La présente invention concerne de façon générale le chauffage de plasmas denses et elle porte plus particu- lièrement sur le chauffage de plasmas à l'aide d'un fais- ceau d'électrons relativiste qui échauffe des matières à Z élevé pour produire un rayonnement. Le chauffage des plasmas présente depuis un certain temps un grand intérêt scientifique, du fait qu'on peut utiliser-les plasmas chauffés dans des fonc- tions très diverses. Une utilisation caractéristique des plasmas chauds consiste dans la génération d'énergie sous la forme de rayonnement, de neutrons et de particules alpha. Une telle source d'énergie peut être utile en recher- che fondamentale dans la physique des plasmas à densité dl énergie élevée, et peut faire l'objet d'applications pra- tiques dans des domaines scientifiques tels que la fusion thermonucléaire contrôlée, les études de matériaux et la radiographie. De nombreuses techniques ont été proposées dans l'art antérieur pour produire des plasmas denses, dans le domaine des kilovolts. L'une des techniques les plus connues consiste dans la compression et le chauffage du coeur d'une pastille à structure composite à l'aide d'un faisceau laser ou d'un faisceau d'électrons à faible tension. Il a également été proposé d'utiliser des faisceaux d'ions légers ou lourds pour obtenir une compression et un chauffage simi- laires. Selon cette techniques la pastille à structure composite et sa source d'excitation sont placées en couplage direct grâce à des interactions classiques qui sont obte- nues en chauffant la couche extérieure de la pastille à structure composite. En fonction des caractéristiques de la structure composite comme de la source d'excitation,la couche extérieure est soumise à une explosion ou une abla- tion, ce qui entraîne une compression et un chauffage du coeur. On a constaté que du fait du couplage direct de toutes ces sources d'excitation de l'art antérieur, le préchauffage du coeur réduit l'efficacité de la compression, ce qui réduit à la fois la densité et la température du 248 1049 coeur de la pastille. L'utilisation d'un.laser en tant que source d'excitation dans le système de confinement décrit ci- dessus présente les inconvénients inhérents supplémentai- res d'un rendement faible et d'un coût de développement associé élevé, pour produire des lasers ayant la puissance de sortie nécessaire pour une pastille à structure compo- site excitée de façon directe. En outre, les limitations de diffraction et les seuils de détérioration des fenê- tres font qu'il est difficile de focaliser à des diamètres de l'ordre du millimètre les lasers de forte puissance proposés. Dans le cas des faisceaux d'électrons à faible impédance et des faisceaux d'ions légers, il faut égale- ment réaliser des progrès technologiques coûteux pour être capable de focaliser ces faisceaux à des diamètres de l'ordre du millimètre et pour pouvoir obtenir les niveaux de puissance nécessaires pour atteindre la compression désirée de la pastille à structure composite. Les sources d'électrons à faible impédance et d'ions légers sont en outre limitées en ce qui concerne la manière selon laquel- le le faisceau se propage vers la pastille. Les sources d'ions lourds nécessitent également des progrès technologiques importants pour produire la compression désirée de la pastille à structure composite. En fait, le développement de sources d'ions lourds en uti- lisant les principes des accélérateurs classiques apparaît être d'un coût très supérieur à celui qui est associé au développement de lasers. La propagation des faisceaux constitue également une limitation lorsqu'on emploie des sources d'ions lourds. On peut également produire des plasmas à densité élevée, dans le domaine des kilovolts, à l'aide d'envelop- pes à mouvement rapide. On peut exciter ces dispositifs soit par des forces magnétiques soit à l'aide d'explosifs puis- sants, ce qui conduit dans un cas comme dans l'autre à une compression et un chauffage d'un plasma confiné. Bien que ces deux techniques d'enveloppe à mouvement rapide aient 248 104 9 effectivement produit de l'énergie sous la forme de rayon- nement, de neutrons et de particules alpha, chacune d'elles présente un inconvénient inhérent. Le principal inconvé- nient de l'enveloppe excitée par un explosif puissant consiste en ce que les explosifs puissants ont une densité de puissance maximale d'environ 1010 W/cm3 et une vitesse de détonation maximale de 8,8 x 105 cm/s, ce qui limite la vitesse d'implosion de l'enveloppe qu'on peut obtenir. Bien qu'un tel système soit utile pour l'obtention de données scientifiques, il serait difficile à développer pour donner un appareil réutilisable. Les enveloppes à excitation magnétique sont fa- - briquées de manière que l'enveloppe fasse partie du cir- cuit électrique de décharge, et le courant qui circule dans l'enveloppe crée un champ magnétique élevé-qui provo- que une compression de l'enveloppe. Du fait que l'enveloppe fait partie du circuit électrique, la résistance du cir- cuit externe et la résistivité finie de l'enveloppe produi- sent des pertes ohmiques qui diminuent le rendement de la conversion de l'énergie électrique en énergie cinétique de l'enveloppe. De plus, du fait que l'enveloppe doit établir un contact électrique avec le circuit, une détérioration de la connexion entre l'enveloppe en mouvement et l'élec- trode associée limite l'aptitude au fonctionnement. Dans le cas des enveloppes qui demeurent prati- quement des coquilles solides minces pendant l'implosion, le chauffage ohmique et la diffusion du champ magnétique limitent les vitesses d'implosion à environ 1 cm/lis. Pour obtenir la puissance de sortie désirée en rayonnement, neutrons et particules alpha avec des vitesses d'implo- sion aussi faibles, le plasma qui se trouve à l'intérieur de l'enveloppe doit être pré-ionisé et on doit utiliser dans un tel système des procédés complexes pour combattre les pertes de chaleur par conduction. Bien qu'on puisse obtenir des vitesses d'implo- sion d'enveloppe dépassant 1 cm/ps, le chauffage ohmique et la diffusion du champ magnétique convertissent les enve- loppes solides en plasmas au cours du fonctionnement. De ce fait, l'épaisseur de l'enveloppe augmente, ce qui diminue la multiplication de puissance qu'il est possible d'obte- nir. Même en utilisant des feuilles très minces, les vitesses d'implosion sont limitées par le temps de montée du courant d'excitation et par la diffusion du champ magné- tique d'excitation dans l'enveloppe sous forme de plasma. On a également utilisé des lasers pour chauffer directement un plasma confiné de façon magnétique. Selon ce principe, on utilise un laser pour chauffer jusqu'à des températures thermonucléaires un volume important de plasma qui est confiné par un système perfectionné de champs magnétiques. Bien que le laser produise une ionisa- tion uniforme et un chauffage rapide d'un plasma à basse température, la longueur de dépôt caractéristique augmente approximativement proportionnellement à T3/2 pour des tempé- ratures d'électrons du plasma T >10 eV. Cette caractéris- tique du dépôt de l'énergie laser dans le plasma, associée au volume élevé de plasma à chauffer, impose pour le laser une énergie totale qui dépasse notablement les possibilités de la technologie actuelle. Même si on pouvait développer de tels lasers, les rendements faibles qui sont associés de façon inhérente à la génération d'énergie laser entraî- neraient un investissement très élevé pour un tel système. Un système similaire utilise un faisceau d'ions légers ou lourds qui dépose son énergie dans un plasma confiné de façon magnétique. Du fait que ces faisceaux ne sont pas relativistes, ils présentent un très faible rende- ment de couplage et n'offrent pas la souplesse que permet d'obtenir une interaction relativiste. Le principe de l'utilisation d'un faisceau d'électrons relativiste de forte intensité pour chauffer un plasma confiné à fait l'objet de recherches expérimen- tales depuis plusieurs années. Les expériences antérieures étaient essentiellement dirigées sur le chauffage à des températures thermonucléaires d'un volume élevé de plasma avec un faisceau d'électrons, tout en confinant le plasma avec un champ magnétique externe. La figure 1 représente une configuration typique d'un dispositif expérimental de l'art antérieur. Une cathode 10 est positionnée à l'inté- rieur d'une chambre à vide 12 qui est séparée de la cham- bre à plasma 14 par une feuille d'anode 16. Une série d'entretoises diélectriques 18 sont séparées par une série de plaques métalliques 20 qui assurent conjointement la fonction d'éviter un claquage entre la cathode 10 et la structure de support de diode 22. Une configuration de champ magnétique 24, du type solénoïde ou miroirest pro- duite par une source externe. Le fonctionnement est le suivant. On forme un faisceau d'électrons relativiste 26 en chargeant la cathode 10 par une impulsion de haute tension à faible temps de montée, ce qui provoque une émission d'électrons par effet de champ à partir de la cathode 10 et-ces élec- trons traversent la feuille d'anode 16 de façon à pénétrer dans la chambre à plasma 14 sous la forme d'un faisceau d'électrons relativiste 26. Pendant la propagation du fais- ceau relativiste dans le plasma, le long du champ magnéti- que axial 24, appliqué de façon externe, le plasma est chauffé par les procédés suivants: (a) Chauffage par relaxation dO aux instabilités des conditions de propagation (instabilités de double fais- ceau et de groupement hybride supérieur); et (b) Chauffage résistif anormal dû à la présence d'un courant de retour dans le plasma (instabilités d'effet acoustique et d'effet cyclotron relatifs aux ions). On a considéré de façon caractéristique que les dispositifs tels que les klystrons, les magnétrons, les tubes à vide, etc, qui sont basés sur le groupement d'élec- trons conformément au procédé (a), étaient des dispositifs d'un très bon rendement en ce qui concerne l'utilisation de l'énergie. De ce fait, on s'attendait initialement à ce que le processus de chauffage d'un plasma par groupe- ment d'électrons, c'est-à-dire par génération des instabi- lités à double faisceau et des instabilités hybrides supé- rieures conformément au procédé (a) soit une technique efficace pour produire un plasma thermonucléaire. Bien que toutes les premières expériences aient conduit à obser- ver un couplage anormal (non classique) entre l'énergie du faisceau et le plasma, résultant de la présence d'ins- tabilités des conditions de propagation conformément au procédé (a), le rendement de couplage n'était que de l'ordre de 15% pour des densités de plasma d'environ 1012 électrons/cm, et ce rendement tombait rapidement à moins de quelques pour cent lorsque la densité du plasma s'approchait de 1014 électrons/cm3. Ces résultats étaient obtenus avec des feuilles d'anode d'une épaisseur de l'ordre de 25 pm à 50 Mum et les faisceaux d'électrons classiques disponibles pour les expériences pendant cette période, qui avaient des tensions relativement faibles, c'est-à-dire correspondant à des énergies de 1 MeV ou moins. Cette combinaison de feuilles d'anode relativement épaisses et de faisceaux à basse tension entraînait une diffusion classique du faisceau par la feuille d'anode qui empêchait l'établissement d'un couplage efficace entre l'énergie du faisceau et le plasma, par les instabilités relativistes des conditions de propagation. En d'autres termes, bien que ce fait soit inconnu des expérimenta- teurs comme des théoriciens pendant la période 1970-1975, l'épaisseur de la pellicule et la faible tension des faisceaux d'électrons utilisés dans les expériences entraînaient une diffusion du faisceau d'électrons d'une manière qui empêchaient un groupement notable des électrons dans le faisceau. Ceci produisait à son tour la diminution rapide observée des rendements d'absorption d'énergie lorsque la densité du plasma approchait de 1014 électrons/ cm3. Du fait de ces faibles rendements observés, l'atten- tion du monde scientifique s'est tournée vers les recher- ches concernant le mécanisme de chauffage résistif selon le procédé (b), dont on savait qu'il possédait plusieurs propriétés intéressantes au point de vue scientifique. Une propriété du mécanisme de chauffage résistif du procédé (b) consiste dans sa capacité à apporter une fraction notable de l'énergie du faisceau aux ions du plasma. Ceci diffère des instabilités des conditions de propagation qui chauffent essentiellement les électrons du 248 1049 plasma. Du fait que les ions doivent être finalement chauf- fés dans un plasma confiné de façon magnétique,-conformé- ment aux systèmes classiques de confinement magnétique, le chauffage direct des ions élimine une étape de conver- sion d'énergie. En outre, lorsque l'énergie est initiale- ment apportée aux électrons du plasma et non aux ions, la conduction de la chaleur est renforcée du fait de la tem- pérature initialement élevée des électrons, ce qui diminue le temps de confinement du plasma auquel on peut parvenir. De ce' fait, il est nécessaire d'utiliser des champs magné- tiques d'intensité accrue pour produire un confinement comparable. Une autre propriété du mécanisme de chauffage résistif consiste dans son aptitude à chauffer de façon uniforme un volume important de