Dosimétrie des rayonnements Archives

Qu’est-ce que le blindage des rayonnements ionisants – Définition

juillet 16, 2020 par Nick Connor

Le blindage des rayonnements ionisants signifie simplement qu’il y a un matériau entre la source de rayonnement et vous (ou un appareil) qui absorbera le rayonnement. Dosimétrie des rayonnements

La radioprotection est la science et la pratique de la protection des personnes et de l’environnement contre les effets nocifs des rayonnements ionisants. C’est un sujet sérieux non seulement dans les centrales nucléaires , mais aussi dans l’industrie ou dans les centres médicaux. En radioprotection, il existe trois façons de protéger les personnes contre les sources de rayonnement identifiées:

Limiter le temps. La quantité d’exposition aux rayonnements dépend directement (linéairement) du temps que les gens passent près de la source de rayonnement. La dose peut être réduite en limitant le temps d’exposition .
Distance. La quantité d’exposition au rayonnement dépend de la distance de la source de rayonnement. Comme pour la chaleur d’un feu, si vous êtes trop près, l’intensité du rayonnement thermique est élevée et vous pouvez vous brûler. Si vous êtes à la bonne distance, vous pouvez y résister sans aucun problème et en plus c’est confortable. Si vous êtes trop loin d’une source de chaleur, l’insuffisance de chaleur peut également vous blesser. Cette analogie, dans un certain sens, peut être appliquée au rayonnement provenant également de sources de rayonnement.
Blindage. Enfin, si la source est trop intensive et que le temps ou la distance n’assurent pas une radioprotection suffisante, le blindage doit être utilisé. Le blindage contre les radiations est généralement composé de barrières de plomb, de béton ou d’eau. Il existe de nombreux matériaux qui peuvent être utilisés pour la protection contre les radiations, mais il existe de nombreuses situations dans la radioprotection. Cela dépend fortement du type de rayonnement à protéger, de son énergie et de nombreux autres paramètres. Par exemple, même l’uranium appauvri peut être utilisé comme une bonne protection contre le rayonnement gamma, mais d’un autre côté, l’uranium est un blindage absolument inapproprié du rayonnement neutronique .

principes de radioprotection - temps, distance, blindage — Principes de radioprotection – Temps, distance, blindage

La protection contre les radiations signifie simplement qu’il y a un matériau entre la source de rayonnement et vous (ou un appareil) qui absorbera le rayonnement . La quantité de blindage requise, le type ou le matériau de blindage dépendent fortement de plusieurs facteurs. Nous ne parlons d’aucune optimisation.En fait, dans certains cas, un blindage inapproprié peut même aggraver la situation de rayonnement au lieu de protéger les gens contre les rayonnements ionisants. Les facteurs de base, qui doivent être pris en compte lors de la proposition de protection contre les radiations, sont:

Type de rayonnement ionisant à protéger
Spectre énergétique du rayonnement ionisant
Durée d’exposition
Distance de la source du rayonnement ionisant
Exigences relatives à l’atténuation du rayonnement ionisant – principes ALARA ou ALARP
Degré de liberté de conception
Autres exigences physiques (par exemple transparence dans le cas d’écrans en verre au plomb)

Voir aussi: Interaction du rayonnement avec la matière

Voir aussi: Rad Pro Calculator

Blindage des rayonnements dans les centrales nucléaires

Généralement, dans l’industrie nucléaire, le blindage contre les radiations a de nombreux objectifs. Dans les centrales nucléaires, l’objectif principal est de réduire l’exposition aux rayonnements des personnes et du personnel à proximité des sources de rayonnement. Dans les centrales nucléaires, la principale source de rayonnement est sans aucun doute le réacteur nucléaire et son cœur de réacteur . Les réacteurs nucléaires sont en général des sources puissantes de tout un spectre de types de rayonnements ionisants . Le blindage utilisé à cet effet est appelé blindage biologique .

Mais ce n’est pas le seul objectif du blindage contre les radiations. Des boucliers sont également utilisés dans certains réacteurs pour réduire l’intensité des rayons gamma ou des neutrons incidents sur la cuve du réacteur. Ce blindage contre les rayonnements protège la cuve du réacteur et ses composants internes (par exemple, le barillet de support du cœur ) contre le chauffage excessif dû à la modération rapide des neutrons par absorption des rayons gamma . Ces écrans sont généralement appelés écrans thermiques .

Voir aussi: Réflecteur à neutrons

Un blindage contre les radiations un peu étrange est généralement utilisé pour protéger le matériau de la cuve sous pression du réacteur (en particulier dans les centrales électriques REP ). Les matériaux de structure des réservoirs sous pression et les composants internes des réacteurs sont endommagés, en particulier par les neutrons rapides . Les neutrons rapides créent des défauts structurels, qui conduisent à la fragilisation du matériau du récipient sous pression . Afin de minimiser le flux de neutrons à la paroi du vaisseau, la stratégie de chargement du cœur peut également être modifiée. Dans la stratégie de chargement de combustible «à l’extérieur», des assemblages de combustible frais sont placés à la périphérie du cœur. Cette configuration entraîne une fluence neutronique élevée à la paroi du vaisseau. Par conséquent, la stratégie de chargement de carburant «in-out» (avec des modèles de chargement à faible fuite – L3P) a été adopté dans de nombreuses centrales nucléaires. Contrairement à la stratégie «out-in», les noyaux à faible fuite ont des assemblages de combustible frais dans la deuxième rangée, pas à la périphérie du cœur. La périphérie contient du carburant avec une consommation de carburant plus élevée et une puissance relative inférieure et sert de bouclier de rayonnement très sophistiqué.

Dans les centrales nucléaires, le problème central est de se protéger contre les rayons gamma et les neutrons , car les gammes de particules chargées (telles que les particules bêta et les particules alpha) dans la matière sont très courtes. D’autre part, nous devons traiter du blindage de tous les types de rayonnements, car chaque réacteur nucléaire est une source importante de tous les types de rayonnements ionisants.

Blindage du rayonnement alpha
Blindage des radiations bêta
Blindage des positrons
Blindage du rayonnement gamma
Blindage du rayonnement neutronique

Calcul du débit de dose blindé chez les Sieverts à partir d’une surface contaminée

Supposons une surface contaminée par 1,0 Ci de ¹³⁷ Cs . Supposons que ce contaminant puisse être aproximé par la source isotrope ponctuelle qui contient 1,0 Ci de ¹³⁷ Cs , qui a une demi-vie de 30,2 ans . Notez que la relation entre la demi-vie et la quantité de radionucléide nécessaire pour donner une activité d’ un curie est indiquée ci-dessous. Cette quantité de matière peut être calculée en utilisant λ, qui est la constante de désintégration de certains nucléides:

Environ 94,6 pour cent se désintègre par émission bêta vers un isomère nucléaire métastable du baryum: le baryum-137m. Le pic photonique principal de Ba-137m est de 662 keV . Pour ce calcul, supposons que toutes les désintégrations passent par ce canal.

Calculez le débit de dose de photons primaires , en sieverts par heure (Sv.h ^-1 ), à la surface extérieure d’un blindage en plomb de 5 cm d’épaisseur. Calculez ensuite les débits de dose équivalents et effectifs pour deux cas.

Supposons que ce champ de rayonnement externe pénètre uniformément dans tout le corps. Cela signifie: calculer le débit de dose efficace pour tout le corps .
Supposons que ce champ de rayonnement externe ne pénètre que dans les poumons et que les autres organes soient complètement protégés. Cela signifie: calculer le débit de dose efficace .

Notez que le débit de dose de photons primaires néglige toutes les particules secondaires. Supposons que la distance effective de la source au point de dose soit de 10 cm . Nous supposerons également que le point de dose est un tissu mou et qu’il peut raisonnablement être simulé par l’eau et nous utilisons le coefficient d’absorption d’énergie de masse pour l’eau.

Voir aussi: Atténuation des rayons gamma

Voir aussi: Blindage des rayons gamma

Solution:

Le débit de dose des photons primaires est atténué de façon exponentielle , et le débit de dose des photons primaires, en tenant compte du blindage, est donné par:

Comme on peut le voir, nous ne tenons pas compte de l’accumulation de rayonnement secondaire. Si des particules secondaires sont produites ou si le rayonnement primaire change d’énergie ou de direction, l’atténuation effective sera alors beaucoup moins importante. Cette hypothèse sous-estime généralement le véritable débit de dose, en particulier pour les écrans épais et lorsque le point de dose est proche de la surface de l’écran, mais cette hypothèse simplifie tous les calculs. Dans ce cas, le véritable débit de dose (avec l’accumulation de rayonnement secondaire) sera plus de deux fois plus élevé.

Pour calculer le débit de dose absorbé , nous devons utiliser dans la formule:

k = 5,76 x 10 ^-7
S = 3,7 x 10 ¹⁰ s ^-1
E = 0,662 MeV
μ _t / ρ = 0,0326 cm ² / g (les valeurs sont disponibles au NIST)
μ = 1,289 cm ^-1 (les valeurs sont disponibles au NIST)
D = 5 cm
r = 10 cm

Résultat:

Le débit de dose absorbé résultant en gray par heure est alors:

1) Irradiation uniforme

Puisque le facteur de pondération de rayonnement pour les rayons gamma est égal à un et que nous avons supposé le champ de rayonnement uniforme (le facteur de pondération tissulaire est également égal à l’unité), nous pouvons calculer directement le débit de dose équivalent et le débit de dose efficace (E = H _T ) à partir du débit de dose absorbé:

2) Irradiation partielle

Dans ce cas, nous supposons une irradiation partielle des poumons uniquement. Ainsi, nous devons utiliser le facteur de pondération tissulaire , qui est égal à w _T = 0,12 . Le facteur de pondération de rayonnement pour les rayons gamma est égal à un. En conséquence, nous pouvons calculer le débit de dose efficace comme suit:

Notez que si une partie du corps (par exemple, les poumons) reçoit une dose de rayonnement, cela représente un risque pour un effet particulièrement dommageable (par exemple, le cancer du poumon). Si la même dose est administrée à un autre organe, elle représente un facteur de risque différent.

Si nous voulons tenir compte de l’accumulation de rayonnement secondaire, nous devons inclure le facteur d’accumulation. La formule étendue pour le débit de dose est alors:

Facteurs d’accumulation pour le blindage des rayons gamma

Le facteur d’accumulation est un facteur de correction qui tient compte de l’influence du rayonnement diffusé et de toutes les particules secondaires dans le milieu lors des calculs de blindage. Si nous voulons tenir compte de l’accumulation de rayonnement secondaire, nous devons inclure le facteur d’accumulation . Le facteur d’accumulation est alors un facteur multiplicatif qui rend compte de la réponse aux photons non collidés de manière à inclure la contribution des photons diffusés. Ainsi, le facteur d’accumulation peut être obtenu en tant que rapport de la dose totale à la réponse pour la dose non prise.

La formule étendue pour le calcul du débit de dose est la suivante:

La norme ANSI / ANS-6.4.3-1991 sur les coefficients d’atténuation des rayons gamma et les facteurs d’accumulation pour les matériaux d’ingénierie contient des coefficients d’atténuation des rayons gamma et des facteurs d’accumulation pour certains matériaux et éléments d’ingénierie à utiliser dans les calculs de blindage (ANSI / ANS-6.1 .1, 1991).

