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Rayonnements X et Pr Cohen

Stage de pré-rentré – Cours GALIENThomas SILVA & Mehdi HUSSAMI

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• Rayonnements électromagnétiques : on s’intéresse à l’aspect corpusculaire des faisceaux de photons donné par la relation de Planck :

• Rayonnements ionisants : énergie suffisante pour provoquer des ionisations au sein d’un tissu biologique : E 13,6 eV car c’est l’énergie de ionisation de l’hydrogène et approximativement celle de l’électron de valence des tissus biologiques

• Rayons X produits au niveau du nuage électronique des atomes ou au voisinage de noyaux atomiques

• Rayons proviennent :- soit directement de la désexcitation du noyau de certains atomes- soit secondairement de l’annihilation d’antiparticules (électron-

positon)

hcE h

Rayonnements X et : nature et origine

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1- CARACTERISTIQUES GENERALES

LE RAYONNEMENT X

Le rayonnement X a été découvert par RÖNTGEN en 1895

Il s’agit d’un rayonnement EM de courte longueur d’onde donc de grande énergie.

Deux types d’interactions peuvent conduire à la production de photons X :• Réarrangement d’électrons au sein d’orbitales atomiques avec émission dephotons X de fluorescence• Rayonnement de freinage (Bremsstrahlung) : freinage d’électrons par interactionavec les noyaux atomiques d’une cible

Ces 2 phénomènes se retrouvent dans le principe du tube à rayons X.

Calcul de l’énergie d’un photon :

4

2- PRODUCTIONLorsqu’une cible matérielle est bombardée, dans le vide, par un faisceaud’électrons, il y a émission de rayonnement X par cette cible

2.1. Principe d’un tube à RX- Tube en verre - vide poussé- Filament K ou cathode : émet des électrons par effet thermoélectronique- U = 30 à 150 kV- Anode A : numéro atomique et point de fusion élevé- Système de refroidissement C del’anode ou anticathode - Production de rayons X sortent du tube par des fenêtres en béryllium,

1. Production d’électrons à partir du filament de tungstène porté à haute température par un courant de chauffage.2. Accélération des électrons extraits du métal par une forte tension électrique U (30 à 150 kV) maintenue entre le filament (cathode), porté à un potentiel négatif, et la cible métallique (anode ou anticathode) qui se trouve à un potentiel positif. 3. Emission des rayons X : conséquence des interactions qui se produisent entre les électrons rapides et la matière qui constitue l’anode.

Fenêtre de Be

5

2.2. Spectre du rayonnement émis par un tubeLe spectre de rayonnement X émis par un tube possède une partie continue, dueaux rayonnements de freinage, et également une partie discrète (spectre de raies),due aux réarrangements électroniques.

longueur d’onde des photons ayantl’énergie maximum

max0

hcE

ou I

spectre continuspectre de raies

Ema x0

maxI

longueur d’onde correspondant à l’émission maximum de photons Imax

Pour lmax, le nombre de photons X émis parl’anode est max.

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2.2.1. Le spectre continu

DescriptionSoit un tube fonctionnant et à différentes tensions.Pour chaque valeur de U le spectre présente :

- une limite inférieure, 0 qui est :• parfaitement définie• indépendante de la nature de l’anode

(ou anticathode)• inversement proportionnelle à la tension

- un maximum d’intensité à max :• qui se déplace en même temps que 0

en fonction de la tension• tel que

max 032

50 kV

40 kV

30 kV

(nm)

IRX

Imax

Imax

Imax

0,02 0,03 0,04 0,05 0,06

• La haute tension appliquée entre cathode et anode sert à contrôler la qualité énergétique des photons X émis• En augmentant la tension, 2 conséquences :

- le flux de photons X augmente- le faisceau de rayons X se durcit : le spectre se déplace vers les basses

longueurs d’onde c’est-à-dire les hautes énergies.

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Origine

Le rayonnement X émis par le bombardement d’électrons sur une anticathode estdû à la transformation directe de l’énergie cinétique (Ec) des électrons en énergieEM lors de l’interaction avec les noyaux des atomes de l’anticathode.

Le rayonnement X émis est appelé rayonnement de freinage (ouBREMSSTRAHLUNG).

