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POLY-PREPAS Centre de Préparation aux Concours Paramédicaux

- Sections : L1 Santé -

Olivier CAUDRELIER oc.polyprepas@orange.fr

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SOMMAIRE

Partie A : Interaction des Particules non chargées avec la matière

I. Interaction d’un faisceau de photons avec la matière (phénomène global)

• Atténuation des rayonnements électromagnétiques (photons X ou γ) • Loi d'atténuation exponentielle, coefficient d'atténuation massique • Couche de demi-atténuation CDA

II. Interaction d’un photon avec la matière (phénomènes élémentaires)

a) effet photo-électrique � b) diffusion Compton � c) diffusion Thomson-Rayleigh d) matérialisation � e) réaction photo-nucléaire f) domaines de prédominance g) application en Imagerie Médicale

III. Interaction des neutrons avec la matière (ou ��������� :

a) Neutrons rapides : diffusion élastique - diffusion inélastique b) Neutrons lents : capture radiative - capture non-radiative

Partie B : Interaction des Particules chargées avec la matière

I. Interaction avec les électrons du milieu :

• Ionisation • Excitation • Pouvoir d’arrêt du milieu • Transfert d’Energie Linéique TEL • Densité Linéique d’Ionisation ���

II. Interaction avec le noyau : rayonnement de freinage Bremsstrahlung

III. Particules légères : les électrons

IV. Particules lourdes : protons, �, fragments de fission

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Introduction Le rayonnement est un mode de propagation de l’énergie dans l’espace. Les rayonnements ne peuvent être détectés que grâce à leurs interactions avec la matière : ils cèdent totalement, ou en partie, leur énergie et en subissent des modifications. On peut classer ces rayonnements en deux types :

� les rayonnements particulaires (masse non-nulle): − chargés (électrons et positons), qui agissent avec les électrons de la matière

cible − neutres (neutrons), qui agissent sur les noyaux de la matière cible

� les rayonnements électromagnétiques (masse nulle), qui sont de l’énergie pure : � � �� � rayons � et �

Une autre classification est possible, selon l’ionisation (capacité d’un rayonnement à fournir « assez » d’énergie pour extraire un ou plusieurs électrons du cortège électronique de l’atome, et donc de « faire » de celui-ci un ion : � � �� � ��)

� rayonnements non-ionisants : les quantums d’énergie sont insuffisants pour ioniser l’atome, ils peuvent cependant le faire passer dans un état d’énergie plus élevé : atome excité � UV, visible, IR, ondes millimétriques, micro-ondes, ondes radio, champs

magnétiques statiques (RMN) Le principal effet des rayonnements non-ionisants est un chauffage du corps

� rayonnements ionisants : rayonnements qui provoquent l’ionisation de l’atome ; pour le vivant ��, , !, " , sont ionisantes les radiations d’énergie > 12,4 eV � tous les rayonnements particulaires sont ionisants � les rayonnements électromagnétiques de longueur d’onde # 0,1 &' sont

ionisants : rayons � et �

Remarque : les radiations (, ), *�, *�, +,- .,/012- �34 , 562-6 7/, +,- 612- +1/8.- sont directement ionisants, alors que +,- 2,/0812-, +,- 85912- : ,0 ; sont indirectement ionisants, seuls leurs effets produisent des interactions secondaires

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Partie A : Interaction des Particules non chargées (rayons X, �, et neutrons) avec la matière

I. Interaction d’un faisceau de photons avec la matière (phénomène global) :

On s’intéresse à l’interaction d’un ensemble de photons (faisceau de photons � ou ;) avec la matière, en caractérisant leur atténuation en fonction de l’épaisseur.

a) Loi d'atténuation exponentielle :

Dans le cas d'un faisceau monochromatique collimaté (mince, parallèle) de rayons X ou γγγγ, le nombre de rayons émergeant < n'ayant subit aucune interaction dans la traversée d'un écran d'épaisseur =�>? est lié au nombre de rayons incidents <@ par la relation : <�= � <@. ��B=

