Imagerie protonique pour la protonthérapie : état de l`art

Cancer/Radiothérapie 19 (2015) 139–151
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Revue générale
Imagerie protonique pour la protonthérapie : état de l’art
Proton imaging applications for proton therapy: State of the art
R. Amblard ∗ , V. Floquet , G. Angellier , J.M. Hannoun-Lévi , J. Hérault
Cyclotron biomédical, centre Antoine-Lacassagne, 227, avenue de la Lanterne, 06200 Nice, France
i n f o
a r t i c l e
Historique de l’article :
Reçu le 28 août 2013
Reçu sous la forme révisée
le 16 avril 2014
Accepté le 30 avril 2014
Mots clés :
Protonthérapie
Imagerie proton
Radiographie proton
Tomographie proton
r é s u m é
La protonthérapie est une technique d’irradiation qui permet une irradiation précise du volume cible en
limitant la dose délivrée aux tissus sains. Les forts gradients de dose observés ainsi que la haute conformalité caractérisant les traitements par protons nécessitent de connaître précisément le parcours des
protons dans la matière ainsi que la position du volume cible par rapport au faisceau. C’est dans ces
perspectives que l’imagerie par proton permettrait d’augmenter de manière significative la qualité des
traitements. Bien qu’elle fût initialement suggérée en 1963, l’imagerie par protons n’est toujours pas
utilisée en routine clinique. Le principal obstacle à son développement fut le manque de résolution spatiale, induit par les phénomènes de diffusion coulombienne multiple des protons avec les noyaux des
atomes du milieu. De plus, sa réalisation pour l’ensemble des localisations cliniques nécessite des énergies relativement élevées qui n’étaient jusqu’à présent pas disponibles en routine clinique. Abandonnée
pendant un certain temps au profit des technologies X, les travaux de recherche sur l’imagerie proton
redeviennent d’actualité du fait du développement important des centres de protonthérapie à travers le
monde. Cet article présente une revue non exhaustive sur l’état de l’art en imagerie proton.
© 2015 Société française de radiothérapie oncologique (SFRO). Publié par Elsevier Masson SAS. Tous
droits réservés.
a b s t r a c t
Keywords:
Proton therapy
Proton imaging
Proton radiography
Proton computed tomography
Proton therapy allows a highly precise tumour volume irradiation with a low dose delivered to the healthy
tissues. The steep dose gradients observed and the high treatment conformity require a precise knowledge
of the proton range in matter and the target volume position relative to the beam. Thus, proton imaging
allows an improvement of the treatment accuracy, and thereby, in treatment quality. Initially suggested
in 1963, radiographic imaging with proton is still not used in clinical routine. The principal difficulty is the
lack of spatial resolution, induced by the multiple Coulomb scattering of protons with nuclei. Moreover,
its realization for all clinical locations requires relatively high energies that are previously not considered
for clinical routine. Abandoned for some time in favor of X-ray technologies, research into new imaging
methods using protons is back in the news because of the increase of proton radiation therapy centers
in the world. This article exhibits a non-exhaustive state of the art in proton imaging.
© 2015 Société française de radiothérapie oncologique (SFRO). Published by Elsevier Masson SAS. All
rights reserved.
1. Introduction
La radiothérapie par protons est une technique d’irradiation en
plein développement, du fait de l’avantage balistique de ce type
∗ Auteur correspondant.
Adresse e-mail : [email protected] (R. Amblard).
de particule [1,2]. Le dépôt d’énergie est maximal en fin de parcours, au niveau du pic de Bragg, alors qu’aucune dose n’est délivrée
après celui-ci. Ces propriétés physiques, liées au caractère « lourd »
et « chargé » du proton, rendent possible le traitement du volume
tumoral avec une haute conformation de la dose tout en épargnant
considérablement les tissus sains.
L’utilisation de particules lourdes chargées pour l’imagerie fut
proposée pour la première fois par Allan Cormack en 1963 [3,4].
Son idée consistait à déterminer la densité variable de matière
http://dx.doi.org/10.1016/j.canrad.2014.04.011
1278-3218/© 2015 Société française de radiothérapie oncologique (SFRO). Publié par Elsevier Masson SAS. Tous droits réservés.
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Fig. 1. Principe de la thérapie par proton et de l’imagerie par proton. A. En thérapie, le faisceau primaire de protons est arrêté dans le patient, au niveau de la tumeur, et aucun
signal n’est détecté en sortie. B. Pour réaliser une imagerie avec le faisceau de protons, il faut que l’énergie soit supérieure à celle utilisée lors du traitement, de manière à avoir
le pic de Bragg à l’extérieur du patient, dans le détecteur. Cette problématique est inexistante en radiothérapie par photons, puisqu’une proportion de ceux-ci est transmise
à travers le patient pendant le traitement, ce qui permet une imagerie de transmission. Un aspect intéressant de l’imagerie proton est qu’en effectuant la comparaison entre
parcours mesuré et calculé à l’extérieur du patient, au niveau du détecteur, une vérification du parcours des protons à l’intérieur du patient est possible.
d’un objet en mesurant la perte d’énergie des particules chargées
à travers celui-ci. Dans ce cas, contrairement à la radiothérapie par
protons, le faisceau de particules n’est pas stoppé dans le patient
mais doit avoir une énergie suffisamment élevée pour traverser
complètement les tissus et être détecté à l’extérieur de ceux-ci
(Fig. 1). Il est important de signaler que cette technologie d’imagerie
fut initialement proposée dans un but diagnostique [5–13], car elle
offre la possibilité de détecter des lésions de densité proche de celle
des tissus environnants avec un meilleur contraste que les techniques d’imagerie classiques par rayons X. Par conséquent, pour un
même contraste, l’imagerie proton est nettement moins irradiante
qu’une imagerie X (meilleure résolution en densité par unité de
dose). Typiquement, un facteur de 5 à 10 est attendu entre les deux
modalités, en fonction de l’épaisseur du patient [5].
La première radiographie proton, une côtelette d’agneau, fut
effectuée par A.M. Koehler en 1968 sur un film (Fig. 2) [12]. Comme
Fig. 2. Radiographies X et proton d’une côtelette d’agneau, réalisée par A.M. Koehler
[12]. Ces clichés, réalisés sur un film argentique, mettent en évidence les différences
de qualité d’image entre les deux modalités.
Reproduit avec l’autorisation de l’American Association for the Advancement of Science
(AAAS).
on peut l’observer sur ce cliché, les avantages de la radiographie
proton par rapport à la radiographie X, en termes de résolution en
contraste dans les tissus mous, sont évidents. Steward et Koehler
ont ensuite démontré l’intérêt diagnostique des protons dans le cas
de lésions vasculaires cérébrales [9], puis dans le cas de tumeurs
mammaires [10]. Ces travaux ont confirmé la faculté de détection
de lésions dans les tissus mous avec un haut contraste et une faible
dose par rapport à un même examen par rayons X. Cependant, la
résolution spatiale est nettement plus faible, à cause de la diffusion
coulombienne multiple des protons sur les noyaux des atomes du
milieu. Les trajectoires des protons ne peuvent pas être considérées
comme rectilignes, et l’incertitude sur celles-ci dégrade rapidement
la résolution spatiale.
