FR2481048A1 - Procede et dispositif de chauffage par un faisceau d'electrons relativistes d'un plasma de haute densite - Google Patents

Abstract

L'INVENTION CONCERNE UN PROCEDE ET UN DISPOSITIF DE CHAUFFAGE PAR UN FAISCEAU D'ELECTRONS RELATIVISTES D'UN PLASMA DE HAUTE DENSITE POUR ATTAQUER DES ENVELOPPES RAPIDES. UN FAISCEAU ANNULAIRE D'ELECTRONS RELATIVISTES 34 CHAUFFE UN PLASMA ANNULAIRE A DES TEMPERATURES EXPRIMEES EN KILOVOLTS, PAR DES INSTABILITES D'ECOULEMENT DANS LE PLASMA 68. L'ENERGIE DEPOSEE DANS LE PLASMA ANNULAIRE CONVERGE ENSUITE SUR UNE ENVELOPPE RAPIDE POUR LA FAIRE IMPLOSER, PAR ATTAQUE EXPLOSIVE OU ABLATIVE. L'INVENTION S'APPLIQUE A LA PRODUCTION DE RAYONNEMENT DE NEUTRONS ETOU DE PARTICULES ALPHA.

Description

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La présente invention se rapporte d'une façon générale

au chauffage des plasmas denses, et concerne plus particu-

lièrement le chauff;ige d'un plasma par un faisceau d'élec-

trons relativistes.

Depuis un certain temps, le chauffage des plasmas a présenté un grand intérêt pour la communauté scientifique, car des plasmas chauds peuvent être utilisés pour un grand nombre de fonctions. Une utilisation courante des plasmas chauds est la production d'énergie sous forme de rayonnement, de neutrons et de particules alpha. Cette source d'énergie peut être utile dans des recherches de base sur la physique des plasmas de forte énergie et de forte densité, avec des applications pratiques dans des domaines scientifiques tels que la fusion thermonucléaire contr8lée, les études des

matières et la radiographie.

Deux nombreuses techniques ont déjà été proposées pour produire des plasmas denses, exprimés en Ikilovolts. L'une des techniques les plus connues est la compression et le chauffage du noyau d'une pastille structurée par un laser ou un faisceau d'électrons à basse tension. Il a également

été suggéré que des faisceaux d'ions légers ou lourds pou-

vaient être utilisés pour obtenir une compression et un chauffage similaires. Selon cette technique, la pastille structurée et sa source d'attaque sont couplées directement par des interactions classiques, en chauffant la couche

extérieure de la pastille structurée. En fonction des carac-

téristiques de la pastille structurée et de la source d'at-

taque, la couche extérieure explose ou subit une ablation, conduisant à la compression et au chauffage du noyau. En raison du couplage direct de toutes ces sources d'attaque antérieures, il est apparu que le chauffage préalable du noyau réduit l'efficacité de la compression, réduisant ainsi

à la fois la densité et la température du noyau de la pas-

tille. L'utilisation d'un laser comme source d'attaque dans

le système de confinement décrit ci-dessus présente en ou-

tre les inconvénients inhérents d'une faible efficacité et du prix du développement élevé pour produire des lasers

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avec la puissance de sortie voulue pour attaquer directement

une pastille structurée. De même, des limitations de diffrac-

tion et des seuils de dommage aux fenêtres font qu'il est

difficile de focaliser des grands lasers proposés à des dia-

mètres de l'ordre du millimètre. Des faisceaux d'électrons à basse impédance et d'ions légers entraînent aussi une avance technologique coûteuse pour permettre de focaliser ces faisceaux sur-des diamètres de l'ordre du millimètre et obtenir des niveaux de puissance nécessaires pour atteindre la compression voulue de la

pastille structurée. Les sources d'électrons à basse impé-

dance et d'ions légers sont en outre limitées en ce qui

concerne la manière de propagation du faisceau vers la pas-

tille. Les sources d'ions lourds imposent aussi une avance

technologique importante pour produire la compression vou-

lue de la pastille structurée. En fait, le développement

des sources d'ions lourds utilisant le concept d'un accélé-

rateur conventionnel semble beaucoup plus coûteux que le

prix associé avec le développement des lasers. La propaga-

tion du faisceau est également une limitation d'utilisation

des sources dtions lourds.

Des plasmas de haute densité, chiffrés en kilovolts,

peuvent aussi être produits par des enveloppes à compres-

sion rapide. Ces dispositifs peuvent être attaqués par des forces magnétiques ou des explosifs puissants, conduisant tous deux à la compression et le chauffage d'un plasma confiné. Bien que ces deux techniques d'enveloppe rapide aient pu produire de l'énergie sous forme de rayonnement, de neutrons et de particules alpha, chacune d'entre elles

tc-&cse- --i1Tht_ Dhéreflnts. L'inconvénient prin-

cipal de l'enveloppe attaquée par un explosif est que les explosifs puissants ont une densité de puissance maximale d'environ 10 watts/cm3 et une vitesse de détonation

maximale de 8,8x105 cm/sec, ce qui limite la vitesse possi-

ble d'implosion de l'enveloppe. Bien qu'un tel système soit utile pour obtenir des données scientifiques, il est

difficile à développer dans un appareil réutilisable.

Des enveloppes attaquées magnétiquement sont fabriquées

de manière à faire partie d'un circuit de décharge électri-

que dans lequel un courant qui circule dans l'enveloppe

crée un champ magnétique puissant entraînant sa compression.

Etant donné que l'enveloppe fait partie du circuit électri- que, la résistance du circuit extérieur et Io résistivité

finie de J'enveloppe produit des pertes ohmiques qui rédui-

sent le rendement de conversion d'énergie électrique en énergie cinétique de l'enveloppe. De même, étant donné que l'enveloppe doit être en contact électrique avec le circuit, les dommages apportés à la connexion d'électrodes entre l'enveloppe imobile et l'6lectrode limitent les possibilités d'utilisation.

En ce qui concerne des enveloppes qui restent essentiel-

lement de minces coquilles solides pendant l'implôsion, le chauffage ohmique et la diffusion du champ magnétique

limitent les vitesses d'implosion à environ lcm par micro-

seconde. Pour obtenir le rayonnement voulu et l'émission de particules alpha à ces faibles vitesses d'implosion, le plasma dans l'enveloppe doit être ionisé à l'avance et des dispositions complexes pour surmonter les pertes de

chaleur par conduction doivent prises dans le système.

Bien que des vitesses d'implosion d'enveloppe dépassant lcm par milliseconde puissent être obtenues, le chauffage ohmique et la diffusion du champ magnétique convertissent les enveloppes en des plasmas pendant l'opération. Il en résulte que l'épaisseur de l'enveloppe est augmentée, ce

qui abaisse le potentiel pour la multiplication de puissance.

Même avec des feuilles très minces, les vitesses d'implosion sont limitées par le temps de montée du courant d'attaque

et la diffusion du champ magnétique d'attaque dans l'envelop-

pe à plasma.

Des lasers ont aussi été utilisés pour chauffer direc-

tement un plasma confiné magnétiquement. Selon ce principe, un laser est utilisé pour chauffer un grand volume de plasma confiné par un champ magnétique élaboré jusqu'à des températures thermonucléaires. Bien que le laser assure une ionisation uniforme et un chauffage rapide d'un plasma à basse température, la longueur de'dépôt caractéristique

augmente à peu près comme T3/ pour des températures élec-

troniques du plasma T 10 eV. Cette caractéristique de -

dépôt d'énergie laser dans le plasma, avec le grand volume

de plasma à chauffer, établit une condition d'énergie tota-

le pour le laser qui dépasse nettement la technologie ac-

tuelle. Même si des lasers de ce genre pouvaient être dé-

veloppés, les faibles rendements inhérents associés avec la production d'énergie laser conduiraient à un important

capital d'investissement pour un système de ce genre.

Un système similaire-utilise un faisceau d'ions légers ou lourds pour déposer son énergie dans un plasma confiné mngnétiquement. Etant donné que ces faisceaux ne sont pas relativistes, ils présentent une très faible efficacité de couplage et un manque de souplesse pouvant être obtenu

par l'interaction relativiste.

Le concept d'utilisation d'un faisceau intense d'élec-

trons relativistes pour chauffer un plasma confiné a été

étudié expérimentalement depuis un certain nombre d'années.

Des expériences antérieures se sont concentrées principale-

ment sur le chauffage d'un grand volume de plasma à des

températures thermonucléaires au moyen d'un faisceau d'élec-

trons, tout en maintenant le plasma au moyen d'un champ magnétique extérieur. La figure 1 illustre une configuration typique d'un appareil expérimental antérieur. Une cathode 10 est positionnée dans une chambre à vide 12 séparée de la chambre à plasma 14 par une feuille d'anode 16. Une

série d'entretoises isolantes 18 sont séparées par une sé-

rie de plaques métalliques 20 qui, ensemble# évitent tout amorçage entre la cathode 10 et la structure support de

diodes 22. Un champ magnétique 24 en solénoïde ou de confi-

guration symétrique est produit par une source extérieure.

En fonctionnement, un faisceau 26 d'électrons relati-

vistes est formé en chargeant la cathode 10 avec une impul-

sion de haute tension à montée rapide, de sorte que des

électrons sont émis par le champ de la cathode 10, traver-

sent la feuille d'anode 16 et pénètrent dans la chambre

à plasma 14 sous forme d'un faisceau d'électrons relativis-

tes 26. Etant donné que le faisceau relativiste se propage dans le plasma le long du champ magnétique axial 24

appliqué par l'extérieur, le lasma est chauffé par les procé-

dés suivants:

a) chauffage à relaxation résultant des instabilités d'écou-

lement relativiste (instabilité de deux écoulements et de groupement supérieur-hybride) et b) chauffage résistif anormal dû à la présence d'un courant

de retour de plasma (instabilités ion-acoustique et ion-cy-

clotron). En général, des dispositifs tels que des klystrons, des magnétrons, des tubes à vide, etc... qui sont basés sur un

groupement d'électrons selon le procédé (a) ont été consi-

dérés comme des dispositifs très efficaces en ce qui con-

cerne l'utilisation de l'énergie. Par conséquent, l'opéra-

tion de chauffage d'un plasma par un groupement d'électrons,

c'est à dire en produisant des instabilités de deux écoule-

ments et supérieur-hybride, selon le procédé (a) a été

prévue initialement comme une technique efficace pour pro-

duire un plasma thermonucléaire. Bien que toutes les expé-

riences antérieures ont fait apparattre un couplage anor-

mal (non classique) de l'énergie du faisceau avec le plasma, résultant de la présence d'instabilités d'écoulement selon le procédé (a), l'efficacité du couplage n'était que de l'ordre de 15 % à des densités du plasma d'environ 1012 électrons/cm3 et tombait rapidement à moins de quelques pourcents quand la densité du plasma approchait de 1014

électrons/cm3. Ces résultats ont été obtenus avec des feuil-

les d'anode d'une épaisseur de l'ordre de 25 à 50 microns et des faisceaux d'électrons courants disponibles pour des

expériences pendant cette période, avec des tensions rela-

tivement basses, c'est à dire 1 MeV ou moins. La combinaison de feuilles d'anode relativement épaisses et de faisceaux à basse tension entraIne une diffusion du faisceau par la

feuille d'anode, empochant l'instabilité d'écoulement re-

lativiste d'assurer un couplage efficace de l'énergie du faisceau avec le plasma. Autrement dit, bien que cela ne fat pas connu des expérimentateurs et des théoriciens

pendant la période de 1970 à 1975, l'épaisseur de la feuil-

le et la basse tension du faisceau d'électrons utilisés dans les expériences entralnaient une diffusion du faisceau

d'une manière empêchant un groupement substantiel des élec-

trons dans le faisceau. Cela produisait la décroissance ra-

pide des rendements d'absorption d'énergie pour des densi-

tés du plasma approchant 1014 électrons/cm 3. En raison de

ces faibles rendements observés, l'attention des scientifi-

ques s'est portée vers l'investigation du mécanisme de chauffage résistif selon le procédé (b) qui était connu

comme possédant plusieurs propriétés intéressantes scienti-

fiquement.

