Etude de la radiométrie naturelle de la région d`Oran par

Ministère De l’Enseignement Supérieur et de la Recherche Scientifique
Université des Sciences et de la Technologie d’Oran- Mohamed Boudiaf
Faculté des Sciences
Département de Physique
Spécialité : Génie physique
Option : Rayonnement & Matière
Mr. DORBANE Abdelkader
Soutiendra publiquement un mémoire de Magister intitulé :
Etude de la radiométrie naturelle de la région
d’Oran par spectroscopie gamma et alpha
Le :
/
/2010 (A la salle des conférences de département de physique)
Devant le Jury composé de :
Président
:
BELBACHIR Ahmed Hafid
Professeur
USTO-MB
Rapporteur :
TEBBOUNE Abdelghani
Maitre de conférences A
USTO-MB
Examinateur :
BELKAID Mohamed Noureddine
Maitre de conférences A
USTO-MB
Examinateur :
DIB Mohamed Anis
Maitre de conférences A
USTO-MB
Année universitaire 2009-2010
Remerciements
Je tiens à exprimer toute ma gratitude, toute ma reconnaissance et tous mes
remerciements :
A Monsieur BELBACHIR Ahmed Hafid Professeur à l’USTO-MB d’Oran,
pour les encouragements constants, la confiance et les conseils judicieux qu’il n’a pas cessé de
me prodiguer depuis le premier jour où il m’a reçu jusqu’au fin du présent travail et pour
l’honneur qu’il me fait en acceptant de présider ce jury.
A Monsieur TEBBOUNE Abdelghani maitre de conférences (A) à l’USTO-MB
d’Oran, pour la confiance et les conseils judicieux ainsi que pour m’avoir aidé depuis le
début du projet jusqu'à sa fin.
A Monsieur BELKAID Mohamed Noureddine et Monsieur DIB Mohamed
Anis, Maître de conférences (A) à l’USTO-MB d’Oran, pour l’intérêt qu’ils ont porté à ce
modeste travail et pour leur consentement à participer au jury.
Ma reconnaissance et ma gratitude vont aussi à toute ma famille mes sœurs et frères, à
mes amis et tous ceux qui d’une manière ou d’une autre ont contribué à ce travail.
Dédicaces
Je dédie ce modeste travail :
A mes très chers parents qui ont largement contribué à mon
éducation et mon enseignement.
A toute ma grande famille.
A tous les membre du laboratoire (LAAR).
Enfin à tous ceux qui m’ont aidé de près ou de loin.
Conduire par ordre mes pensées, en commençant par les objets les plus Simples et
les plus aisés à connaître, pour monter peu à peu, comme par degré, Jusqu’à la
connaissance des plus composés…………… …… .R. Descartes.
Résumé
Ce travail réalisé au laboratoire LAAR, sous la direction du professeur A.H BELBACHIR
et dirigé par le maitre de conférences A. TEBBOUNE, a pour but. L’étude de la radioactivité
naturelle dans la région d’Oran.
Pour cela nous avons procuré plusieurs échantillons de différentes régions de l’Oranie,
Pour choisir les zones de prélèvement des échantillons on s’est basé sur les types de roche (la
classification des roches est en fonction des éléments constituants et leur nature). Afin de
mesurer la radioactivité naturelle éventuellement présente dans ces dernies.
On a utilisé deux bancs de mesures, pour la détection des radioactivités naturelles. L'un est
constitue d’un détecteur semi-conducteur dans un chambre a vide et l’autre chaine de mesure
est basés sur un détecteur à scintillation. Pour acquérir les résultats de nos mesures sur le PC,
nous avons monté une carte d’acquisition sur un ordinateur, en utilisant le logiciel « génie
2000 » nous avons pu représente nos déférents résultats sous forme de tableaux et de spectres
(énergie en fonction de nombre de coup) et par la suite accéder à la connaissance de la
radioactivité naturelle dans la wilaya d'Oran.
Mots clés
Rayonnement Gamma, Rayonnement alpha, Spectroscopie Gamma, Spectroscopie alpha,
Scintillateur, semi conducteur, Photomultiplicateur, radioprotection..
Abstract
This work realized in the laboratory LAAR, under the direction of Professor A.H
BELBACHIR and directed by A. TEBBOUNE “maitre of conferences A”, aims. The study
of natural radioactivity in the region of Oran.
For this we have provided several samples from different regions of Oran, to choose the areas
of sampling it is based on the types of rock (the rock classification is based on the constituent
elements and their nature). To be able to measure the natural radioactivity may be present in
these last. So we use two channels of measures.
Up two benches measures, allow measurement of radioactivity Gamma and Alpha. The latter
is a semiconductor detector in a vacuum chamber and the other measurement chain is based
on a scintillation detector. To acquire the results of our measurements on the PC, we mounted
a acquisition card on a computer, using software « génie 2000 », we were able to represent
our results as respectful curves (energy versus number of strokes) and tables
Keywords
Gamma radiation, alpha radiation, gamma spectroscopy, alpha spectroscopy, scintillator,
semiconductor, Photomultiplier.
SOMMAIRE
Introduction générale ………………………………………………………….........................
1
CHAPITRE I : Principes et notions générales
I. Introduction …………………………………………………………...................................
II. Structure de l’atome …………………………………………………………......................
II.1. Classification des éléments...…………………………………………………………......
III. Energie de liaison des noyaux ...………………………………………………………......
III.1. Rappel …………………………………………………………......................................
III.2. Défaut de masse ………………………………………………………….......................
III.3. Energie de liaison par nucléon …………………………………………………...……..
IV. Stabilité et instabilité des noyaux …………………………………………………………
IV.1. Excès de nucléons …………………………………………………………....................
IV.2. Excès de neutrons …………………………………………………………......................
IV.3. Défaut de neutrons ………………………………………………………….....................
IV.4. Capture électronique ………………………………………………………….................
IV.5. Excès d’énergie …………………………………………………………........................
V. Décroissance ………………………………………………………….................................
V.1. Définition de l’activité …………………………………………………………...............
V.2. Notion de période ………………………………………………………….......................
V.2.1. Propriétés de la période …………………………………………………………...........
V.3. Combinaison de décroissance lorsqu’un noyau a plusieurs possibilités de désintégration
V.3.1. Période biologique, période effective …………………………………………………..
V.4. Combinaison de décroissance lorsque deux noyaux différents se désintègrent ………….
VI. Interaction des particules chargées lourdes ……………………………………………….
VI.1. Transfert maximal d’énergie électrons secondaire ……...……………………………....
VI.2. La section efficace …………………………………………………………....................
VI.3. L'angle solide …………………………………………………………............................
VI.4. Ionisation …………………………………………………………..................................
VII. Parcours ………………………………………………………….....................................
VIII. Interaction des rayonnements γ dans la matière ………………………………………...
VIII.1. Effet photoélectrique ………………………………………………………….............
VIII.1.1. Distribution angulaire des photoélectrons …………………………………………..
VIII.1.b. Section efficace de l'effet photoélectrique …………………………………………..
VIII.2. Effet Compton ………………………………………………………….......................
VIII.3. Création de paires …………………………………………………………..................
IX.1. Atténuation des rayonnements γ dans la matière ………………………………………..
X. Interaction rayonnements-homme ………………………………………………………….
I
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32
SOMMAIRE
X.1. Effets aigus ………………………………………………………….................................
X.2. Effets chroniques ………………………………………………………….......................
X.3. Radioprotection….…………………………………………………….............................
X.3.1. L’exposition …………………………...……………………………………………….
X.3.2. l’exposition externe ………………………………………………………….................
X.3.2.1. La dose absorbée …………………………………………………………..................
X.3.2.2. Débit de dose absorbée ………………………………………………………….........
X.3.2.3. Réduction du débit de dose absorbée ………………………………………………...
X.3.2.3.1. Variation du débit de dose avec la distance ………………………………………..
X.3.2.3.1.1. Cas d’une source ponctuelle ……………………………………………………...
X.3.2.3.1.2. Calcul du débit de dose absorbée ………………………………………………...
X.3.2.3.1.3. Calcul de la dose effective ………………..……………………………………….
X.3.2.4. Protection par les écrans ………………………………………………………….......
X.3.2.4.1. Loi d’atténuation pour un faisceau parallèle mono-énergétique (cas simplifié) …...
X.3.3. Protection contre l’exposition interne ………………………………………………….
X.3.3.1. Introduction et définitions de base …………………………………………………..
X.3.3.2. Différents types de contamination ……………………………………………………
X.3.3.2.1. Contamination de l’environnement ………………………………………………...
X.3.3.2.2. Contamination corporelle …………………………………………………………..
X.3.3.2.2.1. Contamination corporelle externe ………………………………………………..
X.3.3.2.2.2. Contamination corporelle interne ………………………………………………...
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40
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CHAPITRE II : Détection et mesure des rayonnements
I. Introduction …………………………………………………………..................................
I.1. Généralités ………………………………………………………….................................
I.2. Utilisation des détecteurs en « courant » ou en « impulsion » ……………………………
I.3. Spectre d’impulsion et spectre d’énergie ………………………………………………….
I.4. Définition et résolution …………………………………………………………................
I.5. Efficacité d’un détecteur …………………………………………………………..............
I.6. Temps mort d’un détecteur …………………………………………………………..........
II. Détecteurs utilisés en spectroscopie alpha …………………………………………………
II.1. Détecteur à gaz …………………………………………………………..........................
II.1.1. Collectage des charges …………………………………………………………............
II.1.1.1. Ionisation …………………………………………………………...........................
II.1.1.2. Migration des charges …………………………………………………………..........
II.1.1.3. Accidents en cours de migration ……………………………………………………..
II.1.1.4. Courant d’ionisation ………………………………………………………….............
II
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SOMMAIRE
II.2. Détecteurs à semi-conducteurs …………………………………………………………...
II.2.1. Jonction PN …………………………………………………………...........................
II.2.2. Utilisation …………………………………………………………..............................
III. Détecteurs utilisés en spectroscopie γ et X ………………………………………………..
III.1. Scintillateurs …………………………………………………………............................
II.1.1. Différents types de milieux scintillants ………………………………………………...
III.2. Tube photomultiplicateur ………………………………………………………….........
III.3. Forme de l’impulsion …………………………………………………………...............
III.4. Résolution du scintillateur …………………………………………………………........
III.5. Efficacité du scintillateur…………………………………………………………...........
IV. Électronique associée …………………………………………………………...................
IV.1. Liaison des différents modules ………………………………………………………….
IV.2. Préamplificateur …………………………………………………………........................
IV.3. Amplificateur …………………………………………………………............................
IV.3.1. Principe et forme du signal …………………………………………………………....
IV.4. Autres circuits rencontrés ………………………………………………………….........
IV.5. Mise en forme par ligne à retard ………………………………………………………...
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60
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67
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68
68
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69
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CHAPITRE III : Procédure expérimentale
I. Introduction …………………………………………………………....................................
73
II. Choix de la région ………………………………………………………….........................
III. Échantillonnage …………………………………………………………...........................
73
73
IV. Détection et mesure du rayonnement ……………………………………………………... 74
IV.1. L’ensemble de détection …………………………………………………………........... 76
IV.2. Electronique associée …………………………………………………………................ 80
IV.2.1. Le préamplificateur et l’amplificateur ………………………………………………... 80
IV.2.2. Le convertisseur analogique-numérique et l’analyseur multicanaux …………………
81
IV.3. Le logiciel de traitement et d’analyse du signal (Génie 2000) ………………………….
82
IV.3.1. Besoins de base du système …………………………………………………………...
82
V. Paramètres nécessaires au calcul de l’activité ……………………………………………... 83
V.1. Les différents paramètres …………………………………………………………........... 83
V.1.1. Paramètres reliés à la source radioactive ………………………………………………. 84
V.1.2. Paramètres reliés au détecteur …………………………………………………………. 84
V.1.3. Paramètres reliés à l’électronique …………………………………………………....… 85
VI. Principe général de la mesure d’une activité ……………………………………………... 85
VI.1.Taux de comptage …………………………………………………………...................... 85
VI.2. Correction de mouvement propre de l’ensemble de détection …………………………. 86
III
SOMMAIRE
VI.3. Correction de rendement de mesure …………………………………………………….
86
CHAPITRE IV : Résultats et discussion
I. Introduction …………………………………………………………....................................
II. Expérimental ………………………………………………………….................................
II.1. Collection et compte d'échantillon ……………………………………………………….
II.2. Analyse spectrométrique …………………………………………………………............
III. Résultats et discussion ………………………………………………………….................
III.1. Distribution de la radioactivité naturelle a Oran ………………………………………..
III.2. Débit de dose absorbée ………………………………………………………….............
III.3. Débit de dose effective ………………………………………………………................
IV. Conclusions ………………………………………………………...................................
88
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91
91
101
102
106
Conclusion et perspective………………………………………………............................
107
IV
Introduction générale
L’étude de la radioactivité naturelle est un sujet important non seulement comme secteur
fascinant d’enquête scientifique mais parce que l’information qui évolue d’une telle recherche
fournit la perspective requise pour préciser la nature, l’origine, la quantité et les effets de ces
rayonnements sur les êtres vivants.
L’origine de la radioactivité naturelle de la planète date de sa création. Alors, l’homme a
été soumis à la radioactivité par son environnement. On trouve la plupart des éléments
radioactifs naturels dans les roches. Pour cette raison on s’est basé sur les types de roches
dans le choix des échantillons à étudier.
Les substances exposées aux rayonnements nucléaires subissent des modifications au
niveau des leurs composition microscopique (atomes et molécules). Dans la cellule vivante
certaines de ces altérations peuvent avoir des conséquences à court ou à long terme. Les effets
les plus graves se produisent au niveau de la molécule d’ADN, selon les cas suivants
•
Réparation parfaite : suivie normale de la cellule
•
Réparation impossible : mort cellulaire
•
Réparation imparfaite : survie altérée (mutation ou mutation puis cancer)
Afin de faire face aux séquences dévastateurs causés par de tels rayonnements sur les êtres
vivant nous avant essayé de définir et étudier les degrés et les origines des radioactivités
naturelles dans notre région "Oran" pour cela nous avant subdivisé notre travail comme suite
Le premier chapitre, est consacré à la théorie et aux concepts généraux liés aux
phénomènes de la radioactivité, on a présenté les principaux processus de la désintégration
des noyaux instables et les effets ainsi que les conséquence des interactions des rayonnements
nucléaires avec la matière.
Dans le deuxième chapitre, nous avons abordé en détail le sujet de la détection des
rayonnements ainsi que les mécanismes avec les quels le rayonnement qui ont était invisible
pour l’homme sont devenue détectable et mesurable.
Le troisième chapitre a été consacré à la présentation des bancs de mesures et à
l'explication des étapes qui nous ont conduits à étudier et analyser les éventuelles
radioactivités naturelles par nos échantillons.
~ 1 ~ Introduction générale
Le quatrième et le dernier chapitre, à été consacré à l’interprétation et la discussion des
différents résultants obtenus au cours de ce travaille de recherche.
En fin nous avant achevé toute ces étapes par une conclusion générale et perspective ou on
a rangé toute les résultas acquis lors de cette étude plus des suggestions des suites constructif
et utile pour une conception plus déterminé sur l'état et l'évolution d'une telle activité
naturelle.
~ 2 ~ Chapitre I :
Principes et notions générales
CHAPITRE I
Principes et notions générales
I. Introduction :
La radioactivité est la propriété naturelle de certains noyaux atomiques à émettre de façon
spontanée un rayonnement. Cela correspond à une recherche spontanée de stabilité nucléaire.
Cette émission de rayonnement accompagne le phénomène de désintégration radioactive,
qui transforme le noyau de l'élément "père" (X) en noyau fils (Y). Ainsi, le noyau d'un isotope
radioactif va se transformer spontanément en un noyau d'un isotope plus stable du même
élément, ou bien encore en un noyau d'un isotope plus d'un autre élément chimique.
Dans la nature, le nombre de neutrons est généralement au moins égal au nombre de
protons. Il est possible de fabriquer des noyaux trop riches ou déficients en neutrons, qui vont
se désintégrer en un autre noyau.
Approximativement tout les radionucléides telluriques sont de la famille de uranium et
thorium, pour cela nous avons définir les familles (les descendance) de cet dernier.
•
la famille de Uranium naturel :
L'uranium, un métal lourd, se trouve largement répandu dans la nature, toujours en
combinaison avec d'autres éléments, L’uranium a seize isotopes, tous radioactifs, émetteur de
particules alpha et de rayonnement gamma relativement faible
L'uranium naturel contient l’uranium 238 (238U) d’une portion de (99.28%).
La filiation radioactive d’uranium :
L’uranium 238 (238U) est à l’origine d’une succession de désintégrations radioactives qui
aboutissent finalement au plomb 206 stable. Dans cette filiation radioactive on trouve en
particulier les désintégrations suivantes :
~ 3 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
Figure IV.1 : la chaîne de descendance d’uranium 238.
•
la famille de Thorium naturel :
Le thorium 232 est une matière fertile, se trouve naturellement dans des minerais divers, est
un émetteur alpha très radiotoxique.
Figure IV.2 : la chaîne de descendance de Thorium 232.
~ 4 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
II. Structure de l’atome :
L’atome peut être résumé ou décrit par un modèle planétaire (environ 1 Å de rayon), des
électrons gravitant autour d’un noyau quasiment ponctuel (environ 10-15 m de rayon, soit 105
fois plus petit.
Le noyau est caractérisé par un ensemble de nucléons, divisés entre neutrons et protons, il
est donc décrit par son :
- nombre de masse (A) ;
- nombre de protons (Z) ;
- nombre de neutrons (N).
La notation officielle des noyaux est :
Où X est le symbole chimique.
On a évidemment la relation :
A=Z+N
II.1. Classification des éléments :
On peut classer les noyaux en trois catégories :
- les noyaux ayant le même nombre atomique (nombre de charge)Z sont appelés les isotopes ;
- les noyaux ayant le même nombre de masse A sont appelés les isobares ;
- les noyaux ayant le même nombre de neutron N sont appelés les isotones.
Les isotopes diffèrent entre eux par leur nombre de neutrons (donc leur nombre de masse).
Les isotones et les isobares diffèrent entre eux par leur nombre de protons.
~ 5 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
III. Energie de liaison des noyaux :
III.1. Rappel :
L’essentiel du raisonnement qui suit reposera sur la formule d’Einstein qui quantifie
“l’équivalence” masse - énergie : [1]
E = m.c2
Où C est la célérité de la lumière dans le vide.
III.2. Défaut de masse :
Lorsque l’on fait l’inventaire des constituants élémentaires de l’atome, protons, neutrons et
électrons et que l’on compare à la masse volumique d’un élément, on trouve que l’élément
pèse moins lourd que la somme de ses composants.
Z.mp + (A-Z).mn + Z.me- > MX
Pour un élément :
La formation du noyau implique donc une perte de masse. Il s’agit d’une petite partie de la
masse des nucléons qui a été transformée en énergie de liaison El. [2]
Énergie initiale = énergie finale + énergie de liaison totale des nucléons, soit :
Ei = Ef + El
Mi.c2 = Mf.c2 + ∆m.c2
Où
∆m est la perte de masse (ou défaut de masse)
Mi représente la somme des masses des constituants de l’atome
Mf = M (
) masse de l’atome.
L’énergie de liaison des électrons est négligée Par rapport à l’énergie de liaison nucléons
~ 6 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
III.3. Energie de liaison par nucléon
El correspond à l’énergie totale de liaison des nucléons, elle est en fait distribuée sur touts les
nucléons, soit : εl d’où l’énergie de liaison par nucléon εl = El/A.
L’étude de cette quantité en fonction de A permet de voir que tous les atomes ne possèdent
pas des noyaux aussi solidement liés, “en moyenne”. La courbe εl = f (A) augmente
rapidement pour les atomes légers, passe par un maximum entre 40 et 100, puis décroît
lentement. Le maximum est aux alentours de 8,8 MeV pour le Fer et reste voisin de 8 MeV
(Fig I.1).
Fig I.1 : La variation de l’énergie de liaison par nucléon en
fonction de nombre de masse. [3]
Puisque les éléments tendent à évoluer vers une stabilité plus grande, les éléments légers
gagnent en stabilité par fusion tandis que les éléments lourds gagnent en stabilité par fission
(Fig I.2).