plasma, au lieu de déposer l'énergie dans une région localisée de dimensions réduites, ce qui est caractéristique du mécanisme optimisé utilisant les instabilités des conditions de propagation. L'aptitude à chauffer directement de façon uniforme un volume impor- tant de plasma par chauffage résistif fait ainsi dispa- raître les problèmes de redistribution de chaleur à l'inté- rieur du plasma. En outre, le mécanisme de chauffage résis- tif est encore plus intéressant du fait des possibilités de développement d'un système de chauffage par plasma -qui pourrait également être utilisé en association avec les dispositifs nécessitant des plasmas préchauffés, comme les dispositifs du type "tokamak", qui ont bénéficié de crédits considérables. Pour ces raisons, dès le début des expériences de chauffage par plasma utilisant des faisceaux d'électrons relativistes, l'attention des expérimentateurs s'est tournée vers la production d'un chauffage résistif dans-des plasmas selon le procédé (b). De ce fait, les ex- périences en cours sur les plasmas chauffés par faisceaux d'électrons relativistes ont utilisé des dispositifs expé- rimentaux conçus dans le but d'optimiser les effets de chauffage résistifs, comme des faisceaux d'électrons à basse tension avec des rapports V/ On désigne ici par y le facteur relativiste du faisceau qui est presque proportionnel à la tension des particules du faisceau. Le rapport ') /Y est fondamentalement une mesure de la relation entre l'énergie du champ magnétique propre du faisceau et l'énergie des particules du faisceau. L'uti- lisation accrue de faisceaux à V / Y élevé est représentée de façon graphique sur les figures 2 et 3 qui montrent la diminution de la tension maximale du faisceau et l'augmen- tation du ' / y maximal pour les expériences utilisant des faisceaux d'électrons relativistes qui ont été accomplies entre 1970 et 1975. Ainsi, dès le début, les expériences de l'art antérieur ont été concentrées sur des faisceaux à y/' Yélevé et à basse tension, pour optimiser le mécanis- me de chauffage résistif selon le procédé (b), en ignorant virtuellement l'effet des instabilités des conditions de propagation produit conformément au procédé (a). En procédant de la sorte, les expériences de l'art antérieur ont clairement mis en évidence les limita- tions du chauffage résistif selon le procédé (b), c'est-à- dire que le chauffage résistif ne peut pas être transposé à des plasmas de densité supérieure et est au contraire limité de façon absolue par l'auto-stabilisation à l'inté- rieur du plasma. Plus précisément, les expériences ont montré qu'au-dessus d'une certaine température des électrons,- qui dépend de la densité du plasma, les instabilités à basse fréquence qui sont à l'origine du chauffage résistif sont stabilisées. De ce fait, seule la résistivité classique, qui est incapable de transmettre une énergie notable au plasma à partir du faisceau d'électrons relativiste, a un effet appréciable sur le chauffage résistif du plasma. Outre cette limitation inhérente due à la stabi- lisation, la technique de chauffage résistif présente plusieurs autres inconvénients. Tout d'abord, même si les expériences ont montré que le chauffage résistif selon le procédé (b) était efficace pour des densités de plasma éle- vées, le rapport 'y/'t assurant un-couplage efficace serait supérieur d'au moins un ordre de grandeur à celui que per- met d'obtenir la technologie actuelle. Secondement, du fait que le chauffage résistif ne convient que pour des densités de plasma faibles avec un volume très élevé, l'énergie totale nécessaire pour chauffer un tel plasma serait, ici encore, supérieure d'au moins un ordre de grandeur à l'éner- gie totale du faisceau que permet d'obtenir la technologie actuelle. Du fait de ces limitations et du fait que les théoriciens comme les expérimentateurs de l'art antérieur pensaient que le chauffage résistif était prédominant dans le dépôt d'énergie de type anormal dans les plasmas, le programme de chauffage de plasmas par faisceau d'électrons relativiste a été pratiquement abandonné en 1975 aux Etats- Unis, sans autres recherches sur le mécanisme de chauffage par instabilités des conditions de propagation. L'invention fait disparaître les inconvénients et les limitations de l'art antérieur en offrant un dis- positif et un procédé pour le chauffage par faisceau d'électrons d'un plasma à densité élevée, qui permettent de chauffer une matière à Z élevé pour produire un rayonne- ment, ou qui permettent de chauffer un gaz à Z modéré ou un gaz à Z élevé mélangé à un gaz à Z faible, pour produire un rayonnement. L'invention utilise un faisceau d'électrons relativiste annulaire ou plein pour chauffer un plasma à des températures correspondant au domaine des kilovolts, en utilisant les instabilités des conditions de 'propaga- tion dans le plasma. L'énergie qui est déposée dans le plasma chauffe alors une matière à Z élevé, comme un réseau de fils, pour produire un rayonnement. On peut effectuer le chauffage d'un gaz à Z modéré ou d'un mélange d'un gaz à Z élevé et d'un gaz à Z faible, avec un faisceau d'élec- trons relativiste annulaire ou plein. L'invention a donc pour but d'offrir un disposi- tif et un procédé pour produire un plasma chaud afin de produire directement un rayonnement ou afin de chauffer une matière à Z élevé pour produire un rayonnement. L'invention a également pour but d'offrir un dis- positif et un procédé pour produire un rayonnement intense qui fonctionne efficacement. L'invention a également pour but d'offir un dis- - 2481049 positif et un procédé pour produire un rayonnement. L'invention a également pour but d'offrir un dispositif et un procédé pour produire un rayonnement qui ne nécessitent qu'un investissement relativement faible. L'invention a également pour but d'offrir un dispositif et un procédé pour produire un rayonnement de forte intensité en utilisant la technologie existante. D'autres caractéristiques et avantages de l'in- vention seront mieux compris à la lecture de la descrip- tion qui va suivre de modes de réalisation, et en se référant aux dessins annexés sur Iesquels: La figure 1 est une représentation schématique d'un dispositif de chauffage par faisceau d'électrons relativiste qui est caractéristique de l'art antérieur. La figure 2 est un graphique qui montre les ten- sions maximales des faisceaux d'électrons relativistes utilisés dans les expériences accomplies de 1970 à 1975. La figure 3 est un graphique qui montre la valeur maximale du rapport V / Y des faisceaux d'élec- trons relativistes utilisés dans les expériences accomplies de 1970 à 1975. La figure 4 est un graphique qui montre la rela- tion caractéristique entre le faisceau d'électrons relati- viste et les ions et les électrons du plasma pour le chauf- fage résistif selon le procédé (b). Le graphique représente la composante de vitesse dans la direction de propagation du faisceau Vlt(en abscisse) en fonction de la fonction de distribution f a (Vy1) (en ordonnée). La figure 5 est un graphique qui représente la relation caractéristique entre le faisceau d'électrons relativiste et les ions et les électrons du plasma pour le chauffage par relaxation conformément au procédé (a) correspondant à l'invention. Le graphique montre la compo- sante de vitesse dans la direction de propagation du fais- ceau Vl1 (en abscisse) en fonction de la fonction de distri- bution fa (VI) (en ordonnée). La figure 6 est un graphique qui illustre le dépôt d'énergie non uniforme caractéristique (en ordonnée)]e i1 long de la direction de propagation du faisceau (en abscis- se) qui est associé- aux instabilités des conditions de propagation du procédé (a). -La ligne continue représente une interaction à une dimension tandis que la ligne en pointillés représente une interaction à deux dimensions. La figure 7 est un graphique qui montre la rela- tion expérimentale entre le chauffage du plasma, en joules (en ordonnée), en fonction de la densité de particules du plasma np, en électrons/cm, pour trois épaisseurs diffé- rentes de la feuille d'anode. Les courbes en trait continu indiquent les prévisions théoriques. La figure 8 est un graphique qui montre les résul- tats expérimentaux concernant l'énergie du faisceau trans- mise à un calorimètre (en ordonnée) en fonction de l'épais- seur de la feuille d'anode pour trois valeurs différentes de l'espace anode-cathode. La figure 9 est un tableau de la fonctiQn de diffusion de la feuille d'anode F pour sept matières diffé- rentes ayant diverses épaisseurs mesurées en microns. La figure 10 est un graphique du paramètre sans dimensions P (en ordonnée) en fonction du facteur relati- viste t (en abscisse) pour des valeurs données de la densiî- té d'électrons du plasma, en électrons/cm La figure 11 est un schéma qui représente les prin- cipaux éléments d'un système utilisant un plasma à densité d'énergie élevée en tant que source directe de rayonnement La figure 12 est un schéma qui représente les prin- cipaux éléments d'un système qui utilise un plasma à deneitê d'ênergie élevée pour produire un rayonnement conformément au mode de réalisation préféré de l'invention. La figure 13 est un schéma d'un système à deux faisceaux annulaires qui offre une symétrie cylindrique. La figure 14 est un schéma d'un système à deux faisceaux annulaires qui offre une symétrie sphérique. La figure 15 est un schéma d'un système à quatre faisceaux annulaires qui offre également une symétrie sphé- rique dans un système d'une énergie de plusieurs mégajoules. La figure 16 est un schéma qui illustre les tailles relatives de divers générateurs de faisceaux d'électrons relativistes, comparées à la taille d'une personne de 1,83 m. * La figure 17 est un graphique qui illustre le coût approximatif par-joule fourni (en ordonnée) en fonc- tion du coût total du générateur, en milliers de francs (en abscisse). La figure 18 est un schéma des principaux élé- ments d'un générateur de faisceau d'électrons relativiste à impédance élevée. La figure 19 est un schéma de l'équivalent élec- trique d'un étage de Marx. La figure 20 est un schéma de l'équivalent élec- trique d'un dispositif Blumlein et d'une diode. La figure 21 est un schéma d'un accélérateur multi-espace. La figure 22 est un graphique de la vitesse de croissance caractéristique et de la variation de vitesse (en ordonnée) en fonction du nombre d'onde pour les ins- tabilités des conditions de propagation (en abscisse). La figure 23 est un schéma illustrant un pince- ment anormal. La figure 24 est un schéma d'un dispositif destiné à produire un pincement anormal en utilisant un seul pré- ioniseur à laser. La figure 25 est un schéma d'un dispositif des- tiné à produire un pincement anormal en utilisant deux pré-ioniseurs à laser. La figure 26 est un schéma qui correspond à une vue d'extrémité d'un dispositif destiné à produire un pin- cement anormal en utilisant trois pré-ioniseurs à laser. La figure 27 est un schéma de la configuration géométrique fondamentale d'un dispositif destiné à exciter une enveloppe sphérique à mouvement rapide avec un fais- ceau relativiste annulaire. La figure 28 est un schéma de la configuration géométrique fondamentale destinée à exciter une enveloppe cylindrique à mouvement rapide avec un faisceau d'électrons 248104-9 relativiste annulaire. La figure 29 est une coupe schématique d'une configuration d'enveloppe sphérique avec deux faisceaux d'ionisation. La figure 30 est une coupe schématique d'une configuration d'enveloppe cylindrique avec deux faisceaux d'ionisation. La figure 31 est une coupe schématique d'une enveloppe sphérique à mouvement rapide. La figure 32 est une coupe schématique d'une enveloppe cylindrique à mouvement rapide. La figure 33 est une coupe schématique d'un autre dispositif à enveloppe à mouvement rapide. La figure 34 est une représentation schématique de la configuration géométrique de la cible qui utilise deux faisceaux d'électrons relativistes annulaires pour exciter une enveloppe sphérique, de la manière qui est indiquée sur la figure 14. La figure 35 est une représentation schématique de la configuration géométrique fondamentale destinée à produire l'implosion d'une enveloppe sphérique à mouvement rapide d'une micro-sphère à structure composite. La figure 36 est une représentation schématique de la configuration géométrique fondamentale destinée à produire l'implosion d'une enveloppe cylindrique à mouve- ment rapide d'une micro-sphère à structure composite. La figure 37 est une coupe schématique d'une enveloppe sphérique à mouvement rapide et d'une micro- sphère à structure composite. La figure 38 est une coupe schématique d'une enveloppe cylindrique à mouvement rapide et d'une micro- sphère à structure composite. La figure 39 est une coupe schématique d'un dis- positif à réseau de fils destiné à produire un rayonnement. La figure 40 est une vue d'extrémité schématique d'un dispositif à réseau de fils destiné à produire un rayonnement. L'aspect essentiel du principe du mode de réalisa- tion préféré de l'invention consiste-dans le chauffage rapide d'un plasma de 10 -10 e électrons/cm3 et de 3 cm3 à 50 cm3, par un faisceau d'électrons relativistes à haute tension et intensité élevée. On obtient un couplage efficace par l'optimisation et la commande d'une interac- tion d'onde