+Ze

noyau d’atome de l’anticathode

anticathode

e

Photon X

force d’attraction coulombienneL’électron est accéléré sous

l’effet d’une ddp entre lacathode et l’anticathode

L’énergie du photon X estégale à la perte d’énergiecinétique de l’électronfreiné (conservation del’énergie du système).

Ec = eU

L’électron poursuit sa trajectoire avec une énergie plus faible : Ec’ = Ec - h

8

Si l’électron incident perd toute son énergie, le photon X émis aura l’énergiemaximale, donc la longueur d’onde minimale 0

+Ze

anticathode Photon X (énergie max)

L’électron est accéléré sous l’effet d’uneddp entre la cathode et l’anticathode

L’électron entre en collision avec le noyau d’un atome de l’anticathode (choc frontalavec une faible probabilité). Toute l’énergie cinétique de l’e- est alors transmise auphoton X (conservation de l’énergie du système).

C maxE eU h

C0

hcE eU 0hceU

Conservation de l’énergie :

État initial État final

e-

Ec = eU

9

- L’allure continue du spectre de l’intensité des RX en fonction de la longueurd’onde est due au fait que chaque électron peut perdre n’importe quelle fractionde son énergie cinétique entre 0 et eU. La perte d’énergie étant fonction de ladistance entre la trajectoire de l’électron et le noyau.

La perte d’énergie cinétique la plus probable correspond au maximum dephotons X Imax

Cmax

0

hc hc 2E eU3 32

+Ze

anticathode

e

Photon X

distance e-/noyaudd

Ec = eU

(nm)

IRXImax

0 max

10

Facteurs agissant sur l’allure du spectre continu

nature de l’élément constitutif de l’anticathode ( 0 ne dépend que de la tension U appliquée)

- tension d’accélération U des électrons

- intensité du courant (généralement quelques dizaines de mA) à U constante

- filtrage :L’interposition d’un filtre à la sortie du flux de rayons X permet d’absorber la partie la moins énergétique du spectre (inutile pour l’image radiologique, diminution de l’irradiation du patient).

• lorsque l’intensité augmente le nombre d’e-

émis par la cathode augmenteaugmentation du nombre de photons X émis

• 0 est identique car U = cste et 0hceU

max0

(nm)1i

2i

3i

3 2 1i i iIRX

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• La quantité d’énergie (débit énergétique ou flux énergétique) transportée par le faisceau de rayons X est :

K : constante i : intensité du courant électroniqueZ : numéro atomique de la cibleU : tension d’accélération

• Rendement r d’émission X :

La puissance électrique P dépensée dans le tube est : P = i.U

(r est de l’ordre de 1% pour Z = 74 et U = 100 kV 99% d’effet joule, d’où le besoin d’un bon système de refroidissement)

KiZU²rP iU

r K Z U

K i Z U²

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2.2.2. Le spectre de raies

Description

- Les longueurs d’onde des raies sontspécifiques de l’élément de l’anticathode.

- Les longueurs d’onde des raies sontindépendantes du régime de fonctionnementdu tube (tension).

- Les photons X de la raie K sont plusénergétiques que les photons X de la raie K .

- Les photons X de la raie K sont émis enmoins grande quantité que les photons X de laraie K .

- Il est nécessaire de dépasser un seuilénergétique pour obtenir un spectre de raies

Soit un tube fonctionnant à courant constant et à tension constante. Le spectreobservé est le suivant :

ExempleAnticathode de Cr : K 0,2291nm

K 0,2082 nm

0,1 0,2 0,3

(nm)

K

K spectre de raiesIRX

13

Origine

Condition d’émission :

i(1)eU Eénergie d’ionisation du

niveau n = 1

NB : pour un atome à n niveaux d’énergie, si l’e- incident entre en collisionavec un e- d’une couche n – 2 ou inferieure, cela peut donner lieu à destransitions électroniques en cascade avec émission d’un photon X àchaque transition.

0e

Photon X

cE eU

hcouches internes

n = 1

n = 2

E

E2

E1

Collision d’un e- incident avec un e- de l’anode avec Ec Eionisationentrainant un réarrangement électronique pour combler la lacune avecdésexcitation d’un e- du niveau n+1 et émission d’un photon X tel que :

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Transmissions permises et nomenclature des raies X caractéristiques

K

L

M

IIILIILIL

VMIVMIIIMIIMIM

n l j

1

2

3

0

011

01122 5 2

3 23 21 21 2

3 21 21 2

1 2

série K

2 1 2 1

série L

arrivée des e- sur la couche Karrivée des e- sur la couche L

transition entre une couche n et n-1transition entre une couche n et n-2

K : L K K : M KetEx :

j l s1l

0 1j ou10 nl

Les transitions permises respectent les règles de quantification et les règles desélection :

15

2.2.3. Loi de MOSELEY

C’est une loi expérimentale exprimant la variation du nombre d’onde (= inverse de lalongueur d’onde ) des raies X d’émission en fonction du numéro atomique del’élément émetteur.

