Brevet FR2333561A1 — publié le 19770701

@'invention concerne la photoexcitation, et en partioulier une méthode et un appareil pour augmenter le degré de photoexcitation dans une matière. Le faisceau d'un laser accordé convenable est une sour @e pratique de photons pour produire une excitation sélective isotopiquement des électrons orbitaux dans une matière à l'état moléculaire ou élémentaire, particulièrement dans une vapeur de celle-ci. Dans une application particulière de cette technique, comme divulgué de façon spécifique dans le brevet des U.S.A. n 3.722.519 qui est inclus ici à titre de référence, on décrit un système pour utiliser l'énergie rayonnée par des lasers pour produire une pho tolonisation sélective d'un isotope d'uranium, de racon typique l'U235' par rapport aw autres isotopes d'uranium.Dans ce but, l'uranium est d'abord produit sous la forme d'une @apeur dont les particules d'U235 sont ensuite ionisees au moyen dtul laser Les particules d'U235 photoionisées sont alors de façon typique accélérées hors de la vapeur pour être recueillies séparément en utilisant des forces magnétohydrodynamiques Une analyse théorique des facteurs aui commandent la photoexcitation sélectif prédit que, en présence d'in rayonnement monochromatique à fréquence constante, 50% des atomes disponibles, éclairés, dans la peur d'uranium, seront dans un tat photoexci- té, et que 50% seront dans in état non excité, de facon typique à l'état de base, à tout moment donné. Cette limitation théorique est importante dans la conception de processus d'enrichissement à cause de son effet sur le rendement de l'enrichissement. Dans tre autre aPplication pour la technique de la photoexcitation employant l'énergie rayonnée par un laser, il est commun de mettre en cascade un ou pl@sieurs étages d'amplification laser sir la sortie d'tn laser faible puissance poux accumuler l'énergie du laser jusqu'à des niveaux plus élevés.L'effet laser dans chacun des ét@ges d'amplification résulte de façon typique de la présence d t me If "inversion de population", des particules Dans le milieu à effet laser ayant leurs électrons orbitaux excités jusqu'à un niveau d'énergie prédéterminé, et la proportion de particules dumilieu excitées à ce niveau d'énergie particulier étant s'périeure à la proportion de particules du milieu dans un état d'énergie inférieur. Ces conditions sont théoriquement nécessaires pour un passage simultané des particules excitées à l'état d'énergie in férieur, qui entraîne à son tour la production d'énergie laser rayonnée.La puissance engend@ée par le mi@@eu effet @a@@@ dans ces conditions est directement reliée au@ombre de particules excitées dans le milieu. Dans un systè@@ à effet las@@ à deux @i- veaux, les mêmes considérations théoriques que @elles mentionsées plus haut limiteraient le nombre de particules excitées à 50% des particules disponibles, et limiteraient en conséquence la puissance de sortie du laser. De plus, dans des applications dans lesquelles on souhaite une photoexcitation sélectif de particules par de l'énergie laser, il peut exister un élargissement de fréquence substantiel dans les raies d'absorption de particules que l'on désire exciter sélectivement, comme par exemple par le dédoublement Zeeman des niveaux d'énergie.La présence de ce dédoublement, ou développement d-d niveau d'énergie original en plusieurs niveaux colorant tre gamme d'énergies, peut de plus tendre à réduire l'efficacité de 1' excitation, particulièrement lorsque l'on emploie un ravonnement laser à bande très étroite1 comme dans le cas d'une chotoexcita- tion sélective, le rayonnement laser couvrant une gamme de fréquences plus étroite que la largeur de la raie d'absorption pour les particules photoexc itées. Selon un mode de réalisation préféré de l'invention, on produit dans des particules d'un type d'isotope choisi des @ondi- tions d'inversion de population adiabaticîue pour améliorer l.'ef- ficacité de la separation des isotopes. La technologie de de l'inven- tion peut également être appliquée pour creer une inversion adia- baltique pour renforcer l'efficacité du laser dans l'excitation d' un milieu à effet laser. Une inversion adiabatique est atteinte selon l'invention en faisant glisser la fréquence duravonnement de photoexcitation du laser à vitesse contrôlée dans une comme de fréquences. Dans le cas spécifique d'une excitation sél@ctive isotopiquement, la gamme est choisie de façon a ne pas dépasser les déplacements pour cet isotope dans la matière irradiée. La vibesse de glissement est choisie de façon à satisfaire des contraintes spécifiques @i@@@ @ux durées de te des états excités et a l'intensité 5 u laser. Dans l'aplication à l'enrichissement de l'uranium, l' inversion adiabatique élective isotopiouement dépe@ple des niveaux d'énergie de base pour l'isotope d'uranium souhaité, en faveur d'un niveau d'énergie élevé ou ex@@té à partir @u@@el un notveau ravonnement laser produit une photoionisation en un @u pl@@i@@@s sauts d'énergie En dépeuplant le niveau de base, on atteint un meilleur rendement en particules ionisées. Les ions d'uranium sélectivement photoionisés peuvent alors être séparés en utilisant les forces d'accélération magnétohydrodynamiques généraLement décrites plus haut dans le brevet des U.S.A. n 3.772.519. Dans une autre application à l'amplification laser, la population accrue de l'état excité, atteinte par invention adiabatique, est un état qui augmente la densité globale en photons dans un amplificateur laser. Un dépeuplement des niveaux de base permet également la réalisation pratique dtun laser A