deconvection très puissante qui se produit natu- rellement lorsqu'un courant dirigé d'électrons traverse un plasma. Le transfert anormal de l'énergie et de la quan- tité de mouvement d'un faisceau d'électrons relativiste, pour donner respectivement de l'énergie thermique et de l'énergie dirigée dans le plasma, n'est pas classique, et la force de l'état non linéaire des microinstabilités dépend donc d'un grand nombre de facteurs. On utilise le dépôt-d'énergie non uniforme caractéristique de l'interac- tion de ôcnvection pair concentrer 1 'énergie dans le plasma. En fait, l'interaction optimisée entre le faisceau d'élec- trons relativiste et le plasma est un processus de multi- plication de densité de puissance. Du fait que l'énergie est transférée des électrons relativistes du faisceau aux électrons non relativistes du plasma, la conservation de l'énergie et de la quantité de mouvement impose que l'in- teraction produise à la fois un échauffement et l'excita- tion d'un courant axial localisé dans le plasma. Le courant axial excité engendre à son tour un champ magnétique circon- férenciel. Si le faisceau relativiste est plein, la configu- ration physique est similaire à un pincement Z dense non uniforme dans lequel le champ magnétique circonférenciel assure le confinement. Cependant, contrairement à un pince- ment Z classique, le chauffage et le confinement sont de caractère anormal. Pour un faisceau d'électrons relativiste annulaire, le champ magnétique circonférenciel produit un flux de chaleur dirigé vers l'axe du dispositif. Dans cette configuration, on utilise le plasma dans le domaine des kilovolts pour chauffer une matière à Z élevé, comme un réseau de fils, afin de produire un rayonnement conformément à l'invention. Une théorie ancienne, présentée par R.V. Lovelace et R.N. Sudan, Phys. Rev. Letter 27, 1256 (1971), indiquait. que le chauffage résistif selon le procédé (b) était un processus très efficace pour des faisceaux avec V/Y "1. Comme indiqué précédemment, V9/ y est une mesure de la rela- tion entre l'énergie du champ magnétique propre du fais- ceau et l'énergie des particules du faisceau. Si on dési- gne par N la densité linéaire d'électrons du faisceau et par re le rayon classique de l'électron, on a YeNre pour un faisceau plein à densité constante. Le facteur relati- viste y = (1-p2) X2 et 2 = v/c sont de cette manière liés à la vitesse du faisceau v et à la vitesse de la lu- mière c. L'idée fondamentale sous-jacente au chauffage résistif anormal consiste en ce qu'un faisceau avec V/ l" ne peut pas se propager du fait que l'énergie de son champ magnétique propre est supérieure à l'énergie de ses particules. Cependant, lorsqu'un tel faisceau est injec- té dans un plasma, il neutralise cette énergie de champ - magnétique propre qui est de façon caractéristique élevée, en induisant un courant de retour dans le plasma. La figure 4 montre la relation entre les espèces présentes dans le plasma et le faisceau, dans l'espace de vitesse, pour un faisceau neutralisé au point de vue magnétique. Du fait de la dérive relative entre les différentes espèces, électrons et ions, du plasma, il y a génération d'ondes résultant d'un effet acoustique et/ou d'un effet cyclotron sur les ions, comme il est représenté en pointillés sur la figure 4. On sait que cette micro-turbulence se manifeste sous la forme d'une résistance anormale. Ainsi, le plasma est chauffé à une vitesse dt 8 Jp f (1) en désignant par Wp la densité d'énergie du plasma, par f la résistivité anormale et par Jp la densité de courant de retour dans le plasma. Simultanément, le champ électrique macroscopique qui entretient le courant de retour, pour que le faisceau se propage, extrait de l'énergie à partir du faisceau. De cette manière, l'énergie est transférée à partir 248 149 du faisceau et est déposée dans les électrons et les ions du plasma. Contrairement au chauffage résistif décrit ci- dessus, le chauffage par relaxation conformément au pro- cédé (a) résulte de la dérive relative entre les électrons relativistes du faisceau et les électrons du plasma. De façon optimale, ces instabilités prennent la forme d'un groupement des électrons avec une longueur d'onde: X - (1-4)(1020/n (Cm-3))1/2 'm (2) et une fréquence: f = (ne(cm'3)/1016)l/2THz, (3) en désignant par ne la densité d'électrons du plasma. La figure 5 montre la relation caractéristique entre les es- pèces du plasma et du faisceau pour un chauffage par rela- xation optimisé. Localement, le courant résultant Ir à l'in- térieur du canal du faisceau peut dépasser le courant du faisceau Ib, contrairement au cas du faisceau neutralisé au point de vue magnétique, dans lequel Ir 1 0 à l'intérieur du canal du faisceau. Comme on l'a indiqué, cette multipli- cation de courant est une conséquence de la conservation de la quantité de mouvement et est un phénomène très loca- lisé. L'emplacement du spectre instable pour ces instabili- tés est indiqué en pointillés sur la figure 5. Contrairement aux techniques de chauffage de plas- ma de l'art antérieur, l'invention tire parti des caracté- ristiques naturelles de deux micro-instabilités extrêmement puissantes, c'est-A-dire les instabilités à double faisceau et les instabilités hybrides supérieures représentées sur la figure 5, pour chauffer localement un plasma à Z modéré ou un plasma consistant en un mélange de corps à Z faible et à Z élevé, afin de produire directement un rayonnement. Selon une variante, on utilise le faisceau d'électrons rela- tiviste pour chauffer un plasma à densité élevée à des tem- pératures correspondant au domaine des kilovolts, afin de chauffer une matière à Z élevé comme un réseau de fils, pour produire un rayonnement. Dans les deux modes de réalisa- tion, le rayonnement peut prendre la forme de rayons X. Fondamentalement, les instabilités sont créées par la dérive relative entre les électrons relativistes du fais- ceau et les électrons du plasma cible. Bien qu'un grand nombre de paramètres influencent cette interaction de oorwec- tion, les facteurs prépondérants dans la détermination de la force des instabilités sont: (1) la température du faisceau le long d'une ligne de propagation, et (2) la longueur d'onde des instabilités par rapport à la dimension radiale du plasma cible. Dans les expériences effectuées dans l'art anté- rieur, la température du faisceau le long d'une ligne de propagation résulte essentiellement du passage des élec- trons relativistes du faisceau à travers la feuille qui sépare le plasma à faible densité et le vide de la diode. On peut rendre négligeable l'effet de cette feuille en (1) augmentant l'énergie des électrons, (2) réduisant l'épais- seur de la feuille, ou (3) réduisant le Z effectif de la matière de la feuille. De ce fait, un faisceau d'électrons de haute tension, c'est-àdire d'une énergie supérieure à 3 MeV, peut en fait traverser un certain nombre de feuilles tout en déposant efficacement son énergie dans le plasma à densité élevée. En utilisant des plasmas de densité élevée, les longueurs d'onde des instabilités sont faibles vis-à-vis des dimensions radiales du plasma. Ainsi, bien que la vites- se de dépôt instantanée puisse varier, l'évolution non linéaire de l'instabilité accomplit une uniformisation de la distribution du faisceau, aussi bien en angle qu'en éner- gie, ce qui donne un couplage efficace de l'énergie du faisceau au plasma. Le dépôt d'énergie non uniforme qui est caracté- ristique de l'interaction de convection,c'est-à-dire des ins- tabilités à double faisceau et des instabilités hybrides supérieures dans la direction de propagation du faisceau, est illustré sur la figure 6. La ligne continue représente une interaction à une dimension tandis que la ligne en poin- tillés représente une interaction à deux dimensions. On uti- 248104-9 lise cette propriété de dépôt non uniforme pour concentrer l'énergie déposée dans le plasma à partir du faisceau d'électrons relativiste, au lieu de permettre à l'énergie de dissiper son caractère explosif par expansion dans un grand volume de plasma. Le dépôt initial de l'énergie du faisceau intéresse des électrons du plasma ce qui, en fonc- tion des paramètres du dispositif, entraîne (1) une conduc- tion 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 des électrons du plasma qui sont associés au plasma à confinement magné- tique sont avantageusement employés dans l'invention. Le rendement potentiel du dépôt d'énergie d'un faisceau relativiste dans un plasma dense par le mécanisme d'instabilités des conditions de propagation était inconnu dans l'art antérieur. La figure 7 montre les résultats d'expériences récentes accomplies conformément à l'inven- tion. Sur cette figure, l'énergie déposée est représentée en fonction de la densité du plasma, dans le cas de l'ap- plication d'un faisceau relativiste à travers des feuilles d'anode de diverses épaisseurs. Comme le montre les données portées sur la figure 7, une diminution de l'épaisseur de la feuille d'anode entraîne une augmentation importante de l'énergie déposée dans le plasma. Ces résultats montrent que le coefficient de couplage fondamental a du dépôt par instabilités des conditions de propagation varie de la manière suivante: " = XS(1 - exp (-YS/F))/(1 + XS) (4) dans cette relation S = P2t (nb/2ne)1/3 est le paramètre de force, F est une fonction qui dépend de la matière et de l'épaisseur de la feuille, nb est la densité du faisceau, ne est la densité d'électrons du plasma et X = 1,0 à 1,3 est un paramètre qui est associé à la pré-modulation du faisceau. L'équation de rendement (4) montre donc que si on augmente la tension du faisceau (%) ou si on réduit la fonc- 2 48 1 0 49 tion de la feuille (F), en diminuant le Z effectif ou l'épaisseur de la feuille, le facteur exp(- S/F) tend vers zéro, si bien que le rendement augmente en proportion directe de t W(l + XS). Ainsi, le rendement de couplage est élevé pour des cibles de plasma à densité élevée lors- qu'on utilise des faisceaux à haute tension. En outre, on peut obtenir ces rendements de couplage avec un progrès faible ou nul par rapport à la technologie aCtuelle des faisceaux d'électrons relativistes, du fait qu'il existe à l'heure actuelle des faisceaux ayant des paramètres de tension suffisamment élevés pour la mise en oeuvre de l'invention. De ce fait, les faisceaux d'électrons relati- vistes à haute tension qui sont actuellement disponibles permettent d'obtenir un dépôt d'énergie élevé, à cause de l'aptitude des faisceaux à haute tension de traverser la feuille d'anode avec une diffusion réduite des faisceaux d'électrons. Ainsi, des faisceaux avec un rapport 'y /ell donnent des rendements de couplage par les instabilités des conditions de propagation beaucoup plus élevés que des faisceaux avec V/,"l qui sont prévus pour optimiser le mécanisme de chauffage résistif lorsqu'on utilise des cibles de plasma à densité élevée. La figure 8 illustre les résultats d'une expé- rience supplémentaire montrant la distance de propagation dans un plasma à densité élevée pour diverses épaisseurs de feuille d'anode et diverses valeurs de l'espace anode- cathode. Dans cette expérience, on injecte un faisceau de 7 MeV dans une cible de gaz H2 de 43 cm de longueur, sous une pression de 0,4 torr. Aucun champ magnétique externe n'est présent. L'énergie du faisceau qui est transmise à un calorimètre situé à 43 cm de la feuille d'anode est mesurée en fonction de la valeur de l'espace anode-cathode et de l'épaisseur de la feuille d'anode. On utilise des feuilles d'anode de 25, 4 pm en Kapton et de 25,4 pm, 76,2 pm, 127,0 Mum et 304,8 pom, en titane. La figure 8 mon- tre une forte dépendance expérimentale de l'énergie du faisceau transmis, par rapport à l'épaisseur de l'anode et à la valeur de l'espace anode-ca ode. Des plaques témoins de 10 cm de longueur partant au niveau de la feuille d'anode, au bas de l'enceinte contenant le gazont montré des détériorations importantes dans le cas de l'utilisa- tion de la feuille de Kapton, mais des détériorations faibles ou nulles dans le cas de l'utilisation de feuilles de titane plus épaisses. On a également trouvé que la dé- formation de la feuille d'anode dépend d'une façon extrê- mement importante de l'épaisseur de cette feuille. Indépen- damment de l'épaisseur de la feuille, on a constaté que la région centrale par laquelle passe le faisceau est complètement enlevée. Cependant, les débris observés font saillie dans la direction de propagation du faisceau pour les feuilles de titane les plus épaisses, tandis que la feuille de Kapton présente des débris qui font saillie dans la direction opposée. Ces résultats indiquent la for- mation d'un plasma chaud à proximité des feuilles minces et qu'une déformation importante dans la propagation du faisceau sous l'effet de la diffusion par la feuille est réduite du fait d'un mécanisme qui dépend des propriétés microscopiques de la fonction de distribution du faisceau. En outre, la distance sur laquelle cette déformation se produit est d'environ 5 à 10 cm pour la feuille de Kapton, tandis que la distance classique pour un électron de 7 MeV dans du gaz H2 sous 0,4 torr est d'approximativement 104 mè- tresCes observations, ainsi que la relation avec la valeur de l'espace anode-cathode, illustrent l'effet de l'ins- tabilité des conditions de