Fig I.2 : l’évolution vers la stabilité
~ 7 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
IV. Stabilité et instabilité des noyaux
On vient de voir que, dans certains cas, les noyaux tendent à évoluer vers des
configurations plus stables. Par exemple, la répulsion de type électrique qu’exercent les protons
les uns sur les autres est un facteur d’instabilité. La présence de neutrons tend à modérer cette
répulsion coulombienne. Aussi, il est logique de penser que les noyaux stables sont ceux pour
lesquels N≈Z. Cette intuition est vraie jusqu’à A = 40 (ou Z = 20). Ensuite, la répulsion
coulombienne augmente trop avec Z et les atomes lourds stables sont ceux qui présentent un
excès de neutrons. On peut représenter cette notion sur un graphe : N = f (Z).
Au-delà de Z = 20, la relation N = Z devient N ≈ 1,6 Z. Dans la réalité, ce graphe n’est pas
observé de façon stricte et les atomes stables sont distribués autour de la ligne tracée. On parle
de vallée de stabilité (Fig I.3).
Fig I.3 : Stabilité et instabilité des noyaux
Les autres régions du plan correspondent à des atomes instables. Cette instabilité est due a : [3]
~ 8 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
IV.1. Excès de nucléons :
Le noyau est trop lourd et l’émission se fait avec une perte de masse maximum, sous forme
de rayonnement alpha.
On remarque la conservation du nombre de masse et du nombre de charges
Fig I.4 : Émission α
IV.2. Excès de neutrons :
L’atome est plus lourd que l’isotope stable, le neutron se transforme en proton avec une
Émission β−.
Fig I.5 : Émission β−
Une émission de β- en général est accompagnée d’une émission d’un antineutrino.
~ 9 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
IV.3. Défaut de neutrons :
L’atome est moins lourd que l’isotope stable, soit le proton se transforme en neutron avec
une émission β+.
Fig I.6 : Émission β+
Cependant l’émission d’un β+ est accompagnée en général d’un neutrino
Soit le noyau absorbe un électron du cortège électronique :
IV.4. Capture électronique
p+ + e- → n
Fig I.7 : Capture électronique
La partition du plan (N, Z) peut être figurée ainsi :
~ 10 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
Fig I.8 : La partition du plan (N, Z) [4]
IV.5. Excès d’énergie :
L’atome est dans un état excité (ayant même Z et N, c’est un isomère d’un atome
, il
retourne à son état fondamental avec émission d’un rayonnement γ).
Fig I.9 : émission γ
V. Décroissance
On vient de voir que certains atomes sont instables et disparaissent. Pour une espèce
donnée, tous les atomes ne disparaissent pas en même temps et la population totale des
atomes obéit à une loi dite de décroissance. Elle est “déterministe” au niveau global de tous les
atomes (on peut en prévoir les quantités), et aléatoire au niveau d’un atome individuel, c’est-àdire que, si j’observe un atome donné, il n’a qu’une probabilité λ de se désintégrer pendant un
temps donné (pris pour unité).
On caractérise une source par deux grandeurs : activité et période.
~ 11 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
V.1. Définition de l’activité
C’est le nombre de désintégrations présentées par une source par unité de temps. [5]
Avec dN‹0 : diminution
Pour des raisons liées à la détection, A constitue la grandeur mesurable (signal émis), N
étant le nombre de molécules radioactifs.
∆N = nombre de noyaux disparus (donc signe -)
Unité :
1 Becquerel = 1 désintégration/seconde
Ancienne unité :
1 Curie = 3,7.1010 Bq → activité de : 1 g Radium 226
Puisqu’au bout du temps t, des noyaux se sont désintégrés, ils ne sont plus disponibles
pour l’activité, donc l’activité décroît au cours du temps puisque chaque noyau présente une
probabilité de désintégration inchangée avec un nombre total décroissant. [6]
dN = -λ.N.dt
dN = variation de la population globale
N : nombre de noyaux instables
λ : la probabilité de désintégration d’un noyau instable par unité de temps
Cette loi de variation de la population globale des atomes radioactifs est donc décrite par une
équation différentielle du premier ordre à coefficient constant :
(Soit l’activité A = + λ N)
Elle s’intègre en séparant les variables N et t :
dN/N = -λ.dt
Soit
(nombre d’atomes)
Si on substitue N dans la formule de l’activité :
~ 12 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
V.2. Notion de période
L’exposant de l’exponentielle contient le produit λ.t, ce qui signifie que λ est l’inverse d’un
temps. C’est effectivement un %.temps -1. Selon les atomes, ce pourcentage par unité de
temps est plus ou moins élevé. Par commodité, on repère le temps au bout duquel la moitié du
produit a disparu.
La période est le temps nécessaire au bout duquel la moitie de noyaux se désintègre, si on
traduit cela en équation, on obtient : [7]
Donc
Il vient la relation entre constante de décroissance et période :
Le radioélément (ou radionucléide) N est donc transformé en radionucléide "fils" (D)
selon l'équation: N = No .e(-λ
.t)
. Le radionucléide "fils" D apparaît conjointement à la
dégradation radioactive du radionucléide N selon l'équation :
D = N 0 .(1 − e ( − λ .t ) )
Fig I.10 : Décroissance radioactive
~ 13 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
V.2.1. Propriétés de la période
T est spécifique du radioélément et indépendant :
9
du temps d’origine, donc de l’âge moyen du radioélément,
9
du nombre initial d’atomes,
9
de la pression et de la température (ce qui est normal car ce sont des propriétés de
groupe d’atomes, la radioactivité est une propriété de noyau).
V.3. Combinaison de décroissance lorsqu’un noyau a plusieurs possibilités de
désintégration.
C’est par exemple, le cas du noyau de Polonium qui donne soit de l’actinium, soit du plomb.
Soit
X
→ λ1
Y1
d’où une disparition dN1/dt de X par cette voie
→ λ2
Y2
d’où une disparition dN2/dt de X par cette voie
→ λ3
Y3
d’où une disparition dN3/dt de X par cette voie
La probabilité de donner Y1 est indépendante de celle de donner Y2 ou Y3. Donc, la
probabilité totale de disparition de X est λ = λ1 + λ2 + λ3 soit, en général :
Or, en tenant compte de
Pour chaque mode de désintégration i qui peut être caractérisé par une période propre. En
simplifiant par Ln 2. On a :
V.3.1. Période biologique, période effective
Exclusion faite de l’inhalation, les substances non transférables sont éliminées de
l’organisme in vivo et n’entraînent qu’une exposition interne temporaire, tout particulièrement
des organes à travers lesquels elles transitent.
~ 14 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
Pour les substances transférables, une fraction plus ou moins importante se retrouve
déposée dans un ou plusieurs organes in vivo (encore nommés compartiment) et disparaît
progressivement en raison de la conjugaison de la décroissance radioactive et de l’élimination
biologique.
La période biologique est le temps nécessaire à l’élimination de la moitié de la quantité du
radionucléide introduit. Cette grandeur est indépendante de la période radioactive du
radionucléide et uniquement liée aux mécanismes d’épuration. Elle dépend de l’élément
chimique présent dans l’organisme et non pas de son caractère stable ou radioactif. Elle se
note Tb.
Considérant en première approximation que l’élimination biologique obéit à une loi
exponentielle, l’équation globale d’élimination peut s’écrire :
où A est l’activité du radionucléide au temps t,
A0 est l’activité initiale introduite,
Tp est la période physique du radionucléide, et Tb sa période biologique.
La période effective d’un radionucléide, notée Te, combine la période biologique Tb à sa
décroissance radioactive Tp. Elle est donnée par l’équation :
soit
V.4. Combinaison de décroissance lorsque deux noyaux différents se désintègrent.
Dans le cas d’un mélange de plusieurs radioéléments, la fonction de l’activité n’est plus
mono exponentielle. Lorsqu’un noyau disparait, l’autre est encore présent avec une
probabilité de désintégration totalement indépendante. Prenons le cas d’un mélange de 2
radioéléments : X1* et X2* (l’étoile indique leur caractère radioactif).
~ 15 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
X1* période T1, indépendant de X2* donc
X2* période T2, indépendant de X1* donc
L’activité observée pour le mélange est :
Atot = A1 + A2
L’activité du radionucléide au temps t peut donc s’écrire :
On remarque que ces modes de décroissance différents d’un radioélément se combinent
pour former une décroissance mono exponentielle. Lorsqu’une voie de désintégration a été
exprimée, le noyau n’existe plus.
VI. Interaction des particules chargées lourdes
Dans le cas de particules chargées lourdes, c’est-à-dire à partir du proton, de masse M très
grande devant la masse de l’électron me (M/me = 1837), et pour des énergies cinétiques
supérieures à 1 MeV, on observe un ralentissement des particules sans déviation (sauf le cas
très improbable de rencontre avec un noyau du milieu, ce qui a quand même permis à Ernest
Rutherford de prouver l’existence du noyau atomique). On en conclut que la particule perd
progressivement son énergie en la transférant aux électrons du milieu. Ce transfert d’énergie
peut se faire par excitation ou par ionisation des atomes du milieu.
VI.1. Transfert maximal d’énergie : électrons secondaires
Dans certains cas, la quantité d’énergie transférée à l’électron, T, est très supérieure au
potentiel d’ionisation I (T > 100 eV). Cet électron va avoir un parcours plus important dans le
milieu et être responsable d’ionisations secondaires le long de son parcours. Ces électrons
énergétiques sont appelés électrons secondaires : ils donnent lieu à la chevelure entourant la
trace d’une particule chargée dans une émulsion, par exemple. Environ deux tiers de l’énergie
transférée au milieu se retrouve sous forme d’énergie cinétique des électrons secondaires.
~ 16 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
Le transfert d’énergie qu’une particule de charge ze, de masse M et de vitesse relative
β = v/c peut effectuer à un électron émis avec un angle θ est : [8]
T = 2mec2β2cos2θ
On montre que le nombre d'interaction par unité de temps au sein de la cible est
proportionnel a l'intensité I du faisceau incident, à la concentration des atomes N, à la surface
de la cible S et à l'épaisseur de la cible dx. Ces observations peuvent être résumées dans la
relation suivante:
τ = σ.I. N. S .dx
Où σ est une constante de proportionnalité qui est appelée section efficace.
σ =
τ
I.N.S.dx
τ : le taux d’interaction (le nombre d’interaction par unité de temps)
σ : La section efficace
I : l’intensité (le nombre de particule traversant la surface S par unité de temps)
SNdx : nombre d’atome de la cible
VI.2. La section efficace
La section efficace est la surface fictive que devrait avoir une particule cible pour
reproduire la probabilité observée de collision ou de réaction avec une autre particule en
supposant que ces collisions se produisent entre objets matériels impénétrables.
Statistiquement, les centres d'atomes disposés sur une mince surface peuvent être
considérés comme des points répartis uniformément sur ce plan. Le centre d'un projectile
atomique choquant ce plan a une probabilité géométriquement définie de passer à une certaine
distance r d'un de ces points. En fait, s'il y a n atomes dans une surface S de ce plan, cette
probabilité est de
, ce qui est simplement le rapport entre la surface totale occupée par
des cercles de rayon r et la surface S du plan.
~ 17 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
La section efficace est peu dépendante de la taille réelle de la particule en question et varie
surtout en fonction de la nature exacte de la collision ou de la réaction, et des interactions
existantes entre les particules concernées. Ceci explique l'emploi de l'expression section
efficace au lieu de section plus simplement.
La section efficace différentielle de production des électrons secondaires par unité de
longueur de la trajectoire de la particule incidente, dans un milieu avec NZ électrons par unité
de volume (avec N densité atomique et Z numéro atomique) s’écrit :
VI.3. L'angle solide
La géométrie source détecteur est caractérisée par l'angle solide de détection. Il est souvent
très difficile à calculer, compte tenu de la forme des sources et des détecteurs utilisés dans les
mesures. Dans le cas d'une source de rayonnements ponctuelle située dans l'axe d'un détecteur
cylindrique, le calcul de l'angle solide Ω se ramène à une formule simple (Fig I.11).
Fig I.11 : Calcul de l'angle solide de détection.
~ 18 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
VI.4. Ionisation
La perte moyenne d’énergie de la particule par unité de longueur du milieu traversé (ou
pouvoir d’arrêt) se calcule à partir de l’interaction de Coulomb entre la particule chargée et les
électrons du milieu.
Fig I.12 : Interaction de la particule chargée (ze) avec un
électron pour le paramètre d’impact b
Le module de la force entre la particule de charge ze et un électron à la distance r s’écrit :
Si l’on considère que le transfert élémentaire d’énergie entre la particule et l’électron est
faible, on admettra que la trajectoire de la particule ne change pas et que sa vitesse v reste
constante, en régime non relativiste.
La résultante de la force s’exerçant sur l’électron lors du passage de la particule est
perpendiculaire à l’axe x. La contribution élémentaire F. s’écrit :
Le moment transféré à l’électron lors du passage de la particule s’obtient par la relation :
La quantité d’énergie transférée à l’électron (ou perdue par la particule) s’écrit :
~ 19 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
Dans un cylindre de longueur dx et d’épaisseur db (fig I.12), on a 2πb db dx NZ électrons
pour un milieu ralentisseur de numéro atomique Z et de densité atomique N.
La perte d’énergie de la particule par unité de longueur s’écrit :
Les valeurs maximale et minimale du paramètre d’impact b sont évaluées à partir de
considérations quantiques :
bmin est la limite de localisation de l’électron de quantité de mouvement mev, soit bmin ~ħ/mev
bMax est du même ordre que l’orbite atomique de l’électron, soit bMax ~ v/ω = (ħv)/ I où I=ħω
représente le potentiel d’ionisation de l’électron.
Pour une particule modérément relativiste, on aboutit à la formule de Bethe-Bloch : [9]
Pour une particule de charge ze, de vitesse v = βc, avec γ = (1-β2)-1/2, interagissant dans un
milieu de N atomes (de numéro atomique Z) par cm3, le potentiel d’ionisation moyen des
électrons du milieu étant I (I = 16Z0,9 eV pour Z > 1). Le terme δ prend en compte les
différents facteurs correctifs : effets de couche, densité apparente du milieu...
On en déduit que -dE/dx varie :
— en z2 (indépendance du signe de la charge de la particule)
— en NZ = (ρNA/A)Z pour un milieu de masse volumique ρ, constitué d’atomes de nombre
de masse A, avec NA = 6,022 x 1023 nombre d’Avogadro
— en β-2.
~ 20 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
Fig I.13 : Perte d’énergie (dans l’air) par ionisation de particules
chargées en fonction de l’énergie des particules.
On remarque que :
—la masse de la particule incidente n’intervient pas
—pour des particules de même charge z, dE/dx est en fonction de la vitesse β seulement
—la courbe -dE/dx, en fonction de l’énergie E (fig I.13), décroît avec β-2, passe par un
minimum (minimum d’ionisation) pour βγ ≈ 3 et (dE/dx)min ≈ 2MeV/g.cm-2, avant de croître
du coté relativiste (terme en lnγ2) pour atteindre un plateau, plateau de Fermi, dû à la
modification de la densité apparente du milieu en régime relativiste.
Les courbes dE/dx sont bien séparées suivant la particule considérée pour tout un domaine
vers les basses énergies, ce qui permet d’identifier les particules par leur perte d’énergie. Par
contre, au-delà de βγ ≈ 3, les trajectoires se rejoignent pour toutes les particules.
À faible énergie, la formule de Bethe se comporte comme
, soit :
où T =1/2(Mv2) est l’énergie cinétique de la particule, d’où :
~ 21 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
VII. Parcours
On définit le libre parcours moyen d’une particule chargée dans la matière par la relation :
et la loi d’échelle pour deux particules différentes s’écrit :
Fig I.14 : Parcours de particules chargées dans un plastique scintillant [10]
La perte d’énergie par unité de longueur augmentent quand E diminue (fig I.13), le
maximum d’énergie est perdu en fin de parcours de la particule dans le milieu : cela donne
naissance au pic de Bragg (fig I.15).
~ 22 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
Fig I.15 : Courbe de Bragg pour des deutons de 190
MeV dans l’aluminium [33]
VIII. Interaction des rayonnements γ dans la matière
Les rayonnements électromagnétiques γ ne possèdent pas de charge électrique. Les
interactions peuvent avoir lieu avec les électrons atomiques, les nucléons, le champ électrique
des noyaux et des électrons, le champ de mésons qui entourent les nucléons. Les effets de
l'interaction peuvent être une absorption totale, une diffusion élastique ou inélastique. On peut
bien sûr combiner les interactions et leurs effets, de telles sortes que nous avons beaucoup de
combinaisons possibles. Les trois principales interactions à étudier sont:
L'effet photoélectrique.
La diffusion de Compton.
La production de paires.
L’importance relative de ces trois effets dépend de l’énergie du rayonnement γ et du
numéro atomique Z du milieu atténuateur (fig I.16).
~ 23 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
Fig I.16 : Type d’interactions prépondérantes suivant l’énergie
du photon et le numéro atomique du milieu. [11]
VIII.1. Effet photoélectrique
L'effet photoélectrique est l'absorption d'un photon (de fréquence ν) par un électron
atomique et l'émission de cet électron de l'atome. L'énergie cinétique de l'électron émis est
donnée par :
E=hν-wi
Où Wi est l'énergie de liaison de l'électron dans les couches de l'atome. Il est donc évident
que le photon doit avoir une énergie supérieure à l'énergie de liaison de l'électron, pour que le
phénomène puisse se produire.
Ce processus est permis pour les électrons atomiques. Il est interdit pour les électrons
libres. Pour les photons suffisamment énergétiques, l’électron qui participe au processus est
pris sur la couche K à cause de sa proximité avec le noyau. Le site laissé vacant peut être
repeuplé par des électrons des couches externes donnant ainsi lieu à l’émission de rayons X
ou d’électrons Auger lorsque ces rayons sont "auto-absorbés".
Fig I.17 : Effet photoélectrique
~ 24 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
VIII.1.1. Distribution angulaire des photoélectrons
Les photoélectrons sont émis dans toutes les directions de l'espace, mais avec une direction
préférentielle qui dépend de l'énergie hν du photon incident. Pour les photons de basse
énergie, la distribution est pratiquement symétrique par rapport à θ= 90°, où θ est l'angle entre
la direction du photon incident et celle de l'électron émis. Lorsque hν croît, θ tend vers zéro.
Fig I.18 : Distribution angulaire des photoélectrons. [34]
VIII.1.2. Section efficace de l'effet photoélectrique
Il n’existe pas de forme simple de la section efficace sur tout le domaine en Z et en énergie
du photon incident.
Dans le domaine non relativiste, mais suffisamment loin des seuils de couches (K, L ...),
celle-ci s’exprime par :
(Par atome)
où :
-α est la constante de structure fine (1/137)
~ 25 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
- Z est le numéro atomique du milieu.
-
.
: est la section efficace de diffusion élastique de Thomson d’un photon sur un électron,
avec
rayon classique de l’électron.
Pour des énergies plus grandes, c’est à dire pour ε>>1, on a plutôt :
À basse énergie (Eγ< 100 keV), c’est l’effet photoélectrique qui domine dans la section
efficace totale d’interaction des photons.
La section efficace photoélectrique par atome,
dépend fortement de l'énergie du photon
et du numéro atomique Z du milieu absorbeur.
VIII.2. Effet Compton
Fig I.19 : Cinématique de la diffusion Compton
Dans ce cas, il y a diffusion du photon sur un électron (quasi libre). L’énergie du photon
diffusé à l’angle θ (Fig I.19) est :
avec γ = hν/mec2.
L’énergie cinétique de l’électron est alors :
~ 26 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
et
Il y a rétrodiffusion du photon lorsque θ = π, on a alors :
La section efficace d’effet Compton a été calculée par Klein-Nishima pour la diffusion d’un
photon sur un électron (σC(1)). Pour un atome de numéro atomique Z, on aura σC = ZσC(1).
