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:

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 la faible interaction 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 dans le 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.

Désintégration Bêta Positive – Désintégration Positron

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.

La capture d’électrons , qui est également typique des noyaux riches en protons, rivalise avec la désintégration bêta positive, qui est plus courante pour les noyaux plus légers. La capture d’électrons  est le principal mode de désintégration des isotopes avec une différence d’énergie insuffisante (Q <2 x 511 keV) entre l’isotope et sa fille potentielle pour que le nucléide se désintègre en émettant un positron. D’un autre côté,  la capture d’électrons  est toujours un mode de désintégration alternatif pour les isotopes radioactifs qui ont suffisamment d’énergie pour se désintégrer par émission de positrons.

Interactions avec les positrons

Les forces coulombiennes  qui constituent le principal mécanisme de perte d’énergie pour les électrons sont présentes pour une charge positive ou négative sur la particule et constituent également le principal mécanisme de perte d’énergie pour les positrons. Quelle que soit l’interaction impliquant une force répulsive ou attractive entre la particule incidente et l’électron orbital (ou noyau atomique), l’impulsion et le transfert d’énergie pour les particules de masse égale  sont à peu près les mêmes . Par conséquent, les  positons interagissent de manière similaire  avec la matière  lorsqu’ils sont énergétiques . La trace des positrons dans le matériau est similaire à la trace des électrons. Même leur perte d’énergie  et leur portée  spécifiques sont à peu près les mêmes pour des énergies initiales égales.

À la fin de leur trajet , les  positrons diffèrent considérablement  des électrons. Lorsqu’un positron (particule d’antimatière) s’arrête, il interagit avec un électron (particule de matière), entraînant  l’annihilation  des deux particules et la conversion complète de leur masse au repos  en énergie pure  (selon la  formule E = mc ² ) sous la forme de deux rayons gamma de 0,511 MeV dirigés de façon opposée   ( photons ).

Voir aussi:  Interaction Positron

Voir aussi:  Blindage des positrons

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: 

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.

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 la faible interaction 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 dans le 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.

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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: translations@nuclear-power.com ou remplissez le formulaire de traduction en ligne. Nous apprécions votre aide, nous mettrons à jour la traduction le plus rapidement possible. Merci

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.

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).

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L’ effet Auger est un processus nommé d’après le physicien français Pierre Auger , dans lequel des électrons avec des énergies caractéristiques sont éjectés des atomes en réponse à une transition vers le bas par un autre électron dans l’atome (remplissage d’une vacance de la coquille interne d’un atome), à ​​la place d’émettre un rayonnement électromagnétique. Ces électrons émis avec des énergies caractéristiques sont appelés électrons Auger .

Ce processus est observé comme l’une des méthodes de réarrangement des électrons après la capture d’électrons dans le noyau . Étant donné que la capture d’électrons laisse une vacance dans le niveau d’énergie électronique d’où provient l’électron, les électrons externes de l’atome descendent en cascade pour remplir les niveaux atomiques inférieurs, et un ou plusieurs rayons X caractéristiques sont généralement émis. Parfois, les rayons X peuvent interagir avec un autre électron orbital, qui peut être éjecté de l’atome. Ce deuxième électron éjecté est appelé électron Auger. La probabilité qu’un électron Auger soit émis est appelée le rendement Auger. Le rendement Auger diminue avec le numéro atomique. Pour le zinc (Z = 30), les probabilités d’émission de rayons X à partir de l’enveloppe la plus intérieure et d’émission d’électrons Auger sont à peu près égales.

La vacance de la coquille interne d’un atome peut également être produite par bombardement avec des électrons de haute énergie ou des rayons X. Cette méthode peut être utilisée en spectroscopie électronique Auger , qui mesure l’intensité des électrons Auger résultant en fonction de l’énergie électronique Auger. La spectroscopie électronique Auger peut être utilisée pour déterminer l’identité des atomes émetteurs et c’est l’une des techniques d’analyse de surface les plus couramment utilisées pour déterminer la composition des couches de surface d’un échantillon.

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Noyau parent – Noyau fille

En physique nucléaire et en physique des désintégrations nucléaires, le noyau en désintégration est généralement appelé noyau parent et le noyau restant après l’événement comme noyau fille.

Noyau parent – Noyau fille dans la désintégration alpha

Par exemple, la désintégration 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 on peut le voir, le numéro atomique (ainsi que le nombre de masse) du noyau fille est inférieur au numéro atomique du noyau parent.

En 1928, George Gamow (et de manière indépendante par Ronald Gurney et Edward Condon) avait résolu la théorie de la désintégration alpha via la tunnelisation 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, trouvant les durées de vie de certains noyaux émetteurs α.

Noyau parent – Noyau fille en décomposition bêta

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. Cette transition peut être caractérisée comme:

Noyau parent – Noyau fille en décomposition gamma

En physique nucléaire et en chimie nucléaire, les différentes espèces d’atomes dont les noyaux contiennent un nombre particulier de protons et de neutrons sont appelées nucléides . Les nucléides sont également caractérisés par leurs états d’énergie nucléaire (par exemple nucléide métastable ^242m Am). Les nucléides ayant un nombre de protons et un nombre de masses égaux (ce qui en fait par définition le même isotope) mais différents états énergétiques sont appelés isomères . Nous indiquons généralement les isomères avec un exposant m. En conséquence, dans les noyaux parent et fille de désintégration gamma ont un nombre de protons et un nombre de masses égaux, mais diffèrent dans leurs états d’énergie. Cette transition peut être caractérisée comme:

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:

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.

Alpha Decay – 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 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.

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 des particules alpha plus 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 que l’on trouve 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

En 1928, George Gamow (et de manière indépendante par Ronald Gurney et Edward Condon ) avait résolu la théorie de la désintégration alpha via la tunnelisation quantique . 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, trouvant 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 la durée de vie des émetteurs α en termes d’énergies des particules α libérées.

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Théorie de la désintégration alpha – Tunnelisation quantique

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.

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 des particules alpha plus 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