IMAGERIE ANALOGIQUE PAR ATTÉNUATION

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IMAGERIE ANALOGIQUE PAR ATTÉNUATION
Radiologie conventionnelle
Parmi les ondes électromagnétiques utilisées en médecine, les rayonnements,
ou rayons X, ont un statut privilégié. C'est en 1895 que le physicien allemand
RŒNTGEN observa un rayonnement pénétrant, émis lors de l'interaction des
rayonnements cathodiques (électrons émis par décharges électriques) et d'une cible
matérielle.
Un flux d'électrons, particules non pénétrantes découvertes la même année par
PERRIN, émettait un rayonnement inconnu (rayons X) lorsqu'il était arrêté par des
atomes, en particulier par des atomes lourds.
Ce rayonnement est l’objet d’une intense recherche internationale, il
- était détectable par phénomène de fluorescence sur un écran adapté
- gardait un parcours sensiblement rectiligne en traversant la matière
- n'était pas dévié par un champ électrique, ni par un champ magnétique
- était d'autant mieux absorbé que la structure absorbante était composée
d'éléments lourds.
Ainsi naissait la première technique d'imagerie médicale, par la radiographie
de la main de Mad RŒNTGEN, photographiée sur un écran fluorescent. La différence
d'absorption des tissus mous (eau), par rapport aux tissus solides (os) permettait
d'obtenir une image de l'intérieur de l'organisme vivant en dessinant l’ombre des
structures les plus absorbantes. Chaque image nécessitait une pose de plusieurs minutes,
le tube devait chauffer au préalable plusieurs heures.
Depuis plus de 110 ans, la radiologie permet l'étude des organes internes par
l'étude de la différence d'absorption des structures anatomiques traversées par le
rayonnement X. Suite à la radioscopie, l'amélioration des techniques a amené la
radiophotographie, la radiographie puis la tomographie. L'introduction de l'informatique
médicale a conduit aux techniques de pointe que sont actuellement la radiologie
numérisée et la scanographie.
La radiologie conventionnelle consiste en l'exploration de structures
anatomiques internes par l'étude d'une image planaire (deux dimensions), résultat de
l'absorption d'un faisceau homogène de rayons X, traversant un organisme hétérogène.
faisceau
homogène
____ Dr S. Coequyt
milieu
hétérogène
faisceau
hétérogène
récepteur
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Le principe de l’imagerie analogique par atténuation impose d’analyser une image
en deux dimensions (le film) qui représente une réalité en trois dimensions (l’organe
radiographié). Il existe un phénomène de superposition des éléments anatomiques et de
ce fait un examen radiologique nécessite plusieurs incidences, par exemple :
- rachis de face, de profil, de 3/4.
- thorax de face, de profil.
- crâne, quatre incidences.
I PRODUCTION ET CARACTÉRISTIQUES DU RAYONNEMENT X
I - 1) Nature des rayons X
Les rayons X sont des rayonnements de type électromagnétique ionisants
produits lors du changement de l'état énergétique d'un électron. Cet électron est
atomique, par définition lié au noyau, c’est le rayonnement de fluorescence, ou libre
après accélération, c’est le rayonnement de freinage.
Ils sont de même nature que les rayonnements g , mis à part que ces derniers
sont émis suite à une transformation de l'état énergétique du noyau atomique et non pas
de celui de l’électron.
En représentation particulaire, il s'agit de photons d'énergie d’environ 100 eV à
plusieurs GeV pour les rayons X très énergétiques produits par les grands
accélérateurs de particules utilisés en recherche.
Ce sont des rayonnements ionisants. On rappelle l'énergie d'ionisation ( couche
K) de quelques atomes importants du point de vue biologique :
O : 13,6 eV
H : 13,5 eV
C : 11,2 eV
N : 14,2 eV
Un rayonnement qui possède une énergie supérieure à cet ordre de grandeur est
capable de produire une interaction libérant un électron lié à un atome composant la
matière vivante.
De façon un peu arbitraire, on admet que les rayonnement X ou g sont des
rayonnements ionisants, alors que les rayonnements ultraviolets, visibles ou infrarouges
sont non ionisants. La frontière énergétique est d’environ 10 eV.
En effet, les rayonnements UV ont une longueur d'onde comprise entre 100 et
400 nm. La relation de Duane et Hunt (cf. p. 6) montre que la plus grande énergie
correspond à la plus faible longeur d’onde.
1240
1240
soit hν =
= 12, 4 eV ,
hν ( eV)
100
ce qui est approximativement la valeur de l’énergie frontière pouvant être à
l'origine d'un phénomène d'ionisation.
λ
( nm )
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=
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En pratique pour les applications médicales, il faut retenir les ordres de
grandeurs suivants :
- Rayons X mous
de 100 eV à 25 keV
- Rayons X utilisés en imagerie médicalede
25 keV à
130
keV
- Rayons X durs utilisés en radiothérapie
de 130 keV à 20
MeV
I - 2) Origine des rayons X
Les électrons libres, émis avec une grande énergie cinétique ou accélérés dans
le vide par une différence de potentiel, produisent des rayonnements X, lors d'une
interaction avec les noyaux atomiques de la matière qui composent la cible (cf. p. 15).
I - 2 - 1) Données expérimentales
L'expérience montre qu'il existe deux modes de production des rayons X, ce
qui est résumé par le spectre d'émission (spectre 1), c'est à dire par la quantité de
dN
photons
émis en fonction de leur énergie.
dE
La représentation peut aussi se faire en fonction de la longueur d’onde et la
décroissance est alors asymptotique (spectre 2).
dN
dE
spectre 1
L
dN
= f (E)
dE
K
N =
E max
∫ f ( E ) . dE
0
( surface sous la courbe de 0 à
E max )
0
100
50
200
150
E (keV)
spectre 2
dN
dλ
dN
= f (λ)
dλ
K
N =
L
λ
0
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λ max
∞
∫ f ( λ ) . dλ
λ0
λ (nm)
( surface sous la courbe de l 0
à l’infini )
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Le spectre expérimental est la
superposition d’un spectre continu et
d’un spectre de raies.
Le spectre continu correspond au rayonnement de freinage, c’est à dire à
l’interaction entre l’électron et le champ coulombien des noyaux de la cible.
Le spectre de raies correspond au rayonnement de fluorescence, c’est à dire à
l’émission discontinue d’énergie photonique lors de la transition d’un électron de la
cible qui rejoint son état fondamental après excitation.
