LA NOUVELLE GÉNÉRATION DES SOURCES D'IONS LOURDS MULTICHARGES

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LA NOUVELLE GÉNÉRATION DES SOURCES

D’IONS LOURDS MULTICHARGES

E. Baron

To cite this version:

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JOURNAL DE PHYSIQUE Colloque C3, supplément au no 8, Tome 38, Août 1977, page C3-89

LA

NOUVELLE GÉNÉRATION

DES SOURCES D'IONS LOURDS MULTICHARGES

E. BARON (*)

GANIL, BP 331,14013 Caen Cedex, France

Résumé. - Cet article tente de faire le point sur les progrès actuels des sources d'ions lourds multichargés : sources à confinement, à résonance cyclotron et sources laser. Après avoir rappelé l'intérêt du développement de sources délivrant des états de charge plus élevés que les sources classiques, ainsi que l'état des connaissances sur l'ionisation par impact électronique, on décrit briève- ment le fonctionnement des sources de conception nouvelle, ainsi que leurs performances actuelles. On cherche enfin à comparer ces performances et à prévoir le type d'accélérateur le mieux adapté pour chacune d'elles.

Abstract. - This paper represents an attempt to visualize the present situation of some multi-

charged ion source developments (electron beam, electron cyclotron resonance and laser sources). First are reminded the interest of getting charge States higher than that delivered by the classical sources, along with the ionization by electronic impact state-of-the-art. Then, a brief description of the principles of these new sources and an account of the present performances are given. Finally, an attempt is made to compare these performances and to predict the most suitable type of accelerator to each of these sources.

1. Introduction. - Avant de décrire les efforts déve-

loppés dans le monde pour extraire des sources d'ions des états de charge de plus en plus élevés, il est néces- saire de préciser le pourquoi de ces recherches.

Les sources d'ions lourds multichargés sont utilisées sur les accélérateurs de particules qui produisent des faisceaux de haute énergie requis par la recherche en physique atomique et nucléaire, ainsi qu'en biologie, en médecine et en physique du solide. Si 1,011 schéma- tise un accélérateur par deux plaques séparées entre lesquelles existe une d.d.p. V, une particule de charge

Ze (e = charge électrique de l'électron, Z = nombre de charges positives de l'ion) acquiert entre elles une énergie par nucléon :

W

- -

z

A - eV- A (A = nombre de masse du projectile).

Cette expression élémentaire montre que, pour une machine de V donné, l'énergie de sortie est d'autant plus grande que l'état de charge (ou le rapport charge/ masse) des particules est plus élevé. Cet exemple s'applique aux accélérateurs électrostatiques du type Van de Graaf qui sont susceptibles de supporter des tensions de l'ordre de 10 MV; ainsi des ions U8+ atteignent une énergie de 0,34 MeV/nucléon. Il est bien clair que les énergies ainsi obtenues sont trop

faibles, soit en regard de la hauteur de la barrière coulombienne opposée par les noyaux des cibles, ou bien pour avoir une longueur de pénétration suffi- sante dans la matière, ou même encore pour arracher les électrons K du projectile.

Dans une machine du type cyclotron, c'est aussi le rapport ZIA qui apparaît, mais au carré, dans l'énergie de sortie :

où K est un facteur proportionnel au carré de la rigidité magnétique des particules sur la dernière orbite. Dans le meilleur des cas, c'est-à-dire sous peine d'avoir des champs d'induction magnétique ou des rayons prohibitifs, ce facteur dépasse rarement 500, conduisant à 0,56 MeV/A pour

Ü8+.

Enfin, c'est la puissance injectée qui, dans un accélé- rateur linéaire, varie comme l'inverse du carré du rapport ZIA, pour une énergie de sortie donnée. Il semble donc clair que tout moyen d'augmenter le nombre Z d'électrons arrachés aux ions au niveau de la source apporte, selon les ambitions, soit des coûts de réalisation et de fonctionnement moindres, soit des énergies plus élevées. Or jusqu'à ce jour, la quasi-totalité des accélérateurs fonctionnent avec des sources dont l'état de charge moyen dépasse rarement

(*) Adresse actuelle : Institut de Physique Nucléaire, BP 1, = 10.

h

figure 1 donne l'e~emplé des résultats

91406 Orsay, France. donnés par les sources PIG qui sont probablement

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C3-90 E. BARON

FIG. 1. - Etat de charge le plus abondant donné par les sources PIG en fonction de la masse atomique.

