Interaction des rayonnements ionisants dans les tissus
99
(
)
paroi
paroi
tr
9
M
g
g g
g
g
mGy/h
3,6 10
i
S
D
W
j
V
ª
º
§ ·
§
·
μ
«
»
=
⋅
+
¨ ¸
¨
¸
ρ
ρ
ρ
«
»
© ¹
©
¹
¬
¼
&
(2.72)
avec le rapport des pouvoirs moyens d’arrêt massique pour ph 60 keV
T =
et le
pouvoir des transferts massiques en énergie à l’énergie des photons primaires
incidents, soit également 60 keV. Dans le formalisme de l’expression (2.72), le
courant i est de fait égal au courant imputable à la cavité étroite donc à l’effet
photoélectrique : i = ipe et le terme j traduit le rapport de la composante de
courant liée à l’effet Compton sur celle du photoélectrique : j = ic/ipe.
2.3 Interaction des neutrons avec la matière
et calcul du kerma de première collision
Ces particules neutres et non chargées sont vouées à n’interagir qu’avec les
noyaux du milieu traversé, selon deux types de collisions différentes : élastiques
et inélastiques. La collision élastique (n,n) s’apparente à un simple
choc mécanique assimilable aux collisions que l’on rencontre dans un jeu de
billard. Détail notable, ce mode de collision n’induit pas de modification interne du noyau cible. Dans la collision inélastique, en revanche, cette modification interne a lieu. Ce type de collision s’accompagne de plusieurs voies de
sorties possibles :
– la diffusion inélastique (n,n') dans laquelle le neutron entre physiquement
dans le noyau. Il s’ensuit la réémission d’un neutron n' et la désexcitation du
noyau cible par émission d’un ou plusieurs photons, dont l’énergie nous le
verrons peut être importante ;
– la capture (n,X) dans laquelle le neutron entre également physiquement
dans le noyau, mais cette fois un autre type de particule émerge du noyau
cible : photon dans le cas de la capture radiative (n,γ) ou particule chargée,
proton ou alpha, dans le cas respectivement des réactions nucléaires de type
(n,p) ou (n,α).
À l’instar de ce que nous avons montré pour les photons, particules également neutres, l’enjeu pour le dosimétriste va consister à caractériser au mieux
l’énergie transférée Etr aux particules secondaires chargées mises en mouvement lors de ces interactions. Cette caractérisation permettant in fine la détermination des grandeurs dosimétriques d’intérêt. Ce modus operandi appliqué aux photons et aux neutrons renvoie donc au concept de particules indirectement ionisantes : ce n’est pas le neutron ou le photon qui génère de la
dose, mais bien les particules secondaires chargées mises en mouvement lors
des différentes interactions. Par ailleurs, comme pour les photons, la nature
stochastique du dépôt d’énergie des neutrons dans la matière va nous inciter
d’emblée à caractériser l’énergie moyenne transférée aux particules secondaires
chargées.
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avec le rapport des pouvoirs moyens d’arrêt massique pour ph 60 keV
T =
et le
pouvoir des transferts massiques en énergie à l’énergie des photons primaires
incidents, soit également 60 keV. Dans le formalisme de l’expression (2.72), le
courant i est de fait égal au courant imputable à la cavité étroite donc à l’effet
photoélectrique : i = ipe et le terme j traduit le rapport de la composante de
courant liée à l’effet Compton sur celle du photoélectrique : j = ic/ipe.
2.3 Interaction des neutrons avec la matière
et calcul du kerma de première collision
Ces particules neutres et non chargées sont vouées à n’interagir qu’avec les
noyaux du milieu traversé, selon deux types de collisions différentes : élastiques
et inélastiques. La collision élastique (n,n) s’apparente à un simple
choc mécanique assimilable aux collisions que l’on rencontre dans un jeu de
billard. Détail notable, ce mode de collision n’induit pas de modification interne du noyau cible. Dans la collision inélastique, en revanche, cette modification interne a lieu. Ce type de collision s’accompagne de plusieurs voies de
sorties possibles :
– la diffusion inélastique (n,n') dans laquelle le neutron entre physiquement
dans le noyau. Il s’ensuit la réémission d’un neutron n' et la désexcitation du
noyau cible par émission d’un ou plusieurs photons, dont l’énergie nous le
verrons peut être importante ;
– la capture (n,X) dans laquelle le neutron entre également physiquement
dans le noyau, mais cette fois un autre type de particule émerge du noyau
cible : photon dans le cas de la capture radiative (n,γ) ou particule chargée,
proton ou alpha, dans le cas respectivement des réactions nucléaires de type
(n,p) ou (n,α).
À l’instar de ce que nous avons montré pour les photons, particules également neutres, l’enjeu pour le dosimétriste va consister à caractériser au mieux
l’énergie transférée Etr aux particules secondaires chargées mises en mouvement lors de ces interactions. Cette caractérisation permettant in fine la détermination des grandeurs dosimétriques d’intérêt. Ce modus operandi appliqué aux photons et aux neutrons renvoie donc au concept de particules indirectement ionisantes : ce n’est pas le neutron ou le photon qui génère de la
dose, mais bien les particules secondaires chargées mises en mouvement lors
des différentes interactions. Par ailleurs, comme pour les photons, la nature
stochastique du dépôt d’énergie des neutrons dans la matière va nous inciter
d’emblée à caractériser l’énergie moyenne transférée aux particules secondaires
chargées.