FR 2790974 A1 20000922 FR 9907204 A 19990608 DESCRIPTION SÉPARATION ISOTOPIQUE PAR LASER À VAPEUR ATOMIQUE DES ISOTOPES THALLIUM 203 ET PLOMB 210 Le Gouvernement des Etats-Unis possède des droits sur la présente invention en vertu du Contrat Numéro W-7405-ENG-48 passé entre le Département de l'Energie des Etats-Unis et l'Université de Californie. La présente invention concerne la séparation d'isotopes et, plus particulièrement, la séparation d'isotopes en utilisant un procédé isotopiquement sélectif à l'aide d'un laser. A l'état naturel, le thallium contient deux isotopes stables, le thallium 203 et le thallium 205 (c'est-à-dire 203T1 et 2"5T1). Le composant thallium 203 constitue 30 % du thallium présent à l'état naturel. Du thallium enrichi en thallium 203 avec une pureté supérieure à 95 pour cent est disponible dans le commerce et utilisé par l'industrie radiopharmaceutique comme précurseur du thallium 201. Le thallium 201, largement utilisé pour l'imagerie cardiaque et cérébrale, est préparé par bombardement protonique de thallium 203 enrichi dans un cyclotron. Le thallium 201 injecté dans la circulation sanguine pénètre préférentiellement dans le muscle cardiaque et décroît par capture d'électrons, produisant des rayons gamma de 167 keV (ou moins). Les rayons gamma sont imagés pour indiquer quelles sont les parties du coeur qui ont un afflux sanguin correct après une attaque cardiaque. A l'état naturel non extrait, le plomb contient un certain nombre d'isotopes, dont le plomb 210 (c'est-à- dire 210Pb). Le plomb 210 est radioactif, avec une demi- vie d'environ 22 ans. En conséquence, le plomb artésien vieux de plusieurs siècles a une concentration en plomb 210 significativement inférieure à celle de plomb naturel relativement jeune. Malheureusement, les réserves mondiales de plomb artésien disparaissent à mesure que la demande pour ce métal augmente. Une des principales utilisations de plomb avec une concentration exceptionnellement faible en plomb 210 est l'industrie électronique (par exemple de la soudure) car les particules a émises par le plomb radioactif provoquent fréquemment des erreurs logicielles dans les circuits électroniques. De plus, la sensibilité aux particules a augmente à mesure que l'industrie électronique va vers des densités plus grandes et des architectures à trois dimensions nécessitant des tensions et des tailles de motifs réduites et un nombre d'interconnexions et une densité accrues. La séparation isotopique par laser à vapeur atomique (SILVA) a été démontrée sur un certain nombre d'éléments dont l'uranium, le gadolinium et d'autres éléments du groupe des lanthanides. Par exemple, Paisner et al., brevet américain n 5 202 005 (1993) enseignent l'enrichissement isotopique du 157Gd par photo-ionisation sélective. Toutefois, pour déterminer si la SILVA est techniquement faisable pour un élément donné, il est nécessaire de prendre en compte de manière détaillée des aspects très divers incluant le trajet de photo- ionisation, la préparation spectroscopique du courant de vapeur d'alimentation et la récupération efficace du produit sans contamination par les produits de queue ou de tête. Une évaluation définitive de l'applicabilité de la SILVA nécessite de connaître les écarts isotopiques, les dédoublements hyperfins, les énergies et les désignations d'état, les durées de vie d'état et les rapports de branchement. Dans les cas o la SILVA s'avère techniquement faisable, on réalise ensuite une évaluation économique afin de déterminer la compétitivité en termes de coût de cette technique par rapport à d'autres techniques de séparation lorsqu'il en existe ou par rapport à la valeur du produit lorsqu'il n'en existe pas. Ces analyses nécessitent la connaissance du trajet de photo-ionisation, la connaissance du nombre, des puissances, des fréquences et d'autres caractéristiques des lasers ainsi que la connaissance des propriétés du matériau conduisant à la