les plus performantes des sources classiques. Sans attendre de nouveaux développements dans ce domaine, les constructeurs d'accélérateurs ont fait appel au phénomène d'épluchage (perte de plusieurs électrons supplémentaires) qui survient lorsque les ions, ayant déjà acquis une certaine vitesse, traversent une mince couche de matière. L'accélérateur est alors scindé en deux étages comme le schématise la figure 2a ;

source

conventionnelle éplucheur

accélérateur 1 accélérateur 2 a )

FIG. 2. - a) Schéma d'un accélérateur d'ions lourds conventionnel

(Z, > 2,). b) Exemple de distribution d'états de charge après épluchage (argon de 1,l MeV/nucléon).

la figure 2b donne, à titre d:exemple, le spectre des états de charge d'ions A4+ de 1,l MeVlnucléon après traversée de 20 pg-cm-' de carbone. Il faut bien remarquer que ce procédé de couplage de deux accélé- rateurs est coûteux, le premier étage ne servant en somme qu'à faire passer les ions argon (dans l'exemple ci-dessus) de I'état 4+ à l'état 11

+,

12+ ou 13

+.

(On utilise le même procédé dans les Tandem Van de Graaf à cette différence près que l'état de charge initial est négatif.)

Bien entendu, les utilisateurs d'accélérateurs ont d'autres exigences quant aux qualités des faisceaux qu'ils utilisent : intensité, émittance, dispersion en énergie; mais celles-ci sont aussi dépendantes des qualités des machines elles-mêmes : transmission, absence d'aberration. L'obtention d'états de charge élevés est donc bien l'objectif prioritaire.

2. Caractéristiques de l'ionisation.

-

L'arrachement d'un électron à un atome ou un ion revient à fournir une énergie minimum, appelée énergie de liaison (ou potentiel d'ionisation) qui dépend à la fois de la position de cet électron dans le cortège et du numéro atomique de l'ion. La figure 3 montre l'évolution de cette variable pour toute la table périodique; en considérant deux cas extrêmes, il faut 13 eV pour obtenir un noyau d'hydrogène nu, mais il en faut IO4 fois plus pour arracher le dernier électron de l'atome d'uranium.

I'IG. 3. - Potentiels d'ionisation des éléments de la table périodique.

Le seul procédé d'ionisation utilisé dans les sources est le bombardement par des électrons. Si l'on soumet un atome (ou un ion) à un flux d'électrons rapides, deux processus principaux peuvent conduire à l'éjec- tion d'un ou plusieurs électrons [l] :

a) L'ionisation par chocs successifs, selon le sché- ma :

où Xi+ est l'ion de charge électrique i et e un électron. b) L'ionisation par choc unique

Dans ce cas, l'atome émet d'abord un électron d'une couche interne, puis é k n t de ce fait porté à un état d'excitation (*) élevé, se désexcite par émission d'un ou plusieurs électrons.

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LA NOUVELLE GÉNÉRATION DES SOURCES D'IONS LOURDS MULTICHARGES

deux autres : après que l'ion présente une lacune dans dans les couches internes, il peut se produire :

- soit un comblement de cette lacune par un élec- tron plus externe, l'excès d'énergie permettant de libérer un électron d'une couche encore plus externe, et ce processus peut se produire plusieurs fois au sein d'un même atome, s'il est de numéro atomique élevé (cascade Auger) ;

- soit, par suite de la grande vitesse du premier électron éjecté, une brusque perturbation du cortège électronique qui conduit à une réorganisation non adiabatique de l'ion au cours de laquelle d'autres électrons sont éjectés (shake-on.

Chacun de ces processus est naturellement carac- térisé par une section efficace o(i, j ) de transition de l'état de charge i à l'état j, fonction des potentiels d'ionisation et de l'énergie We des électrons :

- L'ionisation par chocs successifs a été étudiée par la mesure et la théorie dans le cas de la transition O -+ 1

+

.

La formule de Bethe [2] en rend assez bien compte :

où P(1) est le premier potentiel d'ionisation de l'atome (W, et P sont ici en eV). Pour les transitions d'ordre supérieur, peu de mesures existent (voir par exemple [3] pour C+ + C2+, Oz+ + 03+ et N2+ -+ N3+) et les approximations théoriques

abondent [4, 5, 6, 7, 8, 91. Nous ne retiendrons ici à

titre d'exemple que la formule de Lotz :

1 Qi

o(i

-

1,z) =

-

c

-.