Une propriété du mécanisme de chauffage résistif du

procédé (b) est sa capacité de placer une fraction substan-

tielle de l'énergie du faisceau dans les ions du plasma.

Cela diffère des instabilités d'écoulement chauffant princi-

palement les électrons du plasma. Etant donné que les ions doivent éventuellement être chauffés dans un plasma confiné magnétiquement, selon les procédés courants de confinement -==== magnéiîgue,-le uiaui'lg -drc aude |CpJs alviiin dû p4...i-- -- -é tion de conversion d'énergie. En outre, quand de l'énergie est initialement déposée sur des électrons du plasma plut8t

que des ions, la conduction de chaleur est améliorée en rai-

son de la température électronique initialement élevée, de

sorte que le temps de confinement du plasma pouvant être ob-

tenu est raccourci. Par conséquent, des champs magnétiques de plus grande intensité sont nécessaires pour obtenir un

confinement comparable.

Une autre propriété du mécanisme de chauffage résistif est sa possibilité de chauffer un grand volume de plasma d'une manière uniforme, plut8t que de déposer de l'énergie

dans une petite région localisée, ce qui est caractéristi-

que du mécanisme d'instabilité d'écoulement optbiisée. La possibilité de chauffer directement un grand volume de plasma d'une manière uniforme par le chauffage résistif évite ainsi les problèmes de redistribution de chaleur dans le plasma. En outre, le potentiel de développement d'un système de chauffage de plasma pouvant aussi être utilisé conjointement avec des dispositifs nécessitant des plasmas préchauffés, par exemple des Tokamaks qui ont reçu une confirmation substantielle, rend le mécanisme de chauffage

résistif encore plus séduisant. Pour cette raison, l'atten-

tion des expérimentateurs a été dirigée, à partir des expé-

riences de chauffage de plasma utilisant des faisceaux d'électrons relativistes, vers la production d'un chauffage résistif dans des plasmas selon le procédé (b)o Par consé- quent, des appareils expérimentaux destinés à optimiser les effets de chauffage résistif, par exemple des faisceaux d'électrons à basse tension avec de fortes sorties / ont été utilisés pour conduire des expériences sur des

plasmas chauffés par les faisceaux d'électrons relativistes.

Dans le cas présent, T est le facteur relativiste du fais-

ceau qui est à peu près proportionnel à la tension des par-

ticules du faisceau. Le rapport V/y est essentiellement

une mesure de l'énergie du champ magnétique du faisceau lui-

mme par rapport à l'énergie des particules du faisceau.

L'utilisation accrue des faisceaux à rapport V/r élevé apparatt graphiquement sur les figures 2 et 3 qui illustrent

la réduction de tension maximale du faisceau et l'augmnenta-

tion de V/y maximum pour des expériences sur des faisceaux d'électrons relativistes entre 1970 et 1975. Ainsi, les

expériences antérieures se sont, à partir du début, concen-

trées sur des faisceaux à basse tension de rapport -0/Y élevé pour optimiser le mécanisme de chauffage résitif selon

le procédé (b), en ignorant virtuellement l'effet des ins-

tabilités d'écoulement produites selon le procédé (a).

En procédant ainsi,]es expériences antérieures ont clairement marqué les limitations du chauffage résistif selon le procédé (b), c'est à dire que le chauffage résistif ne s'aligne pas sur l.es plasmas de plus haute densité mais,

au contraire, est limité de façon absolue par l'auto-stabi-

lisation dans le pl.asma. Plus particulièrement, les expé-

riences ont montré qu'au-dessus d'une certaine température

électronique, en fonction de la densité du plasma, les ins-

tabilités à basse fréquence qui sont responsables du chauffa-

ge rêsJstif sont stabilisées. Par conséquent, seule la résis-

tivité classique qui ne convient pas pour coupler une éner-

gie notable avec le plasma, à rartir du faisceau d'électrons

relativistes, a un effet de chauffage résistif du plasma.

En plus de cette limitation inhérente par stabilisation,

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la technique du chauffage résistif présente plusieurs autres inconvénients. Tout d'abord, même si des expériences ont montré qu'un chauffge résistif selon le procédé (b) était efficace avec des plasmas de forte densité, la valeur -JY imposée pour le couplage efficace est au moins un ordre de

grandeur supérieur à celle que permet d'obtenir la techno-

logie actuelle. Ensuite, étant donné que le chauffage résis-

tif ne convient que pour des plasmas de faible densité dans de très grands volumes, l'énergie totale nécessaire pour

chauffer un tel plasma devient à nouveau au moins d'un or-

dre de grandeur au-dessus de l'énergie totale d'un faisceau

que permettent d'obtenir les standards actuels de la techno-

logie. Il résulte de ces limitations et de la supposition des théoriciens et expérimentateurs antérieurs que le chauffage

résistif dominait le dépôt d'énergie anormale dans des plas-

mas, que leprogramme de chauffage de plasma par faisceau d'électrons relativistes aux Etats-Unis d'Amérique a été

virtuellement abandonné en 1975 sans aucune autre investiga-

tion du mécanisme de chauffage par instabilités d'écoulement.

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L'invention élimine les inconvénients et les limitations de la technique antérieure grâce à un appareil et un procédé de chauffage par un faisceau d'électrons d'un plasma de haute densité pour attaquer une enveloppe à compression rapide. L'invention utilise un faisceau annulaire d'élec-

trons relativistes pour chauffer un plasma annulaire jus-

quià des températures chiffrées en kilovolts, par instabi-

lités d'écoulement dans le plasma. L'énergie déposée dans

le plasma annulaire converge ensuite sur une enveloppe ra-

pide pour la faire imploser par explosion ou ablation.

Un objet de l'invention est donc de proposer un appareil et un procédé de production d'un plasma chaud pour attaquer

une enveloppe à contraction rapide.

Un autre objet de l'invention est de proposer un appa-

reil et un procédé d'attaque d'une enveloppe rapide, de

fonctionnement efficace.

Un autre objet de l'invention est de proposer un appa-

reil et un procédé de multiplication de densité de puissance.

Un autre objet de l'invention est de proposer un appa-

reil et un procédé de production d'un plasma chaud.

Un autre objet de l'invention est de proposer un appa-

reil et un procédé de production d'énergie sous la forme

de rayonnement, de neutrons, et/ou de particules alpha.

Un autre objet encore de l'invention est de proposer un appareil et un procédé de production d'énergie n'imposant

qu'un investissement en capital relativement réduit.

Un autre objet enfin de l'invention est de proposer un appareil et un procédé de production d'un rayonnement de forte intensité, de neutrons et/ou de partiules alpha

:0 mettant en oeuvre la technologie actuelle.

D'autres caractéristiques et avantages de l'invention

seront mieux compris à la lecture de la description qui. va

suivre de plusieurs exemples de réalisations et en se réfé-

rant aux dessins annexés sur lesquels: la figure 1 représente schématiquement un dispositif antérieur de chauffage de plasma par faisceau d'électrons relativistes,

la figure 2 est un graphe des tensions maximales de fais-

ceau d'électrons relativistes expérimentaux, de 1970 à 1975, la figure 3 est un graphe du rapport maximal expérimental des faisceaux d'électrons relativistes utilisés de

1970 à 1975,

la figure 4 est une courbe illustrant les relations caractéristiques entre le faisceau d'électrons relativistes

et les ions et électrons d'un plasma pour le chauffage ré-

sistif selon le procédé (b), la courbe illustrant la com-

posante de vitesse dans la direction de propagation du faisceau Vil (axe) selon la fonction-de distribution fa (Vil) (ordonnée), -------2e-----a4ure- 5-estun-courbe illustrant les relations caractéristiques entre le faisceau d'électrons relativistes et les ions et les électrons d'un plasma pour le chauffage par relaxation selon le procédé (a) de l'invention, la courbe montrant la composante de vitesse dans la direction de propagation du faisceau Vil (axe) selon la fonction de _-- -- dis4ributionfav-1 X(ordonnée),

la figure 6 est une ourbe illustrant le dépôt caract4-

ristique d'énergie non uniforme (ordonnée) dans la direc-

tion de propagation du faisceau (axe), associée avec les instabilités d'écoulement du procédé (a), une interaction unidimensionnelle étantreprésentée par le trait plein tandis que le trait pointillé représente une interaction bidimensionnelle, la figure 7 est un graphe d'échelle expérimentale de chauffage de plasma en joules (ordonnée) en fonction de la densité des particules du plasma n en électrons/cm 3 p pour trois épaisseurs différentes de feuilles d'anode, les prévisions théoriques étant indiquées par des courbes en trait plein,

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la figure 8 est un graphe montrant des résultats expé-

rimentaux d'énergie d'un faisceau transmise à un calorimètre (ordonnée) en fonction de l'épaisseur de la feuille d'anode pour trois espaces différents anode-cathode, la figure 9 est un tableau de la fonction F de diffu- sion par la feuille pour sept matières différentes, de différentes épaisseurs mesurées en microns, la figure 10 montre des courbes d'un paramètre sans dimension (ordonnée) en fonction du facteur relativiste (axe) pour des valeurs données de densité dtélectrons du plasma en électrons/cmr la figure 11 représente schématiquement les 619ments essentiels d'un dispositif utilisant du plasma de forte