photons de grande énergie, dans 1 t ultraviolet, par excitation, en passant par des sauts d'énergie supplementaire; jusqu'à un niveau excité à partir duquel chaque transition jusqu'auniveau de base produit un photon ultraviolet. D'autres aspects, caractéristiques et avantages de l'in- vention apparaitront de la description détaillée qui suit, et des dessins annexés sur lesquels: La Figure 1 est un schma de niveaux d'énergie utile pour expliquer la théorie de l'invention, La Figure 2 est un schéma d'un svstème de base pour mettre en oeuvre l'invention, La Figure 3 est un schéma d'un système pour une application spécifique de l'invention à l'enrichissement en isotope, La Figure 4 est une we en coupe interne d'une partie de l1appareil de la Figure 3, La Figure 5 est un schéma d'un système de laser à utili- ser dans la mise en oeuvre de l'invention, La Figure 6 est un schéma a une ffirme d'onde utile pour expliquer le ibnctionnement du système de la Figure 5, et La Figure 7 est. m autre schéma d'un système de laser pour mette en oeuvre ltinuention. L'invention envisage un système de photoexcitation pour créer une in version adiabatique des états d'énergie de particules dans un milieu Le système pour produire l'inversion adiabatique permet une excitation théorique de 100t de toutes les particules du milieu éclairé, d'un niveau d'énergie de base ou bas à un niveau d'énergie Eleud, excité.Cette inversion adiabatique permet une plus grande productivité dans la séparation d'un isotope, en particulier pour l'enrichissement Se l'uranium, et permet de plus grandes amplifications dans des amplificateurs lasers, et contribue aussi au caractère réalisable de lasers a grandes énergies de fa çon typique dans l'ultraviolet. L'inversion adiabatique est atteinte en frisant glisser la fréquence d'un laser d'excitation dans une raie d'absorption d'un type d'isotope dans un milieu auquel est appliqué le ravonnement laser. La largeur et la vitesse de glissement de la fréquence ce pour atteindre 1 'inVerSion adiabatique sont définis par la caractéristique de la fréquence du laser d'excitation correspondant à une transition spécifique dans l'isotope à exciter, de même que par l'étendue de tout dédoublement ou élargissement de niveaux dégénérés dans les états de base et excités. La gamme de fréquences balayée est choisie pour englober la raie d'absorption élar 'gie pour les niveaux dégénérés dédoublés. On peut le mieux expliquer ces considérations théoriques en se reportant à la Figure 1 qui est un schéma de niveaux d'B- nergie et transitions entre niveaux exemplaires, qui illustrent me excitation sélective sans et a vec l'enseignement de l'i.n"en- tion. En ce qui concerne le Figure 1, on wit un groupe de transitions ou sauts d'énergie qui tiennent compte de la distribu tion théorique de particules atomiques dans des états d'énergie excité et de base 14 et 16 d'un milieu qui est irradié a vec un rayonnement laser accordé sur la fréquence de ce saut d'énergie. Dans le cas d'une photoexcitation sélective isotopiquement, le rayonnement laser est accordé pour produire une transition 18 du niveau d'énergie de base 14 au nivea u excité 16. Une transition 20 du niveau d'énergie 16 à l'état de base 14 comprendra une diffé- rence d'énergie identique ,en supposant ici qu'il n'v a aucune dé- générescence des niveaux d'énergie. En présence de ce rayonnement laser, les particules de l'isotope approprié au ni veau de base seront stimulées par le rayonnement laser, par leur raie d'absorp- tion, pour autre excitées au niveau d'énergie 16.Cependant, la mê- me énergie de photons sera efficace pour produire me enission stimutée qui produit la transition opposée 20 du niveau élevé 16 @ l'état de base 14. Les probabilités pour ces de év@nements seront égales pour des particules éclairées, résultant théoricue- ment dans une population de 50% au niveau 16 et une population de 50% au niveau 14.Il en résulte que seuls 50% des atomes primitive- ment à l'état de base sont @ disponibles au niveau d'énerqie 16 pour une photoionîsation dans le continuum 24 par une transition 22 ultér@eure. Si un rayonnement de photoionisation, de fagon typique provenant d'un second laser, est appliqué pour produire une tran sition 22 simultandment a vec le ravonnement pour la transition 18, le niveau 16 sera continuellement vidé par des transitions dans la région d'ionisation 24, ce qui videra éventuellement le niveau de base 14 d'un plus grand pourcentage d'atomes. Un système plus direct et efficace pour atteindre un pourcentage plus élevé d'atomes l'état excité et d'atomes photoionisés de façon correspondante consiste à employer une transition 26 représentée à la Figure 1, qui produit une invention adiabati- que des atomes du niveau de base jusqu'auniveau d'énergie supé- rieur 24. Cette inversion adiabatique est atteinte en faisant glisser la fréquence du rayonnement laser d'excitation dans un intervalle comprenant la fréquence de k transition 25, R lue vitesse prédéterminée.Si les conditions théoriques décrites plus loin sont satisfaites, la variation de fréquence dans le rayonnement force chaque particule à changer d'état d'énergie, plutôt cue d'avoir une distribution probable états d'énergie occupés comme décrit plus haut. Donc, si tous, ou substantiellement tous les atomes sont primitivement à l'état de base 14, l'excitation a vec glissement produira un déplacement pratiquement complet à l'état 16. Toute particule se trouent primitivement à état 15 sera de i- gon correspondante amenée à l'etat 14, mais ceci peut générale- ment être supposé comme une fraction