Rayonnements X et. Pr Cohen. Stage de pré-rentré Cours GALIEN Thomas SILVA & Mehdi HUSSAMI

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1 Rayonnements X et PrCohen Stage de pré-rentré Cours GALIN Thomas SILVA & Mehdi HUSSAMI 1 Rayonnements X et : nature et origine Rayonnements électromagnétiques : on s intéresse à l aspect corpusculaire des faisceaux de photons donné par la relation de Planck : hc h Rayonnements ionisants : énergie suffisante pour provoquer des ionisations au sein d un tissu biologique : 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 (électronpositon) 2

2 L RAYONNMNT X 1- CARACTRISTIQUS GNRALS Le rayonnement X a été découvert par RÖNTGN en 1895 Il s agit d un rayonnement M de courte longueur d onde donc de grande énergie. Calcul de l énergie d un photon : Deux types d interactions peuvent conduire à la production de photons X : Réarrangement d électrons au sein d orbitales atomiques avec émission de photons X de fluorescence Rayonnement de freinage (Bremsstrahlung) : freinage d électrons par interaction avec les noyaux atomiques d une cible Ces 2 phénomènes se retrouvent dans le principe du tube à rayons X PRODUCTION Lorsqu une cible matérielle est bombardée, dans le vide, par un faisceau d électrons, il y a émission de rayonnement X par cette cible 2.1. Principe d un tube à RX FenêtredeBe - Tube en verre - vide poussé - Filament K ou cathode : émet des électrons par effet thermoélectronique - U = 30 à 150 kv - Anode A : numéro atomique et point de fusion élevé - Système de refroidissement C de l anode ou anticathode - Production de rayons X sortent du tube par des fenêtres en béryllium, 1. Production d électrons à partir du filament de tungstène porté à haute température par un courant de chauffage. 2. Accélération des électrons extraits du métal par une forte tension électrique U (30 à 150 kv) maintenue entre le filament (cathode), porté à un potentiel négatif, et la cible métallique (anode ou anticathode) qui se trouve à un potentiel positif. 3. mission des rayons X : conséquence des interactions qui se produisent entre les électrons rapides et la matière qui constitue l anode. 4

3 2.2. Spectre du rayonnement émis par un tube Le spectre de rayonnement X émis par un tube possède une partie continue, due aux rayonnements de freinage, et également une partie discrète (spectre de raies), due aux réarrangements électroniques. ou I spectre continu spectre de raies I max longueur d onde des photons ayant l énergie maximum hc 0 max max 0 longueur d onde correspondant à l émission maximum de photons I max Pour l max, le nombre de photons X émis par l anode est max Le spectre continu Description I max I max I max I RX 50kV 40kV 30kV 0,02 0,03 0,04 0,05 0,06 Soit un tube fonctionnant et à différentes tensions. Pour chaque valeur de U le spectre présente : - une limite inférieure, 0 qui est : parfaitementdéfinie indépendantedelanaturedel anode (ouanticathode) inversementproportionnelleàlatension (nm) - un maximum d intensité à max : quisedéplaceenmêmetempsque 0 enfonctiondelatension telque 3 2 max 0 La haute tension appliquée entre cathode et anode sert à contrôler la qualité énergétique des photons X émis n augmentant la tension, 2 conséquences : - le flux de photons X augmente - le faisceau de rayons X se durcit : le spectre se déplace vers les basses longueurs d onde c est-à-dire les hautes énergies. 6

4 Origine Le rayonnement X émis par le bombardement d électrons sur une anticathode est dû à la transformation directe de l énergie cinétique ( c ) des électrons en énergie M lors de l interaction avec les noyaux des atomes de l anticathode. c = eu e L électron est accéléré sous l effet d une ddp entre la cathode et l anticathode +Ze anticathode force d attraction coulombienne noyau d atome de l anticathode Photon X L énergie du photon X est égale à la perte d énergie cinétique de l électron freiné (conservation de l énergie du système). L électron poursuit sa trajectoire avec une énergie plus faible : c = c -h Le rayonnement X émis est appelé rayonnement de freinage (ou BRMSSTRAHLUNG). 7 Si l électron incident perd toute son énergie, le photon X émis aura l énergie maximale, donc la longueur d onde minimale 0 c = eu e - L électron est accéléré sous l effet d une ddp entre la cathode et l anticathode anticathode +Ze Photon X (énergie max) L électron entre en collision avec le noyau d un atome de l anticathode (choc frontal avec une faible probabilité). Toute l énergie cinétique de l e - est alors transmise au photon X (conservation de l énergie du système). Conservation de l énergie : C 0 C euh max Étatinitial Étatfinal hc eu 0 hc eu 8

