Grandeurs de protections, grandeurs opérationnelles et étalonnage
189
Il convient de s’attarder sur le comportement de la courbe de
* (10)
h Φ
de 10
à 100 keV : on assiste à un accroissement du coefficient pour des énergies de
photons de 10 à environ 20 keV imputable au facteur de transmission diminuant à mesure que l’énergie augmente dans cette zone où le processus photoélectrique est quasi exclusif. À 20 keV, la courbe atteint un épaulement avant
de s’infléchir et décroître jusqu’à 100 keV. Ce comportement s’explique par
l’apparition dans cette zone, à mesure que l’énergie augmente, de la composante croissante du processus Compton qui est responsable d’une fraction infime d’énergie transférée aux électrons secondaires. Dans cette même zone, ce
processus est en compétition avec le processus photoélectrique pour lequel
toute l’énergie du photon est transférée au milieu. Une conséquence du comportement de ce profil de courbe est typiquement illustrée par le calcul de
l’équivalent de dose d’une source ponctuelle de
241 Am à une distance d de celleci dans l’air ou le vide. Ce radionucléide émet un photon de 15 keV situé sensiblement au niveau de l’épaulement précité et d’un photon de 60 keV situé
dans la zone d’inflexion. Ces photons sont émis avec les pourcentages
d’émission respectifs suivants : 43 % et 36 %. Il est fréquent dans les calculs
relatifs à ce type de source – sans protection biologique – d’assister à
l’omission de la composante d’irradiation liée au photon de 14 keV, alors que,
nous le vérifierons ultérieurement, dans cette configuration de calcul ce dernier
est responsable de la majeure partie de l’équivalent de dose liée aux photons.
Concernant la comparaison des courbes de
* (10)
h Φ
vis-à-vis de
' (0,07)
h Φ
, on
remarquera aux faibles énergies (< 50 keV) une majoration importante de
' (0,07)
h Φ
vis-à-vis du facteur de conversion de l’équivalent de dose ambiant : en
deçà de ces énergies, la forte section efficace d’interaction photoélectrique dans
les tissus atténue significativement le faisceau incident de photons jusqu’à la
profondeur de 10 mm ; en conséquence :
'
*
(0,07)
(10)
h
h
Φ
Φ
. Cette observation
renvoie d’ailleurs au caractère de « fortement » et « faiblement » pénétrant
pour un rayonnement, établi précédemment.
À partir de 100 keV, les deux courbes sont sensiblement confondues jusqu’à
10 MeV : au-delà de cette énergie, le faisceau incident devient « fortement
pénétrant », la fluence de photons primaires peu altérée et nous pouvons alors
postuler qu’en tout point de la sphère ICRU : Dt(x) ≈ cste, ce qui induit
' (0,07)
h Φ
=
* (10)
h Φ
en rappelant que wR = 1. Ajoutons qu’à partir de cette
énergie, la progression constante de la courbe est imputable au fait que dans
les tissus l’interaction prépondérante est de type Compton et que, comme
admis au chapitre 2, plus l’énergie du photon incident est forte, plus celle emportée par l’électron Compton est en moyenne élevée : l’énergie cédée dans le
milieu croît donc à mesure que l’énergie augmente.
Si nous reprenons l’exemple traité au § 3.3.6 (p. 169), d’une fluence monoénergétique Φ γ = 2·10
6 (γ)·cm
–2 de photons de 1 MeV, il est donc désormais
possible d’accéder à la grandeur opérationnelle de l’équivalent de dose ambiant
H*(10) dédiée à l’estimation de la grandeur de protection dose efficace E par le
calcul trivial suivant :
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Il convient de s’attarder sur le comportement de la courbe de
* (10)
h Φ
de 10
à 100 keV : on assiste à un accroissement du coefficient pour des énergies de
photons de 10 à environ 20 keV imputable au facteur de transmission diminuant à mesure que l’énergie augmente dans cette zone où le processus photoélectrique est quasi exclusif. À 20 keV, la courbe atteint un épaulement avant
de s’infléchir et décroître jusqu’à 100 keV. Ce comportement s’explique par
l’apparition dans cette zone, à mesure que l’énergie augmente, de la composante croissante du processus Compton qui est responsable d’une fraction infime d’énergie transférée aux électrons secondaires. Dans cette même zone, ce
processus est en compétition avec le processus photoélectrique pour lequel
toute l’énergie du photon est transférée au milieu. Une conséquence du comportement de ce profil de courbe est typiquement illustrée par le calcul de
l’équivalent de dose d’une source ponctuelle de
241 Am à une distance d de celleci dans l’air ou le vide. Ce radionucléide émet un photon de 15 keV situé sensiblement au niveau de l’épaulement précité et d’un photon de 60 keV situé
dans la zone d’inflexion. Ces photons sont émis avec les pourcentages
d’émission respectifs suivants : 43 % et 36 %. Il est fréquent dans les calculs
relatifs à ce type de source – sans protection biologique – d’assister à
l’omission de la composante d’irradiation liée au photon de 14 keV, alors que,
nous le vérifierons ultérieurement, dans cette configuration de calcul ce dernier
est responsable de la majeure partie de l’équivalent de dose liée aux photons.
Concernant la comparaison des courbes de
* (10)
h Φ
vis-à-vis de
' (0,07)
h Φ
, on
remarquera aux faibles énergies (< 50 keV) une majoration importante de
' (0,07)
h Φ
vis-à-vis du facteur de conversion de l’équivalent de dose ambiant : en
deçà de ces énergies, la forte section efficace d’interaction photoélectrique dans
les tissus atténue significativement le faisceau incident de photons jusqu’à la
profondeur de 10 mm ; en conséquence :
'
*
(0,07)
(10)
h
h
Φ
Φ
. Cette observation
renvoie d’ailleurs au caractère de « fortement » et « faiblement » pénétrant
pour un rayonnement, établi précédemment.
À partir de 100 keV, les deux courbes sont sensiblement confondues jusqu’à
10 MeV : au-delà de cette énergie, le faisceau incident devient « fortement
pénétrant », la fluence de photons primaires peu altérée et nous pouvons alors
postuler qu’en tout point de la sphère ICRU : Dt(x) ≈ cste, ce qui induit
' (0,07)
h Φ
=
* (10)
h Φ
en rappelant que wR = 1. Ajoutons qu’à partir de cette
énergie, la progression constante de la courbe est imputable au fait que dans
les tissus l’interaction prépondérante est de type Compton et que, comme
admis au chapitre 2, plus l’énergie du photon incident est forte, plus celle emportée par l’électron Compton est en moyenne élevée : l’énergie cédée dans le
milieu croît donc à mesure que l’énergie augmente.
Si nous reprenons l’exemple traité au § 3.3.6 (p. 169), d’une fluence monoénergétique Φ γ = 2·10
6 (γ)·cm
–2 de photons de 1 MeV, il est donc désormais
possible d’accéder à la grandeur opérationnelle de l’équivalent de dose ambiant
H*(10) dédiée à l’estimation de la grandeur de protection dose efficace E par le
calcul trivial suivant :