Rayonnements X et γ

Rayonnements X et J
PrCohen
Stage de pré-rentré – Cours GALIEN
Thomas SILVA & Mehdi HUSSAMI
1
Rayonnements X et J: nature et origine
• Rayonnements électromagnétiques : on s’intéresse à l’aspect
corpusculaire des faisceaux de photons donné par la relation de Planck :
E
hQ
hc
O
• Rayonnements ionisants : énergie suffisante pour provoquer des
ionisations au sein d’un tissu biologique : E • 13,6 eV car c’est l’énergie de
ionisation de l’hydrogène et approximativement celle de l’électron de
valence des tissus biologiques
• Rayons X produits au niveau du nuage électronique des atomes ou au
voisinage de noyaux atomiques
• Rayons J proviennent :
- soit directement de la désexcitation du noyau de certains atomes
- soit secondairement de l’annihilation d’antiparticules (électronpositon)
2
LE RAYONNEMENT X
1- CARACTERISTIQUES GENERALES
Le rayonnement X a été découvert par RÖNTGEN en 1895
Il s’agit d’un rayonnement EM de courte longueur d’onde donc de grande énergie.
Calcul de l’énergie d’un photon :
Deux types d’interactions peuvent conduire à la production de photons X :
• Réarrangement d’électrons au sein d’orbitales atomiques avec émission de
photons X de fluorescence
• Rayonnement de freinage (Bremsstrahlung) : freinage d’électrons par interaction
avec les noyaux atomiques d’une cible
Ces 2 phénomènes se retrouvent dans le principe du tube à rayons X.
3
2- PRODUCTION
Lorsqu’une cible matérielle est bombardée, dans le vide, par un faisceau
d’électrons, il y a émission de rayonnement X par cette cible
2.1. Principe d’un tube à RX
FenêtredeBe
- Tube en verre - vide poussé
- Filament K ou cathode : émet des
électrons par effet thermoélectronique
- U = 30 à 150 kV
- Anode A : numéro atomique et point
de fusion élevé
- Système de refroidissement C de
l’anode ou anticathode
- Production de rayons X sortent du
tube par des fenêtres en béryllium,
1. Production d’électrons à partir du filament de tungstène porté à haute température par un
courant de chauffage.
2. Accélération des électrons extraits du métal par une forte tension électrique U (30 à 150 kV)
maintenue entre le filament (cathode), porté à un potentiel négatif, et la cible métallique (anode
ou anticathode) qui se trouve à un potentiel positif.
3. Emission des rayons X : conséquence des interactions qui se produisent entre les électrons
4
rapides et la matière qui constitue l’anode.
2.2. Spectre du rayonnement émis par un tube
Le spectre de rayonnement X émis par un tube possède une partie continue, due
aux rayonnements de freinage, et également une partie discrète (spectre de raies),
due aux réarrangements électroniques.
) ou I
spectre de raies
spectre continu
Imax
O0
O
O ma x
E
longueur d’onde des photons ayant
hc
l’énergie maximum
E max
longueur d’onde correspondant à
l’émission maximum de photons ĺ Imax
Pour lmax, le nombre de photons X émis par
l’anode est max.
O0
5
2.2.1. Le spectre continu
¾ Description
Soit un tube fonctionnant et à différentes tensions.
Pour chaque valeur de U le spectre présente :
IRX
Imax
Imax
50kV
40kV
30kV
Imax
0,02 0,03 0,04 0,05 0,06
O
- une limite inférieure, O0 qui est :
• parfaitementdéfinie
• indépendantedelanaturedel’anode
(ouanticathode)
• inversementproportionnelleàlatension
- un maximum d’intensité à Omax :
• quisedéplaceenmêmetempsqueO0
O (nm)
enfonctiondelatension
• telque
3
O max |
2
O0
• La haute tension appliquée entre cathode et anode sert à contrôler la qualité
énergétique des photons X émis
• En augmentant la tension, 2 conséquences :
- le flux de photons X augmente
- le faisceau de rayons X se durcit : le spectre se déplace vers les basses
longueurs d’onde c’est-à-dire les hautes énergies.
