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Physique appliquée à l’exposition externe : dosimétrie et radioprotection
Figure 2.2 – Simulation du transport au moyen d’un code Monte-Carlo d’électrons de
1 MeV dans l’eau (a) illustration schématique de la fluence d’électrons monoénergétiques dans la matière et du parcours R (b).
La figure 2.2 illustre une simulation numérique au moyen du code MonteCarlo Casino [17] du transport d’électrons de 1 MeV dans l’eau. Plusieurs
enseignements peuvent en être tirés : comme montré dans la représentation
schématique à la figure 2.1, le début du parcours est plutôt rectiligne et peu
accompagné d’ionisations, alors qu’en fin de parcours on assiste à une trajectoire erratique avec de nombreuses collisions assorties de fortes déflections. En
conséquence, contrairement aux PLC, la portée des électrons, R, est très inférieure à la longueur de trajectoire (parcours) :
t
R
L . Par ailleurs, la fluence
d’électrons reste sensiblement la même tout au long du parcours, mais en fin
de parcours, celle-ci diminue moins brusquement que pour les PLC. Cela est
dû à une distribution statistique des parcours de chaque électron du faisceau
initial autour d’une valeur moyenne e
R − en raison de la différence de trajectoire importante. Par convention, cette valeur moyenne est considérée comme
effective pour la détermination de la profondeur de parcours des électrons. S’il
est théoriquement possible d’accéder à la valeur du parcours des particules
chargées de façon analytique, cette approche procède d’un calcul complexe. Il
est possible de déterminer la valeur de la portée des électrons au moyen, par
exemple, de la formule semi-empirique (2.3) de Katz et Penfold [37] pour des
milieux de Z légers (jusqu’à l’aluminium Z = 13).
– pour 0,01 ≤ E ≤ 3 MeV
R(mg·cm
–2 ) = 412 E
n
avec n = 1,265 – 0,0954 ln(E)
E(MeV)
(2.3)
– pour 1 ≤ E ≤ 20 MeV
R(mg·cm
–2 ) = 530 E – 106
E (MeV)
Ces expressions permettent également de calculer l’épaisseur d’écran nécessaire à l’arrêt complet des électrons dans les matériaux à Z légers. Nous noterons que l’épaisseur est donnée en mg·cm
–2
, il y a lieu de pondérer par la masse
volumique du milieu pour obtenir une grandeur homogène à l’unité de longueur. Cette démarche sera récurrente dans la suite de cet ouvrage et permettra de s’affranchir des variations de la masse volumique liées aux fluctuations
de pression et de température. Ajoutons que quelques ordres de grandeur peu-
Physique appliquée à l’exposition externe : dosimétrie et radioprotection
Figure 2.2 – Simulation du transport au moyen d’un code Monte-Carlo d’électrons de
1 MeV dans l’eau (a) illustration schématique de la fluence d’électrons monoénergétiques dans la matière et du parcours R (b).
La figure 2.2 illustre une simulation numérique au moyen du code MonteCarlo Casino [17] du transport d’électrons de 1 MeV dans l’eau. Plusieurs
enseignements peuvent en être tirés : comme montré dans la représentation
schématique à la figure 2.1, le début du parcours est plutôt rectiligne et peu
accompagné d’ionisations, alors qu’en fin de parcours on assiste à une trajectoire erratique avec de nombreuses collisions assorties de fortes déflections. En
conséquence, contrairement aux PLC, la portée des électrons, R, est très inférieure à la longueur de trajectoire (parcours) :
t
R
L . Par ailleurs, la fluence
d’électrons reste sensiblement la même tout au long du parcours, mais en fin
de parcours, celle-ci diminue moins brusquement que pour les PLC. Cela est
dû à une distribution statistique des parcours de chaque électron du faisceau
initial autour d’une valeur moyenne e
R − en raison de la différence de trajectoire importante. Par convention, cette valeur moyenne est considérée comme
effective pour la détermination de la profondeur de parcours des électrons. S’il
est théoriquement possible d’accéder à la valeur du parcours des particules
chargées de façon analytique, cette approche procède d’un calcul complexe. Il
est possible de déterminer la valeur de la portée des électrons au moyen, par
exemple, de la formule semi-empirique (2.3) de Katz et Penfold [37] pour des
milieux de Z légers (jusqu’à l’aluminium Z = 13).
– pour 0,01 ≤ E ≤ 3 MeV
R(mg·cm
–2 ) = 412 E
n
avec n = 1,265 – 0,0954 ln(E)
E(MeV)
(2.3)
– pour 1 ≤ E ≤ 20 MeV
R(mg·cm
–2 ) = 530 E – 106
E (MeV)
Ces expressions permettent également de calculer l’épaisseur d’écran nécessaire à l’arrêt complet des électrons dans les matériaux à Z légers. Nous noterons que l’épaisseur est donnée en mg·cm
–2
, il y a lieu de pondérer par la masse
volumique du milieu pour obtenir une grandeur homogène à l’unité de longueur. Cette démarche sera récurrente dans la suite de cet ouvrage et permettra de s’affranchir des variations de la masse volumique liées aux fluctuations
de pression et de température. Ajoutons que quelques ordres de grandeur peu-