Dans cette section nous décrivons les caractéristiques de la source d’américium 241, que nous avons majoritairement utilisée pour bon nombre de nos essais au sol, et qui nous a servi d’étalon pour toutes les phases de caractérisation et de calibration des sous-systèmes de détection. La figure 5.2 montre la constitution d’un atome de241Am.
5.1.1 Les caractéristiques de la source de 241Am
Figure 5.3 – Spectre de241Am obtenu par simulation MCNPX pour un détecteur CdTe sans couches d’indium, de platine et de titane, de façon à identifier les pics spécifiques du cadmium (33,4 keV et 36,55 keV - courbe jaune) et du tellure (28,56 keV et 32,2 keV - courbe verte).
Parmi la dizaine d’isotopes connus de l’Americium (atomes qui possèdent le même nombre de protons, mais un nombre différent de neutrons), l’un des plus usités est le 241 qui, n’exis-tant pas à l’état naturel, est créé artificiellement dans les réacteurs nucléaires. Les isotopes d’un même élément ont des propriétés chimiques identiques, mais des propriétés physiques différentes (stables ou radioactifs notamment).
La période radioactive de l’Américium 241 (ou demi-vie, correspondant au temps néces-saire pour que la moitié de ses noyaux se désintègrent naturellement, et ce indépendamment de paramètres environnementaux tels que la température et la pression), est très longue, près de 432 ans, ce qui permet d’assurer une grande stabilité temporelle d’émission pour des pro-jets spatiaux dépassant souvent la décennie. C’est un élément radioactif lourd (95 protons par noyau) et indiscutablement complexe, de par sa richesse en nombre et en type d’émissions. En effet, on compte plus de 200 émissions connues, avec un mélange d’alpha (≈ 30), gamma (≈ 170) et X (≈ 20). Il descend du Plutonium 241 (parent) par désintégration β−, qui correspond à l’émission d’un électron et d’un antineutrino accompagnant la transformation d’un neutron en proton. Ainsi, la radioactivité β est rendue possible par la présence dans le noyau de forces capables de transformer un nucléon d’une espèce en une autre (un neutron en proton ou un proton en neutron) : ce sont les forces appelées faibles. Si le nombre de nucléons reste inchangé, il apparaît un changement de charge qui va induire l’expulsion d’un électron, couplé à un antineutrino (désintégration β−) ou d’un positon avec un neutrino (désintégra-tion β+). Il subit une désintégra(désintégra-tion alpha conduisant au Neptunium 237. La majeure partie de la décroissance (84,6 %) occupe le niveau excité 59,54 keV du 237Np.
Les principaux pics gamma ont des énergies de 59,5 keV, 33,1 keV et 26,3 keV, avec pour probabilités respectives 35,78 %, 0,121 % et 2,40 %. Les transitions gamma sont accompagnées de rayons X intenses L, allant de 11 à 23 keV, qui possèdent une intensité totale de 37,6 % [Lepy et al., 2008] (Fig. 5.3 et Fig. 5.4).
Figure 5.4 – Spectres de241Am dans la gamme d’énergie [10 - 23] keV, obtenus à partir d’un détecteur HPGe.
5.1.2 Un exemple de comptage avec la source radioactive 241Am
Pour clore cette section, nous terminons par un exemple de calcul qualitatif que nous menons lorsque nous souhaitons estimer le taux de comptage de photons qui irradient un de nos détecteurs (pages du BIPM en annexe A.4.1).
En 1ère étape, il faut connaître l’activité A de la source émettrice des photons qui seront estimés à la date de la détection. Dans notre cas, l’activité initiale A0 étant de 2,14 MBq à la date de fabrication (04/08/2009), avec une incertitude de ±5%, nous pouvons évaluer alors l’activité A à la date du 05/02/2018, au moyen de la formule A = A0 / 2n avec n = rapport du nombre de jours d’activité de la source (Na) sur le nombre de jours de la demi-vie (Nt0.5). Nous trouvons ainsi une activité à la date du 05/02/2018 de A = 2,11 MBq (avec Na= 3107 jours et Nt0.5 = 157680 jours soit n = 0.019704 demi-vie).
