Une particule alpha est un ensemble étroitement lié formé de deux protons et de deux neutrons. Elle est identique à un noyau d’hélium 4 (4He). De fait, après avoir perdu la plus grande partie de son énergie cinétique, cette particule capturera en définitive deux électrons pour devenir un atome d’hélium.

Les radionucléides émetteurs alpha ont en général des noyaux relativement lourds. Presque tous ont un numéro atomique supérieur ou égal à celui du plomb (82Pb). Lorsqu’un noyau se désintègre en émettant une particule alpha, tant son numéro atomique (nombre de protons) que son nombre de neutrons baissent de deux unités, tandis que son nombre de masse diminue de quatre. Par exemple, la désintégration alpha de l’uranium 238 (238U), qui produit du thorium 234 (234Th), est représentée par la formule:

L’indice de gauche en haut est le nombre de masse atomique (nombre de protons + nombre de neutrons), l’indice de gauche en bas étant le numéro atomique (nombre de protons) et l’indice de droite, le nombre de neutrons.

Les émetteurs alpha les plus courants émettent des particules dont l’énergie cinétique se situe entre 4 et 5,5 MeV et qui, dans l’air, ont un parcours ne dépassant pas 5 cm (voir figure 48.9). Pour pénétrer l’épiderme (couche protectrice de la peau, épaisse de 0,07 mm), une particule alpha doit posséder une énergie minimale de 7,5 MeV. Les émetteurs alpha ne présentent pas en général de risques par irradiation externe; ils ne constituent un danger que s’ils sont absorbés par l’organisme. Comme leur parcours est relativement court, leur transfert linéique d’énergie (TLE) est élevé, de même que leur facteur de pondération wR, dont la valeur caractéristique est de 20.

Une particule bêta consiste en un électron ou un positon très énergétique (le positon est l’antiparticule de l’électron. Il a la même masse et la plupart des autres propriétés de l’électron, mais sa charge, exactement égale à celle de l’électron, est cependant de polarité opposée, c’est-à-dire positive). Les radionucléides émetteurs bêta peuvent avoir un numéro atomique faible ou élevé.

Les radionucléides ayant un excédent de protons par rapport à des nucléides stables ayant à peu près le même nombre de masse peuvent se désintégrer si un proton du noyau se transforme en neutron. Lorsque cela se produit, le noyau émet un positon ainsi qu’une particule extrêmement légère et à très faible interaction appelée neutrino (le neutrino et son antiparticule ne présentent pas d’intérêt dans le domaine de la radioprotection). Une fois qu’il a perdu la plus grande partie de son énergie cinétique, le positon finit par heurter un électron, provoquant l’annihilation des deux particules. Le rayonnement d’annihilation consiste presque toujours en deux photons de 0,511 MeV émis dans des directions opposées à 180 degrés. La formule suivante illustre une désintégration caractéristique par émission de positons : Equation (1)

le positon étant représenté par β+ et le neutrino par ν. Il convient de noter que le nucléide résultant a le même nombre de masse atomique que le nucléide père, un numéro atomique (nombre de protons) inférieur d’une unité et un nombre de neutrons supérieur d’une unité.

La capture d’électrons est un phénomène concurrent. Dans la désintégration par capture d’électrons, le noyau absorbe un électron orbital et émet un neutrino. La formule suivante illustre une désintégration caractéristique de ce genre : Equation (2)

La capture d’électrons est toujours possible quand le noyau résultant a une énergie totale inférieure à celle du noyau initial. Par contre, la désintégration par émission de positons ne peut se produire que si l’énergie totale de l’atome initial dépasse celle de l’atome résultant de plus de 1,02 MeV (deux fois l’énergie correspondant à la masse au repos du positon).

Comme les deux formes précédentes, la désintégration par émission de négaton (β–) se produit dans le cas de noyaux ayant un excédent de neutrons par rapport à des noyaux stables d’environ le même nombre de masse. Dans ce cas, le noyau émet un négaton (électron énergétique) et un antineutrino. La formule suivante illustre une désintégration de ce genre : Equation (3)

le négaton étant représenté par β– et l’antineutrino par nu. Dans ce cas, le noyau résultant acquiert un neutron en perdant un proton, une fois de plus sans changer de nombre de masse.

Comme la désintégration alpha est une réaction à deux particules, les particules alpha émises ont une énergie cinétique de valeur déterminée. Par contre, la radioactivité bêta faisant intervenir trois particules, l’énergie des particules bêta varie selon une distribution continue. L’énergie maximale de cette distribution dépend du radionucléide en cause, l’énergie bêta moyenne correspondant approximativement à un tiers de l’énergie maximale (voir figure 48.10).

