Rayonnement bêta

β ^- rayonnement (protons rouges, neutrons bleus)

β ⁺ rayonnement

Le rayonnement bêta ou rayonnement est un rayonnement ionisant qui se produit pendant la désintégration radioactive , la désintégration bêta ou la transition bêta . Le noyau atomique d'un émetteur bêta se transforme en noyau atomique d'un autre élément chimique . Dans le cas d'une désintégration β ^- (prononcé : bêta moins) c'est l'élément avec le numéro atomique immédiatement supérieur , dans le cas d'une désintégration β ⁺ (prononcé : bêta plus) l' élément avec le prochain inférieur. Le noyau atomique rayonnant est appelé le nucléide mère, le nucléide fille résultant .

Le rayonnement bêta est un rayonnement particulaire et se compose de particules dites bêta . Dans le cas du rayonnement β ^, ce sont des électrons chargés négativement , dans le cas du rayonnement ⁺ , ce sont des positons chargés positivement . En plus de la particule bêta, un antineutrino électronique est libéré en cas de désintégration ^- et un neutrino électronique en cas de désintégration ⁺ . En règle générale, ces particules ne peuvent pas être détectées et ne sont pas comptées comme rayonnement bêta. De plus, un rayonnement électromagnétique de faible énergie est libéré à chaque désintégration bêta . En contraste avec l' alpha rayonnement , l' énergie cinétique des particules bêta émises peut prendre toute valeur de près de zéro jusqu'à une énergie maximale. L'énergie maximale typique du rayonnement bêta est de l'ordre de centaines de kiloélectronvolts à quelques mégaélectronvolts et dépend de la décroissance spécifique.

Le nom vient de la première division des rayons ionisants issus de la désintégration radioactive en rayons alpha, rayons bêta et rayons gamma , qui dans cet ordre montrent une perméabilité croissante de la matière.

Émergence

Diagramme Feynman pour la désintégration d'un neutron n dans proton p , électron e ^- et électrons antineutrino médiée par un boson W W ^- .

{\ displaystyle {\ overline {\ nu}} _ {e}}

Désintégration bêta des noyaux atomiques

La désintégration bêta est le type de désintégration radioactive des noyaux atomiques . Dans le cas d' une β ^- désintégration, un neutre neutron dans le noyau atomique est transformé en une charge positive proton . Conformément à la conservation de la charge , ce processus crée un électron chargé négativement et, conformément à la conservation du nombre de leptons, un antineutrino électronique supplémentaire. Au cours de la désintégration β ⁺ , un proton se transforme en neutron et un positon et un neutrino électronique sont créés. Dans les deux processus de désintégration, le noyau se convertit en un noyau atomique ayant le même nombre de masse , mais modifié par un numéro atomique dans l'ordre. Le noyau résultant (noyau fille) est presque aussi lourd que le noyau parent, car les protons et les neutrons ont des masses similaires et le défaut de masse des deux noyaux est similaire. Le noyau fille, cependant, appartient à un élément chimique différent. De tels noyaux atomiques sont appelés isobares .

La désintégration bêta est possible si la masse atomique du nucléide parent est supérieure à la somme de la masse atomique du nucléide fille et de la masse de la particule bêta, car alors la différence de masse selon l' équivalence de masse et d'énergie d'Einstein peut être libérée comme énergie cinétique des particules. Si les isobares sont plus claires dans les deux sens du tableau périodique, alors une particule peut désintégrer à la fois β ^- et β ⁺ . Cela se produit, par exemple, avec le potassium -40, qui peut se décomposer en calcium -40 ainsi qu'en argon -40. En raison de la conservation de l'énergie et de la quantité de mouvement (voir cinématique (processus particulaires) ), la particule bêta légère et le (anti-) neutrino presque sans masse reçoivent la grande majorité de l'énergie. Avec le cœur fille lourd, il ne reste qu'une très faible proportion de quelques eV.

Au début de la physique nucléaire, l'observation des électrons bêta a temporairement conduit à la fausse conclusion que les électrons faisaient partie du noyau atomique. Selon les connaissances actuelles, cependant, les deux particules émises ne sont générées qu'au moment de la transformation nucléaire.

La théorie décrit la désintégration bêta comme un processus d' interaction faible . Au cours de la β ^- désintégration, un des d-quark de neutron ( ) se transforme en un u-quark et W ^- boson par interaction faible au niveau des particules élémentaires . Le neutron devient un proton ( ), tandis que le boson W se désintègre lui-même en un électron et un antineutrino en raison d'une interaction faible. Inversement, dans le cas de la désintégration β ⁺ , un des quarks u d'un proton est converti en un quark d au moyen d'un boson W ⁺ . ${\ displaystyle | n \ rangle = | udd \ rangle}$ ${\ displaystyle | p \ rangle = | uud \ rangle}$

Graphique des nucléides avec des modes de désintégration radioactive :
noir = stable,
rose = - désintégration due à un surplus de neutrons ,
bleu = EC ou + désintégration due à un excès de protons ,
jaune = désintégration alpha

Le fait que les rayons bêta-moins soient en fait le même type de particules que les électrons de la couche atomique est démontré par leur interaction avec la matière. Le principe de Pauli , qui ne s'applique qu'à des particules identiques, empêche l'électron d'être piégé dans des états déjà occupés d'un atome neutre après sa décélération. Cette capture n'a en effet jamais été observée avec les rayons bêta-moins, alors que pour d'autres particules chargées négativement, par exemple les muons , cette capture n'est pas interdite et est également observée.