I -2 - 2) Fluorescence
Les mesures expérimentales des énergies de liaison des électrons aux noyaux
atomiques, étudiées par spectrométrie des rayons X sont résumées par la loi de
MOSELEY (1912) .
E = a ( Z - a ) 2 où
a
est une constante dépendant des unités
Z
est le numéro atomique de l’élément étudié
a
est une constante dépendant de la couche
électronique, pour fixer les idées a = 3,5 pour la couche K .
ν
En réalité, la mesure des fréquences
étant plus précise, les courbes
expérimentales étaient des droites
exprimant la racine de la fréquence en
fonction du numéro atomique.
L
K
En tenant compte de E = h n , il
vient :
α
( Z - a )
ν =
h
Z est caractéristique d’un élément.
10 (Ne)
50 (Sn)
Z
L'explication a été fournie plus tard par le modèle de BOHR (1913).
L'atome qui a subi une ionisation ou une excitation (1) n'est plus dans son état
stable. Il retrouve en quelques microsecondes par transition électronique, son niveau de
plus basse énergie, l'état fondamental (2), en émettant un rayonnement X (3) appelé
rayonnement X de fluorescence (schéma p. 14).
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L'énergie libérée lors de la transition d'un électron de la couche i vers la couche
j est retrouvée sous forme de rayonnement X et est exprimée par la formule de
BOHR.
⎛1
1⎞
E = E0 . ⎜ 2 − 2 ⎟
nj⎠
⎝ ni
Remarques : - si l'appareil de mesure, le spectromètre, est suffisamment précis,
la morphologie de la raie est plus complexe. Ce résultat expérimental nommé
dégénérescence des niveaux d’énergie est interprété par les sous-niveaux énergétiques
dus aux autres nombres quantiques (l, m, s...) du modèle de SOMMERFELD.
- le rayonnement de fluorescence est caractéristique de la
cible sur laquelle sont projetés les électrons accélérés.
1
M : n=3
L : n=2
2
K
3
K : n =1
hν2
L
hν1
M
Voici trois représentations du
phénomène de fluorescence :
dΦ
dE
- l’aspect intuitif du modèle de
BOHR
- l’aspect théorique simplifié
- l’aspect réel des mesures
expérimentales, la spectrométrie
témoigne de la réalité des transitions.
hν2
hν1
E
Ces représentations objectivent le retour des électrons excités vers un état plus
stable, soit en fin de course vers l’état fondamental dont l’énergie est la plus faible.
I - 2 - 3) Rayonnement X de freinage
Ce rayonnement à spectre continu est le plus important en pratique médicale, il
survient lors de l'interaction entre le champ coulombien des électrons incidents et le
champ des l’atomes de la cible.
Le rayonnement de freinage a un spectre continu limité par une fréquence
maximale v0 , directement liée à l'énergie cinétique des électrons incidents accélérés.
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ν 0 = E cin.
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1
h
Dans le domaine non relativiste, et c’est le cas en imagerie, n0 s'écrit :
ν0 =
m. v 2 1
2 h
n 0 est la fréquence maximale
m la masse de l'électron
v sa vitesse
h la constante de Planck.
1
m v 2 est l’expression classique de l’énergie cinétique maximale
2
des électrons accélérés.
schéma de principe d’un tube émetteur de rayons X
enceinte sous vide
I
rayons X
e-
ddp = 5 V
e-
basse tension
e-
cathode
Z e+
ddp = 100 kV
haute tension
e-
anticathode
(anode)
- les électrons incidents sont émis par effet thermoélectronique, lors du
chauffage du filament par effet Joule par l’alimentation basse tension. Le courant
électronique est exprimé en coulomb par seconde, donc en ampère.
- la cible est composée d'atomes possédant les Z charges électriques
élémentaires positives ( e+) des Z protons du noyau. Le numéro atomique est élevé,
par exemple Z = 74 pour le tungstène.
- du freinage des électrons incidents par le champ des noyaux de la cible
résulte une perte d'énergie cinétique qui est récupérée sous forme de rayonnement
électromagnétique : les photons X .
II ASPECTS QUALITATIF ET QUANTITATIF DU SPECTRE CONTINU
En première approximation, c'est à dire, sans tenir compte le l'auto-absorption,
le spectre du rayonnement X de freinage a l'allure d'une droite.
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L’équation est celle d'une droite décroissante (- E), s'annulant pour E = Emax. ,
et dont la pente dépend d’une constante K, fonction des unités.
dΦ
dΦ
= f ( E)
dE
= K (E max. − E )
dE
= - K ( E - E max. )
E max
E
II - 1) Distribution spectrale
L’énergie des photons Emax s’interprète aisément. Il s’agit aussi de l’énergie
cinétique maximale des électrons incidents, lorsque le freinage est total et que toute
l’énergie cinétique de l’électron est transformée en photons.
1 - cible mince
dΦ
dE
idéalement, c’est une cible
monoatomique
la
0
E max
E
densité spectrale du
dΦ
rayonnement X ,
est constante,
dE
la répartition de l’énergie est
constante de 0 à E max
2 - cible épaisse
dΦ
dE
une partie de l’énergie des
électrons est déjà transformée en
photons, l’énergie cinétique résiduelle
est plus faible
0
E max
E
la
densité
spectrale
diminue de 0 à E max.
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dΦ
dE
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3 - spectre expérimental
dΦ
le spectre observé est un peu
différent du spectre théorique, ceci
parce que la cible arrête les électrons,
mais aussi les photons X émis lors
de l’interaction : c’est le phénomène
d’auto- absorption
l’auto-absorption est plus
importante pour les faibles valeurs de
l’énergie cinétique des électrons
incidents
dE
0
E max
E
Le nombre de photons X émis dépend :
- du nombre d'électrons incidents interagissant avec les atomes de la
cible, c'est à dire de l'intensité du courant électronique I , exprimé en Ampère, qui
atteint la cible.
- de l'importance du freinage des électrons dû à l'attraction
coulombienne, donc du nombre de charges positives présentes dans les noyaux de la
cible, c'est à dire du numéro atomique Z .
Soit N le nombre de photons émis
N = k.I.Z
Lorsque I ou Z augmentent, N augmente et la densité spectrale croit dans le
même sens.
II - 2) Flux de rayons X
II - 2 - 1) Rôle de I , de Z et de la différence de potentiel accélératrice
D'après ce qui précède, la densité spectrale peut s'écrire :
dΦ
= k.I.Z (E max. − E )
( éq. 1)
dE
de façon générique, k note une constante dépendant des unités.