6
¾ Origine
Le rayonnement X émis par le bombardement d’électrons sur une anticathode est
dû à la transformation directe de l’énergie cinétique (Ec) des électrons en énergie
EM lors de l’interaction avec les noyaux des atomes de l’anticathode.
Photon X
anticathode
Ec = eU
e
L’électron est accéléré sous
l’effet d’une ddp entre la
cathode et l’anticathode
force d’attraction
coulombienne
+Ze
noyau d’atome
de l’anticathode
L’énergie du photon X est
égale à la perte d’énergie
cinétique de l’électron
freiné (conservation de
l’énergie du système).
L’électron poursuit sa
trajectoire avec une énergie
plus faible : Ec’ = Ec - hQ
Le rayonnement X émis est appelé rayonnement de freinage (ou
BREMSSTRAHLUNG).
7
Ͳ Si l’électron incident perd toute son énergie, le photon X émis aura l’énergie
maximale, donc la longueur d’onde minimale O0
anticathode
Photon X (énergie max)
Ec = eU
e-
+Ze
L’électron est accéléré sous l’effet d’une
ddp entre la cathode et l’anticathode
L’électron entre en collision avec le noyau d’un atome de l’anticathode (choc frontal
avec une faible probabilité). Toute l’énergie cinétique de l’e- est alors transmise au
photon X (conservation de l’énergie du système).
Conservation de l’énergie :
EC
EC eU hQmax
hc
eU
O0
Étatinitial
Étatfinal
Ÿ O0
hc
eU
8
- L’allure continue du spectre de l’intensité des RX en fonction de la longueur
d’onde est due au fait que chaque électron peut perdre n’importe quelle fraction
de son énergie cinétique entre 0 et eU. La perte d’énergie étant fonction de la
distance entre la trajectoire de l’électron et le noyau.
anticathode
Photon X
Ec = eU
e
distance e-/noyau
d
+Ze
Ͳ La perte d’énergie cinétique la plus probable correspond au maximum de
photons X ĺ Imax
IRX
Imax
Ÿ EC
O0
O(nm)
Omax
hc
Omax
hc
3
O
2 0
2
eU
3
9
¾ Facteurs agissant sur l’allure du spectre continu
Ͳ nature de l’élément constitutif de l’anticathode (O0 ne dépend que de la tension U
appliquée)
- tension d’accélération U des électrons
- intensité du courant (généralement quelques dizaines de mA) à U constante
IRX
i3
i2
• lorsque l’intensité augmente le nombre d’eémis par la cathode augmente Ÿ
augmentation du nombre de photons X émis
i1
• O0 est identique car U = cste et
i3 ! i2 ! i1
O0
Omax
O(nm)
O0
hc
eU
- filtrage :
L’interposition d’un filtre à la sortie du flux de rayons X permet d’absorber la partie la
moins énergétique du spectre (inutile pour l’image radiologique, diminution de
l’irradiation du patient).
10
•
La quantité d’énergie (débit énergétique ou flux énergétique) transportée
par le faisceau de rayons X est :
)
K : constante
K ˜ i ˜ Z ˜ U²
i : intensité du courant électronique
Z : numéro atomique de la cible
U : tension d’accélération
• Rendement r d’émission X :
La puissance électrique P dépensée dans le tube est : P = i.U
)
P
r
KiZU²
iU
Ÿ
r
K ˜Z˜U
(r est de l’ordre de 1% pour Z = 74 et U = 100 kV Î 99% d’effet joule, d’où
le besoin d’un bon système de refroidissement)
11
2.2.2. Le spectre de raies
¾ Description
Soit un tube fonctionnant à courant constant et à tension constante. Le spectre
observé est le suivant :
- Les longueurs d’onde des raies sont
spécifiques de l’élément de l’anticathode.
KD
IRX
KE
- Les longueurs d’onde des raies sont
spectre de raies indépendantes du régime de fonctionnement
du tube (tension).
- Les photons X de la raie KE sont plus
énergétiques que les photons X de la raie KD.
O (nm)
0,1
0,2
Exemple
Anticathode de Cr :
0,3
OKD
OKE
0,2291nm
0,2082 nm
- Les photons X de la raie KE sont émis en
moins grande quantité que les photons X de la
raie KD.