Log

-

we

i = , pidi>

we

(2.2) Pe(i> où Qi est le nombre d'électrons de la i-ième sous- couche, P,(i) son premier potentiel d'ionisation et N le nombre de sous-couches. La figure 4 représente l'évolution des o(i

-

1, i) pour l'argon en fonction de We ; on peut noter en particulier que chaque o présente un maximum pour une valeur de We égale à 3 ou 5 fois le potentiel d'ionisation correspondant.

- L'ionisation par choc unique est plus difficile

à estimer théoriquement [10], néanmoins les résultats de calculs s'accordent assez bien avec les mesures [Il]. La figure 5 montre le cas de la section efficace de transition directe O + 7+ dans l'argon ; on voit que celle-ci culmine à 0,9 x cm2 pour

Ce chiffre est à comparer à la valeur de la section efficace équivalente o(0, i ) du processus a), donnée par :

FIG. 4. -Sections efficaces d'ionisation par chocs successifs calculées pour l'argon d'après la formule ( 2 . 2 ) . En pointillés :

?(O, 7) d'après (2.3).

FIG. 5. - Sections efficaces d'ionisation par choc unique mesurées

pour l'argon (d'après [Il]).

qui, pour l'argon, vaut 6 x 10-l9 cm2 à la même énergie (voir Fig. 4).

(5)

C3- 92 E. BARON

où t est le temps, Ni(t) le nombre d'ions de charge i

par cm2, et Z le dernier état de charge accessible. Si le flux d'électrons n'a pas de direction privilégiée et présente un spectre de vitesses, il suffit dans (2.4) de faire l'équivalence :

où ne est la densité volumique d'électrons et v leur vitesse.

Dans le cas a), seuls existeront les termes de (2.4) présentant une différence d'un état de charge. Il est clair qu'il existe toujours une compétition entre les deux types de processus, mais le système (2.4) est toujours soluble comme l'illustre la figure 6 dans le cas de l'argon à We = 20 MeV, avec ne = 8 x IOi2 cm-3.

Time ( p - s )

FIG. 6.

-

Evolution des abondances des états de charge de l'argon soumis à un faisceau d'électrons de 20 keV. En traits pleins : ionisation par chocs successifs ; en pointillés, les processus Auger sont

aussi pris en compte. (D'après [IO].)

Il faut noter enfin que, dans la majorité des cas physiques, la description des phénomènes par (2.4) est trop simpliste ; par exemple :

- nous avons négligé la création de vacances par photoionisation,

- nous avons aussi ignoré les processus de recombinaison radiative :

et de recombinaison à 3 corps :

Nous verrons que les phénomènes de recombinaison, dont il est difficile de déterminer l'ordre de grandeur, perdent probablement leur importance lorsque la pression diminue dans la source.

3. Un exemple de candidat à la retraite : la source PIG. - De façon à évaluer la nature de ses limitations, il est intéressant de rappeler le principe de fonctionnement de la source PIG (Penning Ionization Gauge), dont la courbe des états de charge moyens est repré-

Champ magnétique

Cathode

m-,

FIG. 7. - Schéma d'une source PIG.

i

sentée sur la figure 1. La figure 7 est un schéma de principe : les 2 cathodes, chauffées directement par bombardement électronique (filament) ou indirecte- ment par les ions du plasma, sont disposées concen- triquement à une anode tubulaire, l'ensemble étant plongé dans un champ d'induction magnétique uni- forme et parallèle à l'axe de symétrie. Les électrons émis par une cathode sont accélérés à travers l'anode selon des trajectoires en forme de spirale et sont réfléchis par l'autre cathode ; ils ont donc un mouvement d'aller et retour qui rallonge notablement leur parcours. Ce faisant, ils ionisent l'élément choisi que l'on introduit de façon continue dans le corps de source, et les ions sont extraits, soit latéralement (fente dans l'anode) soit axialement (trou dans la cathode) à l'aide d'une tension appliquée de l'extérieur. D'après Pigarov et Morozov [12] (Fig. 8), les états de charge croissants apparaissent de façon séquen- tielle après l'allumage de l'arc, ce qui semble indiquer que l'ionisation par chocs successifs est le processus prépondérant. Par ailleurs, la forte dissymétrie vers la gauche de la distribution des états de charge (dont un exemple [13] est présenté sur la figure 9) suggère que le taux de recombinaison est assez important (pression

Cathode

-

(6)

LA NOUVELLE GÉNÉRATION DES SOURCES D'IONS LOURDS MULTICHARGES C3-93

FIG. 8. -Variation du courant d'arc (l), de la tension d'arc (2) et de l'intensité des états de charges de l'azote (3 : N + ; 4 : N2+ ; 5 : N3+ ; 6 : N4+ ; 7 : NS+) en fonction du temps pendant i'impulsion

(d'après [l2]).