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Cet article est basé sur la traduction automatique de l’article original en anglais. Pour plus d’informations, voir l’article en anglais. Pouvez vous nous aider Si vous souhaitez corriger la traduction, envoyez-la à l’adresse: [email protected] ou remplissez le formulaire de traduction en ligne. Nous apprécions votre aide, nous mettrons à jour la traduction le plus rapidement possible. Merci

Qu’est-ce que Antineutrino – Définition

juillet 16, 2020 par Nick Connor

Les antineutrinos sont les antiparticules des neutrinos. L’antineutrino est une particule subatomique élémentaire de masse infinitésimale et sans charge électrique. Dosimétrie des rayonnements

Les antineutrinos sont les antiparticules des neutrinos . L’antineutrino est une particule subatomique élémentaire de masse infinitésimale (inférieure à 0,3eV ..?) Et sans charge électrique. Les neutrinos et les antineutrinos appartiennent à la famille des leptons , ce qui signifie qu’ils n’interagissent pas via une force nucléaire forte. Les neutrinos sont des particules subatomiques gravitationnelles et à faible interaction avec ½ unité de spin. Les antineutrinos (comme les neutrinos) sont également des particules subatomiques très pénétrantes, capables de traverser la Terre sans aucune interaction. Actuellement (2015), il n’est pas résolu, si le neutrino et son antiparticule ne sont pas des particules identiques.

Les antineutrinos sont produits lors de la désintégration bêta négative . Dans un réacteur nucléaire se produit surtout la désintégration β ^– , car la caractéristique commune des produits de fission est un excès de neutrons (voir Stabilité nucléaire ). Un fragment de fission instable avec l’excès de neutrons subit une ß ^– désintégration, où le neutron est converti en un proton, un électron et un électron antineutrino . Par conséquent, chaque réacteur nucléaire est une source très puissante d’antineutrinos et les chercheurs du monde entier étudient les possibilités d’utiliser des antineutrinos pour la surveillance des réacteurs.

D’un autre côté, la source la plus puissante de neutrinos du système solaire est sans aucun doute le Soleil lui-même. Des milliards de neutrinos solaires par seconde passent (la plupart du temps sans aucune interaction) à travers chaque centimètre carré (~ 6 x 10 ¹⁰ cm ^-2 s ^-1 ) à la surface de la Terre. Au soleil, les neutrinos sont produits après la réaction de fusion de deux protons lors de la désintégration bêta positive du noyau d’hélium-2.

$_ {2} ^ {2} textrm {He} rightarrow _ {1} ^ {2} textrm {H} + beta ^ {+} + nu _ {{e}}$

Détection des antineutrinos

Comme les neutrinos n’ionisent pas la matière, ils ne peuvent pas être détectés directement. La détection d’antineutrino (prix Nobel 1995 pour Frederick Reines et Clyde Cowan) est basée sur la réaction:

Cette interaction est symétrique à la désintégration bêta du neutron libre , c’est pourquoi elle est parfois appelée désintégration bêta inverse . Toutes les méthodes de détection nécessitent que les neutrinos transportent une énergie seuil minimale de 1,8 MeV . Seuls les antineutrinos dont l’énergie est supérieure au seuil de 1,8 MeV peuvent provoquer des interactions avec les protons dans l’eau, produisant des positons et des neutrons .

Le réacteur nucléaire comme source d’antineutrino

Les réacteurs nucléaires sont la principale source d’antineutrinos d’origine humaine. Cela est dû au fait que les antineutrinos sont produits dans une désintégration bêta négative . Dans un réacteur nucléaire se produit en particulier la désintégration β ^– , car la caractéristique commune des fragments de fission est un excès de neutrons (voir Stabilité nucléaire ). Un fragment de fission instable avec l’excès de neutrons subit une ß ^– désintégration, où le neutron est converti en un proton, un électron et un électron antineutrino . L’existence d’émission d’antineutrinos et leur très faible section efficace pour toute interaction conduit à un phénomène très intéressant. Grossièrementenviron 5% (ou environ 12 MeV de 207 MeV) d’énergie libérée par une fission sont rayonnés du réacteur sous forme d’antineutrinos. Pour un réacteur nucléaire typique avec une puissance thermique de 3000 MW _th (~ 1000 MW _e de l’ alimentation électrique), la puissance totale produite est en fait plus élevée, d’ environ 3150 MW, dont 150 MW est rayonnée à une distance dans l’ espace comme antineutrino rayonnement. Cette quantité d’énergie est perdue à jamais, car les antineutrinos sont capables de pénétrer dans tous les matériaux du réacteur sans aucune interaction. En fait, une déclaration courante dans les textes de physique est que le libre parcours moyen d’un neutrino est approximativement une année-lumière de plomb. De plus, un neutrino d’énergie modérée peut facilement pénétrer un millier d’années-lumière de plomb (selon les JB Griffiths ).

Veuillez noter que des milliards de neutrinos solaires par seconde passent (la plupart du temps sans aucune interaction) à travers chaque centimètre carré (~ 6 × 10 ¹⁰ ) à la surface de la Terre et le rayonnement antineutrino n’est en aucun cas dangereux.

Exemple – Quantité d’antineutrinos produits:

Les noyaux stables avec le nombre de masse le plus probable A de la fission U-235 sont $_ {40} ^ {94} textrm {Zr}$ et $_ {58} ^ {140} textrm {Ce}$ . Ces noyaux ont ensemble 98 protons et 136 neutrons , tandis que les fragments de fission ( noyaux parents ) ont ensemble 92 protons et 142 neutrons . Cela signifie qu’après chaque fission U-235, les fragments de fission doivent subir en moyenne 6 désintégrations bêta négatives ( 6 neutrons doivent se désintégrer en 6 protons ) et donc 6 antineutrinos doivent être produits pour chaque fission . Le réacteur nucléaire typique produit donc environ 6 x 10 ²⁰ antineutrinos par seconde (~ 200 MeV / fission; ~ 6 / antineutrinos fission; 3000 MW _th ; 9,375 x 10 ¹⁹ fissions / sec).

Référence: Griffiths, David, Introduction to Elementary Particles, Wiley, 1987.

Désintégration bêta du noyau C-14.

Source: wikipedia.org

L’intérieur d’un détecteur antineutrino cylindrique avant d’être rempli de scintillateur liquide clair, qui révèle les interactions antineutrino par les très légers éclairs de lumière qu’ils émettent. Des tubes photomultiplicateurs sensibles tapissent les parois du détecteur, prêts à amplifier et à enregistrer les éclairs révélateurs.
Photo: Roy Kaltschmidt, LBNL
Source: Expérience sur les neutrinos du réacteur de Daya Bay

Source: Slides – Dr. Blucher, Enrico Fermi Institute

Énergie issue de la fission de l’uranium

Rendements de fragments de fission — Rendement des fragments de fission pour différents noyaux. Les masses de fragments les plus probables se situent autour de la masse 95 (Krypton) et 137 (Baryum).

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Qu’est-ce que le neutrino – Définition

juillet 16, 2020 par Nick Connor

Un neutrino est une particule subatomique élémentaire de masse infinitésimale et sans charge électrique. Les neutrinos sont des particules subatomiques qui interagissent faiblement avec ½ unité de spin. Dosimétrie des rayonnements

Un neutrino est une particule subatomique élémentaire de masse infinitésimale (inférieure à 0,3 eV ..?) Et sans charge électrique . Les neutrinos appartiennent à la famille des leptons, ce qui signifie qu’ils n’interagissent pas via une force nucléaire forte . Les neutrinos sont des particules subatomiques qui interagissent faiblement avec ½ unité de spin. Le terme neutrino vient de l’italien qui signifie «petit neutre» et les neutrinos sont désignés par la lettre grecque ν (nu) . Il existe trois types de leptons chargés, chacun associé au neutrino, formant trois générations (entre les générations, les particules diffèrent par leur nombre quantique et leur masse). La première génération est constituée de l’électron (e ^–) et électron-neutrino (ν _e ). La deuxième génération est constituée du muon (μ ^– ) et du neutrino muon (ν _μ ) La troisième génération est constituée du tau (τ ^– ) et du neutrino tau (ν _τ ). Chaque type de neutrino est associé à une particule d’antimatière, appelée antineutrino , qui a également une charge électrique neutre et 1/2 spin. Actuellement (2015), il n’est pas résolu, si le neutrino et son antiparticule ne sont pas des particules identiques.Ne portant aucune charge électrique, ils ne sont pas affectés par les forces électromagnétiques qui agissent sur d’autres leptons chargés, tels que les électrons. Comme les neutrinos appartiennent à la famille des leptons, ils ne sont pas soumis à la force forte. Les neutrinos sont soumis à la force faible , qui est d’ une portée beaucoup plus courte que la force électromagnétique et la force de gravité. Par conséquent, les neutrinos sont les particules subatomiques les plus pénétrantes , capables de traverser la Terre sans aucune interaction. On estime que les neutrinos ont des sections efficaces d’interaction d’environ 20 ordres de grandeur de moins que les sections efficaces typiques de diffusion de deux nucléons (~ 10 ^-47 m2 = 10 ^-19Grange). On estime que la section efficace des neutrinos pour l’interaction augmente linéairement avec l’énergie du neutrino incident.

Référence: Griffiths, David, Introduction to Elementary Particles, Wiley, 1987.

Voir aussi: Antineutrino

Voir aussi: Réacteur nucléaire comme source d’antineutrino

Source: wikipedia.org

Production de neutrinos

Les neutrinos peuvent être produits de plusieurs façons. La source la plus puissante de neutrinos du système solaire est sans aucun doute le Soleil lui-même. Des milliards de neutrinos solaires par seconde passent (la plupart du temps sans aucune interaction) à travers chaque centimètre carré (~ 6 x 10 ¹⁰ cm ^-2 s ^-1 ) à la surface de la Terre. Au soleil, les neutrinos sont produits après la réaction de fusion de deux protons lors de la désintégration bêta positive du noyau d’hélium-2.

$_ {2} ^ {2} textrm {He} rightarrow _ {1} ^ {2} textrm {H} + beta ^ {+} + nu _ {{e}}$

Chaque réacteur nucléaire est également une source très puissante de neutrinos. En fait, les antineutrinos . Dans un réacteur nucléaire se produit en particulier la désintégration β ^– , car la caractéristique commune des produits de fission est un excès de neutrons (voir Stabilité nucléaire ). Un fragment de fission instable avec l’excès de neutrons subit une ß ^– désintégration, où le neutron est converti en un proton, un électron et un antineutrino électronique.

Référence: Griffiths, David, Introduction to Elementary Particles, Wiley, 1987.

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Qu’est-ce que la constante de désintégration – Définition

juillet 5, 2021juillet 16, 2020 par Nick Connor

La constante de désintégration détermine le taux de décroissance. La constante de désintégration est désignée par λ, «lambda». Cette probabilité constante peut varier considérablement entre les différents types de noyaux, conduisant aux nombreux taux de désintégration observés différents.

La loi de désintégration radioactive stipule que la probabilité par unité de temps qu’un noyau se désintègre est une constante, indépendante du temps. Cette constante est appelée constante de désintégration et est notée λ, « lambda ». Cette probabilité constante peut varier considérablement entre les différents types de noyaux, conduisant aux nombreux taux de désintégration observés différents. La désintégration radioactive d’un certain nombre d’atomes (masse) est exponentielle dans le temps.