énergie et grande densité comme source directe de rayonne-

ment, de neutrons et/ou de particules alpha, la figure 12 représente schématiquement les éléments essentiels d'un dispositif utilisant un plasma de forte énergie et de forte densité pour attaquer une enveloppe à

contraction rapide selon un mode de réalisation de l1inven-

tion, la figure 13 représente schématiquement un système à

deux faisceaux annulaires produisant une symétrie cylindri-

que, la figure 14 représente schématiquement un système à deux faisceaux annulaires produisant une symétrie sphérique, la figure 15 représente schématiquement un système à quatre faisceaux annulaires produisant aussi une symétrie sphérique dans un système à plusieurs mégajoules,

la figure 16 montre schématiquement les dimensions rela-

tives de différents générateurs de faisceaux d'électrons relativistes, par rapport à un homme mesurant 1,83 mètres,

la figure 17 est une courbe montrant le prix approxima-

tif par joule délivré (ordonnée> en fonction du prix total du générateur en milliers de francs (axe), la figure 18 représente schématiquement les éléments de base d'un générateur de faisceau d'électrons relativistes de haute impédance, la figure 19 représente schématiquement l'équivalent électrique d'un étage de Marx, la figure 20 représente schématiquement l'équivalent électrique d'un circuit de Blumlein et d'une diode, la figure 21 représente-schématiquement un accélérateur à intervalles multiples, la figure 22 est une courbe de la vitesse de croissance caractéristique et de lavariation de vitesse (ordonnée) en

fonction du nombre d'ondes pour les instabilités d'écoule-

ment (axe), la figure 23 représente schématiquement un pincement anormal, la figure 24 représente schématiquement un dispositif

produisant un pincement anormal utilisant un seul pré-ioni-

seur à laser, la figure 25 représente schématiquement un dispositif destiné à produire un pincement anormal utilisant deux pré-ioniseurs à laser,

la figure 26 est une vue schématique en bout d'un dis-

positif destiné à produire un pincement anormal utilisant trois préioniseurs à laser, la figure 27 illustre schématiquement la géométrie de base d'un dispositif destiné à attaquer une enveloppe sphérique rapide avec un faisceau annulaire relativiste, la figure 28 montre schématiquement la géométrie de base pour l'attaque d'une enveloppe cylindrique rapide avec un faisceau annulaire d'électrons relativistes, la figure 29 est une coupe schématique d'une enveloppe sphérique avec deux faisceaux d'ionisation, la figure 30 est une coupe schématique d'une enveloppe cylindrique avec deux faisceaux d'ionisation, la figure 31 est une coupe schématique d'une enveloppe sphérique à contraction rapide, la figure 32 est une coupe schématique d'une enveloppe cylindrique à contrrictinn rapide, la figure 33 est une coupe schématique d'une variante d'enveloppe rapide, et la figure 34 illustre schématiquement la géométrie d'une cible utilisant deux faisceaux annulaires d'électrons relativistes pour attaquer une enveloppe sphérique, de la

manière illustrée par la figure 14.

Au centre du concept de l'invention, dans le mode de réalisation qui sera décrit, se trouve le chauffage rapide d'un volume de trois à cinquante centimètres cubes de plasma de 1017 à 1020 électrons/cm3, par un frisceau d'électrons relativistes intense à haute tension. Un couplage efficace

est obtenu par l'optimisation et le contrôle d'une interac-

tion ondulaire collective très puissante qui apparat na-

turellement lorsqu'un courant d'électrons dirigé traverse

un plasma.

Le transfert anormal de l'énergie et du moment d'un faisceau d'électrons relativistes en énergie thermique et dirigé sur un plasma n'est pas classique et par conséquent, l'importance de l'état non lindaire des micro-instabilités dépend d'un grand nombre de facteurs. La caractéristique non uniforme de dépôt d'énergie de l'interaction collective est utilisée pour concentrer l'énergie dans le plasma. En

fait, l'interaction plasma-faisceau d'électrons relativis-

tes optimisée est une opération de multiplication de densité de puissance. Etant donné que de l'énergie est transférée d'électrons relativistes d'un faisceau à des électrons non relativistes. dans le plasma, la conservation de l'énergie et du moment impose que l'interaction chauffe et attaque un courant axial localisé dans le plasma. Le courant axial

produit, engendre à son tour un champ magnétique azimuthal.

Si le faisceau relativiste est plein, la configuration physique est similaire à un pincement dense Z non uniforme

dans lequel le champ magnétique azimuthal produit un confi-

nement. Mais contrairement à un pincement Z classique, le

chauffage et le confinement sont d'un caractère anormal.

Pour un faisceau annulaire d'électrons relativistes, le champ magnétique azimuthal conduit à un écoulement dirigé de chaleur vers l'axe du dispositif. Dans cette configuration,

* un plasma en kilovolts est utilisé pour attaquer une hiérar-

chie de dispositifs de confinement par inertie, selon l'in-

vention. Une théorie ancienne développée par R.V. Lovelace et

R.N. Sudan, dans Physic Review Letter 27, 1256 (1971) indi-

que qu'un chauffage résistif selon le procédé (b) est un

procédé très efficace pour des faisceaux avec "/Y" 1.

Conmme cela a été indiqué ci-dessus, v/y est une mesure de l'énergie du champ magnétique propre du faisceau par rapport à l'énergie des particulesdu faisceau. Si l'on dfinit N comme la densité lineéaire du faisceau--d'électrons et re comme le rayon électronique classique, - Nre pour

un faisceau plein de densité constante. Le facteur relati-

viste -= (1- P2) -1/2 et 3= v/c sont de cette manière liés

à la vitesse v du faisceau et à la vitesse c de la lumière.

L'idée de base derrière le chauffage résistif anormal est qu'un faisceau de rapport '/T "1 ne peut se propager car son énergie de champ magnétique propre dépasse son énergie des particules. Mais lorsqu'un tel faisceau est injecté dans un plasma, il neutralise cette forte énergie de champ magnétique propre en induisant un courant de retour de plasma. La figure 4 montre la relation entre les aleurs de plasma et de faisceau en espace de vitesse pour un faisceau neutralisé magnétiquement. En raison de la dérive relative

entre les électrons du plasma et les ions, des ondes ions-

acoustique et/ou ion-cyclotronique sont produites, comme le montre la figure 4 en pointillés. Cette micro-turbulence

est connue et se manifeste comme une résistance anormale.

Ainsi, le plasma est chauffé à une vitesse: dW ' j2 = = "r (1) dt P

o W est la densité d'énergie du plasma,1Q est la résisti-

p vité anormale, et J est la densité de courant de retour du plasma. En même temps, le champ électrique macroscopique qui maintient le courant de retour pour que le faisceau se propage, enlève de l'énergie du faisceau. De cette manière, de l'énergie est transférée du faisceau et déposée dans les

électrons et les ions du plasma.

Contrairement au chauffage résistif décrit ci-dessus, le chauffage à relaxation selon le procédé (a) résulte

de la dérive relative entre les électrons du faisceau rela-

tiviste et les électrons du plasma. De façon optimale, ces instabilités prennent la forme d'un groupement d'électrons d'une longueur d'onde de:

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e (1-4) (1020/n (cm 3))1/2 m (2) et d tune fréquence de f <e ((crM-3) /1016)1/2 '1'7Hz (J o n est la densité d '6lectrons du plasma. La relation e caractéristique entre le 3la.ma et les éléments du faisceau pour un chauffage e relaxation optimisé est illustrée par la figure 5. Localement, le courant net Iet dans le canal ne t

du faisceau peut dépasser le courant de faisceau Ib9 con-

trairement au faiseeau neutralisé magnétiquement dans le-

quel I nt 0 dans le canal de faisceau. Comme cela a été indiqués cett multiplication de courant est une conséquence de la conservation du moment et c'est un phénomène très

localisé. La position du spectre instable pour ces insta-

bilités est indiquée en pointilles sur la figure 5.

Contrairement aux techniques antérieures de chauffage de plasma, l'invention tire profit des caractéristiques

naturelles de deux micro-instabilitês extrêmement puissan-

tes, à savoir les instabilités de deux écoulements et supérieur-hybride, que montre la figure 5, pour chauffer localement un petit volume de plasma sous la forme d'un

anneau, à des températures chiffrées en kilovolts. Essen-

tiellement, les instabilités sont créées par 1 dérive relative entre les électrons du faisceau relativiste et les électrons du plasma cible. Bien qu'un grand nombre de paramètres influencent cette interaction collective, les facteurs dominants pour la détermination de l'amplitude des instabilités sont 1) la température du faisceau le long

d'une ligne d'écoulement et 2) la longueur d'onde des ins-

tabilités par rapport à la dimension radiale du plasma cible. Dans l'expérimentation antérieure, la température du

faisceau le long d'une ligne d'écoulement résulte principa-

lement du passage d'électrons relativistes du faisceau à travers la feuille qui divise le plasma à basse densité et le vide diode. L'effet de la feuille peut être rendu négligeable en 1) augmentant l'énergie des électrons, 2) réduisant l'épaisseur de la feuille, ou 3) réduisant le nombre atomique effectif Z de la matière de la' feuille. Il en résulte qu'un faisceau d'électrons à haute tension, c'est à dire dépassant 3 M'eV peut en fait pénétrer un certain nombre de feuilles et déposer encore son énergie de fanon efficace dans Je plasma de haute densité. En utilisant des plasmas de haute densité, la longueur d'onde des instabilités est réduite comparativement aux dimensions radiales du plasma. Ainsi, bien que la vitesse instantanée de dépôt puisse varier, l'évolution non linéaire des fonctions d'instabilités pour relaxer la distribution du faisceau à la fois en angle et en énergie, conduit it un

couplage efficace de l'énergie du faisceau avec le plasma.

Le dépôt d'énergie de caractéristique non uniforme de l'interaction collective, c'est à dire d'instabilités à deux faisceaux et supérieurhybride dans la direction de propagation du faisceau est illustrée par la figure 6. Une interaction unidimensionnell este tandis que le trait pointillé représente une interaction bidimensionnelle. Cette propriété de dépôt non uniforme est utiîisée pour concentrer l'énergie déposée dans le plasma

par un faisceau d'électrons relativistes, plutôt que de per-

mettre à l'énergie de dissiper son caractère explosif par

son expansion dans un grand volume de plasma.-Le dépôt ini-

tial de l'énergie du faisceau dans les électrons du plasma qui, en fonction des paramètres du dispositif entraîne 1) une conduction de chaleur qui est utilisée favorablement pour obtenir une multiplication de puissance, ou 2) une multiplication de courant et un confinement du plasma. De cette manière, les inconvénients du chauffage préférentiel des électrons du plasma, associé ave-c des plasmas confinés

magnétiquement sont utilisés avec avantage selon l'invention.

L'efficacité potentielle du dépôt d'énergie d'un fais-

ceau relativiste dans un plasmê dense par le mécanisme d'ins-

tabilités d'écoulement était inconnue dans la technique an-

térieure. La figure 7 illustre des résultats d'expérience récente, conduites selon l'invention, sur laquelle le dépôt d'énergie est tracé en fonction de la densité du plasma pour l'application d'un faisceau relativiste par des feuilles d'anode de différentes épaisseurs. Comme le

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montre la figure 7, une réduction de l'épaisseur de la feuille d'anode entraîne une grande augmentation de dépôt d'énergie dans le plasma. Ces résultats montrent que le

coéfficient de base de couplage alpha du dépôt par insta-

bilité d'écoulement varie de manière suivante d = XS(1 - exp (-XS/F))/(1 + XS) (4) o S _ p2y (n /2n)1/3 est le paramètre de rigidité, b e F est une fonction dépendante de l'épaisseur de la feuille et de sa matière, nb est la densité du faisceau, ne est la

densité d'électrons du Plasma-et X = 1,0 à 1,3 est un para-

mètre associé avec la modulation préalable du faisceau.