5 - L allure continue du spectre de l intensité des RX en fonction de la longueur d onde est due au fait que chaque électron peut perdre n importe quelle fraction de son énergie cinétique entre 0 et eu. La perte d énergie étant fonction de la distance entre la trajectoire de l électron et le noyau. anticathode Photon X c = eu e distance e - /noyau +Ze La perte d énergie cinétique la plus probable correspond au maximum de photons X I max I RX I max 0 max (nm) hc hc 2 C eu 3 max 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 I RX 0 i 3 i 2 i 1 max i i i (nm) lorsque l intensité augmente le nombre d e - émis par la cathode augmente augmentation du nombre de photons X émis 0 est identique car U = cste et - 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). 0 hc eu 10

6 La quantité d énergie (débit énergétique ou flux énergétique) transportée par le faisceau de rayons X est : KiZU² K : constante i : intensité du courant électronique Z : numéro atomique de la cible U : tension d accélération Rendement r d émission X : La puissance électrique P dépensée dans le tube est : P = i.u r P KiZU² iu r KZU (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) Le spectre de raies Description I RX Soit un tube fonctionnant à courant constant et à tension constante. Le spectre observé est le suivant : - Les longueurs d onde des raies sont spécifiques de l élément de l anticathode. K K spectre de raies - Les longueurs d onde des raies sont indépendantes du régime de fonctionnement du tube (tension). - Les photons X de la raie K sont plus énergétiques que les photons X de la raie K. 0,1 0,2 0,3 xemple Anticathode de Cr : K K (nm) 0,2291nm 0,2082 nm - Les photons X de la raie K sont émis en moins grande quantité que les photons X de la raie K. - Il est nécessaire de dépasser un seuil énergétique pour obtenir un spectre de raies 12

7 Origine Collision d un e - incident avec un e - de l anode avec c ionisation entrainant un réarrangement électronique pour combler la lacune avec désexcitation d un e - du niveau n+1 et émission d un photon X tel que : couches internes e c eu n = 2 Photon X h n = 1 Condition d émission : eu i(1) énergie d ionisation du niveau n = 1 NB : pour un atome à n niveaux d énergie, si l e - incident entre en collision avec un e - d une couche n 2 ou inferieure, cela peut donner lieu à des transitions électroniques en cascade avec émission d un photon X à chaque transition. 13 Transmissions permises et nomenclature des raies X caractéristiques M L K série K série L M V M IV M III M II M I L III L II L I transition entre une couche n et n-1 transition entre une couche n et n-2 n l j arrivée des e - sur la couche L arrivée des e - sur la couche K x : K :L K et K :M K Les transitions permises respectent les règles de quantification et les règles de sélection : 0 l n 1 l 1 j l s j 0 ou 1 14

8 Loi de MOSLY C est une loi expérimentale exprimant la variation du nombre d onde (= inverse de la longueur d onde ) des raies X d émission en fonction du numéro atomique de l élément émetteur. 1 AZs 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 pour K et K Signification de A D après la loi de BALMR-RITZ modifiée (pour atome à plusieurs électrons) : Zs R H n n H Avec R H la constante de Rydberg A R n n Signification de s La constante d écran reflète la diminution de la force d attraction exercée par les Z charges + du noyau sur l électron qui effectue sa transition d émission. La charge effective "vue" par l électron qui effectue sa transition d émission est +(Z s)e xemple : Cas d une transition vers une couche K L Zs e avecici s1 Ze noyau K 16

9 Intérêt de la loi de Moseley D après la loi de Moseley il existe une relation linéaire entre et Z (numéro atomique). Cette relation permet de connaître la longueur d onde du photon X diffusé connaissant le numéro atomique de l élément constituant l anode émettrice. m 1/2 0, K L L série K série L Z=25Mn Z Autres sources de rayons X Bombardement d une cible par des protons - Éléments radioactifs se désintégrant par capture électronique - Rayonnement synchrotron = rayonnement X émis par les accélérateurs d électrons Accélérateur linéaire (utilisé en radiothérapie) Composé d un tube vide d air comprenant : - une source d électrons - des électrodes cylindriques de longueur croissante - une tension alternative à très haute fréquence - une cible L énergie des rayons X peut être très élevée (4 à 40 MeV) Rendement très élevé Par conservation de l énergie, lorsque l e - change de trajectoire ou de vitesse (variation de l c ), il émet des photons. 18