propagation. La relation fondamentale entre le facteur relati- viste du faisceau % = (1- p2)1/2, la densité des particu- les du faisceau nb et la densité d'électrons du plasma ne est donnée par le paramètre de force: S = P y(nb/2ne)î/3. Le rendement de couplage potentiellement élevé qui est asso- cié aux instabilités des conditions de propagation relati- vistes est une conséquence des propriétés dynamiques rela- tivistes, dont la force dépend de S. Plus précisément, si un électronsubit un changement de vitesse 6 = &v/c, son changement d'énergie est: 8&b=( 3 p6P/(l +Y 2(iSp). Pour les instabilités des conditions de propagation, le changement caractéristique de vitesse qui se produit au cours du 1 1/3 groupement est &( - (nb/2ne) Il s'ensuit que ^/^ = S/(1 + S) (5) ce rapport pouvant être de l'ordre de l'unité. Une analyse plus détaillée à une seule dimension indique que tous les électrons du faisceau n'agissent pas de façon cohérente au cours du processus de groupement, du fait que leurs réponses individuelles varient en fonction de l'énergie. Ceci est dû fondamentalement au mélange de phase. Si on désigne par cî le coefficient de couplage, l'analyse à une seule dimension conduit à % = 1,5 S/(î + 1,5 S)5/2, (6) dont le maximum est obtenu pour S - 0,45 et correspond à i 0,19. La grande majorité des chercheurs travaillant dans la physique des plasmas considèrent toujours que ce rendement optimal relativement élevé pour une analyse à une seule dimension est le rendement maximal qu'il soit possible d'obtenir. En réalité, l'hypothèse selon laquelle l'état non linéaire est unidimensionnel, ce qui correspond à la ligne continue sur la figure 6, est physiquement incor- recte pour une interaction optimisée et la réalité ressem- ble davantage à ce qu'indique la ligne en pointillés de la figure 6, qui est le résultat d'une analyse à deux dimen- sions. Du fait que le faisceau d'électrons relativiste présente une forte relaxation, en énergie comme en angle, il est nécessaire d'accomplir un calcul non linéaire, entiè- rement relativiste, bidimensionnel et homogène pour déter- miner le coefficient de couplage. On ne peut accomplir de tels calculs qu'en utilisant les techniques faisant appel aux programmes perfectionnés relatifs aux particules. Du fait que ces programmes sont d'exécution coûteuse et ne peuvent pas etre employés pour tous les régimes intéressants des paramètres physiques, on a développé un modèle ou une procédure analytique qui détermine l'ordre de grandeur des divers paramètres pour les interactions optimales. Ce modèle est décrit dans le rapport: "Los Alamos Scientific Report" LA-7215-MS (avril 1978) par Lester E. Thode inti- tulé "Preliminary Investigation of Anomalous Relativistic Electron Beam into a 1017 to 1020 cm-3 Density Plasma"; Library of Congress. A partir de ce modèle et de simulations numériques approfondies des particules, la relaxation augu- laire du faisceau permet de faire disparaître le mélange de phase présent dans l'analyse unidimensionnelle, et un rendement de couplage optimal de: soptimal - S/(1 + S) (7) semble pouvoir être atteint. - Les facteurs qui influent sur le coefficient de couplage comprennent: (1) Le facteur relativiste du faisceau, (2) La densité de particules du faisceau, (3) La densité de particules du plasma, (4) La température du faisceau le long d'une ligne de propagation, (5) Les effets de rayon de Larmor qui résultent du mouvement transversal ordonné à dépendance radiale, (6) La longueur d'onde de l'instabilité par rapport à la taille radiale du faisceau et du plasma, (7) Les gradients radiaux dans le plasma, (8) L'intensité du champ magnétique appliqué de façon externe, (9) La température du plasma, (10) La fréquence des collisions électron-ion et électron-particule neutre. (11) L'état d'ionisation du plasma et les gra- dients d'ionisation, (12) Les gradients hydrodynamiques du plasma. (13) Le pincement du faisceau résultant de la multiplication du courant, (14) La pré-modulation, et (15) La dépendance temporelle de la puissance du faisceau d'électrons. On a constaté que la température ou le mouvement 248104-9 aléatoire des électrons le long d'une ligne de propagation et la longueur d'onde des instabilités par rapport à la taille radiale du plasma sont les facteurs essentiels qui déterminent l'aptitude de l'interaction à entretenir un rendement de couplage élevé sur toute l'impulsion du fais- ceau, comme on l'a indiqué précédemment. La température du faisceau le long d'une ligne de propagation peut résulter du mouvement aléatoire qui est associé à la température de la-surface de la cathode. Cependant, des températures transversales de 300-1000 eV sur la sur ace d'émission sont nécessaires avant que cette source de mouvement aléatoire commence à dégrader l'inte- raction. Du fait de la tension élevée qui est appliquée à la cathode les électrons sont émis par effet de champ avec des énergies transversales caractéristiques de 1 à eV. Cette source de mouvement aléatoire est ainsi négli- geable dans le cadre de l'invention. Une source.de mouvement aléatoire pouvant être plus grave consiste dans l'émission d'électrons à partir de la tige de la cathode, ainsi que dans l'absence d'équi- libre du faisceau sur la surface d'émission. Cependant, en donnant une forme appropriée aux surfaces de l'anode et de la cathode, et en appliquant simultanément un champ magnétique externe à la région de diode, on peut également réduire à un niveau négligeable cette source de mouvement aléatoire. En fait, il semble que la température du faisceau le long d'une ligne de propagation résulte essentiellement du passage d'électrons relativistes à travers des feuilles minces. Une analyse approfondie a montré qu'on peut- faire en sorte que l'effet d'une telle feuille sur l'interaction soit négligeable. Une feuille a pour effet de réduire la fraction d'électrons du faisceau ûn/nb qui peut agir de façon cohérente pendant le développement de l'instabilité. Cette fraction est déterminée de la manière suivante -n = 1 - exp(- YS/F). (8) nb Le tableau de la figure 9 donne des valeurs caractéristiques 2481IG49 pour la fonction de diffusion dela feuille (F). Il s'en- suit que le fait d'augmenter y et de diminuer l'éoaisseur effective de la feuille fait tendre vers zéro le facteur exp(-XS/F). Ainsi, le faisceau peut pénétrer dans une en- ceinte fermée et conserver un rendement de couplage élevé avec le plasma cible enfermé. On a généralement objecté que le mouvement trans- versal associé aux champs propres du faisceau correspond à une température effective. Si aucun champ magnétique exter- ne n'est présent et si le faisceau est injecté dans un plas- ma dans le but d'obtenir un équilibre, ce mouvement ordonné peut se transformer en un mouvement aléatoire. Cependant, pour l'interaction optimisée, la longueur de cohérence du faisceau est grande par rapport à la longueur de dépôt. Ainsi, des faisceaux à tension élevée et à rapport V/Y faible, dans une configuration de propagation focalisée peu- vent donner lieu à une forte interaction avec un plasma, à condition que le plasma commence au niveau de la feuille d'anode et qu'on ait t n/nbé1. Si le plasma cible présente également une densité élevée, la longueur d'onde associée aux instabilités des conditions de propagation est très faible en comparaison des dimensions radiales du faisceau et du plasma, comme l'indique l'équation (2). Dans ces conditions, l évolution non linéaire optimale de l'instabilité est fortement bidi- * mensionnelle et une fois qu'elle a été déclenchée, sa dégra- dation est extrêmement difficile. La formation de gradients hydrodynamiques dans le plasma et le pincement du faisceau dû à la multiplication du courant donnent une vitesse de dépôt instantanée qui varie en fonction du temps. Cependant, cette variation en fonction du temps n'est pas monotone. La distance sur laquelle le faisceau d'électrons relativiste peut effectuer un dépôt d'énergie dans une pro- portion supérieure à S/(i+S) de son énergie cinétique est: 1/3 LN - 10 Y(n /n > c/W, (9) N e b p en désignant par Wp la fréquence du plasma cible et par c la vitesse de la lumière. Ceci est inférieur de plusieurs ordres de grandeur à la distance classique pour des élec- trons du domaine des mégavolts dans un plasma de densité 17 20 -3 -10 cm. Par exemple, si nb(Y) est déterminé à partir du résultat relatif à une diode à feuille dans des conditions relativistes unidimensionnelles, de la manière décrite par H.R. Jory et A.W. Trivelpiece, J. Appl. Phys. , 3924 (1969), on a: LN - P (ay)(d2/M)1/3cm. (10) Dans l'équation (10), la valeur de l'espace de la diode est d et le rapport de compression adiabatique est M. Le paramètre sans dimension P( pour des valeurs données de la densité d'électrons du plas- ma, ne. Du fait du repliement des ondes sous l'effet du bruit, la majeure partie de l'énergie du faisceau est en fait déposée sur une longueur inférieure à LN, dans un rapport de 2 à 3. Le dépôt d'énergie non. uniforme qui est caractéristique des mécanismesde convectiD comme les insta- bilités à double faisceau et les instabilités hybrides supé- rieures, est représenté sur la figure 6, pour l'interaction unidimensionnelle comme pour l'interaction bidimensionnelle. Conformément à l'invention, on utilise cette propriété de dépôt non uniforme pour concentrer l'énergie déposée dans le plasma à partir du faisceau d'électrons relativiste, contrairement aux expériences de l'art antérieur dans lesquel- les on permet à l'énergie de dissiper son caractère explosif par expansion dans un volume de plasma beaucoup plus grand. Il existe deux techniques fondamentales pour uti- liser un plasma à densité d'énergie élevée, excité par un faisceau d'électrons relativiste, pour produire un rayonne- ment, des neutrons et/ou des particules alpha. La première technique consiste à utiliser directe- ment le plasma en tant que source, en confinant son énergie pendant une durée suffisante, de la manière quirest décrite dans la demande de brevet U.S. 882 024 déposée le 28 février 1978 par Lester E. Thode. Conformément à cette technique, un faisceau d'électrons relativiste plein pénètre une enceinte contenant de 3 cm3 à 50 cm3 de gaz, et transfère une frac- tion de son énergie et de sa quantité de mouvement au gcaztnb- nu dans l'enceinte. La conservation de l'énergie et de la quantité de mouvement impose que le faisceau chauffe le plasma et excite simultanément un courant de plasma axial élevé. La présence du courant axial élevé est elle-même à l'origine d'un chauffage et d'un confinement supplémentaires des ions du plasma. Cette configuration est similaire à un pincement Z dense. Pour une densité de plasma élevée on a le choix entre un chauffage prédominant des électrons ou un chauffage portant à la fois sur les électrons et sur les ions. Ceci est possible du fait qu'on peut faire' varier nota- blement le temps d'équipartition classique entre les espèces du plasma et les vitesses de chauffage anormal des élec- trons et des ions. La figure 11 est un schémaa qui montre les principaux éléments d'un dispositif utilisant le plas- ma à densité d'énergie élevée en tant que source. Conformément à la seconde technique qui est décrite dans la demande de brevet U.S. 9 703, déposée par Lester E. Thode le 5 /2/1979, et dans la demande de brevet U.S. 9 702, déposée par Lester E. Thode le 5/2/1979, on utilise un faisceau d'électrons relativiste annulaire qu'on fait pénétrer dans une enceinte de 3 cm3 à 50 cm3 emplie de gaz, pour transférer une fraction de son énergie et de sa quantité de mouvement au gaz contenu dans l'encein- te. Ici encore, du fait de la conservation de l'énergie et de la quantité de mouvement, le faisceau échauffe le plasma et excite simultanément un courant axial élevé dans le plas- ma. Du fait que le plasma chauffé est annulaire, le courant axial élevé donne naissance à un flux de chaleur dirigé vers l'intérieur de la région annulaire, o est placée une enveloppe à mouvement rapide qui est entourée et entraînée vers l'intérieur par les électrons chauds, de façon à implo- ser sur elle-même ou à imploser sur une micro-sphère à structure composite. L'enveloppe à mouvement rapide fait fonction de multiplicateur de puissance, de forme cylindrique, sphérique ou ellipsoïdale. En règlant la vitesse de chauffage des électrons et la densité du plasma, on peut exciter le dispositif par une couche de poussée fonctionnant par abla- tion ou par explosion. La commande de la température et de la distribution des électrons d'excitation est également accomplie en faisant varier la densité du plasma et l'intensité du champ magnétique externe. La figure 12 représente un schéma de principe des éléments essentiels d'un système qui utilise un plasma à densité d'énergie élevée pour exciter des dispositifs de conversion à multi- plication de puissance. Conformément à la technique de l'invention, on produit un rayonnement de deux manières. La première maniè- re consiste à chauffer soit un plasma à Z modéré et à den- sité élevée, soit un plasma à Z élevé et à densité élevée, mélangé avec un plasma à Z faible, en utilisant un faisceau d'électrons relativiste plein ou annulaire. La seconde manière consiste à chauffer un plasma à Z faible et à den- sité élevée, comme indiqué ci-dessus, et à utiliser le plasma chauffé