Interaction des rayonnements ionisants dans les tissus
139
Cette représentation du spectre microdosimétrique laisse apparaître les
contributions des différentes particules secondaires chargées mises en mouvement par les neutrons du champ. On peut en effet s’apercevoir que la
première bosse est imputable aux protons, la deuxième aux α et la dernière
aux noyaux de recul. Par ailleurs, on voit clairement que la différence
d’énergie occasionne surtout une élévation de la dose absorbée due au proton ; ce qui n’est pas le cas pour les deux autres types de particules chargées
mises en mouvement, où nous avons sensiblement un recouvrement des
deux spectres à ces endroits. Pour obtenir la dose absorbée dans la cavité de
gaz par unité de fluence, pour ces deux énergies, il faut intégrer ces courbes
de distribution de dose sur tous les y :
1
1
g
g
0
d( ) ( )
d
D
y y D y
y
∞
−
−
Φ =
Φ
³
D’un point de vue pratique, pour obtenir une raie « quasi monoénergétique » de neutrons de 66 MeV, on bombarde par exemple une cible épaisse
de béryllium avec des protons de 71 MeV. Il apparaît un pic à 66 MeV qui,
une fois collimaté, permet d’obtenir un faisceau sur un petit angle solide de
l’ordre de 10
–5 sr. Cependant, lors de la mesure, il faudra veiller à retrancher
la dose absorbée due à la « pollution » photonique issue du mode de création du faisceau de neutrons. On obtient ensuite l’expression de la dose absorbée dans le carbone avec l’expression suivante : DC = DgrC,g. Or, si la cavité est suffisamment petite pour que l’énergie perdue par les particules
chargées soit faible et que l’interaction des rayonnements indirectement ionisants avec le gaz de la cavité soit négligeable, la loi de Bragg-Gray montre
que :
( )
( )
C
C
C,g
g
g
S
S
r
S
ρ
§ ·
=
=
¨ ¸
ρ
ρ
© ¹
Ainsi, finalement, dans les conditions d’équilibre des particules chargées,
nous obtenons l’expression du kerma dans le carbone comme suit :
KC = cwccDC
où le facteur de correction cw prend en considération l’atténuation et la diffusion des neutrons dans la paroi en carbone de la cavité et cc prend en
compte le fait que le faisceau de neutrons ne soit pas exactement monoénergétique. Dans notre exemple, ces calculs conduisent pour les énergies 34 et
66 MeV respectivement aux facteurs de dose k Φ suivants : 4,21 fGy·m2 et
5,53 fGy·m2.
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Cette représentation du spectre microdosimétrique laisse apparaître les
contributions des différentes particules secondaires chargées mises en mouvement par les neutrons du champ. On peut en effet s’apercevoir que la
première bosse est imputable aux protons, la deuxième aux α et la dernière
aux noyaux de recul. Par ailleurs, on voit clairement que la différence
d’énergie occasionne surtout une élévation de la dose absorbée due au proton ; ce qui n’est pas le cas pour les deux autres types de particules chargées
mises en mouvement, où nous avons sensiblement un recouvrement des
deux spectres à ces endroits. Pour obtenir la dose absorbée dans la cavité de
gaz par unité de fluence, pour ces deux énergies, il faut intégrer ces courbes
de distribution de dose sur tous les y :
1
1
g
g
0
d( ) ( )
d
D
y y D y
y
∞
−
−
Φ =
Φ
³
D’un point de vue pratique, pour obtenir une raie « quasi monoénergétique » de neutrons de 66 MeV, on bombarde par exemple une cible épaisse
de béryllium avec des protons de 71 MeV. Il apparaît un pic à 66 MeV qui,
une fois collimaté, permet d’obtenir un faisceau sur un petit angle solide de
l’ordre de 10
–5 sr. Cependant, lors de la mesure, il faudra veiller à retrancher
la dose absorbée due à la « pollution » photonique issue du mode de création du faisceau de neutrons. On obtient ensuite l’expression de la dose absorbée dans le carbone avec l’expression suivante : DC = DgrC,g. Or, si la cavité est suffisamment petite pour que l’énergie perdue par les particules
chargées soit faible et que l’interaction des rayonnements indirectement ionisants avec le gaz de la cavité soit négligeable, la loi de Bragg-Gray montre
que :
( )
( )
C
C
C,g
g
g
S
S
r
S
ρ
§ ·
=
=
¨ ¸
ρ
ρ
© ¹
Ainsi, finalement, dans les conditions d’équilibre des particules chargées,
nous obtenons l’expression du kerma dans le carbone comme suit :
KC = cwccDC
où le facteur de correction cw prend en considération l’atténuation et la diffusion des neutrons dans la paroi en carbone de la cavité et cc prend en
compte le fait que le faisceau de neutrons ne soit pas exactement monoénergétique. Dans notre exemple, ces calculs conduisent pour les énergies 34 et
66 MeV respectivement aux facteurs de dose k Φ suivants : 4,21 fGy·m2 et
5,53 fGy·m2.