Fig I.20 : Diffusion Compton d’un photon polarisé
•
Dans le cas d’un photon incident polarisé d’énergie hν, la section efficace
différentielle de diffusion Compton du photon d’énergie hν' à l’angle (θ, φ) (Fig I.20) s’écrit :
(1)
avec re = e2/(4π ε0mec2).
La diffusion Compton est ainsi plus probable dans le plan perpendiculaire au champ
électrique E, ou pour φ = 90o.
Cette propriété est utilisée pour la mesure de la polarisation linéaire d’un photon γ. Dans le
cas d’une réaction (ions lourds, rayons γ), on définit le plan de réaction par l’axe du faisceau
et l’axe cible-détecteur. La polarisation du photon γ émis est donnée par :
avec I// et I⊥ intensités des photons diffusés respectivement dans le plan parallèle et dans le
plan perpendiculaire au plan de réaction
~ 27 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
Comme la diffusion Compton la plus probable se fait pour φ = 90o, la mesure de l’asymétrie :
avec N (φ) nombre de photons γ diffusés à l’angle φ, permet d’obtenir la polarisation
expérimentale Pexp via un facteur de qualité de la mesure 0 < Q < 1 :
A = QPexp
Le signe de P est déterminé par le changement de parité de la transition, + pour pas de
changement, - pour un changement.
Pratiquement, la réalisation d’un polarimètre nécessite un détecteur central comme
diffuseur, entouré de plusieurs détecteurs analyseurs.
Fig I.21 : Section efficace différentielle. [34]
La Fig I.21 représenté la Section efficace différentielle (en millibarns) de diffusion
Compton en fonction de l’énergie du photon incident et de l’angle de diffusion
•
Quand le photon initial n’est pas polarisé, la section efficace de diffusion Compton
s’obtient en intégrant la relation (1) sur φ (Figure 21). On obtient :
~ 28 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
(2)
Aux faibles énergies, pour hν’≈ hν, on retrouve la section efficace différentielle de
diffusion Thomson :
La section efficace Compton totale s’obtient à partir de la relation (2) en intégrant sur 4π sr.
L’énergie du photon incident se répartit entre l’énergie cinétique de l’électron, qui est
absorbée par le milieu, et l’énergie du photon diffusé, qui peut s’échapper du milieu. On peut
ainsi écrire :
σc = σsC (diffusion) + σaC (absorption)
Dans le cas où le photon diffusé s’échappe du milieu, l’énergie apportée dans le milieu
varie de 0 à TeMax suivant l’angle de diffusion. Cela donne naissance au plateau Compton
dans les spectres γ.
VIII.3. Création de paires
Fig I.22 : Création de paires.
Lorsque le photon a une énergie plus élevée, il peut se matérialiser par la création d'une
paire. Le surplus d'énergie se transforme en énergie cinétique pour les particules créées. Ce
processus ne peut se produire qu'en présence du champ d'une particule chargée (le noyau par
exemple), qui absorbe une partie de l'impulsion du photon. En effet, la paire ne peut pas à la
fois prendre en charge toute l'énergie et toute l'impulsion du photon
~ 29 ~ CHAPITRE I
•
Principes et notions générales
dans le cas d’un noyau atomique, la création d’une paire aura lieu si hν > 2mec2 soit
1,022 MeV
•
dans le cas d’un électron, la création d’une paire nécessitera hν > 4mec2 soit 2,044 MeV.
Dans ce cas, on parlera de triplet car l’électron catalyseur est éjecté.
La production de paires dans le champ électrique de l’électron est fortement supprimée
(champ plus faible que le champ nucléaire).
Si 1 << ε <<
Si ε >>
=> => La section efficace de création de paire varie en σπ ≈ Z2.
Fig I.23 : Répartition de l’énergie cinétique disponible entre l’électron et
positon en fonction de l’énergie du photon incident.
9
Gerbe électromagnétique
Après la création d’une paire, e+ et e- ralentissent dans le milieu en émettant des photons γ
de Bremsstrahlung qui, à leur tour, vont créé des paires e+, e- et ainsi de suite.
~ 30 ~ CHAPITRE I
9
Principes et notions générales
Annihilation du positron
Lorsque le positron a perdu son énergie cinétique dans le milieu, il va s’annihiler avec un
électron suivant la réaction :
e+ + e- → 2γ
L’annihilation ayant lieu au repos, on aura deux photons γ de 511 KeV émis à 180o l’un de
l’autre.
Dans le cas où un photon γ crée une paire e+, e- dans un détecteur, l’énergie du photon γ est
totalement récupérée si les deux photons de 511 KeV d’annihilation du e+ sont absorbés dans
le détecteur.
Dans le cas contraire, on récupère l’énergie du photon γ diminuée de 511 KeV (pic de
simple échappement) ou de 1022 KeV (pic de double échappement). Un exemple de spectre
est donné (Fig I.24).
Fig I.24 : Interaction d’un photon γ de 10,763 MeV dans un
détecteur au germanium de 300 cm3
Le spectre obtenu met en évidence les pics d’énergie totale, de simple échappement et de
double échappement.
~ 31 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
IX.1. Atténuation des rayonnements γ dans la matière
Un faisceau de rayons γ mono-énergétique d’intensité I subit une perte d’intensité dI après
traversée d’une épaisseur dx de matière. On a : - dI = σINdx
σ = σΦ + ZσC + σπ
avec
σΦ
et
section efficace totale d’interaction,
section efficace due à l’effet photo-électrique,
ZσC
section efficace due à l’effet Compton pour Z électrons par
atomes du milieu,
σπ
section efficace due à la création de paires
La loi de variation de l’intensité du faisceau γ en fonction de l’épaisseur x de matériau
traversé s’écrit, par conséquent :
I = I0 exp (- σNx) = I0 exp (- µx)
densité atomique du milieu (de masse volumique ρ),
Avec :
µ = σN
coefficient d’atténuation linéaire des rayons γ dans le milieu. On définit
µ’= µ /ρ coefficient d’atténuation massique
On peut écrire I = I0 exp (- µ'x') avec x' = ρx en g/cm2.
X. Interaction rayonnements-homme
Pour obtenir une appréciation pratique de ce que représente un Sv, on remarquera que
l'homme a été de tout temps exposé à des rayonnements ionisants. Ceux-ci sont soit d'origine
cosmique, soit dû aux éléments radioactifs de notre environnement. Elle dépend
essentiellement de la composition géologique du sous-sol et de l'altitude.
Les effets des rayonnements ionisants englobent une vaste gamme de réactions très
différentes les unes des autres dans leur relation dose-effet, on subdivise souvent les effets en
deux grandes catégories: [12]
~ 32 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
9 effets héréditaires, ou effets génétiques qui se manifestent chez les descendants des
personnes exposées.
9 effets somatiques, qui se manifestent chez les personnes exposées elles-mêmes. Ces
derniers comprennent les effets aigus, qui apparaissent peu après l’irradiation, et les effets
à long terme (ou différés), qui peuvent se manifester des mois, des années ou même des
décennies plus tard.
X.1. Effets aigus
Les effets aigus des rayonnements ionisants résultent surtout de l’appauvrissement en
cellules capables de reproduction dans les tissus irradiés et ne se manifestent qu’en présence
de doses assez importantes pour détruire beaucoup de ces cellules. C’est pour cette raison que
l’on considère que ces effets sont de nature non stochastique ou déterministe.
Les lésions aigus, qui étaient courantes chez les premiers travailleurs exposés aux
rayonnements ionisants et les premiers malades soumis à des traitements de radiothérapie, ont
pratiquement disparu par suite de l’amélioration des mesures de sécurité et des méthodes de
traitement. Il s'agit essentiellement d'accidents industriels (catastrophe de Tchernobyl) et, plus
rarement, d'accidents médicaux. La gravité de ces irradiations généralisées dépend de la dose
reçue et peut aller jusqu'au décès. [13]
X.2. Effets chroniques
Il s'agit essentiellement d'effets mutagènes et cancérogènes, considérés comme des
phénomènes stochastiques résultant d’altérations moléculaires aléatoires de cellules
individuelles, dont la fréquence croît en fonction linéaire de la dose. Il existe également un
risque plus important de survenue de maladies cardio-vasculaires.
La réaction à une irradiation très localisée, produite par une source extérieure ou un
radionucléide déposé à l’intérieur de l’organisme, tend à se manifester lentement avec peu de
symptômes ou de signes extérieurs, à moins que le volume de tissus irradiés ou que la dose ne
soient relativement importants.
Certains radionucléides, comme le tritium (³H), le carbone 14 (14C) et le césium 137
(137Cs), tendent à se répartir dans tout l’organisme, produisant une irradiation totale, tandis
que d’autres radionucléides se fixent plutôt dans des organes particuliers, provoquant des
~ 33 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
lésions très localisées. Le radium et le strontium 90 (90Sr), par exemple, se fixent
essentiellement dans les os, causant surtout des lésions osseuses, tandis que l’iode radioactif
se concentre dans la glande thyroïde, qui est donc la première atteinte. [14]
X.3. Radioprotection
X.3.1. L’exposition
Comme introduction, il convient de faire le point sur les concepts suivants : toute personne
soumise à l’action des rayonnements ionisants subit une exposition. Il en existe deux types :
– l’exposition externe résultant de sources radioactives situées en dehors de l’organisme ;
– l’exposition interne résultant de sources radioactives situées à l’intérieur de l’organisme
Enfin, nous pouvons noter dès à présent que l’exposition externe cesse dès que l’utilisateur
est suffisamment éloigné des sources radioactives tandis que l’exposition interne dure tant que
les sources de rayonnements n’ont pas été évacuées de son organisme. Cette dernière
dépendra du période physique et biologique du radionucléide absorbée.
X.3.2. l’exposition externe
X.3.2.1. La dose absorbée
Dans laquelle dE est l’énergie cédée par les rayonnements à l’élément de matière de masse
dm entourant le point considéré, c’est-à-dire la différence entre la somme des énergies des
rayonnements qui ont pénétré dans l’élément de matière et la somme des énergies qui en sont
ressorties. [15]
D’après cette relation, dans le système international (SI) de mesures, une dose absorbée se
mesure en joule par kilogramme. Par définition :
1 gray (Gy) = 1 joule par kilogramme (J.kg−1)
~ 34 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
X.3.2.2. Débit de dose absorbée
Le débit de dose absorbée, noté , est la dose absorbée par unité de temps.
Dans le système international, le débit de dose absorbée doit se mesurer en gray par seconde
(Gy.s−1). En pratique, on utilise souvent des sous-multiples, comme les mGy.h−1. [16]
Si le débit de dose absorbée est constant dans l’intervalle de temps t, on peut écrire la relation:
D=
×t
D reçue par une personne à un poste de travail est le produit du débit de dose absorbée par
le temps de présence. Cette relation est également valable pour la dose équivalente H.
En radioprotection, cette dose soit la plus faible possible, compte tenu du coût de la
protection. Pour cela, nous pourrons :
– soit réduire le temps d’exposition ;
– soit réduire le débit de dose absorbée.
Si la réduction du temps d’exposition est un paramètre qui apparaît comme évident, la
réduction du débit de dose absorbée se conçoit d’après la définition de la dose absorbée :
Pour des rayonnements ionisants de même nature et de même énergie, la dose absorbée en
un point est proportionnelle au nombre de particules qui pénètrent dans l’élément de masse
considéré.
Il en résulte que le débit de dose absorbée est proportionnel au nombre de particules qui
entrent dans cet élément de masse par unité de temps, donc qu’il est proportionnel à l’activité
de la source.
Pour réduire ce nombre, outre la diminution des quantités de radionucléides manipulées,
nous pourrons utiliser deux moyens :
~ 35 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
– soit augmenter la distance entre la source et l’opérateur ;
– soit interposer un écran entre la source et l’opérateur.
Ainsi les trois grands principes de protection contre l’exposition externe sont souvent
résumés de la façon suivante :
– temps ;
– distance ;
– écran.
X.3.2.3. Réduction du débit de dose absorbée
X.3.2.3.1. Variation du débit de dose avec la distance
La distance est un moyen de protection efficace en cas de rayonnements présentant un
risque en exposition externe : rayonnements électromagnétiques de type γ et X.
Les particules α ne présentent pas de risque en exposition externe car ils sont incapables de
transférer de l’énergie au-delà de la couche morte de la peau et donc d’atteindre la couche
basale de l’épiderme.
X.3.2.3.1.1. Cas d’une source ponctuelle
Nous considérerons qu’une source est ponctuelle si la distance source-opérateur ou sourcedétecteur est au moins 5 fois plus grande que la plus grande dimension de la source.
Considérons maintenant une source ponctuelle S et deux sphères S1 et S2 dont les
trajectoires dessinent deux cercles centrés en S, de rayons d1 et d2 respectivement.
Dans la mesure où nous pouvons négliger les interactions de ce rayonnement avec l’air,
tous les rayons gamma émis par la source S qui traversent la première sphère vont atteindre la
seconde. Nous pouvons donc écrire :
où :
– nγ est le taux d’émission d’un rayonnement γ d’énergie Eγ, émis par la source;
~ 36 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
Fig I.25 : Réduction du débit de dose avec la distance.
–φ1 et φ2 sont les débits de fluence (nombre de rayons γ traversant l’unité de surface par
unité de temps) aux distances d1 et d2
Comme la dose absorbée en un point est proportionnelle au nombre de rayons atteignant ce
point, les débits de dose absorbée
1
et
2
seront respectivement proportionnels aux débits de
fluence φ1 et φ2. D’où :
1.4π.(d1)
2
= 2.4π.(d2)2
Ce qui peut aussi s’écrire :
1.(d1)
2
= 2.(d2)2
Donc
1=
2.
ou bien
2=
1.
Le débit de dose absorbée en un point est proportionnel à l’inverse du carré de la distance
séparant ce point du point source.
La loi précédente montre que l’éloignement est un moyen efficace de protection, mais elle
indique également que le débit de dose absorbée croît rapidement lorsqu’on se rapproche des
sources.
~ 37 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
Il ne faut donc jamais saisir une source avec les doigts mais utiliser plutôt un système de
protection tel qu’une pince à distance.
X.3.2.3.1.2. Calcul du débit de dose absorbée
Si des nucléides naturels sont uniformément distribués dans la terre, des taux de dose à 1
m au-dessus de la surface de sol ont été calculés par :
Taux de dose absorbée (nGy.h–1) = A (Bq.kg-1). Facteur de
conversion (nGy.h –1 par Bq.kg–1) [17]
Le taux de dose gamma absorbé a été principalement déterminé à partir des radionucléides
naturelles et le facteur de conversion de taux de dose pour les séries de 232Th (228CA, 212Pb),
238
U (214Pb, 214Bi, 226R) et pour 40K est de 0.52813, 0.38919, 0.03861, respectivement.
X.3.2.3.1.3. Calcul de la dose effective
Afin de faire une évaluation grossière pour la dose extérieure efficace annuelle, on doit
tenir compte du coefficient de conversion de la dose absorbée à la dose effective et au facteur
extérieur d'occupation. 0.7 Sv.Gy –1 comme le coefficient de conversion de la dose absorbée
à la dose effective reçue par des adultes, 0.2 pour le facteur extérieur d'occupation. Taux de
dose extérieur efficace (µSv.an–1) a été calculé par :
Taux de dose effective (µSv.an–1) = taux de dose absorbée (nGy.h–1).24
(h).365 (jour).0.2 (facteur d'occupation).0.7 (Sv.Gy –1) (coefficient de
conversion).10–3[17]
X.3.2.4. Protection par les écrans
La nature et l’épaisseur de l’écran à mettre en place dépendent de différents facteurs :
– le type et l’énergie du rayonnement ;
– l’activité de la source ;
– la valeur jusqu’à laquelle l’exposition doit être abaissée (cas des rayonnements
électromagnétiques).
~ 38 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
Certains types de rayonnements particulaires ne justifient pas l’utilisation d’écrans car ils
n’induisent pas de risque en exposition externe : le cas des particules α qui ont un parcours
très faible dans les tissus biologiques (quelques dizaines de micromètres) ce qui est inférieur à
l’épaisseur constituée par les cellules mortes de l’épiderme.
En règle générale dans la pratique, les écrans doivent être placés aussi près que possible
des sources radioactives pour diminuer le poids et le coût de la protection.
X.3.2.4.1. Loi d’atténuation pour un faisceau parallèle mono-énergétique : cas simplifié
Considérons
un
faisceau
parallèle
et
mono-énergétique
d’un
rayonnement
électromagnétique traversant normalement un écran d’épaisseur x (dans le cas d’une source
ponctuelle, un faisceau parallèle ne peut être généré que si cette source est située infiniment
loin de l’écran). Nous connaissant le nombre de photon incidents N0, nous pouvions écrire :
N étant le nombre de photons n’ayant subi aucune interaction dans la traversée de l’écran
et µ le coefficient d’atténuation linéique.
De la même manière, si
0
est le débit de dose absorbée à l’entrée de l’écran et
le débit
de dose absorbée à la sortie, dû aux rayons émergeants dans la direction initiale avec l’énergie
initiale (donc n’ayant pas interagi), alors nous pouvons écrire :
La valeur µ dépend de la nature du matériau constituant l’écran et de l’énergie du
rayonnement électromagnétique (µ a les dimensions de l’inverse d’une longueur).
Des densités absorbées égales de radiations différentes peuvent causer des dommages
biologiques différents, car la densité d'ionisation est différente. Une dose concentrée est plus
nocive qu'une dose diffuse. C'est pourquoi on introduit un facteur de qualité (QF), représenté
dans la (Fig I.26) qui vaut 1 pour les électrons et les photons, mais peut atteindre 20 pour des
particules chargées lourdes. L'effet biologique, ou équivalent de dose se mesurait en rem et
se mesure maintenant en Sievert [Sv] avec la relation:
~ 39 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
1 Sv = QF. 1 Gy = 100 rem
Fig I.26 : Facteur de qualité (QF) pour différentes radiations
en fonction de leur énergie. [35]
Il est probable que cette dose provoque un certain nombre d'effets génétiques. Il est
néanmoins recommandé de ne pas s'exposer à des doses sensiblement plus grandes que la
dose naturelle.
Les conséquences d'une exposition à une dose de rayonnement sont beaucoup plus grandes
si l'exposition est de courte durée (heures, jour) que si elle est faite sur une longue période
(années). Pour des doses D reçues sur une courte période, on ne remarque aucun effet si
D≤0.15 Sv. Les premiers symptômes de maladies (fatigue, maux de tête, vomissements)
apparaissent avec 0.5 ≤ D ≤ 6 Sv, tandis qu'une dose D 6 Sv est mortelle dans tous les cas.
X.3.3. Protection contre l’exposition interne
X.3.3.1. Introduction et définitions de base
L’exposition interne résulte de sources radioactives situées à l’intérieur de l’organisme.
Contrairement à l’exposition externe à distance qui n’a lieu que pendant la durée
d’exposition et peut se maîtriser en utilisant les paramètres du temps, de la distance à la
source et des écrans interposables, l’exposition interne est permanente jusqu’à l’élimination
de la source de contamination.
Avant d’étudier plus en détail ce concept, il est nécessaire de définir un autre terme :
~ 40 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
celui de contamination radioactive. En effet, la contamination radioactive, qu’elle soit de
nature surfacique ou atmosphérique, peut être la cause d’une exposition interne de l’individu.
La contamination radioactive est réglementairement définie comme étant la présence
indésirable, à un niveau significatif, de substances radioactives à la surface ou à l’intérieur
d’un milieu quelconque. Celle-ci résulte nécessairement de la dispersion d’une substance
radioactive.
X.3.3.2. Différents types de contamination
La contamination radioactive peut être classée en deux grandes catégories :
– lorsque le support contaminé est extérieur à l’être humain, nous parlerons de contamination
de l’environnement.
– lorsque c’est l’être humain qui est contaminé, nous parlerons de contamination corporelle.
Nous verrons qu’il en existe deux types : la contamination corporelle externe et la
contamination corporelle interne ;
X.3.3.2.1. Contamination de l’environnement
Une contamination de l’environnement sera dite surfacique ou atmosphérique selon la
nature du milieu ou du support contaminé.
L’unité associée à la mesure de la contamination surfacique est le Bq.m−2.
Les contaminations surfaciques sont classées en deux catégories : les contaminations fixées
et les contaminations non fixées.