Les énergies maximales bêta caractéristiques se situent entre 18,6 keV dans le cas du tritium (3H) et 1,71 MeV dans le cas du phosphore 32 (32P).

Dans l’air, les particules bêta ont un parcours d’environ 3,65 m par MeV d’énergie cinétique. Elles doivent avoir une énergie minimale de 70 keV pour pénétrer l’épiderme. Les particules bêta ont un faible TLE.

Le rayonnement gamma est une onde électromagnétique émise par un noyau, siège d’une transition d’un niveau d’énergie supérieur à un niveau d’énergie inférieur. La transition ne modifie pas le nombre de protons et de neutrons du noyau. Ce dernier peut se retrouver à un niveau d’énergie supérieur par suite d’une désintégration alpha ou bêta antérieure. Autrement dit, les rayons gamma sont souvent émis immédiatement après des désintégrations alpha ou bêta. Le rayonnement gamma peut également résulter de la capture de neutrons ou de la diffusion inélastique de particules subatomiques par un noyau. C’est dans le rayonnement cosmique que l’on a pu déceler les rayons gamma les plus énergétiques.

La figure 48.11 présente le schéma de désintégration du cobalt 60 (60Co). La figure montre une cascade de rayons gamma émis dans le nickel 60 (60Ni) avec une énergie de 1,17 et 1,33 MeV, après la désintégration bêta du60Co.

La figure 48.12 présente le schéma de désintégration du molybdène 99 (99Mo). Il y a lieu de noter que le technétium 99 (99Tc) résultant passe par un état excité d’une durée exceptionnellement longue (t½ = 6 h). Un noyau excité de ce genre est appelé isomère . La plupart des états nucléaires excités ont une période radioactive comprise entre quelques picosecondes (ps) et 1 microseconde (µs).

La figure 48.13 présente le schéma de désintégration de l’arsenic 74 (74As). Elle montre que certains radionucléides se désintègrent de plusieurs façons.

Tandis que les particules alpha et bêta ont un parcours défini dans la matière, le rayonnement gamma subit une atténuation exponentielle en traversant la matière (compte non tenu de l’accumulation due à la diffusion). Si on peut négliger cette dernière, l’atténuation du rayonnement gamma est donnée par la formule :

I(x) étant l’intensité du rayonnement gamma en fonction de la distance x franchie dans la matière et µ le coefficient d’atténuation massique. Ce coefficient dépend de l’énergie du rayonnement gamma et de la matière avec laquelle il interagit. Des valeurs caractéristiques de ces coefficients figurent dans beaucoup des ouvrages cités dans les références bibliographiques. La figure 48.14 montre l’absorption du rayonnement gamma dans la matière dans de bonnes conditions de géométrie (permettant de négliger l’accumulation).

L’accumulation se produit lorsqu’un large faisceau de rayons gamma interagit avec la matière. L’intensité du rayonnement mesurée à certains points est supérieure à la valeur attendue d’une «bonne géométrie» (faisceau étroit) parce que des rayons diffusés des côtés du faisceau direct atteignent l’appareil de mesure. Le degré d’accumulation dépend de la géométrie du faisceau, de la matière traversée et de l’énergie des rayons gamma.

La conversion interne entre en concurrence avec l’émission gamma lorsqu’un noyau passe d’un certain niveau d’énergie à un niveau plus bas. En cas de conversion interne, l’émission par le noyau d’un rayonnement gamma est remplacée par l’éjection d’un électron des orbites internes. Cet électron est directement ionisant. Tandis que les électrons des orbites externes passent à des niveaux d’énergie inférieurs pour remplir le vide laissé par l’électron éjecté, l’atome émet des rayons X. La probabilité de la conversion interne par rapport à celle de l’émission d’un rayonnement gamma augmente avec le numéro atomique.

Les rayons X sont des ondes électromagnétiques. A ce titre, ils ressemblent aux rayons gamma, la différence entre les deux résidant dans l’origine du rayonnement. Les rayons gamma partent du noyau de l’atome, tandis que les rayons X résultent de l’interaction des électrons. Même si les rayons X possèdent souvent moins d’énergie que les rayons gamma, ce critère ne permet pas vraiment de les différencier. Il est en effet possible de produire des rayons X d’énergie bien plus élevée que les rayons gamma qui résultent d’une désintégration radioactive.