pour chauffer une matière à Z élevé tel qu'un réseau de fils, comme le montrent les figures 39 et 40. Bien qu'un faisceau annulaire soit représenté sur les figures 39 et 40, on peut également utiliser un faisceau plein, en sup- rimant le réseau de fils intérieur. Les configurations qui sont représentées sur les figures 11 et 12 peuvent faire l'objet de nombreuses modi- fications et variantes. Par exemple, diverses applications du principe ne nécessitent pas l'utilisation de chambres à gaz de faible densité 52 et 94, de modulateurs 38 et 80, de tubes de dérive et de compresseurs adiabatiques 36 et 78, ou d'accélérateurs multi-espaces 32 et 74. Avec les progrès de la technologie des faisceaux d'électrons relativistes, il sera possible de supprimer les sources de champ magnéti- que externe 70 et 110, les pré-ioniseurs 62 et 64, 104 et 106, ainsi que les fenêtres 54 à 60 et 96 à 102. Avec des faisceaux annulaires, il est possible d'utiliser des systè- mes à faisceaux multiples, comme le montrent les figures 13 à 15. Pour des systèmes à faisceaux multiples, les régions de dépôt d'énergie ne se chevauchent pas, ce qui permet à ces systèmes d'exciter des dispositifs de multiplication- de puissance de plus grande taille. Pour mettre en oeuvre l'invention, il est nécessaire 248 049 d'utiliser un faisceau d'électrons relativiste à densité de courant élevée et à tension élevée, pour les raisons qui ont été indiquées ci-dessus. Un certain nombre de gé- nérateurs à impédance élevée sont utilisés à l'heure ac- tuelle, comme les générateurs PJ 23-2OO, PI15-90, PI14-80 et P19-50 qui sont représentés schématiquement sur la figu- re 16. Dans ces références, PI désigne la firme Physics International Company, le premier nombre correspond au dia- mètre du dispositif Blumlein en pieds et le second nombre est le nombre d'étages dont le générateur de Marx. Comme le montre la figure 16, les générateurs sont d'une taille relativement réduite par rapport à l'énergie fournie. De plus, le temps nécessaire à la conception et à la cons- truction de ces générateurs est relativement réduit. Par exemple, le PI1480 a récemment été conçu et réalisé en huit mois. Comme le montre la figure 17, la technologie est-relativement économique. Les générateurs les plus moder- nes produisent un faisceau d'électrons de 16 à 20 MeV, avec une intensité de 400 à 800 kA, et une largeur d'impul- sion d'environ 100 ns. Le rendement électrique global d'un tel générateur est d'environ 40% à 45%. Si on récupère l'énergie qui demeure dans le générateur de Marx, le rendement énergétique d'un tel générateur est de 80% à %. Comme le montre la figure 18, les générateurs à impédance élevée sont constitués par cinq éléments fonda- mentaux. On utilise un système de charge à courant continu 116 pour charger le générateur de Marx 118 qui est l'élé- ment principal de stockage d'énergie. Le générateur de Marx 118 consiste en un grand nombre d'étages qui sont char- gés en parallèle et déchargés en série en utilisant les in- terrupteurs à éclateur. La figure 19 représente schématique- ment l'équivalent électrique d'un étage de Marx, qui consiste en deux condensateurs 126- et 128 branchés en série avec une masse centrale pour permettre une charge continue positive et négative. On utilise ensuite le générateur de Marx pour char- ger un dispositif Blumlein 120 qui est représenté schématique- ment sur la figure 20. Un dispositif Blumlein 120 consiste essentiellement en deux lignes de transmission coaxiales et 131 qui sont branchées en série avec l'impédance de diode 134, ZD. Physiquement, le dispositif Blumlein se présente sous la forme de trois conducteurs annulaires concentriques. On utilise cette configuration repliée pour réduire les dimensions spatiales du dispositif Blumlein. Le fonctionnement est le suivant. On charge le conducteur central 132 par l'intermédiaire d'une inductance 138 dont la valeur Le apparaît comme un court-circuit. Après la charge, on ferme l'interrupteur 136 et la ligne de trans- mission 131 commence à se décharger, avec une impulsion qui se propage vers la diode 134. Lorsque l'impulsion rencontre la discontinuité d'impédance (ZD) de la diode 134, une tension apparaît aux bornes de cette diode. Contrairement à la ligne de transmission en court-circuit 131, qui a une impédance ZI, la ligne de transmission 130, d'impédance ZO est ouverte. Ainsi, pour une configuration correctement adaptée (Z0 = ZI = ZD/2), une tension égale à la tension de charge sur le conducteur intérieur 132 apparaît aux bornes de la diode 134 pendant une durée égale au double du temps de propagation jusqu'à l'une quelconque des lignes de transmission 130 ou 131. L'inductance 138 apparaît sous la forme d'un circuit ouvert pendant la décharge du dispo- sitif Blumlein. Pour les tensions élevées, le dispositif Blumlein 120 utilise de l'huile de transformateur comme diélectrique. Du fait de la configuration physique du disposi- tif Blumlein 120, il est difficile de concevoir les lignes de transmission 130 et 131 de façon à avoir ZI = Zo0 De ce fait, une tension très faible, mais non négligeable, appa- rait de façon caractéristique aux bornes de la diode 134 pendant la charge du dispositif Blumlein, sous l'effet des capacités et des inductances parasites, et cette impulsion est appelée "pré-impulsion". Le bon fonctionnement d'une diode à densité de courant élevée impose d'atténuer cette pré-impulsion. On a effectué au cours des- dernières années des progrès importants dans l'atténuation de la pré-impulsion. L'utilisation d'interrupteurs de pré-impulsion 122, en combinaison avec une conception soignée de la région d'ali- mentation et de diode, a permis de réduire la pré-impulsion à moins de 50 kV pour une charge de 9 MV du dispositif Blumlein. Ce progrès dans l'atténuation de la pré-impulsion a permis d'obtenir des densités de particules de faisceau 14 3 dépassant 10 électrons/cm, dans une configuration à courant focalisé. Cependant, la firme Maxwell Laboratories de San Diego, Californie, E.U.A. a développé plus récemment une technique qui utilise de l'eau à la place de l'huile en tant que diélectrique dans une configuration de disposi- tif Blumlein, ce qui réduit la tension de pré-impulsion à moins de 1 kV pour des faisceaux de plusieurs mégavolts. Cette très faible tension de pré-impulsion offerte par la configuration de la firme Maxwell Laboratories semble cor- respondre au procédé le plus avantageux. L'élément final est la diode 124, qui peut être du type avec ou sans feuille. Les diodes à feuille souf- frent d'un écroulement rapide d'impédance lorsque la den- sité de courant dépasse 20 kA/cm. On n'a cependant pas encore considéré de façon systématique les éléments phy- siques de ce problème, et il devrait être possible d'obte- nir des densités de courant atteignant 100 kA/cm avec des systèmes à vide perfectionnés. Les diodes sans feuille conviennent naturellement pour le mode de réalisation de l'invention qui est représen- té sur les figures 39 et 40, du fait qu'on produit facile- ment des faisceaux annulaires avec des densités de courant élevées. Cependant, les caractéristiques de fonctionnement et de courant de ces diodes pourraient être notablement améliorées. On trouvera un examen détaillé des possibilités de la diode sans feuille dans le document: "Los Alamos Scientific Report" LA-7169-P par Lester E. Thode intitulé "A Proposal for Study of Vacuum Adiabatic Compression of a Relativistic Electron Beam Generated by a Foilless Diode." On peut produire des faisceaux d'électrons à cou- rant élevé en régime-d'impulsions avec des énergies de par- ticules dépassant 20 MeV avec un accélérateur multi-espace, 248 îG4? comme le représente schématiquement la figure 21. L'accélé- rateur multi-espace consiste fondamentalement en un accé- lérateur linéaire équipé de lignes de transmission radia- les ou de dispositifs Blumlein appliquant de l'énergie aux espaces d'accélération 146. Les lignes radiales 140 sont constituées par des conducteurs coaxiaux en forme de dis- que ou de cône qui sont empilés en série. De ce fait, l'accélérateur peut faire l'objet d'une fabrication en série, probablement à un coût inférieur à environ 20 F/joule fourni. En outre, la durée de développement d'un prototype d'accélérateur de 200 à 800 kV, 5 à 20 TVI, 10 à 100 cycles par seconde, est inférieures 5 ans. L'injecteur 144 pour un tel accélérateur peut être le générateur de faisceau d'électrons à courant élevé décrit ci-dessous, ou le pre- mier étage d'accélération de l'accélérateur. La fabrica- tion de tels accélérateurs est décrite par A.I. Pavlovskii et col., Sov. Phys. - Dokl. 20, 441 (1975), dans un arti- cle intitulé "Multielement Accelerators Based on Radial Lines" - En considérant à nouveau les figures 11 à 12, on voit que les faisceaux d'électrons relativistes 34 et 76 se propagent le long du tube de dérive à vide et des compresseurs adiabatiques 36 et 78, vers les modulateurs 38 et 80. Les sources de champ magnétique externe 40 et 82, du type solénoïde, engendrent un champ magnétique dans les régions de la diode du générateur, de l'accélérateur, du tube de dérive et du modulateur pour assurer un équilibre du faisceau correspondant à un courant laminaire. Dans les tubes de dérive à vide 36 et 78, on peut augmenter l'inten- sité du champ magnétique externe dans la direction de propa- gation du faisceau pour produire une compression adiabatique du faisceau. Des rapports de compression modérés peuvent réduire le rayon du faisceau dans un rapport de 2 à 3, tout en préservant un équilibre correspondant à un courant lami- naire, à condition que la compression soit accomplie dans le vide. Les systèmes à vide 42 et 84 maintiennent le vide néces- saire. Les modulateurs 38 et 80 constituent la partie inté- rieure de tubes de dérive à vide 36 et 78 et ils scnt for- més par une structure périodique ou diélectrique dan- la direction de propagation du faisceau. Selon ur.e variante, on pourrait utiliser un champ magnétique donz l'intensité varie de façon ondulée pour grouper faiblement le faisceau. Les modulateurs 38 et 80 ont pour but de créer un niveau de bruit à bande étroite renforcé (très faible modula- tion) à une longueur d'onde et une vitesse de phase légère- ment inférieures à la longueur d'onde naturelle et à la vitesse de phase de l'instabilité dans le plasma cible. L'idée sous-jacente de cette modulation faible est d'augmenter le rendement de couplage. Pour les ondes qui se propagent le long de l'axe du faisceau d'électrons relativiste, la vitesse de croissance caractéristique &/> pet la variation caractéristique de la vitesse du faisceau & = 2(P -U/kc) pour l'instabilité des condi- tions de propagation en fonction du nombre d'onde k= 21r/A sont représentées sur la figure 22. Le terme u /k est ici la vitesse de phase qui est associée au spectre électrosta- tique, tandis que v est la vitesse initiale du faisceau. La vitesse de croissance est normalisée par rapport à la fréquence du plasma J p. Pour un faisceau non modulé, l'évolution non linéaire de l'instabilité des conditions de propagation est déterminée par l'onde de croissance la plus rapide, qui correspond à kV/W p = 1,1 dans cet exem- ple. La perte d'énergie du faisceau est déterminée par: 6 /At y 2p P(non modulé)/(l +y2'S(non modulé)) S/(1 + S) (11) comme on l'a indiqué précédemment. En renforçant le niveau de bruit pour une longueur d'onde légèrement plus courte et une vitesse de phase légè- rement inférieure à l'onde de croissance la plus rapide, la perte d'énergie du faisceau est déterminée par le terme &p(modulé) qui est représenté sur la figure 22. Le rende- ment de couplage croit alors jusqu'à la valeur: s/ =2E;p(modulé)/(1 + sy2 (2(modulé)) - zs/(1 +} s), - (12) dans laquelle on a:. = 1,0 à 1,3, sur la base d'une ana- lyse de l'interaction modulée. Physiquement, la modulation conduit à une augmentation du paramètre de force ( >S). La modulation réduit également l'effet des collisions et de la diffusion de la feuille d'anode sur l'interaction. Les chambres à gaz à faible densité 52 et 94 assurent une isolation entre les enceintes de plasma cible remplaçables 66 et 108 et les modulateurs 38-et 80, les tubes de dérive et compresseurs adiabatiques 36 et 78, les accélérateurs 32 et 74 et les générateurs 30 et 72 qu'on trouve respectivement sur les figures 11 et 12. La densité d'électrons dans les canaux de plasma ionisé à faible den- sité 46 et 88 est de façon caractéristique proche de la densité du faisceau d'électrons relativiste, tandis que dans les plasmas cibles 68 et 112, la-densité d'électrons est supérieure de 4 à 6 ordres de grandeur à la densité du faisceau. Les gaz à faible densité 50 et 92 sont cons- titués indifféremment par H2, He, Ar, N2 ou par un gaz résiduel associé au fonctionnement précédent du système. Les feuilles 44 et 86 assurent une isolation entre les modulateurs à vide 38 et 80 et les canaux de plasma à faible densité 46 et 88, et elles convertissent une faible fraction de l'impulsion de faisceau montante en un rayonnement de freinage qui est dirigé de façon prédo- minante dans la direction de propagation du faisceau. La fonction d'isolation est assurée par une couche de métal (titane, aluminium ou béryllium), du graphite ou une matiè- re plastique comme du Mylar (C 1 H8 04), du Kapton (C22 