La radioactivité est l’un des phénomènes qui ont profondément transformé notre compréhension de la matière. À la fin du 19ème siècle, la découverte des rayonnements émis par les sels d’uranium par Becquerel montra que certains atomes n’étaient pas immuables : leur noyau pouvait se transformer spontanément, en émettant des particules ou des photons très énergétiques. Cette idée rompait avec l’image classique d’une matière stable et figée. Elle ouvrait la voie à la physique nucléaire moderne.
Aujourd’hui, on comprend la radioactivité comme la manifestation de l’instabilité de certains noyaux atomiques. Un noyau est radioactif lorsqu’il n’est pas dans une configuration d’énergie suffisamment favorable et qu’une transformation spontanée lui permet de se rapprocher d’un état plus stable. Cette transformation peut prendre plusieurs formes : émission d’une particule alpha, transformation d’un neutron en proton ou d’un proton en neutron par radioactivité bêta, émission d’un photon gamma lors de la désexcitation d’un noyau, ou encore modes plus rares comme la fission spontanée ou la double désintégration bêta.
La radioactivité prolonge donc naturellement l’étude des noyaux atomiques. Les notions de numéro atomique \(Z\), de nombre de neutrons \(N\), de nombre de masse \(A\), d’énergie de liaison et de vallée de stabilité permettent de comprendre pourquoi certains noyaux sont stables alors que d’autres se transforment. Un excès de neutrons, un excès de protons, une charge nucléaire trop élevée ou un état excité peuvent rendre un noyau instable. La radioactivité apparaît alors comme une manière pour le noyau d’évoluer vers une configuration plus favorable, tout en respectant les lois de conservation.
Ce phénomène relie plusieurs niveaux de description. À l’échelle nucléaire, il met en jeu l’équilibre entre interaction nucléaire forte, répulsion électromagnétique et structure quantique des niveaux d’énergie. À l’échelle des particules élémentaires, la radioactivité bêta révèle le rôle de l’interaction faible, des bosons \(W^{\pm}\)et des neutrinos. À l’échelle quantique, la radioactivité alpha illustre l’effet tunnel, tandis que la radioactivité gamma traduit les transitions entre états nucléaires discrets.
La radioactivité est aussi un phénomène probabiliste. On ne peut pas prédire l’instant exact où un noyau particulier se désintégrera. En revanche, une population de noyaux identiques suit une loi statistique très précise : la décroissance exponentielle. Les notions de constante de désintégration, de demi-vie, d’activité, de filiation radioactive et de branchement permettent de décrire cette évolution dans le temps. Elles expliquent pourquoi certains radionucléides disparaissent en une fraction de seconde, tandis que d’autres subsistent pendant des milliards d’années.
Les noyaux radioactifs ont des origines diverses. Certains sont primordiaux, présents depuis la formation de la Terre parce que leur demi-vie est extrêmement longue. D’autres sont produits en permanence par les rayons cosmiques dans l’atmosphère. D’autres encore apparaissent par activation naturelle ou par des activités humaines, notamment dans les réacteurs, les accélérateurs ou la médecine nucléaire. La radioactivité est donc à la fois un phénomène naturel, cosmique, géologique, biologique et technologique.
L’étude de la radioactivité ne s’arrête pas à la désintégration du noyau. Les rayonnements émis interagissent ensuite avec la matière. Les particules chargées déposent leur énergie progressivement par ionisation et excitation ; les photons gamma interagissent par effet photoélectrique, diffusion Compton ou création de paires ; les neutrons agissent principalement par collisions et réactions avec les noyaux. Ces interactions déterminent le pouvoir de pénétration des rayonnements, leur capacité à ioniser les tissus, les méthodes de détection et les protections nécessaires.
C’est pourquoi la radioactivité conduit naturellement à la dosimétrie, à la radiobiologie et à la radioprotection. Il ne suffit pas de savoir qu’une source est radioactive : il faut connaître son activité, les rayonnements qu’elle émet, l’énergie déposée dans les tissus, le mode d’exposition et les effets biologiques possibles. Les notions de dose absorbée, de dose équivalente et de dose efficace permettent de relier la physique des rayonnements à leurs conséquences sur le vivant.
Dans cet article, nous allons donc suivre toute la chaîne du phénomène radioactif : l’instabilité du noyau, les lois de désintégration, les différents modes de radioactivité, les familles radioactives naturelles, l’origine des radionucléides, l’interaction des rayonnements avec la matière, puis les principes de dosimétrie et de radioprotection. L’objectif est de comprendre la radioactivité non comme un simple danger abstrait, mais comme un phénomène physique précis, mesurable, profondément quantique, et essentiel pour de nombreuses applications scientifiques, médicales, environnementales et technologiques.
Pourquoi un noyau atomique est-il radioactif ?
La radioactivité est la manifestation d’une instabilité nucléaire. Un noyau atomique est radioactif lorsqu’il peut se transformer spontanément en un autre noyau, ou en un autre état du même noyau, en émettant une particule ou un rayonnement. Cette transformation n’est pas provoquée de l’extérieur : elle résulte du fait que le noyau initial n’est pas dans la configuration d’énergie la plus favorable accessible au système.
Un noyau atomique est composé de protons et de neutrons. Sa stabilité dépend d’un équilibre subtil entre plusieurs effets. L’interaction nucléaire forte assure l’attraction entre nucléons et tend à lier le noyau. L’interaction électromagnétique, au contraire, provoque la répulsion entre les protons, tous chargés positivement. L’interaction faible permet certaines transformations internes, notamment la conversion d’un neutron en proton ou d’un proton en neutron. À cela s’ajoutent des effets quantiques, comme le principe d’exclusion de Pauli, l’appariement des nucléons et la structure en couches.
La stabilité d’un noyau n’est donc pas déterminée par un seul critère. Un noyau peut être instable parce qu’il contient trop de protons, trop de neutrons, trop de nucléons au total, ou parce qu’il se trouve dans un état excité. Dans tous les cas, la radioactivité correspond à une évolution vers une configuration plus favorable du point de vue énergétique, compatible avec les lois de conservation.
Un premier cas important est celui des noyaux trop riches en neutrons. Si un noyau possède un excès de neutrons par rapport à la vallée de stabilité, il peut gagner en stabilité en transformant un neutron en proton. Cette transformation se fait par interaction faible et donne lieu à une désintégration bêta moins :
\[n \rightarrow p + e^{-} + {\overset{ˉ}{\nu}}_{e}\]
Au niveau nucléaire, cela s’écrit :
\[\ _{Z}^{A}X \rightarrow \ _{Z + 1}^{A}Y + e^{-} + {\overset{ˉ}{\nu}}_{e}\]
Le nombre de masse \(A\ \)reste inchangé, car le nombre total de nucléons est conservé. En revanche, le numéro atomique \(Z\ \)augmente d’une unité : le noyau change donc d’élément chimique. C’est le cas du carbone 14, qui se transforme en azote 14 :
\[\ _{6}^{14}C \rightarrow \ _{7}^{14}N + e^{-} + {\overset{ˉ}{\nu}}_{e}\]
Cette transformation rapproche le noyau de la vallée de stabilité, car elle diminue le nombre de neutrons et augmente le nombre de protons.
À l’inverse, un noyau trop riche en protons peut se rapprocher de la stabilité en transformant un proton en neutron. Deux mécanismes principaux sont alors possibles. Le premier est la désintégration bêta plus :
\[p \rightarrow n + e^{+} + \nu_{e}\]
Cette réaction correspond, au niveau nucléaire, à :
\[\ _{Z}^{A}X \rightarrow \ _{Z – 1}^{A}Y + e^{+} + \nu_{e}\]
Le second est la capture électronique, dans laquelle le noyau capture un électron atomique, généralement issu d’une couche interne :
\[p + e^{-} \rightarrow n + \nu_{e}\]
Et donc :
\[\ _{Z}^{A}X + e^{-} \rightarrow \ _{Z – 1}^{A}Y + \nu_{e}\]
Dans les deux cas, le numéro atomique diminue d’une unité tandis que le nombre de masse reste inchangé. Le noyau se déplace ainsi vers une configuration moins riche en protons.
Un autre type d’instabilité concerne les noyaux très lourds. Lorsque \(Z\ \)devient grand, la répulsion électromagnétique entre protons devient de plus en plus difficile à compenser. Même avec un excès de neutrons, le noyau peut devenir instable. Une manière efficace de réduire simultanément la masse et la charge du noyau consiste à émettre une particule alpha, c’est-à-dire un noyau d’hélium 4 :
\[\ _{2}^{4}He\]
La désintégration alpha s’écrit :
\[\ _{Z}^{A}X \rightarrow \ _{Z – 2}^{A – 4}Y + \ _{2}^{4}He\]
Elle diminue le nombre de masse de 4 et le numéro atomique de 2. Elle est typique de nombreux noyaux lourds, comme l’uranium, le thorium, le radium ou le polonium. Elle permet au noyau de réduire sa répulsion coulombienne et de se rapprocher d’une configuration plus stable.
Un noyau peut aussi être instable non pas parce que sa composition en protons et neutrons est défavorable, mais parce qu’il se trouve dans un état excité. Après une désintégration alpha ou bêta, ou après une réaction nucléaire, le noyau fils peut conserver un excès d’énergie interne. Il peut alors revenir vers un état de plus basse énergie en émettant un photon gamma :
\[\ _{Z}^{A}X^{*} \rightarrow \ _{Z}^{A}X + \gamma\]
Dans ce cas, ni \(A\ \)ni \(Z\ \)ne changent. Le noyau ne change pas d’identité, il change seulement d’état quantique. La radioactivité gamma correspond donc à une transition entre niveaux d’énergie nucléaires.
Le critère général permettant de savoir si une désintégration est possible est le bilan énergétique. Une transformation radioactive spontanée ne peut se produire que si l’état final a une masse-énergie totale inférieure à celle de l’état initial. L’énergie libérée est appelée énergie de désintégration, ou valeur \(\mathbf{Q}\). De manière schématique :
\[\mathbf{Q =}\left( \mathbf{M}_{\text{initial}}\mathbf{-}\mathbf{M}_{\text{final}}\mathbf{- \sum}\mathbf{m}_{\text{particules~}\overset{ˊ}{\text{e}}\text{mises}} \right)\mathbf{\ }\mathbf{c}^{\mathbf{2}}\]
Si \(Q > 0,\ \)la désintégration est énergétiquement permise. L’énergie disponible est alors emportée sous forme d’énergie cinétique par les particules émises, par le noyau de recul, ou sous forme d’un photon gamma. Si au contraire \(Q < 0\), la transformation ne peut pas se produire spontanément.
Il faut toutefois faire attention : une désintégration énergétiquement permise n’est pas nécessairement rapide. La probabilité de désintégration dépend aussi du mécanisme physique en jeu. Dans la radioactivité alpha, elle dépend de la probabilité d’effet tunnel à travers la barrière coulombienne. Dans la radioactivité bêta, elle dépend de l’intensité de l’interaction faible et des règles de sélection quantiques. Dans la radioactivité gamma, elle dépend de la différence de moment angulaire et de parité entre les états nucléaires. C’est pourquoi les demi-vies radioactives peuvent varier de fractions de seconde à des milliards d’années.
La radioactivité doit donc être comprise comme une combinaison de deux idées. D’une part, un noyau radioactif possède une voie de transformation vers un état de plus basse énergie. D’autre part, cette transformation est gouvernée par les lois probabilistes de la mécanique quantique. On ne peut pas prédire l’instant exact où un noyau donné se désintégrera, mais on peut calculer ou mesurer la probabilité de désintégration par unité de temps pour une population de noyaux identiques.
Ainsi, un noyau atomique est radioactif lorsqu’il se trouve hors de la zone de stabilité ou dans un état excité, et qu’une transformation spontanée lui permet de réduire son énergie tout en respectant les lois de conservation. Selon la nature de son instabilité, il pourra émettre une particule alpha, se transformer par radioactivité bêta, capturer un électron, émettre un photon gamma, ou suivre une chaîne de désintégrations successives jusqu’à atteindre un noyau stable.
Cinétique des désintégrations radioactives
La radioactivité est un phénomène fondamentalement probabiliste. Pour un noyau radioactif pris isolément, il est impossible de prédire l’instant exact auquel la désintégration se produira. Deux noyaux identiques, placés dans les mêmes conditions, peuvent se désintégrer à des instants très différents. Cette imprévisibilité n’est pas due à un manque d’information expérimentale : elle traduit le caractère quantique du processus de désintégration.
En revanche, lorsqu’on considère un très grand nombre de noyaux identiques, le comportement collectif devient parfaitement régulier. Chaque noyau possède une probabilité constante de se désintégrer par unité de temps. Cette probabilité est caractérisée par une constante, notée \(\lambda\), appelée constante de désintégration. Pendant un intervalle de temps infinitésimal \(dt\), la probabilité qu’un noyau donné se désintègre est :
\[dP = \lambda\text{ }dt\]
Considérons alors un échantillon contenant \(N(t)\ \)noyaux radioactifs à l’instant \(t\). Pendant l’intervalle \(dt\), le nombre moyen de noyaux qui se désintègrent est proportionnel au nombre de noyaux encore présents. Plus il reste de noyaux radioactifs, plus le nombre de désintégrations par unité de temps est grand. On écrit donc :
\[dN = – \lambda N(t)\text{ }dt\]
Le signe moins indique que le nombre de noyaux radioactifs diminue. On obtient ainsi l’équation différentielle fondamentale de la décroissance radioactive :
\[\frac{dN}{dt} = – \lambda N\]
Cette équation exprime une propriété simple mais profonde : la radioactivité ne dépend pas de l’âge individuel d’un noyau. Un noyau qui n’a pas encore subi de désintégration n’est pas « usé » ni plus proche de se désintégrer qu’auparavant. À chaque instant, sa probabilité de se désintégrer pendant l’intervalle suivant reste la même. C’est cette absence de mémoire qui conduit à une loi exponentielle.
En séparant les variables, on obtient :
\[\frac{dN}{N} = – \lambda\text{ }dt\]
Puis, en intégrant entre l’instant initial et l’instant \(t\ \):
\[\ln\left( \frac{N(t)}{N_{0}} \right) = – \lambda t\]
D’où :
\[N(t) = N_{0}e^{- \lambda t}\]
Le nombre de noyaux radioactifs décroît donc exponentiellement avec le temps. Cette loi signifie qu’un même pourcentage de noyaux disparaît pendant des intervalles de temps égaux. L’échantillon ne perd pas une quantité fixe de noyaux par seconde, il perd une fraction fixe de ce qui reste.
La grandeur mesurable la plus directement associée à cette décroissance est l’activité, c’est-à-dire le nombre de désintégrations par unité de temps. Elle est définie par :
\[A(t) = – \frac{dN}{dt}\]
En utilisant l’équation précédente, on obtient :
\[A(t) = \lambda N(t)\]
Et donc :
\[A(t) = A_{0}e^{- \lambda t}\]
Où :
\[A_{0} = \lambda N_{0}\]
L’activité suit la même décroissance exponentielle que le nombre de noyaux radioactifs. Son unité dans le système international est le becquerel (1 Bq = 1 désintégration par seconde). Une activité de \(1000\ Bq\ \)signifie donc qu’il se produit en moyenne mille désintégrations par seconde dans l’échantillon. Cette grandeur ne mesure cependant pas directement la dangerosité biologique d’une source. Deux sources de même activité peuvent avoir des effets très différents selon le type de rayonnement émis, son énergie, son pouvoir de pénétration et la manière dont l’organisme y est exposé.
