Évaluation des sources de l’exposition externe
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La figure 4.27 donne le taux de production de neutrons Y pour différentes
énergies d’électrons et pour un certain nombre de cibles. Le problème est de
définir le facteur de conversion fluence-équivalent de dose associé : si le spectre
de photons est large, le spectre de neutrons produits l’est de fait aussi. Une
méthode consiste à considérer, en première approximation, les photons avec
une énergie monocinétique égale à l’énergie du pic de résonance des photoneutrons, donnée par l’équation (4.40). L’énergie des neutrons émis est ensuite
calculée pour cette énergie de photons incidents par l’équation (4.42).
Il s’agit ensuite de prendre le facteur de conversion « fluence-équivalent de
dose ambiant»
* (10)
h Φ
ad hoc proposé au chapitre 3. La difficulté réside dans
la détermination de ce facteur. En effet, le calcul de l’énergie des neutrons à
l’aide de la formule (4.42) est subordonné à la connaissance de la valeur de
l’énergie seuil de production des neutrons (ces données sont cependant disponibles par exemple dans le Handbook IAEA [18]). Cela étant, si on étudie
l’énergie des neutrons émis aux pics de résonance des réactions photonucléaires
et les facteurs
* (10)
h ϕ
associés en fonction de la masse atomique A, on remarque que ce dernier coefficient ne fluctue que légèrement autour de la valeur
moyenne de 413 pSv·cm
2 pour des masses atomiques comprises entre 50 et 210.
Ainsi l’équation (4.43) peut s’écrire :
( )
*
*
1 2
2
2
(10)
413 10
3600
4
4
Y
Y
H
h E
d
d
−
=
⋅
=
⋅
×
π
π
&
*
7
2
(10) 1,2 10
Y
H
d
−
=
⋅
&
(4.44)
avec
* (10)
H &
débit d’équivalent de dose ambiant en Sv·h
–1 pour 1 kW de faisceau ; Y le taux de production de neutrons (n)·s
–1 ; d la distance cible observateur (cm).
De plus, au-delà de 30 MeV pour des cibles épaisses (non fissiles) Z ≥ 56,
on observe que le taux de production Y est relativement constant et égal à
2·10
12 n·s
–1
·kW
–1
. Ainsi, l’équation (4.44) peut se simplifier pour des électrons
de plus de 30 MeV bombardant une cible de Z ≥ 56 (cibles non fissiles). Le
débit d’équivalent de dose est donné dans l’équation (4.45).
5
*
2
2,4 10
(10)
H
d
⋅
=
&
(4.45)
avec
* (10)
H &
débit d’équivalent de dose ambiant en Sv·h
–1 pour 1 kW de faisceau et d la distance cible observateur (cm).
Prenons l’exemple d’un accélérateur d’électrons d’énergie 30 MeV avec une
intensité de faisceau de 10 μA sur une cible de tungstène. On se propose de
calculer par les différentes méthodes le débit d’équivalent de dose ambiant à
1 mètre de cette cible dû aux photoneutrons. On trouve alors par la méthode
de référence (figure 4.29) un débit d’équivalent de dose de 5 Sv/h. Mais cette
méthode n’est utilisable que pour une cible mentionnée dans la figure 4.29. La
méthode équation (4.43) donne quant à elle un débit d’équivalent de dose de
6,3 Sv/h, soit un écart de 25 % par rapport à la méthode de référence. La
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La figure 4.27 donne le taux de production de neutrons Y pour différentes
énergies d’électrons et pour un certain nombre de cibles. Le problème est de
définir le facteur de conversion fluence-équivalent de dose associé : si le spectre
de photons est large, le spectre de neutrons produits l’est de fait aussi. Une
méthode consiste à considérer, en première approximation, les photons avec
une énergie monocinétique égale à l’énergie du pic de résonance des photoneutrons, donnée par l’équation (4.40). L’énergie des neutrons émis est ensuite
calculée pour cette énergie de photons incidents par l’équation (4.42).
Il s’agit ensuite de prendre le facteur de conversion « fluence-équivalent de
dose ambiant»
* (10)
h Φ
ad hoc proposé au chapitre 3. La difficulté réside dans
la détermination de ce facteur. En effet, le calcul de l’énergie des neutrons à
l’aide de la formule (4.42) est subordonné à la connaissance de la valeur de
l’énergie seuil de production des neutrons (ces données sont cependant disponibles par exemple dans le Handbook IAEA [18]). Cela étant, si on étudie
l’énergie des neutrons émis aux pics de résonance des réactions photonucléaires
et les facteurs
* (10)
h ϕ
associés en fonction de la masse atomique A, on remarque que ce dernier coefficient ne fluctue que légèrement autour de la valeur
moyenne de 413 pSv·cm
2 pour des masses atomiques comprises entre 50 et 210.
Ainsi l’équation (4.43) peut s’écrire :
( )
*
*
1 2
2
2
(10)
413 10
3600
4
4
Y
Y
H
h E
d
d
−
=
⋅
=
⋅
×
π
π
&
*
7
2
(10) 1,2 10
Y
H
d
−
=
⋅
&
(4.44)
avec
* (10)
H &
débit d’équivalent de dose ambiant en Sv·h
–1 pour 1 kW de faisceau ; Y le taux de production de neutrons (n)·s
–1 ; d la distance cible observateur (cm).
De plus, au-delà de 30 MeV pour des cibles épaisses (non fissiles) Z ≥ 56,
on observe que le taux de production Y est relativement constant et égal à
2·10
12 n·s
–1
·kW
–1
. Ainsi, l’équation (4.44) peut se simplifier pour des électrons
de plus de 30 MeV bombardant une cible de Z ≥ 56 (cibles non fissiles). Le
débit d’équivalent de dose est donné dans l’équation (4.45).
5
*
2
2,4 10
(10)
H
d
⋅
=
&
(4.45)
avec
* (10)
H &
débit d’équivalent de dose ambiant en Sv·h
–1 pour 1 kW de faisceau et d la distance cible observateur (cm).
Prenons l’exemple d’un accélérateur d’électrons d’énergie 30 MeV avec une
intensité de faisceau de 10 μA sur une cible de tungstène. On se propose de
calculer par les différentes méthodes le débit d’équivalent de dose ambiant à
1 mètre de cette cible dû aux photoneutrons. On trouve alors par la méthode
de référence (figure 4.29) un débit d’équivalent de dose de 5 Sv/h. Mais cette
méthode n’est utilisable que pour une cible mentionnée dans la figure 4.29. La
méthode équation (4.43) donne quant à elle un débit d’équivalent de dose de
6,3 Sv/h, soit un écart de 25 % par rapport à la méthode de référence. La