Par définition, une contamination est dite fixée quand elle ne peut se transporter au milieu
environnant et qu’elle ne peut, en principe, se disperser.
Toute contamination dite non fixée peut se transférer facilement au milieu environnant par
contact et peut générer une contamination atmosphérique par mise en suspension totale ou
partielle dans l’air.
Pour cela, il est nécessaire de procéder à des vérifications périodiques et systématiques de
non contamination des endroits.
~ 41 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
X.3.3.2.2. Contamination corporelle
La contamination corporelle est dite externe lorsque la substance radioactive est déposée
sur la peau, les cheveux.
Elle est dite interne lorsque la substance radioactive est avalée, respirée ou migre à travers
la peau.
X.3.3.2.2.1. Contamination corporelle externe
Une contamination corporelle externe engendre une exposition des tissus vivants inférieurs
sauf dans le cas de radionucléides émettant uniquement un rayonnement α.
Le parcours des particules α dans les tissus biologiques est de l’ordre de quelques dizaines
de micromètres, ce qui est inférieur à l’épaisseur constituée par les cellules mortes de
l’épiderme. Ainsi, pour cette catégorie de rayonnements, toute l’énergie est libérée au niveau
de cellules déjà mortes sans atteindre les cellules vivantes inférieures.
En revanche, si elle est non détectée, la contamination externe risque d’induire, en plus de
l’exposition de la couche basale, une contamination interne au travers de :
– port de doigts contaminés au nez ou à la bouche ;
– remise en suspension dans l’air d’une contamination non fixée du visage ou des cheveux ;
– plus rarement diffusion du contaminant à travers la peau.
X.3.3.2.2.2. Contamination corporelle interne
La contamination interne engendre une exposition des tissus vivants aussi longtemps que
subsistent des substances radioactives à l’intérieur de l’organisme.
Nous avons vu que les particules α n’étaient pas nocives en exposition externe, y compris
dans le cas d’une contamination corporelle externe, s’il y a assurance qu’elle ne se transforme
pas en contamination interne. Dans ce dernier cas en revanche, les conséquences sont tous
autres : en effet les particules α, du fait de leur très grand pouvoir ionisant, vont libérer de très
grandes quantités d’énergie dans des volumes petits. Il en résultera de nombreux dommages
~ 42 ~ CHAPITRE I
Principes et notions générales
(morts cellulaires) au niveau des tissus et des organes à proximité des sources incorporées.
Dans le cas d’une contamination interne par des émetteurs γ, une grande partie de
l’organisme sera irradiée. Notons que la densité d’ionisation sera moindre que dans le cas de
particules α.
Les zones contrôlées reçoivent un code de couleur dépendant du débit de dose maximal
d'être reçu par une personne.
zone
bleue
zone
verte
zone
jaune
zone
orange
de 2.5 à
7.5
Plus de 80 µSv par mois, soit 1 [mSv] par
zone surveillée
an : ordre de grandeur du rayonnement
µSv/h
naturel
de 7.5
Ordre de grandeur des expositions aux
µSv/h à
zone contrôlée
25 µSv/h
rayonnements dans les environnements
naturels fortement radioactifs.
de 0.025
zone contrôlée
à2
(spécialement
mSv/h
réglementée)
de 2 à
zone contrôlée
100
(spécialement
mSv/h
réglementée)
Capacité de réparation de l'ADN des
cellules supérieures aux dislocations
induites. Vieillissement cellulaire
éventuellement accéléré par les radiations
Taux de cassure double brin de l'ADN de
l'ordre du taux de réparation. Apparition
éventuelle de phénomènes spécifiquement
radio-induits aux expositions prolongées.
Cassures double brin de l'ADN supérieures
zone
rouge
plus de
100
mSv/h
au taux de réparation. Dislocations
zone interdite
excédant les capacités de réparation
cellulaires. Effets cumulatifs dépendant de
la dose totale.
Tableau I.1 : Les débits de doses maximales d'être reçues par une personne. [18]
~ 43 ~ Chapitre II :
Détection et mesure des rayonnements
CHAPITRE II
Détection et mesure des rayonnements
I. Introduction
La détection des rayonnements ionisant (directement ionisant comme les particules
chargées, ou indirectement ionisant comme les photons , X ou les neutrons) revient à créées
des ionisations pendant son passage, les charges positives (ions) et les charges négatives
(électrons) peuvent être séparées sous l’action d’un champ électrique, cela donne naissance à
un courant électrique. C’est sur ce principe que fonctionnent les détecteurs gazeux et les
détecteurs à semi-conducteurs. Lorsque les charges créées par l’ionisation primaire ne sont
pas séparées, il y a recombinaison et qui peut s’accompagner d’émission de lumière dans le
cas des scintillateurs.
Dans le cas des scintillateurs, l’énergie perdue par le rayonnement dans une certaine
épaisseur de matière va se retrouver sous forme d’un certain nombre de photons de
luminescence
(proportionnel
à
l’énergie
transférée),
un
capteur
approprié
(tube
photomultiplicateur, photodiode) se chargera de transformer ce nombre de photons en un
courant électrique proportionnel. Dans le cas des détecteurs gazeux et des semi-conducteurs,
on fait l’économie d’une étape puisque l’énergie transférée est directement transformée en un
nombre de charges, donc en un courant proportionnel. On est ainsi amené à définir la quantité
d’énergie ω nécessaire pour produire un élément de réponse du détecteur, il faut ω >> 3 eV
pour créer une paire électron-trou dans un semi-conducteur, ω >> 35 eV pour créer une paire
électron-ion dans un gaz et ω >> 150 eV pour créer un photoélectron dans un ensemble
scintillateur + tube photomultiplicateur.
I.1. Généralités
Une particule chargée perd son énergie sous forme d’ionisations (ni ionisations où l’on
perd à chaque fois une énergie Ei), d’excitations (nex excitations consommant chacune une
énergie Eex) et une multitude d’autres processus (essentiellement des collisions élastiques au
nombre de nel avec perte d’énergie de Eel). Si le détecteur est assez épais pour arrêter
complètement la particule chargée d’énergie initiale E, cette énergie va apparaître sous la
forme :
E = ni Ei + nex Eex + nel Eel
(1)
~ 44 ~
CHAPITRE II
Détection et mesure des rayonnements
Les charges apparues suivant les ionisations ainsi que la lumière émise lors de la
désexcitation des états excités peuvent être observées signant ainsi le passage d’une particule
dans un milieu détecteur. Malheureusement, dans tous les autres processus, on ne verra rien
révélant directement le passage d’une particule.
On peut alors avoir deux classes de détecteurs : ceux pour lesquels le signal est élaboré à
partir des ionisations et ceux pour lesquels on utilise les excitations.
On peut réécrire l’équation (1) sous la forme :
(2)
Dans laquelle l’expression entre parenthèses n’est autre que ω, l’énergie moyenne
d’ionisation. Puisque ω ne dépend pas de l’énergie de la particule, cela veut dire que la
proportion des divers processus de perte d’énergie des particules chargées ne dépend pas de
l’énergie de la particule ce qui n’était pas évident et que l’on ne sait toujours pas expliquer de
manière satisfaisante. Il s’en suit que, si l’on peut mesurer le nombre d’ionisations ou
d’excitations produites pendant le ralentissement, on accède, à une constante près qui sera
déterminée par étalonnage, à l’énergie de la particule.
Ainsi les deux classes de détecteurs que nous venons de définir se divisent elles-mêmes en
deux catégories : les détecteurs avec lesquels on peut mesurer le nombre d’ionisations ou
d’excitations (nous les appellerons des spectromètres) et ceux pour lesquels on ne peut pas
mesurer ces grandeurs (ce seront de simples compteurs).
I.2. Utilisation des détecteurs en « courant » ou en « impulsion »
- Fonctionnement en courant: on mesure directement le courant mis en circulation dans le
circuit détecteur. On recueille ainsi une information moyenne sur une série de signaux
pendant une fraction de seconde. Cela permet de minimiser les fluctuations mais on perd
l'information véhiculée par chaque signal.
Elle nous renseigne uniquement sur l’énergie perdue par seconde dans le détecteur.
- Fonctionnement en impulsion: on s’attache au contraire à individualiser chaque
événement. Le détecteur est relié à un préamplificateur schématisé (Fig II.1). La variation de
~ 45 ~
CHAPITRE II
Détection et mesure des rayonnements
la tension U(t) aux bornes de la résistance de charge R donne lieu à une impulsion. La valeur
de la constante de temps du circuit RC par rapport au temps de collectage des charges tc joue
un rôle déterminant dans la forme et l’utilisation de ce signal. On peut envisager deux cas
extrêmes.
Fig II.1 : Schéma d’un détecteur utilisé en impulsion

RC << tc (Fig II.1 b) : le courant au travers de la résistance de charge a pratiquement la
même valeur que le courant instantané dans le détecteur. La forme de l’impulsion reflète
assez fidèlement la variation de courant dans le détecteur et ce signal peut être utilisé pour
avoir la meilleure information sur le temps de passage de la particule dans le détecteur : ce
mode est employé en spectroscopie de temps ;
~ 46 ~
CHAPITRE II

Détection et mesure des rayonnements
RC >> tc (Fig II.1 c) : les charges sont momentanément stockées dans la capacité qui
finit par se décharger à son tour dans la résistance. L’impulsion passe par un maximum
pour t = tc (après tc il n’y a plus d’apport de charges du détecteur mais uniquement
décharge de la capacité). Le temps de montée du signal ne dépend que du détecteur alors
que le temps de descente est fixé par la constante de temps du circuit. On montre que, par
ce maximum :
avec
Q
charge laissée dans le détecteur
C
capacité du détecteur
La mesure de la hauteur d’impulsion fournit donc l’information énergie puisque celle-ci
est proportionnelle aux charges créées dans le détecteur. Ce mode de fonctionnement est
utilisé en spectroscopie d’énergie.
I.3. Spectre d’impulsion et spectre d’énergie
On rappelle que l’amplitude du signal donné par la plupart des détecteurs est
proportionnelle à l’énergie des particules étudiées et en général portée en abscisse.
L’amplitude du pic donnée par le compteur à une énergie donnée est proportionnelle au
nombre de particules comptées à cette énergie.
Les impulsions issues d’un spectromètre n’ont pas toutes la même hauteur, soit parce que
l’énergie de chaque particule n’est pas la même, soit parce que des particules de même
énergie n’ont pas produit exactement le même nombre d’ionisations (ou d’excitations) dans le
détecteur. Le spectre de distribution de ces impulsions (nombre d’impulsions d’une hauteur
donnée comprises dans une bande donnée en fonction de la hauteur d’impulsion) apporte des
informations concernant la source de rayonnement mais dépend aussi du détecteur. Ce spectre
de distribution des impulsions (dN/dU) f (U) devient, après étalonnage, une image du spectre
d’énergie de la source étudiée (dN/dE) f (E).
Un exemple de spectre est présenté Fig II.2. Ici l’abscisse est en énergie et l’ordonnée en
nombre d’événements par canal (ou par volt ou par énergie). Chaque pic observé dans ce
~ 47 ~
CHAPITRE II
Détection et mesure des rayonnements
spectre correspond à des particules de même énergie. La surface totale du spectre correspond
au nombre total de particules ayant interagi avec le détecteur :
Avec bruit de fond
Sans bruit de fond
Fig II.2 : Spectres d’impulsion obtenus d’une source de C60 avec un détecteur NaI (Tl)
On peut aussi calculer le nombre de particules ayant perdu une énergie comprise entre E1
et E2, ce qui correspond à des impulsions comprises entre U1 et U2, en réalisant l’intégrale :
I.4. Définition et résolution
Pour tracer le spectre d’énergie d’une source, le choix de la largeur du canal (ou de la
fenêtre) dU est important. Plus dU est petit, meilleure est la définition du spectre. Autrement
dit, l’histogramme expérimental de distribution des hauteurs d’impulsion se rapproche de plus
en plus de la distribution continue issue du détecteur (fig II.3).
Pour un même spectre obtenu avec le même détecteur mais avec des canaux de largeur dU
décroissante, on constate une diminution de la largeur des pics correspondant à des particules
de même énergie. Pourtant, à partir d’une certaine valeur de dU cette diminution cesse (ou
devient imperceptible).
La hauteur moyenne des impulsions est proportionnelle au nombre d’ionisations n+ (ou
d’excitations) crées dans le détecteur.
~ 48 ~
CHAPITRE II
Détection et mesure des rayonnements
Fig II.3 : Résolution d’un détecteur.
L’élargissement de la distribution des hauteurs d’impulsion autour de la valeur moyenne
est, quant à elle (avec un bon détecteur), essentiellement due aux fluctuations sur le nombre
d’ionisations (ou d’excitations) créées lors du ralentissement de la particule et dans une
moindre mesure au bruit électronique et à la dérive du gain du circuit électronique associé.
Cette distribution est caractérisée par sa largeur à mi-hauteur (FWHM : Full Width at Half
Maximum). La résolution est obtenue en divisant cette largeur par la hauteur moyenne
d’impulsion <U > :
Si les différentes sources d’élargissement du pic sont indépendantes (ce qui est souvent le
cas) leur contribution s’ajoute quadratiquement :
Si les fluctuations sur le nombre d’ionisations créées par la particule ni ont une
distribution gaussienne, elles sont caractérisées par leur écart type :
~ 49 ~
CHAPITRE II
Détection et mesure des rayonnements
La hauteur d’impulsion étant proportionnelle à ni, il vient :
ce qui tend vers
(3)
Cette relation montre que la résolution d’un détecteur est meilleure pour des particules de
haute énergie. Elle peut être améliorée en choisissant un milieu détecteur pour lequel W est le
plus petit. Avec certains détecteurs, on peut obtenir des résolutions meilleures que cette limite
ce qui implique des fluctuations sur ni plus petites que pour une distribution gaussienne. Cet
écart par rapport à la loi de Gauss est défini par le facteur de Fano (F = variance observée sur
ni /variance attendue pour une distribution de Gauss soit ni). Dans certains cas, F = 1 et les
pics ont une allure gaussienne (cas des spectres obtenus avec des scintillateurs) mais des
valeurs aussi faibles que 0,1 ont été mesurées avec des détecteurs semi-conducteurs. La
résolution tend alors vers :
I.5. Efficacité d’un détecteur
Parmi toutes les particules émises par la source, une fraction seulement arrive dans le
détecteur (en fonction de l’angle solide, des absorbants éventuels entre la source et le
détecteur) et, parmi celles-ci, toutes n’interagissent pas dans son volume utile (cas des
photons en particulier). Pour accéder au nombre de particules émises par la source, il faut
donc connaître l’efficacité du détecteur utilisé pour les particules détectées. On distingue :

l’efficacité absolue :

l’efficacité intrinsèque :
~ 50 ~
CHAPITRE II
Détection et mesure des rayonnements
Souvent on ne s’intéresse qu’à la surface des pics. On parle alors d’efficacité au pic
(absolue ou intrinsèque).
C’est pour la détection des photons que cette notion d’efficacité est la plus importante.
Elle dépend de l’énergie du photon puisque le coefficient d’absorption est lui-même une
fonction de l’énergie.
I.6. Temps mort d’un détecteur
Quel que soit le détecteur (et l’électronique associée), il faut un temps minimal entre deux
événements successifs pour que l’on puisse réellement observer deux signaux. Ce temps est
appelé temps mort t du compteur. Deux cas extrêmes sont à considérer.
Compteur paralysable : avec ce compteur si un deuxième événement arrive pendant le
temps t, non seulement il n’est pas pris en compte mais il va également prolonger le temps
mort d’une durée t à partir de l’arrivée de la deuxième particule. Dans ce cas, la relation entre
le nombre de particules comptées par unité de temps M et le nombre de particules arrivant
dans le détecteur par unité de temps N est :
Compteur non paralysable : dans un cas un événement arrivant pendant le temps t est perdu
mais il n’allonge pas le temps mort. On démontre alors que :
La (Fig II.4 a) présente une séquence particulière d’événements et la réponse des deux
types de compteurs. La (Fig II.4 b) montre la variation de M en fonction de N pour t
= 10 µs. On remarque en particulier que, pour des taux de comptage faibles, la réponse des
deux compteurs est linéaire. En revanche, dans le cas du compteur paralysable, pour une
valeur M mesurée, il y a toujours deux valeurs possibles de N, l’une correspondant à un faible
taux de comptage, l’autre au contraire à un très fort taux de comptage. C’est un piège
redoutable qui peut conduire à de grosses erreurs.
~ 51 ~
CHAPITRE II
Détection et mesure des rayonnements
Fig II.4 : Temps mort d’un compteur [2]
II. Détecteurs utilisés en spectroscopie alpha.
II.1. Détecteur à gaz
Le détecteur à gaz est l’un des détecteurs les plus simples et des plus anciens. Le milieu
détecteur est un gaz. Deux électrodes servent à appliquer un champ électrique dans l’enceinte
du détecteur pour assurer le collectage des charges créées lors du passage d’une particule
ionisante.
Fig II.5 : Fonctionnement schématique d'un détecteur à gaz.
~ 52 ~
CHAPITRE II
Détection et mesure des rayonnements
II.1.1. Collectage des charges
II.1.1.1. Ionisation :
Parmi les nombreux processus participants à la dégradation de l’énergie d’une particule
chargée dans un gaz, seule l’ionisation nous intéresse ici. L’énergie moyenne pour créer une
paire électron ion (W) est supérieure à l’énergie d’ionisation et est indépendante de l’énergie
de la particule. Le tableau II.1 donne des valeurs admises de W pour les électrons et les
particules  dans divers milieux.
Gaz
W en eV/électron-ion
Électrons

Ar
27,0
25,9
He
32,5
31,7
H2
38,0
37,0
N2
35,8
36,0
Air
35,0
35,2
O2
32,2
32,2
CH4
30,2
29,0
Tableau II.1 : Énergie moyenne de création une paire d’électron ion pour les électrons
et les particules  dans divers milieux [19]
II.1.1.2. Migration des charges :
Après le passage de la particule chargée, les électrons (primaires et secondaires) voient
leur énergie réduite à moins de 10 eV. Ces électrons et les ions produits vont participer à
l’agitation thermique des molécules du gaz et diffuser vers des zones de plus faible
concentration. Mais, sous l’effet du champ électrique appliqué entre les électrodes, ces
charges vont dériver en directions opposées produisant un courant.
~ 53 ~
CHAPITRE II
Détection et mesure des rayonnements
II.1.1.3. Accidents en cours de migration :
De nombreux phénomènes, parfois gênants, peuvent se produire pendant la dérive des
charges.
a) Transferts de charges : au cours d’une collision entre une molécule neutre et un ion
positif, un électron peut être échangé inversant le rôle de la molécule et de l’ion.
b) Attachement électronique : pendant sa dérive, un électron peut être capté par une
molécule neutre pour donner un ion négatif. Ce phénomène est souvent dangereux car on
remplace un porteur de charge de grande mobilité par un ion à faible mobilité.
c) Recombinaison : selon ce processus, un électron (ou un ion négatif) peut se recombiner
avec un ion positif pour donner une molécule neutre. Cela est très dangereux car il y a perte
de charges et donc de l’information énergie.
II.1.1.4. Courant d’ionisation :
Si l’on relie les deux électrodes d’une chambre d’ionisation irradiée par une source
radioactive d’activité constante et que l’on mesure le courant en fonction de la tension
appliquée entre les électrodes on obtient une courbe semblable à celle présentée (fig II.6).
Jusqu’à une certaine tension seuil, on ne mesure aucun courant car le champ électrique est
insuffisant pour éviter les recombinaisons. À partir de ce seuil, le courant augmente et se
stabilise. C’est le courant de saturation qui est atteint lorsque le champ est assez intense pour
éviter toute recombinaison. C’est dans ce domaine de tension que cette chambre d’ionisation
doit être utilisée.
Fig II.6 : Principe d’une chambre d’ionisation
~ 54 ~
CHAPITRE II
Détection et mesure des rayonnements
II.2. Détecteurs à semi-conducteurs
De nouveaux types de détecteurs utilisant des semi-conducteurs ont commencé à
apparaître au début des années 1960. D’abord réservés à la spectroscopie , les progrès
technologiques ont permis d’étendre leur application à la spectroscopie  et X de haute
résolution et ils sont devenus d’un emploi assez universel.