détermination des propriétés de la vapeur. La plupart des trajets de photo- ionisation nécessitent typiquement une puissance de laser excessive et ne débouchent pas sur un procédé de séparation isotopique économiquement réalisable. Une adaptation soigneuse des lasers existants aux transitions possibles est également à prendre en compte au plan économique. Par conséquent, un procédé fiable et économique est souhaitable pour séparer le thallium 203 et le plomb 210. La présente invention propose un procédé laser et un appareil isotopiquement sélectifs, impliquant de préférence une excitation à un photon quasi-résonante, à deux photons résonante d'un ou plusieurs niveaux de Rydberg, suivie d'une ionisation par champ puis d'une extraction électrostatique. La longueur d'onde à l'état intermédiaire quasi-résonant est contre-propagée par rapport à la deuxième longueur d'onde nécessaire pour peupler l'état de Rydberg final. Ce schéma tire parti de la grande section efficace du premier état excité et ne nécessite ainsi que des fluences de laser modestes. Le procédé non résonant contribue à éviter les problèmes de gain Raman stimulé et d'absorption directe de la lumière du procédé de première transition par des isotopes non souhaités. Dans un mode de réalisation, le système de l'invention est utilisé pour séparer le thallium 203 du thallium présent à l'état naturel. Dans un autre mode de réalisation, le système est utilisé pour séparer le plomb 210 du plomb présent à l'état naturel. La présente invention sera mieux comprise à la lecture de la description d'exemples de réalisation donnés ci-après, à titre purement indicatif et nullement limitatif, en faisant référence aux dessins annexés sur lesquels: La figure 1 illustre un système de séparation isotopique par laser à vapeur atomique selon l'invention; La figure 2 illustre le fonctionnement de l'appareil de séparation isotopique de l'invention à un temps to; La figure 3 illustre le fonctionnement de l'appareil de séparation isotopique de l'invention à un temps t1; La figure 4 illustre le fonctionnement de l'appareil de séparation isotopique de l'invention à un temps t2; La figure 5 est une illustration des trajets de photo-ionisation pour le thallium; et La figure 6 est une illustration des trajets de photo-ionisation pour le plomb. Plusieurs problèmes se posent lorsqu'on applique la séparation isotopique par laser soit au plomb 210, soit au thallium 203. Pour le thallium 203, l'écart isotopique est petit comparé au profil Doppler d'une expansion de vapeur typique (c'est-à-dire environ 1,66 GHz). Typiquement, une source qui vaporise des quantités importantes de matière (c'est-à-dire plus de quelques grammes par heure) produit de la vapeur avec une largeur Doppler associée d'environ 1 à 2 GHz également. Par conséquent, il est nécessaire de veiller à réduire la largeur Doppler et de configurer les lasers accordés avec précision afin de photo-ioniser uniquement le thallium 203. Un autre problème lors de l'application de cette technique au thallium est dû à la proximité fréquentielle étroite du thallium 203 et du thallium 205. A cause de cette proximité en fréquence, une diffusion de Raman stimulée est probable qui, si on ne la modère pas, conduit à un rendement d'ionisation sélective moindre et à des besoins accrus en puissance de laser. Les problèmes associés à la séparation du plomb 210 en utilisant la séparation isotopique par laser sont très similaires à ceux rencontrés avec le thallium. La composante hyperfine à F = 3/2 du plomb 207 (c'est-à- dire 20 Pb) est la plus proche voisine du plomb 210 et présente une abondance naturelle de l'ordre de 23 pour cent. L'écart isotopiqOue pour une transition entre le plomb 210 et le plomb 207 est d'environ 1 GHz. Comme on l'a noté plus haut, une diffusion de Raman stimulée est probable du fait de la proximité fréquentielle étroite des deux isotopes. Un problème apparenté est que le plomb 