé dans un espace où ne regne qu'un champ d'induction eB B est la fréquence de Larmor c' > L = m . Si l'on prend comme trièdre de référence, un trièdre tournant~Ox,y,z autour d'un axe Oz parallèle à t à la fréquence angulaire de Larmor û > L, on y observe une compensation exacte entre l'accélération de Coriolis et l'action du champ d'induction magnétique sur la vitesse de l'électron.Dans un tel trièdre, on ne peut observer que des forces radiales, à savoir la 2 force de rappel proportionnelle à la distance à l'axe mn r où nO est donné par l'équation (19) et la force centrifuge m t2r, ces 2 deux forces pouvant s'écrire mn r avec #2 - #o2 - #L2 (20) Dans ce trièdre tournant, l'électron décrit une ellipse dont la trajectoire peut être représentée dans le plan complexe par la somme de deux vecteurs tournants d'amplitudes constantes et dans le trièdre fixe, la trajectoire peut être représentée par:: Cette trajectoire est une hypocycloide, l'arc séparant deux points de rebroussement successifs étant égal à (1 - #L)# et le temps mis # par l'électron pour aller de l'un à l'autre étant égal à Q. De n l'axe, on voit l'électron tourner à une vitesse angulaire moyenne égale à (#-#L) et il engendre donc un champ magnétique égal à 2e (n~uL) Ampère-tour. Le cylindre de rayon rO contenant #ro2n électrons par unité de longueur, ou n est le nombre d'électrons par unité de volume, il en résulte que le champ d'induction magnétique 1 2 sur l'axe est égal à 2 o ne ro(#-#L).Les lignes de champ magné- tique étant fermées, ce champ prend à la sortie du tore dans lequel tournent les électrons une direction radiale et l'action de cette composante radiale du champ magnétique sur les électrons comprime le tore axialement. Cette compression axiale doit équilibrer la compression radiale due au champ de confinement ou lui être supérieure. A la distance r de l'axe, la force de confinement dérivant 2 du potentiel (18) est égale à m#o2r et la vitesse orthoradiale moyenne de l'électron est (Q-L)r. La valeur de la composante radiale du champ d'induction magnétique à la sortie du tore est très voisine de la valeur de la composante axiale au centre du tore. Pour obtenir un pincement magnétique, la condition 1 0 ne2 r02 (#-#L)2 r#m#o2r (23) 2 doit être remplie. En négligeant L devant n et en faisant appa- raître la longueur d'onde de coupure du plasma #c qui est égale à:: où est le rayon de l'électron, la condition précédente se réécrit Cette condition est pratiquement toujours réalisée, car la longueur d'onde utilisée X est très voisine de c tout en lui étant inférieure; rO est du même ordre que A et le facteur 62s rend l'inégalité plausible. I1 convient de souligner le fait que la condition (24) est une condition initiale et que lorsque le phénomène a démarré, il s'amplifie de lui-même, n tendant vers l'infini. Le champ magnétique continu intervient uniquement dans les conditions de démarrage du phénomène.Son état ne doit pas être noyé dans l'agitation thermique, ce qui peut s'exprimer en disant qu'au début du phénomène la-vitesse de oLr, r doit au moins être du même ordre que la vitesse d'agitation thermique. L'oscillation des électrons dans la cuvette de potentiel est une oscillation amortie car, les électrons entraînent légèrement les noyaux par attraction électrostatique lorsqu'ils convergent vers le fond de la cuvette. L'augmentation de densité des charges positives au fond de la cuvette empêche les électrons de reprendre complètement leur énergie cinetique initiale, et de plus, ils sont piégés par pincement magnétique sur un anneau de courant de rayon très petit. On vient de voir que les ondes polarisées circulairement à déphasage azimutal positif ou négatif ont la propriété de confiner les plasmas. En se restreignant aux déphasages azimutals du premier ordre (N=l), les ondes à déphasage positif sont des mélanges de modes TEo et TMo et les ondes à déphasage négatif sont des modes TE2. Pour les modes TEo et TE2, le champ électrique n'a pas de composante hors des plans de phase. Le mode TMo présente une composante axiale qui est négligeable lorsque l'on travaille avec des faisceaux de grand diamètre, rO ayant une valeur de l'ordre de 104 fois la longueur d'onde.Cette composante axiale du champ électrique prend de l'importance lorsque l'on focalise; elle peut devenir du même ordre de grandeur que le champ radial et même supérieure à celui-ci. I1 en résulte que pour les ondes polarisées circulairement à déphasage azimutal positif du premier ordre, le carré du module du champ électrique n'est pas nul sur l'axe de propagation. Si le maximum E02 de ce carré, qui est atteint sur le cercle de rayon rO est une quantité donnée, la différence de potentiel de confinement est beaucoup moins forte pour les ondes à déphasage positif que pour celles à déphasage négatif. En fait, le mode TMo n'est vraiment confinant que lorsqu'il est stationnaire parce qu'alors son champ électrique axial s'annule toutes les demi-longueurs d'ondes. Lorsque l'on focalise la puissance d'un laser sur un matériau solide en engendrant un plasma, il n'est guère possible d'obtenir une onde stationnaire, car l'énergie absorbée fait diminuer l'intensité de l'onde de manière progressive et l'énergie réfléchie l'est selon un diagramme bien différent de celui que donnerait un miroir plan. Pour ces raisons, il est préférable d'utiliser, lorsque l'on recherche un effet de fusion thermonucléaire contrôlee, des générateurs de faisceau laser confinant dont le mode de propagation est du type polarisé circulairement à déphasage azimutal négatif. Un autre intérêt des ondes à polarisation circulaire est de permettre de protéger le laser contre les ondes réfléchies qui, dans le cas de faisceau de grande puissance, peuvent lui faire subir de graves dommages. Le dispositif de protection d'un laser contre les ondes réfléchies, conforme à la présente invention, est constitué d'un filtre de mode mettant à profit les propriétés de l'angle de Brewster et d'un rotateur de polarisation qui fait tourner la polarisation d'un faisceau lumineux, qui le traverse en un passage d'aller et de retour, d'un angle de tir/2. La rotation de la polarisation du faisceau lumineux peut être obtenue de manière continue au cours de la traversée aller et retour du rotateur de polarisation, si l'on utilise un rotateur de polarisation basée sur l'effet Faraday. La rotation de la polarisation du faisceau lumineux peut être obtenue de manière globale par transformation de la polarisation linéaire du faisceau en polarisation circulaire durant la traversee aller du rotateur de polarisation et par transformation inverse durant la traversée retour, si l'on utilise un rotateur de polarisation basé sur les propriétés des lames quart d'onde de l'optique cristalline. On rappelle brièvement les conditions d'obtention de l'effet Faraday. Lorsqu'un faisceau lumineux rectilignement polarisé traverse une substance telle que le benzène et que l'on soumet cette substance à un champ magnétique dirigé suivant l'axe de propagation, la polarisation du faisceau tourne d'un angle proportionnel à la longueur du chemin optique parcouru, le coefficient de proportionnalité étant caractéristique de la substance. Les substances les plus sensibles pour l'obtention de l'effet Faraday sont des substances liquides. On utilise donc des rotateurs de polarisation à effet Faraday constitués d'une cuve contenant une substance liquide susceptible d'effet Faraday, la longueur de la cuve étant ajustée pour que la rotation Faraday soit de tir/4 pour une traversée aller.La rotation de polarisation est commandée par l'action du champ magnétique et se produit dans le même sens à l'aller et au retour La rotation de polarisation subie par un rayon réfléchi ayant traversé la cuve suivant un passage d'aller et de retour, est alors égale à w/2 à la sortie du rotateur de polarisation. Suivant une réalisation préférentielle, le dispositif de