- Il est nécessaire de dépasser un seuil
énergétique pour obtenir un spectre de raies
12
¾ Origine
Collision d’un e- incident avec un e- de l’anode avec Ec • Eionisation
entrainant un réarrangement électronique pour combler la lacune avec
désexcitation d’un e- du niveau n+1 et émission d’un photon X tel que :
E
0
e Ec eU
E2
f
Condition d’émission :
eU t E i(1)
n=2
Photon X
couches
internes
énergie d’ionisation du
niveau n = 1
hQ n=1
E1
NB : pour un atome à n niveaux d’énergie, si l’e- incident entre en collision
avec un e- d’une couche n – 2 ou inferieure, cela peut donner lieu à des
transitions électroniques en cascade avec émission d’un photon X à
chaque transition.
13
¾ Transmissions permises et nomenclature des raies X caractéristiques
n
l
j
M
MV
M IV
M III
M II
MI
3
2
2
1
1
0
52
32
32
12
12
L
L III
L II
LI
2
1
1
0
32
12
12
1
0
12
K
série
L
D 2 D1 E2 E1
série K
D
E
transition entre une couche n et n-1
transition entre une couche n et n-2
arrivée des e- sur la couche L
arrivée des e- sur la couche K
Ex : K D
:L o K
et
KE : M o K
Les transitions permises respectent les règles de quantification et les règles de
sélection :
0 d l d n 1
j lrs
'l r1
'j 0 ou r 1
14
2.2.3. Loi de MOSELEY
C’est une loi expérimentale exprimant la variation du nombre d’onde V (= inverse de la
longueur d’onde O) des raies X d’émission en fonction du numéro atomique de
l’élément émetteur.
V
1
A Zs
O
A = Constante pour une raie donnée et pour une série donnée (A  pour KD et KE)
s = Constante d’écran, dépend uniquement de la série (K, L…) donc même s pour
KD et KE
¾ Signification de A
D’après la loi de BALMER-RITZ modifiée (pour atome à plusieurs électrons) :
V
Z s
2
§ 1 1 ·
RH ¨ 2 2 ¸
© n1 n 2 ¹
Ÿ
§1 1·
A2 RH ¨ 2 2 ¸
© n1 n2 ¹
Avec RH la constante de Rydberg
15
¾ Signification de s
La constante d’écran reflète la diminution de la force d’attraction exercée par les
Z charges + du noyau sur l’électron qui effectue sa transition d’émission. La charge
effective "vue" par l’électron qui effectue sa transition d’émission est +(Z – s)e
Exemple :
Cas d’une transition vers une couche K
L
Ze
Zs e
avecici
s 1
K
noyau
16
¾ Intérêt de la loi de Moseley
D’après la loi de Moseley il existe une relation linéaire entre V et Z (numéro
atomique). Cette relation permet de connaître la longueur d’onde du photon X
diffusé connaissant le numéro atomique de l’élément constituant l’anode émettrice.
V m1/2
.E
0,7.104
série K
KD
LE
LD
série L
Z=25їMn
Z
17
2.3. Autres sources de rayons X
Ͳ Bombardement d’une cible par des protons
- Éléments radioactifs se désintégrant par capture électronique
- Rayonnement synchrotron = rayonnement X émis par les accélérateurs d’électrons
• Accélérateur linéaire (utilisé en radiothérapie)
Composé d’un tube vide d’air comprenant :
-
une source d’électrons
des électrodes cylindriques de longueur croissante
une tension alternative à très haute fréquence
une cible
L’énergie des rayons X peut être très élevée (4 à 40 MeV)
Rendement très élevé
Par conservation de l’énergie, lorsque l’e- change de trajectoire ou de
18
vitesse (variation de l’Ec), il émet des photons.
LE RAYONNEMENT J
L’émission Jaccompagne généralement les transformations radioactives
Lorsqu’un noyau est dans un état excité, il y a retour à un état stable
(désexcitation spontanée) par émission d’un photon Jd’énergie égale à
la différence d’énergie entre le niveau énergétique de départ et celui
d’arrivée. Les énergies sont quantifiées, le spectre d’émission des
photons J est discontinu.
