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Physique appliquée à l’exposition externe : dosimétrie et radioprotection
efficace microscopique d’environ 3 barns pour 1,16 % du nombre total de
noyaux. Dans le même temps, la section efficace de la diffusion élastique (réaction également sans seuil) sur l’hydrogène présente une section efficace
d’environ 50 barns pour un pourcentage atomique de 63,2 %. À première vue,
au regard de ces valeurs, on pourrait être tenté de postuler que l’essentiel de
l’énergie transférée provient des diffusions élastiques sur l’hydrogène, mais ce
n’est pas le cas. Quelle en est la raison ? La réponse réside dans l’énergie transférée lors de chacune de ces interactions. Pour une diffusion élastique, l’énergie
transférée au noyau de recul vaut, en moyenne, la moitié de l’énergie du neutron incident, soit dans le cas présent :
n
tr
0,01 eV 0,005 eV
2
2
E
E =
=
=
En revanche, dans le cas de la réaction de capture (n,p) sur le
14 N, nous savons que la chaleur de réaction est positive et vaut environ 0,6 MeV. L’énergie
transférée vaut donc :
tr
n
0,6 MeV 0,01 MeV 0,6 MeV
E
Q E
= +
=
+
≈
Nous constatons donc qu’il y a 8 décades d’écart pour l’énergie transférée
entre ces deux réactions à l’énergie incidente de 0,01 eV. Cet effet rend négligeable les effets cumulés de l’écart sur la section efficace et la densité atomique.
2.3.6 Calcul du kerma de première collision
À l’instar des photons, le processus de transfert de dépôt d’énergie pour les
neutrons est de nature stochastique. Si nous considérons un volume élémentaire de masse dm et de volume dV dans lequel un neutron interagit, on ne
peut savoir à quel endroit précis de cette sphère la collision a lieu. Il n’est donc
pas possible de prédire quelle énergie ε est communiquée dans cette sphère par
la ou les particules secondaires mises en mouvement. À l’instar du traitement
des photons, on est donc amené à caractériser l’énergie transférée moyenne tr
E
au point de collision, aux particules secondaires chargées. Cette approche revient donc à définir un kerma pour les neutrons. Toutefois, le passage à
l’équivalence K = D s’avère cette fois beaucoup plus délicat que dans le cas du
traitement des photons. Par analogie avec les photons, en première idée, si Σt
est la section efficace macroscopique totale d’interaction des neutrons dans les
tissus humains (équivalent de μ pour les photons), nous pouvons considérer
que sous une épaisseur x traversée, la fluence de neutrons transmis décrit une
exponentielle décroissante :
( ) ( ) ( )
t
0
t
exp
x
x
x
Φ
=Φ
−Σ
La problématique est que la fluence « réelle » ΦR(x) est toujours supérieure
à cette valeur estimée par ce modèle simple, en raison de la diffusion importante des neutrons ; rappelons que les protons des milieux hydrogénés, les
Physique appliquée à l’exposition externe : dosimétrie et radioprotection
efficace microscopique d’environ 3 barns pour 1,16 % du nombre total de
noyaux. Dans le même temps, la section efficace de la diffusion élastique (réaction également sans seuil) sur l’hydrogène présente une section efficace
d’environ 50 barns pour un pourcentage atomique de 63,2 %. À première vue,
au regard de ces valeurs, on pourrait être tenté de postuler que l’essentiel de
l’énergie transférée provient des diffusions élastiques sur l’hydrogène, mais ce
n’est pas le cas. Quelle en est la raison ? La réponse réside dans l’énergie transférée lors de chacune de ces interactions. Pour une diffusion élastique, l’énergie
transférée au noyau de recul vaut, en moyenne, la moitié de l’énergie du neutron incident, soit dans le cas présent :
n
tr
0,01 eV 0,005 eV
2
2
E
E =
=
=
En revanche, dans le cas de la réaction de capture (n,p) sur le
14 N, nous savons que la chaleur de réaction est positive et vaut environ 0,6 MeV. L’énergie
transférée vaut donc :
tr
n
0,6 MeV 0,01 MeV 0,6 MeV
E
Q E
= +
=
+
≈
Nous constatons donc qu’il y a 8 décades d’écart pour l’énergie transférée
entre ces deux réactions à l’énergie incidente de 0,01 eV. Cet effet rend négligeable les effets cumulés de l’écart sur la section efficace et la densité atomique.
2.3.6 Calcul du kerma de première collision
À l’instar des photons, le processus de transfert de dépôt d’énergie pour les
neutrons est de nature stochastique. Si nous considérons un volume élémentaire de masse dm et de volume dV dans lequel un neutron interagit, on ne
peut savoir à quel endroit précis de cette sphère la collision a lieu. Il n’est donc
pas possible de prédire quelle énergie ε est communiquée dans cette sphère par
la ou les particules secondaires mises en mouvement. À l’instar du traitement
des photons, on est donc amené à caractériser l’énergie transférée moyenne tr
E
au point de collision, aux particules secondaires chargées. Cette approche revient donc à définir un kerma pour les neutrons. Toutefois, le passage à
l’équivalence K = D s’avère cette fois beaucoup plus délicat que dans le cas du
traitement des photons. Par analogie avec les photons, en première idée, si Σt
est la section efficace macroscopique totale d’interaction des neutrons dans les
tissus humains (équivalent de μ pour les photons), nous pouvons considérer
que sous une épaisseur x traversée, la fluence de neutrons transmis décrit une
exponentielle décroissante :
( ) ( ) ( )
t
0
t
exp
x
x
x
Φ
=Φ
−Σ
La problématique est que la fluence « réelle » ΦR(x) est toujours supérieure
à cette valeur estimée par ce modèle simple, en raison de la diffusion importante des neutrons ; rappelons que les protons des milieux hydrogénés, les