protection d'un laser dont le faisceau est rectilignement polarisé comportera un filtre de mode constitué de lames à faces parallèles inclinées par rapport au faisceau laser incident suivant l'angle de Brewster. Si le faisceau est polarisé parallèlement au plan d'incidence, le filtre de mode ne provoque pas de réflexion. Derrière ce filtre de mode, est disposé un rotateur de polarisation à effet Faraday qui fait tourner de tir/4 la polarisation du faisceau qui le traverse. Si ce faisceau est partiellement réfléchi à la sortie du rotateur de polarisation, le faisceau réfléchi traverse le rotateur de polarisation en sens inverse et aborde le filtre de mode avec une polarisation perpendiculaire au plan d'incidence. Le faisceau réfléchi ne peut donc pas traverser le filtre de mode et revenir sur le laser; il est réfléchi par le filtre de mode vers des absorbeurs. Un effet analogue peut être obtenu par un rotateur de polarisation constitué d'une lame quart d'onde. Sur le trajet du faisceau rectilignement polarisé qui a traverse le filtre de mode décrit plus haut, on interpose une lame quart d'onde dont les axes rapide et lent sont inclinés à 450 par rapport au plan de polari sation du faisceau. Cette lame quart d'onde déphase la composante du champ parallèle à son axe lent de tir/2 par rapport à l'autre composante, ce qui transforme l'onde polarisée rectilignement en onde polarisée circulairement.Si l'onde polarisée circulairement est réfléchie par un système équivalent à un plan réfléchissant perpendiculaire à l'axe, elle retraverse la lame quart d'onde et la composante du champ déjà retardée de w/2 est de nouveau retardée de V2, ce qui donne un retard total de w. L'onde réfléchie se retrouve donc, après avoir traversé la lame quart d'onde, polarisée rectilignement dans une direction perpendiculaire à la direction de polarisation du faisceau laser initial. Cette onde réfléchie est donc polarisée rectilignement perpendiculairement au plan d'incidence du filtre de mode et est fortement réfléchie par le filtre vers des absorbeurs.Tels sont les principes qui seront appliqués pour la protection des lasers de puissance contre les ondes réfléchies et plus particulièrement du laser amplificateur de mode TMo décrit dans la demande de brevet nO 77-03419. La présente invention va maintenant être décrite en détail en relation avec les figures annexées parmi lesquelles : - la Fig. 1 représente des lignes de champ électrique de deux ondes se propageant selon des modes TE2 dont l'axe de propagation Oz est commun et perpendiculaire au plan de la figure, - la Fig. 2 représente un laser de puissance comportant un dispo sitif de protection contre les ondes réfléchies, conforme à la présente invention, et un convertisseur de mode qui transforment le faisceau initial polarisé rectilignement en onde confinante suivant un mode de propagation polarisé circulairement à dépha sage azimutal négatif du premier ordre; et - la Fig. 3 représente un laser de puissance comportant un dispo sitif de protection contre les ondes réfléchies, conforme à la présente invention, et un convertisseur de mode qui transforment le faisceau laser polarisé suivant le mode TMo en onde confinante suivant un mode de propagation polarisée circulairement à dépha- sage azimutal négatif du premier ordre. Sur la figure 2, on désigne par 1 un laser au verre dopé qui émet un faisceau rectilignement polarisé dans le plan de la figure. Ce faisceau traverse sans réflexion des lames à faces parallèles 2 perpendiculaires au plan de figure et attaquées par le faisceau sous l'angle de Brewster. Un rotateur de polarisation à effet Faraday 3 fait tourner la direction de polarisation du faisceau de 450 et le faisceau qui en émerge rencontre un convertisseur de mode 4. Ce convertisseur de mode 4 est du type décrit dans la demande de brevet nO 76-38960 et illustré par les figures 9 et 10 dudit brevet. I1 s'agit d'un convertisseur de mode cons titué de lames