Désintégration bêta-moins (β ^- )

Les nucléides avec un excès de neutrons se désintègrent via le processus ^- . Un neutron dans le noyau se transforme en proton et envoie un électron ( ) et un antineutrino électronique ( ). L'électron et l'antineutrino quittent le noyau atomique car ce sont des leptons et ne sont pas soumis à l' interaction forte . Puisqu'il y a un neutron de moins mais un proton de plus dans le noyau après le processus de désintégration, le nombre de masse reste inchangé tandis que le numéro atomique augmente de 1. Ainsi l'élément entre dans son successeur dans le tableau périodique . ${\ displaystyle \ mathrm {e} ^ {-}}$ ${\ displaystyle {\ overline {\ nu}} _ {e}}$ ${\ style d'affichage A}$ ${\ style d'affichage Z}$

Si vous écrivez les nombres de masse en haut et les nombres de charge atomique en bas des symboles comme d'habitude , la désintégration du neutron peut être décrite par la formule suivante : ${\ style d'affichage A}$ ${\ style d'affichage Z}$

{\ displaystyle {} _ {0} ^ {1} \ mathrm {n} \ à {} _ {1} ^ {1} \ mathrm {p} + \ mathrm {e} ^ {-} + {\ overline { \ nu}} _ {e}}

Si X représente la mère nucléide et Y le nucléide fille , le suit généralement applique à la β ^- décomposition:

{\ displaystyle {} _ {Z} ^ {A} \ mathrm {X} \ à {} _ {Z + 1} ^ {A} \ mathrm {Y} + \ mathrm {e} ^ {-} \ mathrm { +} {\ overline {\ nu}} _ {e}}

Un β typique ^- radiateur est ¹⁹⁸ Au . Ici, la conversion en notation de formule est :

{\ displaystyle {} _ {\ 79} ^ {198} \ mathrm {Au} \ to {} _ {\ 80} ^ {198} \ mathrm {Hg} + \ mathrm {e} ^ {-} + {\ surligner {\ nu}} _ {e}}

L'énergie généralement élevée de l'électron généré empêche une capture immédiate dans l'un des états libres de haute altitude du même atome. Cependant, en particulier avec des ions lourds hautement chargés, une transition vers un tel état lié peut avoir lieu, ce processus est appelé désintégration bêta liée.

L'énergie de transformation ou de désintégration est :

{\ displaystyle E_ {0} = (m (Z, A) -m (Z + 1, A)) \ cdot c ^ {2}}

Dans la littérature sur la spectroscopie de désintégration bêta, cette désintégration était autrefois aussi appelée désintégration négatron (« négatron » pour électron).

Bêta plus désintégration (β ⁺ )

La désintégration ⁺ se produit dans les nucléides riches en protons. Ici, un proton du noyau est converti en neutron. Un neutrino électronique est émis avec un positon (rayonnement de positons). Comme β ^- décroissance, le nombre de masse reste inchangée, mais le nombre atomique est diminué de 1, de sorte que l'élément est transféré à son prédécesseur dans le tableau périodique.

La formule pour convertir le proton en neutron est :

{\ displaystyle {} _ {1} ^ {1} \ mathrm {p} \ à {} _ {0} ^ {1} \ mathrm {n} + \ mathrm {e} ^ {+} + \ nu _ { e}}

Avec les mêmes notations que ci-dessus, la désintégration générale β ⁺ - peut être décrite comme :

{\ displaystyle {} _ {Z} ^ {A} \ mathrm {X} \ à {} _ {Z-1} ^ {A} \ mathrm {Y} + \ mathrm {e} ^ {+} + \ nu _ {e}}

La désintégration bêta-plus ne peut se produire que si l'énergie de transition de la transition est d' au moins 1022 keV. C'est deux fois l' énergie au repos d' un électron ou d'un positron, car le positron doit être généré, et l' énergie de conversion est également définie comme la différence de masse entre l'atome de départ (numéro atomique Z) et l'atome final (numéro atomique Z-1 ), qui sont chacun supposés neutres ; l'atome final a un électron de moins que l'atome de départ. L'énergie de transformation ou de désintégration est : ${\ displaystyle {} _ {Z} ^ {A} \ mathrm {X} \ à {} _ {Z-1} ^ {A} \ mathrm {Y}}$

{\ displaystyle E_ {0} = (m (Z, A) -m (Z-1, A) -2m_ {e}) \ cdot c ^ {2}}

avec la masse des électrons. ${\ displaystyle m_ {e}}$

Le nucléide primordial le plus courant dans lequel (entre autres) la désintégration β ⁺ se produit est le potassium-40 ( ⁴⁰ K ), mais la désintégration est très rare. Voici la formule :

{\ displaystyle {} _ {19} ^ {40} \ mathrm {K} \ à {} _ {18} ^ {40} \ mathrm {Ar} + \ mathrm {e} ^ {+} + \ nu _ { e}}

Capture d'électrons (ε)

Un processus qui rivalise avec la désintégration β ⁺ est la capture d'électrons (également appelée désintégration (epsilon) ou capture K). Il est compté parmi les désintégrations bêta, bien qu'aucun rayonnement bêta ne se produise. Ici aussi, un proton dans le noyau est converti en neutron, tandis qu'un électron d'une couche proche du noyau de la couche atomique est détruit et un neutrino est généré et émis :

{\ displaystyle {} _ {Z} ^ {A} \ mathrm {X} + \ mathrm {e} ^ {-} \ à {} _ {Z-1} ^ {A} \ mathrm {Y} \ mathrm { +} \ nu _ {e}}

Le « trou » créé dans la couche atomique conduit à l'émission d'un photon X caractéristique ou à l'émission d' électrons Auger .