La qualité de l’image radiologique, tant en ce qui concerne l'information
diagnostique que l’optimisation de l'irradiation du malade dépendra du flux de rayons
X reçu par le récepteur, ce qui s’exprime par l’égalité :
E max.
Φ =
∫ dΦ
0
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E max.
=
∫
0
dΦ
. dE
dE
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dΦ
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Φ est la surface sous la courbe,
c' est donc la surface du triangle
dE
⎧
⎛ d Φ⎞ ⎫
de sommets ⎨ 0 , E max. , ⎜
⎬
⎝ d E ⎠ E= 0 ⎭
⎩
0
E max
soit Φ =
E
1
2
⎛ d Φ⎞
.⎜
.E
( éq.2)
⎝ d E ⎠ E= 0 max.
En faisant E = 0 dans éq. 1 et en combinant avec éq. 2 , il vient :
⎛⎜ d Φ ⎞
⎝ dE ⎠
E= 0
= k . I . Z . ( E max
)
k'
. I . Z . ( E max
2
)
soit Φ =
2
(éq.3)
Un électron accéléré par une différence de potentiel de un volt, acquiert une
énergie cinétique maximale de un électronvolt. On peut en fin de compte exprimer le
flux de rayons X en fonction le l'intensité traversant le tube, du numéro atomique des
atomes composant la cible, et de la différence de potentiel accélératrice V par la
formule :
Φ = k .I.Z.V 2
II - 2 - 2 Rôle du paramètre temps
Les paramètres I , Z et V étant fixés, le nombre de photons X émis,
proportionnel au nombre d'électrons incidents, sera aussi proportionnel à la durée de
l'émission des électrons. Un système physique produisant des rayons X émet ainsi un
flux de photons fonction :
- de l'intensité du faisceau électronique incident exprimé en milliampère (mA)
- de la différence de potentiel accélératrice entre l'anode et la cathode,
exprimée en kilovolt (kV)
- du temps d'émission électronique exprimé en milliseconde (ms).
k et Z sont fixes pour un système donné, il reste : Φ = constante . I . V 2 . t
En pratique deux paramètres physiques priment pour la réalisation correcte
d'un cliché radiologique :
- le produit I . t , agissant sur la quantité de photons X émis,
c'est le facteur quantitatif exprimé en mAs (milliampère seconde)
- V , agissant sur la qualité énergétique du faisceau
c'est le facteur qualitatif ou kilovoltage, exprimé en kV (kilovolt).
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Enfin on rappelle qu’un flux de rayonnement électromagnétique obéit à la loi
de l’inverse du carré de la distance, illustrée ci-dessous, conséquence directe du
théorème de Thalès.
1
loi en ⎡ 2 ⎤
⎣d ⎦
par exemple, si on double
la distance entre la source et
l’écran, le flux devient :
Φ2
Φ1
S1
d
S 2= 4 . S
2d
1
Φ2 =
Φ1
4
II - 3) Direction d’émission
100 keV
e-
X
10 MeV
bétatron ( 10 MeV )
L’expérience montre que la direction
de l’émission des rayons X , par rapport
à la direction des électrons incidents
dépend de l’énergie de ces électrons,
c’est à dire de la tension accélératrice.
(indicatrice d’intensité)
tube de Coolidge ( 100 keV )
III TUBES ÉMETTEURS DE RAYONS X
Le flux de rayons X est fonction de l'intensité du courant électronique, de la
tension accélératrice ainsi que de la durée de l'émission électronique.
Ce flux conditionne la qualité de l'image radiologique, de ce fait un générateur
de rayons X pour les applications en imagerie médicale doit comporter :
- une alimentation électrique adaptée générant les tensions nécessaires,
essentiellement la haute tension continue, mais aussi la basse tension
- le tube producteur de rayons X proprement dit ou tube de COOLIDGE
- un pupitre de commande pour contrôler les paramètres ; en général :
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I (mA)
V (kV)
t (ms)
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de 10 à 1000 mA
de 25 à 130 kV
de 0,1 à 1000 ms
Pour les clichés standardisés I et t sont couplés en mAs.
III- 1 ) Alimentation
Le courant initial peut être le courant alternatif usuel, 220 V - 50 Hz, ou le
courant triphasé 380 V - 50 Hz. Deux circuits sont à alimenter, le circuit basse tension
pour générer les électrons par effet thermoélectronique et le circuit haute tension pour
accélérer les électrons émis. Bien entendu cette haute tension doit être continue afin que
les électrons subissent toujour une accélération dans le même sens.
Il faut redresser la tension, après l'avoir amplifiée pour obtenir une haute
tension continue d'environ 100 kV.
- amplification
Le phénomène physique en cause est décrit par la loi de Faraday qui traduit les
phénomènes d'induction électromagnétique.
Le circuit primaire est branché sur le secteur, le circuit secondaire délivre une
tension d'environ 50 kV pour la radioscopie ou de 100 kV pour la radiographie. Mais il
s'agit toujours d'un courant alternatif représenté par une fonction sinusoïdale, seule la
dynamique du signal change.
+ 100 kV
100 k V
- 100 kV
temps
+ 220 V
220 V
- 220 V
temps
- redressement
Pour accélérer les électrons entre l'anode et la cathode du tube à rayons X ,
toujours dans le même sens, il faut redresser le courant alternatif.
De l’efficacité du redressement dépend la puissance du tube et donc la
possibilité d’obtenir une image de bonne qualité.
1 - redressement à une crête
On utilise deux diodes en opposition. Rappelons qu’une diode est un dispositif
dont la résistance est infinie pour un sens du passage du courant et ne laisse donc passer
le courant que dans une seule direction.
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T = 1 / 50 s
Emission X , une alternance
sur deux, toutes les 20 ms.
2 - redressement à deux crêtes
Le montage nécessite un pont de quatre diodes.
Emission X continue dont la
puissance n'est pas constante.
3 - améliorations techniques
Pour augmenter la puissance des tubes, on utilise des montages à 6 ou 12
redresseurs dont le courant primaire est le courant triphasé. Le taux d'ondulation, défini
par le rapport de l'amplitude du courant variable à celle du courant continu est alors de
l'ordre de 10%, au lieu de 100% pour les montages à une ou deux crêtes. Cette
technologie autorise une imagerie rapide en diminuant les temps de pose (paramètre t ).
100 %
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10 %
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Actuellement, le montage étoile-triangle à 12 redresseurs permet d'obtenir un
taux d'ondulation de l'ordre de 3%, doublant la puissance d'un tube générateur de rayon
X et permettant la prise de cliché de durée brève, de quelques millisecondes.
