Soutenance mémoire
Rayonnements ionisants
Types de désintégrations
Les radionucléides sont des atomes instables et radioactifs. Le processus primaire qu’est la transition radioactive est accompagné de l’émission de rayonnements suite à des processus secondaires. Ces processus peuvent être dus :
– au réarrangement du noyau ; ce sont les émissions alpha (α), bêta (β) et gamma (γ) ;
– aux conséquences de ce réarrangement sur le cortège électronique qui en se réarrangeant émet des électrons de conversion (EC), des photons X ou des électrons Auger.
Les unités du système international [7] sont inadaptées aux ordres de grandeur des énergies et masses considérées en physique nucléaire, c’est pourquoi nous exprimerons ces grandeurs en électronvolts (eV)∗ , unité d’énergie dérivée :
1 eV , 1,602 177 33 · 10⁻¹⁹Par la relation d’équivalence masse-énergie d’Einstein m = E/c2 , la masse peut alors aussi s’exprimer en MeV/c2 . Par abus de langage et commodité, la vitesse de la lumière dans le vide c est écartée : e.g. me = 9,11 · 10⁻³¹ kg = 511 keV. Alors que l’émission α (émission d’un noyau d’Hélium He 2+) est monoénergétique, la radioactivité β est quant à elle, caractérisée par l’émission d’un électron (β−) ou d’un positron (β+) et d’un neutrino associé (respectivement ν¯e et νe). En raison de l’émission simultanée d’un neutrino, le système final est un problème à trois corps où le neutrino emporte une part variable d’énergie. La distribution en énergie des électrons ne se traduit alors pas par un spectre de raies, comme dans l’émission α, mais par un spectre continu, L’énergie initiale non nulle du positron est due à sa répulsion par le champ coulombien du noyau.
Une désintégration β peut se produire depuis le niveau fondamental du noyau père vers le niveau fondamental (on parle dans ce cas d’émission bêta pure) ou vers un niveau nucléaire excité de l’atome fils.
Le niveau nucléaire excité se désexcite alors vers un niveau d’énergie moindre par transition gamma. Une telle transition mène à l’émission d’un photon γ ou à l’éjection d’un électron du cortège électronique appelé électron de conversion interne. Dans le processus de conversion interne∗ concourant à la transition γ, l’énergie de désexcitation Eexc est directement transférée à l’une des orbitales de l’atome. Un électron de cette couche électronique est alors éjecté, avec une énergie cinétique T = Eexc −Eb, Eb étant l’énergie de liaison de l’électron. Puisque les électrons peuvent provenir de n’importe quelle couche, à condition de respecter Eexc − Eb ≥ 0, des électrons monoénergétiques de différentes énergies seront émis. Ce spectre se superpose au spectre continu.
Dans le processus de capture électronique concurrent à la désintégration β+, un électron, le plus souvent de la couche K, interagit avec le noyau (selon p + e− → n+νe). Dans ce cas, seul un neutrino est émis par le noyau. Suite à la capture d’un électron et/ou la conversion interne, la lacune créée dans le cortège électronique est comblée par réarrangement de ce dernier, engendrant deux processus concurrents. Des photons de fluorescence sont alors émis. Si, au lieu d’être émise sous forme de photon, l’énergie excédentaire est directement transférée à un électron, celui-ci est éjecté et est appelé électron Auger
Interaction des particules chargées avec la matière
Une particule traversant la matière perdra son énergie selon différents processus (électroniques, nucléaires ou radiatifs). C’est ce pouvoir d’arrêt qui est responsable du fait qu’après une épaisseur de matière, appelée portée, toutes les particules chargées d’une même énergie ont perdu toute leur énergie. Alors que le pouvoir d’arrêt traduit l’énergie perdue par la particule par unité de distance, cette grandeur ne doit pas être confondue avec le transfert d’énergie linéique (TEL) [9]. Cette dernière correspond à l’énergie déposée dans le matériau à proximité immédiate de la trace de la particule par les électrons secondaires (rayons δ), ce qui exclut par conséquent les rayons delta de grande énergie.cette portée est dépendante de la particule incidente et du pouvoir d’arrêt du matériau. Le pouvoir d’arrêt total est limité aux énergies supérieures à 1 keV car aux énergies inférieures, les interactions et donc les pertes d’énergies sont complexes à modéliser. Le pouvoir d’arrêt élevé des matériaux pour les particules de basse énergie, principalement dû aux ionisations, se traduit sur les particules chargées par une élévation du TEL : c’est le pic de Bragg. sa balistique en est considérablement meilleure que celle des irradiations par rayons X ou γ ; d’où son utilisation pour l’hadronthérapie car il permet de déposer un maximum d’énergie dans la tumeur (i.e. en fin de parcours).