Il ressort donc de l'équation d'efficacité (4) que si la tension du faisceau ( r) est augmentée, ou si la fonction de feuille (F) est réduite en réduisant son nombre atomique ou son épaisseur, le facteur exp (-X S/F) s'approche de zéro, de sorte que le rendement crott en proportion directe deXS/(1 + XS). Ainsi, l'efficacité du couplage est grande

pour des cibles de plasma de haute densité lorsque des faie-

ceaux de haute tension sont utilisés. En outre, ces rende-

ments de couplage peuvent etre obtenus avec un léger progrès ou même sans progrès de la technologie actuelle des faisceaux

d'électrons relativistes car des faisceaux avec des paramè-

tres de tension suffisamment élevée pour la mise en oeuvre

de l'invention existent déjà. Il en résulte que des fais-

ceaux d'électrons relativistes à haute tension actuellement disponibles permettent de réaliser le dépôt de haute énergie en raison de la capacité des faisceaux à haute tension de traverser la feuille d'anode avec une diffusion réduite des électrons. Ainsi, des faisceaux avec s ir j 1 atteignent des

rendements de couplage beaucoup plus élevés par les insta-

bilités d'écoulement que des faisceaux avec 0/y " 1 qui

sont produits pour optimiser le mécanisme de chauffage résis-

tif en utilisant des cibles de plasma de haute densité.

La figure 8 illustre les résultats d'une autre expérience montrant la distance de propagation dans un plasma de haute

densité avec différentes épaisseurs de feuilles et diffé-

rents espaces anode-cathode. Dans cette expérience, un fais-

ceau de 7 bleV a été injecté dans une cible de gaz d'hydro-

gène d'une longueur de 43cm, sous une pression de 0,4 torr.

Aucun champ magnétique extérieur n'était présent. L'énergie du faisceau transmise à un calorimètre situé à 43cm de la

feuille d'anode a été mesurée en fonction de l'espace anode-

cathode et de l'épaisseur de la feuille d'anode. Des feuil- les d'anode de 25,4 microns en kapton et de 25,4 microns, 76,2 microns, 127,0 microns et 304,8 microns en titane ont

été utilisées. La figure 8 montre une forte dépendance ex-

périmentale de l'énergie transmise du faisceau sur l'épais-

seur de l'anode et l'espace anode-cathode. Des plaques témoins d'une longueur de 10cm, en commençant à la feuille

d'anode sur le fond du récipient de gaz ont montré des domma-

ges importants quand une feuille de kapton a été utilisée mais peu de dommages ou aucun, quand des feuilles de titane plus épaisses ont été utilisées. Il est également apparu que la déformation de la feuille d'anode dépend fortement de son épaisseur. Indépendamment de l'épaisseur de la feuille larrégion centrale dans laquelle le faisceau est passé

était complètement partie. Mais les débris observés se trou-

vaient dans la direction de propagation du faisceau pour les feuilles épaisses de titane, tandis que la feuille de kapton

produisait des débris dans la direction opposée. Ces résul-

tats indiquent la formation de plasma chaud au voisinage des feuilles minces et une sévère rupture de la propagation du faisceau, car la dispersion de la feuille est réduite par un mécanisme qui dépend des propriétés microscopiques de

la fonction de distribution du faisceau. En outre, la dis-

tance sur laquelle cette rupture se produit est environ à 10cm avec la feuille de kapton tandis que la portée classique d'un électron à 7 MeV dans l'hydrogène à 0,4 torr

est environ 104 mètres. Ces observations, ainsi que l'éche-

lonnement avec l'intervalle anode-cathode illustrent les

effets de l'instabilité d'écoulement.

La dépendance de base entre le facteur relativiste du faisceau T= (12f1/2, la densité nb des particules du faisceau et la densité ne des particules électroniques du plasma, est donnée par le paramètre de rigidité

S = g2 y (n /2ne)1/3 Le rendement de couplage potentielle-

ment important associé avec les instabilités d'écoulement relativistes est une consdquence de la dynamique relativiste dont l'amplitude dépend de S. Plus particulièrement, si un

électron subit un changement de vitesse Dû = Sv/c, son chan-

gement d'énergie est I=T3:' /(1 2). Pour les instabilités d'écoulement, le changement caractéristique de vitesse produit pendant le groupement est = (nb/2ne 3. Il en résulte que ZI ' S/(1 + s) (5)

qui peut être de l'ordre de l'unité.

Une analyse unidimensionnelle détaillée indique que tous les électrons du faisceau n'agissent pas de façon cohérente

pendant l'opération de groupement, car leurs réponses indi-

viduelles varient avec l'énergie. Cela est dd essentiellement à un mélange de phase. Si l'on appelle OCle coefficient de couplage, l tanalyse unidimensionnelle donne a î = 1,5 S/(1+1,5 s)5/2 (6) qui montre un maximum à S 1 0,45,avecot 0,19. Ce rendement

optimal relativement élevé pour une analyse unidimensionnel-

le semble encore résulter de l'efficacité maximale qui

peut être obtenue par la grande majorité des groupes d'étu-

de de la physique du plasma.

En réalité, la supposition que l'état non lindaire est unidimensionnel, comme le montre la courbe en trait plein

sur la figure 6, est physiquement incorrecte pour une inter-

action optimisée et ressemble davantage à la courbe en pointillés de la figure 6 qui est le résultat. d'une analyse bidimensionnelle. Etant donné que le faisceau d'électrons relativistes se relaxe fortement en énergie et en angle,

il est nécessaire d'exécuter un calcul non lindaire, bi-

dimensionnel, entièrement relativiste pour déterminer le coefficient de couplage. Ce calcul ne peut se faire qu'en

utilisant des techniques avancées de code de particules.

Etant donné que ces codes sont codteux à manipuler et ne peuvent être utilisés pour tous les régimes de paramètres physiques considérés, une procédure ou un modèle analytique a été développée pour déterminer les valeurs de différents paramètres pour des interactions optimales, qui sont décrites dans le rapport scientifique de Los Alamos

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I.A-7215-MIS (avril. 1978), par lester E. Thode, intitule "Preliminarv Investigation of Anomnlous Relativistic Electron Beam into a 1017 to 1020 cm3 Density Plasma", disponible à la Librairie du Congrès. A partir de ce modèle et de simulations numériques codteuses des particu-

les, le mélange de phase présent dans l'analyse unidimen-

sionnel peut être éliminé par la relaxation angulaire du faisceau, et un rendement de couplage optimal: optimal - s/(1 + S) (7)

semble possible à obtenir.

Les fpcteurs qui influencent le coefficient de couplage comprennent: 1) le facteur relativiste du faisceau, 2) la densité en particules du faisceau, 3) la densité en particules du plasnma

4) la température du faisceau suivant une ligne d'écou-

lement, ) les effets du rayon de Larmor résultant d'un mouve- ment transversal ordonné et dépendant radialement, 6) la longueur d'onde d'instabilités par rapport à la, dimension radiale du faisceau et du plasma 7) les gradients radiaux du plasma,

8) l'intensité du champ magnétique appliqué extérieure-

ment. 9) la température du plasma,

) le taux de collision électrons-ions et électrons-

neutrons, 11) l'état d'ionisation du plasma et les gradients d'ionisation, 12) les gradients hydrodynamiques du plasma,

13) le pincement du faisceau résultant de la multipli-

cation du courant, 14) la pré-modulation, et ) la dépendance de temps de la puissance du faisceau 3 5 d'électrons.

Il est apparu que le mouvement ou la température aléa-

toire des électrons le long d'une ligne d'écoulement et la longueur d'onde des instabilités par rapport à la dimension radiale du plasma déterminent principalement e

la possibilité d'interaction pour entretenir un fort ren-

dement de couplage dans toute l'impulsion du faisceau, comme

cela a été indiqué ci-dessus.

La température du faisceau le long d'une ligne d'écoule-

ment peut résulter du mouvement aléatoire associé avec la

température de la surface de la cathode. Mais des tempéra-

tures transversales de 300 à 1000 eV à la surface d'émission

sont nécessaires avant que cette source de mouvement aléa-

toire commence à dégrader l'interaction. En raison de la haute tension appliquée à la cathode, les électrons sont émis par champ avec des énergies transversales courantes de 1 à 20 eV. Ainsi, cette source de mouvement aléatoire

est négligeable pour l'invention.

Une source peut être plus sérieuse de mouvement aléa-

toire est l'émission électronique par le corps de la cathode et le manque d'équilibre du faisceau à la surface d'émission. Mais grâce à une forme appropriée des sirfaces de la cathode et de l'anode, et l'application simultanée d'un champ magnétique extérieur à la région de diode, cette source de mouvement aléatoire peut aussi être réduite à un

niveau négligeable.

En fait, la température du faisceau le long d'une ligne d'écoulement semble résulter principalement du passage

d'électrons relativistes à travers des feuilles minces.

Une analyse poussée a montré que l'effet d'une telle feuil-

le sur l'interaction peut être rendu négligeable. L'effet d'une feuille est de réduire la fraction des électrons

du faisceau An/nb qui peuvent agir de façon cohérente pen-

dant le développement de l'instabilité. Cette fraction est déterminée comme suit: An = 1 - exp(-XS/F) (8) nb Des valeurs typiques pour la fonction de dispersion de la feuille (F) sont données dans le tableau de la figure 9;

Il en résulte qu'en augmentant et en diminuant l'épais-

seur effective de la feuille, le facteur exp (- XS/F) approche de zéro. Ainsi, le faisceau peut pénétrer dans un récipient fermé et conserver une haute efficacité de

couplage avec le plasma cible enfermé.

Il a généralement été indiqué que le mouvement transver-

sal. associé avec les champs propres du faisceau constitue

une temnérature effective. Si aucun champ magnétique exté-

rieur n'est présent et si le faisceau est injecté dans un plasma pour atteindre l-'équilibre, ce mouvement ordonné

peut évoluer en un mouvement aléatoire. Mais, pour l'inter-

action optimisée, la longueur de cohérence du.faisceau est

longue par rapport à la longueur de dépôt. Ainsi, des fais-

ceaux à haute tension, à faible rapport V/I sous forme d'un courant focalisé peuvent réagir fortement avec un plasma, pourvu que ce plasma commence à la feuille d'anode

et que A n/nb Z 1.