La capture d'électrons se produit en tant que canal de désintégration supplémentaire pour chaque émetteur ⁺ . C'est le seul canal de désintégration lorsque l'énergie de transformation de la transition est inférieure à 1022 keV. La capture d'électrons ne nécessite pas d'énergie minimale, seule l'énergie au repos de l'atome du radionucléide doit être supérieure à celle de l'atome fils. ${\ displaystyle {} _ {Z} ^ {A} \ mathrm {X} \ à {} _ {Z-1} ^ {A} \ mathrm {Y}}$

La capture d'électrons prouve également que les électrons de la coquille et les électrons bêta sont le même type de particules.

Le nom de capture K vient du fait qu'un électron est généralement capturé à partir de la couche K.

Désintégration du neutron libre

Un neutron libre est également sujet à la désintégration bêta-moins . Il se transforme en un proton, un antineutrino électronique et un électron pouvant être détecté sous forme de rayonnement bêta :

{\ displaystyle {\ hbox {n}} \ à {\ hbox {p}} + {\ hbox {e}} ^ {-} + {\ overline {\ nu}} _ {\ mathrm {e}}}

La durée de vie de cette décroissance est de 880,3 ± 1,1 secondes, soit un peu moins de 15 minutes. Cela correspond à une demi-vie d'environ 10 minutes. Dans un environnement normal sur terre (par exemple dans l'air), chaque neutron libéré est capturé par un noyau atomique en un temps beaucoup plus court ; cette décroissance ne joue donc pas ici un rôle pratique.

Désintégration bêta inverse

Dans la désintégration bêta inverse (IBD), un proton est converti en neutron en réagissant avec un neutrino :

{\ displaystyle {} _ {1} ^ {1} \ mathrm {p} + {\ overline {\ nu}} _ {e} \ à {} _ {0} ^ {1} \ mathrm {n} + \ mathrm {e} ^ {+}}

Avec ce procédé, la première détection de neutrinos a été réalisée en 1959 ( Cowan-Reines-Neutrinoexperiment ) et plus tard dans des détecteurs de neutrinos (en particulier dans des expériences avec des neutrinos de basse énergie telles que des expériences avec des réacteurs et des géoneutrinos, sur les oscillations de neutrinos et pour la recherche de neutrinos stériles). neutrinos ). Une énergie minimale de l'antineutrino de 1,806 MeV est nécessaire pour ce processus. Dans les expériences typiques sur les neutrinos, le positon conduit à l' annihilation avec un électron, ce qui conduit à un photon d'énergie keV ; généré le neutron, après modération en z. B. l'eau, lorsqu'elle est capturée par un noyau atomique approprié (comme le cadmium -113), retarde un rayonnement gamma d'énergie caractéristique pour l'annihilation électron-positon. ${\ displaystyle E_ {v} = 511 + 511 + E _ {{\ overline {\ nu}} _ {e}} - 1806 = E _ {{\ overline {\ nu}} _ {e}} - 784}$

Le processus réactionnel correspondant à la capture d'électrons est également appelé désintégration bêta inverse :

{\ displaystyle {} _ {1} ^ {1} \ mathrm {p} + \ mathrm {e} ^ {-} \ à {} _ {0} ^ {1} \ mathrm {n} + {\ nu} _ {e}}

Il joue un rôle en astrophysique avec de la matière à haute densité (étoiles à neutrons, naines blanches).

Spectre énergétique

Contrairement au rayonnement alpha, la distribution énergétique du rayonnement bêta ( spectre bêta ) est continue, car l'énergie libérée lors de la désintégration n'est pas répartie sur deux, mais sur trois particules - noyau atomique, électron/positon et antineutrino/neutrino. Tout en maintenant la quantité de mouvement globale, les énergies des particules individuelles ne sont pas fixes (voir cinématique (processus particulaires) ).

Spectre d' électrons bêta de ²¹⁰ Bi : tracé (en unités arbitraires) est le nombre d'électrons par intervalle d'énergie en fonction de l'énergie cinétique avec laquelle l'électron a quitté l'atome. En raison de l'attraction électrique, celle-ci est légèrement inférieure à l'énergie qu'aurait l'électron si le noyau n'était pas chargé ( déplacement de Coulomb ).

La figure montre un simple spectre d'électrons mesuré. Des spectres plus complexes se produisent lorsque les transitions bêta vers différents niveaux d'énergie du noyau fille se chevauchent.

Exemples d'énergies bêta les plus élevées
isotope	Énergie ( keV )	Pourriture	Remarques
neutrons libres	0782.33	β ^-
⁰⁰³ H (tritium)	0018.59	β ^-	La deuxième plus basse énergie β ^- maximale connue est utilisée dans l' expérience KATRIN .
⁰¹¹ C	0960,4 1982,4	β ⁺ ε⁺
⁰¹⁴ C	0156.475	β ^-
⁰²⁰ F	5390.86	β ^-
⁰³⁷ K	5125,48 6147,48	β ⁺ ε⁺
¹⁶³ heures	0002.555	ε⁺
¹⁸⁷ Ré	0002 467	β ^-	Le plus bas β ^- -Höchstenergie connu devrait, dans l'expérience MARE être utilisé
²¹⁰ bi	1162.2	β ^-

Remarque :
Dans les tableaux, l'énergie totale de transition dans l'état fondamental du nucléide fille est souvent donnée. Celui-ci peut contenir un rayonnement gamma ultérieur et/ou le reste de l'énergie d'une paire électron-positon.

