Évaluation des sources de l’exposition externe
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courants d’électrons (quelques centaines d’ampères), il y a lieu de considérer
les klystrons comme des générateurs X en sachant par ailleurs que la plupart
d’entre eux ont un collecteur en cuivre blindé par du plomb. Cependant, il
convient de vérifier lors de la mise en service de ces appareils que les débits
d’équivalent de dose engendrés sont compatibles avec les zones de radioprotection où ils sont installés.
À titre d’exemple, Bourgois et al. [5] montrent que sur un klystron avec les
caractéristiques suivantes : V0 = 93 kV; I0 = 68 A ; rendement 40 % ; fréquence HF 1,5 GHz ; puissance HF en sortie 1 MW crête ; le débit
d’équivalent de dose maximal mesuré est 32 mSv·h
–1
. Pour limiter ce débit
d’équivalent de dose à 0,5 μSv·h
–1
, il y a lieu d’interposer 5 mm de plomb.
4.10.2 Laser ultra haute intensité
Le développement des systèmes laser de ultra haute intensité UHI dans le
début des années 1980 a permis d’étudier l’interaction lumière-matière dans le
domaine relativiste [33]. Lors de cette interaction laser-matière, des particules
secondaires (électrons, protons, neutrons…) peuvent être émises et induire des
risques de radioprotection. Lors de la propagation dans un plasma peu dense,
une impulsion brève (quelques dizaines de femtosecondes) et extrêmement
intense (plus de 1·10
18 W/cm
2
) expulse les électrons qu’elle rencontre et crée
ainsi dans son sillage une onde électrostatique de grande vitesse de phase et de
forte amplitude : les champs produits peuvent atteindre une centaine de
GV/m [31]. Avec un tel champ électrique, les particules chargées (très peu
liées dans ce plasma) acquièrent des énergies importantes comparables à celles
des accélérateurs de particules pouvant produire des rayonnements secondaires
comme des photons de freinage, des photoneutrons ou des neutrons issus de
réactions nucléaires.
Cette énergie s’étale sur un spectre pouvant aller jusqu’à 1 GeV [33] pour
les lasers les plus puissants.
Plusieurs auteurs (par exemple [32] ; [2] ; [15]) proposent d’approcher la
distribution expérimentale en énergie des électrons émis, au moyen d’une
maxwellienne relativiste définie selon l’équation (4.53).
( )
B
d
exp
d
E
N E E
E
k T
§
·
∝
−
¨
¸
©
¹
(4.53)
où la température T (en MeV) est reliée à l’intensité du laser I et sa longueur
d’onde λ par l’équation (4.54) [15].
(
)
1
2
2
19
1 10
I
T
λ
≈
⋅
(4.54)
À titre d’exemple, Lefebvre et al. [32] donnent le spectre d’électrons pour
un laser avec un éclairement de 3·10
18 W·cm
–2 lors de l’interaction sur une cible
d’hélium sous forme gazeuse. Ce spectre est donné dans la figure 4.39. De
même, cette référence [32] donne le spectre d’électrons pour un éclairement de
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courants d’électrons (quelques centaines d’ampères), il y a lieu de considérer
les klystrons comme des générateurs X en sachant par ailleurs que la plupart
d’entre eux ont un collecteur en cuivre blindé par du plomb. Cependant, il
convient de vérifier lors de la mise en service de ces appareils que les débits
d’équivalent de dose engendrés sont compatibles avec les zones de radioprotection où ils sont installés.
À titre d’exemple, Bourgois et al. [5] montrent que sur un klystron avec les
caractéristiques suivantes : V0 = 93 kV; I0 = 68 A ; rendement 40 % ; fréquence HF 1,5 GHz ; puissance HF en sortie 1 MW crête ; le débit
d’équivalent de dose maximal mesuré est 32 mSv·h
–1
. Pour limiter ce débit
d’équivalent de dose à 0,5 μSv·h
–1
, il y a lieu d’interposer 5 mm de plomb.
4.10.2 Laser ultra haute intensité
Le développement des systèmes laser de ultra haute intensité UHI dans le
début des années 1980 a permis d’étudier l’interaction lumière-matière dans le
domaine relativiste [33]. Lors de cette interaction laser-matière, des particules
secondaires (électrons, protons, neutrons…) peuvent être émises et induire des
risques de radioprotection. Lors de la propagation dans un plasma peu dense,
une impulsion brève (quelques dizaines de femtosecondes) et extrêmement
intense (plus de 1·10
18 W/cm
2
) expulse les électrons qu’elle rencontre et crée
ainsi dans son sillage une onde électrostatique de grande vitesse de phase et de
forte amplitude : les champs produits peuvent atteindre une centaine de
GV/m [31]. Avec un tel champ électrique, les particules chargées (très peu
liées dans ce plasma) acquièrent des énergies importantes comparables à celles
des accélérateurs de particules pouvant produire des rayonnements secondaires
comme des photons de freinage, des photoneutrons ou des neutrons issus de
réactions nucléaires.
Cette énergie s’étale sur un spectre pouvant aller jusqu’à 1 GeV [33] pour
les lasers les plus puissants.
Plusieurs auteurs (par exemple [32] ; [2] ; [15]) proposent d’approcher la
distribution expérimentale en énergie des électrons émis, au moyen d’une
maxwellienne relativiste définie selon l’équation (4.53).
( )
B
d
exp
d
E
N E E
E
k T
§
·
∝
−
¨
¸
©
¹
(4.53)
où la température T (en MeV) est reliée à l’intensité du laser I et sa longueur
d’onde λ par l’équation (4.54) [15].
(
)
1
2
2
19
1 10
I
T
λ
≈
⋅
(4.54)
À titre d’exemple, Lefebvre et al. [32] donnent le spectre d’électrons pour
un laser avec un éclairement de 3·10
18 W·cm
–2 lors de l’interaction sur une cible
d’hélium sous forme gazeuse. Ce spectre est donné dans la figure 4.39. De
même, cette référence [32] donne le spectre d’électrons pour un éclairement de