Le meilleur compromis entre la recherche d’une bonne résolution en énergie et un faible
volume d’interaction est actuellement obtenu avec des détecteurs semi-conducteurs. Dans
cette famille de détecteurs, le signal est élaboré à partir du collectage des électrons et des trous
créés tout au long de la trajectoire de la particule détectée. La création d’une paire électrontrou dans un solide est en quelque sorte l’équivalent de celle d’une paire électron-ion dans un
gaz mais avec l’avantage important que l’énergie moyenne pour créer cette paire est de
l’ordre de 3,5 eV contre 35 eV en moyenne dans les gaz. [20]

Fig II.7 : Niveaux accepteurs (Al, Ga, In) et niveaux
donneurs (As, P, Sb) dans un cristal de silicium [21]
L’énergie d’ionisation des impuretés est du même ordre que l’énergie d’agitation
thermique (kT=0,025 eV à température ambiante). Les impuretés trivalentes acceptent un
électron (et donc créent un trou) alors que les impuretés pentavalentes donnent leur électron.
À ces deux types d’impuretés sont associés des niveaux donneurs et accepteurs entre bande de
valence et bande de conduction.
~ 55 ~
CHAPITRE II
Détection et mesure des rayonnements
L’adjonction volontaire d’impuretés dans le cristal (dopage) favorise les porteurs d’un
certain type : électrons (dopage N), trous (dopage P). On parle alors de semi-conducteur de
type N ou de semi-conducteur de type P respectivement.
Si on note NA, ND les concentrations d’accepteurs et de donneurs, na, nd les concentrations
d’accepteurs non ionisés et de donneurs non ionisés, n et p les concentrations de porteurs de
charges négatives et positives, alors l’équilibre électrique du semi-conducteur s’écrit :
ND - nd + p = NA - na + n
Pour un semi-conducteur intrinsèque, on a :
NA = ND = 0
Et
Avec
est
Densité d’états dans la bande de conduction et dans la bande de valence respectivement,
masses effectives des électrons et des trous.
Les semi-conducteurs utilisés comme détecteurs contiennent le moins d’impuretés
possible : le silicium qualité détecteur ou le germanium hyper pur atteignent la limite de
purification, soit 1010 impuretés par cm3, ou encore 10-6 ppm.
On parlera de semi-conducteur compensé lorsque des impuretés de type N et de type P
sont présentes et que NA = ND ou, tout au moins, que
< 1010.
Pour un semi-conducteur extrinsèque de type N, on a NA = na  0 et ND  n. Dans le cas
d’un semi-conducteur de type P, on a NA  p.
Sous l’action d’un champ électrique, les porteurs (e– et trous) vont dériver en directions
opposées. On peut donc définir, comme dans le cas des gaz, une mobilité pour les trous et les
électrons :
et
~ 56 ~
CHAPITRE II
Détection et mesure des rayonnements
Fait remarquable, et très important pour l’utilisation de ces matériaux comme détecteurs :
la mobilité de ces deux types de porteurs est du même ordre de grandeur, alors que, dans un
gaz, il y a un facteur de l’ordre de 103 entre mobilité des électrons et des ions.
De nombreux phénomènes peuvent intervenir pendant la dérive des porteurs de charges
dans un semi-conducteur. Ils ont en général un effet néfaste puisqu’on s’intéresse à un
collectage complet des charges créées par la particule détectée. On considère essentiellement
l’effet des trappes et des centres de recombinaisons. Ces phénomènes se produisent en
particulier au niveau de dislocations dans le cristal et réduisent considérablement la durée de
vie des porteurs. Pour un bon collectage, il faut que la durée de vie des porteurs dans le cristal
soit nettement supérieure au temps de collectage qui dépend des dimensions du détecteur.
II.2.1. Jonction PN
Propriétés : les cristaux de silicium les plus purs fabriqués actuellement ont une
résistivité de l’ordre de 50 000  · cm. Pour une tranche de 3 mm d’épaisseur et une section
de 1 cm2 (taille typique des détecteurs) cela conduit à une résistance de 15 000 . Si l’on
applique une tension de 1 000 V entre ces deux faces, il en résulte un courant de 66 mA. Or le
courant crête, produit lors de la détection d’une particule, est plutôt de l’ordre du µA et serait
donc inobservable face à un courant de fuite aussi important. Un simple semi-conducteur ne
peut donc pas être utilisé directement comme un détecteur à cause de la présence des
impuretés.
On peut cependant réaliser une zone de résistivité suffisamment élevée pour appliquer des
champs électriques assez intenses pour assurer un bon collectage tout en maintenant un
courant de fuite extrêmement bas (de l’ordre du nA). C’est en particulier ce qui est obtenu
avec la jonction PN qui est le premier type de détecteur semi-conducteur utilisé. Cette
jonction peut être réalisée en partant d’un matériau dopé, par exemple Si de type P, dont une
face est exposée à une vapeur d’un élément de type N (phosphore par exemple) et qui va
diffuser dans le cristal (Fig II.8 a).
~ 57 ~
CHAPITRE II
Détection et mesure des rayonnements
Fig II.8 : Représentation schématique d’une jonction PN
On obtient alors, de part et d’autre de la jonction, une zone où il ne reste plus aucun
porteur libre (typiquement de l’ordre de 100 porteurs par cm3 au lieu de près de 1010 dans Si
de haute pureté). C’est la zone de déplétion (Fig II.8 b). Cette région présente une résistivité
très élevée puisqu’il n’y a pratiquement plus de porteurs mobiles, les seules charges étant
celles des sites donneurs ionisés et des accepteurs comblés qui sont fixées dans le réseau et ne
participent donc pas à la conduction. Dans ces conditions ce sont les porteurs minoritaires
(trous dans la zone N et e– dans la zone P) qui sont attirés à travers la jonction puisque le
potentiel de contact s’oppose au déplacement des majoritaires. Il en résulte un très faible
courant de fuite qui ne gêne pas la détection.
~ 58 ~
CHAPITRE II
Détection et mesure des rayonnements
Utilisation pour la détection : la zone de déplétion est la seule utile à la détection. Si une
particule ionisante libère des paires électrons-trous dans cette région, ces porteurs sont attirés
par le champ électrique à travers la jonction et donnent naissance à un signal. Mais le
potentiel de contact est généralement de l’ordre de quelques volts seulement ce qui est
insuffisant pour assurer un collectage efficace des porteurs (Fig II.8 c). De plus l’épaisseur de
la zone de déplétion est faible ce qui conduit à une capacité élevée du détecteur, sans parler du
faible volume utile du détecteur en résultant.
Pour cette raison, on applique une tension extérieure. La jonction est polarisée en inverse.
La face P est rendue négative par rapport à la face N par l’application d’une tension U qui se
superpose au potentiel de contact Uc. On peut calculer l’épaisseur de la zone de déplétion à
partir d’un modèle simplifié de la jonction en admettant une distribution homogène des
dopants de part et d’autre d’une jonction abrupte :
(5)
où ND représente la concentration du dopant de plus faible concentration.
Fig II.9 : Effet d'une polarisation inverse sur Jonction PN.
La profondeur de la zone utile du détecteur augmente donc à peu près comme
et il faut
donc s’assurer que la tension de polarisation est suffisante pour produire une zone de
déplétion assez épaisse pour arrêter complètement la particule que l’on veut détecter.
La capacité par unité de surface du détecteur Cs = e /d dépend aussi de
:
~ 59 ~
CHAPITRE II
Détection et mesure des rayonnements
On est donc amené à utiliser une tension de polarisation aussi élevée que possible pour
diminuer la capacité du détecteur et augmenter la valeur du signal de sortie. Des abaques
permettent de déterminer la tension optimale d’utilisation compte tenu de la résistivité du
matériau utilisé, de la particule détectée et de son énergie.
Courant de fuite :
Il existe un très faible courant de l’ordre de quelques microampères à travers la jonction.
Ce courant de fuite vient des mouvements des courriers de charge minorité, et aussi des effets
des impuretés et des effets de surface.
II.2.2. Utilisation
À cause du faible profondeur de la zone de détection, la jonction PN est essentiellement
réservée à la détection des particules lourdes chargées (protons, alpha et ions lourds).
Le très faible parcours des particules lourdes dans la matière exige la réalisation de
sources particulièrement élaborées pour atteindre la résolution ultime du détecteur. De même
l’ensemble source détecteur doit être placé dans une enceinte sous vide et la géométrie de
détection la plus parallèle possible pour diminuer le straggling lors de la traversée de la zone
morte.
III. Détecteurs utilisés en spectroscopie  et X
III.1. Scintillateurs
Ces détecteurs utilisent, pour l’élaboration du signal, l’excitation du milieu traversé.
Comme pour l’ionisation, le nombre d’excitations produites le long de la trajectoire d’une
particule est proportionnel à l’énergie perdue par cette particule. Le problème est donc de
compter ce nombre d’excitations ou plus exactement le nombre de désexcitations qui vont
suivre le passage de la particule. Aussi ces détecteurs comprennent-ils un milieu scintillant,
qui est le détecteur proprement dit, associé à un tube photomultiplicateur, qui permet de
compter les photons de désexcitation.
~ 60 ~
CHAPITRE II
Détection et mesure des rayonnements
Le choix du milieu scintillant se fait selon de nombreux critères. Pour une même énergie
déposée, il doit donner lieu à un nombre maximal d’états excités. Ceux-ci doivent se
désexciter le plus rapidement possible et dans un domaine de longueur d’onde compatible
avec la transparence du milieu détecteur et correspondant à une zone de bonne sensibilité des
appareils de comptage. Enfin, dans le cas de la spectroscopie , il doit assurer la
transformation photon → électron (et plus particulièrement photon → photoélectron) avec la
plus grande efficacité possible. [22]
II.1.1. Différents types de milieux scintillants
Les scintillateurs utilisant des cristaux inorganiques sont parmi les plus répandus et
pratiquement les seuls retenus en spectroscopie . Il s’agit en général de cristaux d’iodures
alcalins activés par l’introduction d’un autre élément à faible concentration (activateur). Le
plus courant d’entre eux est sans conteste l’iodure de sodium activé au thallium.
L’activateur est choisi pour modifier la structure de bande du cristal en introduisant des
niveaux d’énergie dans la bande interdite (Fig II.10). En se ralentissant, une particule chargée
va faire passer des électrons dans la bande de conduction laissant autant de trous dans la
bande de valence. Le trou positif rencontrant un atome activateur va l’ioniser et l’électron va
migrer jusqu’à ce qu’il rencontre un tel centre ionisé où il sera capté. S’il est capté dans un
état excité de l’activateur, la désexcitation qui suit conduit à l’émission de lumière d’énergie
plus faible que la largeur de la bande interdite du matériau et pour laquelle il est transparent.
Tout dépend du choix de l’élément activateur.
Fig II.10 : Niveaux d’énergie dans un cristal d’iodure de sodium activé [36]
La durée de vie t des états excités atteints est de l’ordre de 10–6 s, c’est-à-dire un temps
bien plus long que la durée de migration des électrons et des trous.
~ 61 ~
CHAPITRE II
Détection et mesure des rayonnements
D’autres processus interviennent au cours de la migration qui conduit à une perte
d’émission lumineuse. C’est ainsi que l’électron peut être capté dans un état pour lequel la
transition vers le niveau fondamental est interdite. Ce n’est qu’après un certain temps que cet
électron pourra gagner un peu d’énergie l’amenant sur un autre niveau qui lui peut se
désexciter. C’est la phosphorescence. On peut aussi imaginer que le niveau atteint se
désexcite par des transitions non radiatives.
L’iodure de sodium activé au thallium (0,1 % Tl), est le plus ancien scintillateur connu
(vers 1950). C’est encore, sous de nombreux aspects, le meilleur. On sait faire des
monocristaux de très gros volume qui peuvent être taillés facilement. C’est le scintillateur qui
a le meilleur rendement lumineux et la présence d’iode le rend très efficace pour la détection
des photons. Cependant ces cristaux sont assez fragiles et hygroscopiques (il absorbe
facilement l'humidité de l'air) ce qui oblige à les enfermer dans une enceinte hermétique. Mais
son défaut le plus gênant est la durée de vie relativement importante de la scintillation
(≈ 230 ns) associée à une part importante de phosphorescence (≈ 9 % de toute la lumière
émise) et qui décroît avec une durée de vie de près de 0,15 s. Pour les hauts taux de comptage,
cette phosphorescence va s’additionner aux impulsions précédentes en produisant une lumière
retardée indésirable.
Matériau
Longueur
Durée
d’onde
de
d’émission (nm)
(µs)
NaI (Tl)
410
0,23
CsI (Na)
420
CsI (Tl)
6
vie
Indice
de
réfraction
Masse
Efficacité
volumique
–3
relative à NaI
(g · cm )
(Tl)
1,85
3,67
100
0,63
1,84
4,51
85
565
1,0
1,80
4,51
45
470-485
1,4
1,96
4,08
35
ZnS(Ag)
450
0,20
2,36
4,09
130
CaF2 (Eu)
435
0,9
1,44
3,19
50
Bi4 Ge3 O12
480
0,03
2,15
7,13
8
CsF
390
0,005
1,48
4,11
5
LiI (Eu)

Tableau II.2 : Principales caractéristiques des scintillateurs inorganiques
~ 62 ~
CHAPITRE II
Détection et mesure des rayonnements
III.2. Tube photomultiplicateur
Le problème est maintenant de récupérer le nombre maximal des photons de désexcitation
sur la face arrière du cristal qui est collé optiquement (graisse à base de silicone ou joint
souple transparent) sur la face d’entrée du tube photomultiplicateur. Pour cela, le cristal est
entouré d’une enveloppe réflectrice (qui sert en même temps à l’isoler de la lumière ambiante)
et on choisit un cristal dont l’indice de réfraction est aussi proche que possible de celui du
verre (compris entre 1,4 et 2) pour limiter les pertes par réflexion totale à l’interface entre le
cristal et le photomultiplicateur.
Le tube photomultiplicateur (PM) est un organe essentiel des scintillateurs. Son rôle est de
transformer les photons de scintillation en un signal exploitable et dont la hauteur soit
proportionnelle à l’énergie perdue par la particule détectée. Le PM remplit deux fonctions
bien distinctes : d’abord il transforme les photons de scintillation en électrons (c’est le rôle de
la photocathode) puis il multiplie ce nombre d’électrons (c’est le rôle de la structure
multiplicatrice). À la sortie du PM, on recueille donc des charges en nombre proportionnel au
nombre de photons de scintillations donc à l’énergie de la particule. Ensuite un système, qui
nous est maintenant familier, transforme ce flux d’électrons en une impulsion.
La (fig II.11) schématise les différents constituants classiquement rencontrés dans les
tubes photomultiplicateurs.
~ 63 ~
CHAPITRE II
Détection et mesure des rayonnements
Fig II.11 : Principe d’un tube photomultiplicateur [22]
En arrivant dans le PM, les photons de désexcitation frappent une photocathode semitransparente. Certains d’entre eux sont absorbés et donnent un nombre de photoélectrons
(environ 1 électron pour 4 ou 5 photons incidents) qui est proportionnel à l’énergie perdue par
la particule détectée. Ces électrons sont ensuite accélérés et focalisés sur une première
électrode (dynode) qui utilise le phénomène d’émission électronique secondaire selon lequel
une partie de l’énergie perdue par un électron frappant une surface sert à éjecter plusieurs
électrons secondaires. Ces électrons secondaires arrivent alors sur une série de dynodes
portées à des potentiels croissants où chacun d’eux produit à chaque étape d nouveaux
électrons secondaires. Le coefficient de multiplication d dépend essentiellement du matériau
utilisé et de la tension entre les dynodes. Avec les matériaux utilisés en général pour la
fabrication des dynodes (BeO, MgO, Cs3 Sb), d ≈ 5 pour une tension inter-dynode d’une
centaine de volts. L’utilisation récente de matériaux semi-conducteurs à affinité électronique
négative (AEN) tels que GaP dopé en Cs permet d’obtenir des coefficients bien plus
importants (d = 50 ou 60 pour 1 000 V entre dynodes).
~ 64 ~
CHAPITRE II
Détection et mesure des rayonnements
Si l’on dispose de N dynodes présentant chacune un coefficient multiplicateur d le gain
attendu du PM est G = d N, c’est-à-dire qu’avec d = 5 et N = 10 dynodes on a un gain voisin
de 107.
La (Fig II.12) montre le schéma de principe d’alimentation correspondant à un tube où la
cathode est à la masse et une haute tension positive est appliquée sur l’anode. Un point
diviseur RD permet de porter les diverses dynodes à des potentiels croissants. La haute tension
utilisée doit être capable de supporter un fort débit (surtout entre les dernières dynodes où le
courant crête peut atteindre plusieurs mA) contrairement à ce qui se passe avec la plupart des
autres détecteurs étudiés. On utilise donc typiquement des alimentations capables de débiter
quelques dizaines de mA et, en plus, on a prévu entre les dernières dynodes (celles pour
lesquelles le courant est maximal) des capacités stabilisatrices Cs qui aident à maintenir le
potentiel de chaque dynode constant. Les capacités fournissent le courant perdu par la dynode
et se rechargent entre deux détections.
Fig II.12 : Montage électrique type d’un tube photomultiplicateur
Enfin ces alimentations doivent être parfaitement stabilisées pour éviter toute dérive à
cause de la variation très rapide du gain du PM avec la tension.
III.3. Forme de l’impulsion
Le circuit équivalent de PM est représenté (fig II.13). La résistance de charge est
représentée par R et C est la capacité d’anode plus celle des câbles et du circuit associé. Si les
fluctuations sur le temps de transit sont assez faibles pour être négligées.
~ 65 ~
CHAPITRE II
Détection et mesure des rayonnements
Fig II.13 : Forme de l’impulsion à la sortie du photomultiplicateur
On peut montrer que la forme du signal est donnée par :
Deux cas extrêmes représentés (fig II.13 c et d) et aux applications différentes, sont à
considérer selon la valeur relative de t et de la constante de temps RC. Si RC >> t, le temps
de montée du signal est fixé par t et le temps de descente par RC. Le signal passe par un
maximum qui vaut Q /C. Ce mode de fonctionnement est adapté à la spectroscopie d’énergie.
Au contraire, si RC << t, alors c’est RC qui fixe le temps de montée et t le temps de descente.
~ 66 ~
CHAPITRE II
Détection et mesure des rayonnements
Le signal passe par un maximum qui vaut
, c’est-à-dire bien plus faible que dans le cas
précédent. Le rapport signal sur bruit est moins bon mais le signal est beaucoup plus bref. Ce
mode de fonctionnement est mieux adapté pour des mesures de temps.
III.4. Résolution du scintillateur
Le scintillateur est un détecteur de moyenne résolution, tout à fait dépassé à l’heure
actuelle pour la spectroscopie  à haute résolution. La raison est à rechercher dans les
nombreuses transformations qui interviennent entre l’interaction du photon initial et la
génération de l’impulsion. À chaque stade, les fluctuations statistiques sur le nombre de
scintillations, sur le nombre de photons de désexcitations récupéré, sur le nombre de
photoélectrons produit dans la photocathode et enfin sur la multiplication de ceux-ci sur
chaque dynode, contribuent à élargir la distribution des hauteurs d’impulsion autour d’une
valeur moyenne.
Tous ces phénomènes varient de manière aléatoire et on s’attend à une distribution
gaussienne des événements. Aussi le pic d’absorption totale est-il assez bien décrit par une
courbe de Gauss. Dans ces conditions, la résolution du scintillateur est donnée par :
avec K constante dépendant de la qualité du détecteur.
III.5. Efficacité du scintillateur
Selon leur énergie, tous les photons ne vont pas interagir dans le détecteur. La probabilité
d’interaction, ou efficacité du détecteur, est une fonction de l’énergie des photons et des
dimensions du détecteur.
Pour un faisceau strictement parallèle, l’efficacité intrinsèque serait simplement :
int = (I0 – I)/I0 = 1 – e–µx
où µ est le coefficient d’absorption linéique et x l’épaisseur du détecteur.