Loi de désintégration radioactive: N = Ne ^-λt

Le taux de décroissance nucléaire est également mesuré en termes de demi-vies . La demi-vie est le temps nécessaire à un isotope donné pour perdre la moitié de sa radioactivité. Si un radio-isotope a une demi-vie de 14 jours, la moitié de ses atomes se seront désintégrés en 14 jours. Dans 14 jours de plus, la moitié de la moitié restante se décomposera, etc. Les demi-vies varient de millionièmes de seconde pour les produits de fission hautement radioactifs à des milliards d’années pour les matériaux à vie longue (comme l’uranium naturel). Remarquerez queles courtes demi-vies s’accompagnent de grandes constantes de désintégration. Les matières radioactives à demi-vie courte sont beaucoup plus radioactives (au moment de la production) mais perdront évidemment rapidement leur radioactivité. Quelle que soit la durée ou la durée de la demi-vie, après sept demi-vies, il reste moins de 1% de l’activité initiale.

La loi de désintégration radioactive peut également être dérivée pour les calculs d’activité ou les calculs de masse de matières radioactives:

(Nombre de noyaux) N = Ne ^-λt (Activité) A = Ae ^-λt (Masse) m = me ^-λt

, où N (nombre de particules) est le nombre total de particules dans l’échantillon, A (activité totale) est le nombre de désintégrations par unité de temps d’un échantillon radioactif, m est la masse de matière radioactive restante.

Tableau d'exemples de demi-vies et de constantes de décroissance. — Tableau d’exemples de demi-vies et de constantes de décroissance. Notez que les courtes demi-vies s’accompagnent de grandes constantes de désintégration. Les matières radioactives à demi-vie courte sont beaucoup plus radioactives mais perdront évidemment rapidement leur radioactivité.

Constante de désintégration et demi-vie

Dans les calculs de radioactivité, l’un des deux paramètres ( constante désintégration ou demi-vie ), qui caractérisent le taux de décroissance, doit être connu. Il existe une relation entre la demi-vie (t _1/2 ) et la constante de désintégration λ. La relation peut être dérivée de la loi de désintégration en fixant N = ½ N _o . Cela donne:

où ln 2 (le logarithme naturel de 2) est égal à 0,693. Si la constante de désintégration (λ) est donnée, il est facile de calculer la demi-vie, et vice-versa.

Constante de désintégration et radioactivité

La relation entre la demi-vie et la quantité de radionucléide nécessaire pour donner une activité d’un curie est illustrée sur la figure. Cette quantité de matière peut être calculée en utilisant λ , qui est la constante de désintégration de certains nucléides:

La figure suivante illustre la quantité de matière nécessaire pour 1 curie de radioactivité. Il est évident que plus la demi-vie est longue, plus la quantité de radionucléide nécessaire pour produire la même activité est importante. Bien sûr, la substance à longue durée de vie restera radioactive pendant beaucoup plus longtemps. Comme on peut le voir, la quantité de matière nécessaire pour 1 curie de radioactivité peut varier d’une quantité trop petite pour être vue (0,00088 gramme de cobalt-60), à travers 1 gramme de radium-226, à près de trois tonnes d’ uranium-238 .

Exemple – Calcul de la radioactivité

Un échantillon de matériau contient 1 mikrogramme d’iode 131. Il convient de noter que l’iode 131 joue un rôle majeur en tant qu’isotope radioactif présent dans les produits de fission nucléaire et qu’il contribue de façon importante aux risques pour la santé lorsqu’il est rejeté dans l’atmosphère lors d’un accident. L’iode 131 a une demi-vie de 8,02 jours.

Calculer:

Le nombre d’atomes d’iode-131 initialement présents.
L’activité de l’iode 131 dans les curies.
Le nombre d’atomes d’iode 131 qui resteront dans 50 jours.
Temps nécessaire à l’activité pour atteindre 0,1 mCi.

Solution:

Le nombre d’atomes d’iode-131 peut être déterminé en utilisant la masse isotopique comme ci-dessous.

N _I-131 = m _I-131 . N _A / M _I-131

N _I-131 = (1 μg) x (6,02 × 10 ²³ noyaux / mol) / (130,91 g / mol)

N _I-131 = 4,6 x 10 ¹⁵ noyaux

L’activité de l’iode 131 dans les curies peut être déterminée en utilisant sa constante de désintégration :

L’iode 131 a une demi-vie de 8,02 jours (692928 s) et donc sa constante de désintégration est:

En utilisant cette valeur pour la constante de désintégration, nous pouvons déterminer l’activité de l’échantillon:

3) et 4) Le nombre d’atomes d’iode-131 qui resteront dans 50 jours (N _50d ) et le temps qu’il faudra pour que l’activité atteigne 0,1 mCi peuvent être calculés en utilisant la loi de décroissance:

Comme on peut le voir, après 50 jours, le nombre d’atomes d’iode 131 et donc l’activité sera environ 75 fois plus faible. Après 82 jours, l’activité sera environ 1200 fois plus faible. Par conséquent, le temps de dix demi-vies (facteur 2 ¹⁰ = 1024) est largement utilisé pour définir l’activité résiduelle.

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Qu’est-ce que le blindage du rayonnement gamma – Écran – Définition

juillet 5, 2021juillet 16, 2020 par Nick Connor

Un blindage efficace du rayonnement gamma est basé sur l’utilisation de matériaux à haute densité et Z élevé. L’eau et l’uranium appauvri peuvent également être utilisés comme écran de protection contre les rayons gamma. Dosimétrie des rayonnements

Principes de base de la radioprotection

En radioprotection, il existe trois façons de protéger les personnes contre les sources de rayonnement identifiées:

Limiter le temps. La quantité d’exposition aux rayonnements dépend directement (linéairement) du temps que les gens passent près de la source de rayonnement. La dose peut être réduite en limitant le temps d’exposition .
Distance. La quantité d’exposition au rayonnement dépend de la distance de la source de rayonnement. Comme pour la chaleur d’un feu, si vous êtes trop près, l’intensité du rayonnement thermique est élevée et vous pouvez vous brûler. Si vous êtes à la bonne distance, vous pouvez y résister sans aucun problème et en plus c’est confortable. Si vous êtes trop loin d’une source de chaleur, l’insuffisance de chaleur peut également vous blesser. Cette analogie, dans un certain sens, peut être appliquée au rayonnement provenant également de sources de rayonnement.
Blindage. Enfin, si la source est trop intensive et que le temps ou la distance n’assurent pas une radioprotection suffisante, le blindage doit être utilisé. Le blindage contre les radiations est généralement composé de barrières de plomb, de béton ou d’eau. Il existe de nombreux matériaux qui peuvent être utilisés pour la protection contre les radiations, mais il existe de nombreuses situations dans la radioprotection. Cela dépend fortement du type de rayonnement à protéger, de son énergie et de nombreux autres paramètres. Par exemple, même l’uranium appauvri peut être utilisé comme une bonne protection contre le rayonnement gamma, mais d’un autre côté, l’uranium est un blindage absolument inapproprié du rayonnement neutronique .

Caractéristiques des rayons gamma / rayonnement

Les principales caractéristiques des rayons gamma sont résumées en quelques points:

Les rayons gamma sont des photons de haute énergie (environ 10 000 fois plus d’énergie que les photons visibles), les mêmes photons que les photons formant la gamme visible du spectre électromagnétique – la lumière.
Les photons (rayons gamma et rayons X) peuvent ioniser les atomes directement (bien qu’ils soient électriquement neutres) par l’effet photoélectrique et l’effet Compton, mais l’ionisation secondaire (indirecte) est beaucoup plus importante.
Les rayons gamma ionisent la matière principalement par ionisation indirecte .
Bien qu’un grand nombre d’interactions possibles soient connues, il existe trois mécanismes d’interaction clés avec la matière.
Les rayons gamma voyagent à la vitesse de la lumière et ils peuvent parcourir des milliers de mètres dans l’air avant de dépenser leur énergie.
Le rayonnement gamma étant une matière très pénétrante, il doit être protégé par des matériaux très denses, tels que le plomb ou l’uranium.
La distinction entre les rayons X et les rayons gamma n’est pas si simple et a changé au cours des dernières décennies. Selon la définition actuellement valable, les rayons X sont émis par des électrons à l’extérieur du noyau, tandis que les rayons gamma sont émis par le noyau .
Les rayons gamma accompagnent fréquemment l’émission de rayonnement alpha et bêta .

Image: L’importance relative de divers processus d’interactions des rayonnements gamma avec la matière.

Comparaison de particules dans une chambre nuageuse. Source: wikipedia.org

Coefficients d'atténuation. — Sections efficaces totales de photons.
Source: Wikimedia Commons

Blindage du rayonnement gamma

En bref, le blindage efficace du rayonnement gamma est dans la plupart des cas basé sur l’utilisation de matériaux ayant les deux propriétés suivantes:

haute densité de matériau.
nombre atomique élevé de matériaux (matériaux à forte teneur en Z)

Cependant, les matériaux à faible densité et les matériaux à faible Z peuvent être compensés par une épaisseur accrue, qui est aussi importante que la densité et le nombre atomique dans les applications de blindage.

Un fil est largement utilisé comme écran gamma. Le principal avantage du blindage en plomb réside dans sa compacité en raison de sa densité plus élevée. D’un autre côté, l’uranium appauvri est beaucoup plus efficace en raison de son Z plus élevé. L’uranium appauvri est utilisé pour le blindage dans les sources de rayons gamma portables.

Dans les centrales nucléaires, le blindage du cœur d’un réacteur peut être assuré par des matériaux de la cuve sous pression du réacteur, des internes du réacteur ( réflecteur de neutrons ). Le béton lourd est également généralement utilisé pour protéger à la fois les neutrons et le rayonnement gamma.

Bien que l’eau ne soit ni à haute densité ni à forte teneur en Z, elle est couramment utilisée comme écrans gamma. L’eau assure la protection contre les radiations des assemblages combustibles dans une piscine de combustible usé pendant le stockage ou pendant les transports depuis et vers le cœur du réacteur .

En général, le blindage anti- rayonnement gamma est plus complexe et plus difficile que le blindage anti – rayonnement alpha ou bêta . Afin de comprendre de manière globale comment un rayon gamma perd son énergie initiale, comment être atténué et comment être protégé, nous devons avoir une connaissance détaillée de ses mécanismes d’interaction.

Voir aussi plus de théorie: Interaction du rayonnement gamma avec la matière

Voir aussi calculatrice: Activité gamma au débit de dose (avec / sans écran)

Voir aussi XCOM – photon cross-section DB: XCOM: Photon Cross Sections Database

Atténuation des rayons gamma

La section efficace totale d’ interaction d’un rayonnement gamma avec un atome est égale à la somme des trois sections efficaces partielles mentionnées: σ = σ _f + σ _C + σ _p

σ _f – Effet photoélectrique

σ _C – Diffusion Compton

σ _p – Production de paires

Selon l’énergie des rayons gamma et le matériau absorbant, l’une des trois sections transversales partielles peut devenir beaucoup plus grande que les deux autres. Aux petites valeurs de l’énergie des rayons gamma, l’ effet photoélectrique domine. La diffusion de Compton domine aux énergies intermédiaires. La diffusion du compton augmente également avec la diminution du nombre atomique de matière, donc l’intervalle de domination est plus large pour les noyaux légers. Enfin, la production de paires électron-positon domine aux hautes énergies.