Une manière plus intuitive de caractériser un isotope radioactif est d’utiliser sa demi-vie, ou période radioactive, notée \(T_{1/2}\). Elle correspond au temps nécessaire pour que la moitié des noyaux radioactifs initiaux se soient désintégrés. Elle est définie par :
\[N(T_{1/2}) = \frac{N_{0}}{2}\]
En appliquant la loi exponentielle :
\[N_{0}e^{- \lambda T_{1/2}} = \frac{N_{0}}{2}\]
On obtient :
\[e^{- \lambda T_{1/2}} = \frac{1}{2} \]
Puis :
\[T_{1/2} = \frac{\ln 2}{\lambda}\]
Après une demi-vie, il reste donc la moitié des noyaux initiaux. Après deux demi-vies, il en reste un quart. Après trois demi-vies, il en reste un huitième. Plus généralement, après \(n\ \)demi-vies :
\[N = \frac{N_{0}}{2^{n}}\]
On peut aussi écrire la loi de décroissance sous la forme :
\[N(t) = N_{0}\left( \frac{1}{2} \right)^{t/T_{1/2}}\]
Cette expression est souvent la plus parlante lorsqu’on raisonne à partir de mesures expérimentales ou d’exemples concrets. Le carbone 14, par exemple, possède une demi-vie d’environ 5730 ans. Cela signifie qu’un échantillon contenant du carbone 14 conserve la moitié de ses noyaux radioactifs après 5730 ans, un quart après 11460 ans, un huitième après 17190 ans, et ainsi de suite. C’est cette décroissance régulière qui permet d’utiliser le carbone 14 comme chronomètre naturel pour dater des matières organiques.
La demi-vie ne doit pas être confondue avec la vie moyenne, notée \(\tau\). La vie moyenne est le temps moyen de survie d’un noyau radioactif avant sa désintégration. Pour une loi exponentielle, elle vaut :
\[\tau = \frac{1}{\lambda}\]
Elle est donc reliée à la demi-vie par :
\[T_{1/2} = \tau\ \ln 2\]
Ou encore :
\[\tau = \frac{T_{1/2}}{\ln 2}\]
La vie moyenne est légèrement supérieure à la demi-vie (\(\tau \simeq 1,44\text{ }T_{1/2}\)). Ces deux grandeurs décrivent le même phénomène, mais sous deux angles différents. La demi-vie répond à la question : au bout de combien de temps reste-t-il la moitié des noyaux ? La vie moyenne répond à la question : combien de temps un noyau vit-il en moyenne avant de se désintégrer ?
La situation devient plus riche lorsque le noyau produit par une désintégration est lui-même radioactif. On parle alors de filiation radioactive. Supposons qu’un noyau père \(P\ \)se désintègre en un noyau fils \(F\), qui se désintègre ensuite à son tour vers un noyau stable ou vers un autre descendant :
\[P \rightarrow F \rightarrow S\]
Le nombre de noyaux pères suit la loi simple :
\[\frac{dN_{P}}{dt} = – \lambda_{P}N_{P}\]
Mais le nombre de noyaux fils obéit à une équation différente, car ces noyaux sont à la fois produits par la désintégration du père et détruits par leur propre désintégration :
\[\frac{dN_{F}}{dt} = \lambda_{P}N_{P} – \lambda_{F}N_{F}\]
Le premier terme représente la production du noyau fils et le second représente sa disparition. Cette équation explique pourquoi l’activité d’un descendant radioactif peut d’abord augmenter. Au départ, si l’échantillon contient surtout le noyau père, il y a peu de noyaux fils. Leur population croît donc à mesure qu’ils sont produits. Puis, lorsque leur propre désintégration devient significative, leur nombre peut atteindre un maximum, puis diminuer, ou s’établir dans un régime d’équilibre.
Un cas particulièrement important est celui où le noyau père possède une demi-vie beaucoup plus longue que celle de ses descendants. Le père se désintègre alors lentement et alimente presque continuellement une série de noyaux fils à vie plus courte. Après un certain temps, les activités des descendants peuvent devenir pratiquement égales à celle du parent : on parle d’équilibre séculaire. C’est ce qui se produit dans certaines chaînes naturelles de désintégration, comme les familles de l’uranium et du thorium. La présence de radium, de radon ou de polonium dans ces chaînes s’explique ainsi par la production continue de descendants radioactifs à partir de noyaux parents beaucoup plus durables.
Enfin, un noyau radioactif ne possède pas toujours une seule voie de désintégration. Il peut se transformer selon plusieurs modes concurrents. Par exemple, un noyau peut se désintégrer principalement par émission bêta, mais aussi, avec une probabilité plus faible, par capture électronique ou par émission alpha. On parle alors de branchements radioactifs.
Chaque voie possède sa propre constante partielle de désintégration :
\[\lambda_{1},\ \lambda_{2},\ \lambda_{3},\ldots\]
La constante totale est la somme de toutes les constantes partielles :
\[\lambda = \lambda_{1} + \lambda_{2} + \lambda_{3} + \cdots\]
Le rapport de branchement de la voie \(i\ \)est défini par :
\[b_{i} = \frac{\lambda_{i}}{\lambda}\]
Il représente la probabilité qu’une désintégration, lorsqu’elle se produit, emprunte cette voie particulière. Les rapports de branchement vérifient naturellement :
\[\sum_{i}^{}b_{i} = 1\]
Cette notion est indispensable pour comprendre les schémas de désintégration réels. Un isotope peut alimenter plusieurs états excités du noyau fils, produire plusieurs raies gamma, ou conduire à différents descendants selon des probabilités bien déterminées. Les spectres radioactifs observés expérimentalement reflètent donc à la fois la constante globale de désintégration, les rapports de branchement et la structure des niveaux d’énergie accessibles.
La cinétique radioactive repose ainsi sur une loi de base très simple, la décroissance exponentielle. Mais dès que l’on considère les filiations, les équilibres et les branchements, cette loi devient le point de départ d’une description beaucoup plus riche. Elle permet de comprendre aussi bien la datation au carbone 14 que les chaînes naturelles de l’uranium, l’évolution des radioisotopes médicaux, ou la décroissance des produits de fission. La radioactivité apparaît alors comme un phénomène à la fois aléatoire à l’échelle microscopique et remarquablement prévisible à l’échelle macroscopique.
Radioactivité alpha
La radioactivité alpha est l’un des modes de désintégration les plus caractéristiques des noyaux lourds. Elle consiste en l’émission d’une particule alpha, c’est-à-dire d’un noyau d’hélium 4 formé de deux protons et de deux neutrons :
\[\ _{2}^{4}He\]
La transformation générale s’écrit :
\[\ _{Z}^{A}X \rightarrow \ _{Z – 2}^{A – 4}Y + \ _{2}^{4}He\]
Le noyau père \(X\ \)perd donc quatre nucléons et deux charges positives. Son nombre de masse diminue de 4, tandis que son numéro atomique diminue de 2. Il devient un autre élément chimique. Par exemple, l’uranium 238 se désintègre en thorium 234 :
\[\ _{92}^{238}U \rightarrow \ _{90}^{234}Th + \ _{2}^{4}He\]
Ce type de désintégration est surtout observé pour les noyaux très lourds, comme l’uranium, le thorium, le radium, le polonium ou le plutonium. Dans ces noyaux, la répulsion électromagnétique entre les nombreux protons devient très importante. Émettre une particule alpha permet de diminuer simultanément la masse du noyau et sa charge électrique, donc de réduire la répulsion coulombienne interne. Le noyau fils est généralement plus stable que le noyau initial, même s’il peut rester radioactif et poursuivre une chaîne de désintégrations.
La particule alpha n’est pas émise au hasard parmi tous les petits fragments possibles. Le noyau d’hélium 4 est exceptionnellement stable : il contient deux protons et deux neutrons, soit une configuration doublement magique, avec une énergie de liaison par nucléon élevée. Cette stabilité rend l’émission d’un cluster \(\alpha\ \)particulièrement favorable dans certains noyaux lourds. On peut donc se représenter, de manière simplifiée, la désintégration alpha comme la formation transitoire d’un petit groupe de deux protons et deux neutrons à l’intérieur du noyau, suivie de son échappement.
Le bilan énergétique d’une désintégration alpha est donné par la valeur \(Q_{\alpha}\). En utilisant les masses nucléaires, on écrit :
\[Q_{\alpha} = \left\lbrack M(\ _{Z}^{A}X) – M(\ _{Z – 2}^{A – 4}Y) – M(\ _{2}^{4}He) \right\rbrack\ c^{2}\]
La désintégration est spontanément possible si :
\[Q_{\alpha} > 0\]
L’énergie libérée est transformée en énergie cinétique de la particule alpha et du noyau fils. Comme le noyau fils est beaucoup plus massif que la particule alpha, celle-ci emporte la plus grande partie de l’énergie cinétique. On peut le voir à partir de la conservation de l’impulsion. Dans le référentiel du noyau père initialement au repos, la particule alpha et le noyau fils partent dans des directions opposées avec des impulsions de même norme :
\[p_{\alpha} = p_{Y}\]
Or l’énergie cinétique non relativiste vaut :
\[E_{c} = \frac{p^{2}}{2m}\]
À impulsion égale, la particule la plus légère reçoit donc l’énergie cinétique la plus grande. La fraction d’énergie emportée par la particule alpha est approximativement :
\[E_{\alpha} \simeq Q_{\alpha}\frac{M_{Y}}{M_{Y} + M_{\alpha}}\]
Tandis que le noyau fils reçoit :
\[E_{Y} \simeq Q_{\alpha}\frac{M_{\alpha}}{M_{Y} + M_{\alpha}}\]
Comme \(M_{Y} \gg M_{\alpha}\), on a généralement :
\[E_{\alpha} \simeq Q_{\alpha}\]
Le recul du noyau fils ne reçoit qu’une petite fraction de l’énergie totale.
La radioactivité alpha présente un aspect profondément quantique. À l’intérieur du noyau, la particule alpha est soumise à l’attraction de l’interaction nucléaire forte. À courte distance, elle est liée au noyau. Mais à plus grande distance, elle subit la répulsion électromagnétique du noyau fils, chargé positivement. Le potentiel effectif vu par la particule alpha possède donc une barrière coulombienne.
Classiquement, si l’énergie de la particule alpha est inférieure au sommet de cette barrière, elle ne peut pas s’échapper. Elle devrait rester piégée dans le noyau. Or les particules alpha observées ont justement une énergie inférieure à la hauteur classique de la barrière. Leur émission ne peut donc pas être expliquée par la mécanique classique.
La mécanique quantique permet cette émission par effet tunnel. La particule alpha, décrite par une fonction d’onde, possède une probabilité non nulle de traverser une barrière de potentiel même si son énergie est insuffisante pour la franchir classiquement. Une fois qu’elle a traversé la barrière, elle est repoussée par le noyau fils et s’éloigne avec une énergie cinétique bien définie.
La probabilité de traversée dépend très fortement de l’épaisseur et de la hauteur de la barrière. Une petite variation de l’énergie de la particule alpha peut donc produire une énorme variation de la demi-vie du noyau. C’est pourquoi certaines désintégrations alpha ont des demi-vies de plusieurs milliards d’années, tandis que d’autres se produisent en une fraction de seconde. Le noyau d’uranium 238, par exemple, a une demi-vie d’environ \(4,5 \times 10^{9}\ \)ans, tandis que certains descendants radioactifs de sa chaîne se désintègrent beaucoup plus rapidement.
Cette sensibilité est résumée expérimentalement par la loi de Geiger-Nuttall, qui relie l’énergie des particules alpha émises à la demi-vie du noyau. De manière qualitative, plus l’énergie de la particule alpha est élevée, plus la barrière est facile à traverser, et plus la demi-vie est courte. La radioactivité alpha fut ainsi l’un des premiers succès de l’application de la mécanique quantique à un phénomène nucléaire.
Le spectre énergétique des particules alpha est généralement constitué de raies discrètes. Cela s’explique par le fait que la désintégration relie des états nucléaires quantifiés. Si le noyau père se désintègre vers l’état fondamental du noyau fils, l’énergie de la particule alpha prend une valeur bien déterminée. Si le noyau fils est produit dans un état excité, l’énergie disponible pour l’alpha est plus faible. Le noyau fils peut ensuite se désexciter en émettant un photon gamma. On observe alors plusieurs raies alpha possibles, associées aux différents états accessibles du noyau fils.
Du point de vue microscopique, la radioactivité alpha n’est pas une transformation de quarks comme la désintégration bêta. Il n’y a pas conversion d’un neutron en proton ou d’un proton en neutron. Le nombre total de protons et de neutrons est simplement redistribué entre deux noyaux : le noyau fils et la particule alpha. Le processus relève donc principalement de la dynamique nucléaire collective, de l’interaction forte effective et de l’effet tunnel à travers la barrière coulombienne.
Les particules alpha interagissent fortement avec la matière. Elles portent une charge \(+ 2e\ \)et ionisent intensément les atomes qu’elles traversent. En contrepartie, elles perdent rapidement leur énergie et ont un parcours très court : quelques centimètres dans l’air, beaucoup moins dans les tissus biologiques. Une simple feuille de papier, la couche superficielle morte de la peau ou quelques centimètres d’air suffisent généralement à les arrêter.
Cela ne signifie pas que les émetteurs alpha soient sans danger. À l’extérieur du corps, les particules alpha sont peu pénétrantes. Mais si un radionucléide alpha est inhalé ou ingéré, il peut déposer son énergie sur une très courte distance au contact direct des tissus. La dose locale peut alors être très élevée. C’est pourquoi des éléments comme le radon et ses descendants, le polonium ou certains isotopes du plutonium présentent un danger particulier en contamination interne.
La radioactivité alpha illustre donc plusieurs idées centrales de la physique nucléaire. Elle montre comment les noyaux lourds peuvent réduire leur charge et leur masse pour gagner en stabilité. Elle met en jeu la structure particulièrement stable de l’hélium 4. Elle fournit un exemple spectaculaire d’effet tunnel quantique. Elle montre enfin que la dangerosité d’un rayonnement ne dépend pas seulement de son activité, mais aussi de sa charge, de son parcours dans la matière et de la manière dont il atteint les tissus biologiques.
Radioactivité béta
La radioactivité bêta concerne les noyaux dont le rapport entre neutrons et protons n’est pas optimal. Contrairement à la radioactivité alpha, qui modifie simultanément le nombre de protons et de neutrons en émettant un noyau d’hélium 4, la radioactivité bêta transforme un nucléon en un autre : un neutron peut devenir un proton, ou un proton peut devenir un neutron. Le nombre total de nucléons reste inchangé, mais l’identité chimique du noyau change.