~ 67 ~
CHAPITRE II
Détection et mesure des rayonnements
Cette efficacité est pratiquement atteinte lorsque la source est très loin dans l’axe du
détecteur.
IV. Électronique associée
IV.1. Liaison des différents modules
L’étude précédente a montré qu’aux bornes de la résistance de charge Rc placée à la sortie
d’un détecteur, on obtient un signal dont l’amplitude maximale est proportionnelle à l’énergie
perdue par la particule détectée. L’amplitude de ce signal étant très faible (de l’ordre de
quelques mV par MeV seulement), il est nécessaire de l’amplifier en gardant une parfaite
linéarité. Dans les chaînes utilisées pour la simple spectroscopie des rayonnements nucléaires
les différentes opérations sont réalisées par une suite de modules spécifiques et reliés entre
eux par des câbles de liaison.
Les câbles de liaisons sont des câbles coaxiaux constitués d’un fil central de cuivre
entouré d’un diélectrique isolant (polyéthylène) puis d’une tresse métallique qui sert de
blindage et permet de raccorder chaque module à une même masse. Le tout est enrobé dans un
isolant protecteur. Typiquement leur impédance est de 50  et leur capacité de l’ordre de
100 pF · m–1. Le temps de transit d’un signal est de l’ordre de 3 ns · m–1 et doit être pris en
compte pour certaines expériences.
Un module est caractérisé par son impédance d’entrée Ze et son impédance de sortie Zs.
Pour une bonne transmission du signal tout au long de la chaîne il faut que Ze soit aussi élevée
et Zs aussi faible que possible. Typiquement Ze = 100 ou 1 000  et Zs = 1 . Pour des
signaux rapides (ceux pour lequel le temps de montée est court devant le temps de transit) ou
pour des câbles très longs (une dizaine de mètres), cette différence d’impédance risque
d’induire des réflexions qui vont détériorer le signal transmis et des précautions particulières
sont à prendre.
IV.2. Préamplificateur
Il assure que l’amplitude du signal de sortie soit indépendante de son gain interne et de la
capacité du détecteur. Pour cela, on utilise un préamplificateur de charge c’est-à-dire un
montage à grand gain interne Gi en contre-réaction sur une résistance Rf et une capacité Cf en
parallèle.
~ 68 ~
CHAPITRE II
Détection et mesure des rayonnements
Si
Où Ci est la capacité d’entrée qui comprend celle du détecteur, on montre que la tension de
sortie vaut
où Q est la charge libérée dans le détecteur.
Le préamplificateur doit impérativement être placé le plus près possible du détecteur pour
réduire la capacité parasite apportée par le câble de liaison. Avec les détecteurs semiconducteurs, le premier étage du préamplificateur est alors placé à l’intérieur du cryostat et on
en profite pour refroidir le transistor d’entrée afin d’en diminuer le bruit.
IV.3. Amplificateur
À la sortie du préamplificateur, on a un signal dont l’amplitude est encore relativement
faible (une dizaine de mV par MeV). Il est donc indispensable d’amplifier ces signaux en
gardant une excellente linéarité. Selon le standard NIM, les signaux de sortie doivent être
linéaires dans la plage 0 à 10 V.
Le temps de montée des signaux est largement défini par le temps de collectage des
charges dans le détecteur. En général, il est bref (10 à 100 ns) mais à cause des valeurs de la
résistance de charge et de la capacité de contre-réaction, son temps de descente est
excessivement long (de l’ordre de la ms). Même pour de très faibles taux de comptage, ces
signaux vont donc s’empiler et un des rôles essentiels de l’amplificateur est la mise en forme
des impulsions. Plusieurs systèmes de mise en forme sont utilisés.
IV.3.1. Principe et forme du signal
La (fig II.14) présente un schéma de principe. Le premier étage est un circuit
différentiateur (ou filtre passe-haut) qui individualise chaque signal. Pour un signal d’entrée
de forme marche abrupte (ce qui est le cas à la sortie du préamplificateur) l’amplitude
maximale est préservée. Ce signal peut être utilisé pour compter le nombre d’événements
mais pas pour mesurer l’amplitude.
~ 69 ~
CHAPITRE II
Détection et mesure des rayonnements
Fig II.14 : Principe d’un amplificateur à mise en forme par cellules CR-RC
Le deuxième étage est un circuit intégrateur (ou passe-bas) qui intègre le signal précédent.
On obtient un signal unipolaire qui est généralement utilisé pour la mesure de l’énergie.
Si les constantes de temps des deux circuits sont les mêmes (Ri Ci = Rd Cd = RC) on
montre que, pour un signal d’entrée de type marche abrupte d’amplitude Ue, la tension de
sortie vaut :
Le signal de sortie passe par un maximum qui vaut
puis décroît.
L’amplitude du signal d’entrée n’est pas conservée mais ce défaut balistique est le même pour
tous les signaux tant que les constantes de temps demeurent grandes devant le temps de
montée. Pour un temps t = 7,5 RC, son amplitude ne vaut plus que
.
Enfin, la plupart du temps, un troisième étage constitué d’un second circuit de
différentiation est incorporé. On obtient un signal bipolaire, pratiquement égal à la dérivée du
précédent. Cette sortie peut être utile pour de très forts taux de comptage ou pour des mesures
très longues car elle limite la dérive du niveau continu. Elle présente cependant un plus
mauvais rapport signal/bruit que la sortie unipolaire.
La valeur des constantes de temps fixe la forme du signal de sortie et la bande passante de
l’amplificateur. Le rapport signal/bruit dépend alors, dans une certaine mesure, de la forme
du signal. Un excellent rapport peut être obtenu avec des impulsions d’allure gaussienne
~ 70 ~
CHAPITRE II
Détection et mesure des rayonnements
qu’on peut simuler en faisant suivre le circuit de différentiation d’une série de circuits
d’intégrations. Un rapport légèrement meilleur est maintenant atteint avec des impulsions de
forme approximativement triangulaire.
IV.4. Autres circuits rencontrés
Circuit de compensation du passage à zéro (PZC : Pole Zéro Cancellation) : parce que le
signal d’entrée n’est pas rigoureusement un signal marche mais décroît lentement, le signal
unipolaire va couper la ligne de base puis regagner celle-ci avec les constantes de temps du
préamplificateur (des ms). Au lieu de partir de la ligne de base, un signal va donc débuter sur
la queue d’un signal précédent, c’est-à-dire sur une valeur légèrement négative. Son
amplitude mesurée par rapport à la ligne de base est un peu trop faible et cela va se traduire
par un élargissement des pics du côté des basses énergies.
La perte de résolution qui s’en suit peut être évitée en réglant correctement le circuit de
compensation de passage à zéro qui est constitué d’une résistance variable ajustable placée en
parallèle sur la capacité du circuit de différentiation.
Circuit de restitution du niveau continu : il permet de restituer rapidement le niveau
continu après une impulsion. Il est placé à la sortie de l’amplificateur
Circuit anti-empilement (PUR : Pile Up Rejection) : si le temps séparant deux
événements est plus court que la durée du signal en sortie d’amplificateur, ces deux signaux
vont s’empiler. Pour réduire ce phénomène, on peut diminuer les constantes de temps mais on
élargit la bande passante et on diminue le rapport signal/bruit. Par ailleurs avec des
constantes de temps qui ne seraient plus assez grandes devant le temps de montée du signal
issu du préamplificateur, le défaut balistique n’est plus constant. Le rôle du circuit antiempilement est de rejeter le signal si un deuxième événement survient dans un temps inférieur
à la durée de l’impulsion. Il en résulte une perte de taux de comptage qui peut être prise en
compte par certains types de circuits de correction de temps mort et que l’on peut estimer
simplement à partir des impulsions fournies par la sortie rapide. Si deux événements sont
séparés par un temps trop bref (en général de l’ordre de 300 ns), le circuit n’a pas le temps de
réagir et transmet un signal dont l’amplitude est la somme des deux signaux individuels d’où
l’apparition de pics des sommes sur les spectres obtenus à fort taux de comptage.
~ 71 ~
CHAPITRE II
Détection et mesure des rayonnements
IV.5. Mise en forme par ligne à retard
Dans ces amplificateurs, la mise en forme est assurée par un circuit inverseur et une ligne
à retard qui repousse le signal d’entrée d’une durée sélectionnée. Le signal direct et le signal
retardé sont ensuite additionnés pour donner un signal de forme rectangulaire dont la hauteur
garde l’information énergie. Avec ces appareils, le rapport signal/bruit est médiocre car il n y
a pas de filtre de mise en forme. Cependant, pour des détecteurs de mauvaise résolution
(scintillateurs, chambre d’ionisation), ils conviennent parfaitement, d’autant plus que l’on
peut générer des signaux de faible durée donc compatibles avec les forts taux de comptage.
~ 72 ~
Chapitre III :
Procédure expérimentale
CHAPITRE III
Procédure expérimentale
I. Introduction
Afin de définir la nature, l’origine, la quantité et les effets des rayonnements nucléaire sur
les êtres vivants il faut passer par plusieurs étapes expérimentales, que nous allons les
détailler dans ce chapitre
II. Choix de la région
On a commencé par choisir une région sur laquelle on va faire toute notre étude, on se
base sur différents critères comme la localité par rapport à notre laboratoire, la densité de
population, on a fini par choisir la wilaya d’Oran.
Daïras
9
Nombre. Communes
26
Superficie
2 121 km²
Population totale
1 700 000 hab. en (2008)
Densité
801 hab/km². en (2008)
Wilaya depuis
1962
Dans une première étape une étude géologique à été indispensable pour classifier et
connaitre les différents type de roches existantes puis en utilisant le logiciel MAPINFO, on a
superposé une carte géographique sur la carte géologique étudié avant pour définir les
positions des types de roche.
III. Échantillonnage
Dans la seconde partie et en fonction des données géologiques définies avant nous avons
fait différents prélèvements d’échantillons de roches (de tailles moyennes). On a pris un
échantillon de chaque type de roche car la radioactivité varie d’un type de roche à un autre en
fonction de la composition chimique de chacune. [24], [25].
Les échantillons dont on aura à déterminer l’activité peuvent être de formes et de
géométries déférentes, présenter une distribution de radioactivité hétérogène. Dans notre
travail, il s’agit principalement d’une part la mesure de la radioactivité éventuellement
présente dans nos échenillons et d’autre part identifier les radioéléments présents et leur
signatures.
~ 73 ~ CHAPITRE III
Procédure expérimentale
Fig III.1 : Carte géologique de la wilaya d’Oran.
IV. Détection et mesure des rayonnements
Les rayonnements issus d'un radioélément peuvent être classés selon leurs natures : on
parle d'émission alpha, bêta ou gamma
Si l'on dispose d'un appareil qui permet d'une part de mesurer exactement l'énergie des
rayonnements émis et d’autre part d'en comptabiliser le nombre pendant une certaine durée,
on peut alors identifier les radioéléments présents et déterminer leur activité. Cet appareil
d'analyse n'est autre qu'un spectromètre.
L'analyse d'un échantillon donne naissance à un spectre qui définie le
nombre de
particules ou photons détectés en fonction de leur énergie. Le spectre est caractérisé par la
présence de plusieurs pics ainsi qu’un fond continu (bruit de fond) (fig III.2).
~ 74 ~ CHAPITRE III
Procédure expérimentale
Chaque pic correspond à un rayonnement issu de la désexcitation d’un noyau instable ou
atome radioactif présent dans l'échantillon.
- Par la position des pics, on entreprend l'analyse qualitative du spectre (détermination des
radioéléments présents dans l'échantillon analysé).
- Par la surface des pics, on entreprend l'analyse quantitative du spectre, on détermine pour
chaque radioélément (présent dans l'échantillon) son activité massique ou volumique
(Bq/kg ou Bq/L).
La désintégration d'un noyau radioactif est un phénomène spontané, donc il est impossible
de dire exactement à quel moment un noyau va se désintégrer. Cette particularité, impose de
faire des mesures sur un temps suffisamment grand pour obtenir un résultat d'activité le plus
exact possible. [23]
Fig III.2 : Histogramme du nombre de photons détectés en fonction
de leur énergie (
).
Le laboratoire d’analyse et d’application des rayonnements (LAAR) dirigé par le Pr
BELBACHIR est équipé de plusieurs chaines de mesures et de détection de rayonnements.
Notre chaîne d’acquisition comporte un scintillateur NaI(TI) associé à un tube
photomultiplicateur pour la mesure des rayonnements Gamma et une chambre sous vide
muni d’un détecteur semi-conducteur Si pour la mesure des rayonnements Alpha.
~ 75 ~ CHAPITRE III
Procédure expérimentale
Les sorties des détecteurs sont connectées directement à un préamplificateur puis à un
amplificateur pour améliorer le signal de sortie, en suite à une carte d’interface placé dans
l’ordinateur au on à installé le logiciel Génie 2000 afin de transformer le signal électrique à
un spectre du nombre d’impulsions en fonction de leurs énergies.
IV.1. L’ensemble de détection
L’ensemble de détection permet de mesurer un signal issu de l’interaction des
rayonnements ionisants avec le détecteur, de l’amplifier et de le mettre en forme en vue d’une
analyse ultérieure.
La chaîne d’acquisition est composée de cinq parties (Fig III.3) :
Le détecteur (dont la partie sensible est un scintillateur ou semi-conducteur), le
préamplificateur, l’amplificateur, le convertisseur analogique-numérique (ADC) ainsi que
l’analyseur multicanaux (MCA).
Fig III.3 : schéma synoptique de la chaine de détection.
Les courbes représentent la forme du signal à la sortie du préamplificateur et de
l’amplificateur. Il s’agit de l’allure de la tension en fonction du temps.
~ 76 ~ CHAPITRE III
Procédure expérimentale
Fig III.4 : La chaîne de détection des rayonnements gamma.
Tube photomultiplicateur
Milieu scintillant
Fig III.5 : scintillateur associé à un tube photomultiplicateur.
~ 77 ~ CHAPITRE III
Procédure expérimentale
Pompe à vide
Fig III.6 : La chaîne de détection des rayonnements alpha.
Détecteur à semi-conducteur
Enceinte à vide
Fig III.7 : Spectromètre Alpha
~ 78 ~ CHAPITRE III
Procédure expérimentale
Carte Mère
Carte d’acquisition
Fig III.8 : La carte d’acquisition installée dans le PC
Fig III.9 : Quelques sources artificielles utilisées pour l’étalonnage
~ 79 ~ CHAPITRE III
Procédure expérimentale
Les sources artificielles peuvent servir à l’étalonnage et au contrôle de la chaîne de mesure.
En utilisant ces sources artificielles, nous avons remarqué qu’il y à un écart entre l’activité
mesurée par notre chaine de détection et celle motionnée sur les sources par le fabriquant ces
pour cela nous avons introduit une correction sure nos mesures liée à cet écart.
Exemple :
60
Co :
la radioactivité donne par le fabriquant
74000 Bq
la radioactivité mesure par notre chaine de mesure
14060 Bq
On dispose par ailleurs de sources d’étalonnage et de contrôle quasi ponctuelles. Etant
donné la faible étendue spatiale de la source nous pouvons la considérer comme ponctuelle
comparativement aux dimensions du détecteur. La source radioactive placée juste au dessous
du détecteur.
IV.2. Electronique associée
Le rôle essentiel de l’électronique est d’assurer l’amplification, la mise en forme et
l’acquisition du signal délivré par le spectromètre gamma ou alpha.
IV.2.1. Le préamplificateur et l’amplificateur
Pour diminuer le bruit électronique, le préamplificateur doit être placé le plus près possible
du détecteur. Le préamplificateur est isolé de la haute tension par une capacité.
Le signal à l’entrée du préamplificateur n’est pas forcément proportionnel à l’énergie
déposée dans le cristal. Par contre l’intégrale de ce signal est égale à la charge collectée qui
dépend de l’énergie déposée. C’est pourquoi, dans la plupart des applications
spectroscopiques sont utilisé des préamplificateurs « sensibles à la charge ». Il s’agit d’un
montage intégrateur dont le signal de sortie est proportionnel à la charge en entrée de celui-ci
et indépendant de la capacité du détecteur.
Le temps de montée du signal de sortie est relié au temps de collection de charge alors que
le temps de descente lui ne dépend que de la constante de temps RC du montage intégrateur.
Le temps de montée peut varier de quelques ns à quelques µs. Le temps de descente est en
général fixé à 50 µs. Ceci signifie que l’on a un temps de montée rapide et un temps de
descente beaucoup plus lent (Fig III.3).
~ 80 ~ CHAPITRE III
Procédure expérimentale
L’amplificateur réalise deux tâches essentielles : la mise en forme du signal et son
amplification. Il s’agit de filtrer le signal de manière à avoir le meilleur rapport signal sur
bruit. Le signal de sortie du préamplificateur étant assez lent, avant qu’il atteigne zéro volt, il
est possible qu’un autre signal arrive. Pour éviter ceci, le signal de sortie du préamplificateur
est différencié pour éliminer la composante lente. Cela a pour effet de préserver uniquement
l’information relative aux caractéristiques du détecteur contenue dans la constante de temps
du signal montant. Ensuite, le signal est intégré pour réduire le bruit et on obtient un signal
quasiment gaussien (Fig III.3).
La largeur à mi-hauteur de la gaussienne obtenue s’exprime en terme de constante de
temps que l’on peut régler. Si elle est choisit trop courte, le bruit est amplifié, si elle est trop
longue, on peut assister à l’empilement de deux signaux électriques. En général, la constante
de temps est choisit de 3 à 30 µs suivant le type de détecteur.
IV.2.2. Le convertisseur analogique-numérique et l’analyseur multicanaux
A la sortie de l’amplificateur, on a un signal continu. Pour l’acquisition, il est préférable de
travailler avec des grandeurs discrètes, c’est-à-dire qui ne peuvent prendre qu’un ensemble
fini de valeurs. C’est pourquoi on utilise un convertisseur analogique-numérique (ADC), qui
transforme l’amplitude du signal électrique fourni par l’amplificateur en un nombre qui est
alors proportionnel à l’énergie déposée dans le cristal. Cette opération nécessite entre 0,8 et 6
µs. La sortie de l’ADC est enregistrée dans une mémoire qui possède autant d’adresses que le
maximum de numéro de canaux servant à découper le spectre final. Il y a au total 8192
canaux disponibles pour l’acquisition.
L’analyseur multicanaux sert à collecter et enregistrer les évènements issus de l’ADC en
les classant. Dès qu’un signal a été analysé par l’ADC, l’adresse mémoire dans laquelle il a
été enregistré est bloquée et son contenu est incrémenté d’un coup. Cela permet d’obtenir un
histogramme en temps réel dans lequel l’énergie déposée dans le cristal est reliée au numéro
de canal (plus l’énergie est élevée, plus le numéro de canal est grand) et le nombre de coups
dans un canal donné est proportionnel au nombre de photons ayant déposé la même énergie
dans le cristal. Cette opération nécessite entre 1,5 et 3 µs.
~ 81 ~ CHAPITRE III
Procédure expérimentale
IV.3. Le logiciel de traitement et d’analyse du signal (Génie 2000) [26], [27]
Le logiciel Génie 2000 a été développé par la société Canberra, il possède une
architecture multitâche qui permet de gérer facilement plusieurs chaînes de mesures, son
environnement interactif donne le maximum de flexibilité en ce qui concerne l’utilisation de
séquences automatiques pour l’adaptation du Génie 2000 aux différentes applications. Ces
applications interactives ont une interface utilisateur graphique qui rend son utilisation plus
simple.
IV.3.1. Besoins de base du système
Une installation et un fonctionnement réussi du logiciel génie 2000 nécessitent :
• Ordinateur : PC IBM (ou compatible) avec un minimum d’un processeur 386SX
pour Windows 95 et processeur 486 pour Windows NT, un coprocesseur math.
• Ram : un minimum de 8 Mo pour Windows 95 et 16 Mo pour Windows NT.
• Disque dur : L’espace libre avant installation de génie 2000 doit être d’au moins 100
Mo pour permettre l’installation mais aussi afin de pouvoir stocker les fichiers spectres
acquis.
• Système d’exploitation : Windows 95 ou Windows NT v4.0
• Clé de sécurité : La clé de sécurité livrée avec le logiciel génie 2000 doit être
connectée à un port parallèle.