élémentaires demi-onde de forme sectorale dont les axes rapides (ou lents) sont disposés de manière à former une courbe brisée d'allure parabolique ou hyperbolique.Ce convertisseur de mode 4 transforme le mode incident rectilignement polarisé du faisceau en mode TEo ou TE2. Le faisceau est ensuite focalisé sur une cible 6 par une lentille 5. La cible 6 réfléchit une partie de l'onde qu'elle reçoit et cette onde réfléchie est transformée en onde plane par la lentille 5 et reprend la forme d'un faisceau rectilignement polarisé en traversant les lames demi-onde qui constituent le convertisseur de mode 4. En effet, les composantes de l'onde qui ont subi un retard correspondant à une demi-période lors du passage aller subissent à nouveau un retard d'une demipériode lors du passage retour, soit lors du passage aller et retour, un retard d'une période. Le faisceau réfléchi est donc polarisé de manière rectiligne à sa sortie du convertisseur de mode 4. Le rotateur de polarisation à effet Faraday 3 fait tourner la polarisation du faisceau réfléchi qu'il reçoit de 450 au retour et le faisceau réfléchi rencontre les lames à faces parallèles 2 avec une polarisation perpendiculaire au plan de figure. Le faisceau réfléchi n'est donc pas transmis vers le laser 1; il est réfléchi vers un absorbeur 7 et ne perturbe pas le fonctionnement du laser 1. Selon un autre mode de réalisation de l'invention, on utilise comme rotateur de polarisation une lame quart d'onde qui remplace le rotateur à effet Faraday 3. Cette lame quart d'onde est placée perpendiculairement au faisceau, les axes rapide et lent étant inclinés à 45" par rapport au plan de polarisation du faisceau; elle transforme le faisceau incident rectilignement polarisé en faisceau circulairement polarisé et au retour redonne un faisceau rectilignement polarisé dans une direction perpendiculaire à celle de la direction de polarisation du faisceau initial. Le faisceau qui revient ne peut donc atteindre le laser 1 et est réfléchi comme on l'a dit plus haut, par les lames 2 vers l'absorbeur 7. Selon une autre caractéristique de l'invention, le convertisseur de mode 4 est un déphaseur azimutal du type de ceux représentés aux figures 4 et 5 de la demande de brevet nO 76-38960. I1 s'agit d'un déphaseur constitué d'une lame en matériau isotrope transparent à l'onde électromagnétique qui a une face plane et une face en forme d'hélicoïde, le pas dudit hélicolde étant égal à A/(n-l) où X est la longueur d'onde et n l'indice du matériau transparent. I1 s'agit encore d'un déphaseur dont la face hélicoïdale est approchée par une face en forme d'escalier en colimaçon, les marches de l'escalier ayant une forme sectorale d'angle au sommet 2n/q, de hauteur X/q(n-l) où q est le nombre de marches. De tels déphaseurs n'influent pas sur la polarisation de l'onde réfléchie et le fonctionnement du dispositif de protection précédemment décrit reste inchangé. La puissance maximum des lasers au néodyme est proportionnelle à la section des cylindres de verre dopé. Dans la pratique, le diamètre de la section des cylindres de verre dopé ne dépasse pas 10 à 12 cm, car pour de plus grands diamètres, la lumière des lampes flood qui excitent le laser est trop absorbée à la périphérie, et ne parvient plus à exciter le coeur du laser. Comme on l'a montré dans la demande de brevet nb 77-03419, on remédie à cet inconvénient en utilisant des manchons cylindriques de verre dopé, qui pour une section donnée offerte à la propagation du faisceau laser, présentent une surface plus grande aux lampes flood. L'épaisseur du manchon correspond alors à une épaisseur optimum pour la pénétration de l'onde de pompage.L'onde laser émise par un tel manchon se propage selon le mode TMo dont la structure de révolution est adaptée à la structure du manchon cylindrique. Ce mode TMo est facile à filtrer par des dioptres coniques et des cônes de Brewster. Le mode TMo peut être initialement obtenu à partir d'un laser