Sur la base de la définition de la section efficace d’interaction, la dépendance de l’intensité des rayons gamma sur l’épaisseur du matériau absorbant peut être dérivée. Si les rayons gamma monoénergétiques sont collimatés en un faisceau étroit et si le détecteur derrière le matériau détecte uniquement les rayons gamma qui ont traversé ce matériau sans aucune sorte d’interaction avec ce matériau, alors la dépendance devrait être une simple atténuation exponentielle des rayons gamma . Chacune de ces interactions élimine le photon du faisceau soit par absorption, soit par diffusion loin de la direction du détecteur. Par conséquent, les interactions peuvent être caractérisées par une probabilité fixe d’occurrence par unité de longueur de trajet dans l’absorbeur. La somme de ces probabilités est appeléecoefficient d’atténuation linéaire :

μ = τ _{(photoélectrique)} + σ _(Compton) + κ _(paire)

Coefficient d’atténuation linéaire

L’atténuation du rayonnement gamma peut alors être décrite par l’équation suivante.

I = I ₀ .e ^-μx

, où I est l’intensité après atténuation, I _o est l’intensité incidente, μ est le coefficient d’atténuation linéaire (cm ^-1 ) et l’épaisseur physique de l’absorbeur (cm).

Les matériaux énumérés dans le tableau ci-contre sont l’air, l’eau et différents éléments du carbone ( Z = 6) au plomb ( Z = 82) et leurs coefficients d’atténuation linéaire sont donnés pour trois énergies de rayons gamma. Il existe deux caractéristiques principales du coefficient d’atténuation linéaire:

Le coefficient d’atténuation linéaire augmente à mesure que le numéro atomique de l’absorbeur augmente.
Le coefficient d’atténuation linéaire pour tous les matériaux diminue avec l’énergie des rayons gamma.

Demi couche de valeur

La couche à demi-valeur exprime l’épaisseur du matériau absorbant nécessaire pour réduire l’intensité du rayonnement incident d’un facteur deux . Il existe deux caractéristiques principales de la couche de demi-valeur:

La couche de demi-valeur diminue à mesure que le numéro atomique de l’absorbeur augmente. Par exemple, 35 m d’air sont nécessaires pour réduire l’intensité d’un faisceau de rayons gamma de 100 keV par un facteur de deux alors que seulement 0,12 mm de plomb peut faire la même chose.
La couche de demi-valeur pour tous les matériaux augmente avec l’énergie des rayons gamma. Par exemple de 0,26 cm pour le fer à 100 keV à environ 1,06 cm à 500 keV.

Exemple:

De quelle quantité d’eau absorbez-vous la chaleur si vous souhaitez réduire l’intensité d’un faisceau de rayons gamma monoénergétique de 500 keV ( faisceau étroit ) à 1% de son intensité incidente? La couche de demi-valeur pour les rayons gamma à 500 keV dans l’eau est de 7,15 cm et le coefficient d’atténuation linéaire pour les rayons gamma à 500 keV dans l’eau est de 0,097 cm ^-1 . La question est assez simple et peut être décrite par l’équation suivante: $I (x) = frac {I_ {0}} {100}, ;; quand; x =?$ Si la couche de demi-valeur pour l’eau est de 7,15 cm, le coefficient d’atténuation linéaire est: $mu = frac {ln2} {7.15} = 0.097cm ^ {- 1}$ Maintenant, nous pouvons utiliser l’équation d’atténuation exponentielle: $I (x) = I_0; exp; (- mu x)$ $frac {I_0} {100} = I_0; exp; (- 0,097 x)$ donc $frac {1} {100} =; exp; (- 0,097 x)$ $lnfrac {1} {100} = - ln; 100 = -0,097 x$ $x = frac {ln100} {{0,097}} = 47,47; cm$ L’épaisseur d’eau requise est donc d’environ 47,5 cm . C’est une épaisseur relativement importante et elle est causée par de petits nombres atomiques d’hydrogène et d’oxygène. Si nous calculons le même problème pour le plomb (Pb) , nous obtenons l’épaisseur x = 2,8 cm .

Coefficients d’atténuation linéaire

Tableau des coefficients d’atténuation linéaire (en cm-1) pour différents matériaux à des énergies de rayons gamma de 100, 200 et 500 keV.

Absorbeur	100 keV	200 keV	500 keV
Air	0,000195 / cm	0,000159 / cm	0,000112 / cm
Eau	0,167 / cm	0,136 / cm	0,097 / cm
Carbone	0,335 / cm	0,274 / cm	0,196 / cm
Aluminium	0,435 / cm	0,324 / cm	0,227 / cm
Le fer	2,72 / cm	1,09 / cm	0,655 / cm
Cuivre	3,8 / cm	1,309 / cm	0,73 / cm
Conduire	59,7 / cm	10,15 / cm	1,64 / cm

Demi couches de valeur

La couche de demi-valeur exprime l’épaisseur du matériau absorbant nécessaire pour réduire l’intensité du rayonnement incident d’un facteur deux. Avec une demi-couche de valeur, il est facile d’effectuer des calculs simples.
Source: www.nde-ed.org

Tableau des demi-couches de valeur (en cm) pour différents matériaux à des énergies de rayons gamma de 100, 200 et 500 keV.

Absorbeur	100 keV	200 keV	500 keV
Air	3555 cm	4359 cm	6189 cm
Eau	4,15 cm	5,1 cm	7.15 cm
Carbone	2,07 cm	2,53 cm	3,54 cm
Aluminium	1,59 cm	2,14 cm	3,05 cm
Le fer	0,26 cm	0,64 cm	1,06 cm
Cuivre	0,18 cm	0,53 cm	0,95 cm
Conduire	0,012 cm	0,068 cm	0,42 cm

Coefficient d’atténuation de masse

Lors de la caractérisation d’un matériau absorbant, on peut parfois utiliser le coefficient d’atténuation massique. Le coefficient d’atténuation massique est défini comme le rapport du coefficient d’atténuation linéaire et de la densité d’absorbeur (μ / ρ) . L’atténuation du rayonnement gamma peut alors être décrite par l’équation suivante:

I = I ₀ .e ^{– (μ / ρ) .ρl}

, où ρ est la densité du matériau, (μ / ρ) est le coefficient d’atténuation de la masse et ρ.l est l’épaisseur de la masse. L’unité de mesure utilisée pour le coefficient d’atténuation de masse cm ² g ^-1 .

Pour les énergies intermédiaires, la diffusion Compton domine et différents absorbeurs ont des coefficients d’atténuation de masse approximativement égaux. Cela est dû au fait que la section efficace de la diffusion Compton est proportionnelle au Z (numéro atomique) et donc le coefficient est proportionnel à la densité du matériau ρ. Aux petites valeurs de l’énergie des rayons gamma ou aux valeurs élevées de l’énergie des rayons gamma, où le coefficient est proportionnel aux puissances supérieures du numéro atomique Z (pour l’effet photoélectrique σ _f ~ Z ⁵ ; pour la production de paires σ _p ~ Z ² ), le le coefficient d’atténuation μ n’est pas une constante.

Validité de la loi exponentielle

La loi exponentielle décrira toujours l’atténuation du rayonnement primaire par la matière. Si des particules secondaires sont produites ou si le rayonnement primaire change d’énergie ou de direction, alors l’atténuation effective sera bien moindre. Le rayonnement pénétrera plus profondément dans la matière que ne le prévoit la seule loi exponentielle. Le processus doit être pris en compte lors de l’évaluation de l’effet du blindage contre les radiations.

Exemple d'accumulation de particules secondaires. Dépend fortement du caractère et des paramètres des particules primaires. — Exemple d’accumulation de particules secondaires. Dépend fortement du caractère et des paramètres des particules primaires.

Facteurs d’accumulation pour le blindage des rayons gamma

La formule étendue pour le calcul du débit de dose est la suivante:

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Qu’est-ce que la désintégration bêta – Radioactivité bêta – Définition

juillet 16, 2020 par Nick Connor

La désintégration bêta ou la désintégration β représente la désintégration d’un noyau parent à une fille par l’émission de la particule bêta. La désintégration bêta est régie par l’interaction faible. Dosimétrie des rayonnements

La désintégration bêta ou la désintégration β représente la désintégration d’un noyau parent à une fille par l’émission de la particule bêta. Cette transition ( β ^– désintégration ) peut être caractérisé en tant que:

Si un noyau émet une particule bêta, il perd un électron (ou positron). Dans ce cas, le nombre de masse du noyau fille reste le même, mais le noyau fille formera un élément différent.

Les particules bêta sont des électrons ou des positons à haute énergie et à grande vitesse émis par certains types de noyaux radioactifs tels que le potassium-40. Les particules bêta ont une plus grande plage de pénétration que les particules alpha, mais encore beaucoup moins que les rayons gamma . Les particules bêta émises sont une forme de rayonnement ionisant également connu sous le nom de rayons bêta. Il existe les formes suivantes de désintégration bêta:

Désintégration bêta négative – Désintégration d’électrons. Dans la désintégration d’électrons, un noyau riche en neutrons émet un électron à haute énergie (β ^– particule). Les électrons sont des particules presque sans masse chargées négativement. En raison de la loi de conservation de la charge électrique, la charge nucléaire doit augmenter d’une unité. Dans ce cas, le processus peut être représenté par:
Positive Beta Decay – Positron Decay. Dans la désintégration des positons, un noyau riche en protons émet un positron (les positrons sont des antiparticules d’électrons, et ont la même masse que les électrons mais une charge électrique positive), et réduit ainsi la charge nucléaire d’une unité. Dans ce cas, le processus peut être représenté par: Une annihilation se produit, lorsqu’un positron de basse énergie entre en collision avec un électron de basse énergie.
Inverse Beta Decay – Capture d’électrons . La capture d’électrons , également connue sous le nom de désintégration bêta inverse, est parfois incluse comme type de désintégration bêta, car le processus nucléaire de base, médié par l’interaction faible, est le même. Dans ce processus, un noyau riche en protons peut également réduire sa charge nucléaire d’une unité en absorbant un électron atomique.

L’émission d’électrons a été l’un des premiers phénomènes de décroissance observés. Le processus inverse, la capture d’électrons , a été observé pour la première fois par Luis Alvarez, dans le vanadium 48. Il l’a rapporté dans un article de 1937 dans Physical Review.

L'uranium 238 se désintègre. — La chaîne de désintégration de l’uranium 238 comprend les désintégrations alpha et bêta.

Dans un réacteur nucléaire se produit en particulier la désintégration β−, car la caractéristique commune des produits de fission est un excès de neutrons (voir Stabilité nucléaire ). Un fragment de fission instable avec l’excès de neutrons subit une désintégration β−, où le neutron est converti en proton, en électron et en antineutrino d’électrons . Un neutron libre subit également ce type de désintégration. Un neutron libre se désintègre avec une demi-vie d’ environ 611 secondes (10,3 minutes) en un proton, un électron et un antineutrino (l’ équivalent antimatière du neutrino , une particule sans charge et peu ou pas de masse).

Théorie de la désintégration bêta – faible interaction

La désintégration bêta est régie par l’ interaction faible . Au cours d’ une désintégration bêta de deux bas quarks se transforme en un quark par l’ émission d’ un W ^– boson (emporte une charge négative). Le W ^– boson se désintègre en une particule bêta et un antineutrino . Ce processus est équivalent au processus dans lequel un neutrino interagit avec un neutron.