1 A Z s

A = Constante pour une raie donnée et pour une série donnée (A pour K et K )

s = Constante d’écran, dépend uniquement de la série (K, L…) donc même s pourK et K

Signification de A

D’après la loi de BALMER-RITZ modifiée (pour atome à plusieurs électrons) :

Avec RH la constante de Rydberg

2H 2 2

1 2

1 1Z s Rn n

2H 2 2

1 2

1 1A Rn n

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Signification de s

La constante d’écran reflète la diminution de la force d’attraction exercée par lesZ charges + du noyau sur l’électron qui effectue sa transition d’émission. La chargeeffective "vue" par l’électron qui effectue sa transition d’émission est +(Z – s)e

Cas d’une transition vers une couche K

noyau

Ze K

Ls 1Z s e avec ici

Exemple :

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Intérêt de la loi de Moseley

D’après la loi de Moseley il existe une relation linéaire entre et Z (numéroatomique). Cette relation permet de connaître la longueur d’onde du photon Xdiffusé connaissant le numéro atomique de l’élément constituant l’anode émettrice.

1/2m

Zsérie K série L

KLL

Z = 25 Mn

0,7.104

18

Bombardement d’une cible par des protons

- Éléments radioactifs se désintégrant par capture électronique

- Rayonnement synchrotron = rayonnement X émis par les accélérateurs d’électrons

2.3. Autres sources de rayons X

• Accélérateur linéaire (utilisé en radiothérapie)Composé d’un tube vide d’air comprenant :

- une source d’électrons- des électrodes cylindriques de longueur croissante- une tension alternative à très haute fréquence- une cible

L’énergie des rayons X peut être très élevée (4 à 40 MeV)Rendement très élevéPar conservation de l’énergie, lorsque l’e- change de trajectoire ou devitesse (variation de l’Ec), il émet des photons.

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L’émission accompagne généralement les transformations radioactivesLorsqu’un noyau est dans un état excité, il y a retour à un état stable (désexcitation spontanée) par émission d’un photon d’énergie égale à la différence d’énergie entre le niveau énergétique de départ et celui d’arrivée. Les énergies sont quantifiées, le spectre d’émission des photons est discontinu.

A' A'Z' Z'Y* Y hA A' A A'

Z Z' Z Z'X Y* w Q

LE RAYONNEMENT

En général, on néglige ER

* 2R 0 0E E E M M c

2 22R

R 20 0 0

p EpE2M 2M 2M c

conservation p

Energétique

* 20 0E M M c

E

EM0

*c2

M0 c2

E = h

Rp Ep

c

20

Les transformations sont isomériques :A et Z ne varient pas.Seul change l’état énergétique du noyauDésexcitation nucléaire après une étape de désintégration

Émission spontanéeAprès désintégration, le noyau formé se trouve souvent dans un état excité.Étape de désexcitation par émission d’un ou plusieurs ( 0,1 s à 10-16 s après la désintégration).Les états énergétiques des nucléons étant quantifiés

transitions caractéristiques du nucléidephotons d’énergie bien déterminée.

E E = Ei - Ef

21

Isomères métastables

Parfois la durée de vie de l’état excité est > 0,1 s.(durée de vie de quelques secondes à plusieurs mois).Le nucléide excité est appelé métastable.

190 keV81m

Kr36

081

Kr36

T = 13 sA A

Z ZX Xm

Spectre de raies 99mTc

E (keV)142

N

0

142 keV

99, 32%0,68%

99mTcT = 6 h

140 keV

23

Rayonnement = mode de transport d’E et de quantité de mouvement ne nécessitant pas de support matériel

Les rayonnements électriquement neutre, tels que photons X ou la radiation sont dits indirectement ionisants : ionisations produites essentiellement par les particules chargées secondaires (e-) mises en mouvement au cours des interactions.