207 absorbe une quantité substantielle de puissance à 283 nanomètres, créant ainsi un problème de pompage potentiel. La figure 1 illustre un système de séparation isotopique par laser à vapeur atomique (SILVA) 100 selon l'invention. Un sous- système de laser 101 génère une lumière laser accordée avec précision et à bande passante étroite 102 de longueurs d'onde appropriées. La lumière 102 émise par le sous-système de laser 101 passe entre deux extracteurs 103 dans un sous-système séparateur 105. Les extracteurs 103 sont montés au- dessus d'un sous-système de collimateur qui laisse passer entre les extracteurs uniquement une partie bien collimatée 107 du courant de vapeur supersonique produit par une source 109. Le faisceau de lumière 102 venant du sous-système de laser 101 bissecte le courant de vapeur 107 et place sélectivement l'isotope recherché dans des niveaux de Rydberg élevés qui sont ensuite ionisés au moyen d'un champ par les extracteurs 103. Après que l'isotope recherché a été ionisé, il est enlevé électrostatiquement du courant de vapeur 107 par les mêmes extracteurs. Le courant de vapeur restant désormais appauvri en cet isotope continue à passer entre les extracteurs 103 et est recueilli sur un sous- système de collecteur 111. Un sous-système d'anodes est nécessaire pour pendre et juste toucher la zone de photo-ionisation afin de fournir un trajet électrique pour les électrons associés aux ions de l'isotope souhaité. Les figures 2 à 4 illustrent trois points temporels du fonctionnement de l'appareil séparateur 105. Comme on l'a noté plus haut, le sous-système 105 comprend une source multi-isotopes 109, une paire de structures d'extracteurs 103 disposées sur des côtés opposés d'une zone 201 comprenant le courant de vapeur 107, et un collecteur de produit 111. A un temps to, la source 109 produit un courant d'isotopes suivant des processus bien connus dans la technique. Un atome (non ionisé) est représenté par une flèche 203 indiquant le trajet de cet atome. Après que les isotopes ont pénétré dans la zone 201, des faisceaux laser (non représentés) excitent les isotopes, soit de thallium 203, soit de plomb 210, dans des états de Rydberg selon le processus décrit plus en détail ci-après. Les structures d'extracteurs 103 sont mises à un état électriquement neutre ou à basse tension ( A un temps ti, typiquement de l'ordre d'une microseconde après to, les structures d'extracteurs 103 sont chargées négativement. L'attraction qui s'ensuit entre les extracteurs 103 et les atomes de Rydberg D ionisés par le champ attire soit les atomes de thallium 203, soit les atomes de plomb 210, suivant l'application, vers et sur les structures d'extracteurs 103. L'impulsion des atomes non ionisés les porte vers et sur le collecteur de produit 111, qui présente de préférence une charge neutre. Sur la figure 3, les flèches en tirets 301 représentent les trajets des ions D tandis que les flèches 203 continuent à représenter des atomes non ionisés et leurs trajets à travers l'appareil 105. A un temps ultérieur t2, comme le montre la figure 4, le sous-produit (soit du thallium 203, soit du plomb 210) s'est accumulé sur les structures de collecteurs 103 toujours chargées négativement, tandis que le thallium appauvri ou le plomb purifié restant est recueilli sur le collecteur de produit 111. (Une anode de l'appareil 105, non représentée, recueille les électrons libres venant de la zone 201.) Chose notable, seul un des deux lasers impliqués (ici le premier) nécessite une modulation. Les deux couleurs de processus Xi et X2 sont contre-propagées l'une par rapport à l'autre afin de tirer parti de leur proximité fréquentielle étroite. Cette proximité réduit la largeur Doppler à deux photons. Etant donné que la fluence par unité de largeur de bande est le facteur de mérite important pour une population de Rydberg efficace, cette réduction de largeur diminue à son tour les exigences en matière