rectilignement polarisé, en interposant un convertisseur de mode tel que celui représenté en figures 9 et 10 de la demande de brevet nO 76-38960. I1 peut également être obtenu directement dans le laser oscillateur en utilisant comme sélecteur de mode des cônes de Brewster du type de celui que l'on peut voir en figure 20 de la demande de brevet nO 77-28170, ou des dioptres coniques. Selon une autre caractéristique de l'invention illustrée en figure 3, le laser utilisé est un laser de puissance du type de celui décrit dans la demande de brevet nO 77-03419 et que l'on vient de rappeler, le dernier étage amplificateur étant constitué par un manchon cylindrique en verre dopé 9. L'onde laser sortant du laser amplificateur se propage suivant le mode TM. Le dispositif de protection contre les ondes réfléchies de la figure 3 est placé à la sortie du laser amplificateur et comporte un filtre de mode constitué par des dioptres coniques 10 et 12 et un cône de Brewster 11 analogue à celui que l'on peut voir sur la figure 18 de la demande nO 77-28170.Le dispositif de protection de la figure 3 comporte également un rotateur de polarisation à effet Faraday 13. Ce rotateur de polarisation à effet Faraday 13 fait tourner la polarisation du faisceau qu'il reçoit de 450 en tout point de la surface de phase, et transforme le mode TMo en un mode TEMPO pour lequel les modes TMo et TEo sont à énergie égale et en phase. Une lame demi-onde 14 transforme ces modes en deux modes TE2 décalés dans l'espace de 450 l'un par rapport à 11 autre et dont la somme donne un seul mode TE2. Le faisceau émergeant de la lame demi-onde 14 est focalisé sur une cible 16 par une lentille 15. L'énergie réfléchie est transformée en onde plane par cette même lentille 15. L'onde réfléchie traverse la lame demi-onde 14 en un passage de retour et en sort avec le mode initial TEMPO. Puis cette onde réf lé- chie possédant le mode TEMPO passe dans le rotateur de polarisation à effet Faraday 13 et est transformée en un mode TEo pur qui est réfléchi par les dioptres coniques 10 et 12 et le cône de Brewster Il vers un absorbeur 17 qui entoure lesdits cônes. On a montré dans la demande nO 77-û3419 comment on pouvait passer des modes TMo et TEo au mode circulaire TEM par un déphasage azimutal égal à deux fois l'azimut. On peut donc remplacer, suivant une autre réalisation de l'invention, la lame demi-onde 14 par un déphaseur azimutal du type de ceux représentés en figures 4 et 5 de la demande de brevet nb 76-38960, dont le pas de l'hélicoïde (figure 4 du brevet précité) ou la hauteur des marches d'escalier (figure 5 du brevet précité) sont respectivement égaux à 2A/(n-1) et 2X/q(n-1). Suivant une autre réalisation, il est possible d'intervertir l'ordre de succession du rotateur de polarisation 13 et du convertisseur de mode 14 et de regrouper les fonctions de filtrage et de conversion de mode en un seul dispositif du type des cônes de Brewster spiralés décrits dans la demande de brevet nO 77-28170 à la figure 21. Selon une autre réalisation de l'invention, le rotateur de polarisation du dispositif de protection montré en figure 3 peut être constitué d'une lame quart d'onde sectorale, l'axe rapide (ou lent) de chaque secteur étant orienté à 450 par rapport aux bissectrices des secteurs, comme on peut le voir sur la figure 7 de la demande de brevet nO 77-03419. Les lames élémentaires de forme sectorale sont assemblées jointivement sur un support. Dans ce cas, le cône de Brewster associé 11 est de révolution et constitue avec les dioptres coniques 10 et 12 un filtre de mode pour le mode TMo se propageant suivant l'axe commun des cônes, et qui, rencontrant chaque dioptre sous l'angle d'incidence de Brewster, les traverse sans réflexion.Le rotateur de polarisation constitué par l'ensemble des lames quart d'onde sectorales transforme l'onde TMo en onde polarisée circulairement à déphasage azimutal positif du premier ordre. Cette onde est transformée en