Interaction des rayonnements ionisants dans les tissus
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Concernant les électrons, on remarquera conformément à l’expression (2.6)
que plus l’énergie diminue et plus l’énergie cédée au milieu augmente. Par
ailleurs, la courbe pour l’eau conforte l’idée admise qu’au-delà de 500 keV peu
d’énergie est transférée et que le pouvoir d’arrêt par collision présente un plateau jusqu’à 100 MeV. Enfin, la courbe confirme également que le pouvoir
d’arrêt par freinage peut être négligé, eu égard au domaine d’énergie étudié
dans cet ouvrage et vis-à-vis de l’eau, milieu sensiblement équivalent aux tissus
biologiques.
Concernant les ions (e.g. protons), on note l’importance de dépôt d’énergie
vis-à-vis de celui des électrons pour une énergie équivalente et une augmentation permanente de ce dépôt à mesure que l’énergie diminue jusqu’à environ
100 keV ; en deçà, le processus s’inverse. En effet, à basse énergie (environ
100 keV/nucléon), la formule (2.6) n’est plus valable, la particule présente au
milieu une charge effective zeffe < ze qui décroît continûment quand l’énergie
diminue. En effet, à mesure que la vitesse diminue, des électrons libres du
cortège ont tendance à se coupler avec l’ion incident, diminuant ainsi sa charge
« visible » par le milieu.
Ajoutons enfin que pour un matériau composé de i corps, il est possible
d’accéder à la valeur du pouvoir d’arrêt massique pour une énergie donnée
selon la moyenne pondérée (2.9).
i
i
c
i
S
S
w
§ ·
§ ·
=
⋅
¨ ¸
¨ ¸
ρ
ρ
© ¹
© ¹
¦
(2.9)
avec wi et (S/ρ)i respectivement le pourcentage massique et le pouvoir d’arrêt
massique du constituant i.
2.1.3 Calcul de la dose absorbée pour les électrons dans les
tissus
Nous avons établi dans le chapitre 1 que la notion d’énergie communiquée ε
aux électrons du milieu traversé, lors du passage d’une particule chargée dans
un milieu, était appropriée pour la caractérisation de la dose absorbée en un
point du milieu (à la réserve de l’absence de rayonnement de freinage), ce qui
en l’espèce peut être postulé pour les tissus et énergies considérés dans cet
ouvrage. Dès lors, une approche simpliste permet de caractériser la dose absorbée dans les tissus due à un faisceau d’électrons primaires. Considérons N électrons d’énergie E pénétrant dans une zone délimitée par une surface a, la face
avant d’une fine couche de tissu d’épaisseur Δx négligeable devant la portée
des électrons (
)
e
x
R −
Δ
, de sorte que le nombre d’électrons ne soit pas modifié et reste le même une fois l’épaisseur franchie. On peut postuler que chaque
électron est responsable du dépôt d’une quantité énergie communiquée Δε. La
dose absorbée dans cette zone d’irradiation peut alors s’exprimer comme
(2.10).
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Concernant les électrons, on remarquera conformément à l’expression (2.6)
que plus l’énergie diminue et plus l’énergie cédée au milieu augmente. Par
ailleurs, la courbe pour l’eau conforte l’idée admise qu’au-delà de 500 keV peu
d’énergie est transférée et que le pouvoir d’arrêt par collision présente un plateau jusqu’à 100 MeV. Enfin, la courbe confirme également que le pouvoir
d’arrêt par freinage peut être négligé, eu égard au domaine d’énergie étudié
dans cet ouvrage et vis-à-vis de l’eau, milieu sensiblement équivalent aux tissus
biologiques.
Concernant les ions (e.g. protons), on note l’importance de dépôt d’énergie
vis-à-vis de celui des électrons pour une énergie équivalente et une augmentation permanente de ce dépôt à mesure que l’énergie diminue jusqu’à environ
100 keV ; en deçà, le processus s’inverse. En effet, à basse énergie (environ
100 keV/nucléon), la formule (2.6) n’est plus valable, la particule présente au
milieu une charge effective zeffe < ze qui décroît continûment quand l’énergie
diminue. En effet, à mesure que la vitesse diminue, des électrons libres du
cortège ont tendance à se coupler avec l’ion incident, diminuant ainsi sa charge
« visible » par le milieu.
Ajoutons enfin que pour un matériau composé de i corps, il est possible
d’accéder à la valeur du pouvoir d’arrêt massique pour une énergie donnée
selon la moyenne pondérée (2.9).
i
i
c
i
S
S
w
§ ·
§ ·
=
⋅
¨ ¸
¨ ¸
ρ
ρ
© ¹
© ¹
¦
(2.9)
avec wi et (S/ρ)i respectivement le pourcentage massique et le pouvoir d’arrêt
massique du constituant i.
2.1.3 Calcul de la dose absorbée pour les électrons dans les
tissus
Nous avons établi dans le chapitre 1 que la notion d’énergie communiquée ε
aux électrons du milieu traversé, lors du passage d’une particule chargée dans
un milieu, était appropriée pour la caractérisation de la dose absorbée en un
point du milieu (à la réserve de l’absence de rayonnement de freinage), ce qui
en l’espèce peut être postulé pour les tissus et énergies considérés dans cet
ouvrage. Dès lors, une approche simpliste permet de caractériser la dose absorbée dans les tissus due à un faisceau d’électrons primaires. Considérons N électrons d’énergie E pénétrant dans une zone délimitée par une surface a, la face
avant d’une fine couche de tissu d’épaisseur Δx négligeable devant la portée
des électrons (
)
e
x
R −
Δ
, de sorte que le nombre d’électrons ne soit pas modifié et reste le même une fois l’épaisseur franchie. On peut postuler que chaque
électron est responsable du dépôt d’une quantité énergie communiquée Δε. La
dose absorbée dans cette zone d’irradiation peut alors s’exprimer comme
(2.10).