µ est le coefficient d'atténuation linéique, ou : probabilité d’interaction par unité de longueur � son unité est le cm-1

µ dépend : C., +Dé2,8F6, .,- )�1012- 62G6.,20- H )+/- � é+,Ié,, )+/- μ é+,Ié,., +5 250/8, ./ '50é865/ : L, M �N O �P� O ��NN�N … R Remarques :

→→→→ Le nombre de photons ayant interagi avec la matière est donc : <�����= � <@ S <@. ��B= � <@�T S ��B=

→→→→ Puisque les photons considérés sont monochromatiques, une relation analogue relie l'énergie incidente �U@ du faisceau et son énergie après avoir traversé une épaisseur V :

U= � U@. ��B=

• Si le faisceau traverse plusieurs milieux de coefficients d’atténuation différents : &3, &4, &W… &X , sur des épaisseurs V3, V4, VW, … , VX, le nombre de rayons émergeants sera : <�= � <@. ���BTV1� BYV2� B[V3�]�B�=� � <�= � <@. �� ∑ B�=�

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• Coefficient d'atténuation massique : afin de tenir compte de la densité d'un matériau, il est pratique d'utiliser la notion de coefficient d'atténuation massique: B M_ où ρ est la masse volumique du matériau. Le coefficient d'atténuation massique a l'avantage d'être indépendant de l'état solide, liquide ou gazeux du matériau.

Dans ce cas, la loi d’atténuation s’écrit : <�= � <@. ��BM?

(avec � `V , masse par unité de surface du matériau considéré (unité : kg.m-2)

• Imagerie médicale : l’image radiographique est formée par les différences d’atténuation du faisceau de rayons : dans les milieux traversés

Remarque : dans le vide, un faisceau de rayonnements électromagnétiques émis à partir d’une source perd de son intensité à cause de la divergence dans l’espace de ce faisceau ; à la distance a de la source, l’intensité est : U= � U@a²

b) Couche de demi-atténuation

On appelle couche de demi-atténuation �cde ou épaisseur moitié �Vfg , ,V)86'é ,2 G') l'épaisseur

de matériau nécessaire pour atténuer d'un facteur 2 (diminuer de moitié) le nombre initial de photons (ou bien leur énergie initiale) :

cde � =TY � hi Y B_ �����é H ?

L'épaisseur d'écran dépend de sa nature, de la nature du rayonnement ionisant (photons X ou ;) et de son énergie.

� on définit selon le même principe une épaisseur dixième, qui ne laisse passer que 10 % du débit de dose

c) Autre relation pour la Loi d’atténuation :

j !�V � !0. ,S&V �k � ln 2 &_ � & � +2 2 �k_ R � !�V � !0. ,S +22.V �k_ !�V � !n. �,op4 � q rst_ � !n�,op4 q rst_

<�= � <@Y = cde_

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� on ne peut jamais arrêter totalement un faisceau de photons ; mais partir de 10 �k,

le rayonnement <@ est divisé par 2 3nrst rst_ � 23n � 1024 � le flux devient négligeable

Atténuation du faisceau incident en fonction de l’épaisseur x

II. Interaction d’un photon avec la matière (phénomènes élémentaires) : Lorsqu’on étudie comment un photon incident interagit avec la matière, plusieurs cas sont possibles : Interaction photon-électron (le plus souvent) :

− le photon transmet toute son énergie à un électron et disparaît : effet photo-électrique v − le photon transmet une partie de son énergie et est diffusé : effet-Compton w − le photon est dévié, sans perte d’énergie, par un électron : diffusion Thomson-Rayleigh − le photon n’interagit pas avec la matière : il est transmis sans aucune perte d’énergie

Interactions photon-noyau (rarement) :

− matérialisation x − réaction photo-nucléaire

a) effet photo-électrique v : Le photon incident a une énergie : y� � z{� Dans le cortège électronique de l’atome-cible, chaque électron est lié au noyau avec une énergie de liaison y|��} Si l’énergie du photon incident est supérieure à l’énergie d’ionisation de l’électron, l’intégralité de l’énergie du photon incident est transférée à l’électron :