A
Z
X o
A'
Z'
Y* A A '
Z Z'
Energétique
E
ER
E R EJ
p 2R
2M 0
2M 0
M0*c2
E 2J
2M 0 c
EJ
2
M0 c2
conservation p
En général, on néglige ER
*
0
0
EJ | M M
Y hQ
A'
Z'
E
M*0 M 0 c2
p 2J
Y* o
A'
Z'
w Q
c
&
pR
2
pJ
EJ
c
19
EJ = hQ
Les transformations sont isomériques :
A et Z ne varient pas.
Seul change l’état énergétique du noyau
Désexcitation nucléaire après une étape de désintégration
ƒ Émission J spontanée
Après désintégration, le noyau formé se trouve souvent dans un état
excité.
Étape de désexcitation par émission d’un ou plusieurs J ( 0,1 s à 10-16 s
après la désintégration).
Les états énergétiques des nucléons étant quantifiés
ª transitions caractéristiques du nucléide
ª photons J d’énergie bien déterminée.
EJ # 'E = Ei - Ef
20
ƒ Isomères métastables
Parfois la durée de vie de l’état excité est > 0,1 s.
(durée de vie de quelques secondes à plusieurs mois).
Le nucléide excité est appelé métastable.
Am
Z
190 keV
X o AZ X J
142 keV
T=6h
T = 13 s
J
99mTc
81
Kr
36
0
N
81m
Kr
36
Spectre de raies
99mTc
140 keV
0,68%
99, 32%
142
0
E (keV)
21
INTERACTIONDESRAYONNEMENTSXETJ
AVECLAMATIÈRE
I. Principe général
Rayonnement = mode de transport d’E et de quantité de mouvement
ne nécessitant pas de support matériel
Les rayonnements électriquement neutre, tels que photons X ou Jla
radiation sont dits indirectement ionisants : ionisations produites
essentiellement par les particules chargées secondaires (e-) mises
en mouvement au cours des interactions.
23
II. Loi générale d’atténuation
•
Un faisceau mono-énergétique de photons s’atténue en traversant un
milieu matériel :
d)
)t
)0
)t
x
μ
P ˜ ) ˜ dx
) 0 e μx
O
Flux )t de
photons transmis
I
I
Flux )00 de photons
incidents
x
Flux incident (flux énergétique en watts)
Flux transmis
Épaisseur de matériau traversée
Coefficient linéaire d’atténuation ([μ] = L-1) : μ en cm-1 quand x en cm
μ est la fraction de photons qui interagit par unité de longueur de milieu atténuateur.
(si μ = 0,01 cm-1 ĺ 1% des photons interagit à chaque cm)
24
¾ Coefficient d’atténuation
P V˜n
n
V
> V@ > n ˜ x @
1
L3 ˜ L1
L2
nb entités interagissant par unité de volume
section efficace d’interaction = probabilité d’interaction =
surface (cible) à atteindre par particule pour provoquer 1 interaction.
• unité usuelle : barn (b)
1 b = 10-28 m2 = 10-24 cm2
• V fonction de E des particules incidentes.
Le coefficient d’atténuation dépend de l’énergie des photons incidents et
de la nature du matériau :
Umasse volumique, Z numéro atomique, Olongueur d’onde
μ = f(U, Z, O
On définit le coefficient massique d’atténuation qui est indépendant
de la masse volumique U
P
U
Pm
P
U
Ÿ
en cm².g-1 et Ux épaisseur exprimée en masse surfacique (g.cm-²)
25
¾ Couche de demi-atténuation (CDA) x1/2 :
c’est l’épaisseur que doit avoir un écran pour ne laisser passer que la
moitié des photons incidents
)t
)0
)t
) 0 e μx
) x1 2
) 0 .e
P.x1 2
)0
2
)t
)0
"n
x1/2 (CDA)
"n
)t
)0
Px
x1/2 (CDA)
x
e
P.x1 2
1
2
x1 2
"n2
μ
x
26
¾ Influence des écrans
•
•
•
•
Il est impossible d’arrêter complètement un faisceau de photons (cf. loi
de décroissance exponentielle)
On peut avec des écrans d’épaisseur convenable limiter le flux à des
valeurs négligeables : un écran d’épaisseur égale à 10 CDA ne laisse
passer que 1/1024ème du flux de photons incidents.