de fluence du laser et accroit la sélectivité. Il est à noter qu'une source 109 à largeur Doppler faible permet de concentrer davantage la lumière des lasers dans l'espace fréquentiel tout en couvrant le profil Doppler de la vapeur atomique et facilite la séparation des isotopes pour les éléments qui ont de petits écarts isotopiques. Enfin, en évitant toute véritable population de l'état intermédiaire quasi-résonant, on évite les difficultés qu'il y a à peupler un niveau ayant une durée de vie courte dans la mesure o la totalité de la population atomique se trouve soit à l'état fondamental, soit à l'état de Rydberg. Séparation du thallium 203 La présente invention utilise des états de Rydberg élevés. Dans cette approche, des atomes sont excités dans les états de Rydberg en l'absence d'un champ électrique, un processus isotopiquement sélectif. Les atomes ont typiquement des durées de vie radiatives d'environ 50 microsecondes. Suite à la population des niveaux de Rydberg, les atomes sont soumis à un champ électrique de forte intensité, typiquement de l'ordre de 2 kV/cm. Sous l'effet du champ électrique appliqué, les atomes de Rydberg sont ionisés dans un processus appelé ionisation par champ. La figure 5 est une illustration des trajets de photo-ionisation pour le thallium qui sont utilisés dans la présente invention. Comme on peut le voir, on utilise un processus à deux photons dans lequel un photon de fréquence Xl excite les atomes de thallium à partir d'un état fondamental 501 (c'est-à-dire 2Pl/2, 6s26p) dans un état intermédiaire 503. L'état 503 est voisin de l'état résonant 505 (c'est-à-dire 2Sl/2, 6s27s), qui est à 26 477,5 cm-' au-dessus de l'état fondamental 501. Une longueur d'onde de transition du laser XRS de 377,7 nanomètres est nécessaire pour atteindre l'état résonant 505. Par conséquent, X1 est accordé loin de XRS de 1 GHz par rapport au thallium 203 et donc de 2,66 GHz par rapport au thallium 205. On n'obtient aucune population substantielle de l'état 503 mais, au lieu de cela, les atomes à l'état fondamental sont excités directement par un deuxième photon de fréquence X2 dans un état de Rydberg final 507. Dans ce mode de réalisation, le niveau de Rydberg 507 est à 49 013 cm-' avec une durée de vie de 50 microsecondes et une section efficace d'absorption de x 10-15. Le choix du niveau de Rydberg est un compromis entre la durée de vie et la section efficace d'absorption. A mesure que la durée de vie augmente, la section efficace diminue. Des sections efficaces plus petites nécessitent une plus grande puissance de laser tandis que des durées de vie plus courtes signifient une décroissance radiative de la population plus importante avant que les atomes de Rydberg soient ionisés par le champ. Dans ce mode de réalisation, les longueurs d'onde de Xi et X2 sont de 377,7 et 443,7 nanomètres, respectivement. Dans le mode de réalisation préféré, Xi et X2 sont contre-propagées, ce qui réduit la largeur Doppler des photons par un facteur trois et augmente grandement la sélectivité du processus. On détermine que l'écart isotopique de deux photons (IS) est de 1,18 GHz. Un autre avantage de ce mode de réalisation est que, grâce à l'accord hors résonance, la probabilité de transition du thallium 205 vers l'état métastable 509 est réduite de plus de 60 %. De plus, étant donné que le thallium 205 est hors résonance pendant les étapes à deux photons, le procédé est très sélectif. Un autre avantage de ce mode de réalisation est que deux lasers seulement sont nécessaires et que seul l'un d'entre eux doit être modulé pour couvrir le profil Doppler. Par conséquent, seul le laser de faible puissance qui produit X1 a besoin d'être modulé. De plus, étant donné que l'état intermédiaire est seulement voisin de la résonance et qu'il n'y a pas de transfert de population réelle, le laser qui produit Xj peut être modulé ("chirp") afin de transférer la totalité de la population de l'état