La première reconstruction tomographique utilisant des particules « lourdes » et chargées a été réalisée légèrement plus tard,
en 1972, par Goitein et al. [14]. Ils ont utilisé des données mesurées par Lyman avec des particules alpha de 840 MeV. Par la suite,
Crowe et al. ont utilisé un faisceau de particules alpha d’énergie
900 MeV, afin de comparer qualitativement et quantitativement
une tomodensitométrie par particules alphas et une tomodensitométrie par rayons X [15]. Comme pour la radiographie, une
résolution en contraste nettement supérieure à celle d’une tomodensitométrie par rayons X, pour une dose beaucoup plus faible,
ont été mis en évidence dans le cas d’une acquisition crânienne.
Les premières études de tomodensitométrie par protons, réalisées
par Hanson et al. en 1979, ont confirmé ces avantages, malgré
une résolution spatiale plus faible qu’avec des particules alpha
[5–7]. Comme pour la radiographie proton, en raison des diffusions
coulombiennes multiples des protons avec les noyaux, la simple
rétroprojection analytique dans le plan image des projections
acquises fournit des images avec une résolution spatiale détériorée
[5–7].
Malgré ses avantages en termes de résolution en contraste et en
économie de dose déposée, l’imagerie par protons a été abandonnée
dans les années 1980 en raison du progrès rapide des technologies d’imagerie par rayons X, et de l’obstacle que représentait
la diffusion coulombienne multiple sur la résolution spatiale. La
faible disponibilité des cyclotrons, leur encombrement et leur coût
rédhibitoire ont également joué contre le développement de ce
type d’imagerie. Aujourd’hui, l’installation croissante du nombre
de centres de protonthérapie à travers le monde rend l’imagerie
par protons de plus en plus attractive pour ses applications thérapeutiques. Son utilisation offrirait en effet de nombreux avantages
cliniques en augmentant considérablement la précision des traitements.
R. Amblard et al. / Cancer/Radiothérapie 19 (2015) 139–151
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Fig. 3. Marges de sécurité en protonthérapie. L’incertitude sur l’estimation du parcours des protons dans la matière, fonction de la région anatomique considérée, est
responsable de l’augmentation des marges entre le volume cible anatomoclinique et le volume cible prévisionnel. A. Pour un traitement prostatique, les incertitudes sont de
10 mm. B. Pour une tumeur intracrânienne, les incertitudes sont de 3 mm.
D’après R. Schulte, communication privée.
2. Intérêts de l’imagerie par protons en protonthérapie
2.1. Planification dosimétrique
La planification dosimétrique des traitements en protonthérapie
se fait actuellement sur une acquisition tomodensitométrique par
rayons X. Le passage des nombres Hounsfield (NUH ) mesurés par la
tomodensitométrie par rayons X aux pouvoirs d’arrêt des protons
(S/␳) dans chaque voxel nécessite une étape de calibration. Celle-ci
conduit à des incertitudes sur le dépôt de dose calculé dans les tissus. En effet, la différence intrinsèque dans la physique d’interaction
des deux types de particules est à l’origine d’erreurs systématiques
sur la courbe de calibration NUH − S/␳ [16–18]. De plus, les artéfacts
de durcissement de faisceau (ou de beam hardening), présents en
imagerie tomodensitométrique par rayons X, nuisent à la qualité de
la calibration puisque le spectre de photons est modifié en fonction
de la position où le nombre Hounsfield est mesuré [19]. Le bruit des
images tomodensitométriques par rayons X fait également partie
des erreurs systématiques qui nuisent à l’étape de calibration.
L’incertitude résultante sur le calcul du parcours des protons
dans la matière est de l’ordre de 3 à 10 mm (environ 3 % du
parcours des protons dans les tissus), en fonction de la région anatomique considérée (crâne, pelvis) et de la profondeur de traitement
[17,20,21]. Ces incertitudes nécessitent une augmentation des
marges entre volume cible anatomoclinique (clinical target volume
[CTV]) et volume cible prévisionnel (planning target volume [PTV]),
car elles viennent s’ajouter quadratiquement aux autres sources
d’erreurs : positionnement du patient, mouvement, respiration,
mouvements cardiaques, artéfact scanographique, délinéation du
volume cible anatomoclinique, incertitudes sur l’efficacité biologique relative (EBR), etc. [22]. L’augmentation de ces marges autour
du volume cible crée donc un conflit entre protection des tissus
sains et couverture du volume cible, réduisant ainsi de manière
significative les bénéfices d’une protonthérapie (Fig. 3).
Pour répondre à cette problématique, l’imagerie proton, radiographique et/ou tomodensitométrique, est un candidat de choix.
Idéalement, la distribution des pouvoirs d’arrêt des protons dans
les tissus devrait être directement mesurée, en effectuant une
tomodensitométrie par protons de manière à avoir une connaissance directe et précise de la perte d’énergie des protons dans la
matière (carte des S/␳), sans avoir recours à une étape de calibration
qui introduit des erreurs systématiques importantes sur le calcul
du parcours des protons. Cette méthodologie fait apparaître une
diminution possible des incertitudes sur le calcul du parcours des
protons dans les tissus, et donc une réduction des marges de sécurité entres volumes cibles anatomoclinique et prévisionnel. Selon
Schneider Pedroni et Schulte et al., les incertitudes devraient être
de l’ordre de 1 à 3 mm au lieu de 3 à 10 mm actuellement [20,21].
L’amélioration de la qualité d’image des images tomodensitométriques par protons contribueraient également à améliorer la
précision des traitements planifiés. Le haut contraste observé dans
les tissus mous permettrait en effet une délinéation plus précise des
lésions et des organes à risques. De plus, les artéfacts liés aux matériaux à haut Z présents sur les coupes tomodensitométriques par
rayons X n’existeraient plus, puisque l’imagerie par protons est une
imagerie basée sur la perte d’énergie, et non pas sur l’atténuation,
qui engendre localement une perte d’information brutale.
2.2. Vérification in vivo du parcours des protons
À défaut d’une tomodensitométrie par protons, la radiographie
proton, plus simple à développer et à mettre en œuvre, offrirait
la possibilité de vérifier « in vivo » le parcours des protons dans la
matière calculé par le logiciel de planification de traitement (TPS).
En comparant les parcours mesurés et calculés à l’extérieur du
patient, il est possible de vérifier indirectement le parcours des protons calculé à l’intérieur du patient, pour le faisceau de traitement
[18,20,23] (Fig. 1). Cette technique, assimilable à une dosimétrie
in vivo directe, permet de réduire les incertitudes résultantes de
la calibration du tomodensitomètre par rayons X en optimisant
la courbe de calibration à chaque patient [18], et en adaptant les
marges de sécurité à chaque faisceau de traitement [24].
2.3. Contrôle du positionnement patient
Le contrôle du positionnement patient avant chaque séance de
traitement est aujourd’hui effectué avec un (ou plusieurs) tube(s)
à rayons X embarqué(s). Un potentiel défaut d’alignement des axes
de ce(s) tube(s) avec l’axe du faisceau de protons engendrerait
des erreurs systématiques sur le positionnement du patient. En
réalisant une image radiographique directement avec le faisceau
de protons, cela permettrait d’avoir une véritable image « vue du
faisceau », qui élimine complètement ce type d’erreurs. Elle serait
analogue à l’imagerie portale utilisée en radiothérapie classique,
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dont le but est de vérifier la position du volume cible par rapport à
l’axe du faisceau [23,24]. La qualité d’image serait cependant nettement supérieure à une imagerie portale par rayons X, puisque
l’excellent contraste permettrait la bonne visualisation des tissus
mous et un meilleur recalage entre les structures.
Cette imagerie permettrait également le contrôle de la taille du
champ irradié, le bon positionnement du collimateur ainsi que la
position du volume cible par rapport à celui-ci dans le cas d’une
technologie de délivrance du faisceau passive.
Un autre aspect intéressant est que ce type d’imagerie est
beaucoup moins irradiant que l’imagerie X, ce qui autoriserait la
réalisation de clichés de repositionnement beaucoup plus fréquemment, sans induire de détriment radiobiologique supplémentaire
au patient.
2.4. Utilisation de nouvelles stratégies de traitement
Comme indiqué précédemment, l’incertitude sur le parcours
des protons, combinée aux autres sources d’erreurs, ne permet
pas de protéger de manière certaine les organes à risques en
regard de la pénombre distale. C’est pourquoi la protection des
organes à risques est toujours réalisée avec la pénombre latérale, car elle est mieux maîtrisée. Bien que la pénombre latérale
des protons soit intéressante à des faibles profondeurs, celle-ci
devient plus importante que la pénombre des photons pour des
régions plus profondes, comme l’illustre la Fig. 4. Par conséquent,
l’avantage balistique des protons par rapport aux photons a tendance à s’estomper lorsque la profondeur de traitement augmente.
La possibilité d’épargner les organes à risques avec la pénombre distale, beaucoup plus faible, permettrait d’exploiter pleinement les
avantages de la protonthérapie. Cette stratégie ne serait pas totalement transposable aux faisceaux d’ions lourds, car même avec
une connaissance beaucoup plus précise du parcours, la queue de
fragmentation interdit toute protection de structures critiques en
regard du pic de Bragg. Cette stratégie de protection serait donc
propre aux protons, et donnerait un avantage balistique à cette
technique de traitement par rapport à la thérapie par ions lourds.
2.5. Vérification indirecte du parcours des protons dans le patient
De nombreuses autres technologies d’imagerie dédiées à la
protonthérapie sont en cours de développement et consistent à
détecter les rayonnements secondaires induits par les protons dans
la matière :
• la mesure des rayonnements gamma-prompts pendant
l’irradiation, produits lors de la désexcitation des noyaux,
permet de vérifier en temps réel le parcours des protons dans les
tissus [26] ;
• la TEP in vivo, qui consiste à effectuer une acquisition tomographique par émission de positons (TEP) dans la demi-heure suivant
l’irradiation, afin d’imager l’activation des tissus par le faisceau de
protons et de la comparer à la distribution de dose théorique [27].
Dans cet article, les deux technologies décrites ci-dessus ne
seront pas abordées, nous traiterons uniquement de l’imagerie
radiographique et tomographique.
3. Physique d’interaction du proton
Aux énergies considérées en protonthérapie, entre 60 MeV et
250 MeV, les protons interagissent majoritairement au cours de
leur traversée dans la matière de manière inélastique avec les électrons du milieu (excitations et ionisations). Leur perte moyenne
d’énergie dans la matière est décrite par le pouvoir d’arrêt S (en
joules par mètre), donné par l’équation de Bethe et Bloch, dont
l’expression est décrite ci-dessous [28,29] :
Scoll =
dE −
dx
· ln
el
= 4 · re2 · me · c 2 · e ·
2me · c 2 · ˇ2
I 1 − ˇ2
z 2
ˇ
C
ı
−ˇ − −
Z
2
2
(1)
Avec :
• re : rayon classique de l’électron :
re =
1
e2
·
4ε0 me c 2
•
•
•
•
e : charge de l’électron, e = 1,602·10−19 C ;
me : masse de l’électron, me = 9,11·10−31 kg ;
c : célérité de la lumière, c = 2,998·108 m·s−1 ;
␧0 : permittivité diélectrique du vide, ␧0 = 8,854.10–12 kg–1 ·m–3 .
A2.S4 ;
• ␳e : densité électronique du matériau (en électrons par mètre
cube) ;
Celle-ci est liée à la densité ␳ par la relation suivante :
e =
Fig. 4. Évolution des pénombres latérales en fonction de la profondeur, pour différentes particules lourdes chargées. A. Au niveau du pic de Bragg. B. Distales.
D’après [25], reproduit avec l’autorisation de l’International Atomic Energy Agency.
•
•
•
•
•
NA Z
Au
␳ : densité du matériau (en kilogrammes par mètre cube) ;
NA : nombre d’Avogadro 6,022·1023 atomes·mol−1 ;
Z : numéro atomique du noyau cible ;
A : nombre de nucléons du noyau cible ;
u : constante de masse molaire. u = 1 g/mol ;
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• z : numéro atomique du projectile ; dans le cas du proton, z = 1 ;
• ˇ : vitesse v du proton par rapport à la célérité c de la lumière ;
ˇ = c
• I : potentiel moyen d’ionisation de l’atome ou de la molécule cible,
donné pour chaque matériau dans les tables de Janni et de Berger
et al. [30,31] ;
• C : facteur de correction de couche électronique (shell correction),
prend en considération le fait que les électrons n’ont pas des
orbites stationnaires autour des noyaux ;
• ␦ : facteur de correction de l’effet de densité, qui prend en compte
l’effet de polarisation, important surtout dans les matériaux
denses.
Cette expression du pouvoir d’arrêt correspond à une perte
d’énergie moyenne par unité de longueur. Elle sous-entend une
perte continue d’énergie de chaque proton (continuously slow down
approximation [CSDA]). Le parcours moyen des protons, ou parcours
CSDA RCSDA , est définit par la relation :
RCSDA =
Ef
Ei
1
· dE
S (E)
Avec :
Cependant, à chacune de ses interactions avec les électrons du
milieu, le proton perd une fraction ␦E d’énergie, qui suit une loi
s’approchant d’une distribution gaussienne. Ainsi, dans un faisceau monoénergétique, chaque proton ne perd pas exactement la
même quantité d’énergie par unité de longueur. Cette dispersion
dans les pertes d’énergie est appelée energy straggling et est responsable d’une fluctuation statistique sur le parcours des protons,
plus connue sous le nom de range straggling. Cet effet, conjugué à la
dispersion énergétique du spectre du faisceau de protons incidents
avant qu’il ne pénètre dans la matière, est en partie responsable
de la pénombre distale des protons. En imagerie proton, ce phénomène se traduit par une fluctuation statistique sur la mesure de
l’énergie résiduelle du proton en sortie, ce qui engendre une incertitude sur la mesure du pouvoir d’arrêt intégré qui va influencer la
résolution en densité des images, c’est-à-dire le contraste.