négligeable ou insignifiante. A vec substantiellement tous les atomes excités au niveau 16, pres c'uc tous les atomes éclairés sont donc dans un état pour être pho toionise du ni Tea u I au continuum 24. Dans une autre application pour l'invention, un amplificateur laser peut tre utilisé plus efficacement donc tne in@er- sion adiabatique @e. Dans ce cas, on peut créer une inversion de po- pulsation, par la transition 26, au niveau d'énergie 16 à partir dur quel une émission spontanée en retour vers le niveau d'énergie de base 14 entraîne la production d'un rayonnement laser Dans une autre application encore, l'inversion adiabatique de l'invention permet de réaliser des lasers de plus courtes longueurs d'ondes asec des photons à plus grande énergie, par exemple en permettant une transition 28 du niveau de base 14 au niveau internédiaire 30, ce qui dépeuple substantiellement le niveau de base 14 de telle sorte qu'une transition supplémentaire composée de sauts d'énergie 32 et 34, "ers des niveaux d'energie 36 et 38 correspondants, bien que non adiabatique, créera néanmoins une inversion d entre les niveaux 14 et 38. Cette inversion de population peut être produite pour conduire à un saut d'énergie plus important 40 du niveau d'énergie 38 au niveau énergie 14 dan une cavait conve nablement accordée, pour produire m rayonnerlent laser à photons de très grande énergie correspondant approxirnati vement à la région ultraviolette du spectre. A titre de considération supplémentaire, un premier grou- pe de ni veaux d'énergie 12 et 14, représentant respectivement de bas niveaux d'énergie et un niveau d'énergie excité, est illustré à la Figure 1 comme dégénéré et possédant plusieurs niveaux d'éneraie discrets fortement exagérés pour l'illustration Cette dégéné- rescence peut résulter d'un certain nombre de causes, de fanon ty- pique l'effet Doppler résultant des mouvements thermiques de parti cules dans le milieu ou l'élargissement Zeeman en présence d'un champ magnétique, particulièrement a vec un système pour l'enrichissement de l'uranium employant des forces magnétohydrodynamiques. Comme résultat de l'élargissement des niveaux 42 et 44,il v aura tn élargissement de la raie d'absorption pour une transition 46 particulière entre les niveaux d'énergie 42 et 44 puisqu'il peut exister entre les niveaux séparés p1 us d ' une transition permise d 'é- nergies légèrement différentes. Donc, si l'on emploie un rayonnement laser à bande très étroite pour une photoexcitation sélective d'un un type d'isotope particulier entre les niveaux 42 et 44, il peut être trop étroit pour englober toute la raie d'absorption élargie. Ceci entraînerait une efficacité d'excitation réduite pour ce rav onnement laser. En faisant glisser la fréquence d U ravonnement du laser d'excitation appliqué selon la méthode et l'appareil de l'in invention décrit plus loin, on peu généralement atteindre n@ photoexcitation sur toute la raie d'absorption élargie. En vue d'établir des paramètres spécifiques pour cette invention, on présente ci-dessous une analyse mathéma@ique pour un système à deux niveaux d'énergie, a et b, séparés par une énergie @@@. Le système de ces niveaux d'énergie est décrit p@r d@s @onc- tions d'ondes #a et #b. L'hamiltonien non perturbé du système est défini par H@ et, les énergies étant mesurées à partir du point à mi-chemin entre les deux niveaux, H@ est en notation matricielle II 1 o où @ est la constante de Planck et @@. est le @réquence @@qu@a@re correspondant à l'énergie entre les niveaux.On suppose aue le système n'a pas de moment dipolaire électrique permanent, mais possède un moment dipolaire de transition reliant les états a et h. C'est-à-dire que u = O, auec = e#a X #b Les phases des états peuvent être également arrangées pour rendre réel, et on suppose que c'est le cas ici. Dans un champ électrique statique, E, un hamiltonien d'in- teraction de la forme Hint = PIED O# mélange les états a et b. Les fonction a tondes des états stationnaires dans ce cas sont des combinaisons linéaires de ta et soit juste celles qui diagonalisent l'hamiltonien complet H@+Hint La solution de l'équation temporelle pour est alors ou En définissant l'angle # par tan # = #####, &gamma; = # # sin # 1/2 ## = # # cos # il y a deux solutions pour la fonction propre a = closet2 2 a = sine/2 l correspondant à 5L = t a = - sin &commat;/2 a 22 correspondant à 1/4 SI = b = cos e/2 Dans: un champ électrique débutant lentement, si l'atome est parti de l'état de base on a |b| initial -|1| # initial = -1/2 #@ Cette solution est celle correspondant au signe moins devant la racine carrée qui précède. L'effet de la mise en oeuvre du champ est alors de " faire tourner" # jusqu'à un état final Si l'atome état parti de l'état excité, la situation décrite par la solution avec racine carrée positive aurait été celle qui convenait. Maintenant, dans le cas d'un atome interagissant aac un champ électrique optique oscillant rapidement, E(t) E(t) = ei#t , et la dépendance de la fonction d'onde vis-à-vis du temps est donnée par Les solutions de cette équation différentielle sous forme matricielle sont - h#aAei(#a-1/2#o)t = #Bei(#b-1/2#o)t - h#bBei(#b-1/2#o)5 = .