fondamental au niveau F auquel on accède vers le niveau de Rydberg avant ionisation par le champ. Dans le mode de réalisation préféré de l'invention, on utilise un laser supplémentaire qui produit une longueur d'onde presque identique à celle du laser kl, ce qui permet d'accéder à la fois aux niveaux à structure fine de l'état fondamental à F = 0 et F = 1 et de les pomper de manière quasi-résonante par l'intermédiaire de l'état intermédiaire à F = 1. Comme dans le mode de réalisation décrit plus haut, seule une longueur d'onde X2 unique est nécessaire pour accéder à la totalité de la population de l'état fondamental. Afin de saturer cette transition et faire remonter efficacement la totalité de la population au niveau de Rydberg excité, le laser qui produit k2 doit générer au moins 20 watts. La section efficace et la largeur de raie du niveau de Rydberg 507 sont mesurées en fonction du champ électrique. L'électron de Rydberg faiblement lié est fortement influencé par les champs électriques externes et se mélange dans tous les autres sous-niveaux de moment cinétique associés à un niveau de Rydberg tel que caractérisé par le nombre quantique principal, n. Etant donné que l'ionisation finale se fait en appliquant un champ électrique de forte intensité à l'atome de Rydberg, on a déterminé jusqu'o l'intensité du champ électrique pouvait descendre pour pouvoir peupler efficacement le niveau avec un minimum de puissance de laser. Ce champ électrique extérieur résiduel maximum est mesuré à moins de 10 V/cm. Le processus d'ionisation nécessite un champ externe supérieur à 2,5 kV/cm pour le niveau de Rydberg particulier choisi ici. Par conséquent, pour peupler efficacement les niveaux de Rydberg qui n'existent faiblement qu'à une tension élevée, les extracteurs doivent être excités de moins de 10 V/cm à plus de 2,5 kV/cm, les extracteurs étant excités de manière synchrone avec les cycles de pause du laser. Dans au moins un mode de réalisation de la présente invention, le soussystème de laser 101 est capable d'une fréquence de répétition d'impulsions comprise entre 5 kHz et 30 kHz. Le sous-système laser 101 est de préférence basé sur une conception d'amplificateur déclenché à oscillateur maître. L'oscillateur maître de chaque laser se compose de préférence d'un cristal de titane/saphir possédant un laser germe continu injecté, à la longueur d'onde requise, fourni par une diode laser. Dans au moins un mode de réalisation, on utilise environ 50 milliwatts. L'oscillateur maître est également pompé par des lasers Nd/YAG impulsionnels à doublage de fréquence, au nombre de deux dans le mode de réalisation préféré. Dans un autre mode de réalisation, on utilise un laser de faible puissance pour pomper optiquement les atomes de thallium de l'état fondamental 501 au premier état excité 505. Comme on l'a noté plus haut, une longueur d'onde de transition du laser, kRS, de 377,7 nanomètres est nécessaire pour atteindre l'état résonant 505. On sait que les atomes à l'état 505 subissent une décroissance radiative à la fois vers l'état fondamental 501 et vers un état métastable 509 (c'est-à-dire 2P3/2, 6s26p) avec une probabilité à peu près égale. En pompant de manière continue des atomes qui se trouvent dans l'état fondamental, la totalité de la population peut être transférée à l'état métastable 509. Il existe plusieurs trajets isotopiquement sélectifs en deux étapes pour peupler des états de Rydberg élevés à partir de l'état métastable 509. Bien qu'il y ait plusieurs trajets en deux étapes qui soient faisables tant du point de vue technique qu'économique, plusieurs facteurs doivent être pris en compte. Premièrement, pour produire comme on le souhaite plusieurs kilogrammes de thallium enrichi chaque année, une vaporisation de plusieurs grammes de thallium par heure est nécessaire. La largeur Doppler associée à cette quantité de vaporisation est typiquement de 1 à 2 GHz, tandis que l'écart