Lorsque Z augmente, CDA diminue
Lorsque EJ augmente, CDA augmente
¾ Faisceau polychromatique
L’atténuation d’un faisceau transportant des photons d’énergies
différentes résulte de l’atténuation de chacune des composantes.
A chaque longueur d’onde correspond un μ ou μ/U différent.
L’atténuation est d’autant plus forte que la longueur d’onde est grande,
ce qui permet de filtrer les faisceaux les moins énergétiques.
27
III. Phénomènes responsables de l’atténuation
Atténuation d’un faisceau de photons
Diffusion élastique de type
Thomson-Rayleigh
Diffusion et absorption partielle
diffusion inélastique de type Compton
Effet
photoélectrique
Absorption
Création de
paires
¾ Les phénomènes de diffusion induisent un flou en imagerie médicale.
¾ L’absorption d’un rayonnement de photons par les tissus est déterminant pour le
contraste en radiologie
¾ Seuls les phénomènes d’absorption (complète ou partielle) ont pour conséquence
un transfert d’énergie du rayonnement au milieu biologique
28
III-1 Diffusion élastique de type Thomson-Rayleigh
¾ Pas de changement de longueur d’onde : pas de diminution de l’énergie
¾La direction de propagation de l’onde électromagnétique associée au
photon change : diffusion dans toutes les directions
¾ Pas de transfert d’énergie entre le faisceau et le milieu : les rayons X
diffusés sont émis à la même énergie que les rayons X incidents
Dès que l’énergie des photons
dépasse 45 keV, interaction
négligeable
Pas d’échange d’énergie entre photons et matière
29
III-2 Diffusion inélastique : effet Compton
¾ Avec changement de longueur d’onde
(C
Électron
Compton
E = hQ
Photon
incident
)
°” )” °
T ° ” T ” °
Photon
diffusé
E’ = hQ’ < E
Conservation énergie : hQ = hQ’ + Ec
Conservation q de mouvement :
&
p
& &
p' pe
¾ Absorption d’une partie de
l’énergie E du photon incident par
un électron atomique peu lié
(couche superficielle).
¾ L’électron atomique est ionisé et
emporte sous forme d’énergie
cinétique Ec la différence entre
l’énergie perdue par le photon et
l’énergie d’ionisation.
¾ Le photon incident ne perd pas
toute son énergie mais est diffusé
avec une énergie E’ plus faible en
changeant de direction.
30
Bilan énergétique : conservation de la quantité de mouvement et
conservation de l’énergie.
L’équation générale montre que les longueurs d’onde des photons
incident et diffusé sont liées :
'O
O ' O
E'
h
(1 cos T)
mc
m masse d’électron
c vitesse de la lumière dans le vide
T angle du photon diffusé
'O déplacement Compton
E
Photon incident : E = hQ hc/O
E
1
(1 cos T)
mc²
Photon diffusé : E’ = hQ’ hc/O’
L’énergie de l’électron Compton et celle du photon diffusé dépendent :
• de l’angle T
• de l’énergie du photon incident.
'O
O ' O
h
(1 cos T)
mc
31
h = 6,6.10-34 J.s
m = 9,1.10-31 kg
c = 3,0.108 m.s-1
Longueur d’onde Compton :
h
mc
6,6.1034
9,1.1031 u 3,0.108
2, 4.1012 m
0,0024 nm
¨Ȝ est maximale pour cosT = -1 (soit T ° C) : ¨Ȝ = 0,0024 × 2 = 0,0048 nm
Il existe 2 cas limites d’interaction :
• cas du choc tangentiel
) ° et T °
• cas du choc frontal
)= 0° et T = 180°
180°
- Lorsque Ȍ augmente, l’Ec de de l’électron Compton diminue
- Lorsque Ĭ augmente, l’énergie du photon diffusé diminue
- Les énergies incidentes faibles sont majoritairement diffusées
- Les énergies incidentes fortes sont majoritairement transférées à l’e- L’électron Compton perd son Ec sous forme d’ionisations et d’excitations
des atomes du milieu.