FIG. 9. - Distribution des états de charges de l'argon produits

par une source PIG (d'après [13]).

interne : à torr) etlou que le temps de séjour des ions dans le plasma est trop court.

Les limitations de ce type de source sont de plusieurs ordres :

a) La tension d'arc (c'est-à-dire la d.d.p. entre anode et cathode) est de l'ordre de quelques centaines de volts à 1 kV, et l'énergie moyenne des électrons de 50 à 100 eV ; un retour à la figure 3 fait immédiate- ment comprendre pourquoi on 'dépasse difficilement l'état 10

+

.

b) Pour pallier l'inconvénient précédent, la tenta- tion est grande d'augmenter V arc, ce qui conduit à diminuer le courant I arc (5 à 10 A) sous peine d'éro- sion trop rapide des cathodes. En d'autres termes, si la densité d'énergie ne kT(kT = température moyenne des électrons mesurée en eV) est d'un ordre de grandeur raisonnable (

-

10' e V - ~ m - ~ ) , kT a une valeur trop faible.

c) Aucun contrôle n'est possible du temps de séjour ti des ions dans la décharge.

d ) Enfin, la pression élevée nécessaire à l'entretien

de cette décharge est peut-être un facteur limitatif de l'intensité des hauts états de charge.

En conclusion, une source nouvelle doit apporter une solution sur ces quatre points.

4. Les sources à confinement.

-

4 . 1 PRINCIPE. -

Ce type de source, inventé par Donetz et ses collaborateurs [14], est représenté schématiquement sur la figure 10u : un canon à électrons délivre un faisceau cylindrique d'énergie parfaitement contrôlée We dans un champ d'induction magnétique de révolution ;

ce faisceau, qui ne traverse qu'une seule fois le système pour se perdre ensuite par un collecteur, se déplace dans une série de tubes isolés auxquels on applique une distribution de tension variable dans le temps (Fig. lob). L'élément à ioniser est injecté pendant que la distribution 1 est établie ; dès qu'il est chargé posi- tivement à la suite de la première ionisation, il est piégé axialement par deux bosses de potentiel et radialement

FIG. 10. -a) Schéma d'une source à confinement. b) Schéma des distributions de potentiel dans une source à confinement en fonction du temps : 1 : pendant l'injection ; 2 : pendant le confinement ;

3 : extraction.

par le puits de potentiel engendré par la charge d'espace du faisceau d'électrons. La distribution de potentiel passe en 2 et est maintenue aussi longtemps que l'état de charge désiré n'est pas atteint ; enfin, on la bascule selon 3 vers l'extrémité opposée au canon pour évacuer les ions le long de l'axe. De façon

(7)

C3-94 E. BARON

injecte une quantité d'atomes telle qu'en fin de pro- , , , , , , ,,, , , , , , , ,,, , , , , , , , , , ,

. . .

,

.

.,

cessus, la charge d'espace soit juste compensée : : 1 SYNCHROTRON

ne =

C

i.ni

.

(4.1) On peut montrer que le nombre maximum d'ions ,O*

de charge i qu'on peut obtenir par pulse est [15] :

-

e

ni = 1,05 x 10'' KpV( l(,,) (4.2) oh K est le rapport du nombre de charges i au nombre

total de charges, et p la pervéance du canon : Rendement de source par &SE

1 Ee . l O b V

V étant la tension accélératrice, 1 l'intensité électro- FIG.

,.

-- de _par_impulsion_{délivrées par}_la

nique et 1 la longueur de la source. source CRYEBIS pour Saturne (d'après [15]).