Hici N2 05) ou du polycarbonate. On peut utiliser une couche de matière plastique imprégnée d'atomes à Z élevé, un écran à mailles fines en fils à Z élevé, avec une très grande transparence optique, ou une couche à Z élevé munie d'ouvertures pour produire le rayonnement de freinage. Le rayonnement de freinage qui est engendré de cette manière contribue à la création de canaux de plasma à faible densi- té 46 et 88 pour la propagation du faisceau dans les gaz à faible densité 50 et 92. Avec les progrès de la technologie des faisceaux d'électrons relativistes, on pourra supprimer les feuilles 44 et 86 au profit d'un pompage différentiel intense des régions de modulateur 38 et 80. Les feuilles 48 et 90 assurent l'isolation entre le canal de plasma à faible densité 46 et le plasma cible dense et elles sont construites d'une manière similaire aux feuilles 44 et 86. Les feuilles 48 et 90 ontégalement pour fonction de déclencher 1 'interaction de convection et d'engendrer un rayonnement de freinage pour l'ionisation partielle de la cible de plasma dense, afin d'aider ou de remplacer les pré-ioniseurs 62 et 64, 104 et 106. Dans les canaux de plasma ionisés à faible densi- té 46 et 88 et dans le plasma cible, les champs propres du faisceau sont mis en court-circuit, si bien qu'aucun champ magnétique externe n'est nécessaire pour réaliser l'équi- libre du faisceau. Le faisceau peut ainsi être guidé de façon balistique dans les canaux de plasma à faible densité 46 et 88, vers le plasma cible. Cependant, le rendement global du système est amélioré par la présence de sources de champ magnétique externe 70 et 110. De plus, les sources de champ magnétique externe 70 et 110 améliorent la stabi- lisation du faisceau d'électrons relativiste à l'intérieur des canaux de plasma à faible densité respectifs 46 et 88. Les pré-ioniseurs 62 et 64, 104 et 106 assurent respectivement une ionisation complète des plasmas cibles 68 et 112. On peut utiliser n'importe quel nombre de dis- positifs créant un gaz complètement ionisé, comme des tubes à décharge, des fils de formation de canaux, divers lasers comprenant des lasers à électrons libres excites par faisceau d'électrons, des canons à plasma, des générateurs micro- ondes, ou des faisceaux de particules de faible énergie. Cependant, le laser est le meilleur dispositif pour créer un plasma complètement ionisé, à basse température, dans la région de densité de 1017 à 1020 électrons/cm3. Avec un pré-ioniseur à laser, les fenêtres 54 à 60 et 96 à 102, qui sont en saphir, en sel ou en d'autres matières appropriées, sont positionnées respectivement dans les chambres à gaz à faible densité 52 et 94 et dans les enceintes à plasma cible 66 et 108. Pour une densité de cible 18 20102 entièrement ionisée de 8 x 10 à 10 électrons/cm, on peut utiliser pour les pré-ioniseurs 62 et 64, 104 et 106 un laser HF produisant des impulsions de 0,1 ps à 2,0 ps avec une énergie de 0,2 kJ à 10 kJ, ou un certain nombre de lasers HF plus petits. Un laser au CO2 produisant des impulsions de 0,1 ps à 2,0 ps avec une énergie de 0,2 kJ à 3 kJ, ou un certain nombre de lasers au CO2 plus petits, conviennent pour ioniser entièrement des gaz ayant des densités inférieures à 8 x 10o8 électrons/cm3. La combinaison du rayonnement de freinage qui est produit par les feuilles 48 et 90, de l'ionisation par choc direct par le faisceau, du phénomène d'avalanche et de l'interaction deccnweion initiale est capable d'ioniser complètement le plasma cible. Cependant, les conditions auxquelles doit satisfaire le faisceau sont plus sévères lorsque le faisceau relativiste assure à la fois l'ionisa- tion et le chauffage du plasma cible. L'utilisation des pré- ioniseurs 62 et 64, 104 et 106 assouplit donc les contrain- tes au niveau de la technologie du faisceau d'électrons relativiste. Le pincement anormal, tel qu'il est décrit dans la demande de brevet U.S. 882 024 mentionnée précédemment et représenté sur la figure 11, constitue le mode de fonc- tionnement le plus simple. La cible du faisceau d'électrons relativiste est une simple enceinte emplie d'un gaz tel que DT, DD ou HB. En tant que source de neutrons, le pincement anormal nécessite de façon intrinsèque un plasma de densité très élevée, d'au moins 1019 électrons/cm3. A titre d'alternative à une source de neutrons fonctionnant par impulsions, on peut employer le pincement anormal en tant que cible pour un faisceau de deutérium in- tense engendré par la technologie des faisceaux d'ions légers en régime d'impulsions, qui se développe rapidement. En fonctionnant avec une densité de plasma d'environ 18 3 10 électrons/cm, on peut élever suffisamment la tempéra- ture des électrons du plasma pour réduire la section effi- cace relative à l'absorption d'énergie du faisceau de deutérium par les électrons du plasma cible. Ainsi, la pro- babilité de survie des ions deutérúm énergétiques enpr-- sonnés, pour qu'ils subissent une réaction de Cusic avec les ions deutérium et tritium du plasmaest notablement accrue. Bien que ce principe à deux composants soit ancien, l'utilisation de la technologie actuelle des impulsions de puissance permet de produire des impulsions de neutrons intenses. Le dispositif de la figure 11 fonctionne par application du faisceau d'électrons relativiste 34 à la chambre à gaz à faible densité 52 de telle manière que le faisceau 34 traverse la feuille 48 avec une diffusion négligeable et déclenche la croissance d'ondesd desnrection de façon que les ondes se replient jusqu'à la saturation par le piégegage non linéaire des électrons du faisceau. Du fait que les ondes non linéaires ne sont pas des modes normaux du plasma, elles sont absorbées très rapidement dans le plasma par battement entre modes non linéaires. En fait, ce battement entre modes non linéaires agit pen- dant toute l'interaction et maintient l'énergie du champ électrique à un niveau relativement faible en comparaison de l'énergie qui est transférée du faisceau au plasma. La présence de la feuille 48 fait donc en sorte que l'énergie du faisceau soit déposée à un emplacement spécifié à l'in- térieur de l'enceinte de plasma cible 66, au lieu de se déplacer vers l'amont. Du fait qu'il y a transfert d'énergie et de quantité de mouvement des électrons relativistes 34 aux électrons non relativistes qui se trouvent à l'intérieur du plasma cible 68, le faisceau produit à la fois un échauf- fement et l'excitation d'un courant axial dans le plasma cible. La présence du courant axial produit à son tour un confinement de l'énergie dans le plasma, par génération d'un champ magnétique circonférenciel similaire à un pin- cement Z. En tenant compte de la pression interne accrue qui résulte du processus non ohmique, il se forme une confi- guration de pincement d'équilibre avec des courants dans la gamme de plusieurs mégaampères, avec une diminution consi- dérable des pertes de chaleur par conduction. Par rapport au 248 1049 pincement Z classique caractéristique, la génération du * pincement anormal-est considérablement plus rapide. Pour un faisceau d'électrons relativiste plein qui est représenté schématiquement sur la figure 11, le champ magnétique circonférenciel engendré de façon anor- male, 150,et la colonne de plasma chauffé 148 sont repré- sentés sur la figure 23. Le défaut d'uniformité axiale de l'intensité du champ magnétique circonférenciel 150 est similaire au dépôt d'énergie qui est représenté sur la figure 6. La perte d'énergie principale à partir du pince- ment anormal est indiquée par les flèches. La présence d'un champ magnétique axial externe et la proximité de la paroi radiale assurent conjointement un fonctionnement stable. La figure 24 est un schéma de la configuration qui est représentée schématiquement sur la figure 11 et est décrite dans la demande de brevet U.S. 882 024, men- tionnée précédemment, qui est destinée à produire un pin- cement anormal. Comme on le voit, le générateur de fais- ceau d'électrons relativiste 152 produit un faisceau rela- tiviste plein 154 qui se propage dans le tube à vide et le compresseur adiabatique 156 et passe à côté du modula- teur 158. Le faisceau d'électrons relativiste 154 traverse ensuite la feuille 160, parcourt le canal de plasma à fai- ble densité 162, traverse la feuille 164, et donne lieu à un transfert anormal d'une fraction de son énergie et de sa quantité de mouvement au plasma cible 170, pour pro- duire le pincement anormal qui est représenté sur-la figure 23. Les fenêtres 172 et 174 permettent au faisceau d'ionisa- tion laser 178 de pénétrer dans l'enceinte de plasma cible 168 et dans la chambre à gaz à faible densité 166. On uti- lise respectivement une fenêtre de sel ou de saphir pour les lasers du type CO2 et du type HF. Une intensité du fais- ceau d'ionisation de 109 à 10 W/cm2 est suffisante pour ioniser complètement le plasma. La configuration qui est représentée sur la figure 24 permet de former un plasma complètement ionisé avec une uniformité axiale suffisante. L'énergie laser est transférée au plasma cible par rayonnement de freinage inverse. De ce fait, le plasma cible présente un gradient légèrement décroissant le long de la direction de propagation du faisceau d'électrons relativiste 154. Un tel gradient décroissant tend à augmenter la force du dépôt, du fait que son effet sur les caractéristiques dynamiques non linéaires est similaire à une pré-modulation. En fait, l'aptitude des instabilités des conditions de propagation i s'opposer à des gradients hydrodynamiques du plasma auto-entretenus est liée à cet effet dynamique. La figure 25 représente une autre configuration dans laquelle deux lasers 208 et 210 appliquent des fais- ceaux d'ionisation 212 et 214 transversalement à l'axe du faisceau d'électrons relativiste 182. Les fenêtres 204 et 206 dans. la chambre à gaz à faible densité 194 et les fe- nêtres 200 et 202 dans l'enceinte de plasma cible 196 auto- risent le passage des faisceaux d'ionisation vers le plasma cible 198. La figure 26 est un schéma en vue d'extrémité d'une autre configuration possible qui utilise trois la- sers 234, 236 et 238 qui produisent des faisceaux d'ioni- sation 240, 242 et 244. Les fenêtres 228, 230 et 232 dans la chambre à gaz à faible densité 216 et les fenêtres 222, 224 et 226 dans l'enceinte de plasma cible 218 permettent aux faisceaux d'ionisation 240, 242 et 244 d'accéder au plasma cible 220. L'avantage de la configuration qui est représentée sur la figure 26 consiste en ce que les lasers 234, 236 et 238 sont décalés par rapport à l'axe, si bien que les faisceaux laser 240, 242 et 244 ne sont pas diri- gés vers d'autres lasers. Bien que la configuration à un seul faisceau laser qui est représentée sur la figure 24 produise le plas- ma cible désiré, de l'énergie correspondant à un champ magné- tique supplémentaire est nécessaire pour dévier le faisceau d'électron relativiste résiduel afin que ce faisceau d'élec- trons ne frappe pas le laser 176. De plus, le coût et le niveau technologique-associés à un seul gros laser sont plus élevés que ceux associés à un certain nombre de plus 248 4049 petits lasers ayant la même énergie combinée. Ainsi, on considère que les configurations à plusieurs lasers qui sont représentées sur les figures 25 et 26 constituent le procédé de mise en oeuvre préféré. Les configurations de laser précédentes convien- nent également pour des systèmes qui utilisent le plasma à densité d'énergie élevée pour exciter la convergence d'une enveloppe mobile rapide, ou pour faire imploser une micro-sphère à structure composite, de la manière décrite dans les demandes de brevet U.S. 9 702 et 9 703 mentionnées précédemment, comme le représente schématique- ment la figure 12. Du fait que l'intensité du laser est très faible, le spectre d'électrons chauds que produit un tel faisceau par interaction directe avec un dispositif de multiplication de puissance est négligeable. Les élé- ments de la figure Il et leur fonctionnement sont identi- ques aux éléments de la figure 12, à l'exception de l'en- ceinte de plasma cible 66 et du faisceau d'électrons rela- tiste 34. De façon similaire, le dép8t d'énergie du fais- ceau d'électrons dans le plasma cible 112 se produit de la manière qui a été décrite en relation avec les figures , 6, Il et 22 à 26. La description qui suit des figures 27 à 38 ne porte donc que sur la manière selon laquelle un plasma annulaire chaud 112 excite la convergence d'une enveloppe à mouvement rapide ou fait en sorte que cette enveloppe provoque l'implosion d'une micro-sphère à struc- ture composite. On a appelé dans le passé "enveloppes" des coquil- les métalliques cylindriques excitées de façon magnétique ou par des explosifs puissants. Ces dispositifs hybrides utilisent des principes communs au confinement magnétique et au confinement par inertie des plasmas. On a utilisé des enveloppes pour-comprimer des champs magnétiques, com- primer et chauffer des plasmas confinés de-façon magnétique et pour produire un rayonnement. Ce type de dispositif de multiplication de puissance peut être généralisé de façon à englober les formes sphériques et ellipso!dales. Du fait que les enveloppes ont une structure multicouche, elbssont 2 4 8 A G 4 9 très semblables aux pastilles de fusion par laser. Les figures 27 et 28 représentent respectiveréent une configuration