III - 2 ) Tube de Coolidge
Le tube à rayons X, ou tube de Coolidge est une ampoule de verre transparente
aux rayons X, au sein de laquelle règne un vide poussé afin d'éviter les interactions
entre les électrons accélérés et les molécules présentes sur leur trajet.
La cathode est un filament de tungstène chauffé par effet Joule qui émet des
électrons par effet thermoélectronique.
L'anode ou anticathode est la cible des électrons accélérés dont l’interaction
avec les noyaux transforment l'énergie cinétique de ces particules en rayonnement X.
Le tube de Coolidge est alimenté par la basse tension qui porte en
incandescence le filament producteur d'électrons et par la haute tension continue,
accélératrice des électrons.
refroidissement
(2)
W
(3)
(1)
(4)
Cu
(2)
Pb
basse tension
6V
haute tension
100 kV
Al
tension du secteur
220-380 V
Les électrons émis par la cathode (1) sont focalisés par une électrode de
concentration (2) , atteignent l'anode en général en tungstène (W) (3) après
accélération par la haute tension continue. Une partie de leur énergie cinétique est
transformée en rayonnement électromagnétique.
La pièce de cuivre (Cu) , sert aux transferts thermiques pour le refroidissement.
Le blindage en plomb (Pb) contrôle la direction du faisceau de rayons X qui est
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ensuite filtré par une plaque de cuivre ou d’aluminium pour éliminer les rayons X
mous.
La quasi totalité de l'énergie cinétique des électrons incidents est dissipée en
chaleur (de l'ordre de 99%). Cette chaleur est évacuée par rayonnement ou par
conduction, d'où l'utilisation du cuivre, excellent conducteur thermique comme
composant principal de l'anode.
Le foyer d'impact des électrons est composé de tungstène mécaniquement plus
résistant, surtout pour les hautes températures.
Les tubes sont à anode fixe ou à anode tournante.
La dissipation calorique est favorisée par l’augmentation de la vitesse de
rotation de l’anode en complément d’un fluide circulant dans la masse de celle-ci.
Sans entrer dans les détails les schémas suivants illustrent les différents
procédés inventés pour aboutir à un flux le plus homogène possible, eu égard aux
contraintes techniques et économiques.
anode fixe, pour les
tubes de faible puissance
(par exemple en radiologie
dentaire)
anode tournante, dans
la plupart des cas
(augmentation de la surface
émettrice)
anode tournante à
double foyer
(tubes modernes les plus
performants)
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IV INTERACTION DES RAYONS X ET DE LA MATIERE
Les photons X sont des rayonnements pénétrants, cependant, dès leur
découverte, RŒNTGEN avait observé une propriété des écrans composés d'éléments
lourds (plomb...) : la diminution du flux sortant par rapport au flux entrant.
e-
ionisation
excitation
fluorescence
e-
Ze
e-
+
freinage
X
Les particules chargées, pour
imagerie médicale ce sont des
électrons accélérés, interagissent avec
les électrons atomiques de la cible
(excitations et ionisations) et créent
un phénomène de fluorescence
secondaire. Elles agissent aussi sur
les noyaux de ces atomes, ce qui est à
l’origine du rayonnement de freinage.
Ces phénomènes étudiés
précédemment sont exploités pour la
production des rayons X .
(tube de Coolidge)
Les rayons X interagissent eux aussi avec la matière. La compréhension
biophysique de cette interaction est à la base même de l’interprétation des images
radiologiques.
Le flux de rayons X agit sur les électrons et sur les noyaux de la matière
provoquant des phénomènes
- électroniques : effet Compton, effet photoélectrique, diffusion Thomson
- nucléaires : réaction photonucléaire, matérialisation, diffusion Thomson.
e-
effet Compton
eeffet photoélectrique
Ze
+
ee+
réaction photonucléaire
matérialisation
effet Thomson
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L'interaction des rayons X avec la matière intervient essentiellement sur les
électrons atomiques rencontrés. L'absorption du rayonnement sera d'autant plus
important que le numéro atomique de l'atome composant le milieu (la structure
tissulaire) sera élevé.
IV - 1) Aspect microscopique
IV - 1 - 1) Effet photoélectrique
Le photon X , d’énergie hn communique l’intégralité de son énergie à
l’électron atomique dont l’énergie de liaison est E i (énergie de la couche i ). Le photon
disparaît et l’électron est éjecté en possédant une énergie cinétique E cin. telle que :
E cin. = hn - E i
Réorganisation secondaire de
l’arrangement électronique :
(1) : émission d’une cascade
de photons de fluorescence
d’énergie
E = Ei-Ej ,
( E K - E L est représenté)
et apparition d’une série de raies
mesurables
E cin.
hν
eK
Ze
L
j
+
(1)
(2)
(2) : émission d’un électron
Auger
E auger = ( E K - E L ) - E j
Les électrons éjectés sont en pratique totalement absorbés par le milieu et les
photons secondaires, diffusés, ont une énergie faible. C’est pourquoi on confond
souvent l’effet photoélectrique et l’absorption totale.
IV - 1 - 2) Effet Compton
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i
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L’interaction n’existe que
pour les électrons libres, en réalité
faiblement liés, c’est à dire pour
les électrons très périphériques
selon le modèle de BOHR.
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hν'
θ
hν
ϕ
K
La perte d’énergie cinétique
n’est pas complète, ce qui était le
cas pour l’effet photoélectrique,
mais surtout, le rayonnement
résiduel change de direction : c’est
la diffusion avec changement de
longueur d’onde.
__
Ze
L
j
i
E cin.
+
hn‘ < hn
L’effet Compton est un des phénomènes physiques le plus gênant en
radiologie, car le rayonnement diffusé impressionne inutilement le film. En
radiothérapie cet effet est primordial, même limitatif, car responsable de l’irradiation
des structures saines du malade.
L’électron Compton est éjecté selon un angle j de 0 à 90 degrés.
Le photon diffusé l’est dans toutes les directions de l’espace, q varie de 0 à
180 degrés.
Le calcul, dans le cadre de la relativité restreinte, compte tenu de la
conservation de la quantité de mouvement et de la conservation de l’énergie totale,
exprime l’énergie du photon diffusé h n ‘ en fonction de celle du photon incident h n.