Cette transformation est gouvernée par l’interaction faible. C’est donc un phénomène particulièrement important, car il relie directement la physique nucléaire à la physique des particules. La radioactivité bêta ne s’explique pas par une simple réorganisation des nucléons dans le noyau : elle implique une transformation interne des quarks constituant les protons et les neutrons.
Un premier cas est la désintégration bêta moins, notée \(\mathbf{\beta}^{\mathbf{-}}\). Elle concerne les noyaux trop riches en neutrons. Dans ce cas, le noyau peut se rapprocher de la vallée de stabilité en transformant un neutron en proton. Au niveau nucléaire, la réaction générale s’écrit :
\[\ _{Z}^{A}X \rightarrow \ _{Z + 1}^{A}Y + e^{-} + {\overset{ˉ}{\nu}}_{e}\]
Le nombre de masse \(A\ \)reste inchangé, car le nombre total de nucléons est conservé. En revanche, le numéro atomique \(Z\ \)augmente d’une unité : le noyau fils possède un proton de plus que le noyau initial. L’élément chimique change donc. Le rayonnement bêta moins correspond à l’électron émis lors de cette transformation.
Au niveau du nucléon, le processus s’écrit :
\[n \rightarrow p + e^{-} + {\overset{ˉ}{\nu}}_{e}\]
Un neutron se transforme en proton, avec émission d’un électron et d’un antineutrino électronique. L’antineutrino est indispensable pour assurer la conservation de l’énergie, de l’impulsion, du moment angulaire et du nombre leptonique.
À l’échelle des quarks, cette transformation correspond à la conversion d’un quark down en quark up :
\[d \rightarrow u + W^{-}\]
Le boson faible virtuel \(W^{-}\ \)se désintègre ensuite en un électron et un antineutrino électronique :
\[W^{-} \rightarrow e^{-} + {\overset{ˉ}{\nu}}_{e}\]
Comme le neutron est composé de deux quarks down et d’un quark up (\(n = udd\)), la transformation d’un quark down en quark up donne :
\[udd \rightarrow uud\]
C’est-à-dire :
\[n \rightarrow p\]
La radioactivité \(\beta^{-}\)est donc, au niveau fondamental, une manifestation de l’interaction faible agissant sur les quarks.
Un exemple classique est le carbone 14. Ce noyau contient 6 protons et 8 neutrons. Il est trop riche en neutrons par rapport au noyau stable correspondant de même nombre de masse, l’azote 14. Il se désintègre donc par radioactivité bêta moins :
\[\ _{6}^{14}C \rightarrow \ _{7}^{14}N + e^{-} + {\overset{ˉ}{\nu}}_{e}\]
Le nombre de masse reste égal à 14, mais le numéro atomique passe de 6 à 7. Un neutron du noyau de carbone est transformé en proton, et le noyau devient de l’azote.
Le second cas est la désintégration bêta plus, notée \(\mathbf{\beta}^{\mathbf{+}}\). Elle concerne les noyaux trop riches en protons. Le noyau peut alors se rapprocher de la stabilité en transformant un proton en neutron. La réaction nucléaire générale est :
\[\ _{Z}^{A}X \rightarrow \ _{Z – 1}^{A}Y + e^{+} + \nu_{e}\]
Le nombre de masse \(A\ \)reste encore une fois inchangé, mais le numéro atomique diminue d’une unité. Le noyau fils possède un proton de moins et un neutron de plus. Le rayonnement bêta plus correspond au positron émis, c’est-à-dire l’antiparticule de l’électron.
Au niveau du nucléon, on écrit :
\[p \rightarrow n + e^{+} + \nu_{e}\]
À l’échelle des quarks, un quark up se transforme en quark down :
\[u \rightarrow d + W^{+}\]
Puis le boson \(W^{+ \ }\)se désintègre en un positron et un neutrino électronique :
\[W^{+} \rightarrow e^{+} + \nu_{e}\]
Comme le proton est composé de deux quarks up et d’un quark down (\(p = uud\)), la transformation d’un quark up en quark down donne :
\[uud \rightarrow udd\]
C’est-à-dire :
\[p \rightarrow n\]
La désintégration \(\beta^{+}\ \)exige cependant une énergie disponible suffisante pour créer un positron. Elle ne peut donc se produire que si la différence de masse entre le noyau initial et le noyau final est assez grande. En utilisant les masses atomiques, le bilan énergétique s’écrit :
\[Q_{\beta^{+}} = \left\lbrack M_{atom}(X) – M_{atom}(Y) – 2m_{e} \right\rbrack c^{2}\]
Le terme \(2m_{e}\ \)apparaît parce que les masses atomiques incluent les électrons atomiques. Il faut tenir compte à la fois de la création du positron et de la différence du nombre d’électrons entre les atomes neutres initial et final. La désintégration \(\beta^{+}\ \)n’est possible que si :
\[Q_{\beta^{+}} > 0\]
Ce qui impose :
\[M_{atom}(X) – M_{atom}(Y) > 2m_{e}\]
Soit une énergie disponible supérieure à \(2m_{e}c^{2} = 1,022\ MeV\). Lorsqu’un noyau est trop riche en protons mais que l’énergie disponible n’est pas suffisante pour émettre un positron, une autre voie peut exister : la capture électronique. Dans ce processus, le noyau capture un électron du cortège atomique, le plus souvent un électron d’une couche interne, comme la couche K. Cet électron réagit avec un proton du noyau pour former un neutron et un neutrino :
\[p + e^{-} \rightarrow n + \nu_{e}\]
Au niveau nucléaire on a :
\[\ _{Z}^{A}X + e^{-} \rightarrow \ _{Z – 1}^{A}Y + \nu_{e}\]
Comme dans la désintégration \(\beta^{+}\), le numéro atomique diminue d’une unité et le nombre de masse reste inchangé. Mais il n’y a pas émission de positron. La capture électronique peut donc être possible dans des cas où la désintégration \(\beta^{+}\ \)ne l’est pas.
La capture d’un électron interne laisse une lacune dans le cortège électronique de l’atome fils. Cette lacune est ensuite comblée par un électron d’une couche plus externe, ce qui entraîne l’émission d’un rayon X caractéristique ou d’un électron Auger. Ces émissions ne viennent pas directement du noyau, mais de la réorganisation électronique qui suit la transformation nucléaire.
Le bilan énergétique des désintégrations bêta est plus subtil que celui de la désintégration alpha, car l’énergie libérée est partagée entre trois corps : le noyau fils, la particule bêta et le neutrino ou antineutrino. Dans le cas \(\beta^{-}\), en utilisant les masses atomiques, on peut écrire :
\[Q_{\beta^{-}} = \left\lbrack M_{atom}(X) – M_{atom}(Y) \right\rbrack c^{2}\]
Cette écriture est pratique parce que les électrons atomiques présents dans les masses de l’atome initial et de l’atome final se compensent correctement avec l’électron émis.
Dans la capture électronique, le bilan énergétique s’écrit approximativement :
\[Q_{CE} \simeq \left\lbrack M_{atom}(X) – M_{atom}(Y) \right\rbrack c^{2}\]
Avec de petites corrections liées aux énergies de liaison électroniques. L’énergie disponible est principalement emportée par le neutrino, puis par les rayons X ou électrons Auger issus du réarrangement atomique.
L’une des signatures expérimentales majeures de la radioactivité bêta est que l’énergie des électrons ou positrons émis n’est pas fixe. Contrairement à la radioactivité alpha, qui produit souvent des particules d’énergie bien déterminée, la radioactivité bêta donne un spectre continu. Les électrons bêta peuvent être émis avec toute une gamme d’énergies, depuis presque zéro jusqu’à une énergie maximale appelée énergie de bout de spectre.
Ce spectre continu a joué un rôle historique majeur. Avant l’hypothèse du neutrino, il semblait violer la conservation de l’énergie : si un noyau initial se transforme en un noyau final bien défini en émettant seulement un électron, alors l’électron devrait avoir une énergie fixe. Le fait qu’il possède une énergie variable suggérait qu’une autre particule invisible emportait une partie de l’énergie et de l’impulsion. Wolfgang Pauli proposa ainsi en 1930 l’existence du neutrino, que Fermi intégra ensuite dans sa théorie de la désintégration bêta.
Dans une désintégration bêta, l’énergie disponible \(Q\ \)est donc répartie entre le noyau fils, l’électron ou le positron, et le neutrino. Comme le noyau fils est très massif, son énergie de recul est généralement faible. L’essentiel de l’énergie est partagé entre la particule bêta et le neutrino. Selon la façon dont ce partage se fait, l’électron ou le positron peut être émis avec une énergie plus ou moins grande, ce qui produit le spectre continu observé.
La forme du spectre bêta dépend de plusieurs facteurs : l’énergie disponible, la charge du noyau fils, qui attire ou repousse la particule bêta, et la nature quantique de la transition nucléaire. Certaines transitions sont dites permises, lorsque les changements de spin et de parité entre les états nucléaires initial et final sont favorables. D’autres sont dites interdites, non pas parce qu’elles sont impossibles, mais parce qu’elles sont beaucoup moins probables. Elles ont donc des demi-vies plus longues.
On distingue notamment les transitions de Fermi et les transitions de Gamow-Teller. Dans une transition de Fermi, le spin total nucléaire ne change pas de la même manière que dans une transition de Gamow-Teller. Dans une transition de Gamow-Teller, le spin du nucléon transformé intervient explicitement. Ces catégories reflètent le fait que l’interaction faible possède une structure vectorielle et axiale-vectorielle, et qu’elle doit respecter les règles de conservation du moment angulaire et de la parité selon les états nucléaires concernés.
La radioactivité bêta est donc un phénomène à plusieurs niveaux. À l’échelle du noyau, elle déplace un noyau dans la vallée de stabilité en modifiant son nombre de protons et de neutrons sans changer son nombre de masse. À l’échelle du nucléon, elle transforme un neutron en proton ou un proton en neutron. À l’échelle des particules élémentaires, elle correspond à une transformation de quark médiée par un boson \(W^{\pm}\). C’est l’un des exemples les plus directs du lien entre structure nucléaire et interaction faible.
Ses conséquences sont considérables. La désintégration bêta permet aux noyaux instables de rejoindre la vallée de stabilité, elle explique la radioactivité du carbone 14, elle joue un rôle central dans la nucléosynthèse stellaire et les désintégrations de produits de fission, elle est utilisée en médecine nucléaire, notamment dans l’imagerie par émission de positrons, et elle a conduit historiquement à l’introduction du neutrino, l’une des particules de la physique moderne.
Radioactivité gamma et transitions nucléaires
La radioactivité gamma est différente des radioactivités alpha et bêta. Dans une désintégration alpha, le noyau change de nombre de masse et de numéro atomique. Dans une désintégration bêta, le nombre de masse reste constant, mais un neutron est transformé en proton, ou inversement, ce qui change l’élément chimique. Dans la radioactivité gamma, en revanche, le noyau ne change ni de composition ni d’identité. Il perd simplement un excès d’énergie en émettant un photon très énergétique.
La situation typique est celle d’un noyau fils produit dans un état excité après une désintégration alpha ou bêta. Le noyau possède alors la même composition en protons et neutrons qu’un noyau stable ou moins excité, mais il n’est pas dans son état d’énergie le plus bas. On note cet état excité par un astérisque :
\[\ _{Z}^{A}X^{*}\]
La désexcitation gamma s’écrit :
\[\ _{Z}^{A}X^{*} \rightarrow \ _{Z}^{A}X + \gamma\]
Le photon gamma emporte l’énergie excédentaire du noyau. Le nombre de masse \(A\ \)et le numéro atomique \(Z\ \)restent inchangés. La radioactivité gamma est donc une transition entre deux états quantiques d’un même noyau.
Cette idée est directement analogue aux transitions électroniques dans les atomes, mais à une autre échelle d’énergie. Dans un atome, un électron situé sur un niveau excité peut redescendre vers un niveau plus bas en émettant un photon visible, ultraviolet ou X. Dans un noyau, les niveaux d’énergie sont beaucoup plus espacés. Les photons émis sont donc beaucoup plus énergétiques : leurs énergies typiques vont de quelques dizaines de keV à plusieurs MeV.
Si le noyau passe d’un état initial d’énergie \(E_{i}\ \)à un état final d’énergie \(E_{f}\), l’énergie du photon gamma est approximativement :
\[E_{\gamma} = E_{i} – E_{f}\]
En réalité, une très petite partie de l’énergie est emportée par le recul du noyau, de sorte que l’énergie du photon est légèrement inférieure à cette différence. Mais comme le noyau est beaucoup plus massif que le photon émis, cette correction est souvent faible. Pour l’essentiel, le photon gamma porte donc la signature directe de l’écart entre deux niveaux nucléaires.
Cette propriété explique pourquoi les spectres gamma sont formés de raies discrètes. Chaque noyau possède une structure de niveaux qui lui est propre. Les énergies des photons gamma émis sont donc caractéristiques de ce noyau. La spectrométrie gamma permet ainsi d’identifier des radionucléides à partir de leurs raies d’émission. C’est l’un des outils les plus importants de la physique nucléaire expérimentale, de la radioprotection, de la médecine nucléaire et de l’analyse environnementale.
L’émission gamma doit cependant respecter des lois de conservation. Un photon transporte une énergie, une impulsion et un moment angulaire. Lorsqu’un noyau passe d’un état initial de spin \(J_{i}\ \)et de parité \(\pi_{i}\ \)à un état final de spin \(J_{f}\ \)et de parité \(\pi_{f}\), le photon émis doit emporter la différence de moment angulaire et respecter les règles de parité. C’est pourquoi toutes les transitions entre niveaux nucléaires ne sont pas également probables.
On classe les transitions gamma selon leur multipolarité. Une transition peut être électrique, notée \(EL\), ou magnétique, notée \(ML\), où \(L\ \)est l’ordre multipolaire. Les transitions les plus courantes sont :
\[E1,M1,E2\]
Une transition \(E1\ \)est une transition dipolaire électrique. Une transition \(M1\ \)est une transition dipolaire magnétique. Une transition \(E2\ \)est une transition quadrupolaire électrique. Plus \(L\ \)est grand, plus la transition est généralement lente, car elle exige un réarrangement plus complexe de la distribution de charge ou de courant nucléaire.
Le moment angulaire emporté par le photon impose approximativement :
\[\mid J_{i} – J_{f} \mid \leq L \leq J_{i} + J_{f}\]
Avec l’interdiction particulière d’une transition gamma entre deux états \(J = 0\ \)par émission d’un seul photon. La parité impose aussi des contraintes. Pour une transition électrique \(EL\), la parité change selon :
\[\pi_{f} = \pi_{i}( – 1)^{L}\]
Pour une transition magnétique \(ML\), elle change selon :
\[\pi_{f} = \pi_{i}( – 1)^{L + 1}\]
Ces règles de sélection expliquent pourquoi certaines transitions gamma sont très rapides, tandis que d’autres sont fortement ralenties. Une transition \(E1\ \)autorisée peut avoir une durée de vie extrêmement courte, parfois de l’ordre de \(10^{- 15}\ \)seconde. Une transition de multipolarité plus élevée, ou nécessitant un grand changement de spin, peut être beaucoup plus lente.