isotopique pour la première transition est de 1,66 GHz seulement. Deuxièmement, lorsque la transition est résonante pour le thallium 203, le thallium 205 est hors résonance d'une valeur égale à l'écart isotopique de 1,66 GHz. Il en résulte qu'il existe une probabilité non nulle que le thallium 205 subisse la même transition, quoique à une vitesse plus lente. Toutefois, cette vitesse est proportionnelle à la puissance du laser qui produit XRS. Etant donné que la puissance laser consommée par l'absorption du thallium 203 est supérieure à celle nécessaire pour saturer la transition, il est très probable qu'une partie substantielle du thallium 205 va subir la même transition. En conséquence, il est peu probable que la population à l'état métastable sera isotopiquement sélective et une puissance du laser XRS substantiellement plus élevée que dans le cas o seul le thallium 203 absorbe sera nécessaire. Le manque de sélectivité isotopique dans la population de l'état métastable 209 peut être pallié en peuplant de manière isotopiquement sélective un état de Rydberg à partir de l'état métastable. De préférence, dans ce mode de réalisation, la deuxième étape se fait entre l'état métastable 509 (7792,7 cm-C) et un état 511 (36199,9 cm-1) qui est soit l'état (2D3/2 6s26d), soit l'état (2Ds/2 6s26d). La longueur d'onde du laser requise pour cette transition est de 352,0 nanomètres. La section efficace de la transition est de 4,5 x 10-12. Cette transition présente également un écart isotopique relativement petit de moins de 2 GHz. La transition finale entre l'état 511 et l'état de Rydberg 507 nécessite une longueur d'onde de 850 nanomètres et une puissance du laser associé de watts. Par conséquent, ce mode de réalisation de l'invention nécessite trois lasers de procédé avec des puissances et des longueurs d'onde associées d'environ 1 watt à 377,7 nanomètres, 1 watt à 352,0 nanomètres et watts à 850 nanomètres. Séparation du plomb 210 La figure 6 est une illustration du trajet photo- sélectif utilisé pour la séparation isotopique par laser du plomb 210. Comme on peut le voir, on utilise un processus à deux photons dans lequel un photon de fréquence X1 excite les atomes de plomb 210 à partir d'un état fondamental 601 (c'est-à-dire l'état 6s26p2) vers un état intermédiaire 603. L'état 603 est voisin de l'état résonant 605 (c'est-à-dire l'état 6s26p7s). L'atome à l'état 603 est ensuite excité par un deuxième photon de fréquence X2 vers un état de Rydberg final 607 (c'est-à-dire 6s26pnp, avec n > 19). Comme le comprendront les spécialistes de la technique, à l'état 607, l'électron de l'atome n'est pas vraiment libre, c'est-à-dire que l'atome ne se trouve pas dans le continuum au- dessus du potentiel d'ionisation à 59 819 cm-1. Au lieu de cela, l'atome est effectivement ionisé compte tenu de la couche élevée (soit n > 19) occupée par l'électron. Dans le mode de réalisation préféré de l'invention telle qu'elle est appliquée à la séparation du plomb 210, la fréquence XI est une fréquence allant jusqu'à 283 nanomètres, tandis que la fréquence X2 est approximativement de 412 nanomètres. L'approche à deux photons illustrée sur la figure 6 réalise plusieurs objectifs. Premièrement, étant donné que l'état intermédiaire 603 est en dehors de l'état résonant 605, une diffusion de Raman stimulée (DRS) est substantiellement évitée. Dans le plomb, l'effet Raman, c'est-à-dire le processus de diffusion inélastique de la lumière basé sur la diffusion de Raman, est dû principalement à la composante hyperfine à F = 3/2 du plomb 207. Spécifiquement, le coefficient de gain de DRS décroît du carré de la quantité selon laquelle le premier état excité 603 est désaccordé à partir de l'état 605. Par conséquent, en utilisant un procédé à deux photons dans lequel le premier état excité est hors résonance, l'effet Raman peut être effectivement supprimé. En revanche, si le premier état excité était une transition résonante, une