32
• La probabilité d’atténuation par effet
Compton est représentée par le
coefficient d’atténuation Compton Vc.
• Il est indépendant de Z (nature de la
matière irradiée). Vc décroit en fonction
de l’énergie du photon incident E.
Vc
1
v
U
E
Vc U: coefficient massique
d’atténuation Compton
Vc Ucm2/g)
0,1
0,01
MeV
0,01
0,1
1
10
Dans les tissus biologiques, l’effet Compton prédomine dès 30 à 50 keV.
Il est responsable d’artefacts en radiologie (réduit le contraste) et d’irradiation
subie par le patient du fait d’un champ de radiation diffus.
33
III-3 Absorption par Effet photoélectrique
¾ Décrit et modélisé par Einstein en 1905 – Prix Nobel 1921
¾ Transfert de l’intégralité de l’énergie du photon à un électron de
l’un des atomes du milieu atténuant : disparition du photon incident.
¾ L’énergie absorbée est
utilisée pour ioniser un électron
atomique (orbite proche du
noyau)
¾ Le surplus d’énergie est
transféré à l’électron ionisé
sous forme d’énergie
cinétique
34
Il s’agit d’une interaction entre les photons incidents et les électrons des couches
internes des atomes de la substance traversée.
Ei
Ei
hQ
e
h Q' h Q
E
e
Absorption du photon X incident
Bilan énergétique :
Ec = E – Ei
h Q t Ei ĺ atténuation
Émission d’un X de fluorescence
Ec énergie cinétique de l’électron éjecté ou
photoélectron :
Ec = ½ mv²
E énergie du photon incident :
E = hQ
Ei énergie d’ionisation de l’électron
Les photoélectrons ont une énergie bien déterminée : E – EiK, E – EiL,…
35
Il existe ensuite un réarrangement du cortège électronique : un électron a été
arraché donc l’atome a un surplus d’énergie 'E.
émission de rayonnement de fluorescence en cascade jusqu’à comblement
des niveaux énergétiques.
ĺ émission d’électrons Auger : Transfert d’énergie ('E) à un électron d’une
couche supérieure = émission d’un électron AUGER monoénergétique.
Ec = E – EiK
Les photoélectrons vont à leur tour ioniser d’autres atomes, perdre peu à peu
leur énergie, donnant des électrons secondaires, entraînant une ionisation du
milieu : c’est l’effet biologique.
36
¾ La probabilité d’atténuation par effet
photoélectrique est représentée par le
coefficient d’atténuation photoélectrique W
¾ Il est dépendant de Z (nombre d’e-) et de
l’énergie du photon incident E
W
U
3
3
k.Z .O
ou
W § Z·
v¨ ¸
U ©E¹
3
(Loi de Bragg
et Pierce)
WUcoefficient massique d’atténuation photoélectrique
Plomb
La probabilité d’interaction présente des
variations brutales avec des maxima
(discontinuités) lorsque l’énergie du photon
incident est égale à l’énergie d’ionisation de
l’électron.
eau
E (keV)
En résumé, l’effet photoélectrique s’observe surtout pour des photons
de faible énergie (10 à 50 keV) et pour des matériaux à Z élevé.
37
En radiologie :
¾ Photons
de haute énergie
9 traversent le patient plus facilement (dose plus faible)
9 effet photoélectrique moins prépondérant (moins de différence
d’absorption entre deux tissus)
¾ Photons de basse énergie
9 dose au patient plus importante
9 meilleur contraste
38
III-4 Absorption par Création de paires
d’électrons ou Matérialisation
¾ Le photon d’énergie hQ se matérialise
au voisinage du noyau sous forme d’un
négaton e- et d’un positon e+
(phénomène inverse de l’annihilation).
¾ La matérialisation obéit aux principes de
conservation de la charge électrique, de l’énergie et
de la quantité de mouvement.
Bilan énergétique :
Ec
E 2mc
2
2
Ec énergie cinétique transférée à chaque particule matérialisée
E énergie du photon incident : E = hQ
2mc² : énergie de masse des 2 particules créées (1,022 MeV)
Pour que le phénomène ait lieu il faut que le photon ait une énergie minimum
Eseuil = 2mec² = 1,022 MeV
39
• Le positon (antiparticule de l’électron), tout comme l’électron, va perdre
son énergie cinétique par chocs successifs en ionisant la matière, puis il
s’annihile avec un électron du milieu avec émission de deux photons de
0,511 MeV en direction opposée, qui diffusent hors du matériau.