Les protons interagissent également de manière élastique avec
le champ coulombien du noyau. Bien que la plupart de ces interactions mènent à des angles de diffusion faibles du proton incident,
la sommation de toutes ces diffusions est responsable de la trajectoire non rectiligne des protons dans la matière. Cet effet est appelé
diffusion coulombienne multiple. Il en résulte un élargissement
du faisceau avec la profondeur de matière traversée, accompagnée d’une augmentation de la pénombre latérale. Il est également
responsable d’une augmentation de la pénombre distale (ou straggling), puisque la longueur des parcours projetés est différente
pour chaque proton en raison de leurs trajectoires incurvées [31].
Ces diffusions multiples des protons rendent la problématique de
reconstruction d’image très différente de celle adoptée pour les
photons (X ou ␥), puisque les parcours « chaotiques » des protons
dans le milieu sont, a priori, inconnus. La résolution spatiale des
images est donc limitée par ce phénomène.
Il existe deux formalismes qui décrivent les diffusions coulombiennes multiples : celui de Fermi-Eyges et celui de Molière [32,33].
La distribution de cette diffusion coulombienne multiple peut être
approximée comme une gaussienne, d’écart-type ␪ [34,35] :
13, 6MeV
·z·
ˇ·p·c
Avec ˇc la vitesse de la particule incidente, p son moment total,
z sa charge, x l’épaisseur de matériau traversé et X0 la longueur
de radiation dans le matériau. Elle représente l’épaisseur de matériau pour laquelle un électron émarge avec une fraction 1/e de son
énergie initiale.
La diffusion coulombienne multiple est donc inversement proportionnelle à la quantité 1/ˇp, avec ˇ = p/E. Il existe donc deux
solutions pour diminuer le phénomène de diffusion coulombienne
multiple : travailler avec des particules de masse plus importante
ou augmenter l’énergie E de la particule. Bien que la diffusion coulombienne multiple soit nettement moins pénalisante pour les ions
plus lourds, Hanson a montré que l’avantage du point de vue de la
dose a tendance à s’estomper pour des particules chargées plus
lourdes que le proton [5]. En ce qui concerne l’énergie, les accélérateurs installés de nos jours dans les centres de protonthérapie
sont limités en énergie et ne permettent d’obtenir qu’au maximum
200 à 250 MeV. Monter à des énergies supérieures serait avantageux pour certaines localisations cliniques, mais impliquerait un
rayon de courbure plus grand qui impacterait les dimensions de
l’accélérateur et de son bras isocentrique, c’est-à-dire son coût.
4. Principe de l’imagerie par protons
• Ei : énergie initiale du proton ;
• Ef : énergie finale du proton, Ef = 0 si le proton s’arrête dans la
matière.
=
143
x
X0
· 1 + 0, 038 · ln
x X0
La radiographie peut être considérée comme la projection des
propriétés internes d’un objet sur un détecteur externe. Dans notre
cas, il s’agit du pouvoir d’arrêt intégré, proportionnel à la densité
électronique, responsable de la perte d’énergie du proton. Cette
technologie d’imagerie se démarque des techniques classiques utilisant des rayons X ou des rayons ␥ dans le sens où il ne s’agit
pas d’une imagerie d’atténuation de fluence. Dans chaque pixel,
l’information codée est la perte d’énergie moyenne du proton dans
le voxel, c’est-à-dire son pouvoir d’arrêt. On parle d’imagerie par
perte d’énergie.
Comme expliqué précédemment, la perte locale d’énergie dE
du proton dans la matière est principalement liée aux interactions
électromagnétiques inélastiques avec les électrons du milieu. Elle
peut être décrite par la relation suivante :
−
dE
(x) = (x) ·
dx
S
⁄p
m
(I (x) , E (x))
Où S⁄p (I (x) , E (x)) représente le pouvoir d’arrêt massique du
m
matériau traversé au point x, et (x) sa densité. En normalisant par
rapport au pouvoir d’arrêt massique dans l’eau, milieu de référence,
on obtient :
dE
−
(x) = (x) ·
dx
⁄p m (I (x) , E (x)) S
⁄p
(I (x) , E (x))
S
⁄p eau (I (x) , E (x)) eau
S
Or, le rapport des pouvoirs d’arrêt massiques peut être considéré
comme une grandeur constante et égale à K dans les tissus humains
[7]. On a donc :
−
dE
(x) = K · (x)⁄eau · Seau (I (x) , E (x))
dx
Avec :
(x)
⁄eau ≈ e (x)⁄e,eau
D’où :
−
dE
(x) = K · (x) · Seau (I (x) , E (x))
dx
Avec :
(2)
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Fig. 5. Principe de la reconstruction d’image en imagerie proton. Le parcours d’un
proton i est représenté en rouge dans le plan image. Dans chaque voxel j, le proton i
parcourt une distance wij . En mesurant le pouvoir d’arrêt intégré pi en sortie, à l’aide
des énergies en entrée E0 et en sortie Ef , l’image des pouvoirs d’arrêt élémentaires
dans chaque voxel peut être reconstruite.
Fig. 6. Principe de l’imagerie proton par perte d’énergie. Les parcours des protons à
travers le milieu et le détecteur sont représentés par des flèches en rouge.
• (x) : densité électronique relative par rapport à l’eau (milieu de
référence) ;
• Seau (I(x), E(x)) : pouvoir d’arrêt dans le milieu de référence (eau),
donné par l’équation de Bethe et Bloch, qui dépend, moyennant certaines approximations simplificatrices (corrections de
couches électroniques [shell correction] et de densité négligeables), uniquement de l’énergie du proton E(x), et du potentiel
d’ionisation I(x) du tissu traversé ;
• I(x) : potentiel d’ionisation du tissu traversé au point x. Il apparaît que celui-ci varie peu dans les tissus humains, et que
l’évolution de Scoll avec celui-ci est faible. C’est pourquoi, on peut
faire l’approximation que I(x) = Ieau . La détermination du pouvoir
d’arrêt dans l’eau (Ieau ) fait débat, puisqu’aujourd’hui il n’existe
pas de consensus quant à sa valeur précise. En imagerie, selon les
études, la valeur retenue varie entre 61,77 eV et 78 eV [36,37].
Étant donné que le proton est une particule chargée, à l’inverse
du photon, celui-ci interagit avec un grand nombre d’atomes en
perdant, à chaque interaction, une faible fraction d’énergie. La
mesure de sa perte totale d’énergie fournit donc une information sur un nombre important d’atomes, comme si celle-ci était
« imprimée » sur le proton. Ce n’est pas le cas pour l’imagerie par
photons X, où l’on mesure la transmission du faisceau, c’est-à-dire
les photons qui n’ont pas été absorbés, et ceux qui n’ont pas (ou
peu) été diffusés (Fig. 7). Il est donc nécessaire d’utiliser un nombre
beaucoup plus important de photons X pour obtenir la même quantité d’information sur la matière traversée. Cela, conjugué au fait
que l’efficacité de détection des photons est très inférieure à celle
des protons, explique la différence de dose déposée entre les deux
modalités.
Les courbes de fluence particulaire en fonction de la profondeur
pour les protons et pour les rayons X diagnostiques sont radicalement différentes. Les protons sont faiblement atténués dans
un premier temps, car seules les interactions inélastiques avec les
noyaux du milieu réduisent la fluence en protons primaires, à raison d’environ 1 %/cm. À une profondeur proche du parcours moyen
des protons, c’est-à-dire du pic de Bragg, la fluence diminue rapidement. Par conséquent, en positionnant un détecteur dans cette
région, la variation d’intensité mesurée pour une faible différence
de densité (ou d’épaisseur équivalente eau) sera beaucoup plus
importante que pour une radiographie X (Fig. 8). C’est ce phénomène de brusque variation de fluence en fin de parcours, au niveau
du parcours moyen des protons, qui est à l’origine du haut contraste
observé.