#Aei(#a-1/2#o)t A et B étant des constantes à déterminer. Si #a-#b sont choisis pour que #-#o # ##, la même dépendance vis-à-vis du temps existe de part et d'autre de cette dquation qui peut alors être écrite Le déterminant de la matrice doit bien sür s'annuler, ce qui fixe #a et Finalement, à partir de la relation ci-dessus A/B = - &gamma;/#@ = - #b/&gamma;@ et tan# = |&gamma;|/1/2## Il en résulte |&gamma;| = # # sin# ; 1/2## - # # cos# et comme solution |A| = sin#/2 ) ) correspondant à |B| = cos#/2 ) |A| = cos#/2 ) ) correspondant à |B| = sin #/2 ) En faisant varier la fréquence optique/de part et d'autre de la résonance, si la variation est "suffisamment lente" le système satisfera l'équation (1) à tout moment, et sera capable de "suivre" le changement de #. Pour |##| # |&gamma;|, # est proche de zéro et la solution correspond au fait que l'atome est initialement à l'état de base b. Lorsclue |##| décroît, e approche de # 90 @sel@@ le signe de ##).Pour ## = 0, # = # 90 et #A# = #B#. la probabilité de trouver l'atome à l'état excité est alors égale à celle de le trouver à l'état de hase. Cette situation correspond à la saturation a vec une impulsion de ravonnement sans glis @ement. Lersoue la fréquence se déplace dans #0, dans la même direction que #, # verie en continu vers # 180 . Lorsque #### de vient très grand, comparé à ###, e approche 1800 et l'atome est inversé, c'est-à-dire que si #A# initial = 0, #B# initial = 1, on a #A# final = l. #B# final = 0. Ceci est vrai quelle que soit la direction de glissement de la fréquence, tant qu'elle reste la même pendant tout le glissement.Ceci assure que ## sera une fonction monotone, variant entre -# et #, et # variera entre 0 et 180 . C'est une condition imposée au glissement. Reste à saloir dans quelle mesure une variation est "su ffisamment lente" pour que les solutions de l'état stationnaire scient valables ou, en d'autres termes, pour la création de l'inversion adiabatique. Le glissement de la fréquence peut être considéré comme adiabatique, dans Je sens défini plus haut, si le temps que et la fré@uence pour passer de - ### à + ### 2 est sérieur à --r r qui est le temps maximum que met un atome pour parcou@@ un cycle complet, passant de l'état a à l'état b et revenant à a La "lenteur" de glissement dépend donc de l'intensité de la lumiere à la fréquence optique.Un glissement qui serait trop ranide pour inverser un atome à une intensité peut très bien le faire à une intensité supérieure la théorie m1 précède identifie les paramètres du svstème pour une in version adiabatique dans le contexte de la scfflparation d'isotopes oude l'amplification laser.L'appareil qui peut être employé dans ce but est représenté aux Figures 2-@. En général, comme on le vDit à la Figure 2, l'invention emploiera un svstème de laser 48 et un milieu 49 auquel est appliqué le rayonnement pour une inversion adiabatique. La Figure 3 illustre un mode de realisation de cet appareil pour l'enrichissement en isotopes,particulièrement pour l'isotope U235.En ce qui concerne la Figure 3, un premier et un second systèmes de lasers 50 et 52 fournissent des faisceau: de sortie correspondants de rayonnement laser 5s et 56, qui sont combinés, par exemple dans un miroir dichroïque 58, pour être appliqués à une chambre 60 de séparation d'isotopes en passant par une fenêtre 62 placée sur un ttbe 64. Dans une réa- lisation typique, le système de laser 50 peut comprendre le laser d'excitation dont le rayonnement de sortie dans le @@iscea@ est emploie et accordé de façon correcte pour une photoexcitation sélective.Le faisceau laser 56 provenant du système de laser peut comprendre une ou plusieurs fréquences d'ererg-i.e laser rayon- née, pour produire une photoionisation sélective, à par@ir de l'é tat excité, en un ou plusieurs sauts d'énergie. Les faisceaux 54 et 56 sont de façon tvpique appliqués simultanément en impulsions ayant une durée d'environ une microseconde ou moins. Des fréquen- ces de récurrence allant jusqu'à 50 KHz sont préférables, mais on peut utiliser des fréquences bien plus faibles. Le faisceau laser combiné appliqué à la chambre 60 la traverse dans toute sa longueur et sort par un tube 66 et une ienêtre 68, de façon typique pour être appliqué à une ou plusieurs chambres similaires.Les fenêtres 62 et 68 peut être en quartz optique, et les tubes 64 et 66 sont prévus pour écarter les fenêtres 62 et 68 de l'atmosphère de vapeur à l'intérieur de la chambre 60, de façon à réduire les dépôts sur les fenêtres. Des obturateurs peuvvent etre pré- vus pour isoler les fenêtres, sauf pendant l'éclairaoc par lLn rayonnement laser Une vapeur d'uranium est engendrée dans la chambre 60 par une source de vapeur 70 et est dirigée par le faisceau laser dans un accélérateur d'ions 72.Une pompe à vide 74 maintient une tr(:. faible pression à l'intérieur de la chambre 60, pour empêcher q des composants de l'atmosphère ne perturbertle processus de photo excitation et ionisation sélectives, de même que la collecte sera rée des particules ionisées dans la chambre 60. Plusieurs bobines à champ magnétiue 76 entourent c chambre 60 et sont approximativement coaxiales au faisceau laser appliqué. Les bobines 76 créent un champ magnétique axial à l'intérieur de la region de l'accélérateur d'ions @2. Les bobines 76 @ont excitées à partir d'une source de courant 78.Un champ électrique @rthogonal est créé dans l'accélérateur d'ions pir une source de tension. 