Dans certains cas, un état excité nucléaire possède une durée de vie anormalement longue. On parle alors d’état isomérique ou d’isomère nucléaire. Ces états métastables sont piégés parce que la transition vers un état plus bas est très défavorisée par les règles de sélection : le noyau devrait émettre un photon emportant un grand moment angulaire, ou changer fortement sa structure interne. L’état excité peut alors vivre des microsecondes, des secondes, voire beaucoup plus longtemps. On note souvent ces noyaux avec un \(m\), comme dans\(\ ^{99m}Tc\). Le technétium 99m est un exemple célèbre. Il s’agit d’un état excité métastable du technétium 99, très utilisé en médecine nucléaire pour l’imagerie scintigraphique. Sa désexcitation gamma fournit un rayonnement adapté à la détection externe, tandis que sa demi-vie est assez longue pour permettre son utilisation médicale, mais assez courte pour limiter l’exposition prolongée.
L’émission gamma n’est pas toujours le seul moyen pour un noyau excité de perdre son énergie. Il existe un processus concurrent appelé conversion interne. Dans ce cas, le noyau ne crée pas un photon gamma qui s’échappe. Il transfère directement son énergie d’excitation à un électron atomique, souvent un électron d’une couche interne. Cet électron est alors éjecté de l’atome :
\[\ _{Z}^{A}X^{*} \rightarrow \ _{Z}^{A}X + e_{\text{conversion}}^{-}\]
Il est important de ne pas confondre cet électron de conversion avec un électron bêta. Dans une désintégration bêta, l’électron est créé par l’interaction faible lors de la transformation d’un neutron en proton. Dans la conversion interne, l’électron existait déjà dans le cortège électronique de l’atome ; il est simplement expulsé par transfert d’énergie depuis le noyau.
Après l’éjection de cet électron interne, l’atome se retrouve avec une lacune dans une couche profonde. Des électrons plus externes viennent alors combler cette lacune, ce qui produit des rayons X caractéristiques ou des électrons Auger. Ainsi, une transition nucléaire peut être accompagnée non seulement de photons gamma, mais aussi d’émissions atomiques secondaires.
La radioactivité gamma est donc un phénomène électromagnétique d’origine nucléaire. Elle ne modifie pas la composition du noyau, mais révèle sa structure quantifiée. Les photons gamma sont les témoins directs des différences d’énergie entre niveaux nucléaires, tandis que les règles de sélection renseignent sur les spins, les parités et la structure interne des états. Pour cette raison, l’étude des rayons gamma est l’un des moyens les plus puissants pour explorer la structure des noyaux.
Du point de vue de l’interaction avec la matière, les photons gamma sont très pénétrants. Ils ne portent pas de charge électrique et ne perdent pas leur énergie de manière continue comme les particules alpha ou bêta. Ils interagissent plutôt par processus discrets : effet photoélectrique, diffusion Compton ou création de paires selon leur énergie et le matériau traversé. Ces mécanismes seront détaillés plus loin, car ils jouent un rôle central en dosimétrie, en imagerie médicale et en radioprotection.
La radioactivité gamma occupe ainsi une place particulière parmi les rayonnements nucléaires. Elle accompagne souvent les désintégrations alpha ou bêta, car les noyaux fils sont fréquemment produits dans des états excités. Elle permet d’identifier les noyaux grâce à leurs raies caractéristiques. Elle révèle la structure quantique du noyau, ses niveaux d’énergie, ses spins et ses parités. Enfin, par sa grande pénétrabilité, elle constitue à la fois un outil expérimental précieux et un rayonnement nécessitant des protections adaptées.
Autres modes de radioactivité
Les radioactivités alpha, bêta et gamma constituent les modes les plus classiques et les plus fréquemment rencontrés. Elles suffisent à décrire une grande partie des désintégrations naturelles et des radionucléides utilisés en pratique. Il existe cependant d’autres modes de radioactivité, plus rares ou plus spécifiques, qui apparaissent surtout pour des noyaux très lourds, très instables ou très éloignés de la vallée de stabilité.
Un premier exemple est la fission spontanée. Elle concerne certains noyaux très lourds, pour lesquels la répulsion électromagnétique entre protons devient si importante que le noyau peut se scinder spontanément en deux fragments plus légers. La réaction peut s’écrire schématiquement :
\[\ _{Z}^{A}X \rightarrow \ _{Z_{1}}^{A_{1}}Y + \ _{Z_{2}}^{A_{2}}Y’ + \nu n\]
Où quelques neutrons sont généralement émis en même temps que les fragments de fission. Ce processus est apparenté à la fission induite par neutron, qui sera étudiée dans les articles consacrés aux réactions nucléaires et à l’énergie nucléaire, mais il s’en distingue par son caractère spontané : aucune particule incidente n’est nécessaire pour déclencher la transformation.
La fission spontanée est particulièrement importante pour certains noyaux très lourds, comme le californium 252, qui est utilisé comme source de neutrons. Elle joue aussi un rôle dans la limitation de la stabilité des éléments superlourds. Plus un noyau contient de protons, plus la barrière de fission peut devenir fragile, et plus la probabilité qu’il se scinde spontanément augmente. C’est l’une des raisons pour lesquelles les noyaux très lourds ont souvent des demi-vies courtes.
Un autre mode de radioactivité est l’émission de nucléon, c’est-à-dire l’émission spontanée d’un proton ou d’un neutron. Ce phénomène concerne des noyaux très éloignés de la stabilité, proches des limites d’existence nucléaire. Un noyau trop riche en protons peut émettre directement un proton :
\[\ _{Z}^{A}X \rightarrow \ _{Z – 1}^{A – 1}Y + p\]
À l’inverse, un noyau extrêmement riche en neutrons peut émettre un neutron :
\[\ _{Z}^{A}X \rightarrow \ _{Z}^{A – 1}Y + n\]
Ces émissions ne sont possibles que lorsque le nucléon concerné est si faiblement lié que son émission devient énergétiquement favorable. On rencontre surtout ces phénomènes dans les noyaux produits en laboratoire, loin de la vallée de stabilité.
Il existe aussi des formes plus rares d’émission groupée, comme la radioactivité deux protons, où un noyau très riche en protons émet simultanément deux protons. Ce mode de désintégration est intéressant car il renseigne sur les corrélations entre nucléons et sur la structure des noyaux proches de la limite protonique. De manière plus générale, les noyaux très exotiques peuvent révéler des modes de désintégration absents ou extrêmement rares dans les noyaux stables ou proches de la stabilité.
On peut également mentionner la radioactivité par émission de clusters. Elle se situe, en quelque sorte, entre la radioactivité alpha et la fission spontanée. Au lieu d’émettre un noyau d’hélium 4, le noyau lourd émet un fragment plus massif, par exemple un noyau de carbone, d’oxygène ou de néon. La réaction générale peut s’écrire :
\[\ _{Z}^{A}X \rightarrow \ _{Z_{c}}^{A_{c}}C + \ _{Z – Z_{c}}^{A – A_{c}}Y\]
Ce phénomène est beaucoup plus rare que l’émission alpha, mais il illustre la même idée physique : certains noyaux lourds peuvent gagner en stabilité en émettant un fragment particulièrement favorable du point de vue énergétique.
Enfin, un mode très important sur le plan fondamental est la double désintégration bêta. Elle concerne certains noyaux pour lesquels une désintégration bêta simple est énergétiquement interdite ou très défavorisée, tandis qu’une transformation simultanée de deux neutrons en deux protons est possible. La forme ordinaire, autorisée dans le modèle standard, s’écrit :
\[\ _{Z}^{A}X \rightarrow \ _{Z + 2}^{A}Y + 2e^{-} + 2{\overset{ˉ}{\nu}}_{e}\]
Ce processus est extrêmement rare, avec des demi-vies qui peuvent dépasser très largement l’âge de l’Univers. Il a cependant été observé pour plusieurs noyaux. Il existe aussi une hypothèse très étudiée : la double bêta sans émission de neutrinos,
\[\ _{Z}^{A}X \rightarrow \ _{Z + 2}^{A}Y + 2e^{-}\]
Celle-ci n’a pas encore été observée de manière confirmée. Sa découverte entraînerait des conséquences majeures en physique des particules, car elle montrerait que le neutrino est sa propre antiparticule, c’est-à-dire une particule de Majorana.
Ces différents modes de radioactivité ne sont pas nécessaires pour comprendre les phénomènes radioactifs les plus courants, mais ils montrent la richesse des transformations nucléaires possibles. La radioactivité ne se limite pas aux trois catégories historiques \(\alpha\), \(\beta\)et \(\gamma\). Elle regroupe l’ensemble des processus spontanés par lesquels un noyau instable cherche une configuration plus favorable, en respectant les lois de conservation et les contraintes quantiques.
Chaînes et familles radioactives
Une désintégration radioactive ne conduit pas toujours directement à un noyau stable. Très souvent, le noyau fils produit par une première désintégration est lui-même radioactif. Il se désintègre alors à son tour, puis donne naissance à un nouveau noyau, qui peut encore être instable. On obtient ainsi une chaîne de désintégrations radioactives, dans laquelle un noyau initial se transforme progressivement, par étapes successives, jusqu’à atteindre un noyau stable.
Ce phénomène est particulièrement important pour les noyaux lourds. Un noyau comme l’uranium 238 ne peut pas rejoindre directement un noyau stable par une seule transformation. Il est trop massif, trop chargé, et trop éloigné de la vallée de stabilité. Il doit donc évoluer par une succession de désintégrations alpha et bêta. Les émissions alpha réduisent fortement la masse et la charge du noyau, tandis que les désintégrations bêta ajustent le rapport entre neutrons et protons.
Une chaîne radioactive peut être représentée comme une suite :
\[X_{1} \rightarrow X_{2} \rightarrow X_{3} \rightarrow \cdots \rightarrow X_{stable}\]
Chaque noyau de la chaîne possède sa propre demi-vie et son propre mode de désintégration. Certains descendants peuvent vivre des milliers ou des millions d’années, tandis que d’autres disparaissent en quelques secondes ou quelques minutes. La radioactivité observée dans un échantillon naturel résulte donc souvent de la superposition de plusieurs radionucléides appartenant à une même famille.
Les grandes chaînes naturelles sont appelées familles radioactives. Elles ont pour origine des noyaux lourds dont la demi-vie est extrêmement longue, comparable ou supérieure à l’âge de la Terre. Ces noyaux, comme l’uranium 238, l’uranium 235 ou le thorium 232, ont été formés avant la naissance du système solaire, lors de processus de nucléosynthèse stellaires ou explosifs. S’ils sont encore présents aujourd’hui dans la croûte terrestre, c’est précisément parce que leur probabilité de désintégration par unité de temps est très faible : ils disparaissent lentement, sur des échelles de temps de plusieurs centaines de millions à plusieurs milliards d’années.
Lorsqu’un de ces noyaux parents se désintègre, il ne donne généralement pas directement un noyau stable. Il produit un noyau fils encore instable, qui se désintègre à son tour, puis alimente un nouveau descendant radioactif. La famille radioactive désigne donc l’ensemble de cette filiation : un noyau primordial à longue durée de vie, suivi d’une succession de noyaux plus légers, souvent beaucoup plus instables, jusqu’à atteindre finalement un noyau stable. Ces chaînes constituent ainsi une source durable de radioactivité naturelle : tant que le noyau parent subsiste, il continue à produire ses descendants radioactifs.
Les trois principales familles radioactives naturelles encore présentes sur Terre sont la famille de l’uranium 238, la famille de l’uranium 235 et la famille du thorium 232. Elles aboutissent toutes à des isotopes stables du plomb.
La famille de l’uranium 238 commence par \(\ _{92}^{238}U\), et se termine par \(\ _{82}^{206}Pb\). Elle est parfois appelée série \(4n + 2\), car les nombres de masse des noyaux de cette famille peuvent s’écrire sous la forme \(A = 4n + 2\). L’uranium 238 a une demi-vie d’environ \(4,5 \times 10^{9\ }\)ans, comparable à l’âge de la Terre. C’est pourquoi il est encore présent naturellement.
La famille de l’uranium 235 commence par \(\ _{92}^{235}U\), et se termine par \(\ _{82}^{207}Pb\). Elle est appelée série \(4n + 3\). L’uranium 235 possède une demi-vie plus courte que celle de l’uranium 238, environ \(7 \times 10^{8}\ \)ans, ce qui explique qu’il soit beaucoup moins abondant dans l’uranium naturel.
La famille du thorium 232 commence par \(\ _{90}^{232}Th\), et se termine par \(\ _{82}^{208}Pb\). Elle est appelée série \(4n\). Le thorium 232 a une demi-vie très longue, environ \(1,4 \times 10^{10}\ \)ans, supérieure à l’âge de l’Univers. Il constitue donc encore aujourd’hui une source naturelle importante de radioactivité.
On mentionne parfois une quatrième famille, celle du neptunium 237, associée à la série \(4n + 1\). Elle aboutit au bismuth 209 ou au thallium 205 selon les branches considérées. Mais cette famille est pratiquement éteinte dans la nature, car ses noyaux parents ont des demi-vies trop courtes par rapport à l’âge de la Terre. Elle peut néanmoins être produite artificiellement dans les réacteurs ou les accélérateurs.
L’exemple le plus classique est la chaîne de l’uranium 238. Sa première étape est une désintégration alpha :
\[\ _{92}^{238}U \rightarrow \ _{90}^{234}Th + \ _{2}^{4}He\]
Le thorium 234 est encore instable. Trop riche en neutrons, il se transforme par désintégration bêta moins :
\[\ _{90}^{234}Th \rightarrow \ _{91}^{234}Pa + e^{-} + {\overset{ˉ}{\nu}}_{e}\]
Le protactinium 234 subit ensuite à son tour une désintégration bêta moins :
\[\ _{91}^{234}Pa \rightarrow \ _{92}^{234}U + e^{-} + {\overset{ˉ}{\nu}}_{e}\]
La chaîne se poursuit ensuite par une succession de désintégrations alpha et bêta, passant notamment par le thorium, le radium, le radon, le polonium, le plomb et le bismuth. Elle finit par atteindre le plomb 206, stable :
\[\ _{92}^{238}U \longrightarrow \ _{82}^{206}Pb\]
Au total, la transformation de l’uranium 238 en plomb 206 implique huit désintégrations alpha et six désintégrations bêta moins. Les huit émissions alpha diminuent le nombre de masse de \(8 \times 4 = 32\), ce qui fait passer \(A = 238\) à \(A = 206\). Elles diminuent aussi le numéro atomique de \(8 \times 2 = 16\), ce qui ferait passer, par les seules émissions alpha \(Z = 92\) à \(Z = 76\). Mais les six désintégrations bêta moins augmentent chacune \(Z\ \)d’une unité, sans changer \(A\). Elles ramènent donc le numéro atomique final à \(Z = 76 + 6 = 82\). On obtient bien le plomb :
\[\ _{82}^{206}Pb\]
Cet exemple montre le rôle complémentaire des deux types de transformations. Les désintégrations alpha font descendre rapidement le noyau vers des masses plus faibles, tandis que les désintégrations bêta corrigent progressivement le rapport entre neutrons et protons. La chaîne radioactive est donc une trajectoire dans la carte des nucléides, qui rapproche le noyau du fond de la vallée de stabilité.