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� le photon disparaît, cédant la totalité de son énergie à l’électron (souvent la couche ~)

� l’électron se trouve alors éjecté de sa couche électronique : l’énergie cinétique qu’il possède alors est donnée par le principe de la conservation de l’énergie � y>����} � z{� S y|��}

La direction d'émission du photoélectron varie avec l'énergie du photon incident ; plus l’énergie est grande, plus la probabilité que le photoélectron soit émis dans la même direction que le photon est grande Ce photoélectron va progressivement perdre son énergie cinétique par interactions avec d’autres atomes du milieu, créant ainsi des ionisations (secondaires)

� l’atome se retrouve sous forme ionisé, et cette ionisation (primaire) est suivie d’une réorganisation en cascade du cortège électronique de l'atome (pour combler la lacune sur la couche dont a été expulsé l'électron) : il en résulte l'émission d'un autre photon (rayon : de fluorescence) ou l’expulsion d’un électron d'une couche encore plus périphérique : l’électron-Auger.

Coefficient d’atténuation photoélectrique � :

La fraction de photons incidents non arrêtés par phénomène photoélectrique est : <�= <@ � ���=

�: probabilité d’atténuation par effet photoélectrique � probabilité d’interaction entre un photon incident et un atome du milieu-cible � probabilité de survenue de l’effet photoélectrique

Relation de Bragg & Pierce : la probabilité de survenue de l’effet photoélectrique � est fonction du numéro atomique L et de l’énergie z{ des photons incidents )81�5 .D500é2/50612 +62é568, H � � �M � L[�z{ [

)81�5 .D500é2/50612 '5--67/, H �M � � Ly��[

~ H G12-0520, .é),2.520 ., +5 G1/G�, ., +Dé+,G0812 `: '5--, I1+/'67/, ./ '50é865/ �� H é2,8F6, ./ )�1012 62G6.,20 �H ")81)1806122,+ à"

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Variation du coefficient d’atténuation massique en fonction de l’énergie incidente �X � ��

� Les pics correspondent aux valeurs de l’énergie du photon égales à celles de l’énergie de liaison d’un électron (pour le plomb, couche K ~ 88 �,�, couche L ~15 �,�)

� on constate que � croît très vite avec L, et diminue lorsque l’énergie z{ des photons augmente : pour favoriser l’effet photo-électrique, il faut donc prendre des photons d’énergie relativement faible (T@ à �@ ���), et les orienter sur des éléments denses (lourds) � relation surtout valable dans le cadre de l’absorption des rayons X utilisés en radiologie b) diffusion Compton w �T�Y[ : diffusion incohérente

Le photon incident a une énergie élevée et interagit avec des électrons faiblement liés, voire libres (ils sont les plus nombreux). (Ces électrons sont considérés au repos car leur énergie de liaison ainsi que leur énergie cinétique sont négligeables devant � � �� du photon incident) Le photon, d’énergie incidente y� � z{�, heurte alors l’électron, d’énergie de liaison y|��} (éventuellement nulle) L’électron absorbe une partie de l’énergie incidente y� et le choc :

− diffuse le photon avec une direction modifiée (angle � par rapport à la direction incidente), et une énergie plus basse : ya��� � z{a # y�

− éjecte l’électron avec une énergie cinétique : y>� � y� S ya��� S y|��} (conservation de l’énergie et de la quantité de mouvement -telle une collision entre boules de billard-) ; celui-ci aura un parcours très court dans la matière et sera absorbé localement

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� Bilan énergétique : relation entre l’énergie incidente �X et l’énergie diffusée ��X�� T ya��� S Ty� � T S ��� �?@>²

� Relation de Compton-Debye : ('n : masse de l’électron au repos)

• Le photon incident est diffusé selon une direction � telle que : �a��� S �� � z?@>Y �T S ��� � � +12F/,/8 .D12., ., 1')012 H �c � z?@>² �T S ��� �

• L’électron au repos est éjecté vers l’avant suivant la direction � telle que : N�� � � z. ��i ��a�Y?�y>�

Remarques :

− l’effet-Compton n’est possible que si l’énergie du photon incident (y�) est supérieure à l’énergie de liaison y|��} de l’électron

− lorsque l'énergie du photon incident croît, l'énergie emportée par l'électron Compton devient de plus en plus importante par rapport à celle du photon diffusé.