On en déduit l’énergie cinétique ( Ecin. ) de l’électron Compton.
hν ' =
hν
1 +
hν
(1 − cos ϕ )
m0 c2
E cin. = h υ − h υ '
⎛
⎞
⎜
1
⎟
= hυ 1 −
h
ν
⎜
⎟
1 +
2 (1 − cos ϕ )
⎝
m0 c
⎠
Alors que l’effet photoélectrique est un phénomène de type tout ou rien, l’effet
Compton est quasi-continu, comme le montre les deux cas limites, choc frontal et choc
tangentiel, ainsi que les répartitions directionnelles des électrons et du diffusé associé.
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h ν'
θ
hν
cas général
ϕ
E cin.
h ν' = h ν
hν
ϕ = 90 °
E cin.
choc tangentiel
0
hν
h ν 'min.
ϕ = 0°
E cin. = E cin. max.
choc frontal
La direction des photons diffusés et des électrons de recul est fonction de
l’énergie photonique incidente.
photons de faible énergie
(100 keV)
photon diffusés
électrons Compton
photons de haute énergie
( 1 MeV)
IV - 1 - 3) Effet de matérialisation
La matérialisation, ou création de paire (paire électron-positon), transforme
une énergie ondulatoire, le rayonnement électromagnétique, en particules matérielles,
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électron et positon. Il s’agit d’un phénomène expérimental facile à mettre en évidence,
très bien étudié, mais théoriquement encore documenté de manière imparfaite. Il n’est
expliqué que par la théorie quantique relativiste ( équation de DIRAC ), théorie encore
en émergence.
Le corollaire de cet effet est le phénomène d’annihilation. Ces notions sont
plus ou moins connues du grand public comme celles de matière et d’antimatière.
h ν > 1022 keV
E cin.
e
511 keV
E cin.
Z e+
e+
e-
Afin de respecter le principe de la
conservation de l’énergie, le rayonnement
X responsable de cet effet doit avoir au
minimum une énergie égale à la masse au
repos des deux particules créées, soit
1,02 MeV. Ce domaine énergétique est
trop élevé pour l’imagerie médicale.
Deux photons d’énergie 511 keV
sont créés lors de l’annihilation du
positon qui rencontre un électron de la
matière.
511 keV
A signaler cependant une technique d’imagerie médicale peu répandue, eu
égard au coût, car nécessitant un cyclotron adapté, il s’agit des caméras à positons, dont
actuellement quatre exemplaires sont en fonction en France.
Ces appareillages sont basés sur la détection des deux photons d’énergie de
511 keV émis en opposition lors de l’annihilation d’un positon, lui même émis par un
radionucléide émetteur b+ administré au malade.
IV - 1 - 4 ) Effets Thomson -Rayleigh
Il s’agit de la modification de la direction du photon, sans perte d’énergie.
hν
Ze
e-
+
hν
Ces effets résultent de
l’interaction du photon X avec le
noyau ou l’électron (effet
Thomson), ou de l’interaction avec
l’électron seul (effet Rayleigh). Il ne
concernent que les hautes énergies,
et sont sans intérêt pratique en
imagerie médicale.
Tous ces effets microscopiques ont pour résultat l’extinction progressive du
flux de rayon X incident, c’est le phénomène global d’atténuation.
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L’atténuation est due à la diffusion et à l’absorption, donc au transfert
d’énergie. Seule l’énergie absorbée est responsable des effets biologiques des
rayonnements ionisants (radiobiologie).
L’énergie diffusée est par contre un élément important de la qualité des images
radiologiques.
IV - 2) Aspect macroscopique : milieu homogène
IV - 2 - 1) L’atténuation globale
L’atténuation, donc le pouvoir de pénétration des rayons X , dépend de
l’énergie des photons. Elle dépend aussi de l’épaisseur de matériau traversé et de la
possibilité d’atténuation de ce matériau. L’importance du numéro atomique Z du
milieu a déjà été soulignée.
φ
air
eau
plomb
0
φ
φ
φ
0
10
7,5
5
2,5
0
5
10
La courbe expérimentale précédente, obtenue pour un faisceau de 100 keV,
illustre l’effet global des effets microscopiques importants pour la gamme d’énergie de
l’imagerie, les effets Compton et photoélectrique. Si l’atténuation par l’air est
négligeable, le plomb stoppe rapidement la quasi-totalité du faisceau initial F0.
Lors de la traversée d’une épaisseur de matière, le photon peut être :
- transmis, s’il n’y a pas d’interaction (pas d’atténuation du faisceau)
- simplement diffusé, si seule sa direction est changée, l’énergie restant constante
- diffusé avec changement de longueur d’onde, si une fraction de l’énergie est transférée
à la matière
- absorbé, si toute l’énergie disparaît dans la matière.
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(1)
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(1) Photons transmis
(2)
(2) Photons diffusés sans transfert
d’énergie
(3)
(3) Photons diffusés avec transfert
d’énergie partielle
(4)
(4) Photons totalement absorbés
IV - 2 - 2 ) Atténuation d'un faisceau monochromatique
dx
Pour une épaisseur traversée dx,
infiniment petite, il existe une
diminution du flux sortant F par
rapport au flux entrant F0 égale à
dF.
dF est proportionnel au flux
entrant et à l’épaisseur du matériau
traversé dx, soit :
Φ0
dF = - F . dx . m
estmle
coefficient de proportionnalité, c’est
le coefficient d’atténuation linéaire.
Φ = Φ0 - d Φ
dx
dΦ = − Φ dx ⇒
Φ0
Φ
épaisseur x
Φ (x)
Φ (x + dx)
dΦ
= − µ dx soit
Φ
dΦ
= − µ ∫ dx et Log Φ = − µ x + cst.
Φ
compte tenu de Φ = Φ 0 pour x = 0 ,
∫
il vient
Φ = Φ 0 exp ( − µ x )
- coefficient d’atténuation linéique
m , coefficient d’atténuation linéique est exprimé en cm-1. il correspond à la
probabilité d’absorption d’un photon par unité d’épaisseur de matière traversée.
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Le coefficient m est fonction de l’énergie des photons incidents, comme le
montre les résultats expérimentaux reportés dans le tableau suivant.
m en cm -1
100 keV
500 keV
1 MeV
air
2 10-4
1,1 10-4
0,8 10-4
eau
0,172
0,096
0,070
plomb
6,0
1,67
0,75
µ en 10
-3
cm -1
20
18
16
14
12
10
8
6
4
2
0
0,1
représentations graphiques du tableau
précédent
air
0,5
1
Energie en MeV
µ en cm -1
0,18
0,16
0,14
0,12
0,1
0,08
0,06
0,04
0,02
0
0,1
µ en cm -1
6
5
4
3
2
eau
1
0,5
1
Energie en MeV
0
0,1
plomb
0,5
1
Energie en MeV
- coefficient d’atténuation massique
Le coefficient d’atténuation linéique dépend de l’état physique de la matière. On lui
µ
, ou m est le coefficient d’atténuation linéique,
ρ
et r la masse volumique du matériau : c’est le coefficient d’atténuation massique.