appropriée pour exciter des enveloppes sphériques ou cylindriques à mouvement rapide, comme celles qui sont décrites dans la demande de brevet U.S. 9 703 déposée le 5/2/1979. On utilise ici un seul faisceau d'ionisation laser 252 qui entre par la fenêtre 254. On peut employer des configurations d'ionisation à plusieurs lasers, comme celles qui sont représentées sur les figures 25 et 26, pour obtenir une ionisation complète. L'utilisa- tion de lasers pour la pré-ionisation réduit les contrain- tes imposées à la technologie des faisceaux d'électrons relativistes, comme il a été indiqué précédemment. On doit donc considérer comme facultatives les sources d'ionisa- tion par laser. En considérant à nouveau les figures 27 et 28, on voit qu'un faisceau d'électrons relativiste annulaire 260, qui correspond au faisceau 76 produit par le disposi- tif de la figure 12, traverse la feuille de déclenchement 246, qui fait également fonction de bouchon d'extrémité pour contenir le plasma ou gaz à faible température. Lors- que la tension et la densité de courant augmentent, le coefficient de couplage anormal augmente jusqu'à sa valeur optimale, et le faisceau transfère une fraction importante de son énergie et de sa quantité de mouvement à la région de plasma annulaire 258. Le champ magnétique circonféren- ciel 256, excité par le faisceau, dirige à son tour l'éner- gie thermique du plasma annulaire vers l'enveloppe sphé- rique à mouvement rapide 250 ou l'enveloppe cylindrique à mouvement rapide 262. Du fait que la source du champ magnétique circonférenciel 256 résulte de la circulation d'un courant axial dans le plasma annulaire 258, le champ magnétique 256 n'existe pas à proximité de l'enveloppe sphérique à mouvement rapide 250 ou de l'enveloppe cylin- drique à mouvement rapide 262. La présence d'un champ magnétique externe axial qui est engendré par la source de champ magnétique externe 110 représentée sur la figure 12 peut être utilisée pour augmenter le coefficient de couplage anormal. Cependant, du fait que la colonne de plasma annu- laire 258 présente un bêta très élevé, le champ magnétique externe produit par la source 110 est exclu pendant le fonctionnement. La paroi radiale de l'enceinte de plasma cible 248 est suffisamment épaisse pour assurer le confinement du flux magnétique et elle est suffisamment massive pour assurer un confinement inertiel radial à l'échelle de temps du faisceau d'électrons relativiste, c'est-à-dire C 100 ns. Ainsi, la perte d'énergie radiale vers les parois de l'enceinte est limitée à la fois par le champ magnétique circonférenciel 256 et par le champ magnétique externe exclu que produit la source 110. La conduction de la cha- leur est limitée axialement à l'échelle de temps du fais- ceau par le gradient de température axial inférieur, par le champ magnétique circonférenciel 256 et par l'effet d'auto-miroir du champ magnétique externe 110. La géomé- trie tire ainsi partie du couplage anormal et de la conduc- tion de chaleur classique pour extraire rapidement et efficacement l'énergie du faisceau d'électrons relativiste 260 et pour la transférer à l'enveloppe à mouvement rapide. Les figures 29 et 30 représentent respectivement une coupe de la configuration fondamentale avec deux fais- ceaux d'ionisation laser 268 et 270, 282 et 284, destinés à exciter des enveloppes à mouvement rapide, décrites dans la demande de brevet U.S. 9 703 mentionnée précé- demment. Dans cette configuration, les fenêtres 264 et 266, 278 et 280 sont placées dans la paroi radiale de l'enceinte de plasma. Les plasmas annulaires chauffés 274 et 286 exci- tent l'enveloppe sphérique et cylindrique à mouvement rapide pour l'amener à l'implosion, à l'aide de moyens fonctionnant par explosion ou par ablation, comme il a été indiqué précédemment. Les figures 31 et 32 représentent respectivement le détail de l'enveloppe sphérique à mouvement rapide 250 et de l'enveloppe cylindrique à mouvement rapide 262, décri- te dans la demande de brevet U.S. 9 703 mentionnée pré- cédemment. Chacune desenveloppes à mouvement rapide comprend I des éléments d'ablation 292 et 298, des éléments de pous- sée 294 et 300, et des éléments tampons pleins 296 et 302. L'élément d'ablation est évaporé par conduction de cha- leur, pour propulser l'élément de poussée et l'élément tampon plein avec une vitesse d'implosion élevée. Du fait que la conductivité thermique d'un plasma dépend for- tement de la température, la vitesse à laquelle l'énergie est transportée vers l'enVeloppe augmente au cours du temps sur toute la durée de l'impulsion du faisceau. On obtient ainsi une certaine mise en forme naturelle de la source d'excitation du plasma. Cette mise en forme conduit à une compression et un échauffement plus élevés du gaz combustible 272 et 288, comme il est décrit par R.J. Mason et col., Phys. Fluids 18, 814 (1975) et S.D. Bertke et col., Nucl. Fusion 18, 509 (1978). Des pastilles sphériques à structure composite similaires à l'enveloppe 250 ont fait l'objet d'études approfondies en ce qui concerne l'implosion par laser. Les éléments d'ablation 292 et 298 des enveloppes sphéri- que et cylindrique consistent en une matière à faible Z et faible densité, comme LiDT, Be, ND3BT3, l'hydrure de bore, ou CDT. Les éléments de poussée 294 et 300 consistent de façon caractéristique en une matière à Z plus élevé et à densité plus élevée, comme du verre, de l'aluminium, de l'or ou du nickel. On utilise également une matière plas- tique dans laquelle sont noyés des atomes à Z élevé. On peut utiliser du DT ou du LiDT solide pour les éléments tampons solides 296 et 302. En fonction de la vitesse d'im- plosion désirée et de diverses conditions de stabilité, la masse totale de l'enveloppe à mouvement rapide 250 et 262 varie de 2 à 100 mg. Dans le cas de l'enveloppe cylindrique 262, la mise en forme minimise la perte par les extrémités du combustible 288 qui est enfermé dans l'enveloppe, comme le montre la figure 32.-Selon une variante, on peut obturer les extrémités si le plasma annulaire 286 et le combustible 288 sont différents. Par exemple, le combustible gazeux 272 et 288 peut être constitué par les corps DT, DD, DHe3, 248 0 49 HLi, ou HB, tandis que le plasma cible 274 et 286 peut être constitué par les corps H2, He, DT, DD, ou par un autre gaz à faible Z. On peut également utiliser une enve- loppe de forme ellipsoidale. La figure 33 représente un autre mode de réalisa- tion utilisant une enveloppe'à mouvement rapide. Confor- mément à la figure 33, un faisceau plein traverse une feuil- le 320 pour former un pincement anormal 318 à l'intérieur de l'enveloppe cylindrique 262 qui est elle-même excitée par un faisceau annulaire qui entre en traversant la feuille 304. Le déflecteur 306 assure l'ionisation initiale dans la région de pincement anormal 318. L'enveloppe cylindri- que Ä62 implose sur le plasma 318 pour améliorer la compres- sion et la combustion. La figure 34 représente schématiquement une géo- métrie de cible qui utilise deux faisceaux d'électrons relativistes annulaires pour exciter une enveloppe sphé- rique 250. Au cours du fonctionnement, la déviation des faisceaux est réduite au minimum du fait que les faisceaux 326 et 328 traversent les régions de champ magnétique cir- conférenciel excité par les faisceaux, comme il est indi- qué sur la figure 14. La technique d'obtention d'une source intense de rayonnement, de neutrons et/ou de particules alpha qui est décrite dans la demande de brevet U.S. 9 702 mentionnée précédemment, consiste à utiliser un faisceau d'électrons relativistes de plusieurs kilovolts, à densité élevée, produit par plasma, pour exciter une enveloppe à mouvement rapide qui produit alors une impulsion d'énergie intense et mise en forme, qui convient pour faire imploser une micro-sphère à structure composite, du type décrit dans les documents: R.J. Mason, Phys. Fluids 18, 814 (1975) et Los Alamos Scientific Report LA-5898-MS (octobre 1975), S.D. Bertke-et col. Nuel. Fusion 18, 509 (1978), et G.S. Fraley et col., Phys. Fluids 17, 474 (1974).-Une telle micro-sphère peut être emplie de DT, DD, DHe3, HLi6 ou il HB, ou d'un certain mélange de ces corps, par exemple. Les figures 35 et 36 représentent la configuration 248 ' 49 géométrique fondamentale correspondant à la technique dé- crite, pour un seul faisceau d'ionisation laser 340 entrant par la fenêtre 342. On peut également utiliser les configu- rations d'ionisation à plusieurs faisceaux lasers qui sont représentées sur les figures 25 et 26. Comme il a été indiqué précédemment, l'utilisation de lasers pour la pré- ionisation diminue les contraintes imposées à la technolo- gie des faisceaux d'électrons relativistes.-On doit donc considérer les sources d'ionisation laser comme faculta- tives. Un faisceau d'électrons relativiste annulaire 344 traverse la feuille de déclenchement 346, qui fait également fonction de bouchon d'extrémité pour contenir le plasma-à basse température. Lorsque la tension et la den- sité de courant augmentent, le coefficient de couplage anormal augmente jusqu'à sa valeur optimale et le faisceau transfère une partie importante de son énergie et de sa quantité de mouvement à la région de plasma annulaire 348. Le champ magnétique circonférenciel excité par le faisceau, 350, dirige à son tour l'énergie thermique du plasma annu- laire 348 vers l'enveloppe sphérique à mouvement rapide 352 de la figure 105 ou l'enveloppe cylindrique à mouvement rapide 354 de la figure 36. Du fait que le champ magnétique circonférenciel 350 résulte de la circulation d'un courant axial dans le plasma annulaire 348, résultant lui-même de la conservation de la quantité de mouvement, le champ magné- tique circonférenciel 350 n'est pas présent à proximité de l'enveloppe sphérique à mouvement rapide 352 ou de l'enve- loppe cylindrique à mouvement rapide 354. La présence d'un champ magnétique externe axial qui est produit par la source de la figure 2 peut être utilisée pour augmenter le coef- ficient de couplage anormal. Cependant, du fait que-la colonne de plasma annulaire 348 et le plasma entourant l'en- veloppe ont un bêta très élevé, le champ magnétique externe que produit la source 110 de la figure 12 est rapidement exclu. La paroi radiale de l'enceinte de plasma cible 356 est suffisamment épaisse pour assurer le confinement du flux magnétique et elle est suffisamment massive pour assurer un confinement inertiel radial à l'échelle de temps du faisceau d'électrons relativiste, c'est-à-dire 6 ns. Ainsi, la perte d'énergie radiale vers la paroi de l'enceinte est limitée à la fois par le champ magnétique circonférenciel 350 et par le champ magnétique externe exclu; que produit la source 110 de le figure 12. La conduc- tion de chaleur est limitée axialement à l'échelle de temps du faisceau par le gradient de température axial inférieur, par le champ magnétique circonférenciel 350 et par l'effet d'auto-miroir du champ magnétique externe qu'engendre la source 110. La géométrie tire ainsi partie du couplage anormal et de la conduction de chaleur classi- que pour extraire rapidement et efficacement l'énergie du faisceau d'électrons relativiste 344 et pour transférer cette énergie aux enveloppes à mouvement rapide 352 et 354. Comme le montrent les figures 37 et.38, les enveloppes à mouvement rapide 352 et 354 sont constituées par des éléments d'ablation 360 et 362, des éléments de poussée 364 et 366 et des éléments tampons solides 368 et 370. L'élément d'ablation est évaporé par conduction ther- mique, tandis que l'élément de poussée et l'élément tampon solide sont propulsésà la vitesse d'implosion élevée. Les éléments d'ablation 360 et 362 sont des matières à faible Z et faible densité, comme LiDT, Be, ND3BT3, l'hydrure de bore, ou CDT. Les éléments de poussée 364 et 366 consistent de façon caractéristique en une matière à Z plus élevé et à densité plus élevée, comme du verre, de l'aluminium, de l'or, du nickel, ou une matière plastique dans laquelle sont noyés des atomes à Z élevé. On peut utiliser du DT ou du LiDT solide pour les éléments tampons solides 368 et 370, En fonction de la vitesse d'implosion désirée et des considérations de stabilité, la masse totale des enve- loppes à mouvement rapide 352 et 354 qui sont représentées respectivement sur les figures 37 et 38, varie de 1 mg à mg. De plus, le gaz d'excitation 372 et 374 des figu- res respectives 37 et 38 peut être constitué par du DT, DD, ou un gaz à Z plus élevé tel que N2, Ar, ou Kr. Le fonctionnement est le suivant. Sous l'effet de la contraction de l'enveloppe, la densité et la tempé- rature des gaz tampons 372 et 374 en contact avec la micro- sphère 358 augmentent au cours du temps. Cette mise en forme d'impulsion, qui est différente pour l'enveloppe sphérique à mouvement rapide 352 et pour l'enveloppe cy- lindrique à mouvement rapide 354, permet un choc brusque, comme il est indiqué dans les articles précités de R.J. Mason et col. et de S.D. Bertkeet col., ce qui produit une compression élevée de la micro-sphère 358, excitée par ablation. L'utilisation du gaz thermique à densité élevée 372 et 374 des figures respectives 37 et 38 pour l'implosion réduit le problème de préchauffage qui est associé à la micro-sphère 358. Les figures 37 et 38 représentent les détails fondamentaux de la microsphère 