Ces familles radioactives ont aussi une importance pratique. Certains descendants de l’uranium ou du thorium sont eux-mêmes très radiotoxiques ou très mobiles dans l’environnement. Le cas le plus connu est le radon 222, issu de la chaîne de l’uranium 238 :
\[\ _{86}^{222}Rn\]
Le radon est un gaz noble radioactif. Parce qu’il est chimiquement peu réactif, il peut migrer à travers les roches et les sols, puis s’accumuler dans les bâtiments mal ventilés. Il se désintègre par émission alpha et donne naissance à des descendants solides, comme le polonium, qui peuvent se fixer sur les aérosols et être inhalés. C’est pourquoi le radon constitue l’une des principales sources d’exposition naturelle aux rayonnements ionisants.
Les chaînes radioactives permettent également de comprendre certains équilibres d’activité. Si un noyau parent de très longue demi-vie alimente des descendants beaucoup plus courts, il peut s’établir un équilibre séculaire : après un certain temps, l’activité des descendants devient proche de celle du parent. Ainsi, dans un minerai ancien contenant de l’uranium 238, les descendants de la chaîne peuvent être présents avec des activités comparables, tant que le système est resté fermé et que les éléments n’ont pas été séparés chimiquement.
Cette condition est importante. Dans la nature, les chaînes radioactives peuvent être perturbées par des processus chimiques ou géologiques. Certains éléments sont plus solubles, plus volatils ou plus mobiles que d’autres. Le radon, par exemple, peut s’échapper du minéral où il est produit, rompant localement l’équilibre de la chaîne. De même, l’eau peut transporter certains descendants radioactifs et modifier les activités relatives mesurées dans un échantillon.
Les familles radioactives constituent donc un lien entre physique nucléaire, géochimie et environnement. Elles montrent comment un noyau primordial à très longue durée de vie peut alimenter pendant des milliards d’années une série de radionucléides plus courts. Elles expliquent une part importante de la radioactivité naturelle terrestre, la présence du radon, la production de chaleur radiogénique dans la Terre, et certaines méthodes de datation géologique fondées sur les couples uranium-plomb ou thorium-plomb.
Origines de la radioactivité
La radioactivité n’est pas un phénomène unique ayant une seule origine. On rencontre des noyaux radioactifs dans la nature pour des raisons très différentes. Certains existent depuis la formation de la Terre, parce que leur demi-vie est assez longue pour qu’ils n’aient pas encore disparu. D’autres sont produits en permanence par les rayons cosmiques dans l’atmosphère. D’autres encore apparaissent à la suite de réactions nucléaires naturelles ou artificielles. La radioactivité présente dans notre environnement résulte donc d’un ensemble de processus qui créent, transforment ou entretiennent des noyaux instables.
La première grande origine est la radioactivité primordiale. Elle provient de radionucléides formés avant la naissance du système solaire, lors de processus de nucléosynthèse dans les étoiles ou dans des événements astrophysiques violents. Pour être encore présents aujourd’hui, ces noyaux doivent avoir des demi-vies comparables à l’âge de la Terre, ou plus longues. Les exemples les plus importants sont l’uranium 238, l’uranium 235, le thorium 232 et le potassium 40.
L’uranium 238 possède une demi-vie d’environ \(4,5 \times 10^{9}\ \)ans, proche de l’âge de la Terre. Le thorium 232 a une demi-vie encore plus longue, d’environ \(1,4 \times 10^{10}\ \)ans. Ces noyaux lourds n’ont donc pas entièrement disparu depuis la formation du système solaire. Ils sont présents dans certaines roches et minéraux, et alimentent les grandes chaînes radioactives naturelles. Leur désintégration progressive produit des descendants comme le radium, le radon, le polonium ou le plomb.
Le potassium 40 constitue un autre exemple essentiel. Il est beaucoup plus léger que l’uranium ou le thorium, mais il est présent dans de nombreux minéraux, dans l’eau de mer et dans les organismes vivants. Sa demi-vie est d’environ \(1,25 \times 10^{9\ }\)ans. Comme le potassium est un élément biologique important, une petite fraction du potassium naturel contenu dans le corps humain est du potassium 40. Il contribue ainsi à la radioactivité naturelle interne des êtres vivants.
La radioactivité primordiale est donc une trace directe de l’histoire cosmique de la matière. Les noyaux radioactifs à courte demi-vie qui existaient à la formation de la Terre ont disparu depuis longtemps. Seuls subsistent ceux dont la constante de désintégration est suffisamment faible. En ce sens, la présence actuelle d’uranium, de thorium ou de potassium 40 dans l’environnement est une conséquence directe de la loi de décroissance radioactive.
Une deuxième origine importante est la radioactivité cosmogénique, celle produite par les rayons cosmiques. La Terre est continuellement bombardée par des particules énergétiques venues de l’espace, principalement des protons et des noyaux légers. Lorsqu’elles pénètrent dans l’atmosphère, ces particules interagissent avec les noyaux de l’air et produisent des gerbes de particules secondaires, notamment des neutrons. Ces neutrons peuvent à leur tour provoquer des réactions nucléaires avec l’azote, l’oxygène ou l’argon de l’atmosphère.
L’exemple le plus connu est la production du carbone 14. Dans la haute atmosphère, un neutron secondaire peut réagir avec un noyau d’azote 14 :
\[\ _{7}^{14}N + n \rightarrow \ _{6}^{14}C + p\]
Le carbone 14 ainsi formé est radioactif. Il se désintègre par radioactivité bêta moins :
\[\ _{6}^{14}C \rightarrow \ _{7}^{14}N + e^{-} + {\overset{ˉ}{\nu}}_{e}\]
Une fois produit, le carbone 14 s’oxyde et forme du dioxyde de carbone radioactif, qui se mélange au dioxyde de carbone atmosphérique. Les plantes l’incorporent par photosynthèse, puis les animaux l’incorporent à leur tour par l’alimentation. Tant qu’un organisme est vivant, il échange du carbone avec son environnement, ce qui maintient approximativement constant le rapport entre carbone 14 et carbone stable dans ses tissus. Après sa mort, ces échanges cessent, et la quantité de carbone 14 décroît selon sa demi-vie, d’environ 5730 ans. C’est le principe de la datation au carbone 14.
D’autres isotopes cosmogéniques sont produits par des mécanismes analogues, comme le béryllium 10, l’aluminium 26 ou le chlore 36. Ils sont utilisés en géologie, en climatologie ou en sciences de l’environnement pour dater des surfaces, suivre des circulations atmosphériques ou étudier l’exposition de roches aux rayons cosmiques. La radioactivité cosmogénique montre ainsi que certains radionucléides ne sont pas seulement des vestiges anciens : ils sont produits continuellement par l’interaction entre la Terre et son environnement spatial.
Il existe aussi une radioactivité induite naturellement. Elle correspond à la formation de noyaux radioactifs à partir de noyaux initialement stables, sous l’effet de réactions nucléaires provoquées par des particules présentes dans l’environnement. Ces particules peuvent être des neutrons issus des rayons cosmiques, mais aussi des neutrons produits localement par certaines désintégrations ou réactions dans les roches.
Un exemple est la formation naturelle du tritium, isotope radioactif de l’hydrogène. Dans l’atmosphère, le tritium peut être produit par des réactions nucléaires impliquant des neutrons énergétiques et des noyaux d’azote :
\[\ _{7}^{14}N + n \rightarrow \ _{6}^{12}C + \ _{1}^{3}H\]
Le tritium ainsi formé peut ensuite s’intégrer à des molécules d’eau, donnant de l’eau tritiée. Sa demi-vie, d’environ 12,3 ans, en fait un traceur utile pour l’étude de certaines masses d’eau récentes ou de cycles hydrologiques.
La radioactivité induite peut également se produire dans les roches. Des neutrons naturels, produits par exemple dans les chaînes de l’uranium et du thorium, peuvent être capturés par des noyaux stables et donner naissance à des isotopes radioactifs. Ces phénomènes sont généralement faibles, mais ils contribuent à la diversité des radionucléides présents dans l’environnement naturel.
À ces sources naturelles s’ajoute la radioactivité artificielle, produite par l’activité humaine. Elle peut être créée dans les réacteurs nucléaires, dans les accélérateurs de particules, lors d’examens ou de traitements médicaux, dans certaines applications industrielles, ou à la suite d’essais et d’accidents nucléaires. Les mécanismes physiques sont les mêmes que dans la nature : un noyau devient radioactif parce qu’une réaction nucléaire le place dans une configuration instable. Ce qui change, c’est l’origine du processus et parfois la quantité de radionucléides produits.
Dans un réacteur nucléaire, par exemple, la fission de noyaux lourds produit de nombreux fragments radioactifs, appelés produits de fission. Certains ont des demi-vies très courtes, d’autres des demi-vies plus longues. Des captures neutroniques peuvent également transformer des noyaux stables en noyaux radioactifs : c’est l’activation neutronique. Dans les accélérateurs, des particules chargées ou des neutrons peuvent être utilisés pour produire des radionucléides spécifiques, notamment pour l’imagerie médicale ou la recherche.
La médecine nucléaire utilise ainsi des isotopes radioactifs produits artificiellement, comme le fluor 18 pour la tomographie par émission de positrons, ou le technétium 99m pour la scintigraphie. Ces radionucléides sont choisis pour leurs propriétés physiques : demi-vie adaptée, type de rayonnement utile à la détection, énergie compatible avec les instruments, et comportement chimique permettant de cibler certains organes ou processus biologiques.
Il faut donc distinguer l’origine d’un radionucléide de son mode de désintégration. Un isotope peut être primordial, cosmogénique, induit naturellement ou artificiel, mais une fois formé, il se désintègre selon les mêmes lois fondamentales. Sa demi-vie, ses modes de désintégration, ses rapports de branchement et ses rayonnements émis sont des propriétés nucléaires intrinsèques. La nature ou l’activité humaine peuvent produire le noyau, mais elles ne modifient pas les règles quantiques qui gouvernent sa désintégration.
Les différentes origines de la radioactivité expliquent la diversité des expositions auxquelles nous sommes soumis. La radioactivité naturelle provient des roches, du sol, de l’air, des rayons cosmiques et même de notre propre corps. La radioactivité artificielle provient d’usages médicaux, industriels, scientifiques ou énergétiques. Dans tous les cas, l’enjeu physique est le même : comprendre quels noyaux sont présents, à quelle vitesse ils se désintègrent, quels rayonnements ils émettent, et comment ces rayonnements interagissent avec la matière.
Interactions des rayonnements avec la matière
Les rayonnements émis lors des désintégrations radioactives ne se propagent pas tous de la même manière dans la matière. Une particule alpha, un électron bêta, un photon gamma ou un neutron n’interagissent pas avec les atomes selon les mêmes mécanismes. Leur pouvoir de pénétration, leur capacité à ioniser la matière et les protections nécessaires dépendent donc fortement de leur nature, de leur énergie et du matériau traversé.
Le point commun à tous les rayonnements ionisants est leur capacité à transférer de l’énergie à la matière. Cette énergie peut arracher des électrons aux atomes ou aux molécules, produisant des ions et des électrons libres. Elle peut aussi exciter les atomes sans les ioniser, rompre des liaisons chimiques ou produire des espèces très réactives. C’est ce dépôt d’énergie, plus que le rayonnement lui-même, qui explique les effets physiques, chimiques et biologiques de la radioactivité.
On distingue souvent les rayonnements directement ionisants et indirectement ionisants. Les particules chargées, comme les particules alpha, les électrons bêta ou les positrons, sont directement ionisantes : elles interagissent continuellement avec les électrons des atomes par interaction coulombienne. À mesure qu’elles traversent la matière, elles perdent progressivement leur énergie en excitant et en ionisant les milieux traversés. Les photons gamma et les neutrons, en revanche, sont électriquement neutres. Ils ne déposent pas leur énergie de manière continue. Ils doivent d’abord produire des particules chargées secondaires, qui ionisent ensuite la matière. On dit qu’ils sont indirectement ionisants.
Cette distinction conduit à séparer l’étude des interactions avec la matière en trois grands cas. Le premier concerne les particules chargées, comme les particules alpha, les électrons bêta et les positrons. Elles interagissent essentiellement par interaction électromagnétique avec les électrons atomiques du milieu. Leur perte d’énergie est progressive : tout au long de leur trajectoire, elles provoquent de nombreuses excitations et ionisations. On les décrit donc à l’aide de grandeurs comme le pouvoir d’arrêt, le transfert d’énergie linéique et le parcours dans la matière.
Le deuxième cas concerne les photons gamma. Contrairement aux particules chargées, un photon gamma ne possède ni masse au repos ni charge électrique. Il peut donc traverser une certaine épaisseur de matière sans interagir, puis déposer brutalement son énergie lors d’un processus ponctuel. Ses interactions principales sont l’effet photoélectrique, la diffusion Compton et la création de paires. L’atténuation d’un faisceau gamma est donc de nature statistique : on ne parle pas d’un parcours bien défini comme pour une particule chargée, mais d’une probabilité d’interaction par unité d’épaisseur.
Le troisième cas concerne les neutrons. Comme les photons gamma, les neutrons sont électriquement neutres, mais leur interaction avec la matière est très différente. Ils interagissent peu avec les électrons et principalement avec les noyaux atomiques. Ils peuvent être diffusés, ralentis, capturés, ou provoquer des réactions nucléaires. Leur comportement dépend fortement de leur énergie : neutrons rapides, épithermiques ou thermiques n’ont pas les mêmes mécanismes d’interaction. Les neutrons sont donc indirectement ionisants, mais par l’intermédiaire de particules secondaires ou de noyaux de recul produits lors de leurs collisions avec les noyaux du milieu.
Ces trois familles de rayonnements (particules chargées, photons gamma et neutrons) imposent des descriptions physiques et des stratégies de protection différentes. Les particules chargées déposent leur énergie de manière continue et relativement localisée. Les photons gamma interagissent par événements discrets et sont souvent très pénétrants. Les neutrons, enfin, relèvent d’une physique nucléaire spécifique, où diffusion, modération, capture et activation jouent un rôle central. C’est cette distinction qui guidera les trois sous-chapitres suivants.
Interactions des rayons chargés avec la matière
Commençons par les rayonnements directement ionisants, c’est-à-dire les particules chargées. Leur interaction avec la matière est dominée par l’interaction électromagnétique : en traversant un milieu, elles perturbent les cortèges électroniques des atomes, provoquant excitations et ionisations successives. Contrairement aux photons gamma ou aux neutrons, une particule chargée perd donc son énergie de manière progressive, tout au long de sa trajectoire.
Une particule incidente de charge \(ze\ \)traverse un milieu composé d’électrons et de noyaux atomiques. Elle interagit avec les électrons, beaucoup plus légers, mais aussi avec les noyaux, beaucoup plus massifs. Ces deux types d’interactions n’ont pas les mêmes conséquences. Les interactions avec les électrons dominent généralement la perte d’énergie : elles provoquent les excitations et ionisations responsables du dépôt d’énergie dans la matière. Les interactions avec les noyaux, elles, contribuent surtout à la déviation de la trajectoire, en particulier pour les particules légères comme les électrons.