Si le plasma cible est également de forte densité, 'la longueur d'onde associée avec les instabilités d'écoulement est très courte comparativement aux dimensions radiales du faisceau et du plasma, équation (2). Dans ces conditions, l'évolution non linéaire optimale de l'instabilité est

fortement bidimensionnelle et, une fois qu'elle est déclen-

chée, elle est extrêmement difficile à dégrader. La forma-

tion de gradients hydrodynamiques de plasma et le pincement de faisceaux dûs à la multiplication du courant entrainent

une vitesse instantanée de dép6t qui varie dans le temps.

Mais cette variation dans le temps n'est pas monotone.

La distance sur laquelle le faisceau d'électrons rela-

tivistes peut déposer au-dessus de S/(I + S) son énergie cinétique est: LN = 10 T(ne/nb)"1/3 c/ p (9) ou Wp est la fréquence du plasma cible et c la vitesse de la lumière. C'est plusieurs ordres de grandeur au-dessous de la plage classique des électrons en mégavolts dans un plîsma d'une densité de 017-1020 cm Par exemple, si nb (y) est déterminé à partir d'un résultat de diode en par:[.R. Jvry et A.W. Trivelpiece, Journal de Physique Appliquée no 40, 3924 (1969), lN --('> (d2/M)1/3 cm (îo) Dans l'équation (10)]'interv-lle de diode est d et le

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rapport de compression adiabatique est M. Le paramètre sans dimensions T() est indiqué pour des valeurs données de la densité en électrons du plasma n sur la figure 10. Etant e donné les ondes résultant des bruits, multipliées par e, la plus grande partie de l'énergie du faisceau est rdelle- ment déposée sur une longueur inférieure à LN9 dans un rapport de 2 à 3, Le dépôt caractéristique d'énergie non uniforme des mécanismes collectifs, des instabilites à deux écoulements et supérieur-hybride, est représentf. sur

la figure 6, à la fois pour les interactions unidimensionnel-

les et bidimensionnelles. Selon l.invention, cette proprié-

té de dépôt non uniforme est utilisée pour concentrer

l'énergie déposée dans le plasma à partir du faisceau _d'élec-

trons relativistes, contrairement à l'expérimentation anté-

rieure dans 3aquelle.l'énergie est autorisée à dissiper son caractère explosif par expansion dans un volume de

plasma beaucoup plus grand.

Deux solutions de base sont possibles pour utiliser un plasma de forte énergie et de forte densité- attaqué par un faisceau d'électrons relativistes, pour produire un

rayonnement, des neutrons et/ou des particules alpha.

La première solution est une utilisation directe du plasma comme source, en confinant son énergie pendant une durée sufisante, comme cela est décrit dans la demande de brevet des Etats-Unis d'Amérique n 882 024 déposée le 28

février 1978 au nom de Lester E. Thode. Selon cette solu-

tion, un faisceau d'électrons relativistes plein pénètre un récipient rempli de 3 cm3 à 50 em3 de gaz, et transfère

une fraction de son énergie et de son moment au gaz enfermé.

La conservation de l'énergie et du moment impose que le faisceau chauffe le plasma et attaque un important courant de plasma axial. La présence de cet important courant axial déclenche à son tour un chauffage supplémentaire des ions du plasma et son confinement. Cette configuration est similaire à un pincement Z dense. A des fortes densités

du plasma, l'option existe de chauffer de façon prédominan-

te des électrons ou à la fois des électrons et des ions.

Cela est possible car le temps d'équipartition classique entre les éléments du plasma et les vitesses (le chauffage 2 4

des électrons anormaux et des ions peut varier de façon no-

table. La figure 11 est un schéma des éléments essentiels d'un dispositif utilisant le plasma de forte densité et

de forte énergie comme source.

Selon l'invention, un faisceau annulaire d'électrons relativistes est utilisé pour pénétrer dans un récipient

epid z de 3cm3 a 50cm3, et pour transférer une frac-

tion de son énergie et de son moment au g2z enfermé. Là également, en raison de la conservation de l'rnerr.ie et du

moment, le faisceau chauffe le plasma et entraîne un impor-

tant courant de plasma axial. E1tant donné que le pas-ma chauffé est annulaire, l'important courant axial conduit à diriger un courant.de chaleur vers l 'intérieur de la région annulaire, o se trouve une enveloppe à compression rapide

qui est entourée et attaquée intérieurement par des élec-

trons chauds. L'enveloppe rapide fonctionne comme un multi-

plicateur de puissance, de forme cylindrique, sphérique ou

éllipsoldale. En réglant le vitesse de chauffage des élec-

trons et la densité du plasma, le dispositif peut être attaqué par ablation ou un poussoir explosif. De même, la

commande de la température et de la distribution des élec-

trons d'attaque se fait en modifiant la densité du plasma et l'amplitude du champ magnétique extérieur. La figure 12 est un schéma de principe des éléments essentiels d'un dispositif qui utilise un plasma de forte densité et forte énergie pour attaquer des dispositif de conversion et de

multiplication de puissance.

De nombreuses modifications et variantes peuvent être

apportées aux configurations des figures 11 et 12. Par exem-

ple, différentes applications de l'invention n'imposent pas l'utilisation des chambres 52 et 94 de gaz de faible densité, des modulateurs 38 et 80, des tubes de glissement et des compresseurs adiabatiques 36 et 78, ou des accélérateurs 32 et 74 à intervalles multiples. Grâce aux progrès de la technologie des faisceaux d'électrons relativistes,].es

sources de champ magnétique extérieur 70 et 110, les pré-

ioniseurs 62 et 64, 104 et 106 et les fenêtres 54 à 60 et

96 à 102 peuvent être éliminés. Avec les faisceaux annulai-

res, des systèmes à f.isceaux multiples sont possibles,

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comme le montrent les figures 13 a 15. Dans des systèmes à faisceaux multiples, les régions de dépôt d'énergie ne se chevauchent pas, permettant à ces systèmes d'attaquer de

plus grands dispositifs de multiplication de puissance.

Pour la mise en oeuvre de l'invention, un faisceau d'élec-

trons relativistes a haute tension et haute densité en cou-

rant est nécessaire pour les raisons indiquées ci-dessus.

Actuellement, un certain nombre de générateurs à haute im-

pédance sont utilisés, tels que les PI23-100, PI15-90, PI14-80 et PI9-50 qui sont représentés schématiquement sur

la figure 16. Dans ce cas, PI désigne la Physics Interna-

tional Company, le premier chiffre est le diamètre du cir-

cuit de Blumlein exprimé en pieds et le second et le nombre des étages du générateur de Marx. Comme le montre la figure 16, les générateurs sont relativement compacts par rapport à l'énergie délivrée. Par ailleurs, le temps de conception et de construction de ces générateurs est relativement court. Par exemple, le PI14-80 a été récemment projeté et construit en huit mois. Comme le montre la figure 17, le prix de cette technologie est relativement bas. Dans l'état

actuel de la technique, des générateurs produisent un fais-

ceau d'électrons de 16 à 20 MeV, de 400 à 800 kA avec une durée d'impulsion d'environ lOOns. Le rendement électrique

global d'un générateur de ce genre est environ 40 % à 45 o.

Si l'énergie qui subsiste dans le générateur de Marx est récupérée, le rendement en énergie d'un tel générateur est

de 80 % à 90 %.

Comme le montre la figure 18, les générateurs à haute impédance sont constitués par cinq éléments de base. Un dispositif 116 de charge en courant continu est utilisé pour charger le générateur de Marx 118, qui est l'élément principal d'emmagasinage d'énergie. Le générateur de Marx 118 est constitué par un grand nombre d'étages qui sont chargés en parallèle et déchargés en série en utilisant

des commutateurs à éclateur. La figure 19 représente sché-

matiquement le circuit électrique équivalent à un étage de Marx, consistant en deux condensateurs 126 et 128 connectés en série avec une masse centrale pour permettre une charge

continue positive et négative.

Le générateur de Marx est ensuite utilisé pour charger un circuit de Blumlein 120 représenté schématiquement sur

la figure 20. Un circuit de Blumlein 120 consiste essentiel-

lement en deux lignes de transmission coaxiales 130 et 131 connectées en série avec l'impédance de diode 134, ZD. Sur le plan physique, le circuit de Blumlein se présente comme

trois conducteurs annulaires concentriques. Cette configura-

tion multiple est utilisée pour réduire les dimensions spa-

tiales du circuit de fllurle1n. En fonctionnement, le conduc-

teur central 132 est chargé par une inductnnce 138 dont la valeur L apparalt comme un court-circuit. Une fois chargé, le commutateur 136 est fermé et la ligne de transmission 131 commence à se décharger avec une impulsion se propageant

vers la diode 134. Quand l'impulsion rencontre la disconti-

nuité d'impédance (ZD) de la diode 134, une tension appa-

raît aux bornes de cette dernière. Contrairement à la ligne de transmission 131 en court-circuit, dont l'impédance est

Z1, la ligne de transmission 130 d'impédance Z0 est ouverte.

Ainsi, pour une configuration adaptée correctement (z =Z1=

ZD/2) une tension égaie à la tension de charge sur le conduc-

teur intérieur 132 apparait aux bornes de la diode 134 pen-

dant une période double de la durée de propagation de l'une des lignes de transmission 130, 131. L'inductance 138 se présente comme un circuit ouvert pendant la décharge du circuit de Blumlein. Pour les hautestensions, le circuit de Blumlein 120 comporte un transformateur à l'huile comme diélectrique.

En raison de la config atiWphysiqme du cîr ui de - -

Blumlein 120, il est difficile de réaliser les lignes de transmission 130 et 131 de manière que ZI-Z(- Il en résulte qu'en général une tension très réduite, mais non négligeable, apparatt aux bornes de la diode 134 pendant la charge du

circuit de Blumlein, en raison des capacités et des induc-

tances réparties, et qui est appelée une impulsion préalable.

En ce qui concerne le bon fonctionnement d'une 4iode à forte densité de courant, cette impulsion préalable doit être supprimée. Un progrès significatif pour la suppression de cette impulsion préalable a été fait pendant les quelques dernières années. Grace à l'utilisation de commutateurs 122 d'impulsions préalables, avec une réalisation soigneuse

* de la région d'alimentation et de diode, une impulsion pré-

alable inférieure à 50 kV a été obtenue pour une charge de 9 MV d'un circuit de Blumlein. Grâce à ce progrès dans la

suppression de l'impulsion préalable, des densités de par-

ticules de faisceau dépassant 1014 électrons/cm ont été obtenues dans une configuration d'écoulement focalisé. Mais

plus récemment, une technique utilisant de l'eau comme di-

électrique plutoBt que de l'huile dans une configuration de Elumlein a été développée par le Laboratoire Maxwell de San Diego, Californie, réduisant la tension de l'impulsion préalable à moins de 1 kV pour des faisceaux de plusieurs Megavolts. Cette très faible impulsion préalable produite par la configuration des Laboratoires Maxnwell semble le

meilleur procédé de fonctionnement.