− en cas de choc frontal, l’énergie cédée à l’électron est maximum, celle du photon diffusé est minimum et il retourne d’où il vient : rétrodiffusion �� � T�@° Pour une diffusion rasante (ou choc tangentiel : � � 0) : �¡¢ � 0 et le photon garde sa trajectoire et toute son énergie

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Coefficient d’atténuation Compton £>: il est indépendant de la matière irradiée, donc indépendant de L, et décroît donc uniquement en fonction de l’énergie incidente �X � �� )81�5 .D500é2/50612 '5--67/, 1')012 H £> M � Ty�

Variation du coefficient d’atténuation massique en fonction de l’énergie incidente �X � ��

c) diffusion Thomson-Rayleigh

La diffusion Thomson-Rayleigh (ou diffusion simple) concerne les photons de faible énergie : # 45 �,� Ce processus est néanmoins beaucoup moins probable que l'effet photoélectrique dans ce domaine d'énergie (phénomène cependant important pour les photons peu énergétiques : IR, visibles, UV)

• Diffusion Thomson : les photons rencontrent une particule chargée de matière au repos, généralement un électron libre, c'est-à-dire non lié à un atome.

• Diffusion Rayleigh : se produit sur les électrons liés L'énergie du photon incident n'est pas absorbée par l’atome : il y a simplement un changement de direction de propagation du photon : le photon incident, absorbé par l’atome cible, est réémis sans changement de fréquence, dans toutes les directions.

a����N�� ¤z?N� S ¥P¦§��¨z © >zP�¨�?��� aP�N §P a��>��� a� ªªP¨P��� a� §D�a� é§�>�?P¨�é����� PNN>�é� P� ªz�� ªPN a� «P�P��� a¬é��¨�� R

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d) effet de création de paires ou matérialisation x �T�­� : Condition : l’effet création de paires peut se produire si y� � z{� ® 2?@G4 G S àS . H z{� ® 1,022 ¯,� La matérialisation x correspond à l’interaction entre un photon et le noyau. Un photon très énergétique passant au voisinage du champ électrique très intense du noyau, peut se matérialiser sous forme d’un électron et d’un positon : paire °,�; ,�² � l’énergie cinétique excédentaire se partage alors entre celle du positon et celle de l’électron

− disparition du photon au voisinage du noyau − le positon est rapidement freiné (ionisation + excitation), puis il s’annihile (dématérialisation)

avec un électron du milieu en donnant naissance à 2 photons de 0,511 ¯,� chacun, et à 180° l’un de l’autre (qui vont être absorbées par le milieu)

− l’électron ,� devient un électron libre de la matière uniquement soumis à l’agitation thermique

remarques :

� l'effet de production de paires est le processus inverse de l'annihilation � la matérialisation est un phénomène marginal dans le domaine médical

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Coefficient d’atténuation lié à la matérialisation x : à partir de z{� ® 1,022 ¯,�, la probabilité d'atténuation

xM augmente avec le ³ du milieu et lentement

avec l’énergie incidente �X (π est inférieur à σ pour les énergies plus basses) : xM � L. §�y�

Variation de en fonction de l’énergie des photons incidents pour quelques matériaux

e) réaction photo-nucléaire ou photodésintégration :

Condition : la réaction photo-nucléaire peut se produire si y� � z{� ® 10 ¯,� (la matérialisation se produit pour des énergies supérieures à celles donnant un effet photo-électrique et un effet-Compton)

− Le photon est absorbé par le champ électrique intense du noyau, qui devient alors instable et

se désintègre en émettant un ou plusieurs nucléons : � � z{� ´Le � � �@TLe�T

- l’isotope �Le�T du noyau formé est radioactif, il émet un photon gamma lors du retour à l’état fondamental

Remarque : ces réactions de très haute énergie n’ont pas d’intérêt médical

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f) domaines de prédominance : Répartition des 3 effets élémentaires en fonction de l’énergie E des photons incidents (en abscisse) et du nombre Z d’électrons de la cible (en ordonnée).