358. Les matières utilisés pour les éléments d'ablation 376 et 378, les éléments de poussée 380 et 382, les éléments tampons solides 384 et 386 et le combustible gazeux 388 et 390 sont similaires à ceux indiqués pour les enveloppes 352 et 354. On peut également incorporer dans la micro-sphère à structure composite 358 des configurations à éléments de poussée multiples utilisant une multiplication des vitesses pour obtenir des vitesses d'implosion très élevées. On peut fabriquer divers dispositifs générateurs de rayonnement correspondant à l'invention, en fonction de l'application particulière du dispositif considéré. Fonda- mentalement, le principe d'un mode de réalisation de l'in- vention consiste à engendrer un plasma à densité élevée, dans le domaine des kilovolts, pour chauffer des matières à Z élevé de diverses tailles et de diverses formes, pour produire un rayonnement. Par exemple, les figures 39 et 40 représentent une source de rayons X mous dans laquelle un réseau de fils est plongé dans un plasma de plusieurs kilovolts, à densité élevée, 390, qui est produit par un faisceau d'électrons relativiste annulaire tel que le faisceau 76 qui est repré- 248 1 49 senté sur la figure 12. On pourrait fixer directement le dispositif des figures 39 et 40 au tube de dérive 78 ou au modulateur 80 de la figure 12. L'enceinte de plasma cible 394 est un simple cylindre qui est revêtu d'une matière à Z élevé, 396. Une fenêtre de béryllium 398 permet l'extraction du rayonnement. Un réseau de fils 392 est supporté par la feuille de déclen- chement 400 et le bouchon d'extrémité 402. La taille, la forme et le nombre des fils du réseau 392 dépende del'opa- cité des matières. Des fils d'aluminium, de titane, de tantale, de tungstène ou d'acier inoxydable, avec des dia- mètres de 50 à 100 pm paraissent appropriés. Un tel réseau est conçu de façon à avoir une opacité faible dans la direc- tion de la fenêtre de béryllium 398. Du fait de sa taille réduite et de ses proprié- tés directionnelles, on peut faire fonctionner le dispo- sitif ci-dessus en tant que module dans une configuration produisant un rayonnement au niveau du mégajoule avec une longueur d'impulsion de 10 ns à 100 ns. En outre, on peut utiliser des faisceaux d'électrons relativistes pleins ou annulaires en fonction du réseau particulier de matière à Z élevé qui est employé. On peut utiliser en outre un gaz à Z modéré, comme N2 ou Ar, ou un mélange d'un gaz à Z faible tel que H2 et d'un gaz à Z élevé, comme Kr ou Xe, avec une densi- té d'électrons de îo17 -1019 électrons/cm, en tant que plasma cible 68 du dispositif de la figure 11, pour pro- duire un rayonnement. Dans le mode de rayonnement, on uti- lise les fenêtres de béryllium de l'enceinte de plasma cible et la chambre à gaz à faible densité 52 de la figure Il est supprimée. Une telle source de rayonnement accorda- ble convient pour de nombreuses applications et on peut l'utiliser avec un faisceau plein, comme il est représenté sur la figure 11, ou un faisceau annulaire, comme il est représenté sur la figure 12. On peut en outre régler la fréquence du rayonnement en faisant varier la température du plasma. L'invention offre donc un dispositif permettant de 248C4I9 produire un rayonnement intense qu'on peut facilement réa- liser compte tenu des limitations technologiques actuelles. On optimisant les instabilités des conditions de propaga- tions, extrêmement puissantes, pour chauffer le plasma à densité élevée avec le faisceau d'électrons relativiste conformément au procédé (a), l'invention assure un dépôt efficace de l'énergie du faisceau pour chauffer le plasma à des températures correspondant à plusieurs kilovolts, le plasma chauffant à son tour les matières à Z élevé pour produire une source intense de rayonnement. L'invention permet également de disposer d'une source accordable de rayonnement intense utilisant un gaz à Z modéré, comme N2 ou Ar, en tant que plasma cible, qu'on peut réaliser facilement et économiquement avec la technologie existante. Bien entendu diverses'modifications peuvent être apportées par l'homme de l'art aux dispositifs.ou procédés qui viennent d'être décrits uniquement à titre d'exemples non limitatifs, sans sortir du cadre de l'in- vention. 248 1049 REVENDICATIONS 1. Dispositif destiné à produire un rayonnement, caractérisé en ce qu'il comprend: des moyens (72, 74)Yqui produisent un faisceau d'électrons relativiste ayant une énergie d'au moins 3 MeV, une densité de courant d'au moins 1 kA/cm2 et un rapport \// i une chambre de plasma cible (108) contenant un gaz à densité élevée; une matière à Z élevé (392) située dans la chambre de plasma cible; des moyens (104, 106) qui ionisent le gaz à densité élevée pour produire un plasma à densité élevée; des moyens (90) qui déclenchent des oscillations de convection dans le plasma sous l'effet de l'application du faisceau d'électrons relativiste, de manière à produire dans le plasma des instabilités des conditions de propagation sous l'effet desquelles l'énergie du faisceau d'électrons est déposée dans le plasma pour chauffer celui-ci à des températures correspondant à plusieurs kilovolts, ce qui a pour effet de chauffer la matière à Z élevé, pour produire une source intense de rayonnement. 2. Dispositif selon la revendication 1, caracté- risé en ce que la matière à Z élevé consiste en un réseau de fils. 3. Dispositif destiné à produire de l'énergie sous la forme d'un rayonnement, caractérisé en ce qu'il comprend: un plasma à densité élevée contenu dans une chambre de cible (108); une matière à Z élevé (392) située à l'intérieur de la chambre de cible; des moyens (72, 74) qui produisent un faisceau d'électrons relativiste à haute tension et à densité de courant élevée, capable de péné- trer dans la chambre de cible et de déclencher des oscil- lations de convection dans le plasma à densité élevée, afin qu'il y ait un transfert d'énergie du faisceau d'élec- trons relativiste vers le plasma, pour chauffer le plasma à des températures correspondant au domaine des kilovolts, le plasma chauffant à son tour la matière à Z élevé pour produire le rayonnement. 4. Dispositif selon la revendication 3, caractérisé en ce que le plasma à densité élevée comprend du DT. 248IC49 5. Dispositif selon la revendication 3, carac- térisé en ce que le plasma à densité élevée comprend du DD. 6. Dispositif selon la revendication 3, caracté- risé en ce que le plasma à densité élevée comprend du H2. 7. Dispositif selon la revendication 3, caracté- risé en ce que la matière à Z élevée consiste en un réseau de fils. 8. Dispositif à-rayons X, caractérisé en ce qu'il comprend: des moyens (108) qui retiennent un gaz à densité élevée à l'intérieur d'un volume prédéterminé; des moyens (104, 106) qui ionisent le gaz pour produire un plasma à densité élevée; une.matière à Z élevé (392) qui est placée à l'intérieur des moyens qui retiennent le gaz à densité élevée; des moyens (72, 74) qui produisent un faisceau d'électrons relativiste ayant une tension suffi- samment élevée pour éviter la diffusion classique au moment o le faisceau pénètre dans les moyens qui retiennent le gaz à densité élevée, afin de produire dans le plasma à densité élevée des instabilités des conditions de propaga- tion sous l'effet desquelles le faisceau d'électrons rela- tiviste chauffe le plasma à densité élevée à des tempéra- tures correspondant au domaine des kilovolts, afin de chauffer la matière à Z élevée pour produire des rayons X. 9. Dispositif selon la revendication 8, caracté- risé en ce que le faisceau d'électrons relativiste est un faisceau d'électrons relativiste annulaire qui entoure la matière à Z élevé. 10. Dispositif selon la revendication 9, carac- térisé en ce que la matière à Z élevé-consiste en un réseau de fils. 11. Dispositif selon la revendication 8, caracté- risé en ce que le faisceau d'électrons relativiste consiste en un faisceau plein entouré par la matière à Z élevé, 12. Dispositif selon la revendication 8, caracté- risé en ce que le plasma à densité élevée comprend du DT. 13. Dispositif selon la revendication 8, caracté- risé en ce que le plasma à densité élevée comprend du DD. 14. Dispositif selon la revendication 8, caracté- - 2481049 risé en ce que le plasma à densité élevée comprend du H2. 15. Procédé pour produire un rayonnement, carac- térisé en ce que: on enferme un gaz à densité élevée dans une chambre de cible (108); on ionise ce gaz pour produire un plasma à densité élevée; on engendre un fais- ceau d'électrons relativiste annulaire (76) ayant une tension suffisante pour pénétrer dans la chambre de cible, sans diffusion, afin de produire dans le plasma des insta- bilités des conditions de propagation sous l'effet des- quelles ce faisceau d'électrons chauffe le plasma à densité élevée à des températures correspondant au domaine des kilovolts, ce plasma chauffant à son tour une matière à Z élevé (392) pour produire un rayonnement. - 16. Dispositif destiné à produire un rayonnement, caractérisé en ce qu'il comprend: des moyens (30. 32) qui produisent un faisceau d'électrons relativiste ayant une énergie d'au moins 3 MeV, une densité de courant d'au moins 1 kA/cm 2, et un rapport V /I^^,; une chambre de plasma cible (66) contenant un gaz à densité élevée et à Z modéré; des moyens (62, 64) qui ionisent le gaz à densité élevée pour produire un plasma; des moyens (48) qui déclenchent des oscillations de convection dans le plasma- sous l'effet de l'application du faisceau d'électrons relativiste, afin de produire dans le plasma des instabilités des conditions de propagation sous l'effet desquelles l'énergie du faisceau d'électrons est déposée dans le plasma pour chauffer celui- ci à des températures correspondant au domaine des kilovolts et pour produire un rayonnement. 17. Dispositif selon la revendication 16, carac- térisé en ce que le gaz à densité élevée comprend du Ar. 18. Dispositif selon la revendication 16, carac- térisé en ce que les moyens qui ionisent le gaz à densité élevée comprennent au moins un laser. 19. Dispositif selon la revendication 16, carac- térisé en ce que le gaz à densité élevée consiste en un mélange d'un gaz à Z élevé et d'un gaz à Z faible. 20. Dispositif selon la revendication 19, carac- térisé en ce que le gaz à Z élevé est du Kr et le gaz à Z fai- ble est du H2. 21. Dispositif selon la revendication 16, carac- térisé en ce que les moyens qui déclenchent des oscilla- tions de convection comprennent une feuille mince à faible densité. 22. Dispositif destiné à produire de l'énergie sous la forme d'un rayonnement, caractérisé en ce qu'il comprend: un plasma à densité élevée (68) qui est contenu dans une chambre de cible (66); des moyens (30, 32) qui produisent un faisceau d'électrons relativiste à tension- élevée et à densité-de courant élevée, capable de péné- trer dans la chambre de-cible et de déclencher dans le plasma à densité élevée des oscillations de convection telles qu'il y ait transfert d'énergie du faisceau d'élec- trons relativiste vers le plasma, pour chauffer ce dernier à des températures dans le domaine des kilovolts et pour produire un rayonnement. 23. Dispositif selon la revendication 22, carac- térisé en ce que le faisceau d'électrons relativiste est un faisceau plein. 24. Dispositif selon la revendication 22, carac- térisé en c-e que le faisceau d'électrons relativiste est un faisceau annulaire. 25. Dispositif générateur de rayonnement, carac- térisé en ce qu'il comprend: des moyens (66) qui retien- nent un gaz à densité élevée dans un volume prédéterminé; des moyens (62, 64) qui ionisent ce gaz pour produire un plasma à densité élevée; des moyens (30, 32) qui produi- sent un faisceau d&électrons relativiste ayant une tension suffisamment élevée pour éviter la diffusion classique au moment o le faisceau pénètre dans les moyens qui retien- nent le gaz à densité élevée, afin de produire dans le plasma à densité élevée des instabilités des conditions de propagation sous l'effet desquelles le faisceau d'électrons relativiste chauffe. le plasma à densité élevée à des températures dans le domaine des kilovots, pour produire une source de rayonnement accordable. 26. Dispositif selon la revendication 25, carac- 248 1049 térisé en ce que le gaz à densité élevée consiste en un mélange d'un gaz à Z élevé et d'un gaz à Z faible. 27. Dispositif selon la revendication 26, carac- térisé en ce que le gaz à Z élevé est du Kr et le gaz à Z faible et du H2. 28. Dispositif selon la revendication 25,carac- térisé en ce que le gaz à densité élevée est du Ar. 29. Procédé pour produire un rayonnement, carac- térisé en ce que: on enferme un gaz à densité élevée dans une chambre de cible (66); on ionise ce gaz pour produire un plasma à densité élevée (68) ; on engendre un faisceau d'électrons relativiste annulaire (34) ayant une tension suffisamment élevée pour pénétrer dans la chambre de cible sans diffusion, afin de produire dans le plasma des insta- bilités des conditions de propagation sous l'effet desquel- les ce faisceau d'électrons chauffe. le plasma à densité élevée, pour produire une source de rayonnement accordable. 30. Procédé selon la revendication 29, caracté- risé en ce qu'on fait varier en outre la température du plasma à densité élevée pour accorder la source de rayonne- ment sur diverses fréquences. N