électrons de conversion

Les mesures de la distribution d'énergie des électrons du rayonnement bêta donnent souvent des spectres qui contiennent des raies nettes ( pics ) en plus du large continuum . Ce sont des électrons qui ont été émis par la coquille par conversion interne d' un état nucléaire excité. Cette partie du spectre s'appelait autrefois le spectre bêta discret , bien qu'elle n'ait rien à voir avec la décroissance bêta réelle .

Masse des neutrinos

La forme du spectre au voisinage de l'énergie maximale des électrons ou des positons renseigne sur la masse encore inconnue du neutrino ou de l'antineutrino électronique . Pour ce faire, l'extrémité haute énergie (les derniers 1 à 2 eV) d'un spectre bêta doit être mesurée avec une très grande précision. Une fin abrupte par opposition à une diminution continue de l'énergie maximale montrerait une masse de neutrinos différente de zéro - comme cela est attendu sur la base des oscillations des neutrinos - et sa valeur pourrait être déterminée. La mesure est de préférence effectuée lors de la désintégration bêta de nucléides à faible énergie de désintégration tels que le tritium (expérience KATRIN ) ou le rhénium-187 (expérience MARE).

Bremsstrahlung intérieur

En cas de désintégration bêta, les particules chargées électriquement sont accélérées, c'est pourquoi le rayonnement électromagnétique se produit sous forme de bremsstrahlung . Afin de le distinguer du bremsstrahlung, qui survient lorsque les particules bêta sont freinées dans la matière, cette forme est appelée bremsstrahlung interne. Il a été décrit pour la première fois par Aston en 1927. Un traitement théorique a été donné en 1949 par Wang Chang et Falkoff. L'intensité du bremsstrahlung interne est indépendante de la fréquence jusqu'à une fréquence maximale qui découle de la loi de conservation de l'énergie. Leur polarisation se situe dans le plan de la direction de vol de la particule bêta et la direction d'observation, leur énergie est dans l'approximation classique

{\ displaystyle E _ {\ mathrm {Str}} \ approx {\ frac {2 \ alpha} {\ pi}} \ left [{\ frac {c} {v}} \ operatorname {artanh} {\ frac {v } {c}} - 1 \ right] {\ frac {m_ {e} c ^ {2}} {\ sqrt {1-v ^ {2} / c ^ {2}}}}}

avec la constante de structure fine , la vitesse de la lumière , la masse des électrons et la vitesse de la particule bêta . La taille est aussi appelée rapidité . Pour les particules bêta lentes, cette perte d'énergie est négligeable. Pour les particules bêta de haute énergie, la formule peut passer par ${\ style d'affichage \ alpha}$ ${\ style d'affichage c}$ ${\ displaystyle m_ {e}}$ ${\ style d'affichage v}$ ${\ displaystyle \ operatorname {artanh} (v / c)}$ ${\ displaystyle v \ ll c}$

{\ displaystyle E _ {\ mathrm {Str}} \ approx {\ frac {2 \ alpha} {\ pi}} \ left [\ ln {\ frac {2E _ {\ mathrm {Beta}}} {m_ {e } c ^ {2}}} - 1 \ right] E _ {\ mathrm {Beta}}}

peut être approchée avec l'énergie de la particule bêta . Même pour les particules de haute énergie d'une énergie de 5 MeV, la perte due au rayonnement n'est que de l'ordre d'un pour cent. ${\ displaystyle E _ {\ mathrm {Beta}}}$

La distribution angulaire de ce bremsstrahlung interne est à travers

{\ displaystyle {\ frac {\ mathrm {d} E _ {\ mathrm {Str}}} {\ mathrm {d} \ theta}} = {\ frac {\ alpha} {2 \ pi}} {\ frac { v ^ {2}} {c ^ {2}}} {\ frac {\ sin ^ {2} \ theta} {(1-v / c \ cos \ theta) ^ {2}}} E _ {\ mathrm {Bêta }}}

donné et est identique à la distribution angulaire de bremsstrahlung externe.

Lorsque les électrons sont capturés, un rayonnement est libéré en raison de la disparition de la charge électrique et du moment magnétique de l'électron. Cela ne peut pas être décrit dans une théorie classique. Martin et Glauber ont fourni une explication en 1957. Le traitement semi-classique du problème aboutit à la distribution d'intensité différentielle

{\ displaystyle {\ frac {\ mathrm {d} I} {\ mathrm {d} \ omega}} \ approx {\ frac {3 \ alpha ^ {3} \ hbar} {32 \ pi}} Z ^ {2 } {\ frac {\ oméga ^ {2} (\ oméga ^ {2} + \ oméga _ {0} ^ {2})} {(\ oméga ^ {2} - \ oméga _ {0} ^ {2} ) ^ {2}}} + {\ frac {\ alpha \ hbar ^ {3}} {2 \ pi}} {\ frac {\ omega ^ {2}} {(m_ {e} c ^ {2}) ^ {2}}} \ gauche (1 - {\ frac {\ hbar \ omega} {E_ {0}}} \ droite) ^ {2}}

avec le quantum d'action de Planck réduit , le numéro atomique , la fréquence caractéristique de la transition avec l' énergie de Rydberg et l'énergie totale libérée de la capture électronique . Le premier terme vient de la charge électrique, le second du moment magnétique. ${\ displaystyle \ hbar}$ ${\ style d'affichage Z}$ ${\ displaystyle {} ^ {2} p \ à {} ^ {1} s}$ ${\ displaystyle \ omega _ {0} = 3Z ^ {2} R_ {y} / \ hbar}$ ${\ displaystyle R_ {y}}$ ${\ style d'affichage E_ {0}}$