80; pour engendrer des forces magnétohydrodynamiques à chan s croies pour accélérer les partic ules icnisees ers des surfaces 4? c,ll.ec- te séparées. La source de tension 80 est contrôlée par une minute- rie 82 pour une application périodique du champ électrique de fa çon typique juste après l'application de chaque impulsion laser dans les faisceaux 54 et 56. La minuterie 82 est également emplovée pour activer les systèmes de lasers 50 et 52, pour qu'ils produisent de façon tvpique une impulsion simultanément. Un cycle 4 rayonnement laser et de tension appliquée occupe de façon typique une période de plusieurs microsecondes. En se reportant maintenant à la Figure 4, on voit une coupe interne d'une partie de la chambre 60 de la Figure 3. En particulier, la source de vapeur 70 est représentée comme comprenant un creuset 90 contenant une masse d'uranium élémentaire 92 et percé de plusieurs conduits 94 alimentés par exemple en eau pour enlever la chaleur appliquée à l'uranium 92 pour produire une uspo- risation. La vaporisation est produite par l'énergie provenant dtun faisceau d'électrons 96 émanant d'une source filamentaire 98. Le faisceau d'électrons 96 est dévié par un champ magnétique 100 produit par des bobines 76, pour être concentré le long d'une ligne ou d'une série de points à la sur suce de la masse d'uranium 92. L'énergie du faisceau incident est choisiepour être suffisante pour produire une vaporisation de l'uranium, le long de la ligne d'incidence, le courant de vapeur 102 divergeant radialement vers 7accélérateur dtions 72. L'accélérateur d'ions 72 est représenté comme comprenant plusieurs chambres 104 définies par une plaque de collecte srpé- rieure courbe 106, généralement concentrique à la source linéaire de vapeur, et pourvues de plusieurs plaques radiales 108 qui s'é- tendent radialement vers la source linéaire de tapeur. Une électrode 110 est placée à l'intérieur de chaque chambre 104. Les é- lectrodes 110 sont reliées électriouement en commun et sont raccordées par un interrupteur 112 à un côté d'une source de tension 114. L'autre cté de la source de tension 114 est raccordé à la structure des plaques 106 et 108.La tension entre les plaques 110 et 108, fournie par la source 114, agit conjointement avec le champ magnétique 100 pour appliquer une accélération magnatohydrodynami- que à champs croisés sur les particules ionisées dans les chambres 104. Dans ce but, la source de tension 114 est de faucon typique de l'ordre de quelques centaines de volts, et le champ magnétique 100 est de façon typique dans le domaine de quelques centaines de Gauss. L'interrupteur 112 est activé par la minuterie 92 pour le armer pendant un court laps de temps, de façon typique de l'ordre de une ou deux microsecondes, directement après chaque impulsion de rayonnement laser dans les faisceau 54 et 56. Les particules d'U235 dans les chambres 104 sont Slectl- lement ionisées en irradiant une région 118 sur toute la longueur de la chambre 60 par les faisceaux combinés 54 et 56. La forme particulière de la région 118 peut être obtenue par un masquage convenable du faisceau ou des réflexions multiples dans la chambre 60. Une Ibis que des ions de l'isotope U235 ont été sélectivement produits par photoionisation ou autrement, l'impulsion de tension appliquée entre les plaques 110 et 108, conjointement a uDc le champ magnétique 100, fait circuler les électrons du plasma au tour des électrodes 110 et accélère les ions vers les plaques 108 pour les recueillir.Des applications répétées de rayonnement laser et de tension électrique entraînent une accumulation d'uranium enrichi sur les plaques 108 et d'uranium épuisé sur la plaque 106. En se reportant à la Figure 5, on wit un système de laser pour engendrer le rayonnement laser à glissement de fréquence a utiliser dans le système de séparation des Figures 3 et 4,comme par exemple le système de laser 50. Il comprend un milieu à effet laser à onde continue 120 qui est de façon typique une solution de colorant. Le milieu 120 est excité par un rayonnement provenant d'un autre laser 122 à argon. Le milieu 120 a une cavité définie par: un miroir 24 et: un miroir de sortie partiellement réfléchissant 26. La cavité peut contenir des filtres 128 ou d'autres moyens de sélection des modes ou de contrôle de la fréauence, selon ce qui est nécessaire pour choisir une bande étroite dans la raie dwabsorption de l'isotope U2351 mais pas de l'isotope U238.De plus, un cristal 130 > qui peut être un élément électro-optique, est placé dans le trajet du faisceau laser pro venant du milieu 120 à l'intérieur de la cavIté. Le cristal 130 est modulé électrique- ment par un amplificateur de puissance 132 à partir d'un oscillateur 134 qui peut être un oscillateur à onde sinusoïdale dans le mode de réalisation de la Figure 5. La modulation produit une za- nation de l'indice de réfraction du cristal 130 en correspondance atec la tension appliquée.Des cristaux qui peuvent être utilisés comprennent le tantalate de lithium et le phosphate dideutérique de potassium. Il est important qu'un seul mode de fréquence soit présent à' tout moment. Le signal provenant de l'amplificateur de puissance 132 contrôle les propriétés optiques du cristal 130 de façon à faire trier la fréquence de résonance de la cavité entre les miroirs 124 et 126 selon la sortie sinusoVdale de l'osciilateur 134. Cet ef- état est illustré sur une courbe 136 à la Figure 6. Le faisceau de sortie du miroir 126 est appliqué à un milieu amplificateur 138 qui est à son tour pompé dans un état laser par un excitateur 140 qui peut de i'YO à typique comprendre une lampe Rash.L'excita- teur 140 est contrôlé par un détecteur de tension 142 aui reçoit la sortie de l'oscillateur à onde sinusoïdale 134 et détecte des points choisis, comme les points 144 et 146 sur, par exemple, la partie descendante de l'onde sinusoïdale 136.Le détecteur de tension 142 active l'excitateur 140 pour faire débuter le Dompage du milieu 138 au point 144, et contrôle l'excitateur 140 pour assurer la fin de la sortie du milieu 138 au point 146. Le contrôle resultant de l'amplificateur assure que la sortie amplifiée du milieu 138 