µ
s’exprime en cm 2 . g-1.
ρ
préfère souvent un coefficient dérivé,
Ce coefficient d’atténuation massique est quasiment constant pour un même
matériau, par exemple pour l’eau en phase liquide ou en phase vapeur.
Au plus ce coefficient est élevé, au plus le matériau sera absorbant, et donc
fera « écran » à la propagation des rayonnements électromagnétiques ionisants.
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- couche de demi-atténuation
Par définition, il s’agit de l’épaisseur de matériau qui atténue le faisceau d’un
facteur 2, l’intensité du flux sortant est donc moitié de celle du flux entrant.
soit x l' épaisseur correspondant à la CDA
C.D.A
Φ0
Φ0
2
C.D.A =
de Φ = Φ 0 e − µ x , on déduit
Φ0
1
= Φ 0 e − µ CDA et
=e
2
2
soit
Ln 2 = µ CDA
− µ CDA
Ln 2
0,693
≈
µ
µ
Les courbes ci-dessous représentent, en coordonnées linéaires et semilogarithmiques, l’atténuation d’un faisceau de rayons X de 500 keV, supposé
parfaitement monochromatique, traversant une épaisseur de plomb de 3 cm .
L’allure de la courbe est une exponentielle classique en représentation linéaire,
et une droite en représentation semi-logarithmique.
CDA
CDA
coordonnées linéaires
coordonnées semi-logarithmiques
Du tableau de la page 29, on déduit les CDA suivantes, exprimées en
centimètre, qui illustrent les épaisseurs nécessaires des écrans utiles en radioprotection.
photons de
100 keV
air
eau
plomb
CDA en cm
3500
4
0,12
Une épaisseur de 10 CDA atténue le faisceau d’un facteur 2
valeur d’environ 1000. (2 10 = 1024 ).
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10
, soit d’une
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Cette remarque est importante en radioprotection. On verra au paragraphe IV 3 le rôle important de l’énergie, il est à noter d’emblée que cette relation n’est pas
linéaire.
IV - 2 - 3 ) Atténuation d'un faisceau polychromatique
Imaginons un faisceau polychromatique, c’est à dire composé de photons dont
l’énergie n’est pas unique. Pour fixer les idées, traitons l’exemple d’une émission
composée de 60% de photons d’énergie 100 keV, 30% de photons d’énergie 500 keV,
et 10 % de photons de 1 MeV.
Le spectre énergétique de cette émission est représenté par le spectre de raies
suivant :
%
60
Ce modèle simple représente
cependant approximativement la
répartition du spectre réel, continu,
du rayonnement de freinage qui est
superposé sur le même graphique.
30
10
100
500
1000
keV
La représentation graphique de l’atténuation d’un tel faisceau polychromatique
est différente de celle d’un faisceau monochromatique. La courbe en coordonnées
linéaires semble exponentielle, mais ce n’est qu’une impression, comme le suggère la
représentation en coordonnées semi-logarithmiques montrant qu’il ne s’agit pas d’une
droite. En semi-log, la courbe est en effet la somme des trois droites représentées sur le
graphe de la page 32, correspondant à l’atténuation des trois raies précédentes.
coordonnées linéaires
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coordonnées semi-logarithmiques
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IV - 3) Aspect macroscopique : milieu hétérogène
L’atténuation du faisceau de photons X par diffusion et par absorption
d’énergie, dépend directement des mécanismes décrits au chapitre traitant des aspects
microscopiques de l’interaction des rayonnements X avec la matière.
En ce qui concerne l’imagerie médicale, donc pour des énergies de l’ordre de
100 keV et pour des structures traversées composées d‘éléments légers (eau et tissus
mous) ou d’éléments relativement lourds (os et tissus calcifiés) certains phénomènes
physiques sont négligeables.
La diffusion par effet Thomson-Rayleigh ainsi que l’effet photonucléaire sont
effectivement négligeables, dans le sens où ces phénomènes ne sont pas mesurables en
pratique, et n’ont ainsi aucune incidence sur les images obtenues en médecine.
L’effet de matérialisation n’existe pas en radiologie conventionnelle.
Il reste les effets photoélectrique et Compton qui peuvent être appréhendés par
leur coefficients respectifs τ et σ . Ces deux effets sont directement proportionnels au
nombre d’électrons du milieu qui est quasiment constant (exprimé en électrons par
kilogramme) :
- 3,0 10 26
pour l’air
- 3,3 10 26
pour l’eau
- 3,5 10 26
pour le tissu graisseux
26
- 3,2 10
pour l’os
On rappelle les courbes d’atténuation linéiques pour le plomb et pour l’eau,
issues des tables du NBSC (cf. annexe radiologie p.134). Les parts respectives des
effets Compton et photoélectrique sont bien illustrées pour le domaine énergétique de
l’imagerie médicale.
Les coefficients d’atténuation linéiques sont exprimés en cm - 1 . Il faut insister
sur le rôle de l’énergie, fondamental, pour comprendre les règles de radioprotection.
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Si pour les photons de 100 keV il faut 36 cm d’eau pour une protection
équivalente à 1 mm de plomb, pour les photons de 400 keV, 1 mm de plomb
correspond à 2 cm d’eau ou d’un autre tissu mou comme la graisse.
(cf. tableau page 33)
Pour les énergies photoniques de l’imagerie radiologique, le coefficient
d’atténuation se résume par : µ = σ + τ
Coefficient d’atténuation linéique du plomb et de l’eau
1000
100
10
1
0,1
0,01
10 keV
100 keV
Compt. pb
Compt. eau
100 keV
1000 keV
photoél. pb
photoél. eau
glob. pb
glob. eau
400 keV
eau
σ = 0,165
τ = 0,0024
µ = 0,167
σ = 0,106
τ= 0
µ = 0,106
plomb
σ = 1,33
τ = 58,74
µ = 59,99
σ = 0,86
τ = 1,51
µ = 2,36
L’atténuation se fait
quasiment uniquement par diffusion.
L’atténuation est le fait
essentiel de l’effet photoélectrique,
mais la part de diffusion augmente
avec l’énergie.
