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Physique appliquée à l’exposition externe : dosimétrie et radioprotection
Figure 2.23 – Diagramme schématique du comportement de l’énergie moyenne des
électrons secondaires mis en mouvement selon le milieu : tissus mous et aluminium.
tr
tr
E
E
x
γ
Δ
= μ
Δ
(2.50)
En faisant tendre Δx vers une quantité nulle, on peut se convaincre qu’il
s’agit de la fraction de l’énergie du photon primaire transférée à un électron du
milieu. Là encore, pour s’affranchir des conditions de pression et de température, il existe une grandeur dérivée appelée coefficient massique de transfert en
énergie indépendante de la masse volumique : (μtr/ρ) dont l’unité est le cm
2
g
–1
.
On montre (cf. CI 2.6) que la relation liant le kerma en un point dans un milieu donné et la fluence de photons primaires en ce même point, pour une
énergie donnée, s’exprime selon la forme (2.51).
tr
K
E γ
§
·
μ
=
Φ
¨
¸
¨
¸
ρ
©
¹
(2.51)
À noter qu’une fraction de l’énergie cinétique emportée par les particules
secondaires mises en mouvement ne sera pas absorbée localement. En effet, des
électrons secondaires, s’ils sont émis avec une énergie élevée dans un milieu de
numéro atomique Z important, perdront une partie de leur énergie par rayonnement de freinage. C’est la raison pour laquelle on trouvera plus fréquemment
dans la littérature les valeurs tabulées du coefficient d’absorption massique en
énergie défini comme (2.52).
( )
en
tr 1 g
μ
μ
=
−
ρ
ρ
(2.52)
où g est la fraction de l’énergie des particules secondaires chargées perdue sous
forme de rayonnement de freinage dans le matériau. Or, pour des milieux de
numéro atomique Z faible, nous avons vu que le rayonnement de freinage est
négligeable, ce qui en l’espèce est le cas pour les milieux que nous étudions ici.
Nous pouvons donc admettre l’équivalence (2.53).
en
tr
μ
μ
≅
ρ
ρ
(2.53)
Le tableau 2.7 donne ces coefficients d’absorption massique en énergie, à
savoir : μen/ρ (données accessibles sur internet [28]).
Physique appliquée à l’exposition externe : dosimétrie et radioprotection
Figure 2.23 – Diagramme schématique du comportement de l’énergie moyenne des
électrons secondaires mis en mouvement selon le milieu : tissus mous et aluminium.
tr
tr
E
E
x
γ
Δ
= μ
Δ
(2.50)
En faisant tendre Δx vers une quantité nulle, on peut se convaincre qu’il
s’agit de la fraction de l’énergie du photon primaire transférée à un électron du
milieu. Là encore, pour s’affranchir des conditions de pression et de température, il existe une grandeur dérivée appelée coefficient massique de transfert en
énergie indépendante de la masse volumique : (μtr/ρ) dont l’unité est le cm
2
g
–1
.
On montre (cf. CI 2.6) que la relation liant le kerma en un point dans un milieu donné et la fluence de photons primaires en ce même point, pour une
énergie donnée, s’exprime selon la forme (2.51).
tr
K
E γ
§
·
μ
=
Φ
¨
¸
¨
¸
ρ
©
¹
(2.51)
À noter qu’une fraction de l’énergie cinétique emportée par les particules
secondaires mises en mouvement ne sera pas absorbée localement. En effet, des
électrons secondaires, s’ils sont émis avec une énergie élevée dans un milieu de
numéro atomique Z important, perdront une partie de leur énergie par rayonnement de freinage. C’est la raison pour laquelle on trouvera plus fréquemment
dans la littérature les valeurs tabulées du coefficient d’absorption massique en
énergie défini comme (2.52).
( )
en
tr 1 g
μ
μ
=
−
ρ
ρ
(2.52)
où g est la fraction de l’énergie des particules secondaires chargées perdue sous
forme de rayonnement de freinage dans le matériau. Or, pour des milieux de
numéro atomique Z faible, nous avons vu que le rayonnement de freinage est
négligeable, ce qui en l’espèce est le cas pour les milieux que nous étudions ici.
Nous pouvons donc admettre l’équivalence (2.53).
en
tr
μ
μ
≅
ρ
ρ
(2.53)
Le tableau 2.7 donne ces coefficients d’absorption massique en énergie, à
savoir : μen/ρ (données accessibles sur internet [28]).