Schneider et al. ont montré que la diffusion des protons peut être
utilisée comme un avantage [24]. En effet, il est possible d’exploiter
différentes données pour reconstruire l’image en radiographie
par protons. Chaque détecteur élémentaire (ou dexel) mesure un
« spectre », c’est-à-dire une distribution, de parcours résiduels de
protons. Lorsqu’un proton passe à proximité d’une interface entre
deux régions de densités différentes, celui-ci peut passer aléatoirement soit du côté de la région de densité la plus forte, soit du côté de
la densité la plus faible, en raison du phénomène de diffusion coulombienne multiple. Cela engendre un élargissement du « spectre »
des parcours mesurés (Fig. 9). Outre l’image classique, celle des
parcours moyen Pmoy (ou de l’énergie moyenne), il est également
possible de réaliser une seconde image, celle de l’élargissement du
« spectre », c’est-à-dire des écarts types P (Fig. 10). Cette image
En intégrant l’équation (2) sur le parcours du proton i dans la
matière, on obtient l’expression :
(x) .dx =
i
1
K
Eentrée
Esortie
dE
Seau (Ieau , E)
(3)
L’équation (3) est dans le format de la transformée de Radon
si l’on considère que le parcours i du proton i est rectiligne.
Connaissant les énergies d’entrée et de sortie du proton, en inversant la partie droite de l’équation sur le parcours i dans l’objet,
on obtient la densité électronique relative cumulée ʃ(x)·dx le long
du parcours. Pour reconstruire précisément l’image, la trajectoire
calculée du proton est utilisée pour déterminer quelle distance wij
dans chaque voxel j le proton i a traversé (Fig. 5). On a donc :
(x) · dx =
i
N
wij · j (x)
j=1
Ainsi, chaque voxel j intercepté, de densité électronique relative
j (x), contribuera à la perte totale de l’énergie du proton i. Pour réaliser une imagerie par protons, il est donc nécessaire d’avoir deux
types de détecteur, comme schématisé sur la Fig. 6 :
• un détecteur de position des protons, appelé hodoscope, qui permet de déduire le parcours des protons dans l’objet ;
• un détecteur d’énergie, appelé calorimètre, qui permet de
connaître la perte d’énergie des protons ayant traversé l’objet.
R. Amblard et al. / Cancer/Radiothérapie 19 (2015) 139–151
145
Fig. 7. Différence entre imagerie par protons et imagerie par photons X. Le proton détecté en sortie donne une information sur une grande quantité d’atomes, à l’inverse du
photon. La radiographie par protons est une imagerie par perte d’énergie, tandis que la radiographie par photons est une imagerie par perte de fluence.
est appelée image de « dilution des parcours ». L’avantage de cette
image est qu’elle permet la bonne visualisation des interfaces entre
régions de fortes et faibles densités. Elle peut s’avérer particulièrement utile dans le cas d’un cliché de repositionnement du patient
ou pour la détermination de marges de sécurité.
Dans des domaines différents de la radiothérapie, à la fin des
années 1990, la radiographie proton à très haute énergie fût utilisée pour l’étude d’armes, notamment nucléaires, dans le cadre de
tests visant à contrôler la performance, la sécurité et la fiabilité
de l’arsenal nucléaire américain (hydrodynamic test ou hydrotest) [38,39]. Ainsi, avec des acquisitions dynamiques d’images,
consistant en plusieurs clichés espacés de quelques centaines de
nanosecondes, il a été possible d’étudier et de comprendre le
comportement des matériaux aux hautes températures et pressions engendrées par des explosions. Afin d’améliorer le plus
possible la résolution spatiale, des faisceaux de protons de très
haute énergie ont été utilisés, de 800 MeV (Los Alamos Neutron
Scattering Center) et 10 GeV (Alternating Gradient Synchrotron
Brookhaven National Laboratory), de manière à réduire l’influence
de la diffusion coulombienne multiple dans l’objet traversé. De plus,
entre l’objet et le détecteur, la direction aléatoire du proton en sortie, engendrée par la diffusion coulombienne multiple à l’intérieur
de l’objet, dégrade également la résolution spatiale. Pour limiter
cet effet d’aberration chromatique, l’utilisation d’un jeu de quatre
quadripôles magnétiques permanents et d’un collimateur en sortie a permis de modifier les trajectoires des protons et d’améliorer
encore plus la résolution spatiale. Cette méthodologie a récemment
ouvert le champ à la microscopie par protons de haute énergie
[40–42]. Varentsov et al. ont montré qu’il était possible d’atteindre,
avec des protons de 800 MeV et ce dispositif de lentilles magnétiques, une résolution spatiale de 150 ␮m [40]. Théoriquement,
avec leur future installation PRIOR, actuellement en construction,
il sera possible d’améliorer cette résolution à environ 10 ␮m avec
des protons de 4,5 GeV.
Cette méthodologie, bien que très performante pour améliorer
la résolution spatiale, est inadaptée à la protonthérapie puisque
l’ordre de grandeur des faisceaux de traitement actuellement utilisés est de 250 MeV, soit un parcours de 39 cm dans l’eau qui est
adapté pour atteindre toute localisation clinique.
5. Reconstruction d’image
Le modèle de reconstruction d’image retenu, et plus
particulièrement le formalisme de description des trajectoires
des protons dans la matière, influence grandement la qualité des
images reconstruites. De nombreux travaux sur les estimateurs de
parcours des protons dans la matière ont été réalisés [37,43–45].
Les principaux modèles sont explicités ci-dessous.
5.1. Modèle de la trajectoire rectiligne (ou straight line path
[SLP])
Fig. 8. Évolution de la fluence en particules en fonction de la profondeur d’eau traversée pour un faisceau de photons X de 100 kVp (en vert) et un faisceau de protons
de 137 MeV (en rouge). En exploitant la brusque diminution de fluence des protons
au niveau du parcours moyens des protons dans le milieu, représenté par la flèche
orange, ce type d’imagerie offre un contraste nettement supérieur.
D’après [9], reproduit avec l’autorisation de Macmillan Publishers Ltd.
Ce modèle consiste à mesurer uniquement la position en sortie
du proton, et à la relier à sa position supposée en entrée par une
simple droite. Ce système de reconstruction, extrêmement simple,
fournit des images avec les résolutions spatiales les plus détériorées, comme l’a montré initialement Koehler [12]. Effectivement,
comme on peut l’observer sur la Fig. 11, en assimilant la trajectoire
comme rectiligne, l’écart avec la position réelle est important.