En 2ème étape, nous identifions les émissions photoniques principales de l’241Am (pondé-rées par la transmission dans le matériau plexiglas de l’encapsulation ou scellage de la source) pour une désintégration :
- entre 11,9 et 22,2 keV, l’intensité des X est de ≈ 37%, ce qui donne une émission au travers du plexiglas de : 0,37 *0,7 = 0.26, le facteur 0,7 étant l’atténuation moyenne pour des énergies comprises entre 11 et 22 keV (ceci est une approximation car, en réalité, cette absorption dépend assez fortement de l’énergie et il serait nécessaire de la calculer pour chaque raie individuellement).
- les pics gamma à 26,3 keV et 59,54 keV ont des intensités respectives de 2,4 % et 35,8 %, ce qui donne une émission totale de : (0,024*0,85) + (0,358*0,93) = 0,35
A chaque désintégration, il y a donc au total 61 % de photons X et gamma qui sont émis dans tout l’espace (4π sr) par la source241Am après avoir traversé la couche de plexiglas.
En dernière étape, nous estimons le taux de comptage selon la taille du détecteur qui reçoit les photons, et la position dans laquelle il se trouve.
Par souci de simplicité, nous étudions seulement deux cas : lorsque le détecteur (ou pixel) est situé directement à la verticale de la source (cas 1) et lorsque le détecteur est situé au bord du module de détection, c’est à dire le plus éloigné de la source (cas 2).
La source se trouve à une distance H de la surface du détecteur ; θ étant l’angle entre la direction du pixel et la direction de la source, et l’angle solide étant le rapport de l’aire du détecteur avec le carré de la distance au point d’observation, soit (0,004 m)2 / H2, nous trouvons alors :
Cas 1 : Nombre moyen de photons reçus par 1 pixel de 4 mm de côté
Comptage estimé [cas 1] = 2,11.106 * 0,61 * cos(θ = 0) * (0, 004/H)2 * 1/(4π) = 8,1 c/s (si H = 45 cm, soit la hauteur typique de la source radioactive utilisée au-dessus d’un secteur du ProtoDPIX)
Cas 2 : Nombre moyen de photons reçus par 1 pixel de 4 mm de côté, le plus éloigné de la source, situé à une distance Z = H/cos(θ)
Nous supposons que le pixel le plus lointain est situé à ≈ 128 mm perpendiculairement à la verticale de la source, et nous négligeons l’effet des photons qui arrivent sur le côté des détecteurs.
Comptage estimé [cas 2] = 2,11.106 * 0,61 * cos(θ) * (0, 004/Z)2 * 1/(4π)
=> Comptage estimé [cas 2] = 2,11.106 * 0,61 * cos(θ) * (0,004*cos(θ)/H)2 * 1/(4π) => Comptage estimé [cas 2] = Comptage estimé [cas 1] * cos(θ)3
Ceci montre une baisse d’environ 10 % sur les pixels situés sur les bords d’un même module XRDPIX (que nous décrirons en détail dans la section 5).
Enfin, il s’avère utile de définir un seuil (une valeur maximale de taux de comptage) pour détecter les voies bruyantes, c’est à dire les voies qui montrent un taux anormalement élevé de comptage, ce qui peut induire des problèmes diverses (difficulté d’interprétation de l’image, cross-talk inter-voies, lecture électronique par l’ASIC voire le FPGA altérée). Le nombre de coups attendus à la verticale de la source permet ainsi de proposer un seuil pour la détection des voies bruyantes, avec par exemple une valeur déterminée par la moyenne attendue additionnée à dix fois l’écart-type sur une durée de 5 secondes.
Ajoutons que les calculs précédents sont approximatifs, dans le sens où ils ne prennent en compte que les photons de la source qui impactent directement les détecteurs, ils négligent donc l’effet de l’environnement et les photons qui arrivent sur le côté des pixels. Dans la réalité les comptages mesurés sont comparés avec les prédictions d’un modèle physique (Géant 4, basé sur des simulations Monte Carlo), qui tient compte de l’ensemble des interactions des photons de la source avec tous les matériaux situés à l’intérieur de l’enceinte, étant donné la complexité des interactions décrites dans la partie 2.2.