INTERACTION DES RAYONNEMENTS X ETAVEC LA MATIÈRE

I. Principe général

24

• Un faisceau mono-énergétique de photons s’atténue en traversant un milieu matériel :

0 Flux incident (flux énergétique en watts)t Flux transmis

x Épaisseur de matériau traverséeμ Coefficient linéaire d’atténuation ([μ] = L-1) : μ en cm-1 quand x en cm

μ est la fraction de photons qui interagit par unité de longueur de milieu atténuateur.(si μ = 0,01 cm-1 1% des photons interagit à chaque cm)

II. Loi générale d’atténuation

μx0t e

d dx

0Flux 0 de photons incidents

Flux t de photons transmis

x

25

Le coefficient d’atténuation dépend de l’énergie des photons incidents et de la nature du matériau :

masse volumique, Z numéro atomique, longueur d’onde

On définit le coefficient massique d’atténuation qui est indépendant de la masse volumique

m

μ = f( , Z,

en cm².g-1 et x épaisseur exprimée en masse surfacique (g.cm-²)

n 1 3 1 2n x L L Ln nb entités interagissant par unité de volume

section efficace d’interaction = probabilité d’interaction = surface (cible) à atteindre par particule pour provoquer 1 interaction.

• unité usuelle : barn (b) 1 b = 10-28 m2 = 10-24 cm2

• fonction de E des particules incidentes.

Coefficient d’atténuation

26

Couche de demi-atténuation (CDA) x1/2 : c’est l’épaisseur que doit avoir un écran pour ne laisser passer que la moitié des photons incidents

1 2

1 2

.x 0x 0.e

2 1 2

n 2x μ

1 2.x 1e2

0

t

x

μxt 0e

x1/2 (CDA)

t

0

n

x

t

0

n x

x1/2 (CDA)

27

• Il est impossible d’arrêter complètement un faisceau de photons (cf. loi de décroissance exponentielle)

• On peut avec des écrans d’épaisseur convenable limiter le flux à des valeurs négligeables : un écran d’épaisseur égale à 10 CDA ne laisse passer que 1/1024ème du flux de photons incidents.

• Lorsque Z augmente, CDA diminue• Lorsque E augmente, CDA augmente

Influence des écrans

Faisceau polychromatique

L’atténuation d’un faisceau transportant des photons d’énergiesdifférentes résulte de l’atténuation de chacune des composantes.A chaque longueur d’onde correspond un μ ou μ/ différent.L’atténuation est d’autant plus forte que la longueur d’onde est grande, ce qui permet de filtrer les faisceaux les moins énergétiques.

28

Atténuation d’un faisceau de photons

Diffusion élastique de type Thomson-Rayleigh

Diffusion et absorption partielle diffusion inélastique de type Compton

Absorption

Effet photoélectrique

Création de paires

Les phénomènes de diffusion induisent un flou en imagerie médicale.L’absorption d’un rayonnement de photons par les tissus est déterminant pour le

contraste en radiologie Seuls les phénomènes d’absorption (complète ou partielle) ont pour conséquence

un transfert d’énergie du rayonnement au milieu biologique

III. Phénomènes responsables de l’atténuation

29

Pas de changement de longueur d’onde : pas de diminution de l’énergie La direction de propagation de l’onde électromagnétique associée au

photon change : diffusion dans toutes les directionsPas de transfert d’énergie entre le faisceau et le milieu : les rayons X

diffusés sont émis à la même énergie que les rayons X incidents

Pas d’échange d’énergie entre photons et matière

Dès que l’énergie des photons dépasse 45 keV, interaction négligeable

III-1 Diffusion élastique de type Thomson-Rayleigh

30

Avec changement de longueur d’onde

Absorption d’une partie de l’énergie E du photon incident par un électron atomique peu lié (couche superficielle).

L’électron atomique est ionisé et emporte sous forme d’énergie cinétique Ec la différence entre l’énergie perdue par le photon et l’énergie d’ionisation.

Le photon incident ne perd pas toute son énergie mais est diffusé avec une énergie E’ plus faible en changeant de direction.