Si les durées d'injection et d'extraction sont faibles devant celle T,,~ du confinement, l'intensité extraite est simplement :

4.2 CARACTÉRISTIQUES DES SOURCES EXISTANTES ET RÉSULTATS.

-

Plusieurs groupes travaillent . sur ce

sujet : Dubna [16, 1 1 , Orsay [18], Texas A et M [19], Francfort [20] et Giessen [21]. Nous ne citerons que deux cas :

a) A Dubna, Donetz obtient [17], avec 200 A/cm2 d'électrons de 6 keV, 108 ions ~ e l O + par pulse de 100 ms de durée. Avec un modèle moins performant (30 A/cm2, 2,3 keV), il obtient :

- Xez9+ (charge moyenne 24 +), - Al2+ (charge moyenne 10

+

), - N 7 + (lO1O/impulsion).

b) A Orsay, Arianer [18] produit avec 10 A/cm2 et 2 keV :

-

- XeZ1+ (6 x 10' p.p.s.) z = 14+ - ~ 1 4 + _(2,5_x_{108 p.p.s.)}

-

_z₌_9+. - Ne9+ (3,3 x IO7 p.p.s.) I = 6 + . - 07+ (1,s x 109 P.P.s.) Z = 5

+.

Il construit en collaboration avec le CEN-Saclay une source .appelée CRYEBIS pour l'injection d'ions complètement épluchés dans le synchrotron SATURNE ; les intensités prédites sont représentées sur la figure 1.1.

Les progrès de ces sources par rapport aux PIG sont clairs :

- du fait de la forme de la distribution du potentiel longitudinale, il n'y a pas de bombardement de la cathode par les ions,

- l'énergie électronique est ajustable et permet de centrer la distribution sur l'état de charge désiré i,

- cette distribution est symétrique autour de i, ce

qui implique un effet de charge d'espace minimum sur le faisceau de charge i à l'extraction (Fig. 12),

FIG. 12. - Spectre des états de charges de i'argon délivrés par la source à confinement de Dubna (injection pulsée) et d'Orsay

(injection continue) (d'après 1291).

- le temps de séjour des ions est parfaitement contrôlable,

-

la pression est très faible Cjusqu'à IO-'' torr) d'où un minimum de recombinaisons.

Dans leur état actuel, elles présentent certaines faiblesses :

- la puissance du faisceau électronique à dissiper par le collecteur limite pour l'instant le taux de travail à environ une impulsion par seconde, sous peine de perturber fortement la pression interne. Ceci en retour limite l'intensité en p.p.s.,

(8)

Dans un futur proche, on peut voir apparaître des améliorations :

- un montage électronique symétrique entre la

région du canon et celle du collecteur permettrait de récupérer une partie de la puissance du faisceau,

- de nouveaux canons à électrons dépassent dès maintenant 1 000 A/cmZ.

5. Les sources à résonance cyclotron. - 5.1 PRIN-

CIPE. - Trois groupes travaillent à notre connaissance sur ce type de source : Grenoble [22], Oak-Ridge [23] et Marburg [24]. Nous ne parlerons ici que de la source Triplemafios [25] de Grenoble qui est de loin la plus performante.

Extraction

\

-P P P

FIG. 13. -Schéma de la source TRIPLEMAFIOS (HF1, HF2 :

injections de puissance H F ; P : pompage).

La figure 13 permet de comprendre le fonctionnement : un premier étage comprend une cavité UHF dans laquelle on injecte un plasma faiblement chargé où les électrons subissent une première résonance gyromagnétique. Les ions diffusent le long d'un champ d'induction magnétique décroissant vers un second étage constitué d'une bouteille magnétique où les électrons subissent deux autres résonances, avec un second apport de puissance. Un champ hexapolaire est superposé au champ des miroirs de façon à prévenir certaines instabilités de plasma. Un troisième étage accroît le volume utile du plasma et donc, le temps de diffusion des ions dans la source.

La densité d'électrons rapides : 10'' 6 . n, 6 IO1', est inférieure à celle des PIG, mais l'énergie moyenne est plus élevée : W,

-

1 keV à 10 keV. Il semble cependant difficile d'évaluer a priori le nombre d'ions d'un état de charge donné qu'on pourra extraire de la source, car il n'est pas clair que l'un ou l'autre des processus d'ionisation possibles soit dominant.

5.2 CARACTÉRISTIQUES ET RÉSULTATS. - Avec une

injection de puissance H F de 3,5 et 7,5 kW dans le

l e r et second étage respectivement (fréquences 16 et 8 GHz resp.) et une pression de l'ordre de torr, Geller obtient les résultats suivants :

- Xe's+ - _{z = 8 +} - AIO+ (loi3 P.P.s.) 1 = 8 + - 06+ (loi4 P.P.s.) = 3,5 -

c5+

(1014 P.P.s.) = 2,6.