• Les énergies cinétiques des particules éjectées sont absorbées dans le
milieu.
40
¾ La probabilité d’atténuation par
matérialisation est représentée par
le coefficient d’atténuation S lié
à la matérialisation.
1 S (cm-1)
82Pb
0,1
13Al
¾ Il augmente avec Z du milieu et
lentement avec E (S est inférieur
à Vc pour les basses énergies).
0,01
S
v Z. ln E U
H2O
0,001
1,022 MeV
0,1
1
10
E (MeV)
41
III-5 Réactions photonucléaires
Il est possible qu’un photon soit absorbé par un noyau atomique
qui devient alors excité.
Le phénomène aboutit à la production de proton et neutron.
Ce type de réaction ne concerne pas les applications médicales :
les énergies sont supérieures à 10 MeV.
42
IV. Importance relative des principales interactions
PU coefficient massique total
d’absorption
WUeffet photoélectrique
VcUdiffusion Compton
SUcréation de paires
VcU
PUdépend :
* du Z du milieu absorbant
* hQdu rayonnement
A faible énergie, l’effet photo-électrique est prépondérant
A moyenne énergie, l’effet Compton est prépondérant
A haute énergie, supérieure à 1,02 MeV, l’effet de création de paires est prépondérant
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V. Rayonnements secondaires
Les rayonnements secondaires cèdent leur énergie au milieu par ionisation.
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hQ
diffusion Rayleigh
e-
hQ
e-
hQ
effet
photoélectrique
Matérialisation de
photons J ou
créations de paires
hQ
hQ’
hQ
e+
diffusion
Compton
eInteraction des photons X et J avec la matière
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VI. Applications médicales
1. Rayonnement gamma
Applications médicales particulièrement importantes à la base des techniques
d’imagerie fonctionnelle utilisées en médecine nucléaire.
L’imagerie scintigraphique par émission de photon unique J permet des
explorations in vivo :
Tc Ÿ
99 m
43
99
43
Tc
J
EJ = 140 keV
En biologie, utilisation in vitro de radioisotopes (125I) émetteurs J et X pour des
dosages sanguins d’hormones, de marqueurs tumoraux ou de médicaments
(méthodes radioimmunologiques).
2. Rayonnement X
Utilisé en imagerie médicale : la radiologie utilise la transmission des rayons X
à travers les tissus. Le pouvoir de pénétration des rayons X et l’atténuation
différentielle de ces photons par les structures anatomiques permettent une
imagerie morphologique.
Autres applications scientifiques : radiocristallographie (méthode d’étude de la
structure des substances cristallines au moyen de rayons X), analyse chimique
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élémentaire par spectrométrie de fluorescence X.
DETECTION DES
RAYONNEMENTS IONISANTS
Détecteurs à gaz
PARTICULE
Principe :
ƒ Enceinte fermée conductrice
cylindrique (cathode), contenant
un gaz
ƒ Anode centrale (fil)
ƒ Cavité remplie de gaz
ƒ On applique une tension U
Quand un rayonnement ionisant traverse
l’enceinte : formation d’ions positifs et d’électrons
créés par l’interaction du rayonnement avec les
molécules du gaz.
U
Sous l’effet de la ddp, les électrons sont attirés vers l’anode avant que les particules
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positives plus lourdes n’arrivent à la cathode.
Le signal obtenu est dû uniquement aux électrons
La charge électrique recueillie sur les électrodes constitue une impulsion
électrique mesurable
Selon la tension appliquée, différents régimes de fonctionnement du détecteur :
Chambre d’ionisation (100 < U < 200 volts)
Tous les électrons sont collectés, le signal est constant, indépendant de la tension.
Applications : appareils de mesure utilisés en dosimétrie et radiothérapie
Un modèle type de chambre d'ionisation est la
"babyline 91", très utilisée en radioprotection.