La conversion interne, abordée plus haut, est l’un des moyens de produire des rayons X. Dans ce cas, ces rayons ont une énergie de valeur déterminée correspondant à la différence entre les niveaux d’énergie entre lesquels passent les électrons orbitaux.

Les particules chargées émettent un rayonnement électromagnétique chaque fois qu’elles sont accélérées ou décélérées, l’intensité du rayonnement émis étant inversement proportionnelle à la quatrième puissance de la masse de la particule. Par conséquent, toutes choses égales, les électrons émettent beaucoup plus de rayons X que les particules plus lourdes, comme les protons. On produit donc les rayons X en accélérant des électrons au moyen d’une différence de potentiel électrique de plusieurs milliers ou même millions de volts. Les électrons sont ensuite rapidement décélérés dans un matériau dense pouvant résister à des températures élevées, comme le tungstène (W).

L’énergie des rayons X émis par un tel système forme un spectre continu allant d’environ zéro à l’énergie cinétique maximale que possèdent les électrons avant leur décélération. Souvent, des rayons X à niveaux d’énergie discrets se superposent à ce spectre. Ils sont produits lorsque les électrons incidents ionisent la cible. Tandis que d’autres électrons orbitaux vont remplir les vides laissés par l’ionisation, ils émettent des rayons X à des niveaux discrets d’énergie, de la même façon que dans le processus de conversion interne. Ces rayons X sont dits caractéristiques parce qu’ils définissent de façon unique la matière de la cible (anode ou anticathode). La figure 48.15 présente un spectre caractéristique de rayons X et la figure 48.16 le schéma d’un tube à rayons X.

Les rayons X agissent sur la matière de la même façon que les rayons gamma, sauf qu’une simple équation exponentielle ne suffit pas pour décrire correctement l’atténuation de rayons X ayant un spectre d’énergie continu (voir figure 48.14). Toutefois, comme les rayons X de faible énergie s’affaiblissent plus rapidement que les rayons de haute énergie, tandis que le faisceau traverse la matière, l’atténuation après un certain parcours se rapproche d’une fonction exponentielle.

En général, l’émission de neutrons n’est pas le résultat direct d’une désintégration radioactive naturelle. Les neutrons sont plutôt le produit de réactions nucléaires. Les réacteurs nucléaires produisent beaucoup de neutrons, mais on en obtient également dans les accélérateurs de particules et en utilisant des sources spéciales de neutrons appelées sources (α, n).

Les réacteurs nucléaires produisent des neutrons par fission des noyaux d’uranium (U) du combustible. En fait, la production des neutrons est essentielle au maintien de la réaction de fission.

Les accélérateurs de particules produisent des neutrons en accélérant des particules chargées, comme des protons ou des électrons, puis en les utilisant, une fois qu’elles ont acquis une haute énergie, pour bombarder les noyaux stables d’une cible. Les neutrons ne sont que l’un des types de particules résultant de telles réactions nucléaires. Ainsi, en accélérant des ions de deutérium pour bombarder une cible de béryllium dans un cyclotron, on obtient des neutrons selon la réaction suivante :

Des émetteurs alpha mélangés à du béryllium peuvent être employés comme sources portables de neutrons, ou sources (α, n), qui agissent selon la réaction :

On peut utiliser, comme sources de particules alpha, des isotopes tels que le polonium 210 (210Po), le plutonium 239 (239Pu) et l’américium 241 (241Am).

Les neutrons sont en général classés selon leur énergie, comme le montre le tableau 48.8. Ce classement en quelque sorte arbitraire peut varier avec la situation considérée.

Il existe plusieurs modes d’interaction des neutrons avec la matière, mais les deux principaux qui nous intéressent, à des fins de radioprotection, sont la diffusion élastique et la capture de neutrons.

La diffusion élastique ramène les neutrons à haute énergie à leur niveau thermique. Interagissant principalement par diffusion élastique, ces neutrons ne causent généralement ni fission ni radioactivité par capture neutronique. Ces interactions sont plutôt produites par les neutrons dits thermiques.

La diffusion élastique résulte de l’interaction d’un neutron avec un noyau, le premier étant dévié de sa trajectoire après avoir cédé une partie de son énergie cinétique au second. Ainsi excité, le noyau libère peu après cette énergie sous forme d’un rayonnement gamma.