Dans cette approximation, un pôle (qui ne peut pas être intégré) se produit à. Ceci peut s'expliquer par l'approche semi-classique selon laquelle l'électron est sur une orbite circulaire autour du noyau atomique : Classiquement, l'électron émettrait en permanence un rayonnement synchrotron sur cette orbite circulaire . ${\ displaystyle \ omega _ {0}}$

polarisation

Le rayonnement bêta est polarisé en spin longitudinalement dans sa direction d' émission , c'est- à- dire que les particules ^- rapides ont une polarisation opposée à la direction du vol (clairement: se déplacent comme une vis à gauche), les particules ⁺ rapides ont une polarisation dans la direction du vol . C'est une propriété fondamentalement intéressante de l'interaction faible, puisqu'elle prouve le non-maintien de la parité . Cependant, il ne joue pratiquement aucun rôle dans les effets et les applications des rayonnements.

Interaction avec la matière

Lorsque des particules bêta pénètrent dans un matériau, le transfert d'énergie vers le matériau et l' ionisation ont lieu dans une couche proche de la surface qui correspond à la profondeur de pénétration des particules.

Si la particule pénétrante est un positron ( particule β ⁺ ), elle rencontrera très bientôt un électron, c'est-à-dire son antiparticule . Cela conduit à l' annihilation , à partir de laquelle (principalement) deux photons dans la gamme gamma émergent .

Effet biologique

Si le corps humain est exposé aux rayons bêta de l'extérieur, seules les couches de la peau sont endommagées. Cependant, il peut y avoir des brûlures intenses et les effets à long terme qui en résultent tels que le cancer de la peau . Si les yeux sont exposés à des radiations, le cristallin peut devenir trouble .

Si les émetteurs bêta sont absorbés ( incorporés ) dans le corps, des niveaux élevés de rayonnement peuvent être le résultat à proximité de l'émetteur. Le cancer de la thyroïde est bien documenté en raison de l' iode radioactif -131 ( ¹³¹ I), qui s'accumule dans la glande thyroïde . Il y a aussi des craintes dans la littérature que le strontium -90 ( ⁹⁰ Sr) puisse conduire au cancer des os et à la leucémie parce que le strontium, comme le calcium, s'accumule dans les os.

Protection contre les radiations

Les rayons bêta peuvent être bien protégés avec un absorbeur de quelques millimètres d'épaisseur (par exemple une tôle d'aluminium ) . Cependant, une partie de l'énergie des particules bêta est convertie en rayons X bremsstrahlung . Afin de réduire cette proportion, le matériau de blindage doit avoir des atomes aussi légers que possible, c'est -à- dire avoir un faible numéro atomique . Derrière, un deuxième absorbeur de métaux lourds peut protéger le bremsstrahlung.

Gamme maximale de particules de différentes énergies dans différents matériaux
nucléide	énergie	air	Plexiglas	un verre
¹⁸⁷ Ré	2,5 keV	1cm
^3H .	19 , 0 keV	8cm
¹⁴ C	156 , 0 keV	65cm
³⁵p	167 , 0 keV	70cm
¹³¹I.	600 , 0 keV	250cm	2,6 mm
³²P	1710 , 0 keV	710cm	7,2 mm	4 mm

Une plage maximale dépendant du matériau peut être déterminée pour les émetteurs , car les particules dégagent leur énergie (comme les particules alpha ) dans de nombreuses collisions simples avec des électrons atomiques ; le rayonnement n'est donc pas atténué de manière exponentielle comme le rayonnement gamma . Le choix des matériaux de blindage résulte de cette connaissance. Pour certains des émetteurs largement utilisés en recherche, les plages dans l'air, le plexiglas et le verre sont calculées dans le tableau de droite. Un écran en plexiglas de 1 cm d'épaisseur peut fournir un écran fiable avec les énergies spécifiées.

Dans le cas du rayonnement β ⁺ , il convient de noter que les particules ⁺ s'annihilent avec les électrons (voir ci-dessus), ce qui libère des photons. Ceux-ci ont des énergies de l'ordre de 511 keV (correspondant à la masse de l'électron) et sont donc dans la gamme du rayonnement gamma.

Applications

En médecine nucléaire , les émetteurs bêta (par exemple ¹³¹ I, ⁹⁰ Y) sont utilisés en radiothérapie . En diagnostic en médecine nucléaire, les émetteurs β ⁺¹⁸ F, ¹¹ C, ¹³ N et ¹⁵ O sont utilisés en tomographie par émission de positons comme marqueur radioactif des traceurs . Le rayonnement résultant de l'annihilation des paires est évalué .

En radiothérapie , les émetteurs bêta (par exemple ⁹⁰ Sr, ¹⁰⁶ Ru) sont utilisés en curiethérapie .