onde polarisée circulairement à déphasage azimutal négatif par un convertisseur de mode 14. Le convertisseur de mode 14, dans ce cas, sera soit une lame demi-onde, soit un déphaseur azimutal. L'organe 14 peut également être supprimé par un regroupement des fonctions de filtrage et de conversion de mode en retaillant sous forme spiralée l'un des dioptres coniques ou cône de Brewster 10, 11 ou 12. Les ondes polarisées circulairement à déphasage azimutal négatif sont focalisées par la lentille 15 sur le matériau fusible 16.La puissance réfléchie est intégralement convertie en mode TEo par passage à travers les lames quart d'onde sectorales et elle est réfléchie vers l'absorbeur 17 si le convertisseur de mode est une lame demi-onde placée en 14. Si on utilise un déphaseur azimutal obtenu par exemple en modifiant le cône de Brewster 11, suivant une forme spiralée, le fonctionnement du dispositif de protection de l'invention reste le même. Les ondes qui reviennent sur le dioptre conique 10 ont une période azimutale égale à trois,mais cette périodicité étant répartie sur un cercle de plusieurs centimètres de rayon, on peut considérer en tout point que l'onde est une onde plane polarisée perpendiculairement au plan d'incidence, et que, comme telle, elle est réfléchie vers l'absorbeur 17. Dans tous les cas décrits, le matériau fusible de la cible 6 ou 16 sur lequel est focalisée l'énergie de l'onde "confinante" est placé dans un champ magnétique axial généré par un aimant 18, comme on peut le voir sur les figures 2 et 3. Le champ peut pré senter un gradient avec maximum de champ du côté du matériau de la cible afin d'obtenir la plus grande densité possible de plasma. Un certain nombre de réalisations préférentielles de la présente invention ont été décrites à titre illustratif et le champ de l'invention ntest limité que par les revendications données en appendice. REVENDICATIONS 1.- Dispositif de protection de laser comportant un filtre de mode qui reçoit une onde électromagnétique, générée par le laser, et un rotateur de polarisation qui reçoit l'onde électromagnétique transmise par le filtre de mode, caractérisé en ce que le filtre de mode reçoit l'onde laser sous l'angle d'incidence de Brewster et la transmet sans réflexion et en ce que le rotateur de polarisation fait tourner localement la polarisation de l'onde qui le traverse suivant un passage d'aller et de retour d'un angle de w/2. 2.- Dispositif de protection de laser conforme à la revendication 1, caractérisé en ce que le rotateur de polarisation est un rotateur à effet Faraday constitué d'une cuve remplie d'une substance active susceptible d'effet Faraday et soumise à un champ magnétique dirigé suivant l'axe de propagation de l'onde qui la traverse, la longueur de la cuve étant calculée, en fonction de la substance active, pour que la rotation de la polarisation de l'onde la traversant une fois soit égale à il/4, 3.- Dispositif de protection de laser, conforme à la revendication 1 ou 2, caractérisé en ce que, l'onde laser étant polarisée rectilignement suivant un plan de polarisation donné, le filtre de mode est un système de lames à faces parallèles orientées par rapport au faisceau laser incident de manière a ce que le plan d'incidence soit confondu avec le plan de polarisation et à ce que l'angle d'incidence soit l'angle de Brewster. 4.- Dispositif de protection de laser, conforme à la revendication 1 ou 3, caractérisé en ce que le rotateur de polarisation est une lame quart d'onde, en matériau biréfringent transparent à l'onde électromagnétique, placée perpendiculairement au faisceau transmis par le filtre ae mode et de façon que les axes lent et rapide de la lame soient inclinés à 450 par rapport au plan d'incidence du filtre de mode. 5.