partie potentiellement importante du rayonnement incident de traitement du laser serait déviée dans la transition de Raman. L'approche de la présente invention est seulement en résonance pour le plomb 210. Par conséquent, un deuxième avantage de l'approche à deux photons de la présente invention est que l'absorption directe du rayonnement du processus de première transition, c'est- à-dire le rayonnement de fréquence kl, par le plomb 207 est minimisée car elle est hors résonance. De plus, étant donné que le plomb 207 est hors résonance dans les deux étapes, l'absorption par le plomb 207 est réduite encore plus. Un troisième avantage de la nature hors résonance du procédé de la présente invention est que l'émission spontanée amplifiée peut être substantiellement réduite, voire totalement évitée. Il est souhaitable d'éviter l'émission spontanée amplifiée car cet effet réduirait le rendement du processus global de séparation isotopique. Par conséquent, en désaccordant le premier état excité 603 loin de l'état 605, cet effet peut être minimisé. Ce processus d'excitation par laser supprime les problèmes de diffusion Raman stimulée et d'absorption de la lumière par le plomb 207. Il tire parti de la grande section efficace du premier état excité qui aboutit en partie au coefficient élevé de gain de DRS. Le procédé nécessite seulement des fluences de laser modestes, même pour les désaccords importants. Aucune population réelle n'est transférée vers le niveau intermédiaire quasi-résonant. Le procédé accorde la première étape hors résonance et compense le désaccord dans la deuxième étape. Le gain de Raman stimulé dû à la composante hyperfine à F = 3/2 du plomb 207 est maintenu en dessous du seuil par le désaccord. Etant donné que le coefficient de gain de DRS diminue du carré du désaccord, ceci supprime effectivement le gain de DRS. Une transition résonante se traduirait par une déviation de la lumière du processus dans la transition de Raman. Par conséquent, l'épuisement isotopique peut illuminer la vapeur de manière répétée, favorisant la purification isotopique efficace du plomb. L'épuisement soumet la vapeur atomique à de multiples zones d'illumination successives 201 avant que le plomb non sélectionné soit recueilli sur le collecteur neutre 111. L'épuisement augmente le débit et le rendement d'un système de SILVA tout en réduisant la puissance de laser nécessaire et les traitements entre étapes. De même, des injections répétées du faisceau XI (vis-à- vis du faisceau X2) diminue l'élargissement de la puissance et augmente la sélectivité du système de SILVA 100. Pour des systèmes de SILVA séparant des éléments avec une probabilité de réflexion significative à l'impact sur une surface (par exemple le thallium et le plomb), un collimateur conçu avec une grande surface réduit la capture non sélective, augmente le débit des systèmes et augmente la pureté du courant enrichi. Comme le comprendront les spécialistes de la technique, la présente invention peut être réalisée sous d'autres formes spécifiques sans s'écarter de son esprit ou de ses caractéristiques essentielles. En conséquence, les présentations et les descriptions faites dans les présentes doivent être considérées comme illustratives et non limitatives de la portée de l'invention telle qu'elle est exposée dans les revendications suivantes. REVENDICATIONS 1. Procédé de séparation d'un isotope thallium 203 à partir d'une vapeur de thallium ayant une pluralité d'isotopes comprenant l'isotope thallium 203, ladite méthode étant caractérisée en ce qu'elle comprend les étapes consistant à: produire des photons ayant une première fréquence au moyen d'un système de laser (101), dans lequel une première longueur d'onde correspondant à ladite première fréquence est de 377,7 nanomètres environ; produire des photons ayant une deuxième fréquence au moyen dudit système de laser, dans lequel une deuxième longueur d'onde correspondant à ladite deuxième fréquence est de 443,7 nanomètres environ; pomper lesdits photons ayant lesdites première et deuxième fréquences dans ladite vapeur de thallium, dans lequel lesdits photons ayant ladite première fréquence excitent une pluralité d'atomes de thallium 203 à l'état fondamental vers un état intermédiaire quasi-résonant, et dans lequel lesdits photons ayant ladite deuxième fréquence excitent ladite pluralité d'atomes de thallium 203 dans ledit état intermédiaire quasi-résonant vers un état de Rydberg final; et recueillir ledit isotope thallium 203. 