10 L émission accompagne généralement les transformations radioactives Lorsqu un noyau est dans un état excité, il y a retour à un état stable (désexcitation spontanée) par émission d un photon 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. X Y* w Q A A' A A' Z Z' ZZ' L RAYONNMNT A' Z' Y* Y h A' Z' nergétique M M c * 2 R 0 0 p pr R 2 2M0 2M0 2M0c M * 0 c 2 M 0 c 2 conservation p n général, on néglige R * 2 M0 M0 c p R = h p c 19 Les transformations sont isomériques : A et Z ne varient pas. Seul change l état énergétique du noyau Désexcitation nucléaire après une étape de désintégration Émission spontanée Après désintégration, le noyau formé se trouve souvent dans un état excité. Étape de désexcitation par émission d un ou plusieurs ( 0,1 s à s après la désintégration). Les états énergétiques des nucléons étant quantifiés transitions caractéristiques du nucléide photons d énergie bien déterminée. = i - f 20

11 Isomères métastables Parfois la durée de vie de l état excité est > 0,1 s. (durée de vie de quelques secondes à plusieurs mois). Le nucléide excité est appelé métastable. Am Z X A Z X 190 kev T = 13 s 81m Kr kev T = 6 h 99m Tc 0 N Spectre de raies 99m Tc 81 Kr kev 99, 32% 0 0,68% 142 (kev) 21

12 INTRACTIONDSRAYONNMNTSXT AVCLAMATIÈR I. Principe général Rayonnement = mode de transport d 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. 23 II. Loi générale d atténuation Un faisceau mono-énergétique de photons s atténue en traversant un milieu matériel : ddx t μx 0e Flux 0 de photons incidents x Flux t de photons transmis 0 t x μ Flux incident (flux énergétique en watts) Flux transmis Épaisseur de matériau traversée Coefficient linéaire d atténuation ([μ] = L -1 ) : μ en cm -1 quand x en cm μ est la fraction de photons qui interagit par unité de longueur de milieu atténuateur. (si μ = 0,01 cm -1 1% des photons interagit à chaque cm) 24

13 Coefficient d atténuation Le coefficient d atténuation dépend de l énergie des photons incidents et de la nature du matériau : μ = f(, Z, masse volumique, Z numéro atomique, longueur d onde On définit le coefficient massique d atténuation qui est indépendant de la masse volumique n nx L L L n 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 = m 2 = cm 2 fonction de des particules incidentes. m en cm².g -1 et x épaisseur exprimée en masse surfacique (g.cm - ²) 25 Couche de demi-atténuation (CDA) x 1/2 : c est l épaisseur que doit avoir un écran pour ne laisser passer que la moitié des photons incidents t 0 t n 0 t 0 eμx n t 0 x x 1/2 (CDA).x 1 12 e x 2 12.e.x12 0 x x x 1/2 (CDA) n2 μ x 26

14 Influence des écrans Il est impossible d arrêter complètement un faisceau de photons (cf. loi de décroissance exponentielle) On peut avec des écrans d épaisseur convenable limiter le flux à des valeurs négligeables : un écran d épaisseur égale à 10 CDA ne laisse passer que 1/1024 ème du flux de photons incidents. Lorsque Z augmente, CDA diminue Lorsque augmente, CDA augmente Faisceau polychromatique L atténuation d un faisceau transportant des photons d énergies différentes résulte de l atténuation de chacune des composantes. A chaque longueur d onde correspond un μ ou μ/ différent. L atténuation est d autant plus forte que la longueur d onde est grande, ce qui permet de filtrer les faisceaux les moins énergétiques. 27 III. Phénomènes responsables de l atténuation Atténuation d un faisceau de photons Diffusion élastique de type Thomson-Rayleigh Diffusion et absorption partielle diffusion inélastique de type Compton Absorption ffet 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 28