n'existe que pendant l'i.nterxalle entre les points 144 et 146, ce qui correspond essentiellement à un glissement presque linéaire de la fréquence de sortie. Le détecteur 142 fournit egalement un signal à la minuterie 82 pour identifier la fin du ravonnement laser et commencer l'activation de l'interrupteur 112 immédiatement, ou après une fraction de microseconde. En se reportant à la Figure :, on voit une autre mise en oeuvre d'un système de laser pour fournir une sortie à glissement de fréquence. Un laser à colorant 150, à onde continue,ayant un seul mode axial, est excité par un laser à argon 152 pour donner un effet laser dans une cavité définie par un miroir 154 et un miroir de sortie partiellement réfléchissant 156. Un cristal 158, semblable au cristal 130, est prévu à l'extérieur de la cavi- té, dans le trajet du faisceau, et est contrôlé par un amplificateur de puissance qui reçoit à son tour la sortie d'un générateur de forme d'onde.Le générateur de forme d'onde comprend un ampli- ficateur différentiel 162 alimenté à son entrée inversée par le signal à la jonction d'une première et d'une seconde résistances, 164 et 166, qui forment un diviseur de tension entre la masse et sa sortie. Une autre résistance 168 relie la sortie de l'amplifi- cateur 162 au côté à tension supérieure d'un condensateur 170 mis à la masse, aul est à son tour relié à l'entrée d'un amplificateur 160. Une résistance de rétroaction 172 relie l'entrée de l'ampli- fixateur de puissance 160 à l'entrée non inversée de l'amplifica- teur 162. Un interrupteur 172 relie sélectivement l'entrée de l' l'amplificateur 160 à une tension prédéterminée 173, sous la commande de la minuterie 82. L'interrupteur 172 est commandé pour ne dé- brancher l'entrée de l'amplificateur 160 de cette tension que pendant l'intervalle pendant lequel on souhaite une sortie du laser d'excitation. La configuration du générateur de forme d'onde assure une tension de sortie qui est une fonction quadratique du temps, qui, lorsqu'elle est appliquée, fait varier la longueur du traiet optique dans le cristal 158 pour mcd uler la fréquence de rayonne- ment et produit une variation linéaire dans le temps de la fréquer ce du rayonnement La sortie Le système de laser 52 ne sera pas à glissement de fréquence à moins outil comprenne des lasers d'excitation. En accord avec cela, on ne doit pas premier de cristal électro-optique pour ce laser. La fréquence du rayonnement du laser 50 sera centrée sur une raie d'absorption pour l'U235' dans le cas de l'enrichissement en U235, pour une transition à un niveu d'énergie élevé. Dans le cas où le système de laser 52 ne fournit qu'une fréquence, il produira de faucon typique des photons ayant une énergie suffisante pour produire une ionisation à partir duniveau d'énergie élevé créé par le système de laser 50.Les raies d'abscrption spécifi- que pour l'excitation de l'U235 sont nombreuses et on peut les trouver dans la littérature . Les Les lasers 50 et 52 peu vent compren- dre un système laser "Dial-A-Line" de Avco Everett Research Laboratory, de préférence avec m cu plusieurs étages d'amplifica- tion. Lorsque l'on emploie un laser "Dial-A-Line", le système de laser 50 comprendra l'appareil de modulation Je la fréquence décrit plus haut aux Figures 5 et 7, en plus du "Dial-A-LIne". Deux exemples spécifiques sont donnés plus loin pour des caractéristiques de rayonnement laser qui, selon la théorie oui précède, produiront une inversion adiabatique de 1 'uranium U235 à l'état de base, en trois sauts d'énergie (E1, E2 et E3), jusqu'à un niveau en-dessous de l'ionisation. Dans les deux cas, la vapeur d'uranium produite a vec le système décrit plis baut est éclairée avec trois longueurs d'ondes lasers accordées pour produire trois inversions adiabatiques sélective isotopiquement us- qu'à un niveau excité final en-dessous de l'ionisation. Les raies d'absorption spécifiques peuvent être choisies à partir d'observations spectrographiques ou de tables publiquées pour le saut @ni- trial.La gamme de fréquences -du ravonnement à glissement pour chaque longueur d'onde est approximativement 3 GHz, ou environ deux fois l'élargissement de la raie d'absorption de l'U235 dû aux effets Doppler et Zeeman induit par le champ magnétique. Les sec- tions transversales d'excitation calculées pour les deux premiers sauts d'énergie sont approxima'ivement 5 x 10-16 cm. Dans le premier cas, la densité d'énergie totale pour les lasers pour les des premiers sauts est choisie à 1 millijoule-cm- par impulsion, et à 4 milIijoule-cm2 pour le laser du troisième saut.Dans ces conditions,98% des atomes disponibles sont photoexcités, inversés, dans chacun des deux premiers sauts, et 818 au troisième saut, pour produire une excitation totale de 79% au troisième ni 'eau. Dans le second cas, les densités d'énergie sont élevées à 1,3 mil lijouIe-cn2 dans les deux premiers lasers et à 10 millijoules -2 cm dans le troisième. Le pourcentage d'excitation dans les deux premiers sauts d'énergie est essentiellement 100%, et il est de 98% dans le troisième saut, pour un rendement d'excitation total de 98%. Une ionisation à partir du troisième niveau peut être produite par un autre rayonnement laser. Les calculs qui -précèdent supposent une perte d'énergie linéaire dans l'intensité du faisceau laser par passage dans la vapeur d'uraniun, et specifient de plus des densités d'énergie laser en terme de l'énergie restant dans le faisceau laser après passage dans la vapeur duranium. Finallement, on a ignoré les perturbations du glissement de fréquence par la vapeur d'uranium, condition