Genie2000 permet de visualiser en temps réel la sortie de l’analyseur multicanaux, à savoir
un spectre avec en abscisse le numéro de canal et en ordonnée le nombre de coups dans ce
canal. De manière à pouvoir identifier les désintégrations radioactives mises en jeu, le spectre
doit être étalonné en énergie. Cela consiste à établir une relation polynômiale entre le numéro
de canal et l’énergie déposée dans le cristal. Le spectre obtenu est alors un ensemble de pics
distribués en énergie se rajoutant à un fond.
Les pics sont en réalité des gaussiennes dont la largeur à mi-hauteur varie avec l’énergie.
La surface des pics est alors proportionnelle à l’activité. De manière à évaluer l’activité de
l’échantillon, il faut pouvoir, pour chacun des pics localiser le centre du pic ainsi que les
limites de celui-ci ; la surface du pic sera calculée entre ces limites. Il est nécessaire d’avoir
effectué au préalable un étalonnage en résolution du spectre (la résolution intervient de
~ 82 ~ CHAPITRE III
Procédure expérimentale
manière indirecte dans le calcul de la surface des pics). Celui-ci consiste à faire une
correspondance entre la résolution et l’énergie avec une relation dont la forme dépend du
logiciel utilisé : dans Genie2000 la résolution est proportionnelle à la racine carrée de
l’énergie.
L’étalonnage en énergie et l’étalonnage en résolution se font en une seule étape mais il
existe plusieurs méthodes pour le réaliser :
•
en visualisant le spectre à étalonner, il faut placer le curseur sur le sommet d’un
pic. Le logiciel calcule automatiquement le centre du pic et la résolution en canaux. Il
faut alors rentrer la correspondance en énergie
•
sur le spectre, il faut placer des marqueurs qui entourent le pic servant à
l’étalonnage. Comme précédemment, le logiciel calcule le centre du pic et sa
résolution en canaux et il faut entrer l’énergie correspondante du pic.
•
il y a aussi la possibilité de faire une recherche automatique de pics. Le
logiciel fournit une liste de pics avec leur centre et leur résolution exprimés en canaux.
Il faut indiquer l’énergie de chacun des pics.
V. Paramètres nécessaires au calcul de l’activité
Une fois l’échantillon placé en dessous du détecteur. Tout au long de l’acquisition, des
particules émis par la source sont comptées par le cristal et enregistrés par l’électronique. Le
logiciel d’analyse permet de visualiser le spectre (nombre de coups en fonction de l’énergie)
en temps réel. Celui-ci consiste en un certain nombre de pics qui se démarquent d’un fond
continu.
L’acquisition dure un temps suffisamment long (de quelques heures à quelques jours) de
manière à ce que l’erreur statistique sur le calcul de la surface des pics soit négligeable.
L’analyse du spectre fournit la surface de chacun des pics mais pour pouvoir relier la surface
d’un pic donné avec l’activité du radioélément dans la source, il faut prendre en compte un
certain nombre de paramètres. [28]
V.1. Les différents paramètres
Soit N le nombre de coups comptés sous un pic auquel la contribution du fond continu a
été retranchée, on peut définir le taux de comptage nc comme étant le rapport suivant :
~ 83 ~ CHAPITRE III
Procédure expérimentale
nc = N/∆t
avec ∆t le temps de comptage. L’activité A d’un radioélément donné, exprimée en
Becquerels, (Bq) correspond au nombre de désintégrations de ce radioélément par unité de
temps (1 Bq = une désintégration/s). nc est toujours inférieur à A. Sauf indication contraire,
on s’intéressera par la suite à des radioéléments dont l’activité est constante pendant la durée
de comptage. Donc, pour un échantillon donné, nc est une constante dont on améliore
statistiquement l’incertitude en augmentant ∆t. Pour relier l’activité A au taux de comptage nc
dans le photo-pic, il faut tenir compte de plusieurs paramètres dépendant du radioélément
émetteur, de la nature de l’échantillon à analyser et des caractéristiques du détecteur ainsi que
de l’électronique associée. [19]
V.1.1. Paramètres reliés à la source radioactive
Pour tenir compte de la nature de la source, il faut corriger le taux de comptage nc de deux
effets : le rapport d’embranchement et l’effet de matrice.
• Le rapport d’embranchement r correspond, dans notre cas, à la probabilité pour qu’une
désintégration du noyau considéré soit suivie de l’émission d’une particule d’énergie
donnée. Le rapport d’embranchement est une grandeur sans dimension comprise entre 0
et 1, mais qui peut être exprimé en « pour 100 désintégrations » d’un radioélément. Par
exemple, sur 100 désintégrations de noyaux de
137
Cs, 85 d’entre elles donnent lieu à
l’émission d’un photon de 662 KeV ce qui vent dire r égal à 0,85.
• L’effet de matrice (ou auto-atténuation) : lorsqu’on dispose d’un échantillon radioactif
de dimensions non négligeables, un certain nombre de particule émis dans l’échantillon
peuvent interagir avec la matrice de l’échantillon lui-même en perdant une partie ou la
totalité de leur énergie. Cela a comme conséquence la diminution du comptage dans le
photo-pic
V.1.2. Paramètres reliés au détecteur
Ils traduisent l’influence de la géométrie générale du détecteur ainsi que de ses
caractéristiques sur le taux de comptage. Celui-ci doit être corrigé de l’effet d’angle solide :
comme le détecteur ne couvre pas un angle solide de 4π, une partie des particules émis ne
~ 84 ~ CHAPITRE III
Procédure expérimentale
peut pas être comptabilisée. Pour cela pendant nos mesures sur nos échantillons nous avons
essaye d’être prés au maximum du détecteur.
V.1.3. Paramètres reliés à l’électronique
L’électronique peut introduire des limitations sur le taux de comptage à cause des effets de
temps mort et des problèmes liés à la collection de charge. Le temps mort correspond au
temps minimal pour séparer deux évènements qui vont être transformés en deux signaux
électriques distincts. Si une particule interagit avec le cristal alors que le signal délivré par une
interaction précédente est en cours d’acquisition, elle ne donne lieu à aucun comptage car
l’entrée est bloquée électroniquement. Le temps mort est relié à une limitation de
l’électronique : les opérations telles que la conversion de la charge collectée aux électrodes en
un signal électrique, l’amplification et le filtrage de ce signal nécessitent un temps assez long
pendant lequel le signal est traité, sachant qu’un seul signal peut être traité à la fois.
Les pertes de comptage liées au temps mort sont d’autant plus importantes que l’activité de
la source est grande, car cela augmente la probabilité pour que deux particules interagissent
avec le cristal dans un intervalle de temps inférieur au temps mort. Le logiciel d’analyse de
spectre fournit donc deux informations : le temps réel qui correspond au temps total pendant
lequel les mesures ont été effectuées et le temps actif qui prend en compte le temps mort (le
temps actif étant plus petit que le temps réel). Pour calculer l’activité de la source en
s’affranchissant du temps mort, il faut donc utiliser le temps actif. [29]
En pratique, on considère que des risques d’anormalité existent si le temps mort dépasse 30
à 40 % du temps réel. Dans nos mesures, le temps mort dépasse rarement quelques pourcents
du temps réel car les échantillons mesurés ont de faibles activités.
VI. Principe général de la mesure d’une activité
VI.1.Taux de comptage
Si l’unité de traitement électronique du signal associée au détecteur permet de compter le
nombre d’impulsions N, recueillies pendant un temps t fixé, il est possible d’en déduire le
taux de comptage nc :
~ 85 ~ CHAPITRE III
Procédure expérimentale
où nc est en nombre d’impulsions par seconde (imp.s−1) et t en secondes (s).
La précision statistique de la détermination sera d’autant plus grande que le temps accordé
à la mesure est important.
Si l’unité de traitement électronique du signal associée au détecteur mesure de façon
instantanée le taux de comptage exprimé en impulsions par seconde, la précision statistique
associée à la mesure n’est plus maîtrisée. Elle sera médiocre si le taux de comptage est faible
et grande si le taux de comptage est élevé.
Pour passer d’une mesure en impulsion par seconde à une activité en becquerel, il convient
d’effectuer deux corrections suivantes :
– le mouvement propre de l’ensemble de détection ;
– le rendement de mesure.
VI.2. Correction de mouvement propre de l’ensemble de détection
Elle consiste à retirer au taux de comptage précédent la part due au mouvement propre,
c’est à dire le taux de comptage obtenu en l’absence de la source à mesurer.
Nous définirons le mouvement propre comme étant le signal obtenu, dû à la fois au
rayonnement ambiant naturel et à l’électronique de comptage.
VI.3. Correction de rendement de mesure
Par définition, l’activité A recherchée est donnée par la relation :
où n est le taux de comptage, en nombre d’impulsions par seconde, et R le rendement du
détecteur vis-à-vis du radionucléide considéré et dans les conditions géométriques adaptées.
Le rendement est défini comme le rapport entre le nombre d’impulsions comptées et le
nombre de rayonnements émis par la source :
~ 86 ~ CHAPITRE III
Procédure expérimentale
Le rendement de mesure est fonction de la distance entre la source et le détecteur.
Le rendement de mesure est généralement établi pour une source ponctuelle, déposée sur
un support sans absorption, et au plus près de détecteur.
La dernière étape consiste à est calculer le débit de dose émise par l’échantillon et la dose
effective, par la suit, on à introduit les mesures de la radioactivité dans la carte géologique
afin qu’on puisse établir un lien entre la distribution de la radioactivité et différentes zones
d’où on à ramené les échantillons. Selon cette activité, on peut se prononcer éventuellement
sur les zones qui présentent un certain danger pour l’environnement ou la population.
~ 87 ~ Chapitre IV :
Résultats et discussions
CHAPITRE IV
Résultats et discussion
I. Introduction
L’origine des éléments radioactifs naturels de la terre date de sa création. Leurs
compositions et Leurs distributions sont sujettes aux mêmes lois naturelles que les autres
éléments non radioactifs. Les radionucléides terrestres les plus communs qui produisent des
rayonnements gamma sont 232Th, 238U, 40K, 214Pb, 214Bi, 226R, 228Ac et 212Pb. [30]
L'intensité de la radioactivité naturelle terrestre change par un ordre de grandeur pour
différentes régions dues aux facteurs géologiques. L'exposition de la radiation externe résulte
principalement des rayonnements cosmiques et des radionucléides terrestres se produisant aux
niveaux de trace dans toutes les matrices géologiques. Le rayonnement de fond terrestre est lié
aux types de roche des quels le sol commence. Les concentrations les plus élevées de
l'uranium, thorium et potassium sont associées au sol développé à partir des roches
magmatiques acides et l'argile. [31]
Le premier objectif de la présente étude est de déterminer l'activité de
214
Pb,
214
Bi,
226
R,
228
Ac et
212
232
Th,
238
U,
40
K,
Pb dans les matrices géologiques telles que le sol, la roche et sa
participation au débit de dose autour de l'environnement de la wilaya d’Oran.
II. Expérimental
Oran
Algérie
Fig IV.1 : l'emplacement de la wilaya d’Oran dans l’Algérie
~ 88 ~
CHAPITRE IV
Résultats et discussion
La wilaya d'Oran (31) est une subdivision administrative algérienne située au nord-ouest
du pays. Peuplée de 1 700 000 habitants (on 2008) pour une superficie de 2 121 km², elle est
bordée à l'est par la wilaya de Mostaganem, au sud-est par celle de Mascara, au sud-ouest par
celle de Sidi Bel Abbès et à l'ouest par celle d'Aïn Témouchent (fig IV.3.).
Depuis le dernier redécoupage administratif de 1984, la wilaya d'Oran est divisée en neufs
daïras, sur lesquelles se répartissent 26 communes :
Oran
Oran
Aïn-el-Turck
d'Aïn-el-Turck, Mers-el-Kébir, Bousfer, El Ançor
Arzew
d'Arzew, Sidi Benyebka
Bethioua
Bethioua, Ain el Bia, Mers El Hadjaj
Es Sénia
Es Senia, El Kerma, Sidi Chahmi
Bir El Djir
Bir El Djir, Hassi Bounif, Hassi Ben Okba
Boutlélis
Boutlélis, Misseghine, Ain El Kerma
Oued Tlélat
Oued Tlétat, Tafraoui, El Braya, Boufatis
Gdyel
Gdyel, Ben Fréha, Hassi Mefsoukh
II.1. Collection et compte d'échantillon
On a numéroté les emplacements des prélèvements des échantillons pour avoir une carte
détaillée. Un total de 12 échantillons de roches ont été collectés de divers endroits déserte et
loin de toute activité humaine (industrie, agriculture, urbanisme,….etc.) de la wilaya d’Oran.
1 Oued
7
Missreghine
tlélat
2 Bir
el 8
Tafraoui
9
Bousfer
djir
3 Sid
chahmi
4 Marsa el 10 Ain
hadjaj
5 El onsor
el
karma
11 Sidi
benyebka
6 Boutlélis 12 Ben fréha
Fig IV.2 : les divers lieux de collection des échantillons
~ 89 ~
CHAPITRE IV
Résultats et discussion
La plupart des radionucléides naturellement prisent sont principalement émetteurs des
rayonnements gamma
232
Th (59 keV),
238
U (134.7 kev),
40
K (1461 Kev),
214
Pb (352 Kev),
214
Bi (609 Kev), 226Ra (186.2 keV), 228Ac (911 Kev), 212Pb (238 Kev), 137Cs (661.7Kev), 134Cs
(796 Kev). [32]
II.2. Analyse spectrométrique
L’analyse spectroscopique Alpha est réalisé grâce à un
détecteur semi-conducteur
(détecteur à barrière de surface) placé dans une chambre à vide (Fig III.7). Les dimensions de
la chambre à vide ne permettent d’introduire que les échantillons ne dépassant pas 5 cm de
diamètre. On a utilisé une pompe à vide (Fig III.6), pour l’atténuation ou la diffusion des
particules alpha, ce qui permet une meilleure détection.
Les signaux électriques
collectés sous formes d’impulsions sont enregistrés par un
compteur donnant le nombre de coups par unité de temps.
La détection des rayonnements Gamma est réalisé grâce à un scintillateur de NaI(Tl)
(l’iodure de sodium activé au thallium) couplé à un photomultiplicateur (Fig III.5).
Les impulsions électriques sont transformés en un signal numérique par la carte d’interface
et transféré par cette même carte à travers un ordinateur vers un logiciel dédié à ce type de
mesure et qui s’appelle (génie 2000). Ce dernier va permettre de visualiser nos mesures sous
forme spectres.
~ 90 ~
CHAPITRE IV
Résultats et discussion
III. Résultats et discussion
III.1. Distribution de la radioactivité naturelle à Oran
A) – Les mesures de la radioactivité Alpha.
Pour la mesure des rayonnements alpha, nous avons utilisé notre chaîne de détection
équipée d’un compteur d’impulsions (nombre des coups par unité de temps), et nous avons
obtenu les résultats suivants
N : est le nombre des coups détectés par 100 secondes.
1-sans échantillon et dans l’air :
N
43
40
50
45
48
42
44
50
39
51
5
4
7
1
Nmy = 44.5
- Nmy : le nombre des coups moyens.
2- sans échantillon et sous vide :
La pression dans la chambre à vide est de p= 0,35 mTorr.
N
21
15
11
9
10
11
Nmy = 9.5
- Nmy : le nombre des coups moyens.
On remarque une différence importante entre la détection sous l’air et sous le vide ce qui
prouve la grande atténuation des particules alpha dans l’air (petit parcours des particules alpha
dans l’air).
Les résultats obtenus :
Les résultats obtenus pendant 20 minutes représenter sous forme d’un histogramme du
nombre de particules détectées par échantillons.
~ 91 ~
CHAPITRE IV
Résultats et discussion
Echantillons
Nombre de coups
Canastel
53
Santa Cruz
54
Eau de sebkha
44
Pierre de sebkha
49
cap belgaid
56
60
Nombre de coups
50
40
56
30
53
54
49
44
20
10
0
Canastel
Santa cruz
Eau de sebkha Pierre de sebkha cap bel gaid
Echantillons
Figure IV.3. : Histogramme des nombres des coups détectés pendant 20 minutes pour
différentes sources.
3000
Nombre de coups
2500
2000
1500
2824
1000
500
53
0
226Ra
Canastel
54
44
49
56
Santa cruz Eau de sebkha
Pierre de sebkha
cap bel gaid
Echantillons
Figure IV.4: Histogramme de comparaison entre la source artificielle (226Ra) et les sources
naturelles étudiées.
~ 92 ~
CHAPITRE IV
Résultats et discussion
D’après les deux histogrammes on remarque que toutes les sources utilisées ne présentent que
des traces de radioactivité car les valeurs sont très petites par rapport à la source artificielle
(Radium 226). Ce pendant il faut noter que l’échantillon de cap belgaid marque le taux le plus
élevé par rapport aux autres échantillons d’une valeur de 56 coups/20 minutes. Cependant
l’eau de sebkha marque le taux le plus faible d’une valeur de 44 coups/20 minutes.
On a souhaité exploité cette chaîne de mesures beaucoup plus, afin qu’on puisse identifier
les éléments radioactifs éventuellement présents dans nos échantillons, malheureusement le
détecteur a semi-conducteur n’est plus opérationnel. La partie sensible du détecteur a due
subir un choc ce qui a entraîné son endommagement.
B) - Les mesures de la radioactivité Gamma.
Dans cette partie, on a étudié les différentes émissions radioactives de nos échantillons
grâce aux données enregistrés par logiciel Génie 2000. Tous nos résultats ont été enregistrés
sous forme de spectres d’émission radioactive  définie par le nombre d’impulsions ou de
coup détecté (pondant 30 min) en fonction de l’énergie.
On a remarqué que dans tous nos spectres il y a une apparition de piques bien distinctes,
donc on a pu définir à partir des positions énergétiques et des amplitudes des ces piques les
radioéléments présent dans nos échantillons ainsi que leur activité radiative.