IV - 4) Aspect pratique : milieu et faisceau hétérogènes
En imagerie médicale, le faisceau initial émis par le tube radiogène est
optimisé puis filtré pour être le plus homogène possible. Par contre la structure
anatomique étudiée est par nature hétérogène.
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L’image radiologique est la représentation visuelle des différences
d’atténuation du rayonnement X par les structures biologiques, normales ou
anormales.
On peut écrire dans le cadre d’une bonne approximation :
Φ = Φ 0 exp ( − µos x os − µeau xeau − µgraisse xgraisse − µair xair )
Les tissus mous (muscles) sont équivalents à l’eau. Les différents coefficients
d’atténuation sont des fonctions non linéaires de l’énergie.
L’atténuation, liée à l’énergie diffusée ou absorbée dépend :
- de l’énergie des photons émis par le tube
- de la nature des tissus rencontrés par le flux photonique
- de l’épaisseur de la structure anatomique traversée.
Dans le domaine énergétique considéré en imagerie, en fonction des tissus
biologiques traversés, l’atténuation des rayonnements incidents sera traduite par une
plage noire sur l’image, ou au contraire par une plage blanche.
La plage noire, appliquée à la réalité d’une faible absorption, correspond à la
notion clinique de clarté radiologique, la plage blanche, décrivant une forte absorption,
traduit la notion d’opacité radiologique.
Exemple d’un cliché thoracique de face
Images opaques : (blanc)
Les tiges de Harington et le pacemaker métallique ont un coefficient
d’absorption important, ils sont bien visibles malgré leur faible épaisseur.
De même on observe la pointe métallique de la sonde de stimulation implantée
dans la base du ventricule droit.
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Images moyennes : (gris clair)
Les os (côtes et omoplates) paraissent gris clair car le milieu est fortement
absorbant en raison de la présence ce cristaux d’hydroxyl-apatite ou autres phosphatecalciques riches en éléments lourds comme le calcium.
La silhouette cardiaque, cœur composé de tissus mous et contenu liquide,
parait de même tonalité donc absorbante. Ces images dépendent de l’épaisseur des
organes traversés par le rayonnement et non pas d’un coefficient d’absorption important
du tissu cardiaque. La graisse mammaire est bien visible pour les mêmes raisons.
Images claires : (noir)
Le parenchyme pulmonaire parait presque totalement noir, le milieu est peu
absorbant (air des alvéoles). La poche à air gastrique est nettement individualisée, de
même que les gaz coliques.
tissu
air
graisse
eau
os
visualisation
noir
gris foncé
gris clair
blanc
faible
moyenne -
moyenne +
forte
absorption
V L’IMAGE RADIOLOGIQUE
V - 1) Le contraste
La notion de contraste, opposition entre les clartés et les opacités d’une image
radiologique traduit les différences d’atténuation du faisceau de rayons X par les tissus.
Celui-ci dépend du coefficient d’atténuation du milieu traversé et aussi de son
épaisseur.
L’interprétation d’une image radiologique a pour vocation de relier une
différence de contraste à une réalité anatomique, normale ou pathologique.
IV - 1 - 1) Contraste physique
Il est aisé d’imaginer une expérience pour laquelle les photons X d’un flux
incident soient totalement ou pas du tout absorbés. Pour fixer les idées, un flux de
photons d’énergie 16 keV est très fortement atténué par les élément lourds, comme le
plomb, pas du tout par le vide et pratiquement pas par l’air. L’expérience est
schématisée ci-dessous.
schéma (1)
plomb
vide
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Le contraste est maximal, 100% ou 1. Les deux milieux sont distingués.
Si les deux milieux possèdent la même concentration en éléments biologiques
lourds, tel le calcium ( Z = 20 ), le contraste est minimum, 0% ou 0. Il est impossible
de distinguer les deux milieux.
Bien entendu, la même opacité nodulaire d’un os sésamoïde ou d’une opacité
pulmonaire séquellaire calcifiée sera interprétée en fonction des données clinique et
anatomique.
schéma (2)
os
calcification
Entre ces deux extrêmes et selon la différence d’atténuation des milieux, le
contraste varie entre 0% ou 100% (ou 0 et 1).
La définition du contraste
C =
Φ1 − Φ2
Φ1 + Φ2
est
cohérente avec
l’interprétation visuelle intuitive :
C = 1 entre blanc et noir, C = 0 entre deux niveaux identiques.
pour le schéma (1), Φ1 = 0
Φ2 = Φ0
Φ1
Φ0
C = 1 : contraste maximal
Φ2
pour le schéma (2), Φ1 = Φ2
C = 0 : contraste minimal
en général
0 < C < 1
En employant la formulation exponentielle de l’atténuation d’un faisceau
monochromatique (p. 29), on peut donner une expression simple du contraste, très utile
en pratique.
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x
µ1
Φ1
Φ 1 = Φ 0 exp ( − µ 1 x )
Φ2
Φ 2 = Φ 0 exp ( − µ 2 x )
Φ0
µ2
c=
Φ1 − Φ 2
Φ1 + Φ 2
e −µ
=
e −µ
1
x
1
x
− e −µ
+ e −µ
2
x
2
x
On démontre que l’on peut développer la fonction exponentielle en série
entière :
x x2
x3
xn
e =1 + +
+
+ ... +
+ ...
1! 2! 3!
n!
x
e
−x
x x2
x3
xn
=1 − +
−
+ ... ±
+ ...
1! 2! 3!
n!
soit en première approximation, amplement suffisante en imagerie :
e −x ≈ 1 − x
L’approximation précédente signifie que l’on peut confondre la fonction
exponentielle avec sa tangente en x = 0, ce qui est justifié par les deux graphiques
suivants, calculés pour les tissus mous et pour l’air.
eau ou tissu mou
µ = 0,167 cm - 1
l’approximation est bonne pour des
épaisseurs de 1 à 2 centimètres.
____ Dr S. Coequyt
air
µ = 0,0002 cm - 1
l’approximation est bonne pour des
épaisseurs de l’ordre du mètre.
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Il est donc légitime d’écrire dans le domaine de l’imagerie médicale :
C≈
(1 − µ x ) − (1 − µ
(1 − µ x ) + (1 − µ
1
1
2
2
x)
x)
=
(µ − µ ).x
+ (µ − µ ) . x
2
2
1
2
1
et toujours en tenant compte du fait que µ1 , µ2 et x sont petits par rapport à l’unité, il
reste :
C ≈
1
2
(µ
2
− µ 1 ). x
Les détails observables en imagerie par atténuation seront fonction :
- de la différence d’absorption des tissus
- de l’épaisseur de la structure ou de la lésion.
