Ce cours vous introduit à la physique subatomique, c'est à dire à la physique du noyau et à celle des particules élémentaires. Plus spécifiquement les questions adressées sont les suivantes : - Quels sont les concepts de la physique des particules et comment sont-ils implémentés? - Quelles sont les propriétés du noyau atomique et comment peut on les utiliser? - Comment accélérer et détecter des particules et mesurer leurs propriétés? - Qu’est-ce qu’on apprend à partir des réactions de particules à haute énergie et leurs désintégrations? - Comment fonctionnent les interactions électromagnétiques et comment peut-on les mettre à contribution? - Comment fonctionnent les interactions fortes et pourquoi sont-elles difficiles à comprendre? - Comment fonctionnent les interactions faibles et pourquoi sont-elles spéciales? - Quelle est la masse des objets au niveau subatomique, et comment y intervient le Higgs? - Que peut-on apprendre de la physique des particules concernant l’astrophysique et l’Univers tout entier? Le cours est structuré en sept modules. Suivant le premier module qui introduit notre sujet, les modules 2 (Physique nucléaire) et 3 (Accélérateurs et détecteurs) dépendent peu du reste du cours et peuvent être étudiés séparément. Les modules 4 à 7 approfondissent les notions de la matière et des forces élémentaires.
3.6 Photons dans la matière
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En provenance du cours de University of Geneva
Physique des particules - une introduction
49 notes
À partir de la leçon
Accélérateurs et détecteurs
Dans ce module, on va toucher les bases de la physique des accélérateurs et des méthodes de détection pour les particules. On passera en revue les principes de l'accélération et focalisation de particules chargées par les champs électromagnétiques. On verra comment ces principes sont appliqués dans les accélérateurs et anneau de stockage modernes. Vous serez introduit aux processus physiques qui permettent de détecter les différents types de particules et comment ils sont utilisé dans des détecteurs modernes.
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Martin PohlProfesseur ordinaire
Département de physique nucléaire et corpusculaire
Mercedes PanicciaCollaboratrice scientifique
Département de Physique Nucléaire et Corpusculaire
[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]
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