Les rayons bêta sont également utilisés - en plus des rayons X et des rayons gamma - dans la stérilisation par rayonnement .

La mesure radiométrique des poussières , une méthode de mesure des poussières en suspension dans les gaz, utilise l'absorption des rayons bêta. ^{Le 14} C et le ⁸⁵ Kr , par exemple, sont utilisés comme sources de rayonnement .

Transitions de désintégration bêta dans les cœurs

On distingue les désintégrations bêta des noyaux, les désintégrations de Fermi, dans lesquelles les spins des particules émises (électron et antineutrino ou positron et neutrino) sont antiparallèles et couplés, et les transitions Gamow-Teller, dans lesquelles les spins sont couplés. Le moment angulaire total des noyaux ne change pas avec les transitions de Fermi ( ), avec les transitions Gamow-Teller il change . Une transition dans le spin nucléaire de à dans la transition Gamow-Teller est interdite. De telles transitions (dans lesquelles seule la transition de Fermi contribue) sont également appelées super- autorisées. ${\ style d'affichage S = 0}$ ${\ style d'affichage S = 1}$ ${\ style d'affichage \ Delta I = 0}$ ${\ displaystyle \ Delta I = 0, \ pm 1}$ ${\ style d'affichage I = 0}$ ${\ style d'affichage I = 0}$

Les deux types de transition correspondent aux termes de l'opérateur de Hamilton de

{\ displaystyle G_ {V} {\ chapeau {1}} {\ chapeau {\ tau}}}

à la transition de Fermi et

{\ displaystyle G_ {A} {\ chapeau {\ sigma}} {\ chapeau {\ tau}}}

à la transition Gamow-Teller

Voici les matrices de Pauli, l'opérateur de spin et les opérateurs Isospin (il provoque la transition du proton au neutron et vice versa) et l'opérateur d'unité dans l'espace de rotation. est la constante de couplage vectoriel de l'interaction faible (également constante de couplage de Fermi), la constante de couplage vectoriel axial (également constante de couplage de Gamow-Teller). Les désintégrations de Fermi ont été décrites dans les années 1930 par une théorie efficace de l'interaction faible par Enrico Fermi , quelques années plus tard George Gamow et Edward Teller ont ajouté un terme vecteur axial . ${\ displaystyle {\ chapeau {\ sigma}}}$ ${\ displaystyle {\ chapeau {\ tau}}}$ ${\ displaystyle {\ chapeau {1}}}$ ${\ displaystyle G_ {V}}$ ${\ displaystyle G_ {A}}$

Dans le cas des désintégrations bêta dans les noyaux, des mélanges de transitions de Fermi et de Gamow-Teller peuvent également se produire si le noyau initial peut se désintégrer dans l'état fondamental et une autre fois dans un état excité.

Les transitions avec un moment angulaire orbital des particules émises différent de zéro sont moins probables et sont appelées entravées (avec des degrés différents selon le moment angulaire orbital). Selon la valeur de , la parité ( ) change ou non. Avec des transitions simples de Fermi et Gamow-Teller avec , la parité ne change pas. Cela distingue les transitions Gamow-Teller de leurs analogues dans les transitions dipôles électromagnétiques (l'opérateur y est un vecteur polaire et non axial, la parité change). ${\ style d'affichage L}$ ${\ displaystyle {(-)} ^ {L}}$ ${\ displaystyle {(-)} ^ {L} = - 1}$ ${\ style d'affichage L = 0}$

Historique de la recherche

En 1903, Ernest Rutherford et Frederick Soddy élaborent une hypothèse selon laquelle la radioactivité, découverte par Antoine Henri Becquerel en 1896 , est liée à la conversion des éléments . La désintégration bêta a été identifiée comme la source du rayonnement bêta. Sur cette base, Kasimir Fajans et Soddy ont formulé les théorèmes dits de déplacement radioactif en 1913 , avec lesquels les séries de désintégrations naturelles sont expliquées par des désintégrations alpha et bêta successives . L'idée que les électrons bêta eux-mêmes, comme les particules alpha, provenaient du noyau, solidifiée dans le cercle d'Ernest Rutherford en 1913.

Au début, il y avait longtemps un consensus général sur le fait que les particules bêta, comme les particules alpha, ont un spectre discret qui est caractéristique de chaque élément radioactif. Les expériences de Lise Meitner , Otto Hahn et Otto von Baeyer avec des plaques photographiques comme détecteurs, qui ont été publiées en 1911 et les années suivantes, ainsi que des expériences améliorées de Jean Danysz à Paris en 1913 ont montré un spectre plus complexe avec quelques anomalies (notamment avec radium E, soit ²¹⁰Bi ), qui indiquait un spectre continu de particules bêta. Comme la plupart de ses collègues, Meitner a d'abord considéré qu'il s'agissait d'un effet secondaire, c'est-à-dire non d'une caractéristique des électrons émis à l'origine. Il a fallu attendre les expériences de James Chadwick dans le laboratoire de Hans Geiger à Berlin en 1914 avec un spectromètre magnétique et des tubes compteurs comme détecteurs que le spectre continu était une caractéristique des électrons bêta eux-mêmes.