III-2 Diffusion inélastique : effet Compton

C

E’ = h ’ < E

E = h

Conservation énergie : h = h ’ + Ec

Conservation q de mouvement :

Photon incident

Photon diffusé

Électron Compton

° °

° °

ep p ' p

31

h' (1 cos )mc

Bilan énergétique : conservation de la quantité de mouvement et conservation de l’énergie.L’équation générale montre que les longueurs d’onde des photons incident et diffusé sont liées :

)cos1(²mc

E1

E'E

m masse d’électronc vitesse de la lumière dans le vide

angle du photon diffusédéplacement Compton

Photon incident : E = h hc/

Photon diffusé : E’ = h ’ hc/ ’

L’énergie de l’électron Compton et celle du photon diffusé dépendent :• de l’angle • de l’énergie du photon incident.

32

Il existe 2 cas limites d’interaction :

• cas du choc tangentiel

° et °

• cas du choc frontal

= 0° et = 180°

est maximale pour cos = -1 (soit ° C) : = 0,0024 × 2 = 0,0048 nm

h = 6,6.10-34 J.s

m = 9,1.10-31 kg

c = 3,0.108 m.s-1

180°

h' (1 cos )mc

3412

31 8h 6,6.10 2,4.10 m 0,0024 nm

mc 9,1.10 3,0.10

Longueur d’onde Compton :

- Lorsque augmente, l’Ec de de l’électron Compton diminue- Lorsque augmente, l’énergie du photon diffusé diminue- Les énergies incidentes faibles sont majoritairement diffusées- Les énergies incidentes fortes sont majoritairement transférées à l’e-

- L’électron Compton perd son Ec sous forme d’ionisations et d’excitations des atomes du milieu.

33

• La probabilité d’atténuation par effet Compton est représentée par le coefficient d’atténuation Compton c.

• Il est indépendant de Z (nature de la matière irradiée). c décroit en fonction de l’énergie du photon incident E.

Dans les tissus biologiques, l’effet Compton prédomine dès 30 à 50 keV.

Il est responsable d’artefacts en radiologie (réduit le contraste) et d’irradiation subie par le patient du fait d’un champ de radiation diffus.

c 1E

c : coefficient massiqued’atténuation Compton

c cm2/g)

1010,10,01

MeV

0,1

0,01

34

Décrit et modélisé par Einstein en 1905 – Prix Nobel 1921

Transfert de l’intégralité de l’énergie du photon à un électron de l’un des atomes du milieu atténuant : disparition du photon incident.

L’énergie absorbée est utilisée pour ioniser un électron atomique (orbite proche du noyau)

Le surplus d’énergie est transféré à l’électron ionisé sous forme d’énergie cinétique

III-3 Absorption par Effet photoélectrique

35

Ec = E – Ei

Ec énergie cinétique de l’électron éjecté ou photoélectron :

Ec = ½ mv²

E énergie du photon incident :E = h

Ei énergie d’ionisation de l’électron

Les photoélectrons ont une énergie bien déterminée : E – EiK, E – EiL,…

Bilan énergétique :

Il s’agit d’une interaction entre les photons incidents et les électrons des couchesinternes des atomes de la substance traversée.

h

eE

eh ' h

ih EAbsorption du photon X incident Émission d’un X de fluorescence

atténuation

iE iE

36

Il existe ensuite un réarrangement du cortège électronique : un électron a été arraché donc l’atome a un surplus d’énergie E.

émission de rayonnement de fluorescence en cascade jusqu’à comblement des niveaux énergétiques.

émission d’électrons Auger : Transfert d’énergie ( E) à un électron d’une couche supérieure = émission d’un électron AUGER monoénergétique.

Ec = E – EiK

Les photoélectrons vont à leur tour ioniser d’autres atomes, perdre peu à peu leur énergie, donnant des électrons secondaires, entraînant une ionisation du milieu : c’est l’effet biologique.

37

La probabilité d’atténuation par effet photoélectrique est représentée par le coefficient d’atténuation photoélectrique

Il est dépendant de Z (nombre d’e-) et de l’énergie du photon incident E

33.Z.k ou3

EZ (Loi de Bragg

et Pierce)

coefficient massique d’atténuation photoélectrique

La probabilité d’interaction présente des variations brutales avec des maxima (discontinuités) lorsque l’énergie du photon incident est égale à l’énergie d’ionisation de l’électron.

En résumé, l’effet photoélectrique s’observe surtout pour des photons de faible énergie (10 à 50 keV) et pour des matériaux à Z élevé.