Tous nos résultats sont présentés et classés dans les spectres et les tableaux suivants :
~ 93 ~
CHAPITRE IV
Résultats et discussion
Échantillon (1) : Brèche (Oued Tlélat)
Brèche (1)
25
Nombre de coups
20
15
10
5
0
0
500
1000
1500
2000
2500
3000
Energie (KeV)
Spectre d’analyse de l’échantillon 1
Radioélément
232
Th
238
U
40
226
K
Ra
212
Pb
214
Pb
214
228
137
1,35
22,2
0,42
0,61
214
228
137
134
9,75
22,2
0,83
Bi
Ac
Cs
134
Cs
Radioactivité
25
(Bq/Kg)
31,5 19,1
44,4
22,25
7,8
Échantillon (2) : croute calcaire (Bir el Djir)
25
Croute calcaire (2)
Nombre de coups
20
15
10
5
0
0
500
1000
1500
2000
2500
3000
Energie (KeV)
Spectre d’analyse de l’échantillon 2
Radioélément
232
Th
238
U
40
K
226
Ra
212
Pb
214
Pb
Bi
Ac
Cs
Cs
Radioactivité
(Bq/Kg)
16,25 26,7 15,8
14,4
19,5
5,1
0,23
~ 94 ~
CHAPITRE IV
Résultats et discussion
Échantillon (3) : alluvions ancien (Sid Chahmi)
Alluvions ancien (3)
25
Nombre de coups
20
15
10
5
0
0
500
1000
1500
2000
2500
3000
Energie (KeV)
Spectre d’analyse de l’échantillon 3
Radioélément
232
238
Th
40
U
K
226
212
Ra
Pb
214
Pb
214
Bi
228
Ac
137
Cs
134
Cs
Radioactivité
22,1 18,4 14,1 34,5 11,125 7,8
9,75 12,15 0,42 1,05
(Bq/Kg)
Échantillon (4) : lumachelle (Marsa el Hadjaj)
25
Lumachelle (4)
Nombre de coups
20
15
10
5
0
0
500
1000
1500
2000
2500
3000
Energie (KeV)
Spectre d’analyse de l’échantillon 4
Radioélément
232
Th
238
U
40
K
226
Ra
212
Pb
214
Pb
214
Bi
228
Ac
137
Cs
134
Cs
Radioactivité
16,7 17,6 15,8 34,5 27,75 1,1
1,35 2,25 0,62 0,45
(Bq/Kg)
~ 95 ~
CHAPITRE IV
Résultats et discussion
Échantillon (5) : Grés (El Onsor)
25
Grés (5)
Nombre de coups
20
15
10
5
0
0
500
1000
1500
2000
2500
3000
Energie (KeV)
Spectre d’analyse de l’échantillon 5
Radioélément
232
238
Th
40
U
226
K
Ra
212
Pb
214
Pb
214
Bi
228
Ac
137
Cs
134
Cs
Radioactivité
13,2 16,7 12,85 24,45
10
14,4 9,75 12,15 0,42 1,05
(Bq/Kg)
Échantillon (6) : Marne (Boutlélis)
25
Marne (6)
Nombre de coups
20
15
10
5
0
0
500
1000
1500
2000
2500
3000
Energie (KeV)
Spectre d’analyse de l’échantillon 6
Radioélément
232
Th
238
U
40
K
226
Ra
212
Pb
214
Pb
214
Bi
228
Ac
137
Cs
134
Cs
Radioactivité
13,25 17,6 12,85
7,5
22,75 11,1 9,75 22,2 0,62 0,62
(Bq/Kg)
~ 96 ~
CHAPITRE IV
Résultats et discussion
Échantillon (7) : travertin (Missreghine)
25
Travertin (7)
Nombre de coups
20
15
10
5
0
0
500
1000
1500
2000
2500
3000
Energie (KeV)
Spectre d’analyse de l’échantillon 7
Radioélément
232
238
Th
40
U
K
226
212
Ra
Pb
214
Pb
214
Bi
228
Ac
137
Cs
134
Cs
Radioactivité
22,7 20,3 14,95 34,5
19,5 14,4
18
12,15 1,26 1,05
(Bq/Kg)
Échantillon (8) : Alluvions récent (Tafraoui)
Alluvions récent (8)
25
Nombre de coups
20
15
10
5
0
0
500
1000
1500
2000
2500
3000
Energie (KeV)
Spectre d’analyse de l’échantillon 8
Radioélément
232
Th
238
U
40
K
226
Ra
212
Pb
214
Pb
214
Bi
228
Ac
137
Cs
134
Cs
Radioactivité
18,25 18,5 14,4 14,4 27,75 7,8
6,35 22,2 0,44 0,63
(Bq/Kg)
~ 97 ~
CHAPITRE IV
Résultats et discussion
Échantillon (9) : Dunes consolidées (Bousfer)
25
Dunes consolidées (9)
Nombre de coups
20
15
10
5
0
0
500
1000
1500
2000
2500
3000
Energie (KeV)
Spectre d’analyse de l’échantillon 9
Radioélément
232
238
Th
40
U
K
226
212
Ra
214
Pb
214
Pb
228
Bi
Ac
137
Cs
134
Cs
Radioactivité
30
24,1 19,85 24,45 11,125 14,4
18
2,25 0,20 0,64
(Bq/Kg)
Échantillon (10) : schiste et calschiste (Ain el Karma)
25
Schiste et calschiste (10)
Nombre de coups
20
15
10
5
0
0
500
1000
1500
2000
2500
3000
Energie (KeV)
Spectre d’analyse de l’échantillon 10
Radioélément
232
Th
238
U
40
K
226
Ra
212
Pb
214
Pb
214
Bi
228
Ac
137
Cs
134
Cs
Radioactivité
19,05 21,9 12,6 44,4
19,5 21,1 26,35 12,3 0,64 1,26
(Bq/Kg)
~ 98 ~
CHAPITRE IV
Résultats et discussion
Échantillon (11) : Calcaire marmorisé (Sidi Benyebka)
25
Calcaire marmorisé (11)
Nombre de coups
20
15
10
5
0
0
500
1000
1500
2000
2500
3000
Energie (KeV)
Spectre d’analyse de l’échantillon 11
Radioélément
232
238
Th
40
U
K
226
Ra
212
214
Pb
214
Pb
Bi
228
Ac
137
Cs
134
Cs
Radioactivité
22,4 23,6 28,7 34,5 11,125 7,8
9,75 2,25 0,84 0,20
(Bq/Kg)
Échantillon (12) : Eboulis (Ben fréha)
25
Eboulis (12)
Nombre de coups
20
15
10
5
0
0
500
1000
1500
2000
2500
3000
Energie (KeV)
Spectre d’analyse de l’échantillon 12
Radioélément
232
Th
238
U
40
K
226
Ra
212
Pb
214
Pb
214
Bi
228
Ac
137
Cs
134
Cs
Radioactivité
15,5 12,8 11,3 34,5 27,75 1,1
1,35 12,3 0,20 0,43
(Bq/Kg)
~ 99 ~
CHAPITRE IV
Résultats et discussion
Dans les 12 échantillons on a observé que la radioactivité des radionucléides est différente
pour chaque échantillon
Les concentrations de
226
235
U (12,8 - 26,7) Bq.Kg-1 et ces dérivés, à savoir le
214
Bi,
214
Pb et
Ra, changent entre (1.35 et 26,35), (1.1 et 21,1) et (4.5 et 44,4) Bq.Kg-1, respectivement.
Les concentrations de 232Th et (13,2 - 30) Bq.Kg-1 ainsi que ces dérivés, 228Ac et 212Pb, sont
dans la gamme de (2.25 - 22,2) et (2.75 - 27,75) Bq.Kg-1 et la concentration de 40K changent
entre (11,3 et 28,7).
Les mesures effectuées sure nos échantillons montrent un équilibre entre les descendants
de 232Th et quasiment 228Ac et 212Pb, on a remarque un équilibre de ces deux descendants, sauf
dans l’échantillon 4, l’échantillon 9, l’échantillon 11 et l’échantillon 12.
On remarque aussi un équilibre entre les descendants de
et
214
238
U et pratiquement
226
Ra,
214
Pb
Bi, sauf dans l’échantillon 1.
Parmi les dérivés de
235
U, On a observé que l'activité de 226Ra dans la wilaya d’Oran est
plus élevée que les autres radioéléments. Sa gamme est comprise entre (7.5 et 44,4) Bq.Kg-1.
Mais avant de se prononcer sur le danger que peut produire ces radioéléments, il faut d’abord
calculer la dose effective des échantillons et les comparer avec les grandeurs des rayonnements
naturelles indiquées dans le tableau I.1.
Nos résultats sont en bon accord avec des travaux assez récents (Surinder Singh et all) [38],
(Amrani. D et all) [39]
On a comparé nos résultats avec ceux de (Noureddine. A et all) [32] et (Baggoura. B et all)
[30] concernant l’étude de la radioactivité naturelle en Algérie. On a trouvé que nos valeurs
obtenues sont en bons accords avec leurs résultats expérimentaux.
Les résultats ont montré qu’il y a une légère activité de 134Cs et 137Cs, très inférieur aux valeurs
moyenne mondiale [40]. On rappelle que ces éléments sont artificiels et peuvent être dus à
l’activité humaine industrielle ou des essais nucléaires.
Les concentrations d'activité des radionucléides dans les échantillons de roche à différents
points de prélèvement de la wilaya d’Oran sont rassemblées dans le tableau suivant :
~ 100 ~
CHAPITRE IV
Résultats et discussion
Tableau IV.1 : L’activité (Bq.Kg –1) des Radionucléides naturelles dans les échantillons
Echantillons 232Th 235U
40K
226Ra 212Pb 214pb 214Bi 228Ac 137Cs 134Cs
1
25
31,5
19,1
44,4
22,25
7,8
1,35
22,2
0,42
0,61
2
16,25
26,7
15,8
14,4
19,5
5,1
9,75
22,2
0,83
0,23
3
22,1
18,4
14,1
34,5
11,125
7,8
9,75
12,15
0,42
1,05
4
16,7
17,6
15,8
34,5
27,75
1,1
1,35
2,25
0,62
0,45
5
13,2
16,7
12,85
24,45
10
14,4
9,75
12,15
0,42
1,05
6
13,25
17,6
12,85
7,5
22,75
11,1
9,75
22,2
0,62
0,62
7
22,7
20,3
14,95
34,5
19,5
14,4
18
12,15
1,26
1,05
8
18,25
18,5
14,4
14,4
27,75
7,8
6,35
22,2
0,44
0,63
9
30
24,1
19,85
24,45 11,125
14,4
18
2,25
0,20
0,64
10
19,05
21,9
12,6
44,4
19,5
21,1
26,35
12,3
0,64
1,28
11
22,4
23,6
28,7
34,5
11,125
7,8
9,75
2,25
0,84
0,20
12
15,5
13,2
30
12,8
12,8
26,7
11,3
11,3
28,7
34,5
7,5
44,4
27,75
10
27,75
1,1
1,1
21,1
1,35
1,35
26,35
12,3
2,25
22,2
0,20
0,2
1,26
0,43
0,2
1,28
Gamme
III.2. Débit de dose absorbée :
Le débit de dose absorbée, c’est-à-dire l’énergie communiquée a un milieu par unité de
temps.
On calculés Les débits de dose (Gy.h-1) à partir de la concentration des radionucléides en
utilisant l’équation suivant.
D (Gy.h–1) = A (Bq.kg-1). F (Gy.h –1 par Bq.kg–1)
D : Débit de dose absorbée
F : Facteur de conversion
Le facteur de conversion (F) de Débit de dose pour les dérives de 232Th (228CA, 212Pb),
238
U (214Pb, 214Bi, 226R) et pour 40K comme 0.52813, 0.38919, 0.03861, respectivement. [17].
Les résultats sont classés dans le tableau suivant :
~ 101 ~
CHAPITRE IV
Résultats et discussion
Tableau IV.2 : Le débit de dose (Gy.h–1) dans les échantillons
Echantillons
232
Th
235
U
40
K
226
Ra
212
Pb
214
pb
214
Bi
228
Ac
1
13,2
12,25
0,73
17,28
5,87
3,03
0,52
11,72
2
8,58
10,39
0,61
5,60
10,29
0,42
3,79
11,72
3
11,67
7,16
0,54
13,42
5,87
3,03
3,79
6,41
4
8,81
6,84
0,61
13,42
14,65
0,42
0,52
1,18
5
6,97
6,49
0,49
9,51
5,28
5,60
3,79
6,41
6
6,99
6,84
0,49
1,75
1,45
8,21
3,79
11,72
7
11,98
7,90
0,57
13,42
10,29
5,60
7,14
6,41
8
9,63
7,20
0,55
5,60
14,65
3,03
0,5
11,72
9
15,84
9,37
0,76
9,51
5,87
5,60
7,14
1,18
10
10,06
8,52
0,48
17,28
10,29
0,42
10,25
6,49
11
11,83
9,18
1,10
13,42
5,87
3,03
3,79
1,18
12
8,18
4,98
0,43
13,42
14,65
0,42
0,52
6,49
III.3. Dose effective :
La dose efficace est une dose biologique très utilisée en radioprotection, qui sert à évaluer
l’exposition d’une personne individuelle aux rayonnements. Elle tient compte de la sensibilité
des tissus affectés.
Nous avant calculé les dose effective selon l’équation suivant.
D0 (µSv.h–1) = D (µGy.h–1) × 0,2 × 0.7 (Sv.Gy –1)
D0 : Dose effective
D : Débit de dose absorbée
0,2 : Facteur d'occupation
0,7 : Coefficient de conversion
Le tableau ci dessous englobe tous les résultats des Dose effective calculée
~ 102 ~
CHAPITRE IV
Résultats et discussion
Tableau IV.3 : La dose effective (µSv.h–1) dans les échantillons
Echantillons
232
Th
235
U
40
K
226
Ra
212
Pb
214
pb
214
Bi
228
Ac
1
1,84
1,71
0,10
2,41
0,82
0,42
0,073
1,64
2
1,20
1,45
0,085
0,78
1,44
0,05
0,53
1,64
3
1,63
1,00
0,07
1,87
0,82
0,42
0,53
0,89
4
1,23
0,95
0,08
1,87
2,05
0,05
0,07
0,16
5
0,97
0,90
0,06
1,33
0,73
0,78
0,53
0,89
6
0,97
0,95
0,06
0,24
0,20
1,14
0,53
1,64
7
1,67
1,10
0,08
1,87
1,44
0,78
0,98
0,89
8
1,34
1,00
0,07
0,78
2,05
0,42
0,07
1,64
9
2,21
1,31
0,10
1,33
0,82
0,78
0,98
0,16
10
1,40
1,19
0,06
2,41
1,44
0,05
1,43
0,90
11
1,65
1,28
0,15
1,87
0,82
0,42
0,53
0,16
12
1,14
0,69
0,06
1,87
2,05
0,05
0,07
0,90
Après les analyses effectuées sur nos échantillons on a constaté la présence de plusieurs
éléments radioactifs, donc pour connaitre l’activité de chaque échantillon il va falloir faire la
somme des activités de ces constituants. La même chose pour les débits de dose émis et les
doses effectives, dans le tableau IV.4 on a rassemblé les activités et les débits de dose émis et
les doses effectives de tous nos échantillons.
~ 103 ~
CHAPITRE IV
Résultats et discussion
Tableau IV.4 : L'activité, le débit de dose et la dose effective évalue dans les échantillons
Activité
Débit de dose
Dose effective
(Bq.kg-1)
(Gy.h–1)
(µSv.h–1)
Brèche
162,47
64,64
9,04
2
croute calcaire
125,7
51,43
7,20
3
alluvions anciennes
129,92
51,92
7,26
4
lumachelle
117,05
46,50
6,51
5
Grés
113,5
44,57
6,24
6
Marne
104
41,27
5,77
7
travertin
156,5
63,21
8,85
8
Alluvions récentes
124,65
52,93
7,41
9
Dunes consolidées
144,17
55,17
7,72
10
schiste et calschiste
157,2
63,82
8,93
11
Calcaire marmorisé
140,12
49,44
6,92
12
Eboulis
116,6
49,13
6,87
Echantillons
Types de roches
1
D’après les résultats obtenue, ont remarque que la gamme des Doses effective de nos
échantillons s’étale entre 5,77 et 9,04 (µSv.h–1) se qui nous permis de confirmer que l’ordre
de grandeur de rayonnement de nos échantillons et dans l’intervalle du rayonnement naturelle.
[18]
Comme les valeurs de dose effective sont proche, on a pensé a partagé nos résultats sur des
intervalles ou la marge de chacun est de 1 (µSv.h–1), après cette étape on a pu présenter
l’ensemble de nos résultats sur une carte ou les différente zone radioactives sont indiqué par
un code de couleurs.
~ 104 ~
CHAPITRE IV
Résultats et discussion
Fig IV.5 : Distribution de la dose effective (µSv.h–1) dans la wilaya d’Oran
D’après les résultats obtenus on peut dire d’une part que la radioactivité naturelle de la
wilaya d’Oran est faible, d’autre part et d’après cette dernière carte, nous avant pu répartir les
débits de dose effective comme suivant :
 La dose effective moins de 6 (µSv.h–1) observée, est caractérisée par la présence des
types de roche dite Marne et Grés présentes abondamment à l’extrême ouest de la
wilaya.

La dose effective compris entre 6 et 7 (µSv.h–1) dépend de la présence des roches de
type Lumachelle, Croute calcaire, Alluvions récent, Alluvions ancien et Eboulis.
 La dose effective constatée entre 7 et 8 (µSv.h–1) résulte de l’existence des roches de
types Dunes consolidé et Calcaire marmorisé qui s’étale de Oran ouest à boutlilise,
Sidi Benyebka et dans les a proximité d’arzew.
 La dose effective compris entre 8 et 9 (µSv.h–1) localisé à Missreghine, El karma et
Ben fréha et qui est caractérisé par la présence des type de roche : Schiste et calschiste
et Travertin.
 La dose effective le plus élevée par rapport à nos résultats est situé au extrême ouest
de la wilaya d’Oran et il est attribué à la présence de la roche de Brèche.
~ 105 ~
CHAPITRE IV
Résultats et discussion
IV. Conclusions
Les niveaux d'activité moyens et le débit de dose absorbé des radionucléides naturels qui
ont été déterminés dans les échantillons de roche collectes de la wilaya d’Oran sont on accord
avec les résultats trouvé la bibliographie. Le débit de dose est entre 41,27 et 64,64 nGy.h–1
avec une moyenne de 52,83 nGy.h–1. Tous les débits de doses effectives sont entre 5,77 et 9,04
(µSv.h–1) avec une moyenne de 7,40 µSv.h–1, qui est inférieur à la valeur mondiale critique
(25 Sv/h-1). [18]
~ 106 ~
Conclusion et perspective
Le présent travail fait l’objet d’un projet de recherche récent. Il s’agi
d’étudier la
radioactivité naturelle dans la wilaya d’Oran a travers la mise en évidence des éléments
radioactive, ainsi que leur activité.
Dans une première étape, on a commencé par déterminer les principaux radioéléments
naturels . nous avant analysé 12 échantillons choisie en fonction des principaux types de roche
constituant la texture géologique de la wilaya d’Oran. D’après les résultats obtenus on a
estimé la présence des radioéléments naturelles suivants :
40
K (Potassium),
214
Pb (plomb),
214
Bi (Bismuth),
226
232
Th (Thorium),
Ra (Radium),
228
238
U (Uranium),
Ac (Actinium),
212
Pb
(plomb).
Dans une deuxième étape, on a passé a l’étude de l’activité de chaque radioélément
(Chapitre III), la radioactivité des radionucléides observé est différente pour chaque
échantillon, cela nous amené à conclure que la concentration de ces derniers est différente
d’un échantillon a un autre, donc d’un type de roche à un autre suivant la fraction de
composition de chacun.
Après avoir trouvé les activités de chaque radioélément on a pu calculer les débits des doses
absorbé et la dose effectif et on a trouvé que Les débits de dose effectives sont entre 5,77 et
9,04 (µSv.h–1) avec une moyenne de 7,40 µSv.h–1.comparant ces résultats avec celle des
références des degrés autorisés aux êtres vivant, nous pouvons confirmer que l’ordre de
grandeur de la radioactivité de nos échantillons et dans l’intervalle de la radioactivité
naturelle.
En fin nous avant présentés tous les valeurs obtenues des doses effectives de la wilaya d’Oran
sur une carte ou les différente zone radioactives sont indiqué par un code de couleurs et à
l’aide de cette dernière, on a répartis la radioactivité naturelle de la wilaya d’Oran en fonction
des type de roche et de ces localité dans les commune de la wilaya.
• Le débit de dose effective moins de 6 (µSv.h–1) observée, est caractérisé par la
présence des types de roche dite Marne et Grés présentes abondamment à l’extrême
ouest de la wilaya.
~ 107 ~ •
Le débit de dose effective compris entre 6 et 7 (µSv.h–1) dépend de la présence des
roches de type Lumachelle, Croute calcaire, Alluvions récent, Alluvions ancien et
Eboulis.
• Le débit de dose effective constaté entre 7 et 8 (µSv.h–1) résulte de l’existence des
roches de types Dunes consolidé et Calcaire marmorisé qui s’étale de Oran ouest à
boutlilise, Sidi Benyebka et dans les a proximité d’arzew.
• Le débit de dose effective situé entre 8 et 9 (µSv.h–1) localisé à Missreghine, El karma
et Ben fréha et qui est caractérisé par la présence des type de roche : Schiste et
calschiste et Travertin.
• Le débit de dose effective le plus élevé par rapport à nos résultats est situé à l’extrême
ouest de la wilaya d’Oran et il est attribué à la présence de la roche de Brèche.
En termes de perspective, une étude complémentaire de l'influence
humaine sur un
éventuel changement de la radioactivité naturelle et son impacte sur notre environnement sera
indispensable. L’utilisation d’instruments portable et sensible comme les détecteurs à
Germanium pour les mesures in situ et précis des radioactivités offre une souplesse et un suivi
permanant sur site réel des phénomènes de la radiation naturelle ou artificielle. La
connaissance de la radioactivité atmosphérique et des eaux et même d’aliments est nécessaire
pour une détermination complète des risques causés par des radioéléments naturelles ou
artificiels aéroportés ou Lessivé par des eaux.
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