Afin d'expliquer cette apparente non-conservation de l'énergie (et une violation de la conservation de la quantité de mouvement et du moment angulaire ), Wolfgang Pauli a suggéré dans une lettre en 1930 qu'une particule élémentaire neutre et extrêmement légère devrait participer au processus de désintégration, qu'il nommé "Neutrons". Enrico Fermi a changé ce nom en neutrino (italien pour "petit neutre") en 1931 , pour le distinguer du neutron beaucoup plus lourd, qui a été découvert presque en même temps. En 1933, Fermi a publié la description théorique de la désintégration bêta en tant qu'interaction à quatre particules ( interaction de Fermi ). La première preuve expérimentale du neutrino n'a été réalisée qu'en 1956 dans l'un des premiers grands réacteurs nucléaires (voir Cowan-Reines-Neutrinoexperiment ).

L'identité des particules bêta avec les électrons atomiques a été prouvée en 1948 par Maurice Goldhaber et Gertrude Scharff-Goldhaber . La désintégration β ^{+ a} été découverte par Irène et Frédéric Joliot-Curie en 1934 . La capture d'électrons a été théoriquement prédite par Hideki Yukawa en 1935 et démontrée expérimentalement pour la première fois en 1937 par Luis Walter Alvarez .

En 1956, une expérience menée par Chien-Shiung Wu réussit à démontrer la violation de la parité dans la désintégration bêta postulée peu de temps auparavant par Tsung-Dao Lee et Chen Ning Yang .

Faisceaux d'électrons artificiels

Parfois, les électrons libres qui sont générés artificiellement (par exemple par une cathode chaude ) et portés à haute énergie dans un accélérateur de particules sont également inexactement appelés rayonnement bêta. Le nom de l'accélérateur d'électrons de type Betatron l' indique également .

Voir également

Littérature

Werner Stolz : Radioactivité. Notions de base - Mesure - Applications. 5e édition Teubner, 2005, ISBN 3-519-53022-8 .

Physique nucléaire

Theo Mayer-Kuckuk : Physique Nucléaire. 6e édition Teubner, 1994, ISBN 3-519-03223-6 .
Klaus Bethge : Physique Nucléaire. Springer, 1996, ISBN 3-540-61236-X .
Jörn Bleck-Neuhaus : Particules élémentaires. Des atomes au modèle standard en passant par le boson de Higgs . 2e édition. Springer, Heidelberg 2013, ISBN 978-3-642-32578-6 , doi : 10.1007/978-3-642-32579-3 .
Jean-Louis Basdevant, James Rich, Michael Spiro : Fondements de la physique nucléaire. De la structure nucléaire à la cosmologie. Springer 2005, ISBN 0-387-01672-4 .

Historique de la recherche

Carsten Jensen : Controverse et Consensus : Nucléaire Beta Decay 1911-1934. Birkhäuser 2000.
Milorad Mlađenović : L'histoire de la physique nucléaire primitive (1896-1931). Scientifique mondial, 1992, ISBN 981-02-0807-3 .

Protection contre les radiations

Hanno Krieger : Bases de la physique des rayonnements et de la radioprotection. Vieweg + Teubner, 2007, ISBN 978-3-8351-0199-9 .
Claus Grupen : Cours de base en radioprotection. Connaissances pratiques pour la manipulation de substances radioactives. Springer, 2003, ISBN 3-540-00827-6 .
James E. Martin : Physique pour la radioprotection. Wiley, 2006, ISBN 0-471-35373-6 .

Médicament

Günter Goretzki : Rayonnement médical. Bases physico-techniques. Urban & Fischer, 2004, ISBN 3-437-47200-3 .
Thomas Herrmann, Michael Baumann et Wolfgang Dörr : Biologie clinique des rayonnements - en bref. Urban & Fischer, 2006, ISBN 3-437-23960-0 .

liens web

Wiktionnaire : rayonnement bêta - explications des significations, origines des mots, synonymes, traductions

Littérature par et sur le rayonnement bêta dans le catalogue de la Bibliothèque nationale allemande
Texte de l'ordonnance sur la radioprotection
Le " Glossaire de la radioprotection " du Forschungszentrum Jülich avec de nombreuses explications sur les termes et définitions des rayonnements, de la mesure des rayonnements et de l'exposition / dosimétrie .

Preuve individuelle

↑ John David Jackson: Classical électrodynamique . 3. Édition. de Gruyter, Berlin • New York 2002, p. 843-850 .
↑ voir par exemple B. Max Planck : La vision du monde de la nouvelle physique. Leipzig : Barth, 1929, p. 17/18.
↑ Dans la désintégration p rotonenreichen des nucléides bêta P lus (β ⁺ ). Mnémonique : noyaux p rotonenreiche = désintégration P lus; les deux commencent par p , ainsi que le P OSITRON émis. β- , plus → P roton excès , d. H. Le proton se transforme en neutron
^ ^Un^b Maurice Goldhaber , Gertrude Scharff-Goldhaber : Identification des rayons bêta avec des électrons atomiques . Dans : Examen physique . Tome 73, n. 12 , 1948, p. 1472-1473 , doi : 10.1103 / PhysRev.73.1472 .
^ F Bosch, DR Atanasov, C Brandau, I Dillmann, C Dimopoulou : désintégration bêta des ions hautement chargés . Dans : Physica Scripta . T156, doi : 10.1088 / 0031-8949 / 2013 / t156 / 014025 ( iop.org ).
↑ Mayer-Kuckuck, Kernphysik, Teubner, 1979, page 294
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↑ Spectrum Lexicon Physics, désintégration bêta inverse
↑ Collaboration Borexino : Observation de Géoneutrinos , Phys. Lett. B, tome 687, 2010, p. 299-304
↑ Andreas Müller, Beta Decay, Lexique d'astronomie, Spectre
↑ Sexl, Sexl, trous noirs White Dwarf, Vieweg 1977, p 55.
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↑ Heinrich Dresia, Franz Spohr : possibilités d'application et d'erreur des mesures radiométriques de poussières pour le suivi des émissions, des immissions et des emplois. Dans : Poussière - propreté. Aérien . 38, n° 11, 1978, ISSN 0949-8036 , pages 431-435.
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↑ ^a^b Par exemple Enrico Fermi, Nucléaire Physique, 1953, p.81f
↑ ^un^b Bethge, Walter, Wiedemann, Kernphysik, Springer 2008, p 252.
↑ O. v. Baeyer, L. Meitner, O. Hahn : Spectres magnétiques des rayons bêta du radium. Dans : Physikalische Zeitschrift. Volume 12, 1911, pp. 1099-1101 ( [1] PDF).
↑ Chadwick: distribution d'intensité dans le spectre magnétique des rayons bêta du radium B + C. Dans : Négociations de la Société allemande de physique. Tome 16, 1914, p. 383-391.