Comme on peut le voir sur la figure, la faible interaction change une saveur de quark en une autre. Notez que le modèle standard compte six saveurs de quarks et six saveurs de leptons. L’ interaction faible est le seul processus dans lequel un quark peut changer en un autre quark, ou un lepton en un autre lepton (changement de saveur). Ni l’ interaction forte ni électromagnétiquepermettre le changement de saveur. Ce fait est crucial dans de nombreuses désintégrations de particules nucléaires. Dans le processus de fusion, qui, par exemple, alimente le Soleil, deux protons interagissent via la force faible pour former un noyau de deutérium, qui réagit davantage pour générer de l’hélium. Sans l’interaction faible, le diproton se désintégrerait en deux protons non liés à l’hydrogène-1 par émission de protons. En conséquence, le soleil ne brûlerait pas sans lui car l’interaction faible provoque la transmutation p -> n.

Contrairement à la désintégration alpha , ni la particule bêta ni son neutrino associé n’existent dans le noyau avant la désintégration bêta, mais sont créés au cours du processus de désintégration. Par ce processus, les atomes instables obtiennent un rapport plus stable de protons aux neutrons. La probabilité de décomposition d’un nucléide en raison de la bêta et d’autres formes de décomposition est déterminée par son énergie de liaison nucléaire. Pour que l’émission d’électrons ou de positons soit possible sur le plan énergétique, la libération d’énergie (voir ci-dessous) ou la valeur Q doit être positive.

Exemple de désintégration bêta

Neutron gratuit
Découverte de Neutrino
Désintégration bêta du tritium

Spectre énergétique de la désintégration bêta

Dans les désintégrations alpha et gamma , la particule résultante (particule alpha ou photon ) a une distribution d’énergie étroite , car la particule transporte l’énergie de la différence entre les états nucléaires initial et final. Par exemple, en cas de désintégration alpha, lorsqu’un noyau parent se décompose spontanément pour donner un noyau fille et une particule alpha, la somme de la masse des deux produits n’est pas tout à fait égale à la masse du noyau d’origine (voir Défaut de masse ) . Du fait de la loi de conservation de l’énergie, cette différence apparaît sous la forme de l’ énergie cinétique de la particule alpha. Étant donné que les mêmes particules apparaissent en tant que produits à chaque décomposition d’un noyau parent particulier, la différence de masse doit toujours être la même et l’ énergie cinétique des particules alpha doit également toujours être la même. En d’autres termes, le faisceau de particules alpha doit être monoénergétique .

On s’attendait à ce que les mêmes considérations tiennent pour un noyau parent se décomposant en un noyau fille et une particule bêta . Étant donné que seuls l’électron et le noyau fille en recul ont été observés, une désintégration bêta, le processus était initialement supposé être un processus à deux corps , tout comme la désintégration alpha. Il semblerait raisonnable de supposer que les particules bêta formeraient également un faisceau monoénergétique .

Pour démontrer de deux energetics corps désintégration bêta, considérer la désintégration bêta dans laquelle un électron est émis et le noyau parent est au repos, c onservation de l’ énergie exige:

Étant donné que l’électron est une particule beaucoup plus légère, il était prévu qu’il emporterait la majeure partie de l’énergie libérée, ce qui aurait une valeur unique T _e- .

Spectre énergétique de la désintégration bêta — La forme de cette courbe d’énergie dépend de la fraction de l’énergie de réaction (valeur Q – la quantité d’énergie libérée par la réaction) qui est transportée par l’électron ou le neutrino.

Mais la réalité était différente . Cependant, le spectre des particules bêta mesuré par Lise Meitner et Otto Hahn en 1911 et par Jean Danysz en 1913 montrait plusieurs lignes sur un fond diffus. De plus, pratiquement toutes les particules bêta émises ont des énergies inférieures à celles prédites par la conservation de l’énergie dans les désintégrations à deux corps. Les électrons émis dans la désintégration bêta ont un spectre continu plutôt qu’un spectre discret qui semble contredire la conservation de l’énergie, dans l’hypothèse alors actuelle que la désintégration bêta est la simple émission d’un électron à partir d’un noyau. Lorsque cela a été observé pour la première fois, il semblait menacer la survie de l’une des lois de conservation les plus importantes en physique !

Pour tenir compte de cette libération d’énergie, Pauli a proposé (en 1931) qu’il y ait émis dans le processus de désintégration une autre particule , appelée plus tard par Fermi le neutrino . Il est clair que cette particule doit être très pénétrante et que la conservation de la charge électrique nécessite que le neutrino soit électriquement neutre. Cela expliquerait pourquoi il était si difficile de détecter cette particule. Le terme neutrino vient de l’italien qui signifie «petit neutre» et les neutrinos sont désignés par la lettre grecque ν (nu) . Dans le processus de désintégration bêta, le neutrino transporte l’énergie manquante et dans ce processus, la loi de conservation de l’énergie reste valide .

Lois de conservation dans la désintégration bêta

En analysant les réactions nucléaires , nous appliquons les nombreuses lois de conservation . Les réactions nucléaires sont soumises aux lois classiques de conservation pour la charge, la quantité de mouvement, la quantité de mouvement angulaire et l’énergie (y compris les énergies de repos). Les lois de conservation supplémentaires, non prévues par la physique classique, sont:

Certaines de ces lois sont respectées en toutes circonstances, d’autres non. Nous avons accepté la conservation de l’énergie et de l’élan. Dans tous les exemples donnés, nous supposons que le nombre de protons et le nombre de neutrons sont conservés séparément. Nous trouverons des circonstances et des conditions dans lesquelles cette règle n’est pas vraie. Lorsque nous envisageons des réactions nucléaires non relativistes, c’est essentiellement vrai. Cependant, lorsque nous envisageons les énergies nucléaires relativistes ou celles impliquant les interactions faibles, nous constaterons que ces principes doivent être étendus.

Certains principes de conservation sont nés de considérations théoriques, d’autres ne sont que des relations empiriques. Néanmoins, toute réaction non expressément interdite par les lois sur la conservation se produira généralement, peut-être à un rythme lent. Cette attente est basée sur la mécanique quantique. À moins que la barrière entre les états initial et final ne soit infiniment élevée, il y a toujours une probabilité non nulle qu’un système fasse la transition entre eux.

Aux fins de l’analyse des réactions non relativistes, il suffit de noter quatre des lois fondamentales régissant ces réactions.

Conservation des nucléons . Le nombre total de nucléons avant et après une réaction est le même.
Conservation de la charge . La somme des charges sur toutes les particules avant et après une réaction est la même
Conservation de l’élan . L’élan total des particules en interaction avant et après une réaction est le même.
Conservation de l’énergie . L’énergie, y compris l’énergie de masse au repos, est conservée dans les réactions nucléaires.

Référence: Lamarsh, John R. Introduction au génie nucléaire 2e édition

Désintégration bêta – valeur Q

En physique nucléaire et physique des particules, l’ énergétique des réactions nucléaires est déterminée par la valeur Q de cette réaction. La valeur Q de la réaction est définie comme la différence entre la somme des masses au repos des réactifs initiaux et la somme des masses des produits finaux , en unités d’énergie (généralement en MeV).

Considérons une réaction typique, dans laquelle le projectile a et la cible A donnent lieu à deux produits, B et b. Cela peut également être exprimé dans la notation que nous avons utilisé jusqu’à présent, a + A → B + b , ou même dans une notation plus compacte, A (a, b) B .

Voir aussi: E = mc2

La valeur Q de cette réaction est donnée par:

Q = [ma + mA – (mb + mB)] c ²

Lors de la description de la désintégration bêta (réaction sans projectile), le noyau se désintégrant est généralement appelé noyau parent et le noyau restant après l’événement comme noyau fille. L’émission d’une particule bêta, soit un électron, β ^– , soit un positron, β ⁺ , modifie le numéro atomique du noyau sans affecter son nombre de masse. La masse totale au repos du noyau fille et du rayonnement nucléaire libéré lors d’une désintégration bêta, m _Fille + m _Rayonnement , est toujours inférieure à celle du noyau parent, m _parent .

La différence masse-énergie,

Q = [m _parent – (m _Fille + m _Rayonnement )] c ²

apparaît comme l’énergie de désintégration, libérée dans le processus. Par exemple, la valeur Q d’une désintégration bêta typique est:

Au cours de la désintégration bêta, un électron ou un positron est émis. Cette émission s’accompagne de l’émission d’ antineutrino (désintégration β-) ou de neutrino (désintégration β +), qui partage l’énergie et l’élan de la désintégration. L’émission bêta a un spectre caractéristique. Ce spectre caractéristique est dû au fait qu’un neutrino ou un antineutrino est émis avec émission de particules bêta. La forme de cette courbe d’énergie dépend de la fraction de l’énergie de réaction ( valeur Q – la quantité d’énergie libérée par la réaction) qui est transportée par la particule massive. Les particules bêta peuvent donc être émises avec n’importe quelle énergie cinétique allant de 0 à Q. Après une désintégration alpha ou bêta, le noyau fille est souvent laissé dans un état d’énergie excité. Afin de se stabiliser, il émet ensuite des photons de haute énergie, des rayons γ.

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Qu’est-ce que la désintégration alpha – Radioactivité alpha – Définition

juillet 16, 2020 par Nick Connor

La désintégration alpha ou la désintégration α représente la désintégration d’un noyau parent à une fille par l’émission du noyau d’un atome d’hélium. La désintégration alpha est un processus de tunnel quantique. Pour être émise, la particule alpha doit pénétrer une barrière de potentiel. Dosimétrie des rayonnements

La désintégration alpha (ou désintégration α et également la radioactivité alpha ) représente la désintégration d’un noyau parent à une fille par l’émission du noyau d’un atome d’hélium. Cette transition peut être caractérisée comme:

Comme le montre la figure, la particule alpha est émise lors de la désintégration alpha. Les particules alpha sont des noyaux énergétiques d’hélium . Les particules alpha se composent de deux protons et de deux neutrons liés ensemble en une particule identique à un noyau d’hélium. Les particules alpha sont relativement grandes et portent une double charge positive. Ils ne sont pas très pénétrants et un morceau de papier peut les arrêter. Ils ne parcourent que quelques centimètres mais déposent toutes leurs énergies le long de leurs courts trajets.

Dans la pratique, ce mode de désintégration n’a été observé que dans des nucléides considérablement plus lourds que le nickel, les émetteurs alpha les plus légers connus étant les isotopes les plus légers (nombres de masse 106 à 110) de tellure (élément 52). Dans les réacteurs nucléaires, la désintégration alpha se produit par exemple dans le combustible (désintégration alpha des noyaux lourds). Les particules alpha sont généralement émises par tous les noyaux radioactifs lourds présents dans la nature ( uranium , thorium ou radium), ainsi que par les éléments transuraniens (neptunium, plutonium ou américium).

Théorie de la désintégration alpha – Tunnelisation quantique

Parmi la variété de canaux dans lesquels un noyau se désintègre, la désintégration alpha a été l’une des plus étudiées. Le canal de désintégration alpha dans les noyaux lourds et super lourds a fourni des informations sur les propriétés fondamentales des noyaux loin de la stabilité, telles que leurs énergies à l’état fondamental et la structure de leurs niveaux nucléaires.

La désintégration alpha est un processus de tunnel quantique . Pour être émise, la particule alpha doit pénétrer une barrière de potentiel. Ceci est similaire à la désintégration des grappes , dans laquelle un noyau atomique émet une petite « grappe » de neutrons et de protons (par exemple ¹² C).