15 III-1 Diffusion élastique de type Thomson-Rayleigh 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 directions Pas de transfert d énergie entre le faisceau et le milieu : les rayons X diffusés sont émis à la même énergie que les rayons X incidents Dès que l énergie des photons dépasse 45 kev, interaction négligeable Pas d échange d énergie entre photons et matière 29 III-2 Diffusion inélastique : effet Compton Avec changement de longueur d onde = h Photon incident C = h < Conservation énergie : h = h + c Conservation q de mouvement : Électron Compton Photon diffusé p p' p e Absorption d une partie de l énergie du photon incident par un électron atomique peu lié (couche superficielle). L électron atomique est ionisé et emporte sous forme d énergie cinétique c 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 plus faible en changeant de direction. 30

16 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 : h ' (1 cos ) mc m masse d électron c vitesse de la lumière dans le vide angle du photon diffusé déplacement Compton ' 1 mc² (1 cos) Photon incident : = hhc/ Photon diffusé : = h hc/ L énergie de l électron Compton et celle du photon diffusé dépendent : de l angle de l énergie du photon incident. 31 h ' (1 cos ) mc Longueur d onde Compton : 34 h 6, mc 9,1.10 3, , 4.10 m 0,0024 nm h = 6, J.s m = 9, kg c = 3, m.s -1 est maximale pour cos = -1 (soit C) : = 0, = 0,0048 nm Il existe 2 cas limites d interaction : cas du choc tangentiel et cas du choc frontal = 0 et = Lorsque augmente, l c 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 c sous forme d ionisations et d excitations des atomes du milieu. 32

17 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. c 1 c : coefficient massique d atténuation Compton c cm 2 /g) 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. 0,1 0,01 0,01 0, MeV 33 III-3 Absorption par ffet photoélectrique Décrit et modélisé par instein 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 34

18 Il s agit d une interaction entre les photons incidents et les électrons des couches internes des atomes de la substance traversée. h e Absorption du photon X incident i h i i e h ' h Émission d un X de fluorescence atténuation Bilan énergétique : c = i c énergie cinétique de l électron éjecté ou photoélectron : c = ½ mv² énergie du photon incident : = h i énergie d ionisation de l électron Les photoélectrons ont une énergie bien déterminée : ik, il, 35 Il existe ensuite un réarrangement du cortège électronique : un électron a été arraché donc l atome a un surplus d énergie. émission de rayonnement de fluorescence en cascade jusqu à comblement des niveaux énergétiques. émission d électrons Auger : Transfert d énergie () à un électron d une couche supérieure = émission d un électron AUGR monoénergétique. c = ik Les photoélectrons vont à leur tour ioniser d autres atomes, perdre peu à peu leur énergie, donnant des électrons secondaires, entraînant une ionisation du milieu : c est l effet biologique. 36

19 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 k.z 3. 3 ou Z 3 (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. eau Plomb (kev) n résumé, l effet photoélectrique s observe surtout pour des photons de faible énergie (10 à 50 kev) et pour des matériaux à Z élevé. 37 n radiologie : Photons de haute énergie traversent le patient plus facilement (dose plus faible) effet photoélectrique moins prépondérant (moins de différence d absorption entre deux tissus) Photons de basse énergie dose au patient plus importante meilleur contraste 38

20 III-4 Absorption par Création de paires d électrons ou Matérialisation 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 : c 2mc 2 2 c énergie cinétique transférée à chaque particule matérialisée énergie du photon incident : = 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 seuil = 2m e c² = 1,022 MeV 39 Le positon (antiparticule de l électron), tout comme l électron, va perdre son énergie cinétique par chocs successifs en ionisant la matière, puis il s annihile avec un électron du milieu avec émission de deux photons de 0,511 MeV en direction opposée, qui diffusent hors du matériau. Les énergies cinétiques des particules éjectées sont absorbées dans le milieu. 40

21 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 ( est inférieur à c pour les basses énergies). 1 0,1 0,01 (cm -1 ) 82 Pb 13 Al H 2 O 0,001 Z.ln 1,022 MeV 0, (MeV) 41 III-5 Réactions photonucléaires Il est possible qu un photon soit absorbé par un noyau atomique qui devient alors excité. Le phénomène aboutit à la production de proton et neutron. Ce type de réaction ne concerne pas les applications médicales : les énergies sont supérieures à 10 MeV. 42

22 IV. Importance relative des principales interactions coefficient massique total d absorption effet photoélectrique c diffusion Compton création de paires c dépend : * du Z du milieu absorbant * hdu 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 43 V. Rayonnements secondaires Les rayonnements secondaires cèdent leur énergie au milieu par ionisation. 44