[1] John David Jackson: Classical électrodynamique . 3. Édition. de Gruyter, Berlin • New York 2002, p. 843-850 .

[2] voir par exemple B. Max Planck : La vision du monde de la nouvelle physique. Leipzig : Barth, 1929, p. 17/18.

[3] Dans la désintégration p rotonenreichen des nucléides bêta P lus (β ⁺ ). Mnémonique : noyaux p rotonenreiche = désintégration P lus; les deux commencent par p , ainsi que le P OSITRON émis. β- , plus → P roton excès , d. H. Le proton se transforme en neutron

[Goldhaber-4] Un^b Maurice Goldhaber , Gertrude Scharff-Goldhaber : Identification des rayons bêta avec des électrons atomiques . Dans : Examen physique . Tome 73, n. 12 , 1948, p. 1472-1473 , doi : 10.1103 / PhysRev.73.1472 .

[5] F Bosch, DR Atanasov, C Brandau, I Dillmann, C Dimopoulou : désintégration bêta des ions hautement chargés . Dans : Physica Scripta . T156, doi : 10.1088 / 0031-8949 / 2013 / t156 / 014025 ( iop.org ).

[6] Mayer-Kuckuck, Kernphysik, Teubner, 1979, page 294

[7] H. Krieger, W. Petzold : Physique des rayonnements, dosimétrie et radioprotection . Volume 1. 3e édition, Teubner 1992, ISBN 978-3-519-23052-6 , page 63

[8] Mayer-Kuckuck, Kernphysik, Teubner 1979, page 294

[9] Mayer-Kuckuck, Kernphysik 1979, p 295.

[rpp2014-10] © KA Olive et al. (Particle Data Group), Chin. Phys. C38 , 090001 (2014) : Tableau récapitulatif des baryons N

[11] Spectrum Lexicon Physics, désintégration bêta inverse

[12] Collaboration Borexino : Observation de Géoneutrinos , Phys. Lett. B, tome 687, 2010, p. 299-304

[13] Andreas Müller, Beta Decay, Lexique d'astronomie, Spectre

[14] Sexl, Sexl, trous noirs White Dwarf, Vieweg 1977, p 55.

[15] z. B. Ch. Gerthsen : Physique. 6e édition, Springer 1960, page 329.

[16] GH Aston: la quantité d'énergie émise sous forme de rayons γ-E par le radium . Dans : Actes mathématiques de la Cambridge Philosophical Society . ruban 23 , non. 8 , 1927, p. 935-941 .

[17] CS Wang Chang et DL Falkoff : Sur le rayonnement gamma continu accompagnant la désintégration bêta des noyaux . Dans : Examen physique . ruban 76 , non. 3 , 1949, p. 365-371 .

[18] PC Martin et RJ Glauber : Théorie relativiste de la capture d'électrons orbitale radiative . Dans : Examens physiques . ruban 109 , non. 4 , 1958, p. 1307-1325 .

[krieger-19] Hanno Krieger: Principes fondamentaux de la physique des rayonnements et de la radioprotection. 2e édition. p.109.

[20] Heinrich Dresia, Franz Spohr : possibilités d'application et d'erreur des mesures radiométriques de poussières pour le suivi des émissions, des immissions et des emplois. Dans : Poussière - propreté. Aérien . 38, n° 11, 1978, ISSN 0949-8036 , pages 431-435.

[21] Franz Joseph Dreyhaupt (éd.): VDI-Lexikon Umwelttechnik. VDI-Verlag Düsseldorf 1994, ISBN 3-18-400891-6 , page 1119.

[22] Wong, Introduction à la physique nucléaire, Wiley-VCH 2004, page 199

[fermi-23] Par exemple Enrico Fermi, Nucléaire Physique, 1953, p.81f

[bethge-24] un^b Bethge, Walter, Wiedemann, Kernphysik, Springer 2008, p 252.

[25] O. v. Baeyer, L. Meitner, O. Hahn : Spectres magnétiques des rayons bêta du radium. Dans : Physikalische Zeitschrift. Volume 12, 1911, pp. 1099-1101 ( [1] PDF).

[26] Chadwick: distribution d'intensité dans le spectre magnétique des rayons bêta du radium B + C. Dans : Négociations de la Société allemande de physique. Tome 16, 1914, p. 383-391.

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