2. Procédé selon la revendication 1, dans lequel ladite première fréquence est accordée à environ 1 GHz d'une résonance du thallium 203. 3. Procédé selon la revendication 1, comprenant en plus les étapes consistant à: produire des photons ayant une troisième fréquence au moyen dudit système de laser (101); et pomper lesdits photons ayant ladite troisième fréquence dans ladite vapeur de thallium, dans lequel lesdits photons ayant ladite première fréquence accèdent aux atomes de thallium 203 à l'état fondamental dans un premier niveau F et lesdits photons ayant ladite troisième fréquence accèdent aux atomes de thallium 203 à l'état fondamental dans un deuxième niveau F. 4. Procédé selon la revendication 1, dans lequel ladite étape de récupération dudit isotope thallium 203 comprend de plus l'étape consistant à appliquer un champ électrique à ladite vapeur de thallium. 5. Procédé selon la revendication 1, dans lequel ledit état intermédiaire quasi-résonant est voisin de 26 477,5 cm-' et ledit état de Rydberg final est voisin de 49 000 cm-'. 6. Procédé de séparation d'un isotope de thallium 203 à partir d'une vapeur de thallium ayant une pluralité d'isotopes comprenant l'isotope thallium 203, ladite méthode étant caractérisée en ce qu'elle comprend les étapes consistant à: produire des photons ayant une première fréquence au moyen d'un système de laser (101), dans lequel une première longueur d'onde correspondant à ladite première fréquence est de 377,7 nanomètres environ; produire des photons ayant une deuxième fréquence au moyen dudit système de laser, dans lequel une deuxième longueur d'onde correspondant à ladite deuxième fréquence est de 352 nanomètres environ; produire des photons ayant une troisième fréquence au moyen dudit système de laser, dans lequel une troisième longueur d'onde correspondant à ladite troisième fréquence est de 850 nanomètres environ; pomper lesdits photons ayant ladite première fréquence dans ladite vapeur de thallium, dans lequel lesdits photons ayant ladite première fréquence excitent une pluralité d'atomes de thallium 203 à l'état fondamental vers un état intermédiaire quasi- résonant, dans lequel ladite pluralité d'atomes de thallium 203 dans ledit état intermédiaire quasi- résonant décroissent de manière radiative vers un état métastable; pomper lesdits photons ayant ladite deuxième fréquence dans ladite vapeur de thallium, dans lequel lesdits photons ayant ladite deuxième fréquence excitent ladite pluralité d'atomes de thallium 203 dans ledit état métastable vers un deuxième état intermédiaire; pomper lesdits photons ayant ladite troisième fréquence dans ladite vapeur de thallium, dans lequel lesdits photons ayant ladite troisième fréquence excitent ladite pluralité d'atomes de thallium 203 dans ledit deuxième état intermédiaire vers un état de Rydberg final; et recueillir ledit isotope thallium 203. 7. Procédé selon la revendication 6, dans lequel ledit état intermédiaire quasi-résonant est voisin de 26 477,5 cm-1, ledit état métastable est voisin de 7 792,7 cm-1, ledit deuxième état intermédiaire est voisin de 36 199,9 cm-1, et ledit état de Rydberg final est voisin de 49 000 cm-'. 8. Procédé selon la revendication 6, dans lequel ladite étape de récupération dudit isotope thallium 203 comprend en plus l'étape consistant à appliquer un champ électrique à ladite vapeur de thallium.