23 diffusion Rayleigh h h e - effet photoélectrique h diffusion Compton h h e - h e + e - Matérialisation de photons ou créations de paires Interaction des photons X et avec la matière 45 VI. Applications médicales 1. Rayonnement gamma Applications médicales particulièrement importantes à la base des techniques d imagerie fonctionnelle utilisées en médecine nucléaire. L imagerie scintigraphique par émission de photon unique permet des explorations in vivo : 99m 99 43Tc 43 Tc n biologie, utilisation in vitro de radioisotopes ( 125 I) émetteurs et X pour des dosages sanguins d hormones, de marqueurs tumoraux ou de médicaments (méthodes radioimmunologiques). = 140 kev 2. Rayonnement X Utilisé en imagerie médicale : la radiologie utilise la transmission des rayons X à travers les tissus. Le pouvoir de pénétration des rayons X et l atténuation différentielle de ces photons par les structures anatomiques permettent une imagerie morphologique. Autres applications scientifiques : radiocristallographie (méthode d étude de la structure des substances cristallines au moyen de rayons X), analyse chimique élémentaire par spectrométrie de fluorescence X. 46

24 DTCTION DS RAYONNMNTS IONISANTS Détecteurs à gaz Principe : PARTICUL nceinte fermée conductrice cylindrique (cathode), contenant un gaz Anode centrale (fil) Cavité remplie de gaz On applique une tension U Quand un rayonnement ionisant traverse l enceinte : formation d ions positifs et d électrons créés par l interaction du rayonnement avec les molécules du gaz. U Sous l effet de la ddp, les électrons sont attirés vers l anode avant que les particules positives plus lourdes n arrivent à la cathode. 47 Le signal obtenu est dû uniquement aux électrons La charge électrique recueillie sur les électrodes constitue une impulsion électrique mesurable Selon la tension appliquée, différents régimes de fonctionnement du détecteur : Chambre d ionisation (100 < U < 200 volts) Tous les électrons sont collectés, le signal est constant, indépendant de la tension. Applications : appareils de mesure utilisés en dosimétrie et radiothérapie Un modèle type de chambre d'ionisation est la "babyline 91", très utilisée en radioprotection. 48

25 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 49 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) 50

26 Détecteurs à semi-conducteurs 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). - SC de type n (impuretés pentavalentes P) : porteurs de charge mobiles = électrons. - SC de type p (impuretés trivalentes Ga) : porteurs de charge mobiles = «trous positifs». Au contact entre ces 2 SC, création d une zone isolante (sans charges mobiles). Zone dépeuplée (jonction p-n) très mince (1μm) Quand un rayonnement la traverse, il crée des ionisations. La charge électrique recueillie est proportionnelle à l énergie du rayonnement. Applications : Spectrométrie des particules chargées et des rayonnements fficacité 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) 51 Compteurs à scintillateur Principe propriété de certaines substances d émettre de la lumière visible ou UV (scintillations) lorsqu elles sont soumises à des radiations ionisantes. Proportionnalité entre l énergie déposée et l intensité du signal lumineux. Cristal scintillateur NaI (T) : iodure de sodium activé au thallium 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 ) Photocathode h photon X ou h ' e Anode numérateur d impulsions NaI (Tl) PM 52

27 Photomultiplicateur (PM) Transforme les photons lumineux en électrons et amplifie le signal électrique, avec un gain élevé (10 6 à 10 9 ) 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 = N n Anode : recueille les électrons reçus de la dernière dynode sous la forme d une impulsion électrique Spectromètre Sélection des impulsions selon leur amplitude ce qui revient à sélectionner les rayonnements selon leur énergie xemple : seules les impulsions dont l amplitude est comprise entre Sinf et Ssup passent : n 2 Compteur Comptage mécanique ou électronique du nombre d impulsions. 53 Spectre du rayonnement observé Théoriquement si la source émet des photons monoénergétiques, toutes les impulsions observées ont la même amplitude ; le spectre théorique est un spectre de raie. n 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 max ) : l énergie du photon incident n est que partiellement absorbée (échappement des photons ayant subi une diffusion Compton). n pratique, choix d une fenêtre d énergie (S inf < < S sup ) telle que le rapport signal/bruit soit maximal (pic d absorption totale). 54