Le cas le plus simple d’interaction avec un noyau est la diffusion par un potentiel central coulombien. Si une particule chargée est déviée par le champ électrique d’un noyau de charge \(Ze\), la diffusion élastique classique conduit à la formule de Rutherford :
\[\frac{d\sigma}{d\Omega} = \left( \frac{1}{4\pi\varepsilon_{0}}\frac{zZe^{2}}{4E} \right)^{2}\frac{1}{{\sin}^{4}(\theta/2)}\]
Où \(E\ \)est l’énergie cinétique de la particule incidente, \(\theta\ \)l’angle de diffusion, \(z\ \)sa charge en unités de \(e\), et \(Z\ \)le numéro atomique du noyau cible. Cette expression montre que la diffusion coulombienne est très fortement concentrée vers les petits angles, car le facteur
\[\frac{1}{{\sin}^{4}(\theta/2)}\]
devient très grand lorsque \(\theta\ \)est petit. Les grandes déviations sont donc beaucoup plus rares que les petites déviations.
Historiquement, cette formule a joué un rôle central dans l’interprétation de l’expérience de Rutherford et dans la découverte du noyau atomique (cf. article dédié). Dans le contexte des rayonnements ionisants, elle rappelle surtout que les particules chargées peuvent être déviées par les noyaux, mais que l’importance de cette déviation dépend fortement de la masse de la particule incidente. Une particule alpha ou un ion lourd est beaucoup plus massif qu’un électron : il subit en général des déviations faibles et conserve une trajectoire relativement rectiligne. Un électron bêta, en revanche, a une masse très faible et peut être fortement dévié par les champs coulombiens. Sa trajectoire dans la matière est donc sinueuse.
La grandeur centrale pour caractériser la perte d’énergie d’une particule chargée est le pouvoir d’arrêt, défini comme la perte d’énergie par unité de longueur :
\[- \frac{dE}{dx}\]
Plus cette quantité est grande, plus la particule perd rapidement son énergie dans le milieu traversé. Pour les particules chargées lourdes, comme les particules alpha, les protons ou les ions, cette perte d’énergie est décrite dans un large domaine d’énergies par la formule de Bethe-Bloch. Sous une forme simplifiée, le pouvoir d’arrêt collisionnel s’écrit :
\[- \frac{dE}{dx} \simeq 4\pi\frac{z^{2}e^{4}}{m_{e}v^{2}}n_{e}\ln\left( \frac{2m_{e}v^{2}}{I} \right)\]
Où \(v\ \)est la vitesse de la particule incidente, \(z\ \)sa charge en unités de \(e\), \(m_{e\ }\)la masse de l’électron, \(n_{e\ }\)la densité électronique du milieu et \(I\ \)une énergie moyenne d’excitation du matériau. Cette expression n’est pas la forme complète utilisée en dosimétrie ou dans les codes de transport, mais elle fait apparaître les dépendances physiques essentielles.
Le pouvoir d’arrêt augmente d’abord avec le carré de la charge de la particule :
\[- \frac{dE}{dx} \propto z^{2}\]
Une particule alpha, de charge \(+ 2e\), ionise donc beaucoup plus fortement qu’un proton de même vitesse. Le pouvoir d’arrêt dépend aussi de la densité électronique du matériau : plus un milieu contient d’électrons par unité de volume, plus la particule rencontre de cibles et plus elle perd rapidement son énergie. Enfin, aux énergies non relativistes, il varie approximativement comme :
\[\frac{1}{v^{2}}\]
Cela signifie qu’une particule chargée lourde ionise de plus en plus fortement à mesure qu’elle ralentit.
Cette dépendance explique le pic de Bragg. Au début de son parcours, une particule alpha, un proton ou un ion rapide perd de l’énergie de manière relativement modérée. À mesure qu’il ralentit, son pouvoir d’arrêt augmente. L’énergie déposée par unité de longueur devient maximale peu avant l’arrêt de la particule, puis chute brutalement lorsque celle-ci est arrêtée. La courbe du pouvoir d’arrêt en fonction de la profondeur présente donc un maximum marqué en fin de parcours. Ce comportement est particulièrement important en hadronthérapie, car il permet de concentrer le dépôt d’énergie à une profondeur donnée, par exemple dans une tumeur, tout en limitant l’irradiation au-delà de cette profondeur.
Les particules alpha illustrent bien ce comportement. Elles portent une charge \(+ 2e\ \)et possèdent une masse relativement élevée. Elles interagissent très fortement avec les électrons du milieu, produisant une forte densité d’ionisations le long d’une trajectoire courte. Leur parcours est donc faible : quelques centimètres dans l’air, beaucoup moins dans l’eau ou dans les tissus biologiques. Une feuille de papier, quelques centimètres d’air ou la couche superficielle morte de la peau suffisent généralement à les arrêter.
Cette faible pénétration ne signifie pourtant pas que les émetteurs alpha soient sans danger. Si un radionucléide alpha est situé à l’extérieur du corps, le rayonnement est facilement arrêté. Mais s’il est inhalé, ingéré ou incorporé dans un tissu, la particule alpha dépose son énergie sur une distance très courte, au contact direct des cellules. La densité locale d’ionisation est alors très élevée. C’est pourquoi les contaminations internes par émetteurs alpha, comme certains descendants du radon, le polonium ou certains isotopes du plutonium, sont particulièrement préoccupantes.
Les particules bêta, c’est-à-dire les électrons et positrons émis dans les désintégrations bêta, se comportent différemment. Leur charge vaut seulement \(\pm e\), et leur masse est beaucoup plus faible que celle des particules alpha. Elles perdent leur énergie par ionisation et excitation des atomes, mais leur trajectoire est beaucoup moins rectiligne. Comme un électron incident a la même masse que les électrons atomiques du milieu, il peut subir de fortes déviations à chaque collision. La distance réellement parcourue le long de la trajectoire peut donc être nettement plus grande que la profondeur de pénétration dans le matériau.
À haute énergie, et surtout dans les matériaux de grand numéro atomique \(Z\), les électrons peuvent également perdre de l’énergie par rayonnement de freinage, ou Bremsstrahlung. Lorsqu’un électron rapide est dévié dans le champ électrique d’un noyau, il peut émettre un photon. Ce mécanisme devient d’autant plus important que l’énergie de l’électron est élevée et que le matériau traversé possède un grand \(Z\). C’est pourquoi, pour arrêter des rayonnements bêta, on utilise souvent d’abord des matériaux légers, comme le plastique, le plexiglas ou l’aluminium mince, afin de limiter la production de rayons X de freinage. Un blindage métallique lourd placé directement au contact d’une source bêta intense peut au contraire produire un rayonnement secondaire non négligeable.
Les positrons, émis dans les désintégrations \(\beta^{+}\), ralentissent d’abord comme des électrons positifs : ils perdent leur énergie par ionisation, excitation et diffusion dans le milieu. Lorsqu’ils ont suffisamment ralenti, ils rencontrent un électron et s’annihilent avec lui. Cette annihilation produit généralement deux photons gamma de même énergie, émis presque en directions opposées :
\[e^{+} + e^{-} \rightarrow 2\gamma\]
Chaque photon possède une énergie de \(511\ keV\). Ce processus est à la base de la tomographie par émission de positrons, ou TEP, qui détecte les deux photons d’annihilation émis en coïncidence.
Il faut maintenant distinguer le pouvoir d’arrêt du transfert d’énergie linéique, ou TEL. Le pouvoir d’arrêt mesure l’énergie perdue par la particule incidente par unité de longueur. Mais toute l’énergie perdue par la particule n’est pas nécessairement déposée localement autour de sa trajectoire. Une partie peut être emportée par des électrons secondaires énergétiques, appelés rayons delta, qui vont ioniser la matière plus loin de la trace principale. Le TEL mesure plutôt l’énergie effectivement déposée localement par unité de longueur. Pour des particules lourdes et peu relativistes, comme les particules alpha dans les tissus, pouvoir d’arrêt et TEL sont souvent proches. Pour des électrons rapides, ou pour des particules produisant beaucoup d’électrons secondaires, la distinction devient plus importante.
L’eau constitue un milieu de référence utile, car elle représente approximativement le comportement des tissus biologiques. Dans l’eau, une particule alpha de quelques MeV possède un TEL élevé : elle dépose son énergie sur une distance très courte, typiquement quelques dizaines de micromètres. Sa trace est dense en ionisations. Un électron bêta d’énergie comparable parcourt une distance beaucoup plus grande, avec une trajectoire sinueuse et un dépôt d’énergie plus diffus. Un proton ou un ion plus lourd présente une courbe de Bragg marquée, avec un dépôt maximal en fin de parcours.
On peut donc résumer qualitativement les comportements. Une particule alpha possède un pouvoir d’arrêt élevé, un TEL élevé et un parcours très court. Un électron bêta possède un TEL plus faible, une trajectoire diffuse et un parcours plus étendu. Un positron se comporte d’abord comme un électron, puis produit deux photons de \(511\ keV\ \)lors de son annihilation. Un proton ou un ion lourd combine une trajectoire relativement bien définie avec un pic de Bragg marqué.
Cette description permet de comprendre pourquoi la nature du rayonnement est aussi importante que l’énergie totale déposée. Deux rayonnements peuvent déposer la même énergie dans une même masse de matière, mais produire des effets biologiques très différents. Une particule alpha concentre les ionisations sur une distance extrêmement courte, ce qui favorise des lésions localement complexes. Un électron bêta répartit son énergie de manière plus diffuse. Cette différence sera essentielle lorsque nous introduirons la dose équivalente et les facteurs de pondération radiologique.
Interaction des rayons gamma avec la matière
Après les particules chargées, dont la perte d’énergie est progressive et presque continue, le cas des photons gamma introduit une physique différente. Un photon gamma étant électriquement neutre, il ne laisse pas derrière lui une trace d’ionisations successives. Il interagit par événements ponctuels, dont la probabilité dépend fortement de son énergie et du matériau traversé.
Les photons gamma interagissent très différemment des particules chargées. Comme ils sont électriquement neutres, ils ne subissent pas de freinage continu par interaction coulombienne. Ils peuvent traverser de grandes épaisseurs de matière avant d’interagir. Leur atténuation est donc statistique : un photon peut être absorbé rapidement, ou traverser une distance importante sans interaction. L’intensité d’un faisceau gamma traversant un matériau d’épaisseur \(x\)suit approximativement une loi exponentielle :
\[I(x) = I_{0}e^{- \mu x}\]
Où \(\mu\ \)est le coefficient d’atténuation linéique, qui dépend de l’énergie du photon et du matériau traversé.
Trois mécanismes dominent l’interaction des photons gamma avec la matière. Le premier est l’effet photoélectrique. Dans ce processus, le photon est entièrement absorbé par un électron lié de l’atome, qui est éjecté avec une énergie cinétique égale à l’énergie du photon moins l’énergie de liaison électronique :
\[E_{e} = E_{\gamma} – E_{liaison}\]
L’effet photoélectrique est favorisé pour les photons de basse énergie et dans les matériaux de grand numéro atomique \(Z\). Il joue un rôle important en imagerie X et en détection gamma à basse énergie.
Le deuxième mécanisme est la diffusion Compton. Le photon interagit avec un électron faiblement lié, lui transfère une partie de son énergie et repart avec une énergie plus faible dans une autre direction :
\[\gamma + e^{-} \rightarrow \gamma’ + e^{-}\]
La diffusion Compton domine souvent aux énergies intermédiaires, typiquement de quelques centaines de keV à quelques MeV. Elle est importante en radioprotection, car elle produit des électrons secondaires ionisants et des photons diffusés qui peuvent changer de direction.
Le troisième mécanisme est la création de paires. Si l’énergie du photon dépasse \(2m_{e}c^{2} = 1,022\ MeV\), il peut, dans le champ d’un noyau, se transformer en une paire électron-positron :
\[\gamma \rightarrow e^{-} + e^{+}\]
Le noyau est nécessaire pour assurer la conservation de l’impulsion. L’énergie excédentaire au-delà de \(1,022\ MeV\) devient l’énergie cinétique des deux particules créées. Le positron finit ensuite par s’annihiler avec un électron, produisant deux photons de \(511\ keV\).
Le mécanisme dominant dépend donc de l’énergie du photon et du matériau. À basse énergie, l’effet photoélectrique domine, surtout pour les matériaux lourds. À énergie intermédiaire, la diffusion Compton est souvent prépondérante. À haute énergie, la création de paires devient possible puis importante, en particulier dans les matériaux de grand \(Z\). Cette dépendance explique pourquoi les écrans contre les rayons gamma sont souvent faits de plomb, de tungstène, de béton ou d’eau épaisse : il faut à la fois favoriser les interactions et disposer d’une épaisseur suffisante pour atténuer le flux.
Les photons gamma illustrent donc un mode d’interaction indirect : ils ne déposent pas leur énergie de façon continue, mais produisent des particules chargées secondaires (électrons photoélectriques, électrons Compton, paires électron-positron) qui ionisent ensuite la matière.
Interaction des neutrons avec la matière
Les neutrons constituent un autre cas de rayonnement indirectement ionisant, mais leur physique est encore différente : dépourvus de charge électrique comme les photons, ils n’interagissent pas principalement avec les électrons, mais avec les noyaux eux-mêmes. Ils peuvent donc être très pénétrants. Selon leur énergie, ils peuvent provoquer des diffusions élastiques, des diffusions inélastiques, des captures radiatives, des réactions nucléaires ou même des fissions.
Pour ralentir efficacement des neutrons rapides, les matériaux riches en hydrogène sont particulièrement utiles. Dans une collision élastique, un neutron transfère d’autant mieux son énergie que le noyau cible a une masse proche de la sienne. Le proton, noyau de l’hydrogène, a presque la même masse que le neutron : l’eau, le polyéthylène ou la paraffine sont donc de bons modérateurs de neutrons. Une fois ralentis, les neutrons thermiques peuvent être capturés par certains noyaux, comme le bore ou le cadmium, souvent avec émission de photons gamma secondaires.
Les neutrons sont aussi importants parce qu’ils peuvent rendre la matière radioactive. Lorsqu’un noyau stable capture un neutron, il peut devenir un isotope instable : c’est l’activation neutronique. Ce phénomène joue un rôle majeur dans les réacteurs nucléaires, dans les installations utilisant des sources neutroniques, et dans certains contextes de radioprotection. Il sera abordé plus en détail dans les articles consacrés aux réactions nucléaires et aux réacteurs.
On voit donc que la pénétration d’un rayonnement n’est pas simplement liée à son énergie. Elle dépend de sa charge, de sa masse, de sa nature quantique et des mécanismes d’interaction disponibles. Les particules alpha sont très ionisantes mais peu pénétrantes ; les particules bêta ont une portée intermédiaire et peuvent produire du Bremsstrahlung ; les photons gamma sont très pénétrants et interagissent par processus discrets ; les neutrons, bien que non directement ionisants, peuvent traverser profondément la matière et produire des particules secondaires ou des noyaux radioactifs.
