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Physique appliquée à l’exposition externe : dosimétrie et radioprotection
portantes, des réactions photoneutroniques peuvent survenir lorsque ce type de
matériau est présent. Par exemple, dans les réacteurs, les taux de production
de photoneutrons sont significatifs dans l’eau lourde et les modérateurs en
béryllium. N’oublions pas que le deutérium est présent à hauteur de 0,015 %
dans l’isotopie de l’hydrogène, ce faible pourcentage devient significatif dans
les protections de type béton vis-à-vis de la génération de photoneutrons. Par
ailleurs, comme nous l’avons admis, les captures radiatives produisent des
photons de haute énergie – de 7 à 11 MeV – et sont susceptibles de générer
par suite des réactions photonucléaires, en particulier dans les bétons.
Ce qui suit décrit l’approche permettant l’estimation de ces taux de production de photoneutrons et les équivalents de dose associés.
Le taux de production Y en fonction de la distribution en énergie du débit
de fluence de photons
,
E γ
Φ & est décrit par l’équation (4.41).
( )
max
S
,
,n
d
E
E
E
E
Y
N
E
γ
γ
γ
=
σ
Φ
³
&
(4.41)
avec E γmax l’énergie maximale des photons ; ES l’énergie seuil ; N la densité
atomique (cm
–3 ) ; ı( Ȗ,n) la section efficace de la réaction (Ȗ,n) (cm
–2
) ; E,
ĭ γ
& la
distribution en énergie de la fluence de photons (cm
–2
·s
–1 ).
Lorsque l’énergie du photon incident est bien inférieure à l’énergie de masse
d’un nucléon (≈ 931 MeV), l’énergie du neutron émis, en fonction de son angle
d’émission θ par rapport à l’axe d’incidence, s’exprime au moyen de la conservation du moment et de l’énergie, selon l’expression (4.42) de Wattenberg [57].
( )
( )(
)
1
2
2
S
n
S
3
2
1
1
cos
931
1862
1
A
E E
E
A
E
E E
E
A
A
A
γ
γ
γ
γ
ª
º
ª
º
−
−
− «
»
«
»
=
−
−
+
θ
«
»
«
»
−
¬
¼
¬
¼
(4.42)
A étant la masse atomique du noyau cible. Notons que l’angle θ varie de 0 à π
et que, de fait, le deuxième terme, quel que soit θ, ne fait varier le résultat que
de quelques pourcents. Dans la plupart des situations de calcul d’épaisseurs de
protection, il est conservatif de considérer que les photoneutrons sont émis de
façon isotropique avec une énergie environ égale à E γ – ES et dans le cas du
deutérium, ½(E γ – ES).
Les courbes de la figure 4.27 donnent le nombre de neutrons produits sur
des cibles épaisses de différents matériaux typiques des cibles de conversion en
fonction de l’énergie des électrons incidents.
Déterminons par exemple le taux de production de neutrons d’un accélérateur d’électrons délivrant des électrons d’énergie 40 MeV qui bombardent une
cible de tungstène avec une intensité de 5 mA. Au préalable, calculons la puissance d’un tel dispositif. Le flux d’électrons pour une telle intensité est :
3
16
1
19
5 10
3,12 10 (électrons) s
1,6 10
N
−
−
−
⋅
=
=
⋅
⋅
⋅
&
Ce flux, pour une énergie d’électrons de 40 MeV, impose une puissance P =
3,12·10
16 [s
–1
] × 40·10
6 [eV] × 1,6·10
–19 [J/eV] = 200 000 [J/s] = 200 kW.
Physique appliquée à l’exposition externe : dosimétrie et radioprotection
portantes, des réactions photoneutroniques peuvent survenir lorsque ce type de
matériau est présent. Par exemple, dans les réacteurs, les taux de production
de photoneutrons sont significatifs dans l’eau lourde et les modérateurs en
béryllium. N’oublions pas que le deutérium est présent à hauteur de 0,015 %
dans l’isotopie de l’hydrogène, ce faible pourcentage devient significatif dans
les protections de type béton vis-à-vis de la génération de photoneutrons. Par
ailleurs, comme nous l’avons admis, les captures radiatives produisent des
photons de haute énergie – de 7 à 11 MeV – et sont susceptibles de générer
par suite des réactions photonucléaires, en particulier dans les bétons.
Ce qui suit décrit l’approche permettant l’estimation de ces taux de production de photoneutrons et les équivalents de dose associés.
Le taux de production Y en fonction de la distribution en énergie du débit
de fluence de photons
,
E γ
Φ & est décrit par l’équation (4.41).
( )
max
S
,
,n
d
E
E
E
E
Y
N
E
γ
γ
γ
=
σ
Φ
³
&
(4.41)
avec E γmax l’énergie maximale des photons ; ES l’énergie seuil ; N la densité
atomique (cm
–3 ) ; ı( Ȗ,n) la section efficace de la réaction (Ȗ,n) (cm
–2
) ; E,
ĭ γ
& la
distribution en énergie de la fluence de photons (cm
–2
·s
–1 ).
Lorsque l’énergie du photon incident est bien inférieure à l’énergie de masse
d’un nucléon (≈ 931 MeV), l’énergie du neutron émis, en fonction de son angle
d’émission θ par rapport à l’axe d’incidence, s’exprime au moyen de la conservation du moment et de l’énergie, selon l’expression (4.42) de Wattenberg [57].
( )
( )(
)
1
2
2
S
n
S
3
2
1
1
cos
931
1862
1
A
E E
E
A
E
E E
E
A
A
A
γ
γ
γ
γ
ª
º
ª
º
−
−
− «
»
«
»
=
−
−
+
θ
«
»
«
»
−
¬
¼
¬
¼
(4.42)
A étant la masse atomique du noyau cible. Notons que l’angle θ varie de 0 à π
et que, de fait, le deuxième terme, quel que soit θ, ne fait varier le résultat que
de quelques pourcents. Dans la plupart des situations de calcul d’épaisseurs de
protection, il est conservatif de considérer que les photoneutrons sont émis de
façon isotropique avec une énergie environ égale à E γ – ES et dans le cas du
deutérium, ½(E γ – ES).
Les courbes de la figure 4.27 donnent le nombre de neutrons produits sur
des cibles épaisses de différents matériaux typiques des cibles de conversion en
fonction de l’énergie des électrons incidents.
Déterminons par exemple le taux de production de neutrons d’un accélérateur d’électrons délivrant des électrons d’énergie 40 MeV qui bombardent une
cible de tungstène avec une intensité de 5 mA. Au préalable, calculons la puissance d’un tel dispositif. Le flux d’électrons pour une telle intensité est :
3
16
1
19
5 10
3,12 10 (électrons) s
1,6 10
N
−
−
−
⋅
=
=
⋅
⋅
⋅
&
Ce flux, pour une énergie d’électrons de 40 MeV, impose une puissance P =
3,12·10
16 [s
–1
] × 40·10
6 [eV] × 1,6·10
–19 [J/eV] = 200 000 [J/s] = 200 kW.