1 Signification historique majeure : L'expérience d'Ernest Rutherford est un véritable tournant dans notre compréhension de la nature de l'atome. Dans le modèle de l'atome de Thomson, la particule α ne peut pas être rétrodiffusée (le grand angle de diffusion est rendu impossible par la répartition des charges positives et négatives). Dans un modèle, comme celui de l'atome de Bohr sur la figure de gauche ci-dessous, où la densité de charge est très concentrée dans l'espace, il peut y avoir une diffusion très grand angle des particules α, voire rétrodiffusées ( θ > 90 ).
Découverte de l'interaction forte dans les noyaux Ce que nous apprend l'expérience sur le noyau. Evolution de la section efficace en fonction de l'énergie cinétique de la particule incidente (neutron dans l'exemple ci-dessous). Section efficace différentielle de la réaction en fonction de l'angle de production au centre de masse (cm).
Section efficace différentielle en fonction du paramètre d'impact b et de l'angle de diffusion thêta (suite). 96) Application : Calcul de la section efficace différentielle de.
96) Application : Calcul de la section efficace différentielle de
6 C naturel est produit naturellement dans la haute
Un neutron dans le noyau est converti en proton, avec émission d'un électron (e−) et d'une antiparticule appelée antineutrino électronique (νe). Le carbone 14, qui est utilisé pour la datation des objets, est un émetteur β, le noyau fille est l'azote. Dans le noyau, un proton est converti en neutron, avec émission d'un positron (e+) et d'une particule appelée neutrino électronique (νe).
MAJORITAIREMENT D’EUX MAIS PRINCIPALEMENT DU PHOTON γ QUI PEUT ÊTRE PRODUIT ET QUI TRAVERSE FACILE TOUTES
APRÈS UNE CONNEXION α,β + et β −, DANS LA PLUPART DES CAS, L'ÉLECTRON OU LA PARTICULE DE POSITION OU ALPHA NE PEUT PAS QUITTER LA SOURCE (SI ELLE EST SCELLÉE), DONC LE DANGER N'APPARAÎT PAS. LA PLUPART MAIS PRINCIPALEMENT LE PHOTON γ QUI PEUT ÊTRE PRODUIT ET ÉCRASER FACILEMENT TOUT LE MONDE. Interaction des photons avec la matière (voir travaux pratiques) Loi de filiation, activité et période.
Désintégration β±, piégeage électronique (EC) et désexcitation du noyau (mémoires) Interaction des photons avec la matière (voir travaux pratiques). Cette réaction ne peut se faire qu'avec un électron lié car l'atome doit s'occuper de la conservation de l'énergie et de la quantité de mouvement. La lacune créée dans la couche interne est remplie par un électron d'une couche externe, libérant l'énergie sous la forme d'un photon X de fluorescence ou d'un électron Auger.
Le photon incident est diffusé dans une direction qui fait un angle θ avec la direction d'incidence. Au fur et à mesure que l'énergie du photon incident augmente, l'énergie portée par l'électron Compton devient de plus en plus importante par rapport à celle du photon diffusé. Désintégration β±, capture électronique (CE) et désexcitation nucléaire (rappel) Loi de filiation, d'activité et de période.
Cette constante de proportionnalité, notée λ, est la constante radioactive, elle représente la probabilité qu'un seul noyau se désintègre. 1 Lors d'une contamination interne, les propriétés physico-chimiques du radionucléide à demi-vie déterminent Trad. le tissu biologique auquel il se lie. La période radioactive de l'iode 12553I est de 60,2 jours, sa période biologique dans la glande thyroïde est de 128 jours, sa période effective est donc de 42 jours (l'iode 12553I est responsable du cancer de la thyroïde).
1 − exp
1 T rad
Pour calculer y et z, on utilise les lois de conservation de la charge électrique et du nombre de nucléons : la somme des nombres de charges (nombre de nucléons) des noyaux de l'état initial est égale à l'état final. En utilisant la conservation de l'énergie, nous pouvons calculer l'énergie cinétique (Q) libérée dans cette réaction que nous avons. Première utilisation de la formule de Bethe-Weizsacker : parabole de masse et ligne de stabilité.
2 Émission de neutrons (neutrons instantanés) des fragments de fission pour se rapprocher de la ligne de stabilité. 3 Émission de neutrons (neutrons retardés) de noyaux filles encore trop riches en neutrons, de produits de fission instables qui se désintègrent avec β−. 1 La plupart des neutrons (neutrons prompts) sont créés immédiatement après la fission (t < 10 −13 s).
2 Les neutrons retardés (ou retardés), avec une très faible fraction (≤ 1%), sont produits après la désintégration β − des produits de fission précurseurs, c'est pourquoi ils apparaissent après un certain temps, qui peut aller jusqu'à dix secondes (Cela dépend sur la chaîne des produits de fission). 3 Malgré l'émission de neutrons prompts, les fragments restent riches en neutrons ; 1,54 neutrons par proton vs 1,3–1,45 pour les noyaux stables ⇒ plusieurs désintégrations β− avant l'obtention de produits de fission stables (secondaires). Caractère probabiliste de la réaction de fission de l'uranium 235 92 U C'est le cas du caractère probabiliste de la réaction.
Les produits de fission sont tous les descendants des fragments de fission trouvés dans le combustible usé. Les fragments de fission contiennent des éléments tels que le baryum (Ba), le krypton (Kr), le tellure (Te), le strontium (Sr), le xénon (Xe), le zirconium (Zr), etc.
