[MUSIQUE] Dans ce module, après avoir passé en revue le principe de l'accélération des particules, on est en train de discuter les méthodes de leur détection. Dans cette vidéo, on verra comment les photons interagissent avec la matière, et ces interactions sont à nouveau les mécanismes à travers lesquels on les détecte. Après cette vidéo, vous connaîtrez l'effet photoélectrique, la diffusion Compton et la production en paires, qui sont les trois processus les plus importants entre photon et matière. Dans ces processus, le photon est plutôt absorbé ou diffusé par un grand angle comparé à sa direction originale. La plupart des photons gardent alors leur énergie originale mais l'intensité du faisceau est diminuée. On parle donc plutôt d'atténuation que de perte d'énergie d'un photon. La probabilité d'une intercation est proportionnelle à la section efficace dans une épaisseur donnée. Ceci nous amène à une décroissance exponentielle de l'intensité avec l'épaisseur de l'absorbeur. Pour un exemple, vous pouvez revoir la vidéo 1.3 a qui fait un calcul relatif à cette absorption. Les photons sont principalement détectés par les interactions avec la matière qui produisent des particules chargées, par 3 effets dominants. À basse énergie, plutôt l'effet photoélectrique, c'est-à-dire l'absorption du photon par un électron atomique qui domine pour des énergies entre l'énergie d'ionisation et 100 kilo-électron-volts. Pour les énergies moyennes, autour de 1 méga électron-volt, c'est l'effet Compton qui domine ; c'est la diffusion élastique d'un photon par un électron atomique. En haute énergie, c'est la production de paires électron-positron dans le champ électromagnétique d'un atome qui est dominant pour des énergies beaucoup plus grandes que 1 méga électron-volt. Alors, passons en revue les trois processus un par un. Commençons par l'effet photoélectrique qui est l'absorption d'un photon par un atome. Dans le processus photoélectrique, un électron atomique est libéré après avoir absorbé le photon. Son énergie sera alors la différence entre l'énergie du photon et l'énergie d'ionisation ; cette dernière, l'énergie d'ionisation, varie entre 1 électron-volt et 25 électron-volts, dépendant du matériau dont on parle et de la couche de laquelle on parle. En effet, le processus photoélectrique n'est pas possible pour un électron libre, parce qu'il violerait la conservation de la quantité de mouvement. Si l'énergie du photon est plus grande que l'énergie de la couche K, la section efficace est dominée par l'absorption des électrons de cette couche. Ceci est dû au fait que la proximité du noyau permet de plus facilement absorber l'énergie de recul. Voici la section efficace de ce processus qui est proportionnelle à la charge atomique du matériel à la cinquième puissance et inversement proportionnelle à l'énergie du photon à la puissance 7/2. Ceci favorise l'effet photoélectrique à basse énergie dans des milieux lourds. Il y a aussi dans cette formule une section efficace, celle de Thomson, qui donne un peu l'ordre de grandeur du processus, de l'ordre de 6 10 puissance moins 25 centimètres carrés. Ceci fait aussi intervenir le rayon classique de l'électron e carré sur 4 pi m, qui est de l'ordre de 3 10 puissance moins 15 mètres. En haute énergie, dans la limite relativiste, la section efficace devient proportionnelle, à peu près, à 1 sur l'énergie du photon. La place libérée par l'interaction peut être remplie par un autre électron des couches supérieures, par exemple sur cette image de la couche L, avec l'émission des rayons X, avec l'énergie correspondant à la différence des énergies de liaison entre les deux couches. Il peut aussi arriver qu'un autre électron soit émis si l'énergie disponible est plus grande que l'énergie d'ionisation pour une autre couche, par exemple la couche L2 dans cet exemple. Passons maintenant à la diffusion Compton qui est la diffusion élastique entre un photon et un électron atomique ; c'est-à-dire qu'elle va se produire pour des énergies où l'énergie du photon est beaucoup plus grande que l'énergie de liaison de l'électron, et la dernière peut être négligée. La section efficace est donnée par la formule de Klein-Nishima, qui est un résultat d'électrodynamique quantique, c'est-à-dire de la théorie de champ qui décrit les interactions électromagnétiques et que l'on va introduire dans le module 4. Elle dépend de l'énergie du photon entrant et du photon sortant, de l'angle entre les deux directions, c'est-à-dire de l'angle de diffusion. À basse énergie, elle cause une section efficace qui est, à peu près, symétrique concernant l'angle de diffusion. À haute énergie, par contre, la distribution angulaire a un fort pic à thêta égale zéro, c'est-à-dire à la diffusion vers l'avant. L'énergie de l'électron, par