Plomb

eau E (keV)

38

En radiologie :

Photons de haute énergietraversent le patient plus facilement (dose plus faible)effet photoélectrique moins prépondérant (moins de différence

d’absorption entre deux tissus)

Photons de basse énergiedose au patient plus importantemeilleur contraste

39

Le photon d’énergie h se matérialise au voisinage du noyau sous forme d’un négaton e- et d’un positon e+

(phénomène inverse de l’annihilation).

La matérialisation obéit aux principes de conservation de la charge électrique, de l’énergie et de la quantité de mouvement.

Bilan énergétique :

2

cE 2mcE

2

Ec énergie cinétique transférée à chaque particule matérialisée

E énergie du photon incident : E = h

2mc² : énergie de masse des 2 particules créées (1,022 MeV)

Pour que le phénomène ait lieu il faut que le photon ait une énergie minimum Eseuil = 2mec² = 1,022 MeV

III-4 Absorption par Création de paires d’électrons ou Matérialisation

40

• Le positon (antiparticule de l’électron), tout comme l’électron, va perdre son énergie cinétique par chocs successifs en ionisant la matière, puis il s’annihile avec un électron du milieu avec émission de deux photons de 0,511 MeV en direction opposée, qui diffusent hors du matériau.

• Les énergies cinétiques des particules éjectées sont absorbées dans le milieu.

41

La probabilité d’atténuation par matérialisation est représentée par le coefficient d’atténuation lié à la matérialisation.

Il augmente avec Z du milieu et lentement avec E ( est inférieur à c pour les basses énergies).

Eln.Z 0,001

(cm-1)

1,022 MeV

H2O

13Al

82Pb1

0,1

0,01

0,1 1 10 E (MeV)

42

Il est possible qu’un photon soit absorbé par un noyau atomique qui devient alors excité.

Le phénomène aboutit à la production de proton et neutron.

Ce type de réaction ne concerne pas les applications médicales : les énergies sont supérieures à 10 MeV.

III-5 Réactions photonucléaires

43

coefficient massique total d’absorption

effet photoélectrique

c diffusion Comptoncréation de paires

dépend :

* du Z du milieu absorbant* h du rayonnement

A faible énergie, l’effet photo-électrique est prépondérant

A moyenne énergie, l’effet Compton est prépondérant

A haute énergie, supérieure à 1,02 MeV, l’effet de création de paires est prépondérant

IV. Importance relative des principales interactions

c

44

Les rayonnements secondaires cèdent leur énergie au milieu par ionisation.

V. Rayonnements secondaires

45

e-

e-

e+

diffusion Rayleigh

effetphotoélectrique

diffusionCompton

h ’

h

h

h

h

h

e-

Interaction des photons X et avec la matière

Matérialisation de photons ou

créations de paires

46

1. Rayonnement gammaApplications médicales particulièrement importantes à la base des techniques d’imagerie fonctionnelle utilisées en médecine nucléaire.L’imagerie scintigraphique par émission de photon unique permet des explorations in vivo :

En biologie, utilisation in vitro de radioisotopes (125I) émetteurs et X pour des dosages sanguins d’hormones, de marqueurs tumoraux ou de médicaments (méthodes radioimmunologiques).

TcTcm 9943

9943 E = 140 keV

2. Rayonnement XUtilisé en imagerie médicale : la radiologie utilise la transmission des rayons X à travers les tissus. Le pouvoir de pénétration des rayons X et l’atténuation différentielle de ces photons par les structures anatomiques permettent une imagerie morphologique.Autres applications scientifiques : radiocristallographie (méthode d’étude de la structure des substances cristallines au moyen de rayons X), analyse chimique élémentaire par spectrométrie de fluorescence X.

VI. Applications médicales

47Sous l’effet de la ddp, les électrons sont attirés vers l’anode avant que les particules positives plus lourdes n’arrivent à la cathode.

DETECTION DES RAYONNEMENTS IONISANTS

Détecteurs à gazPARTICULE

U

Principe :

Enceinte fermée conductrice cylindrique (cathode), contenant un gaz

Anode centrale (fil)Cavité remplie de gazOn applique une tension U

Quand un rayonnement ionisant traverse l’enceinte : formation d’ions positifs et d’électrons créés par l’interaction du rayonnement avec les molécules du gaz.