Deux ou trois neutrons libérés lors d'une fission vont pouvoir provoquer de nouvelles fissions et libérer de nouveaux neutrons et ainsi de suite.. c'est la réaction en chaîne. Sur deux ou trois neutrons émis lors d'une fission, un seul en donne naissance à un nouveau, les autres sont capturés. Etude du bilan énergétique d'une cloison symétrique et asymétrique à l'aide de la formule de Bethe et Weizsacker.
D'abord pour Hegel en 1807, c'est une approche de la philosophie qui commence par l'exploration des phénomènes (c'est-à-dire ce qui se présente consciemment à nous) afin de saisir l'Esprit absolu, logique, ontologique, métaphysique qui est derrière les phénomènes. Pour Martin Heidegger, la vision phénoménologique d'un monde des êtres doit être dérivée de la compréhension de l'être comme être, comme introduction à l'ontologie, mais qui reste une ontologie critique face à la métaphysique. Si cela est vrai, nous consolidons notre vision de la nature, sinon nous devons revoir nos principes fondamentaux et aussi changer notre façon de voir le monde.
Ce qui distingue une théorie physique d'un simple modèle phénoménologique, c'est qu'une théorie permet de rendre compte d'autres phénomènes que ceux pour lesquels elle a été élaborée. Il est certain que ces principes fondamentaux sur lesquels nous cherchons à nous appuyer sont aussi des modèles pour la nature. Il reprend une analogie, suggérée par Bohr, entre la matière nucléaire et la goutte de liquide.
Uc0(Z) : énergie de Coulomb nécessaire pour créer une distribution de charge de rayon R et de densité ρc= 4Ze. En utilisant la formule semi-empirique de Bethe-Weizsacker, la masse atomique peut être écrite. Nous ne connaissons que "quatre" nucléides, appelés noyaux fissiles, qui peuvent se désintégrer sous l'influence d'un neutron thermique.
Il faut tenir compte de la barrière coulombienne en fission Demi-vie de fission spontanée en fonction de la fraction Z A2. La fission spontanée se produit par le même processus de désintégration que la fission induite par les neutrons, mais elle se produit sans que le noyau ne soit touché par une particule. Même les noyaux (A est pair) avec un très grand Z A2 avant 15 ont une demi-vie très longue pour la fission spontanée.
Prédiction des paramètres de fission nucléaire par le modèle de gouttelettes de liquide de Bethe et Weizsäcker, par le modèle de gouttelettes de liquide à portée finie (FRLDM) et le modèle de gouttelettes à portée finie (FRDM) (le problème est traité (Partie A)). 9 Étude de la déformation du cœur lors de la fission Paramétrage de la surface (rayon) du cœur. Etude de la masse d'un noyau déformé à l'aide de la formule de Bethe et Weizsacker.
Prédiction des paramètres de fission par le modèle de goutte liquide de Bethe et Weizsäcker, par le modèle de goutte liquide à surface finie (FRLDM) et le modèle de goutte à portée finie (FRDM) (problème traité en cours (Partie B)). Énergie potentielle d'une particule α à l'intérieur du noyau Enquête réalisée pour la première fois par Gamow (1928) et Gurney et Condon (1928). Approximation de la fonction d'onde des particules α à des états presque stationnaires ou quasi stationnaires.
On fait une approximation sur l'énergie potentielle de la particule α ce qui rend la solution analytique. Le problème à résoudre est de savoir comment la particule α peut s'échapper d'une barrière de potentiel électromagnétique élevée.
Si C + = 0, les énergies possibles E de la particule α ne peuvent être arbitraires, les énergies satisfont l'équation suivante, on a E = E 0 avec. 204) Ainsi, seuls les états énergétiques E 0 (états virtuels) peuvent donner lieu à.
204) Donc seul les états d’énergie E 0 (états virtuels) peuvent donner lieu à
La fonction est une particule α, qui est presque toujours située du côté droit de la barrière de potentiel. La barrière coulombienne doit être prise en compte dans la fission Pour que la fission se produise, la barrière coulombienne doit être franchie. Dans son état fondamental, le noyau se situe au niveau de la cavité initiale F de la surface avec une asymétrie nulle et un faible allongement.
La différence entre les niveaux d'énergie de la selle et de l'état fondamental définit un seuil appelé barrière de séparation (barrière de Coulomb). La barrière coulombienne peut être franchie par effet tunnel (ce qui prend beaucoup de temps). Si le neutron est thermique, il a suffisamment d'énergie pour franchir la barrière de Coulomb, ce qui correspond à la fission asymétrique.
Si les neutrons sont rapides, ils ont suffisamment d'énergie pour franchir la barrière de Coulomb, ce qui correspond à la fission symétrique. Il faut fournir au moins les masses des noyaux de l'état final (MA1c2 et MA2c2) et l'énergie de la barrière de potentiel (Eba.(A1, A2)). Nous avons S n ≡ énergie de séparation des neutrons ≡ essentiellement l'énergie d'appariement de deux neutrons couplés dans le noyau 236 92 U + les autres termes de la formule de la goutte liquide.
Description de la masse d'un noyau de fission à l'aide de la formule de masse modifiée semi-empirique. Il faut tenir compte de la forme allongée du coeur composite au début de la fission. Le calcul de l'énergie coulombienne de formation d'une distribution de charge de type sphéroïdal est plutôt computationnel, nous ne donnons ici le résultat qu'en fonction du paramètre de déformation ε (extrait de K. Heyde page 216).