Pour pallier à ces limitations de résolution spatiale, principal
obstacle du point de vue de la qualité d’image en radiographie
et tomodensitométrie par protons, il est nécessaire d’estimer plus
précisément le parcours des protons dans la matière. C’est pourquoi des estimateurs de parcours ont été développés, dont le but
est de déduire un parcours « a priori » du proton à partir de différentes observables mesurables. Pour ce faire, pour chaque proton,
les positions en entrée (xentrée , yentrée ) et en sortie (xsortie , ysortie ),
les directions en entrée ( entrée ) et en sortie ( sortie ) ainsi que son
énergie résiduelle (Esortie ) doivent être mesurées. Ces mesures proton par proton sont analogues à une collimation électronique, qui
146
R. Amblard et al. / Cancer/Radiothérapie 19 (2015) 139–151
Fig. 9. Les différents types de radiographies proton possibles (spectres mesurés par U. Schneider et E. Pedroni [20] après la traversée d’un milieu homogène, à savoir du
muscle, ou d’un milieu hétérogène, à savoir une interface muscle–os ; reproduit avec l’autorisation de l’American Association of Physicists in Medicine). Dans chaque détecteur
élémentaire, deux mesures sont disponibles : celle des parcours résiduels moyens Pmoy (en bleu), et celle des dilutions des parcours, définie par l’écart-type P (en rouge).
A. Dans une région homogène, l’écart-type sur le spectre des parcours mesurés est faible, car tous les protons possèdent à peu près le même parcours. B. À l’inverse, les
régions anatomiques où il existe une brusque variation de densité correspondront à des voxels où le spectre de parcours mesurés est large. En effet, les protons, passant
aléatoirement d’un côté ou de l’autre de l’interface, ne perdront pas du tout la même quantité d’énergie.
permet une meilleure localisation des particules détectées, mais
augmente considérablement les contraintes d’acquisition des données et de reconstruction. Encore une fois, cette méthodologie de
détection particule par particule se démarque de l’imagerie par
photons X où les détecteurs mesurent une fluence globale, intégrée.
5.2. Modèle de la trajectoire la plus probable (ou most likely
path [MLP])
Le modèle de la trajectoire la plus probable utilise les positions
et les directions du proton en entrée et en sortie, de manière à
estimer une probabilité de parcours. Cette probabilité est calculée
à l’aide des théories de Molière ou de Fermi-Eyges, décrivant les
diffusions élastiques aux petits angles. Pour simplifier le modèle
mathématique implémenté dans l’algorithme de reconstruction,
les distributions de probabilités sont approximées comme gaussiennes. La trajectoire retenue est définie comme la plus probable
de toutes les trajectoires possibles, obtenue par la méthode du Chi2
[34].
L’avantage d’une telle technique de reconstruction est qu’elle
décrit statistiquement le phénomène physique de diffusion
multiple des protons à travers la matière. Grâce à l’estimation
probabiliste du parcours des protons, il est également possible
de calculer la distribution des trajectoires possibles à toutes les
Fig. 10. Radiographies protons d’un chien, reconstruites ici à une profondeur de 30 % de l’épaisseur totale de l’objet. A. Radiographie des parcours résiduels moyens (Pmoy ).
B. Radiographie de dilution de parcours ( P ).
D’après Schneider et al. [24], reproduit avec l’autorisation de l’American Association of Physicists in Medicine.
R. Amblard et al. / Cancer/Radiothérapie 19 (2015) 139–151
147
Fig. 11. A. Exemple de parcours de proton à travers un bloc d’eau (en noir), ainsi que les différents modèles de trajectoires pouvant être retenus : trajectoire rectiligne en
vert (SLP), trajectoire la plus probable en rouge (MLP), et trajectoire cubique en orange (CSP). B. Erreurs sur le déplacement latéral en fonction de la profondeur pour chaque
formalisme de description du parcours, obtenues par simulation Monte Carlo sur une moyenne de 1000 protons par Li et al. [43].
Reproduit avec l’autorisation de l’American Association of Physicists in Medicine.
profondeurs. Ainsi, l’introduction d’enveloppes d’erreurs n– (avec
n = 1, 2, 3) autour de la trajectoire la plus probable peut s’avérer très
utile dans le processus de reconstruction pour améliorer la qualité
d’image [44]. Pour le moment, l’introduction de ces enveloppes
d’erreurs dans les algorithmes de reconstruction a été réalisée en
supposant une estimation déterministe du parcours des protons.
Autrement dit, la trajectoire d’un proton à travers un voxel a un
poids de 1 ou de 0. En utilisant un formalisme probabiliste, cette
valeur peut varier continûment entre 0 et 1, ce qui permettrait
d’améliorer la qualité des images reconstruites.
Pour minimiser l’effet des diffusions coulombiennes multiples,
en particulier les interactions menant à des angles de diffusion
importants, une déviation angulaire de coupure « cut » sur l’angle
relatif en sortie par rapport à celui en entrée peut être effectuée dans l’algorithme de reconstruction des images. De même,
pour maximiser la résolution en densité, une coupure « cut ,E » sur
l’énergie résiduelle mesurée en sortie peut également être réalisée
[44]. Ces « cut » de données permettent l’élimination des événements indésirables s’écartant d’une distribution gaussienne de la
diffusion coulombienne multiple.
Il est important de signaler que la diffusion coulombienne
multiple est caractérisée par la longueur de radiation X0 dans le
matériau considéré. Par conséquent, pour utiliser ce formalisme
dans un milieu hétérogène en composition et/ou en densité, il est
nécessaire d’utiliser pour chaque position du proton la longueur de
radiation X0 (z) correspondante. L’implémentation de cette fonction
X0 (z) dans l’algorithme de reconstruction est cependant complexe
à mettre en œuvre.
5.3. Modèle de la trajectoire courbe cubique (ou cubic spline
path [CSP])
Dans ce modèle, le parcours du proton est estimé à partir d’un
polynôme de degré 3, d’expression :
2
y (z) = a + b · z + c · z + d · z
le MLP [43,45]. Son principal inconvénient est qu’il repose sur un
modèle purement mathématique, et non physique.
5.4. Algorithmes de reconstruction
Lorsque l’on utilise un formalisme de parcours des protons de
type MLP ou CSP, le problème de reconstruction d’image consiste
à inverser la transformée de Radon [équation (3)] sur une multitude de courbes. Théoriquement, cette résolution ne peut être
réalisée qu’avec un algorithme statistique de type itératif. Il a été
démontré que la technique de reconstruction algébrique (algebraic
reconstruction techniques [ART]) est le candidat de choix [43].
D’autres travaux ont montré la possibilité d’utiliser un algorithme de type filtrage retroprojection (FRP) dans la reconstruction
d’image. En déduisant le parcours MLP (ou CSP) de chaque proton à partir des différentes observables mesurées, les parcours
pouvant être considérés comme parallèles et coplanaires, c’est-àdire contenu dans un canal (ou « bin ») sont retenus, tandis que
ceux qui ne satisfont pas à cette approximation sont rejetés. Ainsi,
l’algorithme FRP peut être utilisé, comme l’ont démontré Cirrone
et al. [46]. Cette technique possède néanmoins le désavantage de
supprimer des événements, c’est-à-dire de ne pas utiliser toute
l’information disponible, ce qui engendre une dose délivrée au
patient plus importante. Pour pallier à ce problème, Rit et al. ont
réussi à développer un algorithme de reconstruction de type FRP
tout en conservant les avantages du MLP [37]. Cette technique
consiste à reconstruire plusieurs radiographies à différentes distances source–plan de reconstruction, processus d’échantillonnage
plus connu sous le nom de distance driven-binning. L’utilisation d’un
algorithme de type FRP est un avantage non négligeable en routine
clinique, car il est beaucoup moins gourmand en temps de calcul et
beaucoup plus simple à implémenter.