La hauteur de la barrière de Coulomb pour les noyaux de A «200 est d’environ 20-25 MeV . Les particules alpha émises lors de la désintégration nucléaire ont des énergies typiques d’environ 5 MeV. D’une part, une particule alpha 5 MeV entrante est dispersée à partir d’un noyau lourd et elle ne peut pas pénétrer la barrière de Coulomb et se rapprocher suffisamment du noyau pour interagir via la force forte. D’un autre côté, une particule alpha de 5 MeV liée dans un puits de potentiel nucléaire est capable de tunneler cette même barrière coulombienne.

En 1928, George Gamow (et de manière indépendante par Ronald Gurney et Edward Condon ) avait résolu la théorie de la désintégration alpha via le tunnelage quantique. Ils ont supposé que la particule alpha et le noyau fille existaient dans le noyau parent avant sa dissociation, à savoir la désintégration des états quasi-stationnaires (QS). Un état quasi stationnaire est défini comme un état à longue durée de vie qui finit par se désintégrer. Initialement, l’amas alpha oscille dans le potentiel du noyau fille, le potentiel Coulomb empêchant leur séparation. La particule alpha est piégée dans un puits potentiel par le noyau. Classiquement, il est interdit de s’échapper, mais selon les principes (alors) nouvellement découverts de la mécanique quantique, il a une probabilité minuscule (mais non nulle) de «creuser un tunnel» à travers la barrière et d’apparaître de l’autre côté pour s’échapper du noyau . En utilisant le mécanisme de tunneling, Gamow, Condon et Gurney ont calculé la pénétrabilité de la particule α tunneling à travers la barrière de Coulomb, trouver les durées de vie de certains noyaux émetteurs α. Le principal succès de ce modèle a été la reproduction de la loi semi-empirique de Geiger-Nuttall qui exprime les durées de vie des émetteurs α en termes d’énergies des particules α libérées. Il faut noter que d’autres formes courantes de désintégration (par exemple la désintégration bêta) sont régies par l’interaction entre la force nucléaire et la force électromagnétique.

Référence spéciale: WSC Williams. Physique nucléaire et des particules. Clarendon Press; 1 édition, 1991, ISBN: 978-0198520467.

Loi Geiger-Nuttall

La loi de Geiger-Nuttall est une loi semi-empirique qui exprime la durée de vie (demi-vie) de l’émetteur alpha en termes d’énergie de la particule alpha libérée. En d’autres termes, il déclare que les isotopes à courte durée de vie émettent plus de particules alpha énergétiques que celles à longue durée de vie. Cette règle a été formulée par Hans Geiger et John Mitchell Nuttall en 1911 avant le développement de la formulation théorique. La loi de Geiger-Nuttall peut être exprimée mathématiquement comme:

où a et b sont des constantes empiriques qui se trouvent à partir de tracés logarithmiques de données expérimentales. R _α représente la plage linéaire de la particule alpha, c’est donc une mesure directe de l’énergie cinétique de la particule alpha. La largeur de la résonance (Γ) est généralement liée à la durée de vie moyenne (τ) du noyau excité par la relation: Γ = ℏ / τ

Lois de conservation dans Alpha Decay

Aux fins de l’analyse des réactions non relativistes, il suffit de noter quatre des lois fondamentales régissant ces réactions.

Conservation des nucléons . Le nombre total de nucléons avant et après une réaction est le même.
Conservation de la charge . La somme des charges sur toutes les particules avant et après une réaction est la même
Conservation de l’élan . L’élan total des particules en interaction avant et après une réaction est le même.
Conservation de l’énergie . L’énergie, y compris l’énergie de masse au repos, est conservée dans les réactions nucléaires.

Référence: Lamarsh, John R. Introduction au génie nucléaire 2e édition

Alpha Decay – Valeur Q

Voir aussi: E = mc2

La valeur Q de cette réaction est donnée par:

Q = [ma + mA – (mb + mB)] c ²

Lors de la description de la désintégration alpha (une réaction sans projectile), le noyau se désintégrant est généralement appelé noyau parent et le noyau restant après l’événement comme noyau fille. La masse totale au repos du noyau fille et du rayonnement nucléaire libéré dans une désintégration alpha, m _Fille + m _Rayonnement , est toujours inférieure à celle du noyau parent, m _parent . La différence masse-énergie,

Q = [m _parent – (m _Fille + m _Rayonnement )] c ²

apparaît comme l’énergie de désintégration, libérée dans le processus. Par exemple, la valeur Q d’une désintégration alpha typique est:

L’énergie de désintégration d’environ 5 MeV est l’énergie cinétique typique des particules alpha. Afin de respecter la loi de conservation de la quantité de mouvement, la majeure partie de l’énergie de désintégration doit apparaître comme l’énergie cinétique de la particule alpha. Après une désintégration alpha ou bêta, le noyau fille est souvent laissé dans un état d’énergie excité. Afin de se stabiliser, il émet ensuite des photons de haute énergie, des rayons γ.

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Qu’est-ce que la demi-vie – Calcul – Exemple – Définition

juillet 16, 2020 par Nick Connor

Demi-vie – Calcul – Exemple. L’iode-131 a une demi-vie de 8,02 jours. Calculez l’activité de l’iode 131 dans les curies. Dosimétrie des rayonnements

L’un des termes les plus utiles pour estimer la vitesse de décomposition d’un nucléide est la demi-vie radioactive ( t _1/2 ). La demi-vie est définie comme le temps nécessaire à un isotope donné pour perdre la moitié de sa radioactivité. Comme cela a été écrit, la désintégration radioactive est un processus aléatoire au niveau d’atomes uniques, en ce sens que, selon la théorie quantique, il est impossible de prédire quand un atome particulier va se désintégrer. En d’autres termes, un noyau d’un radionucléide n’a pas de «mémoire». Un noyau ne «vieillit» pas avec le temps. Ainsi, la probabilité de sa décomposition n’augmente pas avec le temps, mais reste constante quelle que soit la durée d’existence du noyau.

Par conséquent, le taux de décroissance nucléaire peut également être mesuré en termes de demi-vies . Chaque radionucléide a sa propre demi-vie particulière qui ne change jamais, quelle que soit la quantité ou la forme du matériau (c.-à-d. Solide, liquide, gaz, élément ou composé) ou son histoire passée. Si un radio-isotope a une demi-vie de 14 jours, la moitié de ses atomes se seront désintégrés en 14 jours. Dans 14 jours de plus, la moitié de la moitié restante se décomposera, etc.

Les demi-vies varient de millionièmes de seconde pour les produits de fission hautement radioactifs à des milliards d’années pour les matériaux à vie longue (comme l’uranium naturel). Après que cinq demi-vies se soient écoulées, il ne reste que 1/32, ou 3,1%, du nombre original d’atomes. Après sept demi-vies, il ne reste que 1/128, soit 0,78%, des atomes. Le nombre d’atomes existant après 5 à 7 demi-vies peut généralement être considéré comme négligeable.

Demi-vie et radioactivité – Exemple

Exemple – Loi sur la désintégration radioactive

Calculer:

Le nombre d’atomes d’iode-131 initialement présents.
L’activité de l’iode 131 dans les curies.
Le nombre d’atomes d’iode 131 qui resteront dans 50 jours.
Temps nécessaire à l’activité pour atteindre 0,1 mCi.

Solution:

Le nombre d’atomes d’iode-131 peut être déterminé en utilisant la masse isotopique comme ci-dessous.

N _I-131 = m _I-131 . N _A / M _I-131

N _I-131 = (1 μg) x (6,02 × 10 ²³ noyaux / mol) / (130,91 g / mol)

N _I-131 = 4,6 x 10 ¹⁵ noyaux

L’activité de l’iode 131 dans les curies peut être déterminée en utilisant sa constante de désintégration :

Dans les calculs de radioactivité, l’un des deux paramètres ( constante de désintégration ou demi-vie ), qui caractérisent le taux de décroissance, doit être connu. Il existe une relation entre la demi-vie (t _1/2 ) et la constante de désintégration λ. La relation peut être dérivée de la loi de désintégration en fixant N = ½ N _o . Cela donne:

où ln 2 (le logarithme naturel de 2) est égal à 0,693. Si la constante de désintégration (λ) est donnée, il est facile de calculer la demi-vie, et vice-versa.

L’iode 131 a une demi-vie de 8,02 jours (692928 s) et donc sa constante de désintégration est:

En utilisant cette valeur pour la constante de désintégration, nous pouvons déterminer l’activité de l’échantillon:

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Que sont les rayons X – rayonnement Roentgen – définition

juillet 5, 2021juillet 16, 2020 par Nick Connor

Les rayons X , également connus sous le nom de rayonnement X , se réfèrent au rayonnement électromagnétique (pas de masse au repos, pas de charge) des hautes énergies. Les rayons X sont des photons de haute énergie avec des longueurs d’onde courtes et donc des fréquences très élevées. La fréquence de rayonnement est un paramètre clé de tous les photons, car elle détermine l’énergie d’un photon. Les photons sont classés en fonction des énergies des ondes radioélectriques de faible énergie et du rayonnement infrarouge, à travers la lumière visible, aux rayons X à haute énergie et aux rayons gamma .

NASA - Spectre électromagnétique — Source: Visite du spectre électromagnétique www.nasa.gov

La plupart des rayons X ont une longueur d’onde allant de 0,01 à 10 nanomètres (3 × 10 ¹⁶ Hz à 3 × 10 ¹⁹ Hz), correspondant à des énergies comprises entre 100 eV et 100 keV. Les longueurs d’onde des rayons X sont plus courtes que celles des rayons UV et généralement plus longues que celles des rayons gamma. La distinction entre les rayons X et les rayons gamma n’est pas si simple et a changé au cours des dernières décennies. Selon la définition actuellement valable, les rayons X sont émis par des électrons à l’extérieur du noyau, tandis que les rayons gamma sont émis par le noyau .

Étant donné que les rayons X (en particulier les rayons X durs) sont en substance des photons de haute énergie, ils constituent une matière très pénétrante et sont donc biologiquement dangereux. Les rayons X peuvent parcourir des milliers de pieds dans l’air et peuvent facilement traverser le corps humain.

Découverte des rayons X – Wilhelm Conrad Röntgen

Découverte par rayons X - Roentgen — Hand mit Ringen (Hand with Rings): impression de la première radiographie «médicale» de Wilhelm Röntgen, de la main de sa femme, prise le 22 décembre 1895 et présentée à Ludwig Zehnder du Physik Institut, Université de Fribourg, le 1er janvier 1896
Source : wikipedia.org Licence: domaine public

Des rayons X ont été découverts le 8 novembre 1895 par le professeur de physique allemand Wilhelm Conrad Röntgenà l’Université de Würtzburg en Allemagne. Il étudiait les décharges électriques dans des tubes en verre remplis de divers gaz à très basse pression. Dans ces expériences, Röntgen avait recouvert le tube de papier noir et avait obscurci la pièce. Il a ensuite découvert qu’un morceau de papier peint avec un colorant fluorescent, à une certaine distance du tube, brillerait lorsqu’il allumerait la haute tension entre les électrodes dans le tube. Il s’est rendu compte qu’il avait produit une «lumière invisible» ou rayon auparavant inconnue, qui était émise par le tube et un rayon qui pouvait passer à travers le papier épais recouvrant le tube. Röntgen a appelé le rayonnement «X», pour indiquer qu’il s’agissait d’un type de rayonnement inconnu.