Cette diversité explique pourquoi la protection contre les rayonnements doit être adaptée au type de rayonnement. Une feuille de papier suffit à arrêter des rayons alpha, mais serait inutile contre des rayons gamma. Un écran léger peut être préférable pour des rayons bêta, tandis que des matériaux lourds sont efficaces contre les photons gamma. Pour les neutrons, il faut d’abord les ralentir avec des matériaux hydrogénés, puis les absorber avec des noyaux à forte section de capture. Comprendre les interactions des rayonnements avec la matière est donc indispensable pour passer de la physique de la radioactivité à la dosimétrie, à la radioprotection et aux effets biologiques.
Dosimétrie
La dosimétrie a pour objectif de quantifier l’exposition d’un milieu, d’un tissu ou d’un organisme aux rayonnements ionisants. Elle ne se limite pas à compter le nombre de désintégrations radioactives : elle cherche à évaluer l’énergie effectivement transférée à la matière, puis à relier ce dépôt d’énergie aux effets biologiques possibles. Cette distinction est essentielle, car une même activité radioactive peut produire des conséquences très différentes selon le type de rayonnement, son énergie, son mode d’exposition et l’organe concerné.
La première grandeur à distinguer est l’activité d’une source radioactive. Elle mesure le nombre de désintégrations par unité de temps :
\[A = \lambda N\]
Où \(N\ \)est le nombre de noyaux radioactifs présents et \(\lambda\ \)leur constante de désintégration. L’unité de l’activité est le becquerel :
\[1\ Bq = 1\ \text{d}\overset{ˊ}{\text{e}}\text{sint}\overset{ˊ}{\text{e}}\text{gration~par~seconde}\]
Une source de \(10^{6}\ Bq\ \)subit donc en moyenne un million de désintégrations par seconde. Mais cette information ne suffit pas à évaluer un risque. Une désintégration alpha, bêta ou gamma ne dépose pas son énergie de la même manière. De plus, une partie du rayonnement peut ne pas atteindre l’organisme, ou traverser les tissus sans y déposer toute son énergie. L’activité caractérise la source, pas directement la dose reçue.
La grandeur physique fondamentale en dosimétrie est la dose absorbée. Elle mesure l’énergie déposée par le rayonnement dans une masse donnée de matière :
\[D = \frac{E_{d\overset{ˊ}{e}pos\overset{ˊ}{e}e}}{m}\]
Son unité est le gray \(1\ Gy = 1\ J\text{ }kg^{- 1}\). Une dose absorbée de \(1\ Gy\ \)signifie qu’un joule d’énergie a été déposé dans un kilogramme de matière. Cette définition est purement physique : elle ne dépend pas encore de la nature du rayonnement ni de la sensibilité biologique du tissu irradié. Un gray déposé par des particules alpha et un gray déposé par des photons gamma représentent la même énergie par unité de masse, mais pas nécessairement le même effet biologique.
Pour tenir compte de cette différence, on introduit la dose équivalente. Elle pondère la dose absorbée par un facteur dépendant du type de rayonnement :
\[H_{T} = \sum_{R}^{}w_{R}D_{T,R}\]
Où \(D_{T,R}\ \)est la dose absorbée dans le tissu \(T\ \)due au rayonnement \(R\), et \(w_{R}\ \)est le facteur de pondération radiologique. L’unité de la dose équivalente est le sievert \(Sv\).
Le sievert possède la même dimension physique que le gray, puisqu’il reste une énergie par unité de masse, mais il intègre une pondération liée à l’efficacité biologique du rayonnement. Cette pondération reflète notamment le transfert linéique d’énergie. Les photons gamma et les électrons bêta ont un pouvoir ionisant relativement diffus ; leur facteur de pondération vaut généralement \(w_{R} = 1\).
Les particules alpha, en revanche, produisent des ionisations très denses le long de leur trajectoire. Elles provoquent plus facilement des dommages localisés complexes, difficiles à réparer pour les cellules. Leur facteur de pondération est donc beaucoup plus élevé, typiquement \(w_{R} = 20\). Cela signifie qu’à dose absorbée égale, un rayonnement alpha est considéré comme environ vingt fois plus efficace biologiquement qu’un rayonnement gamma ou bêta pour l’évaluation du risque radiologique.
Les neutrons constituent un cas plus complexe. Leur facteur de pondération dépend fortement de leur énergie, car leurs interactions avec la matière produisent des noyaux de recul, des protons secondaires, des captures ou des réactions nucléaires dont l’efficacité biologique varie. Ils ne sont donc pas caractérisés par un facteur unique simple dans toutes les situations. Cette dépendance illustre une idée générale : la dose absorbée mesure l’énergie déposée, tandis que la dose équivalente cherche à tenir compte de la manière dont cette énergie est déposée.
La dose équivalente est utile lorsqu’on s’intéresse à un tissu particulier, mais l’organisme entier n’a pas une sensibilité uniforme. Une même dose reçue par la peau, la thyroïde, les poumons, la moelle osseuse ou les gonades n’a pas les mêmes conséquences statistiques à long terme. Pour tenir compte de cette différence, on introduit la dose efficace :
\[E = \sum_{T}^{}w_{T}H_{T}\]
Où \(H_{T}\) est la dose équivalente reçue par le tissu ou l’organe \(T\), et \(w_{T\ }\)est un facteur de pondération tissulaire. Ces facteurs reflètent la contribution relative des différents organes au risque global d’effets stochastiques, notamment les cancers radio-induits.
La dose efficace s’exprime elle aussi en sieverts. Elle permet de comparer des expositions très différentes en une grandeur unique de risque global. Par exemple, une exposition localisée de la thyroïde à l’iode radioactif et une exposition externe homogène par rayonnement gamma ne se répartissent pas de la même manière dans le corps ; la dose efficace permet d’en proposer une comparaison radiologique globale. Il faut toutefois garder à l’esprit qu’elle est une grandeur de protection radiologique, construite pour estimer un risque moyen à l’échelle d’une population, et non une prédiction individuelle précise.
On peut donc résumer les grandeurs dosimétriques de manière hiérarchique. L’activité, en becquerels, décrit la source radioactive. La dose absorbée, en grays, décrit l’énergie physiquement déposée par unité de masse. La dose équivalente, en sieverts, tient compte du type de rayonnement. La dose efficace, également en sieverts, tient compte à la fois du type de rayonnement et de la sensibilité des organes exposés.
Cette distinction explique pourquoi il ne faut pas confondre becquerel, gray et sievert. Une activité élevée ne signifie pas automatiquement une dose élevée : tout dépend de l’énergie des rayonnements, de leur probabilité d’atteindre le corps, du temps d’exposition, de la distance, des écrans éventuels et du mode d’incorporation. De même, une dose absorbée identique peut correspondre à des risques biologiques différents selon que l’énergie est déposée par des photons gamma, des électrons, des particules alpha ou des neutrons.
La dosimétrie doit aussi distinguer l’irradiation externe et la contamination interne. Dans une irradiation externe, la source radioactive est située à l’extérieur du corps. Le rayonnement atteint l’organisme depuis l’extérieur, et la dose dépend de la distance, du temps d’exposition, du blindage et de la pénétration du rayonnement. Les photons gamma et les neutrons sont particulièrement importants dans ce cas, car ils peuvent traverser des épaisseurs significatives de matière.
Dans une contamination interne, en revanche, le radionucléide pénètre dans l’organisme par inhalation, ingestion, blessure ou injection. La dose dépend alors de son comportement biologique : où se fixe-t-il ? combien de temps reste-t-il dans l’organisme ? quel type de rayonnement émet-il ? Un émetteur alpha peu dangereux à l’extérieur du corps peut devenir très radiotoxique s’il est incorporé dans les poumons, les os ou le foie, car il dépose localement une énergie importante sur une très courte distance.
Il faut également distinguer la demi-vie physique et la demi-vie biologique. La demi-vie physique est celle du radionucléide : elle décrit la vitesse à laquelle il se désintègre. La demi-vie biologique décrit la vitesse à laquelle l’organisme élimine la substance par ses processus métaboliques. La combinaison des deux donne une demi-vie effective, qui caractérise la décroissance réelle de l’activité dans l’organisme :
\[\frac{1}{T_{eff}} = \frac{1}{T_{phys}} + \frac{1}{T_{bio}}\]
Ainsi, un radionucléide à longue demi-vie physique peut produire une dose limitée s’il est rapidement éliminé, tandis qu’un radionucléide à demi-vie plus courte peut être préoccupant s’il se concentre dans un organe sensible.
Cette idée est essentielle en médecine nucléaire et en radioprotection interne. L’iode radioactif, par exemple, se concentre dans la thyroïde. Le strontium peut se comporter chimiquement comme le calcium et se fixer dans les os. Le césium, analogue chimique du potassium, se répartit dans les tissus mous. La dose reçue ne dépend donc pas seulement de l’activité incorporée, mais aussi de la cinétique du radionucléide.
La dosimétrie fait ainsi le lien entre la physique des rayonnements et leurs effets biologiques. Elle part d’un phénomène microscopique (une désintégration nucléaire ou une interaction ionisante) et construit des grandeurs macroscopiques capables de quantifier l’exposition. Ces grandeurs sont indispensables pour comparer des sources, évaluer des risques, concevoir des protections, définir des limites réglementaires, optimiser des examens médicaux ou planifier des traitements par radiothérapie.
En résumé, la dosimétrie montre qu’il ne suffit pas de savoir qu’un rayonnement est présent. Il faut savoir combien d’énergie il dépose, dans quel tissu, sous quelle forme, à quel débit, avec quel type d’ionisation et pendant combien de temps. C’est cette analyse qui permet de passer de la radioactivité comme phénomène physique à la radioprotection et à l’étude des effets biologiques des rayonnements ionisants.
Effets biologiques de la radioactivité
Les effets biologiques de la radioactivité proviennent du dépôt d’énergie des rayonnements ionisants dans les tissus. Un rayonnement alpha, bêta, gamma ou neutronique n’agit pas directement parce qu’il est « radioactif » en lui-même, mais parce qu’il transfère de l’énergie à la matière vivante. Cette énergie peut ioniser des molécules, exciter des atomes, rompre des liaisons chimiques et produire des espèces très réactives. À l’échelle biologique, les conséquences dépendent donc de la dose reçue, du type de rayonnement, du débit de dose, de la zone irradiée et de la capacité des cellules à réparer les dommages.
La matière vivante est majoritairement constituée d’eau. Une grande partie des effets des rayonnements ionisants passe donc par la radiolyse de l’eau. Lorsqu’une molécule d’eau absorbe de l’énergie, elle peut être ionisée ou excitée, donnant naissance à des radicaux libres très réactifs, notamment le radical hydroxyle :
\[H_{2}O \rightarrow H_{2}O^{+} + e^{-}\]
Puis, après réactions secondaires :
\[H_{2}O \rightarrow OH^{\bullet},\ H^{\bullet},\ e_{aq}^{-},\ H_{2}O_{2}\]
Ces espèces chimiques peuvent ensuite attaquer les protéines, les lipides membranaires ou l’ADN. On parle d’effets indirects lorsque les dommages biologiques sont produits par ces radicaux issus de l’eau. À l’inverse, on parle d’effets directs lorsque le rayonnement ionise ou excite directement une molécule biologique critique, par exemple l’ADN.
L’ADN est l’une des cibles les plus importantes des rayonnements ionisants. Les lésions peuvent prendre plusieurs formes : modifications de bases, pontages chimiques, cassures simple brin ou cassures double brin. Les cassures simple brin sont fréquentes et généralement bien réparées par la cellule. Les cassures double brin sont plus graves, car elles affectent simultanément les deux brins de la molécule d’ADN. Si elles sont mal réparées, elles peuvent conduire à des mutations, des aberrations chromosomiques, une perte de fonction cellulaire ou une mort cellulaire.
La gravité des dommages dépend fortement de la manière dont l’énergie est déposée. Les rayonnements à faible transfert linéique d’énergie, comme les photons gamma ou les électrons bêta, produisent des ionisations relativement espacées. Les dommages sont souvent plus diffus et parfois plus faciles à réparer. Les rayonnements à TEL élevé, comme les particules alpha ou certains noyaux de recul produits par les neutrons, déposent leur énergie sur une très courte distance. Ils produisent des grappes d’ionisations denses, capables de provoquer des lésions complexes de l’ADN, plus difficiles à réparer correctement.
À l’échelle cellulaire, plusieurs issues sont possibles. Si les dommages sont faibles, la cellule peut les réparer et retrouver un fonctionnement normal. Si les dommages sont trop importants, elle peut entrer en mort cellulaire, notamment par apoptose, nécrose ou catastrophe mitotique. Si les dommages sont réparés de manière imparfaite, la cellule peut survivre tout en conservant une mutation. C’est ce dernier cas qui est particulièrement important pour les effets à long terme, car certaines mutations peuvent contribuer au développement d’un cancer.
On distingue classiquement deux grandes catégories d’effets biologiques : les effets déterministes, ou réactions tissulaires, et les effets stochastiques.
Les effets déterministes apparaissent au-dessus d’un certain seuil de dose. En dessous de ce seuil, les mécanismes de réparation et le renouvellement cellulaire suffisent généralement à éviter une altération observable du tissu. Au-dessus du seuil, la gravité de l’effet augmente avec la dose reçue. Ces effets sont liés à la destruction ou à l’altération massive d’un grand nombre de cellules dans un tissu donné.
Les exemples typiques d’effets déterministes sont les rougeurs cutanées, les brûlures radiologiques, la cataracte, la stérilité temporaire ou définitive, les atteintes de la moelle osseuse ou le syndrome d’irradiation aiguë. Lorsque l’organisme entier reçoit une dose élevée en un temps court, les systèmes les plus sensibles sont ceux dont les cellules se divisent rapidement, comme la moelle osseuse, la muqueuse digestive ou les cellules germinales. À des doses très élevées, les atteintes neurologiques et vasculaires peuvent devenir dominantes.
Les effets stochastiques, eux, sont de nature probabiliste. Leur probabilité augmente avec la dose, mais leur gravité n’est pas proportionnelle à la dose reçue. Le principal effet stochastique est le cancer radio-induit. L’idée est qu’une cellule irradiée peut survivre avec une mutation ou une réorganisation chromosomique favorisant, après de nombreuses étapes biologiques, l’apparition d’une tumeur. Plus la dose est élevée, plus la probabilité qu’un tel événement se produise augmente.
Pour les faibles doses, la relation exacte entre dose et risque reste difficile à établir expérimentalement, car les effets attendus sont faibles par rapport à l’incidence spontanée des cancers. En radioprotection, on utilise généralement une approche prudente : le risque est supposé augmenter approximativement de manière linéaire avec la dose, sans seuil clairement établi. C’est le modèle linéaire sans seuil. Il ne signifie pas que chaque exposition entraîne un cancer, mais qu’on évite de considérer une petite dose comme totalement dépourvue de risque dans les calculs de protection.
La radiosensibilité varie fortement selon les tissus. Les cellules qui se divisent rapidement et qui sont peu différenciées sont généralement plus sensibles. C’est pourquoi la moelle osseuse, les gonades, l’épithélium intestinal ou, chez l’embryon et l’enfant, les tissus en développement sont particulièrement sensibles. À l’inverse, les tissus composés de cellules très différenciées et peu prolifératives sont souvent moins radiosensibles, même s’ils ne sont pas insensibles.