5.5. Qualité d’image
3
Les paramètres a, b, c et d sont déterminés à l’aide des positions
d’entrée (xentrée , yentrée ), de sortie (xsortie , ysortie ), et des directions en
entrée ( entrée ) et en sortie ( sortie ) du proton, qui sont reliées à la
dérivée du polynôme. Cette méthode, beaucoup moins complexe
et coûteuse en temps de calcul que le formalisme MLP, permet
d’obtenir des images de qualité semblable en un temps beaucoup
plus court. Comme l’ont montrés Li et al. et Wang et al., le formalisme CSP estime un parcours des protons en accords à ± 10 % avec
En simulant le transport des protons dans un bloc d’eau, le calcul
des écarts entre la position simulée par l’algorithme Monte Carlo et
la position déduite par un des formalismes décrit ci-dessus, on peut
accéder à la résolution spatiale théorique. Williams, Li et al., Schulte
et al. ont montré que celle-ci se détériorait à mesure que l’on se rapproche du centre de l’objet traversé, quel que soit le formalisme utilisé : SLP, MLP ou CSP (Fig. 11) [34,43,44]. Cela s’explique du fait que
les mesures de positions sont réalisées en entrée et en sortie, par
conséquent, l’incertitude sur l’estimation du parcours est minimale
148
R. Amblard et al. / Cancer/Radiothérapie 19 (2015) 139–151
6.1. Détection « intégrée »
Fig. 12. Premiers systèmes de radiographie proton réalisés. L’objet à imager devait
être positionné dans une cuve d’équivalent tissu de manière à gommer les irrégularités d’épaisseurs traversées par le faisceau. En positionnant le film en sortie, au
niveau du parcours moyen des protons (c’est-à-dire au niveau de la décroissance du
pic de Bragg), une radiographie peut être réalisée.
D’après [8], reproduit avec l’autorisation de la Radiological Society of North America
(RSNA® ).
en entrée et sortie, et augmente à mesure que l’on s’éloigne des
détecteurs. Cependant, comme l’ont montré Depauw et Seco, la
radiographie par protons offre un contraste exceptionnel dans les
fourchettes de densités proches des tissus mous et des tumeurs (de
0,98 g·cm−3 à 1,04 g·cm−3 ) [47]. Elle offre donc la capacité de distinguer beaucoup plus précisément une lésion par rapport aux tissus
environnants, ce qui pourrait représenter un avantage important
pour contrôler le positionnement du patient avant son irradiation
dans des conditions géométriques identiques à celles traitement.
Li et al. ont montré que la résolution spatiale des images reconstruites pouvait être grandement améliorée grâce à ces nouveaux
formalismes de description du parcours [43]. À l’aide de simulations
Monte Carlo, ils ont simulé l’acquisition tomodensitométrique par
protons de 200 MeV d’un fantôme de 20 cm de diamètre. En utilisant le formalisme le plus simple, SLP, une résolution spatiale de
2 pl/cm est observée. En utilisant un formalisme plus élaboré, type
MLP ou CSP, la résolution spatiale atteint les 5 pl/cm.
Elle consiste à moduler l’énergie du faisceau de protons incident,
de manière à obtenir un rendement en profondeur similaire à celui
d’un faisceau de photons X de basse énergie. Ainsi, l’intensité (ou la
fluence) de protons mesuré en sortie peut être corrélée à l’épaisseur
de tissus traversés. Avec un unique détecteur bidimensionnel en
sortie, combinant un écran scintillant et une caméra charge coupled device (CCD), chaque pixel du détecteur donne à la fois les
informations spatiales et énergétiques, sans avoir recours à deux
détecteurs indépendants (Fig. 13). Cette technique a été initialement proposée par Zygmanski et al., avec un faisceau modulé dont
le rendement en profondeur décroît linéairement [48]. Plus tard,
Ryu et al. ont montré qu’en utilisant un rendement en profondeur
adapté, la résolution spatiale et le contraste des images obtenues
pouvaient être améliorés [49]. La qualité d’image est en fait directement liée à la pente du rendement en profondeur pour l’épaisseur
de tissus traversée. Cette constatation ouvre la possibilité d’adapter
la modulation pour chaque objet à imager.
L’avantage d’une telle technique est que les temps d’acquisition
et de reconstruction d’image sont très rapides, puisque lors de leurs
détections, tous les événements sont intégrés. Il ne s’agit pas d’un
mode liste, mais d’un mode intégré. Les détecteurs utilisés sont
nettement moins coûteux que ceux nécessaires à une acquisition
en mode liste. Cependant, le gros désavantage de cette technique
est qu’il n’est pas possible de corriger les trajectoires des protons.
Seul un modèle de trajectoires rectilignes peut être utilisé, ce qui
engendre une mauvaise résolution spatiale.
6.2. Détection « proton par proton »
Les différents systèmes de détection proton par proton élaborés,
bien que différents d’un point de vue technologique, suivent tous le
même principe. Les dispositifs les plus performants doivent mesurer les positions et directions de chaque proton en entrée et sortie,
ainsi que son énergie résiduelle. Cette méthode permet de corriger
partiellement du phénomène de diffusion coulombienne multiple
en utilisant les formalismes de description du parcours décrit cidessus. Pour effectuer ces mesures, le système doit être constitué
des éléments suivants, comme indiqué sur la Fig. 14 :
• un double hodoscope en entrée : les deux hodoscopes, séparés
par un gap d’air g, permettent la détermination de la position de
chaque proton en entrée (xentrée , yentrée ), ainsi que sa direction
entrée ;
• un double hodoscope en sortie permettant la détermination de la
position de chaque proton en sortie (xsortie , ysortie ), ainsi que sa
direction sortie ;
• un calorimètre, qui mesure l’énergie résiduelle Esortie du proton
après sa traversée de l’objet.
6. Système de détection
Les tous premiers détecteurs utilisés en radiographie proton
furent les films. Pour avoir un contraste satisfaisant, la cassette
contenant le film devait être positionnée au niveau du parcours moyen des protons dans la matière, de manière à avoir
le gradient de fluence (ou de dose) le plus important. L’objet à
imager devait être immergé dans une cuve équivalent tissu, de
manière à « gommer » les irrégularités de surface et les différences
d’épaisseurs de tissus traversées, comme indiqué sur la Fig. 12
[8–11]. Ce principe de détection se base sur la décroissance rapide
de la dose après le pic de Bragg et permet de discriminer l’épaisseur
de tissus traversés à partir de l’intensité de protons recueillie. Ce
système ne permet pas d’imager des structures dont les variations
d’épaisseurs sont trop importantes, ce qui l’a conduit à être rapidement abandonné au profit d’autres technologies.
Les signaux issus des deux hodoscopes (xentrée , xsortie , yentrée ,
ysortie ) et du calorimètre (Esortie ) sont enregistrés en coïncidence
de manière à obtenir un événement. Ce type de système nécessite un traitement informatique des données performant et rapide,
ainsi qu’un débit de particules adapté. Les dispositifs de détection,
de traitement de données et de reconstruction d’image nécessaires sont donc puissants et coûteux. Les temps d’acquisition et
de reconstruction sont également nettement plus importants.