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Compteur proportionnel (300 < U < 1000 V)
Les électrons sont suffisamment accélérés pour créer des ionisations secondaires.
Pour une tension donnée, le signal est proportionnel au nombre de paires d’ions
formées donc à l’énergie de la particule.
Mode de fonctionnement permettant la détection et le comptage de particules de
faible énergie et des photons X et J
Applications : dosimétrie, spectrométrie
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Compteur Geiger-Müller ( U > 1100 V)
Chaque ionisation provoque une avalanche d’ions secondaires.
Le signal est indépendant de l’énergie de la particule : mode de fonctionnement en
tout ou rien. Le compteur Geiger-Müller ne permet que des dénombrements.
L'ionisation du gaz provoque une décharge électrique, transformée en signal sonore.
Détecteur très sensible, d’emploi universel.
Applications : recherche de radioactivité en cas de contamination (radioprotection)
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Détecteurs à semi-conducteurs
Principe : chambre d’ionisation solide constituée de matériaux à Z et U élevés
(accolement de 2 semi-conducteurs silicium ou germanium contenant 2 types
d’impuretés).
- SC de type n (impuretés pentavalentes P) : porteurs de charge mobiles =
électrons.
- SC de type p (impuretés trivalentes Ga) : porteurs de charge mobiles = « trous
positifs ».
Au contact entre ces 2 SC, création d’une zone isolante (sans charges mobiles).
Zone dépeuplée (jonction p-n) très mince (1μm)
Quand un rayonnement la traverse, il crée des
ionisations.
La charge électrique recueillie est proportionnelle
à l’énergie du rayonnement.
Applications :
Spectrométrie des particules chargées et des rayonnements J
Efficacité élevée et bonne résolution en énergie : l’énergie
d’ionisation est faible : 3 eV/paire d’ions (34 eV/paire d’ions les
détecteurs à gaz)
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Compteurs à scintillateur
Principe propriété de certaines substances d’émettre de la lumière visible ou UV
(scintillations) lorsqu’elles sont soumises à des radiations ionisantes.
Proportionnalité entre l’énergie déposée et l’intensité du signal lumineux.
Cristal scintillateur NaI (T") : iodure de sodium activé au thallium
¾ utilisé pour les X et J
¾ efficacité élevée : Z et Uélevés (bon rendement).
¾ Applications : spectrométrie, comptage, imagerie (J caméra)
¾ Transforme les photons J très énergétiques (hQ) en un grand nombre de
photons lumineux moins énergétiques (hQ’)
Photocathode
hQ
photon X ou J
Anode
hQ ' e
NaI
(Tl)
numérateur d’impulsions
PM
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Photomultiplicateur (PM)
Transforme les photons lumineux en électrons et amplifie le signal électrique, avec
un gain élevé (§106 à 109 )
• Photocathode : transforme les photons lumineux hQ’ issus du scintillateur en
électrons
• Dynodes : en nombre n, multiplient les électrons incidents par un facteur N (3
à 5). A l’anode, facteur d’amplification ou gain G = Nn
• Anode : recueille les électrons reçus de la dernière dynode sous la forme
d’une impulsion électrique
Spectromètre
Sélection des impulsions selon leur
amplitude ce qui revient à sélectionner les
rayonnements selon leur énergie
Exemple : seules les impulsions dont l’amplitude
est comprise entre Sinf et Ssup passent : n°2
Compteur
Comptage mécanique ou électronique du
nombre d’impulsions .
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Spectre du rayonnement J observé
Théoriquement si la source émet des photons monoénergétiques, toutes les
impulsions observées ont la même amplitude ; le spectre théorique est un spectre
de raie.
En pratique, le pic a une certaine largeur centrée sur l’énergie d’émission
caractéristique du radioélément : c’est le pic d’absorption totale ou pic
photoélectrique.
On observe également un fond continu
Compton (d’énergie comprise entre 0
et Emax) : l’énergie du photon incident
n’est que partiellement absorbée
(échappement des photons J ayant subi
une diffusion Compton).
En pratique, choix d’une fenêtre
d’énergie (Sinf < E < Ssup) telle que le
rapport signal/bruit soit maximal (pic
d’absorption totale).
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