La radiosensibilité dépend aussi de l’âge, de l’état physiologique, de la dose totale et du débit de dose. Une même dose reçue en quelques secondes peut produire des effets beaucoup plus importants que si elle est répartie sur plusieurs semaines ou plusieurs mois. Lorsque l’irradiation est fractionnée ou étalée dans le temps, les cellules disposent de délais pour réparer une partie des lésions. Cette propriété est exploitée en radiothérapie, où l’on cherche à maximiser les dommages aux cellules tumorales tout en permettant aux tissus sains de récupérer entre les séances.
Il faut également distinguer l’irradiation externe et la contamination interne. Dans l’irradiation externe, la source est située à l’extérieur du corps. Les rayonnements gamma, les rayons X et les neutrons sont alors particulièrement importants, car ils peuvent pénétrer profondément dans les tissus. Les particules alpha externes sont généralement arrêtées par la couche superficielle de la peau et présentent peu de danger externe.
Dans la contamination interne, le radionucléide pénètre dans l’organisme par inhalation, ingestion, blessure ou injection. Le danger dépend alors fortement de sa localisation biologique. Un émetteur alpha incorporé peut être beaucoup plus dangereux qu’une source alpha externe, car il dépose son énergie directement au contact des cellules sensibles. Le radon en fournit un exemple important : ce gaz radioactif peut être inhalé, et ses descendants solides émetteurs alpha peuvent se déposer dans les voies respiratoires.
Certains radionucléides se concentrent préférentiellement dans des organes particuliers en raison de leur chimie. L’iode radioactif se fixe dans la thyroïde, car la thyroïde utilise l’iode pour produire les hormones thyroïdiennes. Le strontium, chimiquement proche du calcium, peut se fixer dans les os. Le césium, analogue du potassium, se répartit plutôt dans les tissus mous. Le plutonium et certains actinides peuvent se déposer dans le foie ou le squelette. La dose biologique dépend donc non seulement de l’activité incorporée, mais aussi du comportement chimique et métabolique du radionucléide.
Les effets biologiques des rayonnements ionisants ne sont donc pas réductibles à une seule grandeur. La dose absorbée mesure l’énergie déposée, mais elle ne dit pas tout. Il faut aussi tenir compte du type de rayonnement, du TEL, du débit de dose, de la distribution spatiale de l’énergie, de l’organe exposé, de l’âge de l’individu et du mode d’exposition. C’est précisément pour cette raison que la dosimétrie introduit des grandeurs comme la dose équivalente et la dose efficace.
La radioactivité peut ainsi produire des effets très différents selon les situations. À forte dose et sur un temps court, elle peut provoquer des lésions tissulaires aiguës. À dose plus faible, elle augmente surtout la probabilité d’effets tardifs, en particulier de cancers. À dose très localisée, elle peut détruire sélectivement des tissus, ce qui est utilisé en radiothérapie. La même physique des ionisations peut donc être source de danger, outil de diagnostic ou instrument thérapeutique, selon les doses, les rayonnements et les conditions d’exposition.
Comprendre les effets biologiques de la radioactivité revient donc à suivre une chaîne causale complète : désintégration nucléaire, émission d’un rayonnement, interaction avec la matière, dépôt d’énergie, ionisation, dommages moléculaires, réponse cellulaire, puis effet tissulaire ou risque à long terme. C’est cette chaîne qui justifie les principes de radioprotection, dont l’objectif est de limiter les expositions inutiles, de réduire les doses reçues et de prévenir autant que possible les effets biologiques indésirables.
Principes de radioprotection
La radioprotection a pour objectif de limiter les effets nocifs des rayonnements ionisants sur les personnes et l’environnement, sans interdire les usages justifiés de la radioactivité. Elle repose sur une idée simple : les rayonnements ionisants peuvent être utiles en médecine, dans l’industrie, dans la recherche ou dans la production d’énergie, mais leur emploi doit être encadré de manière à éviter les expositions inutiles et à réduire les doses reçues autant que possible.
Il faut d’abord distinguer deux types d’effets biologiques. Les effets déterministes, ou réactions tissulaires, apparaissent au-dessus d’un certain seuil de dose : brûlures radiologiques, cataracte, stérilité, atteintes de la moelle osseuse ou syndrome d’irradiation aiguë. Pour ces effets, la gravité augmente avec la dose. Les effets stochastiques, comme les cancers radio-induits, n’ont pas de seuil clairement établi en radioprotection : c’est la probabilité de survenue qui augmente avec la dose, et non la gravité de l’effet. Cette distinction justifie l’ensemble des principes de protection.
Le premier principe est la justification. Une exposition aux rayonnements ionisants ne doit être acceptée que si elle apporte un bénéfice supérieur au risque qu’elle entraîne. En médecine, par exemple, un scanner ou une scintigraphie peuvent être justifiés si l’information diagnostique attendue est importante pour le patient. À l’inverse, une exposition sans bénéfice réel doit être évitée. La justification s’applique donc avant même de chercher à réduire la dose : elle pose la question de la nécessité de l’exposition.
Le deuxième principe est l’optimisation. Lorsqu’une exposition est justifiée, il faut chercher à la maintenir aussi faible que raisonnablement possible, compte tenu des contraintes techniques, économiques et médicales. C’est le principe souvent résumé par l’acronyme ALARA, pour As Low As Reasonably Achievable. Il ne signifie pas qu’il faut toujours atteindre une dose nulle, ce qui est souvent impossible, mais qu’il faut éviter toute dose inutile. En pratique, cela conduit à ajuster les protocoles d’imagerie, choisir des activités radioactives adaptées, limiter les temps d’exposition, optimiser les écrans et améliorer les procédures de travail.
Le troisième principe est la limitation. Pour les expositions professionnelles et publiques, des limites réglementaires de dose sont fixées afin d’éviter les effets déterministes et de maintenir le risque stochastique à un niveau jugé acceptable. Ces limites ne s’appliquent généralement pas de la même manière aux patients exposés dans un cadre médical, car l’exposition médicale est décidée pour leur bénéfice direct. En médecine, on parle plutôt de justification et d’optimisation des actes, avec des niveaux de référence diagnostiques pour éviter des doses excessives.
Ces trois principes (justification, optimisation et limitation) forment le cadre général de la radioprotection. Ils sont complétés par des règles pratiques très simples, fondées sur la physique de la propagation des rayonnements : réduire le temps d’exposition, augmenter la distance à la source, et interposer un écran adapté.
La réduction du temps d’exposition diminue directement la dose reçue lorsque le débit de dose est constant. Si une personne reste deux fois moins longtemps dans un champ de rayonnement donné, elle reçoit approximativement deux fois moins de dose. Ce principe est particulièrement important lors d’interventions près de sources radioactives ou dans des environnements contaminés.
L’augmentation de la distance est également très efficace, surtout pour une source ponctuelle. Dans ce cas, l’intensité du rayonnement décroît approximativement comme l’inverse du carré de la distance :
\[I(r) \propto \frac{1}{r^{2}}\]
Doubler la distance à la source divise donc l’intensité par quatre, dans une géométrie simple sans diffusion importante. Ce principe explique pourquoi les opérations à distance, les pinces, les manipulateurs télécommandés ou les zones de recul sont souvent utilisés en radioprotection.
Le blindage consiste à placer un matériau entre la source et la personne exposée. Mais le choix du blindage dépend fortement du type de rayonnement. Une particule alpha est arrêtée par une feuille de papier, quelques centimètres d’air ou la couche superficielle de la peau. Le principal danger des émetteurs alpha est donc la contamination interne, par inhalation ou ingestion. Dans ce cas, le blindage externe n’est pas le problème principal : il faut surtout éviter l’incorporation.
Les particules bêta sont plus pénétrantes que les rayons alpha, mais restent relativement faciles à arrêter. Des matériaux légers, comme le plastique, le plexiglas ou l’aluminium mince, sont souvent utilisés. Pour des sources bêta énergétiques, il faut éviter de placer directement un matériau très lourd comme le plomb au contact de la source, car cela peut produire du rayonnement de freinage, ou Bremsstrahlung, sous forme de rayons X secondaires. On utilise donc souvent un premier écran de faible numéro atomique, éventuellement complété par un blindage plus dense si nécessaire.
Les photons gamma et les rayons X sont beaucoup plus pénétrants. Leur atténuation suit une loi exponentielle :
\[I(x) = I_{0}e^{- \mu x}\]
Où \(\mu\ \)dépend de l’énergie du photon et du matériau. On utilise donc des matériaux denses et de numéro atomique élevé, comme le plomb ou le tungstène, mais aussi du béton ou de l’eau lorsque de grandes épaisseurs sont disponibles. Contrairement aux rayons alpha ou aux rayons bêta, il n’existe pas une épaisseur unique qui « arrête » complètement les gamma : on réduit progressivement leur intensité.
Les neutrons exigent une stratégie différente. Comme ils sont électriquement neutres, ils ne sont pas efficacement arrêtés par les matériaux denses de la même manière que les photons gamma. Pour les neutrons rapides, on utilise d’abord des matériaux riches en hydrogène, comme l’eau, la paraffine ou le polyéthylène, afin de les ralentir par collisions élastiques avec des protons. Une fois ralentis, les neutrons peuvent être capturés par des noyaux comme le bore, le lithium ou le cadmium. Les écrans neutroniques combinent donc souvent un modérateur et un absorbeur. Il faut aussi tenir compte des photons gamma secondaires produits lors des captures neutroniques.
La radioprotection doit également distinguer l’irradiation externe et la contamination. Dans l’irradiation externe, la source reste à l’extérieur du corps. La protection repose alors principalement sur le temps, la distance et les écrans. Dans la contamination, la substance radioactive est déposée sur la peau, les vêtements, une surface de travail, ou incorporée dans l’organisme. La priorité devient alors d’empêcher la dispersion et l’incorporation : confinement, ventilation, gants, masques, contrôles de surface, décontamination et surveillance biologique.
La contamination interne est particulièrement importante car le radionucléide suit ensuite une cinétique propre. Il peut se concentrer dans certains organes selon sa chimie : l’iode dans la thyroïde, le strontium dans les os, le césium dans les tissus mous, le plutonium dans le foie ou le squelette. Dans ce cas, la dose dépend de l’activité incorporée, du type de rayonnement, de la demi-vie physique, de la demi-vie biologique et de la radiosensibilité de l’organe cible.
La surveillance radiologique repose sur des instruments adaptés aux rayonnements recherchés. Les compteurs Geiger-Müller permettent de détecter facilement la présence de rayonnements, mais ne donnent pas toujours une information spectrométrique précise. Les scintillateurs convertissent l’énergie déposée en lumière, puis en signal électrique. Les détecteurs semi-conducteurs, comme les détecteurs au germanium, permettent une spectrométrie gamma de haute résolution. En radioprotection individuelle, les travailleurs exposés portent des dosimètres qui enregistrent la dose reçue au cours du temps.
La radioprotection ne consiste donc pas seulement à se protéger « du nucléaire » de manière générale. Elle exige d’identifier le radionucléide, son activité, le type de rayonnement émis, son énergie, son mode d’exposition, la géométrie de la source, les écrans disponibles et les organes potentiellement exposés. Une source alpha, une source bêta, une source gamma et une source neutronique ne se gèrent pas de la même manière.
En résumé, la radioprotection applique concrètement les notions de radioactivité, d’interaction des rayonnements avec la matière, de dosimétrie et de biologie des rayonnements. Elle repose sur trois principes fondamentaux (justification, optimisation et limitation) et sur trois leviers pratiques (temps, distance et écran). Son but n’est pas de supprimer tout usage des rayonnements ionisants, mais d’en permettre les applications utiles tout en maintenant les expositions à un niveau aussi faible que raisonnablement possible.
Conclusion
La radioactivité est l’une des manifestations les plus directes de l’instabilité des noyaux atomiques. Lorsqu’un noyau possède une configuration énergétique défavorable, il peut se transformer spontanément afin de se rapprocher d’un état plus stable. Selon la nature de cette instabilité, il émettra une particule alpha, transformera un neutron en proton ou inversement par radioactivité bêta, se désexcitera par émission gamma, ou suivra parfois des modes plus rares comme la fission spontanée ou la double désintégration bêta.
Ce phénomène relie plusieurs niveaux de description. À l’échelle nucléaire, il dépend de l’énergie de liaison, de la vallée de stabilité, de la répulsion coulombienne et de la structure en niveaux du noyau. À l’échelle des particules, la radioactivité bêta révèle directement l’interaction faible et le rôle des neutrinos. À l’échelle quantique, la radioactivité alpha illustre l’effet tunnel, tandis que la radioactivité gamma traduit les transitions entre états nucléaires quantifiés.
La radioactivité est aussi un phénomène statistique. On ne peut pas prédire l’instant de désintégration d’un noyau individuel, mais une population de noyaux radioactifs suit une loi de décroissance exponentielle parfaitement déterminée. Les notions de constante de désintégration, demi-vie, activité, filiation et branchement permettent ainsi de décrire l’évolution temporelle des radionucléides, qu’ils soient naturels, cosmogéniques, induits ou artificiels.
L’étude des rayonnements montre ensuite que tous les rayonnements ionisants n’interagissent pas de la même manière avec la matière. Les particules chargées déposent leur énergie progressivement par ionisation et excitation ; les photons gamma interagissent par processus discrets comme l’effet photoélectrique, la diffusion Compton ou la création de paires ; les neutrons agissent surtout par collisions et réactions nucléaires. Ces différences expliquent leurs pouvoirs de pénétration, leurs effets biologiques et les protections adaptées à chacun.
La dosimétrie et la radioprotection prolongent naturellement cette physique. Il ne suffit pas de connaître l’activité d’une source : il faut savoir quelle énergie est déposée, dans quel tissu, par quel rayonnement, avec quelle densité d’ionisation et selon quel mode d’exposition. Les grandeurs comme la dose absorbée, la dose équivalente et la dose efficace permettent de relier le dépôt d’énergie aux risques biologiques, tandis que les principes de justification, d’optimisation et de limitation encadrent les usages des rayonnements ionisants.
La radioactivité apparaît ainsi comme un phénomène à la fois naturel, fondamental et appliqué. Elle est présente dans les roches, dans l’atmosphère, dans le corps humain et dans l’histoire cosmique des éléments. Elle constitue un outil pour dater le passé, explorer la matière, diagnostiquer et traiter certaines maladies. Mais elle impose aussi une compréhension rigoureuse de ses effets sur le vivant et de ses conditions d’utilisation.
Comprendre la radioactivité, c’est donc suivre toute une chaîne physique : de l’instabilité du noyau à l’émission d’un rayonnement, de l’interaction avec la matière au dépôt d’énergie, puis des dommages moléculaires aux principes de protection. Cette chaîne servira de base aux articles suivants, consacrés aux réactions nucléaires, à l’énergie nucléaire et aux réacteurs, où les transformations du noyau seront cette fois envisagées non seulement comme des désintégrations spontanées, mais aussi comme des processus induits, contrôlés ou exploités.