L'importance relative entre ces trois phénomènes dépend de la nature du matériau et de l'énergie du photon. On constate que :

− L'effet photoélectrique prédomine à basse énergie et pour les matériaux lourds (Z élevé). − L'effet Compton est prépondérant pour les énergies intermédiaires (imagerie) et pour les

matériaux légers (faible Z). − La matérialisation est le processus dominant pour les rayonnements d'énergie supérieure à

quelques MeV et pour les matériaux lourds. Classification en fonction du coefficient d’atténuation linéique B : Rappel : Bµ>?�T¶ représente la probabilité d’interaction par unité de longueur ; B dépend de la nature du matériau et de l’énergie des photons incidents On définit les coefficients d’atténuation linéaire suivants : � : coefficient d’atténuation linéaire par effet photo-électrique

σR : coefficient d’atténuation linéaire par diffusion Rayleigh σC : coefficient d’atténuation linéaire par diffusion Compton κ : coefficient d’atténuation linéaire par matérialisation

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Pour un photon (E) et un milieu (Z) donnés, le coefficient d’atténuation globale est la somme des coefficients liés à chaque interaction : & � · � ¸¹ � ¸r � º &_̀ � ·_̀ � ¸¹_̀ � ¸r _̀ � º_̀ <�= � <@. ���=. ��£¥=. ��£c=. ��»=

Variation de &_̀ en fonction de l’énergie incidente dans le plomb et dans l’eau

g) Application en Imagerie Médicale : La part d’énergie diffusée et absorbée lors des phénomènes d’interactions des photons avec la matière est importante pour 3 raisons :

− la direction des faisceaux diffusés est aléatoire, ce qui correspond à une diffusion du faisceau de rayons dans toutes les directions ; l’énergie des rayons diffusés est inférieure à celle du faisceau primaire, mais est encore suffisamment énergétique pour avoir des effets significatifs sur l’image radiographique : flous, voiles, noircissements de l’image

− le rayonnement diffusé se propage dans toute la pièce et justifie une grande partie des mesures de radioprotection, en particulier le port du tablier plombé, pour éviter l’irradiation .

− elle constitue une énergie perdue (ou tout du moins incontrôlable) en radiothérapie

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Tableau donnant les effets prépondérants d’un rayonnement chez un malade (eau) suivant l’énergie du photon incident

Eau (le malade) Effets prépondérants 0 # �� # 50 �,� Effet photoélectrique

(on ne voit rien en imagerie) 50 �,� # �� # 20 ¯,� Effet Compton (les photons diffusés génèrent une image) �� ® 20 ¯,� Effet création de paires

(utilisé en thérapie) Tableau donnant les effets prépondérants d’un rayonnement lors de la traversée d’un matériau de protection (plomb) suivant l’énergie du photon incident

Eau (le malade) Effets prépondérants 0 # �� # 500 �,� Effet photoélectrique

500 �,� # �� # 5 ¯,� Effet Compton �� ® 5 ¯,� Effet création de paires

� En médecine, on n’utilise pas de photons incidents de plus de 1,3 MeV

� En radiodiagnostic, les photons sont compris entre ¼@ �� T­@ ��� pour qu’on ait a la fois un effet photoélectrique et un effet-Compton en fonction de Z, permettant ainsi le contraste entre les tissus de différentes densités. L’effet Compton trop predominant est source de « flou » donc on essaie de les limiter.