Conscient de l’importance de sa découverte, Röntgen a concentré toute son attention sur l’étude de ce nouveau rayonnement qui avait la propriété inhabituelle de passer à travers du papier noir. Grâce à des expériences supplémentaires, il a également constaté que le nouveau rayon traverserait la plupart des substances projetant des ombres d’objets solides tels que des blocs de bois, des livres et même sa main. Il a constaté que les rayons X se propagent en lignes droites d’où ils ne sont déviés ni par des champs électriques ni magnétiques. La première image aux rayons X était une image de la main de sa femme sur une plaque photographique formée à cause des rayons X. Sa découverte s’est rapidement répandue dans le monde et Wilhelm Conrad Röntgen a reçu le premier prix Nobel de physique pour sa découverte.

Caractéristiques des rayons X

Les principales caractéristiques des rayons X sont résumées en quelques points:

Les rayons X sont des photons de haute énergie (environ 100 à 1 000 fois plus d’énergie que les photons visibles), les mêmes photons que les photons formant la gamme visible du spectre électromagnétique – la lumière.
Les rayons X sont généralement décrits par leur énergie maximale, qui est déterminée par la tension entre les électrodes. Elle peut aller d’environ 20 kV à 300 kV. Le rayonnement à basse tension est appelé « doux » – et le rayonnement à haute tension est appelé « dur ».
Les photons (rayons gamma et rayons X) peuvent ioniser les atomes directement (bien qu’ils soient électriquement neutres) par l’effet photoélectrique et l’effet Compton, mais l’ionisation secondaire (indirecte) est beaucoup plus importante.
Les rayons X ionisent la matière par ionisation indirecte .
Bien qu’un grand nombre d’interactions possibles soient connues, il existe trois mécanismes d’interaction clés avec la matière.
- Effet photoélectrique
- Diffusion de Compton
- Diffusion de Rayleigh
Les rayons X voyagent à la vitesse de la lumière et ils peuvent parcourir des centaines de mètres dans l’air avant de dépenser leur énergie.
Comme les rayons X durs sont des matières très pénétrantes, ils doivent être protégés par des matériaux très denses, comme le plomb ou l’uranium.
La distinction entre les rayons X et les rayons gamma n’est pas si simple et a changé au cours des dernières décennies. Selon la définition actuellement valable, les rayons X sont émis par des électrons à l’extérieur du noyau, tandis que les rayons gamma sont émis par le noyau .
Pour les rayons X générés par un tube à rayons X, il existe deux types différents de spectres de rayons X:
- Bremsstrahlung
- Rayons X caractéristiques
Les rayons X caractéristiques accompagnent fréquemment certains types de désintégrations nucléaires, telles que la conversion interne et la capture d’électrons .

les rayons X – Production

Étant donné que les rayons X sont des photons de haute énergie , qui ont une nature électromagnétique , ils peuvent être produits chaque fois que des particules chargées (électrons ou ions) d’énergie suffisante frappent un matériau. Il est similaire à l’ effet photoélectrique , où les photons peuvent être annihilés lorsqu’ils frappent la plaque métallique, chacun remettant son énergie cinétique à un électron .

Les rayons X peuvent être générés par un tube à rayons X , un tube à vide qui utilise une haute tension pour accélérer les électrons libérés par une cathode chaude à une vitesse élevée. La cathode doit être chauffée pour émettre des électrons. Les électrons, accélérés par des différences de potentiel de dizaines de milliers de volts, visent une cible métallique (généralement faite de tungstène ou d’un autre métal lourd) dans un tube à vide. Plus la tension entre les électrodes est grande, plus les électrons atteindront l’énergie. En frappant la cible, les électrons accélérés sont brusquement arrêtés et les rayons Xet de la chaleur sont générées. La majeure partie de l’énergie est transformée en chaleur dans l’anode (qui doit être refroidie). Seulement 1% de l’énergie cinétique des électrons est convertie en rayons X. Les rayons X sont généralement générés perpendiculairement à la trajectoire du faisceau d’électrons.

Une source spécialisée de rayons X qui est largement utilisée dans la recherche est l’accélérateur de particules, qui génère un rayonnement connu sous le nom de rayonnement synchrotron . Lorsque des particules chargées ultra-relativistes se déplacent à travers des champs magnétiques, elles sont obligées de se déplacer le long d’un chemin incurvé. Comme leur direction de mouvement change continuellement, ils accélèrent également et émettent donc des bremsstrahlung, dans ce cas, ils sont appelés rayonnement synchrotron .

Les rayons X peuvent également être produits par des protons rapides ou d’autres ions positifs. L’émission de rayons X induite par les protons ou l’émission de rayons X induite par les particules est largement utilisée comme procédure analytique.

Rayons X mous et durs

Les rayons X sont généralement décrits par leur énergie maximale, qui est déterminée par la tension entre les électrodes. Les rayons X avec des énergies photoniques élevées (supérieures à 5 à 10 keV) sont appelés rayons X durs , tandis que ceux avec une énergie plus faible (et une longueur d’onde plus longue) sont appelés rayons X mous . En raison de leur capacité de pénétration, les rayons X durs sont largement utilisés pour l’image de l’intérieur d’objets visuellement opaques. Les applications les plus souvent vues sont en radiographie médicale. Étant donné que les longueurs d’onde des rayons X durs sont similaires à la taille des atomes, elles sont également utiles pour déterminer les structures cristallines par cristallographie aux rayons X. En revanche, les rayons X mous sont facilement absorbés dans l’air. La longueur d’atténuation des rayons X à 600 eV dans l’eau est inférieure à 1 micromètre.

Spectre de rayons X – caractéristique et continu

Pour les rayons X générés par un tube à rayons X, la partie de l’énergie qui est transformée en rayonnement varie de zéro à l’énergie maximale de l’électron lorsqu’il frappe l’anode. L’énergie maximale du photon à rayons X produit est limitée par l’énergie de l’électron incident, qui est égale à la tension sur le tube multipliée par la charge des électrons, de sorte qu’un tube de 100 kV ne peut pas créer de rayons X avec une énergie supérieure à 100 keV. Lorsque les électrons atteignent la cible, les rayons X sont créés par deux processus atomiques différents:

Bremsstrahlung . Le bremsstrahlung est un rayonnement électromagnétique produit par l’accélération ou la décélération d’un électron lorsqu’il est dévié par de forts champs électromagnétiques de noyaux cibles à Z élevé (nombre de protons). Le nom bremsstrahlung vient de l’allemand. La traduction littérale est «rayonnement de freinage» . D’après la théorie classique, lorsqu’une particule chargée est accélérée ou décélérée, elle doit rayonner de l’énergie. Le bremsstrahlung est l’une des interactions possibles des particules chargées de lumière avec la matière (en particulier avec des nombres atomiques élevés). Ces rayons X ont un spectre continu. L’intensité des rayons X augmente linéairement avec une fréquence décroissante, à partir de zéro à l’énergie des électrons incidents, la tension sur le tube à rayons X. Changer le matériau à partir duquel la cible dans le tube est faite n’a aucun effet sur le spectre de ce rayonnement continu. Si nous devions passer d’une cible en molybdène à une cible en cuivre, par exemple, toutes les caractéristiques du spectre des rayons X changeraient à l’exception de la longueur d’onde de coupure.
Emission caractéristique de rayons X. Si l’électron a suffisamment d’énergie, il peut faire sortir un électron orbital de la coquille électronique interne d’un atome de métal. Étant donné que le processus laisse une vacance dans le niveau d’énergie électronique d’où provient l’électron, les électrons externes de l’atome descendent pour remplir les niveaux atomiques inférieurs, et un ou plusieurs rayons X caractéristiques sont généralement émis. En conséquence, des pics d’intensité nets apparaissent dans le spectre à des longueurs d’onde qui sont une caractéristique du matériau à partir duquel la cible anodique est fabriquée. Les fréquences des rayons X caractéristiques peuvent être prédites à partir du modèle de Bohr.

Interaction des rayons X avec la matière

Bien qu’un grand nombre d’interactions possibles soient connues, il existe trois mécanismes d’interaction clés avec la matière. La force de ces interactions dépend de l’ énergie des rayons X et de la composition élémentaire du matériau, mais pas beaucoup des propriétés chimiques, car l’énergie photonique des rayons X est beaucoup plus élevée que les énergies de liaison chimique. L’absorption photoélectrique domine aux faibles énergies des rayons X, tandis que la diffusion Compton domine aux énergies plus élevées.

Absorption photoélectrique
Diffusion de Compton
Diffusion de Rayleigh

Absorption photoélectrique des rayons X

Absorption gamma par un atome. Source: laradioactivite.com/ — Absorption gamma par un atome.
Source: laradioactivite.com/

Dans l’effet photoélectrique, un photon subit une interaction avec un électron qui est lié dans un atome. Dans cette interaction, le photon incident disparaît complètement et un photoélectron énergétique est éjecté par l’atome de l’un de ses coques liées . L’énergie cinétique du photoélectron éjecté (E _e ) est égale à l’énergie photonique incidente (hν) moins l’ énergie de liaison du photoélectron dans sa coque d’origine (E _b ).

E _e = hν-E _b

Par conséquent, les photoélectrons ne sont émis par l’effet photoélectrique que si le photon atteint ou dépasse une énergie de seuil – l’énergie de liaison de l’électron – la fonction de travail du matériau. Pour les rayons X très élevés avec des énergies de plus de centaines de keV, le photoélectron transporte la majorité de l’énergie photonique incidente – hν.

Aux petites valeurs de l’énergie des rayons gamma, l’effet photoélectrique domine . Le mécanisme est également amélioré pour les matériaux de numéro atomique Z élevé. Il n’est pas simple de dériver l’expression analytique de la probabilité d’absorption photoélectrique des rayons gamma par atome sur toutes les gammes d’énergies de rayons gamma. La probabilité d’absorption photoélectrique par unité de masse est approximativement proportionnelle à:

τ _{(photoélectrique)} = constante x Z ^N / E ^3,5

où Z est le numéro atomique, l’exposant n varie entre 4 et 5. E est l’énergie du photon incident. La proportionnalité aux puissances supérieures du nombre atomique Z est la principale raison de l’utilisation de matériaux à forte teneur en Z, tels que le plomb ou l’uranium appauvri dans les écrans de rayons gamma.

Bien que la probabilité de l’absorption photoélectrique des photons diminue, en général, avec l’augmentation de l’énergie des photons, il y a de fortes discontinuités dans la courbe de section transversale. Celles-ci sont appelées «bords d’absoption»et ils correspondent aux énergies de liaison des électrons des coquilles liées à l’atome. Pour les photons avec l’énergie juste au-dessus du bord, l’énergie des photons est juste suffisante pour subir l’interaction photoélectrique avec l’électron de la coque liée, disons K-shell. La probabilité d’une telle interaction est juste au-dessus de ce bord bien supérieure à celle des photons d’énergie légèrement en dessous de ce bord. Pour les photons en dessous de ce bord, l’interaction avec l’électron de la coquille K est énergétiquement impossible et donc la probabilité chute brusquement. Ces arêtes se produisent également aux énergies de liaison des électrons d’autres coquilles (L, M, N… ..).