48

Le signal obtenu est dû uniquement aux électronsLa charge électrique recueillie sur les électrodes constitue une impulsion électrique mesurable

Selon la tension appliquée, différents régimes de fonctionnement du détecteur :

Chambre d’ionisation (100 < U < 200 volts)Tous les électrons sont collectés, le signal est constant, indépendant de la tension. Applications : appareils de mesure utilisés en dosimétrie et radiothérapie

Un modèle type de chambre d'ionisation est la "babyline 91", très utilisée en radioprotection.

49

Compteur proportionnel (300 < U < 1000 V)

Les électrons sont suffisamment accélérés pour créer des ionisations secondaires. Pour une tension donnée, le signal est proportionnel au nombre de paires d’ions formées donc à l’énergie de la particule.Mode de fonctionnement permettant la détection et le comptage de particules de faible énergie et des photons X et Applications : dosimétrie, spectrométrie

50

Compteur Geiger-Müller ( U > 1100 V)

Chaque ionisation provoque une avalanche d’ions secondaires.Le signal est indépendant de l’énergie de la particule : mode de fonctionnement en tout ou rien. Le compteur Geiger-Müller ne permet que des dénombrements.L'ionisation du gaz provoque une décharge électrique, transformée en signal sonore. Détecteur très sensible, d’emploi universel.

Applications : recherche de radioactivité en cas de contamination (radioprotection)

51

Principe : chambre d’ionisation solide constituée de matériaux à Z et élevés (accolement de 2 semi-conducteurs silicium ou germanium contenant 2 types d’impuretés).

Détecteurs à semi-conducteurs

Zone dépeuplée (jonction p-n) très mince (1μm)Quand un rayonnement la traverse, il crée des ionisations.La charge électrique recueillie est proportionnelle à l’énergie du rayonnement.

Applications :Spectrométrie des particules chargées et des rayonnements Efficacité élevée et bonne résolution en énergie : l’énergie d’ionisation est faible : 3 eV/paire d’ions (34 eV/paire d’ions les détecteurs à gaz)

- SC de type n (impuretés pentavalentes P) : porteurs de charge mobiles = électrons.- SC de type p (impuretés trivalentes Ga) : porteurs de charge mobiles = « trous positifs ».Au contact entre ces 2 SC, création d’une zone isolante (sans charges mobiles).

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Principe propriété de certaines substances d’émettre de la lumière visible ou UV (scintillations) lorsqu’elles sont soumises à des radiations ionisantes.Proportionnalité entre l’énergie déposée et l’intensité du signal lumineux.

Cristal scintillateur NaI (T ) : iodure de sodium activé au thallium utilisé pour les X et efficacité élevée : Z et élevés (bon rendement). Applications : spectrométrie, comptage, imagerie ( caméra)Transforme les photons très énergétiques (h ) en un grand nombre de

photons lumineux moins énergétiques (h ’)

Compteurs à scintillateur

h

photon X ou 'h

NaI (Tl)

Anode

e

PM

numérateur d’impulsions

Photocathode

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Photomultiplicateur (PM)Transforme les photons lumineux en électrons et amplifie le signal électrique, avec un gain élevé ( 106 à 109 )

• Photocathode : transforme les photons lumineux h ’ issus du scintillateur en électrons• Dynodes : en nombre n, multiplient les électrons incidents par un facteur N (3 à 5). A l’anode, facteur d’amplification ou gain G = Nn

• Anode : recueille les électrons reçus de la dernière dynode sous la forme d’une impulsion électrique

SpectromètreSélection des impulsions selon leur amplitude ce qui revient à sélectionner les rayonnements selon leur énergieExemple : seules les impulsions dont l’amplitude est comprise entre Sinf et Ssup passent : n°2

CompteurComptage mécanique ou électronique du nombre d’impulsions .

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Spectre du rayonnement observéThéoriquement si la source émet des photons monoénergétiques, toutes les impulsions observées ont la même amplitude ; le spectre théorique est un spectre de raie.

En pratique, le pic a une certaine largeur centrée sur l’énergie d’émission caractéristique du radioélément : c’est le pic d’absorption totale ou pic photoélectrique.

On observe également un fond continu Compton (d’énergie comprise entre 0 et Emax) : l’énergie du photon incident n’est que partiellement absorbée (échappement des photons ayant subi une diffusion Compton).

En pratique, choix d’une fenêtre d’énergie (Sinf < E < Ssup) telle que le rapport signal/bruit soit maximal (pic d’absorption totale).