La notion de portée est à différencier de celle de parcours, qui est la distance totale parcourue par la particule. La première tenant compte des diffusions, elle est par conséquent plus courte . Pour une particule alpha, de TEL élevé, le volume d’interaction peut être ramené à un cylindre de rayon r0 dont l’axe, rectiligne, est la trajectoire (ou trace) de la particule. Les clichés pris par Charles Wilson, rendent compte de la densité d’ionisation variable d’une particule à l’autre. Selon l’énergie δE cédée aux électrons secondaires (rayons δ), cette trace sera accompagnée de trois régions en proportions variables définies par Mozumder et Magee [16] :
– les “grappes” (spurs), ⇔ δE < 100 eV ;
– les “essaims” (blobs), ⇔ 100 eV < δE < 500 eV ;
– les “traces courtes” (short tracks) ⇔ 500 eV < δE < 5000 eV.
Dans les grappes et essaims, les électrons secondaires, trop peu énergétiques pour s’éloigner d’une distance supérieure à r0, se recombinent avec une cinétique temporelle d’environ 10⁻¹¹ s .
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Table des matières
Introduction et contexte
I Théorie
1 Rayonnements ionisants
1.1 Types de désintégrations
Désintégration β
Transition γ
Conversion interne
Capture électronique
Rayonnements X et Auger
1.2 Interaction des particules chargées avec la matière
1.3 Principaux types de détecteurs
1.3.1 Détecteurs à gaz et semi-conducteurs
1.3.2 Détecteurs à scintillation
1.4 Principe de la spectrométrie des rayonnements ionisants
1.5 Mesure des nucléides émettant des rayonnements de faible portée
2 Optique
2.1 Photophysique des “basses” énergies
2.1.1 Processus intramoléculaires – Fluorescence
2.1.2 Transferts d’énergie et atténuation de l’émission lumineuse
2.2 Rappels d’optique et polarisation de la lumière
2.2.1 Propagation de la lumière
2.2.2 Polarisation de la lumière
2.3 Optique non linéaire
2.3.1 Effets optiques non linéaires du second ordre
2.3.2 Effets optiques non linéaires du troisième ordre
2.3.3 Optique non linéaire organique
2.4 Rappels sur l’effet laser
3 État de l’art
3.1 Détection des rayonnements ionisants
3.1.1 Scintillateurs
3.2 Colorants laser
3.2.1 Le laser polymère excité électriquement
3.2.2 Durée de vie sous irradiation laser
3.3 Applications de la photonique – Les matériaux nanostructurés
3.4 Introduction à la DFB
3.4.1 Réseaux et leur fabrication
3.5 Recherches et développements les plus proches de nos objectifs
II Étude des propriétés optiques de scintillateurs commerciaux
4 Études photophysiques
4.1 Description des scintillateurs étudiés
4.2 Fluorescence : spectres d’excitation et d’émission
5 Propriétés d’émission en fonction de l’intensité
5.1 Dispositif expérimental
5.2 Caractéristiques de l’émission des scintillateurs en fonction de l’intensité d’excitation
5.3 Résultats
6 Propagation de la lumière dans un guide périodique
6.1 Couplage entre modes guidés
7 Étude des émissions laser DFB
7.1 Dispositif expérimental
7.2 Études préliminaires de l’émission laser avec des colorants laser
7.2.1 Rhodamine 6G dans l’éthanol
7.2.2 Films de Coumarine 515
7.3 Émission laser DFB dans des scintillateurs commerciaux liquides
7.3.1 Émission double pic
7.3.2 Superposition réseau temporaire et dynamique – dégradation des milieux
Conclusion
III Effet des rayonnements ionisants sur les scintillateurs
8 Simulation des interactions rayonnements/matière
8.1 Estimation des ordres de grandeur des physiques en présence
8.2 Validation des modèles simulés
8.2.1 Source alpha, Américium-241
8.2.2 Source bêta, Strontium-90/Yttrium-90
9 Émissions optiquement amplifiées en présence de RI
9.1 Émission stimulée et émission laser en présence de RI
9.1.1 Émission laser dans un scintillateur en présence d’un émetteur α
9.1.2 Émission laser dans un scintillateur en présence d’un émetteur β
9.2 Émission stimulée et irradiation avec faisceau d’e− (ELYSE)
9.2.1 Description de l’expérience ELYSE
9.2.2 Résultats des expériences optiques sur ELYSE
Conclusion
Conclusion