� Pour la radiothérapie, les photons sont compris entre Y@@ �� Y�@ ���

III. Interaction des neutrons avec la matière (��������� : Les neutrons sont des particules de charge nulle, leurs interactions avec les électrons de la matière sont donc négligeables

� les interactions se font entre les neutrons et les noyaux, par :

� diffusion élastique � diffusion inélastique � capture par le noyau

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Remarque : le neutron est globalement neutre, il ne produit pas directement d'ionisations en traversant la matière. En revanche, il peut avoir de nombreuses réactions avec les noyaux des atomes, et comme ces réactions produisent chacune des rayonnements ionisants, on considère les neutrons comme un rayonnement ionisant.

a) Neutrons rapides - énergie cinétique ® 1��� (neutrons issus du processus de fission)

→→→→ diffusion élastique (si la masse du noyau est importante)

� le choc est élastique : le neutron est dévié et cède une partie de son énergie au noyau � l’énergie acquise par le noyau est utilisée exclusivement sous forme d’énergie cinétique

appelée : énergie de recul ; ce mouvement du noyau est potentiellement ionisant et peut donner lieu à des ionisations indirectes, dangereuses

� les neutrons rapides sont très pénétrants. Remarques :

− Le ralentissement est très faible pour les éléments lourds ; en effet, la différence des masses favorise le rebondissement du neutron sur le noyau lourd, plutôt que son ralentissement ; de plus, le cortège électronique plus volumineux réduit encore plus la probabilité de l’interaction

− le ralentissement est d’autant plus efficace que le noyau a une masse proche de celle du neutron : noyaux d’Hydrogène (eau légère), de Deutérium (eau lourde) � modérateurs des réacteurs nucléaires

− à la limite, le neutron est stoppé net et transmet toute son énergie au noyau →→→→ diffusion inélastique

Elle est rare. Le choc entre le neutron et le noyau est inélastique, il y a modification de l’énergie interne du noyau, qui passe dans un état d’énergie excité, puis retourne à la normale avec émission d’un neutron (d’énergie cinétique inférieure à celle du neutron incident) et d’un rayonnement γ

b) Neutrons lents - énergie cinétique # 1��� (neutrons des atomes à température ordinaire) Les interactions entre les neutrons lents et la matière sont fonction de l’énergie cinétique de ces neutrons et du type de matériel traversé.

→→→→ Capture radiative :

� un neutron de faible énergie cinétique est absorbé par le noyau, c’est la capture radiative : � � �@T ´Le � � �Le�T

� Le noyau ainsi formé est instable et se retrouve à l’état excité ; sa désexcitation donne lieu à l’émission d’un rayon �.

� Le rayonnement � émis est ionisant � Cette réaction est très utilisée pour la production de radioéléments artificiels.

Les isotopes qui, par capture neutronique donnent naissance (après décroissance radioactive) à un noyau fissile sont appelés isotopes fertiles

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→→→→ Capture non-radiative : émission de particules

� Le neutron est absorbé par le noyau, celui-ci se stabilise par émission ½ ou par fission � Ce processus est utilisé pour la production de radioéléments émetteurs *�.

Les ionisations créées par les neutrons rapides auront des DLI très élevées (les noyaux de recul ont un TLE très important), qui diminuent progressivement (lorsque les neutrons rapides deviennent lents).

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Partie B : Interaction des Particules chargées (� et ½) avec la matière

Introduction : Contrairement aux rayonnements électromagnétiques et neutroniques, qui sont des rayonnements 62.68,G0,',20 6126-520-, les interactions des particules chargées avec la matière sont a��>��?��� ���NP���N .

I. Interaction avec les électrons du milieu :

Interaction due à la force électrostatique ¾� � T­x¿@ . ��D² ; c’est le mécanisme le plus rencontré au

cours des interactions entre particules chargées et milieux biologiques Dans l’atome-cible, chaque électron est lié au noyau avec une certaine énergie de liaison y|��} . La particule chargée (électron ou proton) va céder une partie de son énergie incidente : ∆y Trois cas se présentent :

1er cas : ∆y ® y|��}

� l’électron est expulsé du cortège électronique et s’échappe du noyau avec une énergie cinétique y>��} � ∆y S y|��} : cet électron peut donner lieu à des ionisations secondaires si son énergie est suffisante