que l'on peut satisfaire en faisant en sorte que le trajet du rayonnement dans la vapeur soit suffisamment court. Bien entendu, l'invention n'est pas limitez aux modes de réalisation représentés et décrits, qui n'ont été choisis qu' à titre d'exemple, REVENDICATIONS 1. Système pour changer l'état énergétique de particules d'un type d'isotope dans un milieu contenant plusieurs types d'isotopes, caractérisé par. m moven pour engendrer in ravonnement énergétique dans une bande suffisamment étroite pour qu'il soit absorbé par un type d'isotope des particules dans le milieu, sans absorption correspondante par d'autres particules du milieu, et un moyen pour faire glisser la fréquence du rayonnement éner génique dans un tinter allie de fréquences englobant une raie d'absorption pour ledit isotope, pour produire un changement d'état d'énergie sélectif dans les particules de cet isotope sans changement d'état d'énergie correspondant d'autres particules du milie.u, le glissement de fréquence du rayonnement énergétique étant défini pour produire un changement dans l'état d'énergie de particules dudit type d'isotope. 2. Système selon la relendication 1, caractérisé en ce que le changement d'état d'énergie comprend: m passage d'un ni teau d'énergie inférieur à un niveau d'énergie supérieur. 3. Système selon la revendication 2, caractérisé en ce que le rayonnement énergétique à glissement de fréquence est opérant pour produire une invention adiabatique dans les états d'énergie. 4, Système selon la revendication 2, caractérisé -de plus par. m moyen pour photoiniser les particules dudit type d'isotope passées au niveau d'énergie supérieur. 5, Système selon la revendication 4, caractérisé de plus par un moyen pour séparer les particules photoionisées du milieu, pour les recueillir séparément. 6. Système selon la revendication 4, caractérisé en ce que le moyen de séparation comprend un moven pour appliquer des forces magnétohydrodynamiques à champs croisés aux particules photoionisées du milieu. 7. Système selon la reiendication 1, caractérisé en ce que le moyen pour engendrer un rayonnement comprend un moyen pour engendrer un rayonnement énergétique laser. 8. Système selon la rexendication 1, caractérisé.en ce que ledit type d'isotope comprend un type d'isotope d'uranium. 9, Système selon la reuendication 1, caractérisé de plus par un moyen pour engendrer ie milieu de particules sous la forme d'un courant de vapeur. 10. Svstème selon la relendication 1, caracterise en ce que le moven pour faire glisser la fréquence du rayonnement éner gétique comprend un élément, dans le trajet du rayonnement, dont l'indice de réfraction varie en réponse à un siqnal, et un moven pour appliquer lr. signal à cet élément1 a vec une variation opé- rante pour faire varier la fréquence du rayonnement énergétique. Il. Système selon la revendication 10, caractérisé en ce que le moyen pour engendrer un rayonnement énergétique comprend au moins une source de rayonnement laser à calife résonante,et ledit élément est un cristal électro-optigue placé dans la cavité. 12. Système selon la reuendication 11, caractérisé en ce que le moyen pour engendrer le signal est opérant pour four nir un signal ayant une partie généralement linéaire à appllquer cristal. électro-optique. 13. Système selon la revendication 10, caractérisé en ce que le moyen pour engendrer un ravonnement énergétique comprend un moyen pour engendrer un rayonnement laser et possédant une cavité résonante, et ledit élément comprend un cristal é lectro-optique placé à l'extérieur de la cavité. 14. Système selon la revendication 13, caractérisé en ce que le moyen pour engendrer le signal à appliquer à l'élément comprend un moyen pour engendrer un signal ayant une partie triant de faucon quadratique en fonction du temps, pour produire ainsi une variation généralement linéaire de la fréquence en onction du temps dans le ravonnement traversant le cristal électro-opti- que pendant la partie du signal variant de façon guadratique. 15. Système selon la revendication 1, caractérisé en ce que l'intervalle de-glissement de la fréquence du rayonnement énergétique comprend approximativement 3 GHz. @ et la densité d1é- nergie du rayonnement quittant le milieu est au moins approxima- tivement 1 millijoule/cm. 16. Système selon la revendication 1, caractérisé en ce que le moyen pour engendrer. un rayonnement énergétique cc- prend un moyen pour engendrer des impulsions de rayonnement éner gétique, et l'inter valle de glissement de la fréquence du rayon- nement énergétique est lié à l'intensité du rayonnement de façon à produire une densité d'énergie prédéterminée dans chaque im- pulsion du rayonnement énergétique. 17. Système selon la revendication 1, caractérisé en ce que la raie d'absorption pour ledit type d'isotope est plus large que la largeur de bande du ravonnement énergétique, et l'inter valle de fréquences de glissement du rayonnen0ent énergétique est généralement au moins aussi large que des parties substantielles de la raie d'absorption. 18. Système selon la revendication 1, caractérisé a ce que le moyen pour engendrer un ravonnement énergétique comprend un moven pour engendrer un rayonnement énergéticue laser à une seule fréquence. 19. Système selon la re'endication 1, caractérisé en ce que le moyen pour engendrer un rayonnement énergétique com- prend un moyen pour engendrer un mode axial unique de ravonnement énergétique laser. 