Lorsque le neutron atteint finalement son niveau d’énergie thermique (ainsi appelé parce que le neutron se trouve alors en équilibre thermique avec son environnement), il est facilement capturé par la plupart des noyaux. Etant électriquement neutre, le neutron n’est pas repoussé par un noyau positif, comme le serait un proton. Lorsqu’un neutron thermique s’approche assez d’un noyau pour subir l’interaction forte, c’est-à-dire à quelques femtomètres (1 fm = 10–15 mètre), il est capturé par le noyau. Il en résulte un noyau radioactif qui émet un photon ou une autre particule ou, dans le cas d’un noyau fissile comme l’uranium235U ou le plutonium239Pu, se subdivise en deux noyaux plus petits en libérant plus de neutrons.

Conformément aux lois de la cinématique, les neutrons atteignent plus rapidement leur niveau d’énergie thermique si le milieu de diffusion élastique comprend un grand nombre de noyaux légers. Un neutron qui rebondit sur un noyau léger cède une bien plus grande part de son énergie cinétique que s’il rebondissait sur un noyau lourd. C’est pour cette raison que l’eau et les autres substances hydrogénées sont les plus efficaces pour ralentir les neutrons.

Un faisceau monoénergétique de neutrons subit une atténuation exponentielle en traversant la matière, selon une équation semblable à celle que nous avons donnée plus haut pour les photons. La probabilité d’interaction entre un neutron et un noyau donné est exprimée par une grandeur appelée section efficace . La section efficace se mesure en unités de surface, l’unité spéciale adoptée en radioprotection étant le barn (b), ainsi défini :

Il est extrêmement difficile de produire des neutrons sans qu’ils soient accompagnés de rayons X et gamma. On peut en fait supposer, d’une manière générale, que la présence de neutrons implique la présence de photons à haute énergie.

Les radionucléides naturels sont présents dans la nature parce que leur période radioactive est comparable à l’âge de la Terre. Le tableau 48.9 énumère les plus importants.

Les isotopes de l’uranium et du thorium figurent en tête d’une longue chaîne de descendants radioactifs qui, de ce fait, sont également présents dans la nature. Les parties A à C de la figure 48.17 présentent les schémas de désintégration du thorium232Th, de l’uranium238U et de l’uranium235U. Comme la désintégration alpha est courante aux numéros atomiques supérieurs à 205 et que le nombre de masse d’une particule alpha est de 4, il existe quatre chaînes distinctes de désintégration pour les noyaux lourds. L’une d’elles (partie D de la figure 48.17), celle du neptunium 237 (237Np), n’existe pas dans la nature parce qu’elle ne comporte aucun radionucléide «naturel», c’est-à-dire dont la période radioactive est comparable à l’âge de la Terre.

Il y a lieu de noter que les isotopes du radon sont présents dans les quatre chaînes (219Rn,220Rn et222Rn). Comme le radon est un gaz, il a la possibilité, une fois produit, de se libérer de la matrice dans laquelle il s’est formé pour rejoindre l’atmosphère. Cependant, la période du radon 219 est beaucoup trop courte pour que des quantités importantes puissent s’accumuler dans des endroits habités. De même, la période relativement courte du radon 220 fait que l’on s’en préoccupe moins que du radon 222 comme risque pour la santé.

Outre le radon, les radionucléides naturels externes soumettent l’être humain en moyenne à une dose efficace annuelle de rayonnement de 0,3 mSv. La dose efficace réelle varie considérablement, étant surtout déterminée par la teneur du sol local en uranium et en thorium. Dans les régions du monde où on trouve du sable monazite, la dose efficace annuelle reçue par chaque individu peut atteindre près de 20 mSv. A d’autres endroits, comme les atolls coralliens et les bords de mer, elle peut être d’à peine 0,03 mSv (voir figure 48.17).

Considéré généralement à part des autres radionucléides naturels, le radon se dégage lentement du sol pour atteindre l’atmosphère. Une fois dans l’air, il se désintègre pour former des radio-isotopes de polonium (Po), de bismuth (Bi) et de plomb (Pb). Ces descendants se fixent sur des particules de poussière qui peuvent alors être inspirées et rester dans les poumons. On estime en moyenne à environ 20 mSv l’équivalent de dose annuel absorbé par les poumons, ce qui est comparable à une dose efficace d’environ 2 mSv reçue par le corps entier. De toute évidence, le radon et ses descendants radioactifs constituent la composante la plus importante du rayonnement naturel auquel nous sommes soumis (voir figure 48.17).

Les rayons cosmiques comprennent des particules énergétiques d’origine extraterrestre qui viennent bombarder l’atmosphère (le rayonnement étant essentiellement particulaire et surtout formé de protons). Ils comportent également des particules secondaires — principalement des photons, des neutrons et des muons — engendrées par l’interaction des particules primaires avec les gaz atmosphériques.