� l’atome est ionisé � il y a donc création d’une paire d’ions : l’atome Á, et l’électron  éjecté : l’ionisation est suivie d’un réarrangement du cortège électronique avec émission de fluorescence :

2ème cas : ∆y < y|��}

� l’électron passe dans un niveau d’énergie supérieure, l’atome est dans un état excité � l’atome se désexcite en dissipant l’énergie sous forme thermique, ou sous forme de

rayonnements photoniques ; peu énergétiques (fluorescence)

3ème cas : si l’énergie cédée ∆� par la particule est très faible � dissipation de l’énergie sous forme thermique (énergie cinétique de rotation, de vibration ou de translation des atomes du milieu)

Quantification de l’énergie transférée :

Energie moyenne par ionisation à : exemple : l’eau –constituant biologique le plus abondant- nécessite un transfert d’énergie de T¼ �� pour être ionisé. Mais, pour une ionisation, se produisent environ 3 excitations et un nombre importants de transferts thermiques, qui « consomment » également T¼ ��. � l’énergie moyenne pour une ionisation est : à � T¼ � T¼ � [Y �� ��P�

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Pouvoir d’arrêt linéique Ä du milieu : en traversant la matière, les particules chargées transfèrent leur énergie aux atomes sur leur parcours ; le pouvoir d'arrêt linéique est la perte moyenne d'énergie �.� de la particule par distance parcourue �.V , mesurée souvent en Å��/>? Ä � aya= � Dz ?y <

È H I5+,2G, ., +5 )5806G/+, ' H '5--, ., +5 )5806G/+, � H é2,8F6, ., +5 )5806G/+, ! H 21'�8, .Dé+,G0812- ./ '6+6,/ )58 /260é ., I1+/', � on peut s’intéresser également au pouvoir d’arrêt massique Ä M_ en Å��. >?�T. ¨�T ~ Transfert d’Energie Linéique ¤y| : lorsqu’on s’intéresse au milieu, et non plus à la particule, on utilise le ¤y|. Tous les types d'irradiation aboutissent ainsi à une perte d'énergie ay le long d'un trajet ; on définit le ¤y|, qui est une mesure de l’énergie déposée par une particule, traversant une distance donnée dans le milieu : ¤y| � S aya= � Dz ?y < ����é H ���/B?

Conséquence : plus le ¤y| est élevé, plus grande est la quantité d’énergie cédée sur une faible distance (ou épaisseur des tissus), et plus la zone traversée subit d’ionisations

� le ¤y| reflète donc directement la nuisance biologique d'un rayonnement (plus l’énergie cédée localement est grande, plus importants sont les « dégâts ») � le ¤y| est aussi proportionnel a la masse volumique du milieu-cible : plus il est dense, plus il y aura d’ionisations

Le ¤y| peut également être donnée par la formule suivante : ¤y| � � Dz.�.L«²

� � G12-0520, È � G�58F, ., +5 )5806G/+, 62G6.,20, 2 � 2� .’501',- ., +5 G6�+, )58 /260é ., I1+/', ³ � 2/'é81 501'67/, ., +5 G6�+, I � +5 I60,--, ., +5 )5806G/+, 62G6.,20, � des particules très énergétiques pourront traverser la matière sans entrer en interaction avec elle ; en effet, plus la vitesse « augmente, moins le ¤y| est élevé (variation en 1/I² � en particulier, on peut noter que plus la particule ralentit, plus les interactions seront nombreuses en fin de trajectoire � pic de Bragg (voir ci-après pages 22-23)

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Densité Linéique d’Ionisation d|U : calcule le nombre de paires d’ions créées par unité de longueur de la particule incidente � ��� en )568,- 612-/&'

On a alors la relation : d|U � ¤y|Ã � ¤y| � d|U � Ã

La perte d’énergie augmente avec la profondeur Les interactions sont beaucoup plus niombreuses en fin de trajectoire (pic de Bragg pour les particules lourdes) Neutralisation et arrêt de la particule à la fin La DLI a des applications en radiothérapie et en radioprotection Remarque : la DLI est aussi appelée Ionisation spécifique �Ê Parcours Les particules chargées perdent progressivement leur énergie en pénétrant dans la matière et finissent par être arrêtées. La notion de parcours définit la distance nécessaire à une particule traversant la matière pour que son énergie devienne approximativement nulle par ionisation � parcours = profondeur de pénétration dans un tissu On définit le parcours moyen par :