Le dernier élément est la diode 124 qui peut être à feuille ou sans feuille. Les diodes à feuille présentent

l 'inconvénient d'une raplde chute dlimpdanlce quand la den-

sité de courant dépasse 20 kA/cm2. Mais la physique de ce problème n'a pas été considérée d'une façon systématique et des densités de courant allant jusqu'à 100 kA/cm peuvent

être obtenues avec des systèmes perfectionnés sous vide.

Les diodes sans feuille conviennent naturellement pour le dispositif selon l'invention car les faisceaux annulaires

sont facilement produits avec de fortes densités de courant.

Mais les caractéristiques de fonctionnement et d'écoulement de ces diodes pourraient être nettement améliorées. Une descïption détaillée du potentiel de la diode sans feuille est donnée dans le rapport scientifique de Los Alamos

LA-7169-P, de Lester E. Thode, intitulé "A Proposal for Stu-

dy of Vacuum Adiabatic Compression of a Relativistic Elec-

tron Beam Generated by a Foilless Diode".

Des faisceaux d'électrons pulsés de forte intensité avec une énergie de particules dépassant 20 MeV peuvent être produits avec un accélérateur à intervalles multiples, représenté schématiquement sur la figure 21. Cet accélérateur est essentiellement un accélérateur linéaire avec des lignes

de transmission radiales ou des circuits de Blumlein our-

nissant de l'énergie à des intervalles d'acc4lération 146.

Les-lignes radiales 140 sont constitudes par des disques coaxiaux ou des conducteurs coniques qui sont empilés en série. Il en résulte que l'accélérateur peut ître fabriqué en série, probablement à un prix inférieur à 20 francs par joule délivré. En outre, la durée de développement d'un accélérateur prototype de 20 à 80 kJ, 5 à 20 TW, 10 à 100 cycles par seconde est inférieure à cinq années. L'injecteur

144 pour cet accélérateur peut être un générateur de fais-

ceaux d'électrons de forte intensité, décrit ci-après, ou

le premier étage d'accélération de l'accélérateur à inter-

valles multiples. La fabrication de ces accélérateurs est décrite par A.I. Pavlovskii et ses collaborateurs, Soviet

Physic - Dokl. 20 441 (1975) dans un article intitulé "Mul-

tielement Accelerators Based on Radial. Lines".

Pour en revenir aux figures 11 et 12, les faisceaux d'électrons relativistes 34 et 76 se propagent le long du

tube de glissement sous vide et des compresseurs adiabati-

ques 36 et 78 vers les modulateurs 38 et 80. Des sources

et 82 de champ magnétique solénoldaux extérieurs produi-

sent un champ magnétique dans la diode du générateur, l'ac-

célérateur, le tube de glissement et des régions du modula-

teur pour assurer un équilibre du faisceau en écoulement laminaire. dans les tubes de glissement sous vide 36 et 78, l'intensité du champ magnétique extérieur peut être accrue dans la direction de propagation du faisceau pour produire une compression adiabatique du faisceau. Des rapports de compression modestes peuvent réduire le rayon du faisceau dans un rapport de 2 à 3 tout en préservant un équilibre d'écoulement laminaire, pourvu que la compression soit faite sousvide. Des systèmes à vide 42 et 84 maintiennent

le vide nécessaire.

Les modulateurs 38 et 80 constituent une partie inté-

rieure des tubes de glissement sous vide 36 et 78 et sont

formés par une structure périodique ou une couche diélec-

trique suivant la direction de propagation du faisceau.

En variante, un champ magnétique ondulé peut être utilisé pour légèrement grouper le faisceau. La fonction des modulateurs 38 et 80 est de produire un meilleur niveau de

bruit en bande étroite (très faible modulation) à une lon-

gueur d'onde et une vitesse de phase légèrement au-dessous de la longueur d'onde naturelle et de la vitesse de phase de l'instabilité dans le plasma cible. L'idée sur laquelle repose cette faible modulation est d'augmenter l'efficacité du couplage. Pour des ondes se

propageant le long de l'axe du faisceau d'électrons rela-

tivistes, la vitesse de croissance caractéristique /tp p et la variation caractéristique de vitesse du faisceau È-= 2( f-b./kc) pour l'instabilité d'écoulement en fonction

du nombre d'ondes k = 2 t/? est représentée sur la figure 22.

Dans ce cas, W/k est la vitesse de phase associée avec le spectre électrostatique et v est la vitesse initiale du faisceau. La vitesse de croissance est normalisée pour la

fréquence de plasma *. Pour un faisceau non modulé, l'évolu-

tion non linéaire de l'instabilité d'écoulement est détermi-

née par l'onde la plus rapide, ce qui se produit h kv/Wp=l,1 dans l'exemple présent. La perte d'énergie du faisceau est déterminée par: -]2 o (non modulé)/(1 + y2J3 0 (non modulé) s /(1 + s) (11)

comme cela a déjà été expliqu6.

En augmentant le niveau de bruit à une longueur d'onde et une vitesse de phase légèrement inférieures à celles de l'onde la plus rapide, la perte d'énergie du faisceau

est déterminée par (modulé) comme le montre la figure 22.

L'efficacité du couplage est alors augmentée à: yX/2r ^Aj(modulé)/(l + 223 (modulé))

XS/(1 +X S) (12)

o X 1,0 à 1,3 sur la base de l'analyse de l'interaction modulée. Physiquement, la modulation conduit à un meilleur paramètre d'intensité (> NS). La modulation réduit également l'effet de dispersion par la feuille et des collisions

sur 1 'interaction.

Les chambres 52 et 94 à gaz de faible densité assurent l'isolement entre les récipients remplaçables 66 et 108 à

plasma cible et les modulateurs 38 et 80, le tube de glisse-

ment et les compresseurs adiabatiques 36 et 78, les accélé-

rateurs 32 et 74 et les générateurs 30 et 72, respective-

ment des figures 10 et 11. La densité des électrons dans les canaux 46 et 88 à plasma de faible densité et ionisé

est généralement proche de la densité du faisceau d'élec-

trons relativistes, tandis que dans les plasmas cibles 68 et 112, l. densité des électrons est 4 à 6 ordres de grandeur

au-dessus de la densité du faisceau. Les gaz à faible densi-

té 50 et 92 sont de l'hydrogène, de l'héliun, de l'argon

ou de l'azote ou des gaz résiduels associés avec le fonction-

nement précédent de l'ensemble.

Les feuilles 44 et 86 assurent l'isolement entre les modulateurs sous vide 38 et 80 et les canaux à plasma 46 et 88, et convertissent une petite fraction de l'impulsion croissante du faisceau en rayonnement de freinage qui est

dirigé de façon prédominante dans la direction de propaga-

tion du faisceau. La fonction d'isolement est remplie par une couche métallique (titane, aluminium ou beryllium), en graphite ou en matière plastique telle que du Mylar (C10H804) du kapton (C H 0N2 5) ou du polycarbonate. Une couche de matière plastique imprégnée dt atomes de fort poids atomique un tamis à mailles fines en fil de fort poids atomique avec une transparence optique très élevée, ou une couche perforée de fort poids atomique peuvent être utilisés pour produire le rayonnement de freinage. Le rayonnement de freinage produit de cette manière facilite la création des

canaux 46 et 88 de plasma de faible densité pour la propa-

gation du faisceau dans les gam de faible densité 50 et 92.

Grâce aux progrès de la technologie des faisceaux d'élec-

trons relativistes, les feuilles 44 et 88 peuvent être éliminées au profit d'un fort pompage différentiel des

régions de modulation 38 et 80.

Les feuilles 48 et 90 assurent l'isolement entre les canaux 46 et 88 de plasma de faible densité et le plasma cible dense et sont réalisées dtune manière similaire n celle des feuilles 44 et 86. Les feuilles 48 et 90 ont

également pour fonctinn de déclencher l'interaction col-

leetive et de produire un rayonnement de freinage pour une 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 46 et 88 de plasma de faible densité ionisé et dans le plpsnra cible,]les champs propres du

faisceau sont court-circuités de sorte qu un champ magnéti-

que extérieur est inutile pour obtenir leéquilibre du

faisceau. Ainsi, le faisceau peut être guidé ballistique-

ment dans les canaux 46 et 88 de plasma de faible densité

vers la cible de alasma. Mais le rendement global du sys-

teme est amélioré par la présence des sources 70 et 1V0 de champ magnéticjque extérieur. De même, les sources 70 et

de champ magnétique extérieur accroissent la stabilisa-

tion du faisceau d'électrons relativistes dans les canaux

46 et 88 de plasma de faible densité.

Les prê-ioniseurs 62 et 64, 104 et 106 assurent respec-

tivement l'ionisation complète des plasmas cibles 68 et 112. Tous nombre de dispositifs créant un gaz entièrement ionisé, par exemple des tubes à décharge, des fils formant canaux, différents lasers y compris des lasers à électrons libres attaqués par un faisceau électronique, des canons à plasma, des générateurs dhyperfrêquence ou des faisceaux de particules de faible énergie peuvent convenir. Mais le laser est le meilleur dispositif pour crier un plasma de basse température, entièrement ionisé, dans la région des

densités de 1017 à 1020/cm3.

Comme autre solution à une source de neutrons pulsés, 1.e pincement anormal peut fonctionner comme une cible pour

un faisceau de deuterium intense produit selon la techno-

logie en développement rapide des faisceaux de lumière et d'ions de puissance puisée. En fonctionnant avec un plasma d'une densité d'environ 1018 électrons/cm3, la

température des électrons du plasma peut être élevée suf-

fisamment pour réduire la section d'absorption d'énergie du faisceau de deuterium par les électrons du plasma

cible. Ainsi, la probabilité de survie des ions de deu-

terium énergétique piégés subissant la fusion avec les ions de deuterium et de tritium du plasma est nettement

accrue. Bien que ce concept des deux constituants soit an-

cien, des impulsions intenses de neutrons peuvent être

produites selon la technologie actuelle de puissance d im-

pulsions. De plus, un gaz de nombre atomique modéré ou un mélange d'hydrogène et d'un gaz de nombre atomique élevé, avec une densité électronique de 1017 à 10 v cm 3 peut être utilisé pour le plasma cible 68, du dispositif de la figure 11 afin de produire un rayonnement. Dans le mode de rayonnement, des fenêtres de beryllium dans le récipient 66 à plasma

cible sont utilisées et la chambre 52 à-gaz de faible den-

sité est éliminée. Cette source de rayonnement réglable

convient pour différentes applications.

Le dispositif de la figure 11 fonctionne par application du faisceau 34 d'électrons relativistes à la chambre 52 à gaz de faible densité de manière que le faisceau 34 pénètre la feuille 48 avec une dispersion négligeable et déclenche

une croissance d'onde convective, telle que des ondes mul-

tiples e jusqu'à saturation, par piégeage non linéaire des

électrons du faisceau. Etant donné que les ondes non liné-

aires ne sont pas des modes normaux du plasma, elles sont absorbées dans le plasma très rapidement par battement en

mode non linéaire. En fait, ce battement en mode non liné-

aire intervient dans toute l'interaction et maintient rela-

tiverient bas le niveau de l'énergie du champ électrique,

comparativement à l'énergie transférée du faisceau au plasma.