Les différents types de détecteurs utilisés pour la conception
des hodoscopes sont le plus souvent des détecteurs en silicium :
détecteurs Si en bande (DSB) ou détecteurs Si en pixel (DSP) [36].
Les fibres scintillantes sont également régulièrement utilisés [50].
Cependant, d’autres détecteurs tels que des chambres à ionisation multifils, des films à émulsion nucléaire, des détecteurs de
type complementary metal oxide semiconductor (CMOS), également
R. Amblard et al. / Cancer/Radiothérapie 19 (2015) 139–151
149
Fig. 13. Mode opératoire utilisé par Zygmanski et al. [48] lors de son étude sur la tomodensitométrie par proton. En modulant le faisceau de protons, comme indiqué en (A),
l’intensité de proton recueillie au niveau du scintillateur sera liée à l’épaisseur de matière traversée (B). Ainsi, l’intensité de lumière émise par le cristal et recueillie par la
caméra CCD donnera l’image radiographique de l’objet en temps réel.
© Institute of Physics and Engineering in Medicine. Reproduit avec l’autorisation de IOP Publishing. Tous droits réservés.
appelés GridPix ou des films radiochromiques ont également été
proposés [5–7,51–54].
Les calorimètres, appelés range telescope, consistent généralement en un empilement de plaques de cristaux scintillants.
L’épaisseur totale de l’ensemble des scintillateurs doit être suffisante pour que le faisceau de protons soit totalement stoppé
dans le cristal. Ainsi, en mesurant le signal au sein de chaque
plaque scintillante élémentaire, un rendement en profondeur pour
chaque proton peut être déterminé, et la dernière plaque excitée donne directement le parcours résiduel du proton en question,
moyennant une calibration. La résolution sur la mesure du parcours
résiduel, qui influence directement la résolution en contraste, est
donc étroitement liée à la qualité des mesures du range telescope.
L’épaisseur des plaques scintillantes, ainsi que leur résolution en
énergie, influencera grandement la qualité des images obtenues.
À titre d’exemple, Schneider et al. et Pemler et al., au Paul
Scherrer Institute, ont utilisés pour leur faisceau de 214 MeV un
range telescope constitué de 64 plaques de cristaux scintillants
couplées à des tubes photomultiplicateurs, mesurant chacune
3 mm d’épaisseur [24,50]. Le choix de cette épaisseur s’est basé
sur un compromis entre le nombre de canaux (traitement de
l’information), la résolution en densité (contraste) et le signal
produit au sein de la plaque élémentaire (rapport signal sur bruit).
L’incertitude globale atteinte sur la mesure du parcours et/ou la
résolution en densité est de 0,3 % avec un nombre de protons
détecté par pixel de 200, pour un fantôme d’épaisseur d’eau équivalente de 15 cm. Avec un tel dispositif et pour une telle acquisition, le
débit de proton maximal était de 106 protons·s−1 . Le temps nécessaire pour l’acquisition d’une radiographie de 20 × 20 cm2 (d’une
tête de chien dans ce cas [Fig. 10]) a été de 20 secondes environ
[50].
La détermination de la position de chaque proton en entrée et
en sortie fut rendue possible par un double hodoscope consistant
en une superposition de fibres scintillantes, couplées elles aussi
à des tubes photomultiplicateurs. La résolution spatiale atteinte
sur l’estimation de la position du proton au niveau de l’hodoscope
est de 1 mm. À mi-épaisseur de l’objet, où la résolution spatiale
est la plus détériorée, celle-ci atteignait 1,6 mm avec un algorithme de description du parcours du type straight line pour une
radiographie de chien, tandis que pour des profondeur beaucoup
plus faible, elle s’améliore rapidement. La dose délivrée pour un
tel cliché était de 0,03 mGy, ce qui est nettement plus faible
qu’un cliché de radiographie X dans des conditions similaires
[24].
Fig. 14. Schéma de principe des dispositifs de détection proton par proton. Les couples d’hodoscopes en entrée et sortie permettent la mesure de la position et de la direction
de chaque proton, avant et après sa traversée de l’objet. Le proton termine son parcours dans le calorimètre, qui mesure son énergie résiduelle. Celui-ci consiste généralement
en un empilement de cristaux scintillants, dont les signaux recueillis permettent de déterminer la position d’arrêt du proton, c’est-à-dire son énergie résiduelle.
150
R. Amblard et al. / Cancer/Radiothérapie 19 (2015) 139–151
7. Conclusions
La protonthérapie est une technique d’irradiation des plus précises, du fait du dépôt de dose particulier des protons dans la
matière. Les avantages de cette technique ne peuvent cependant pas être pleinement exploités étant donné qu’il n’existe pas
aujourd’hui d’imagerie proton. La planification des traitements est
réalisée sur les données anatomiques du patient acquises avec un
tomodensitomètre par rayons X, dont la calibration entre NUH et
S/␳ engendre des incertitudes importantes sur le calcul du parcours
des protons dans la matière. De plus, l’imagerie par protons permettrait le contrôle du positionnement du patient avant chaque séance
de traitement avec un faisceau dont les conditions géométriques
sont exactement les mêmes que celles rencontrées pendant le traitement. Enfin, la radiographie proton permettrait la comparaison
entre le parcours calculé et le parcours mesuré à l’extérieur du
patient, ce qui offrirait la possibilité de vérifier indirectement et « in
vivo » le calcul du logiciel de planification de traitement à l’intérieur
du patient. À travers ces trois domaines, l’imagerie par protons,
beaucoup moins irradiante et offrant un bien meilleur contraste que
son homologue par rayons X, apporterait de nombreux avantages
et contribuerait à augmenter la précision des traitements.
Le principal obstacle au développement de l’imagerie proton
est le manque de résolution spatiale, induit par le phénomène de
diffusion multiple. Sans aucune correction, la résolution spatiale
est clairement insuffisante sur une tomodensitométrie par protons
pour une utilisation dans la planification dosimétrique. Concernant
la radiographie par protons, la résolution spatiale détériorée ne
constitue pas un obstacle majeur à une utilisation en routine clinique pour le repositionnement. Pour la planification dosimétrique,
on cherche à avoir une résolution spatiale inférieure à 1 mm, ce qui
est techniquement réalisable en utilisant un système de détection
proton par proton, et un algorithme de reconstruction des trajectoires approprié. De nombreux systèmes de détection, basés sur
une mesure proton par protons, ont dû être développés. De nouvelles problématiques du point de vue de l’acquisition de données
et de la reconstruction d’image ont alors fait surface. En effet, il
est important que les systèmes d’imagerie proposés prennent en
considération les limitations induites par les installations de protonthérapie déjà existantes : vitesse de rotation maximale du bras
isocentrique, angles interdits, système de délivrance actif ou passif
du faisceau. De plus, concernant l’aspect détection, les limitations
intrinsèques des détecteurs, de l’électronique et de l’informatique
doivent également être prises en compte.
Déclaration d’intérêts
Les auteurs déclarent ne pas avoir de conflits d’intérêts en relation avec cet article.
Remerciements
Les auteurs remercient le Cancéropole Paca pour son soutien
financier.
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