¥@ � y@Ä j�n H é2,8F6, ., +′é+,G0812 62G6.,20 �,2 ¯,� Ën H )58G1/8- '19,2 ., +′é+,G0812�,2 G' - H )1/I168 +62é67/, .D588ê0 �,2 ¯,�/G' R

� Dans l’eau on a la longueur de pénétration : ¥�P� � y@Y

II. Interaction avec le noyau : rayonnement de freinage Bremsstrahlung Lorsqu’une particule chargée passe au voisinage du noyau, il y a une interaction de type coulombien ;� � T­x¿@ . ��D² Î avec les protons L du noyau ; d’où une accélération radiale (dirigée selon le rayon

et vers le centre de l’atome). Or, d’après les théories de Maxwell, toute particule accélérée rayonne de l’énergie � la trajectoire de la particule incidente est déviée � la perte d’énergie cinétique de la particule correspond à l’émission d’un rayonnement

électromagnétique, dit : rayonnement de freinage ou Bremsstrahlung � ralentissement de la particule chargée : perte d’énergie cinétique

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Remarque : � ce rayonnement de freinage est à la base de la production des rayons � mais n’a quasiment

jamais lieu dans les milieux biologiques

� Spectre d’émission continu car l’énergie du photon de freinage est comprise entre 0 (pas d’interaction avec les noyaux de la cible) et l’énergie de l’électron : 0 # �Ï # �Ï'5V � �é+,G0812

� La direction d’émission du Bremsstrahlung tend à être de plus en plus dans la direction incidente de la particule quand l’énergie de cette dernière augmente

Quantification : Pouvoir d’arrêt du milieu : dissipation d’énergie par unité de temps

III. Particules légères : les électrons et les positons Si les particules chargées incidentes sont des électrons �� ou des positons ��: ¤y| faible pour ces particules ; l’ionisation est plus efficace lorsque l’énergie cinétique des électrons est faible

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� De nombreuses et faibles collisions leur font perdre de l’énergie, par ionisation ou freinage (ces collisions ne modifient pas sensiblement leur trajectoire)

� Pour des chocs énergétiques plus élevés, de brusques changements dans leurs directions ont lieu, donnant à leur trajectoire un aspect de ligne brisée : son parcours est alors

inférieur à ¥@ � y@Ä

� la trajectoire de l’électron se termine lorsque son énergie est quasiment nulle �# 25',�

IV. Particules lourdes : protons, �, fragments de fission Il s’agit de particules beaucoup plus massives que l’électron : le proton )33 (ou �33 ), le deuton �34 , la particule ( H �,4Ð

���� Perte d’énergie par choc coulombien ���� La trajectoire des particules lourdes est rectiligne : les pertes d’énergie étant faibles à

chaque choc, les particules ne subissent quasiment aucune déviation : son parcours ¥@ � y@Ä sera alors atteint

� Pic de Bragg Comme les trajectoires de ces particules lourdes sont rectilignes, leurs vitesses décroissent avec la profondeur dans les tissus, ce qui entraîne une diminution de l’énergie cinétique et une conséquente augmentation du pouvoir de ralentissement du milieu en profondeur. Ainsi la DLI, qui augmente progressivement avec la profondeur, devient brusquement très élevée en fin de parcours, lorsque l’énergie cinétique des particules devient inférieure à une dizaine de MeV (pic de Bragg, étroit très prononcé).

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En abscisse : parcours restant avant l’arrêt, en cm Remarques :

• les neutrinos n’agissent quasiment pas avec la matière • contrairement aux photons, qui ne peuvent être totalement arrêtés, une particule chargée

donnée d’énergie donnée peut être totalement arrêtée par un écran de nature et d’épaisseur donnée.