FIG. 14. -Spectre des états de charges de l'argon extraits de la source TRIPLEMAFIOS (d'après [26]).

Un spectre typique d'états de charges de l'argon est représenté par la figure 14.

L'émittance mesurée tous états de charge confondus est de 0,80 TC mm mrad (émittance normalisée) tandis

que la dispersion en énergie vaut : A W (eV) E 50 à

80 x

=

(largeur totale à mi-hauteur) pour l'argon. En dehors d'un évident et substantiel accroissement de l'état de charge par rapport aux PIG, on peut noter, à l'actif de cette source :

- l'absence totale de cathode conduisant à une durée de vie infinie,

- des intensités extraites élevées, - un fonctionnement continu,

- une puissance H F injectée comparable à la

puissance d'arc des PIG.

Pour les inconvénients, rédhibitoires ou tempo- raires, il faut signaler :

- Que le temps de dérive des ions (- 1 ms) ne semble contrôlable que par un allongement de la source.

- Qu'il faut une puissance élevée (- 1 MW) pour le champ hexapolaire.

- Que la pression interne semble encore trop élevée.

Les deux derniers points peuvent trouver une solution dans la cryogénie et un meilleur pompage.

6. Les sources laser. - Bien qu'apparemment aban- donnée en temps que source d'ions lourds fortement chargés, l'interaction laser-matière a fait l'objet d'une étude très complète de l'influence des différents paramètres par Tonon et ses collaborateurs [25, 261, et a donné d'intéressants résultats vers 1970.

6.1 PRINCIPE. - Le système proposé consistait en un faisceau laser de flux élevé

(IO9

<

@

<

IOL3 W/cm2) et de longueur d'onde

(9)

C3- 96 E. BARON

frappant sous une incidence de 450 une surface plane constituée par le solide à ioniser. L'impact du rayon- nement sur la surface solide provoque un transfert d'énergie de la lumière vers la matière ; celle-ci se met en mouvement, d'abord vers l'intérieur de la cible, puis en sens inverse où, chauffée, elle s'ionise dans la zone de conduction. On constate alors qu'un grand nombre d'ions sont émis perpendiculairement à la cible avec des énergies élevées allant jusqu'à plusieurs dizaines de keVselon l'état de charge.

La température du plasma est théoriquement donnée par :

W, (eV) = 1,25 x

(3"'

( ~@ ) 2 , 3 2

oii Â. est en microns et @ en watts/cm2. La formule (6.1) est bien confirmée par l'expérience. Avec les lasers cités plus haut, on obtient en effet

La densité électronique est aussi correctement déduite de :

soit en l'occurrence Ne

-

2 x IOz0. Enfin, le nombre d'ions produits est obtenu en intégrant :

sur la durée de l'impulsion laser ( w 40 ns). Environ

5 x 1016 ions sont ainsi créés avec un flux lumineux de 10'' W/cm2.

En se basant sur une résolution approchée du modèle de la couronne solaire qui consiste en un système d'équations couplées semblables à (2.4)' mais tenant compte des recombinaisons, on peut aussi prédire l'état de charge Z atteint, la durée de l'ionisation étant simplement le temps passé par les ions dans le plasma(- IOp6 à IOp5 s).

6.2 RÉSULTATS. - Les auteurs ont détecté entre autres, les états de charge maximum suivants :

pb15+818+ ~ ~ 2 2 + à 2 4 + ~ 1 1 3 + e t ~ 6 + .

9 Y

11 est difficile d'extraire des chiffres d'intensité des différentes publications, ce que l'on peut comprendre si l'on sait que les ions sont émis dans des cônes d'angle d'autant plus faible et avec des énergies d'autant plus grandes que l'état de charge est plus élevé ; de plus, la dispersion en énergie des ions est toujours environ égale à leur énergie moyenne. Bien que les lasers utilisés aient une fréquence de répétition très faible (- 1 Hz, voire une impulsion toutes les 5 minutes pour le laser au néodyme), il a été estimé possible de produire 10'' p.p.s. de Fe16+ avec un laser CO,.

Il faut relever certaines caractéristiques très positives de ce procédé :

- S'il faut, comme dans tous les autres cas, une pression faible pour éviter les recombinaisons, il n'y a aucun problème de conductance.