LA-pésence--de-iaVeuiille - -assur-e donc que l'énergie du faisceau est déposée en un point spécifié dans le récipient

66 à plasma cible, contrairement aux mouvements amont.

Etant donné que l'énergie et le moment sont transférés

des électrons relativistes 34 à des électrons non relati-

vistes dans le plasma cible 68, le faisceau chauffe et développe un courant axial dans le plasma cible. A son tour, la présence du courant axial déclenche le confinement de l'énergie du plasma par la production d'un champ magnétique

azimuthal similaire à un pincement Z. Compte-tenu de l'ac-

croissement de la pression interne résultant du processus non ohmique, une configuration de pincement d'équilibre est formée avec des courants dans la plage de plusieurs Mégaampères, avec une réduction importante des pertes par conduction de chaleur. Par rapport au pincement Z classique, la production de pincement anormal est considérablement

plus rapide.

Pour un faisceau dtélectrons relativistes plein, re-

présenté schématiquement sur la figure 11, le champ magnéti-

que azimuthal 150 produit anormalement et la colonne 148 de plasma chauffé sont représentés sur Ja figure 23. La non uniformité axiale de l'intensité du champ magnétique azimuthal du champ 150 est similaire au dépôt d'énergie illustré par la figure 6. La perte principale d'énergie par le pincement anormal est indiquée par des flèches. La

présence d'un champ magnétique axial extérieur et la pro-

ximité de la paroi radiale assurent ensemble un fonctionne-

ment stable.

La figure 7 représente schématiquement la disposition décrite en regard de la figure 11 ainsi que dans la demande de brevet précitée pour produire un pincement anormal. Comme

le montre la figure, un générateur 152 de faisceau d'élec-

trons relativistes produit un faisceau relativiste plein 154 qui se propage dans le tube à vide et le compresseur adiabatique 156 ainsi que le modulateur voisin 158. Le faisceau d'électrons relativistes 154 pénètre la feuille

, traverse le canal 162 de plasma de faible densité, tra-

verse la feuille 164 et transfère de façon anormale une frac-

tion de son énergie et de son moment au plasma cible 170 pour produire le pincement anormal illustré par la figure 23. Des fenêtres 172 et 174 permettent au faisceau laser

d'ionisation 178 de pénétrer le récipient 168 de plasma ci-

ble et la chambre 166 à gaz de faible densité. Une fenêtre de sel ou de saphir est utilisée pour des lasers CO2 ou à haute fréquence respectivement. Une intensité de faisceau d'ionisation de 109 à 1010 watts/cm2 suffit pour ioniser

complètement le plasma.

Un plasma entièrement ionisé avec une uniformité axiale suffisante peut être formé en utilisant la configuration de la figure 24. L'énergie laser est transférée au plasma cible par rayonnement de freinage inverse. Par conséquent, le plasma cible présente un gradient légèrement décroissant dans la direction de propagation du faisceau d'électrons relativistes 154. Ce gradient décroissant tend à augmenter l'intensité du dépôt car son effet sur la dynamique non linéaire est similaire à une pré-modulation. En fait, la possibilité des instabilités d'écoulement de contrebalancer

les gradients propres du plasma est liée à son effet dynami-

que. La figure 25 illustre une variante dans laquelle deux lasers 208 et 210 appliquent des faisceaux d'ionisation

212 et 214 perpendiculairement à l'axe du faisceau 182 d'élec-

trons relativistes. Des fenêtres 204 et 206 dans la chambre 194 à gaz de faible densité et des fenêtres 200 et 202 dans le récipient 196 à plasma cible permettent le passage des

faisceaux d'ionisation vers le plasma cible 198.

- -t5 - - lxlIUe;2es Un =>a=nl n bont d'!une au tre X _ variante utilisant trois lasers 234, 236 et 238 produisant des faisceaux d'ionisation 240, 242 et 244. Des fenêtres 228, 230 et 232 dans la chambre 216 à gaz de faible densité et des fenêtres 222, 224 et 226 dans le récipient 218 à plasma cible produisent des faisceaux d'ionisation 240, 242

et 244 vers le plasma cible 220. L'avantage de la disposi-

tion de la figure 26 est que les lasers 234, 236 et 238 sont dans des positions décalées par rapport à l'axe, de sorte que les faisceaux lasers 240, 242 et 244 ne sont pas

dirigés vers d'autres lasers.

Bien que la configuration à un seul faisceau laser représentée sur la figure 24 produise le plasma cible voulu, de l'énergie supplémentaire d'un champ magnétique est nécessaire pour dévier le faisceau résiduel d'électrons relativistes de manière qu'il ne rencontre pas le laser 176. Le prix et la technologie associés avec un seul grand

laser dépasse ceux d'un certain nombre de plus petits la-

sers, avec la même énergie combinée. Ainsi, les configura-

tions à lasers multiples des figures 25 et 26 sont consi-

dérées comme un meilleur procédé d'utilisation.

Les configurations à laser décrites ci-dessus convien-

nent également pour des systèmes qui utilisent le plasma

de forte énergie et Forte densité Dour attaquer une envelop-

pe rapide selon l'invention, comme le montre la figure 12.

Etant donné que l'intensité laser est assez faible, le

spectre d'électrons chauds produit par un tel faisceau réagis-

sant directement avec un dispositif de multiplication de puissance est négligeable. Les éléments de la figure Xl et leur fonctionnement sont identiques à ceux de la figure 12 à l'exception près du récipient 66 de plasma cible et du faisceau 34 d'électrons relntivistes. De même, le dépôt de l'énergie d'un faisceau d'électrons dans le plasma cible 112 se fait de la même manière que celle décrite en regard des figures 5, 6, 11 et 22 à 26. Par conséquent, le reste

de la description des figures 27 à 34 ne concerne que la

manière dont un plasma annulaire chaud 112 attaque une en-

veloppe rapide selon l'invention.

Historiquement, des coquilles métalliques cylindriques

minces, attaquées par des explosifs puissants ou magn.tique-

ment ont été appelées des enveloppes. Ces dispositifs hy-

brides mettent en oeuvre les concepts communs du confine-

ment magnétique et inertiel du plasma. Des enveloppes ont

été utilisées pour comprimer des champs magnétiques, com-

primer et chauffer des plasmas confinés magnétiquement et produire un rayonnement. Selon l'invention, ce type de dispositifs de multiplication de puissance peut être

généralisé pour inclure des formes sphériques et éllipsoi-

dales. Etant donné que le" enveloppes sont réalisées en

couches multiples, elles ressemblent beaucoup à des pas-

tilles à fusion par laser.

Les figures 27 et 28 représentent une configuration qui convient pour attaquer des enveloppes rapides sphériques ou cylindriques. Dans le cas présent, un seul faisceau d'ionisation laser 252 pénétrant par une fenêtre 254 est utilisé. Comme le montrent les figures 25 et 26, des configurations d'ionisation par lasers multiples peuvent

être utilisées pour obtenir une ionisation complète.

L'utilisation de laser pour la pré-ionisation réduit les

impératifs de la technologie des faisceaux d'électrons re-

lativistes, comme cela a ét6 expliqu6 ci-dessus. Ainsi, les sources d'ionisation par laser peuvent être considérées

comme optionnelles.

En ce qui concerne les figures 27 et 28, un faisceau annulaire 260 d'électrons relativistes, correspondant au

faisceau 76 produit par le dispositif de la figure 12, pé-

nètre la feuille de déclenchement 246 qui se comporte éga-

lement comme un bouchon d'extrémité pour contenir le plasma

o10 ou le gaz à basse température. Quand la tension et la densi-

té de courant augmentent, le coefficient de couplage anor-

mal augmente jusqu'à sa valeur optimale et le faisceau trans-

fère une large fraction de son énergie et de son moment à lv région annulaire de plasma 258. Le champ magnétique azimuthal 256 produit Dar le faisceau dirige à son tour l'énergie thermique du plasma annulaire vers l'enveloppe

sphérique rapide 250 ou l'enveloppe cylindrique rapide 262.

Etant donné que la source du champ magnétique azimuthal 256 résulte d'une circulation de courant axial dans le plasma annulaire 258, le champ magnétique 256 n'est pas présent

au voisinage de l'enveloppe sphérique rapide 250 ou de l'en-

veloppe cylindrique rapide 262. La présence d'un champ magnétique axial extérieur, produit par la source 110 de champ magnétique extérieur de la figure 12 peut convenir pour augmenter le coefficient de couplage anormal. Mais étant donné que la colonne 258 de plasma annulaire possède un béta très élevé, le champ magnétique extérieur produit

par la source 110 est exclu pendant le fonctionnement.

La paroi radiale du récipient 248 à plasma cible est suffisamment épaisse pour assurer le confinement du flux

magnétique et suffisamment massive pour assurer un confine-

ment inertiel radial à l'échelle du temps du faisceau

d'électrons relativistes, c'est à dire au maximum 100 nano-

secondes. Ainsi, la perte d'énergie radiale dans la paroi du récipient est limitée par le champ magnétique azimuthal 256 et le champ magnétique extérieur exclu produit. par la source 110.' La conduction de chaleur est limitée axialement ' à l'échelle des temps par le plus faible gradient axial

de température, le champ magnétique azimuthal 256 et l'ef-

fet de symétrie du champ magnétique extérieur 110. Ainsi, la géométrie tire profit du couplage anormal et de la conduction de chaleur -classique pour enlever rapidement et efficacement l'énergie du faisceau d'électrons relati-

visteos 60 et la transporter sur l'enveloppe rapide.

ILes figures 29 et 30 sont des coupes de la configura-

tion de base avec les deux faisceaux d'ionisation laser

268 et 270, 282 et 284. Dans cette configuration, des fe-

nêtres 264 et 266, 278 et 280 sont placées dans la paroi

radiale du récipient à plasma. Les plasmas annulaires chauf-

fés 274 et 286 attaquent l'enveloppe rapide sphérique et

cylindrique pour la faire imploser, par un dispositif d'ex-

plosion ou d'ablation déjà décrit.

Les figures 31 et 32 montrent respectivement des dé-

tails sur l'enveloppe sphérique rapide 250 et l'enveloppe cylindrique rapide 262. Chacune de ces enveloppes rapide

comporte des dispositifs d'ablation 292 et 298, des pous-

soirs 294 et 300 et des tampons pleins 296 et 302. Le dis-

positif d'ablation est mis en ébullition par conduction thermiiique, afin de propulser le poussoir et le tampon plein

à une grande vitesse d'implosion. Etant donné que la conduc-

tibilité thermique d'un plasma est fortement fonction de

sa température, la vitesse à laquelle l'énergie est trans-

portée sur l'enveloppe croit dans le temps pendant la du-

rée de l'impulsion du faisceau. Ainsi, une certaine mise en forme naturelle de la source d'attaque du plasma est

obtenue. Cette mise en forme conduit à une plus forte com-

pression et un plus fort chauffage du gaz combustible 272

et 288, comme cela est décrit par R.J. Mason et ses colla-

borateurs, Physique des Fluides, 18, 814 (1975) et S.D.