20. Méthode pour changer l'état d'énergie de particules d'un type d'isotope dans un milieu de particules de plusieurs types d'isotopes, caractérisée par les étapes suivantes : engendrer m rayonnement énergétique à largeur de bande suffisamment étroite pour qu'il soit absorbé par un type d'isotope des particules dans le milieu sans absorption correspondante par d'autres types d'isotopes des particules du milieu, et faire glisser la fréquen- ce du rayonnement énergétique dans un intervalle de fréquences englobant une raie d'absorption pour ce type d'isotope, pour produire un changement d'état d'énergie sélectif pour les particules dudit type d'isotope, sans changement d'état d'énergie correspondant d'autres particules du milieu, le glissement de la fréquence du rayonnement énergétique étant défini pour produire un. changer ment dans l'état d'énergie des particules dudit tvpe d'Isotope. 21. Méthode selon la revendication 20, caractérisée en ce que le changement d'état d'énergie comprend ur. passage d'un ni au d'énergie inférieur à un niveau d'énergie supérieur. 22. Méthode selon la revendication 21, caractérisée en ce que le rayonnement énergétique à glissement de fréquence est opérant pour produire une inversion adiabatique des états d'éner- aie. 23. Méthode selon la revendication 20, caractérisée de plus par une photoionisation des particules dulit tvpe d'isotope passées au niveau d'énergie supérieur. 24 Méthode selon la revendication 23, caractérisée de plus par la séparation des particules photoionisées du milieu pour les recueillir séparCent. 25. Méthode selon la revendication 24, caractérisée en ce que ltopérat.on de séparation comprend l'application de forces magnétohydrodynamiques à champs croisés aux particules photoio nisées du milieu. 26. Méthode selon la revendication 20, caractérisée en ce que l'opération de production d'un rayonnement énergétique comprend la production d'un rayonnement énergétique laser. 27. Méthode selon la revendication 20, caractériséeen ce que ledit type d'isotope comprend un isotope d'uranium. 28. Méthode selon la revendication 20, caractérisée de plus par la production d'un courant de laper pour ffurnir ledit milieu des particules. 29. Méthode selon la revendication 20, caractérisée en ce que l'opération de glissement de la fréquence du rayonnement énergétique comprend d'appliquer un signal cariant dans le temps a un élément dans le trajet du rayonnement1 ledit élément dans le trajet du rayonnement ayant un indice de réfraction variable en réponse à un signal. 30. Méthode selon la revendication 29, caractérisée en ce que l'opération de production d'un rayonnement énergétique conprend la production d'un rayonnement laser à l'intérieur d'une cavité résonante pour le rayonnement laser, ledit élément étant un cristal électro-optique placé à l'intérieur de la cavité. 31. Méthode selon la revendication 30, caractérisée en ce que la production du signal variant dans le temps procure 'n signal ayant. une partie généralement linéaire à appliquer au cristal électro-optique. 32. Méthode selon la reuendication 31, caractérisée en ce que l'opération de production d'un rayonnement énergétique comprend la production d'un rayonnement laser dans une cavité,et ledit élément comprend un cristal électro-optique placé à llex- térieur de la cavité. 33. Méthode selon la re:'endication 32, caractérisée en ce que la production du signal à appliquer à l'élément comprend la production d'un signal ayant une partie variant de façon qra- dratique avec le temps, pour ainsi produire une variation généralement linéaire de la fréquence en fonction du temps dans le rayonnement traversant le cristal électro-optique pendant la partie du signal variant de façon quadratique. 34. Méthode selon la revendication 20, caractérisée en ce que ltlnterualle de fréquencoedu glissement de fréquence du rayonnement énergétique comprend approximativement 3 GHza et la densité d'énergie dans le rayonnement quittant le milieu est au moins approximativement 1 millijoule/cm2. 35. Méthode selon la revendication 20, caractérisée en ce que l'opération de production d'un rayonnement énergétique comprend la production d'impulsions dudit rayonnement, et l'intertalle de glissement de la fréquence du rayonnement énergétique est lié à ltintensité du rayonnement de façon à produire une densité d'énergie prédéterminée dans chaque impulsion du rayonnement éner gétique. 36. Méthode selon la revendication 20, caractérisée en ce que la raie d'absorption pour ledit tvpe d'isotope est plus large que la largeur de bande du rayonnement énergétique, et l'in- tervalle de fréquences du rayonnement énergétique à glissement de fréquence est généralement au moins aussi large que des parties substantielles de la raie d'absorption. 37. Méthode pour engendrer un rayonnement laser à photons de grande énergie, caractérisée par les étapes suivantes appliquer un rayonnement énergétique à glissement de fréquence dans un milieu de particules devant donner un effet laser,pour créer. une invention adiabatique des états d'énergie de particules dans le milieu, et exciter les particules adiabatiquement inuer- sées jusqu'à des niveau: d'énergie plus élevés par rapport au ni xeau d'énergie à partir duquel elles ont été inaersees, les particules excitées jusqu'aux états d'énergie plus élevés peuplant ces états auec des pourcentages plus grands que dans l'état d'énergie initial à partir duquel elles ont été inversées adiabati qunment, les particules aux états d'énergie plus élevés retenant à l'état d'énergie initial en émettant un photon de grande énergie. 38. Méthode selon la revendication 37, caractérisée en ce que le photon de grande énergie a une énergie correspondant généralement à un rayonnement dans l'ultraviolet.