Interaction des rayonnements ionisants dans les tissus
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neutrons ont tendance à diffuser élastiquement vers l’avant. Il existe, contrairement aux photons, un facteur d’accumulation neutronique Bn = ΦR(x)/Φt(x)
significatif dans les tissus humains. Par ailleurs, l’équilibre des particules chargées secondaires (protons dans les milieux hydrogénés) n’est jamais parfaitement réalisé. En appelant Φpc la fluence des particules chargées secondaires, le
rapport entre Φpc et la fluence « réelle » de neutrons sous une profondeur x
n’est jamais constant :
pc
R
( ) cste
( )
x
x
Φ
≠
Φ
Rappelons que pour les photons ce rapport est constant dès lors que
l’équilibre électronique est atteint.
Il existe, cependant, une région de l’espace pour laquelle l’équilibre des particules secondaires chargées est réalisé et le rapport précédent sensiblement
constant. Dans cette épaisseur mince de tissus, une seule collision a lieu et on
peut négliger la diffusion ainsi que les rayonnements électromagnétiques secondaires (e.g. issus de capture radiative). Dans cette zone, la dose absorbée est
sensiblement égale au kerma : D ≈ K. Ce kerma de neutrons est appelé kerma
de première collision. L’épaisseur pour laquelle cette approximation peut être
faite est déterminée par le libre parcours moyen dans les tissus. Par exemple,
en reprenant le cas précédent, pour des neutrons d’énergie supérieure à 10 eV
et inférieure à 1 MeV, pour lesquelles le dépôt d’énergie est imputable à la
diffusion élastique sur les noyaux d’hydrogène, l’épaisseur maximale sur laquelle s’applique le kerma de première collision et qui délimite la zone dans
laquelle D ≈ K, est :
t
t
s
1
1
0,65 cm
(H)
λ =
≈
=
Σ
Σ
Dans toute la zone délimitée par le libre parcours moyen, l’approximation
D ≈ K peut être faite puisque, contrairement aux photons, il n’est pas besoin
de définir une épaisseur minimale (parcours des particules chargées secondaires
les plus énergétiques) à partir de laquelle cette approximation est valable. En
effet, le parcours des particules chargées secondaires est suffisamment petit
pour que l’on puisse considérer que toute l’énergie transférée est déposée au
point de collision et, par conséquent, équivaut à l’énergie communiquée :
tr
E
Δ
= Δε. Il est possible de déterminer une formulation théorique du kerma de
première collision. L’expression qui donne le nombre de neutrons qui interagissent dans le milieu sur un élément de volume dV est donnée par (2.76).
n
n
t
d
d
N
V
= Φ Σ
(2.76)
La section efficace macroscopique totale Σt est la somme de toutes les sections efficaces σi des réactions i possibles pondérée par le nombre de noyaux
cibles par unité de volume.
n
n
n
n
d
d
d
d
i
i
i
i
m
N
N
V
N
N
§
·
= Φ ⋅
σ ⋅
=
= Φ ⋅ σ ⋅ ¨
¸
ρ
©
¹
¦
¦
(2.77)
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neutrons ont tendance à diffuser élastiquement vers l’avant. Il existe, contrairement aux photons, un facteur d’accumulation neutronique Bn = ΦR(x)/Φt(x)
significatif dans les tissus humains. Par ailleurs, l’équilibre des particules chargées secondaires (protons dans les milieux hydrogénés) n’est jamais parfaitement réalisé. En appelant Φpc la fluence des particules chargées secondaires, le
rapport entre Φpc et la fluence « réelle » de neutrons sous une profondeur x
n’est jamais constant :
pc
R
( ) cste
( )
x
x
Φ
≠
Φ
Rappelons que pour les photons ce rapport est constant dès lors que
l’équilibre électronique est atteint.
Il existe, cependant, une région de l’espace pour laquelle l’équilibre des particules secondaires chargées est réalisé et le rapport précédent sensiblement
constant. Dans cette épaisseur mince de tissus, une seule collision a lieu et on
peut négliger la diffusion ainsi que les rayonnements électromagnétiques secondaires (e.g. issus de capture radiative). Dans cette zone, la dose absorbée est
sensiblement égale au kerma : D ≈ K. Ce kerma de neutrons est appelé kerma
de première collision. L’épaisseur pour laquelle cette approximation peut être
faite est déterminée par le libre parcours moyen dans les tissus. Par exemple,
en reprenant le cas précédent, pour des neutrons d’énergie supérieure à 10 eV
et inférieure à 1 MeV, pour lesquelles le dépôt d’énergie est imputable à la
diffusion élastique sur les noyaux d’hydrogène, l’épaisseur maximale sur laquelle s’applique le kerma de première collision et qui délimite la zone dans
laquelle D ≈ K, est :
t
t
s
1
1
0,65 cm
(H)
λ =
≈
=
Σ
Σ
Dans toute la zone délimitée par le libre parcours moyen, l’approximation
D ≈ K peut être faite puisque, contrairement aux photons, il n’est pas besoin
de définir une épaisseur minimale (parcours des particules chargées secondaires
les plus énergétiques) à partir de laquelle cette approximation est valable. En
effet, le parcours des particules chargées secondaires est suffisamment petit
pour que l’on puisse considérer que toute l’énergie transférée est déposée au
point de collision et, par conséquent, équivaut à l’énergie communiquée :
tr
E
Δ
= Δε. Il est possible de déterminer une formulation théorique du kerma de
première collision. L’expression qui donne le nombre de neutrons qui interagissent dans le milieu sur un élément de volume dV est donnée par (2.76).
n
n
t
d
d
N
V
= Φ Σ
(2.76)
La section efficace macroscopique totale Σt est la somme de toutes les sections efficaces σi des réactions i possibles pondérée par le nombre de noyaux
cibles par unité de volume.
n
n
n
n
d
d
d
d
i
i
i
i
m
N
N
V
N
N
§
·
= Φ ⋅
σ ⋅
=
= Φ ⋅ σ ⋅ ¨
¸
ρ
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¹
¦
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(2.77)