contre, devient maximale quand l'angle de diffusion est égal à 90 degrés, avec une énergie maximale qui est donnée par la petite formule en bas du slide. Si vous voulez un peu jouer avec cette section efficace, je vous invite à voir le site, en bas, qui vous permet de calculer la section efficace interactivement. La section efficace est typiquement d'un ordre de grandeur de 0,1 barn dans la direction vers l'avant ; pour la diffusion vers l'arrière, elle varie entre cette valeur, à 1 kilo-électron-volt, et des valeurs beaucoup plus petites, 0,04 barn, à 100 kilo-électron-volts. À haute énergie, le processus est donc dominé par la diffusion vers l'avant dans la direction du photon entrant. Le troisième processus est la conversion du photon en paires électron-positron en présence du champ électromagnétique d'un noyau. Le seuil de réaction est essentiellement deux fois la masse de l'électron, avec une petite correction pour le recul du noyau, nécessaire pour pouvoir s'accorder avec la conservation de l'énergie et de l'impulsion en même temps. Il y a relativement peu d'énergie qui est transmise au noyau, de l'ordre de 1 méga électron-volt pour les gros noyaux. À basse énergie, la section efficace est donnée en termes de la longueur de radiation encore une fois, que vous voyez dans cette formule, dans le dénominateur de la section efficace. Cette longueur a donc deux interprétations : une que l'on connaît déjà, c'est la longueur après laquelle un électron perd tout sauf une partie, 1 sur e, de son énergie initiale par radiation de freinage, on avait vu cela dans la vidéo 3.5 ; mais c'est aussi 7 neuvièmes du parcours moyen libre d'un photon de haute énergie avant qu'il ne se convertisse en paires d'électron-positron. Cette image, prise avec une chambre à bulles historique, vous montre plusieurs processus pour l'effet de photon en même temps. Dans une chambre à bulles, des petites bulles se forment là où des particules chargées ont légèrement chauffé un liquide déjà surchauffé. Il y a un photon qui entre de la gauche de cette image et qui se convertit cette fois, non pas dans le champ électromagnétique d'un noyau, mais dans le champ d'un électron. Alors, vous voyez trois particules qui sortent : ce sont l'électron et le positron, qui sont les petites spirales à gauche parce qu'elles sont relativement à basse énergie, et il y a un électron, qui fait une trace moins courbée dans le champ magnétique, qui sort avec une trace relativement droite vers la droite. À un certain moment, cet électron de haute énergie émet un photon qui se convertit encore dans cette image dans une paire d'électron-positron, le petit v que vous voyez à droite. Il est vrai que ces trois processus ne vous donnent pas toute la vérité. Dans ce graphisme, vous voyez tous les petits détails qui peuvent encore entrer en jeu, s'agissant de l'interaction entre un photon et le cuivre par exemple. Il est quand même vrai qu'à haute énergie la production des paires devient pratiquement indépendante de l'énergie du photon, et ceci se passe à partir des énergies qui dépassent 1 giga électron-volt. À ce point-là, la section efficace ne dépend que du milieu, c'est-à-dire de la longueur de radiation du milieu. La probabilité de conversion par unité de distance est donnée par l'inverse de la longueur de radiation, moyennant la densité volumique rhô et un facteur de 7 neuvième, ce qui vous démontre que l'inverse de cette probabilité, qui est le parcours libre, est 9 septième de X0, exprimé dans les unités qui conviennent. Les processus dominants sont clairement l'effet photoélectrique à basse énergie, la production de paires à haute énergie, et l'effet Compton, entre les deux, autour de 1 méga électron-volt. Comme le processus dominant pour des énergies plus grandes que 1 giga électron-volt est la perte d'énergie par rayonnement, par bremsstrahlung, pour les électrons, et la conversion de photons en paires pour les photons, qui ont tous les deux une longueur caractéristique qui est la même, X0, la combinaison de ces processus successive créé ce que l'on appelle les gerbes électromagnétiques. Alors, dans ce schéma à gauche, vous voyez un photon qui entre dans un matériau et qui se convertit en électron-positron ; chacun de ces produits secondaires va émettre préférentiellement un autre photon qui va de son côté se convertir ou faire une diffusion Compton. Ceci cause des gerbes électromagnétiques, que vous voyez à votre droite, dans une simulation qui produit beaucoup de particules chargées, les seules représentées dans cette image, et ceci indépendamment du fait que ce soit un électron ou un photon qui entre dans la matière. Dans la prochaine vidéo, on verra comment les détecteurs à ionisation mettent en évidence les passages des particules chargées. [MUSIQUE]