Diffusion Compton des rayons X

La formule Compton a été publiée en 1923 dans la Physical Review. Compton a expliqué que le déplacement des rayons X est provoqué par une impulsion de type particules de photons . La formule de diffusion Compton est la relation mathématique entre le changement de longueur d’onde et l’angle de diffusion des rayons X. Dans le cas de la diffusion Compton, le photon de fréquence f entre en collision avec un électron au repos. Lors de la collision, le photon rebondit sur l’électron, abandonnant une partie de son énergie initiale (donnée par la formule de Planck E = hf), tandis que l’électron prend de l’élan (masse x vitesse), le photon ne peut pas réduire sa vitesse. En raison de la loi de conservation de l’impulsion, le photon doit réduire son impulsion donnée par:

Diffusion de Compton — En diffusion Compton, le photon gamma incident est dévié d’un angle Θ par rapport à sa direction d’origine. Cette déviation entraîne une diminution de l’énergie (diminution de la fréquence du photon) du photon et est appelée effet Compton.
Source: hyperphysics.phy-astr.gsu.edu

La diminution de la quantité de mouvement des photons doit donc se traduire par une diminution de la fréquence (augmentation de la longueur d’onde Δ λ = λ ‘- λ ). Le décalage de la longueur d’onde augmente avec l’angle de diffusion selon la formule de Compton :

où λ est la longueur d’onde initiale du photon λ ‘ est la longueur d’onde après diffusion, h est la constante de Planck = 6,626 x 10 ^-34 Js, m _e est la masse de repos des électrons (0,511 MeV) c est la vitesse de la lumière Θ est la diffusion angle. Le changement minimal de longueur d’onde ( λ ′ – λ ) pour le photon se produit lorsque Θ = 0 ° (cos (Θ) = 1) et est au moins nul. La variation maximale de longueur d’onde ( λ ′ – λ) pour le photon se produit lorsque Θ = 180 ° (cos (Θ) = – 1). Dans ce cas, le photon transfère à l’électron autant de mouvement que possible. Le changement maximal de longueur d’onde peut être dérivé de la formule de Compton:

La quantité h / m _e c est appelée longueur d’ onde Compton de l’électron et est égale à 2,43 × 10 ^-12 m .

Rayleigh Scattering – Thomson Scattering

La diffusion de Rayleigh , également connue sous le nom de diffusion Thomson, est la limite de basse énergie de la diffusion Compton. L’énergie cinétique des particules et la fréquence des photons ne changent pas en raison de la diffusion. La diffusion de Rayleigh se produit à la suite d’une interaction entre un photon entrant et un électron, dont l’énergie de liaison est nettement supérieure à celle du photon entrant. Le rayonnement incident est supposé mettre l’électron en oscillation de résonance forcée de sorte que l’électron réémet un rayonnement de la même fréquence mais dans toutes les directions. Dans ce cas, le champ électrique de l’onde incidente (photon) accélère la particule chargée, ce qui, à son tour, émet un rayonnement à la même fréquence que l’onde incidente, et donc l’onde est diffusée. La diffusion de Rayleigh est significative jusqu’à ≈ 20keV et, comme la diffusion de Thomson, elle est élastique. La section efficace de diffusion totale devient une combinaison des sections efficaces de diffusion liées à Rayleigh et Compton. La diffusion de Thomson est un phénomène important en physique des plasmas et a été expliqué pour la première fois par le physicien JJ Thomson. Cette interaction a une grande importance dans le domaine de la cristallographie aux rayons X.

Atténuation des rayons X

À mesure que les photons de haute énergie traversent le matériau, leur énergie diminue. C’est ce qu’on appelle l’ atténuation . La théorie de l’atténuation est également valable pour les rayons X et les rayons gamma . Il s’avère que les photons de plus haute énergie (rayons X durs) voyagent à travers les tissus plus facilement que les photons de basse énergie (c’est-à-dire que les photons de plus haute énergie sont moins susceptibles d’interagir avec la matière). Une grande partie de cet effet est liée à l’ effet photoélectrique . La probabilité d’absorption photoélectrique est approximativement proportionnelle à (Z / E) ³, où Z est le numéro atomique de l’atome de tissu et E est l’énergie photonique. À mesure que E augmente, la probabilité d’interaction diminue rapidement. Pour les énergies supérieures, la diffusion Compton devient dominante. La diffusion de Compton est à peu près constante pour différentes énergies bien qu’elle diminue lentement aux énergies plus élevées.

Voir aussi: Atténuation des rayons X

Blindage des rayons X

En bref, un blindage efficace des rayons X est dans la plupart des cas basé sur l’utilisation de matériaux ayant les deux propriétés suivantes:

haute densité de matériau.
nombre atomique élevé de matériaux (matériaux à forte teneur en Z)

Un fil est largement utilisé comme écran anti -rayons X. Le principal avantage du blindage en plomb réside dans sa compacité en raison de sa densité plus élevée. Un fil est largement utilisé comme écran gamma. D’un autre côté, l’uranium appauvri est beaucoup plus efficace en raison de son Z plus élevé. L’uranium appauvri est utilisé pour le blindage dans les sources de rayons gamma portables.

En général, le blindage contre les rayons X est plus complexe et difficile que le blindage contre les radiations alpha ou bêta . Afin de comprendre de façon globale comment un rayonnement X perd son énergie initiale, comment peut être atténué et comment être protégé, nous devons avoir une connaissance détaillée de ses mécanismes d’interaction.

Voir aussi plus de théorie: Interaction des rayons X avec la matière

Voir aussi calculatrice: Activité gamma au débit de dose (avec / sans écran)

Voir aussi XCOM – photon cross-section DB: XCOM: Photon Cross Sections Database

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Qu’est-ce que la demi-vie radioactive – demi-vie physique – définition

juillet 16, 2020 par Nick Connor

La demi-vie radioactive (t1 / 2) est l’un des termes les plus utiles pour estimer la vitesse de décomposition d’un nucléide. La demi-vie est définie comme le temps nécessaire à un isotope donné pour perdre la moitié de sa radioactivité. Dosimétrie des rayonnements

La fraction de l’activité d’origine restante après les demi-vies suivantes est:

Activité après 1 demi-vie = ½ de l’original

Activité après 2 demi-vies = ½ x ½ = ¼ de l’original

Activité après 3 demi-vies = ½ x ½ x ½ = (½) ³ = 1/8 de l’original

Activité après 4 demi-vies = (½) ⁴ = 1/16 de l’original

Activité après 5 demi-vies = (½) ⁵ = 1/32 de l’original

Activité après 6 demi-vies = (½) ⁶ = 1/64 de l’original

Activité après 7 demi-vies = (½) ⁷ = 1/128 de l’original

Notez que les courtes demi-vies s’accompagnent de grandes constantes de désintégration. Les matières radioactives à demi-vie courte sont beaucoup plus radioactives (au moment de la production) mais perdront évidemment rapidement leur radioactivité. Quelle que soit la durée ou la durée de la demi-vie, après sept demi-vies, il reste moins de 1% de l’activité initiale.

Loi de désintégration radioactive: N = Ne ^-λt

Le taux de décroissance nucléaire est également mesuré en termes de demi-vies . La demi-vie est le temps qu’il faut à un isotope donné pour perdre la moitié de sa radioactivité. Si un radio-isotope a une demi-vie de 14 jours, la moitié de ses atomes se seront désintégrés en 14 jours. Dans 14 jours de plus, la moitié de la moitié restante se décomposera, etc. Les demi-vies varient de millionièmes de seconde pour les produits de fission hautement radioactifs à des milliards d’années pour les matériaux à vie longue (comme l’uranium naturel). Remarquerez queles courtes demi-vies s’accompagnent de grandes constantes de désintégration. Les matières radioactives à demi-vie courte sont beaucoup plus radioactives (au moment de la production) mais perdront évidemment rapidement leur radioactivité. Quelle que soit la durée ou la durée de la demi-vie, après sept demi-vies, il reste moins de 1% de l’activité initiale.

La loi de désintégration radioactive peut également être dérivée pour les calculs d’activité ou les calculs de masse de matières radioactives:

(Nombre de noyaux) N = Ne ^-λt (Activité) A = Ae ^-λt (Masse) m = me ^-λt

Demi-vie et constante de désintégration

où ln 2 (le logarithme naturel de 2) est égal à 0,693. Si la constante de désintégration (λ) est donnée, il est facile de calculer la demi-vie, et vice-versa.

Demi-vie et radioactivité

Exemple – Loi sur la désintégration radioactive

Calculer:

Le nombre d’atomes d’iode-131 initialement présents.
L’activité de l’iode 131 dans les curies.
Le nombre d’atomes d’iode 131 qui resteront dans 50 jours.
Temps nécessaire à l’activité pour atteindre 0,1 mCi.

Solution:

Le nombre d’atomes d’iode-131 peut être déterminé en utilisant la masse isotopique comme ci-dessous.

N _I-131 = m _I-131 . N _A / M _I-131

N _I-131 = (1 μg) x (6,02 × 10 ²³ noyaux / mol) / (130,91 g / mol)

N _I-131 = 4,6 x 10 ¹⁵ noyaux

L’activité de l’iode 131 dans les curies peut être déterminée en utilisant sa constante de désintégration :

L’iode 131 a une demi-vie de 8,02 jours (692928 s) et donc sa constante de désintégration est:

En utilisant cette valeur pour la constante de désintégration, nous pouvons déterminer l’activité de l’échantillon:

Demi-vie biologique

En général, la demi-vie biologique est le temps mis pour que la quantité d’un élément particulier dans le corps diminue jusqu’à la moitié de sa valeur initiale en raison de l’élimination par les seuls processus biologiques, lorsque le taux d’élimination est à peu près exponentiel. La demi-vie _biologique (t _biologique ) peut être définie pour les métabolites, les médicaments et d’autres substances. Il est également très important en radioprotection, lors de l’examen de l’exposition interne.

Si la source de rayonnement est à l’intérieur de notre corps, nous disons que c’est une exposition interne. L’apport de matières radioactives peut se produire par diverses voies telles que l’ingestion de contamination radioactive dans les aliments ou les liquides, l’inhalation de gaz radioactifs ou à travers la peau intacte ou blessée. La plupart des radionucléides vous donneront beaucoup plus de dose de rayonnement s’ils peuvent d’une manière ou d’une autre pénétrer dans votre corps qu’ils ne le feraient s’ils restaient à l’extérieur. La demi-vie biologique dépend de la vitesse à laquelle le corps utilise normalement un composé particulier d’un élément. Les isotopes radioactifs qui ont été ingérés ou absorbés par d’autres voies seront progressivement éliminés du corps par les intestins, les reins, la respiration et la transpiration. Cela signifie qu’une substance radioactive peut être expulsée avant d’avoir pu se décomposer.

En conséquence, la demi-vie biologique influence de manière significative la dose globale de contamination interne. Si un composé radioactif à demi-vie radioactive (t _1/2 ) est éliminé du corps avec une demi-vie biologique t _b , la demi-vie «efficace» (t _e ) est donnée par l’expression:

Comme on peut le voir, les mécanismes biologiques diminuent toujours la dose globale de contamination interne. De plus, si t _1/2 est grand par rapport à t _b , la demi-vie effective est approximativement la même que t _b . Par exemple, le tritium a une demi-vie biologique d’environ 10 jours, tandis que la demi-vie radioactive est d’environ 12 ans.

Voir aussi: Demi-vie biologique

Voir aussi: Demi-vie efficace

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