- Les ions sont extraits d'eux-mêmes avec une énergie élevée, et avec un découplage temporel.

- La cible pourrait être placée simplement au cœur d'un accélérateur, le laser étant externe.

Malheureusement :

- La cadence de tir est actuellement trop faible.

- La position de l'impact sur la cible (qui ne peut

être que solide) doit être changée à chaque tir, ce qui requiert une cible de 1 m2 pour 106 impacts de 1 mm2.

- Le flux des lasers est encore trop faible pour obtenir des rapports ZIA

>

0,l au-delà de A = 100.

- Le fonctionnement est pulsé avec des durées d'impulsion très courtes.

- La prise en charge des ions par un système optique s'avère complexe.

Il est cependant regrettable que ce travail ait été complètement arrêté.

7. Réflexions sur l'utilisation des sources de la nou- velie génération. - Le tableau 1 représente un essai

Quelques caractéristiques comparées des sources d'ions lourds multichargés (les valeurs estimées, mais non mesurées, sont signalées par un astérisque)

Caractéristiques - ne (e-cm- 3,

-

w,

(keV)

Pression interne (torr) Durée de l'ionisation (ms) Longévité (h) Etats de charge (charge moyenne) Intensité Duty-cycle PIG Confineme'nt - - 1014 1ol1 à 1o12 0,05 à 0,l (spectre large) 1 à 10 (spectre étroit)

1 0 - ~ - 1 0 - ~ IO- l l 1 à IO4 (contrôlable) 8 à 100 (cathode) 1 000 (cathode) Xe12+(5+) XeZ9+(24+) 6 x 1013 p.p.s. IO8 p/impulsion 25 à 100 % faible Res./Cyclotron - 10" à 1012 1 à 10 (spectre large) IO-" 10 CO Laser - IOZ1 0,l à 1 (spectre large) 0,04 IO6 à IO7 impulsions

Fez2+ IO8 p.p.s.

faible Ernittance normalisée

(mm mrad) 0,25 à 0,5 TC (VZ) 0,03 n (*) 0,8 n ( C Z ) 403 n (*)

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de comparaison des caractéristiques internes et externes des quatre types de source décrits précédem- ment. Il doit naturellement être interprété avec pré- caution, n'ayant pas valeur du jugement mais plutôt l'ambition d'aider le lecteur à synthétiser l'état actuel des sources d'ions très fortement chargés à l'aide d'ordres de grandeur.

En plus de ces données, il est nécessaire de se préoc- cuper du type d'accélérateur avec lequel une source doit être mariée. Si l'on considère que les cyclotrons et les accélérateurs linéaires fonctionnent à fréquence élevée (- 5 à 100 MHz), il apparaît que la source à résonance cyclotron, avec son duty-cycle voisin de 1, s'adaptera au mieux à ce type de machine, tout comme s'y adapte bien la source PIG actuellement. Les sources laser et à confinement semblent orientées plutôt vers les accélérateurs à cyclage lent (1 à 25 Hz) du style synchrotron, qui requièrent des impulsions courtes et de brillance élevée (synchrophasotron de DUBNA [16], SATURNE à Saclay). On peut dire d'ores et déjà que les machines existantes, si elles ont la possibilité financière de s'associer ces sources, verront s'accroître, soit leur gamme d'énergie, soit leur gamme de masses atomiques, voire les deux à la fois.

Enfin, il ne faut pas oublier que si, dans un esprit prospectif, on tend vers des rapports chargelmasse de l'ordre de 0'25 pour toute la table périodique, les puis- sances nécessaires au plasma et à son confinement seront élevées, et la dépense pour la source et son, injecteur (car il en faut toujours un) peut devenir une fraction non négligeable du coût et du fonctionnement de l'accélérateur ; les données sont cependant trop imprécises pour que l'auteur se risque à la chiffrer.

8. Conclusion. - Les recherches entreprises depuis

10 ans sur les sources à hauts états de charge arrivent an niveau de l'application. Si des améliorations, dont on connaît la nature, sont encore à apporter, seule l'audace des laboratoires possédant des accélé- rateurs peut les y aider.

Remerciements. - Les contacts fréquents que j'ai eus avec J. Arianer et R. Geller m'ont beaucoup aidé. Je dois cependant être le seul blâmé pour d'éven- tuelles mauvaises interprétations.

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