A cause de ces interactions, l’atmosphère joue le rôle d’un écran protecteur contre le rayonnement cosmique: plus l’écran est mince, plus la dose efficace est grande. Par conséquent, le débit de dose efficace dû à ce rayonnement augmente avec l’altitude. Ainsi, le débit à 1 800 m d’altitude est le double de celui qui existe au niveau de la mer.

Comme le rayonnement cosmique primaire consiste surtout en particules chargées, il est influencé par le champ magnétique terrestre. Cela revient à dire que les habitants des hautes latitudes reçoivent des doses efficaces plus importantes que les populations vivant près de l’équateur. Les variations dues à cet effet sont de l’ordre de 10%.

Enfin, le débit de dose efficace dû au rayonnement cosmique varie avec les fluctuations de l’activité solaire. En moyenne, la contribution des rayons cosmiques au rayonnement naturel est d’environ 0,3 mSv de dose efficace au corps entier.

Le rayonnement cosmique engendre des radionucléides dans l’atmosphère, par interaction avec les gaz atmosphériques. Les plus importants sont le tritium (3H), le béryllium (7Be), le carbone (14C) et le sodium (22Na). Ces radionucléides sont responsables d’une dose efficace annuelle d’environ 0,01 mSv, dont la plus grande partie est due au14C.

De nombreux essais d’armes nucléaires ont été réalisés dans l’atmosphère entre les années quarante et les années soixante, produisant d’importantes quantités de substances radioactives qui se sont dispersées dans l’environnement, partout dans le monde, sous forme de retombées . Même si la plupart de ces substances se sont désintégrées depuis, engendrant des isotopes stables, les petites quantités qui restent continueront à agir comme sources d’irradiation pendant très longtemps encore. De plus, les pays qui procèdent encore à l’occasion à des essais nucléaires dans l’atmosphère augmentent ces quantités.

Les principaux constituants des retombées qui contribuent à la dose efficace comprennent actuellement le strontium 90 (90Sr) et le césium 137 (137Cs), qui ont tous deux une période radioactive d’environ trente ans. La dose efficace annuelle moyenne due aux retombées s’élève à environ 0,05 mSv.

Le dépôt de radionucléides naturels dans l’organisme résulte principalement de leur inhalation dans l’air et de leur ingestion dans les aliments et l’eau. Ils comprennent les radio-isotopes du plomb (Pb), du polonium (Po), du bismuth (Bi), du radium (Ra), du potassium (K), du carbone (C), de l’hydrogène (H), de l’uranium (U) et du thorium (Th). Parmi ces éléments, le potassium40K est le plus important contributeur à la dose. Les radionucléides naturels déposés dans l’organisme ont une contribution d’environ 0,3 mSv à la dose efficace annuelle.

L’utilisation médicale des rayons X constitue la source d’exposition la plus importante aux rayonnements artificiels. Des millions de tubes à rayons X sont en service dans le monde. L’exposition moyenne provenant de cette source dépend dans une grande mesure de l’accès de la population aux soins médicaux. Dans les pays développés, la dose efficace annuelle provenant de l’utilisation médicale des rayons X et de substances radioactives à des fins diagnostiques et thérapeutiques est en moyenne de l’ordre de 1 mSv.

Par ailleurs, les rayons X sont un sous-produit de la plupart des accélérateurs de particules à haute énergie utilisés par les physiciens, et surtout de ceux qui servent à accélérer des électrons et des positons. Toutefois, les blindages, les précautions prises et l’effectif limité de la population exposée font que cette source d’exposition est sensiblement moins importante que les précédentes.

Les réactions nucléaires qui se produisent dans les accélérateurs de particules donnent naissance à un grand nombre de radionucléides en quantités diverses. Les particules accélérées comprennent des protons, des deutons (noyaux de2H), des particules alpha, des mésons chargés, des ions lourds, etc. Les cibles peuvent être faites de quasiment tout isotope.

Les accélérateurs de particules sont en pratique la seule source de radio-isotopes émetteurs de positons (les réacteurs nucléaires tendent à produire des radio-isotopes riches en neutrons qui se désintègrent en émettant des électrons négatifs). On s’en sert également de plus en plus pour obtenir des isotopes de courte période utilisés à des fins médicales, notamment en tomographie par émission de positons.

Des rayons X et matières radioactives sont produits par de très nombreuses opérations techniques modernes, de façon délibérée ou non. Le tableau 48.10 énumère quelques-unes des sources de rayonnement les plus courantes.