- Dispositif de protection de laser conforme à la revendication 1 ou 2, caractérisé en ce que,l'onde laser étant émise suivant le mode de propagation TMot le filtre de mode est un système de dioptres coniques, ces dioptres pouvant limiter un cône constitué d'une lame transparente d'épaisseur faible et constante ayant la forme d'une surface conique, toutes les surfaces coniques étant coaxiales et'ayant respectivement pour angle au sommet l'angle de Brewster correspondant à leur indice de réfraction. 6 - Dispositif de protection de lasser conforme à la revendication 1 ou 5, caractérisé en ce que le rotateur de polarisation est constitue d'une pluralité de lames élémentaires quart d'onde, en matériau biréfringent transparent à l'onde electromagnétique, de forme sectorale, assemblées en forme de polygone régulier, l'axe rapide (ou lent) de chacune des lames élémentaires étant orienté de façon à former un angle de 45 avec la bissectrice du secteur de la lame correspondante. 7 - Dispositif de protection de laser conforme à l'une quelconque des revendications 1 à 6, caractérisé en ce qu'il est associé à un convertisseur de mode placé sur le passage du faisceau laser, soit en aval du rotateur de polarisation, soit entre le filtre de mode et le rotateur de polarisation, ledit convertisseur de mode transformant l'onde laser en une onde confinante à mode de propagation polarisée circulairement à déplia sage azimutal positif ou négatif du premier ordre. 8 - Dispositif de protection de laser conforme à l'une quelconque des revendications 1, 2, 3, 4 ou 7, caractérisé en ce qu'il est associé à un convertisseur de mode constitué d'une pluralité de lames élémentaires demi-onde en matériau biréfringent transparent à l'onde électromanétique, de forme sectorale, assemblées en forme de polygone régulier, les axes lent ou rapide de chaque lame élémentaire étant disposés de façon à former sur le polygone régulier une courbe brisée d'allure parabolique ou hyperbolique. 9 - Dispositif de protection de laser conforme à l'une quelconque des reveiulications 1 à 7, caractérisé en ce qu'il est associé à un convertisseur de mode constitué d'une lame en matériau isotrope transparent à l'onde électromagn'tique,ayant une face plane et une face en forme d'hélicoSde, le pas dudit hélicolde étant proportionnel à i(n-1))ou est la longueur d'onde et n l'indice dudit matériau transparent. 10 - Dispositif de protection de laser conforme à l'une quelconque des revendications 1 à 7, caractérisé en ce qu'il est associé à un convertisseur de mode constitué d'une lame en matériau isotrope transparent à 1' onde électromagnétique, ayant une face plane et une face en forme d' escalier en colimaçon, les marches dudit escalier en colimaçon ayant une forme sectorale d'angle au sommet de 2g/q et une hauteur proportionnelle à A/q(n-1) où A est la longueur d'onde, n l'indice du matériau transparent et q le nombre de marches. 11 - Dispositif de protection de laser conforme à l'une quelconque des revendications 1, 2, 5, ó ou 7, caractérisé en ce outil est associé à un convertisseur de mode constitué d'une lame demi-onde en matériau biréfrinCent. 12 - Dispositif de protection de laser conforme à la revendication 5, caractérisé eli ce que ledit cône est constitué d'une lame tranparente d'épaisseur faible et constante ayant la fonde d'une surface conique à base spiralée, dont l'angle au sommet est sensiblement égal à l'angle de Brewster r donné par tg r 1/n, où n est l'indice de réfraction de la lame, cet angle au sommet variant de r à r+dr, où tdr est un incrément de l'angle au sommet r pour une variation d'azimut de ##,dr étant porportionnel à où ss est la longueur d'onde et l'épaisseur de la lame0 13 - Dispositif de protection de laser conforme à l'une quelconque des revendications 1 à 12, caractérise en ce qu'il est associé à des moyens de focalisation de l'onde électromagnétique sur le matériau d'une cible et à un générateur de champ magnétique suivant l'axe de la tache focale, ledit champ magnétique présentant un gradient avec un maximum de champ du côté du matériau de la cible afin d'obtenir la plus grande densité possible de plasma.