Bertke et ses collaborateurs, Fusion Nucléaire, 18, 509

(.1978).

Des pastilles sphériques structurées similaires à l.'en-

veloppe 250 ont été étudiées en détails en ce qui concerne l'implosion par laser. Les dispositifs d'ablation 292 et 298 des enveloppes cylindriques sont en une matière de faible nombre atomique, de faible densité massique, par exemple LiDT, Be, ND3BT3, l'hydrure de bore, ou CDT. Les poussoirs 294 et 300 sont généralement en une matière de

nombre atomique plus élevé et de plus forte densité massi-

que, par exemple en verre, en aluminium, en or ou en nickel.

des atomes de fort nombre atomique noyés dans de la matière plastique sont également utilisés. Des matières solides, DT, ou LiDT peuvent convenir pour les tampons pleins 296 et 302. En fonction de la vitesse d'implosion-voulue et de différentes considérations de stabilité, la masse totale

de l'enveloppe rapide 250 ou 262 varie de 1 à 100 milli-

grammes. Dans le cas de l'enveloppe cylindrique 262, la mise en forme réduit au minimum la perte de combustible enfermé 298 aux extrémités, comme le montre la figure 32. En variante,

les extrémités peuvent être bouchées si le plasma annulai-

re 286 et le combustible 288 sont différents. Par exemple,

le combustible gazeux 272 ou 288 pour des enveloppes sphé-

riques et cylindriques fermées peut comporter DT, DD, DITe3 Mi 6 ou 11E11 tandis que le plasma cible 274 ou 286 peut

être H12e He, DT, DD ou autre gaz à faible nombre atomique.

Une enveloppe de forme éllipsoldale peut aussi convenir.

La figure 33 illustre'un autre mode de réalisation uti-

lisant une enveloppe rapide. Selon cette figure, un fais-

ceau plein pénètre Jla feuille 320 pour former un pincement anormal 318 dans l'enveloppa cylindrique 262 qui, à son tour, entraînée par un faisceau annulaire, traverse la

feuille 304. Un déflecteur 306 produit une ionisation ini-

tiale dans la région 318 de pincement anormal. L'enveloppe cylindrique 262 implose sur le plasma 318 pour améliorer

la compression et la combustion..

La figure 34 illustre schématiquement la géométrie d'une cible utilisant deux faisceaux annulaires d'électrons

relativistes pour attaquer une enveloppe sphérique 250.

En fonctionnement, la déviation dix faisceau est: réduite au minimum car les faisceaux 326 et 328 traversent les régions de champ magnétique azimuthal produites par le

faisceau, comme le montre la figure 14.

* L'invention concerne donc un dispositif et un procédé d'attaque d'une enveloppe rapide avec un plasma chaud, pour

produire de l'énergie sous la forme de rayonnement, de neu- trons et/ou de particules alpha. Lt'invention permet d'opti-

miser les instabilités d'écoulement extrêmement puissantes pour chauffer le plasma de forte densité selon le procédé

(a). Contrairement à l'expérimentation antérieure, l'inven-

tion permet un dépôt efficace de l'énergie du faisceau pour chauffer le plasma. Grace à l'attaque de l'enveloppe rapide par explosion ou ablation, un rayonnement de haute densité

des neutrons et/ou des particules ïlpha peuvent être pro-

duits en utilisant la technologie actuelle.

Bien entendu, diverses modifications peuvent etre appor-

tées par 1,'homrnme de] 'art au procédé et à l'appareil qui ont été décrits aà titre d'exemples nullement limitatifs

sans sortir du cadre de l'invention.

-\rtEV\l)DiC AT' ONS 1 - Dispositif générateur d'énergie sous la forale de rayonnements et de neutrons, caractérisé en ce qu'iL comporte un dispositif produisant un faisceau annulaire d'électrons relativistes (76, 2;0) d'une tension d'au moins 3 MeVet d'une de-nsité de courant d'au moins 1 kA,cm2,

avec C/-r,1 une chambre à-plasma cible (108, 248) conte-

nant un gain de forte densité, une enveloppe rapide (250,

262) disposée dans ladite- chambre à plasma cible, un dis-

positif d'ionisation dudit gaz à haute densité pour pro-

lo duire un pLasma (1.L2,. 258, 274, 28o, 316, 328), et um dis-

positif de déclenchement d'oscillations de convection dans ledit plasma à L'application dudit faisceau annulaire d'électrons relativistes, de inaniàre que des instabilités d'écoulement soient produites dans ledit plasma entrainant le dépôt de l'énergie du faisceau d'électrons dans un anneau de plasma entourant ladite enveloppe rapide, pous chauffer l'anneau de plasma à des températures exprimées en kilovolts et produire un courant axial par lequel ladite énergie du faisceau d'électrons déposée dans ledit anneau de plasma converge sur ladite enveloppe rapide, et la fait passer en implosion pour produire de l'énergie sous la forme d'un

rayonnement et de neutrons.

2 - Dispositif selon la revendication 1, caractérisé -

en ce que ladite enveloppe rapide est une enveloppe rapide

sphérique (250).

3 - Dispositif selon la revendication 1, caractérisé en ce que ladite enveloppe rapide est une-enveloppe rapide

cylindrique (260).

3 - Dispositif selon la revendication 1, caractérisé-

en ce que ledit dispositif d'ionisation dudit gaz de haute

densité comporte au rloins un laser (L76).

- Dispositif selon la revendication 1, caractérisé en ce que ledit dispositif de déclenchement d'oscillations de convection consiste en une mince feuille (160) de faible

densité.

6 - Dispositif selon la revendication 2, oaractérisé en ce que ladite enveloppe rapide sphérique (250) comporte

une couche extérieure à ablation (292) une couche de pous-

soir intermédiaire (294) et une couche tampon intérieure

(296).

7 - Dispositif selon la revendication 3, caractérisé en ce que ladite enveloppe rapide cylindrique (262) comporte un dispositif d'ablation (298) , un poussoir (300) et un

tampon (302).

8 - Dispositif selon la revendication 1, caractérisé en ce qu'il comporte un dispositif destiné à attaquer par

explosion ladite enveloppe rapide.

9 - Dispositif selon la revendication 1, caractérisé en ce qu'il comporte un dispositif destiné à attaquer par

ablation ladite enveloppe rapide.

- Dispositif de production d'énergie sous forme d'un rayonnement et de neutrons, caractérisé en ce qu'il comporte un plasma de forte densité (112, 258, 274, 286, 316, 328) disposé dans une chambre à cibles (108, 248), un dispositif produisant un faisceau d'électrons relativistes (76, 260) de forte intensité, de forte densité et à haute tension, suffisant pour pénétrer dans ladite chambre à cibles et à déclencher les oscillations par convection dans ledit plasma de forte densité,de manière que de l'énergie soit transférée dudit faisceau d'électrons relativistes vers ledit plasma pour chauffer un anneau dudit plasma à des températures de l'ordre dukilovolt, et faire passer ladite enveloppe rapide

en convergeance pour produire ladite énergie.

l - Dispositif selon la revendication 10, caractérisé en ce qu'il comporte un dispositif destiné à attaquer par

explosion ladite enveloppe rapide.

12 - Dispositif selon la revendication 10, caractérisé en ce qu'il comporte un dispositif destiné à attaquer par ablation ladite enveloppe rapide' 13 - Dispositif selon la revendication 10, caractérisé en ce que ladite enveloppe rapide est une enveloppe rapide

sphérique (250).

14 - Dispositif selon la revendication 10, caractérisé en ce que ladite enveloppe rapide est une enveloppe rapide

cylindrique (262).

248 1048

- Dispositif selon la revendication 10, caractérisé

se en ce que ladite enveloppe rapide est remplie de I)T.

16 - Dispositif selon la revendication 10, caractéri-

sé en ce que ladite enveloppe rapide est remplie de DD.

17 - Dispositif selon la revendication 10, caract4rï-

sé en ce que ladite enveloppe rapide est remplie de 113.

18 - Dispositif à plasma chaud, caractérisé en ce qu'il comporte un dispositif (108S, 248) destiné à maintenir ul gaz de forte densité dans un volume prédéterminé, un dispositif (176) d'ionisation dudit gaz pour produire un plasma de haute densité, une enveloppe rapide (250, 262) disposée dans ledit dispositif qui retient ledit gaz à

haute densité, et un dispositif produisant un faisceau an-

nulaire d'électrons relativistes (76, 260) d'une tension suffisamment élevée pour supprimer la dispersion classique à la pénétration dans ledit dispositif qui retient ledit gaz de haute densité, de manière à produire des instabilités

d'écoulement dans ledit plasma de haute densité, par les-

quelles ledit faisceau d'électrons relativistes chauffe un

anneau dudit plasma de haute densité entourant ladite en-

veloppe rapide à des températures de l'ordre du kilovolt pour attaquer ladite enveloppe rapide en convergence et

produire ledit plasma chaud.

19 - Dispositif selon la revendication 18, caractéri-

sè en ce que ladite enveloppe rapide comporte un dispositif d'ablation (292, 298), un poussoir (294, 300) et un tampon

296, 302).

- Dispositif selon la revendication 18, carctris en ce que ladite enveloppe rapide est une enveloppe rapide

sphérique (250).

21 - Dispositif selon la revendication 18, caractéri-

sé en ce que ladite enveloppe rapide est une enveloppe ra-

pide cylindrique (262).

22 - Dispositif selon la revendication l8,caractérisé

en ce que ladite enveloppe rapide est remplie de DT.

23 - Dispositif selon la revendication 18, caractérisé

en ce que ladite enveloppe rapide est remplie de DD.

24 - Dispositif selon la revendication LS, caractérisé

en ce que ladite enveloppe rapide est remplie de HB.

- Procédé de production d'un plasma chaud carac-

térisé en ce qu'il consiste essentiellement- à confiner un gaz de haute densité dans une chambre à cible (108-, 248),

51 à ioniser ledit gaz pour produire un plasma de haute den-

sité (112, 258, 274, 286, 316, 328), à produire un faisceau annulaire 'd'électrons elativistes (76,-260) d'une tension suffisamment élevéepour pénétrer dans ladite chambre à

cible avec une dispersion négligeable et produire ainsi -

des instabilités d'écoulement dans ledit plasma, par les-

quelles ledit faisceau d'électrons chauffe un anneau dudit plasma de haute densité entourant une enveloppe rapide (250, 262) pour la faire passer en convergence et produire

ainsi ledit plasma chaud.