Une lésion à faible contraste ou de faible dimension ne sera pas décelable.
IV - 1 - 2) Contraste tissulaire
Le contraste est ainsi directement en rapport avec la différence des coefficients
d’atténuation linéiques. Pour les milieux biologiques et les niveaux énergétiques de
l’imagerie par atténuation, cette différence dépend de l’énergie moyenne des photons
émis par le tube.
Les courbes des coefficients d’atténuation linéiques tracées pour le poumon, la
graisse, les tissus mous et l’os ( p. 38 ) illustrent l’importance de l’énergie, et donc du
réglage en kilovoltage ( aspect qualitatif p. 15 à 18 ).
Pour les hautes tensions ( > 100 kV ) par exemple 120 kV, la différence des
coefficients d’atténuation entre l’os et les poumons est de l’ordre de 0,3 , alors que pour
les basses tensions ( < 75 kV ), elle est de l’ordre de 0,6.
En pratique, on utilisera une haute tension pour les organes à contraste
tissulaire élevé, le contenu thoracique par exemple et une basse tension pour l’étude des
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structures osseuses comme le gril costal. Le sein étant formé d’eau et de graisse, les
clichés de mammographie sont effectués en basse tension ( 30 kV ).
Coefficients d’atténuation linéiques des milieux biologiques importants en imagerie
10
1
0,1
0,01
10
30
50
poumon
70
graisse
90
110
muscle
130
150
os
IV - 1 - 3) Contraste anatomique
Le schéma ci-dessus montre que l’image radiologique est formée d’ombres
portées qui agrandissent les structures. L’image étant planaire, il se forme des
superpositions qui nuisent à l’identification des organes.
Il existe toujours des superpositions diminuant le contraste, la graisse souscutanée par exemple (cf. schéma page suivante).
Contraste idéal
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Contraste anatomique
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µ1
µ1
µ2
__
µ2
Δµ
Δµ
En pratique, il faut choisir les incidences qui minimisent les superpositions.
Ces exemples théoriques usent de modèles à bords nets, cependant en réalité, il
n’y a pas de discontinuité vraies, ce qui limite encore la probabilité de détecter une
lésion surtout si la structure s’amincit progressivement :
Φ0
Φ0
En fin de compte, sur une image radiologique, une structure ou une lésion ne
sera visible que si :
- la différence des coefficients d’atténuation est suffisante
- l’épaisseur de la lésion est importante
- les limites sont nettes.
On ne peut agir sur les deux derniers facteurs qui sont inhérent au malade,
cependant il est possible d’amplifier artificiellement le contraste.
IV - 1 - 4) Produits de contraste
Le réglage correct des kV et des mAs optimise le contraste qui est
spontanément suffisant, par exemple en radiologie osseuse :
- entre un milieu aqueux, le sang et un milieu solide, l’os en cas
de fracture.
- entre le milieu aérien et l’os en radiologie des sinus.
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Φ0
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Pour d’autres examens, le contraste naturel est insuffisant et il faut l’augmenter
artificiellement afin de rendre l’image interprétable. L’expression du contraste a été
établie précédemment ( cf. p.37 ).
x est fixée par l’anatomie.
C ≈
1
2
(µ
2
− µ 1 ). x
Δµ =
µ 2 − µ 1 dépend de la nature
des tissus.
Pour d’autres organes, viscères ou autres conduits creux pour fixer les idées, il
est nécessaire d’augmenter Δ µ .
µ
µ
µ
1
µ
2
µ
1
µ
1
contraste spontané
2
2
↑ µ 2 ; µ 1 constant
produits de contraste positifs
↓ µ 1 ; µ2 constant
produits de contraste négatifs
a) produits de contraste positifs
Les dérivés de baryum, de thorium, de bismuth ou d’iode ont été
expérimentés avec des succès variables. Actuellement subsistent les produits de
contraste barytés ou iodés, les sels de baryum, responsables d’une cancérogénèse
radioinduite, ont été éliminés.
- la baryte ou sulfate de baryum (BaSO4)
la solution aqueuse de baryte est d’utilisation habituelle pour l’étude
radiologique du tube digestif : transit œso-gastro-duodénal ou lavement baryté.
- les produits iodés
Ils sont très utilisés, puisqu’ils absorbent 15% de la production mondiale
d’iode minéral. La forme chimique actuelle est un acide organique tri-iodé sur un noyau
benzénique, à la fois soluble dans l’eau et lipophile.
Le mode d’administration dépend de l’organe étudié :
- local
arthrographie, hystérographie, pyélographie rétrograde
- intra-artériel
coronarographie, artériographie
- intra-veineux
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urographie intraveineuse (UIV), cholangiographie
- intra-lymphatique
lymphographie
- intra-canalaire
galactographie, sialographie
b) produits de contraste négatifs
L’administration d’air ou d’azote dans une cavité a été très en vogue
mais tend à disparaître. Par exemple l’encéphalographie gazeuse n’existe plus depuis
l’apparition de la scanographie, elle était par ailleurs très douloureuse mais nécessaire
dans l’exploration des tumeurs cérébrales.
La pneumarthographie et le rétropneumopéritoine gardent quelques
indications.
c) double contraste
La seule indication est celle du lavement baryté à double contraste, technique
où de l’air est injecté après lavement baryté, ce qui permet une étude détaillée de la
muqueuse colique.
V - 2) Le couple film - écran
Dès le tout début de la radiologie, deux orientations se dessinèrent :
- la fluoroscopie ou radioscopie, permettant une étude dynamique de
l’organisme mais ne laissant pas de trace archivable, développée par EDISON.
- la radiographie, reproduisant l’image sur un support physique, développée
par RŒNTGEN. Dès 1896, il existait un support papier pour l’image.
Actuellement le film radiologique couplé à un écran renforçateur est d’emploi
universel. Le film est un support initialement en cellulose, actuellement en polyester,
sur lequel est déposé une émulsion de grains de bromure d’argent sensible aux rayons
X . La taille des cristaux est de 0,3 à 3 µm. Les petits cristaux fournissent les meilleurs
images, mais en contre partie d’une quantité de rayonnement plus importante.
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protection antistatique
émulsion de bromure d’argent
support polyester (0,2 mm)
film radiologique bicouche
La sensibilité du film est nettement améliorée par l’emploi d’écrans
renforçateurs qui sont des écrans luminescents incorporés dans une cassette et dont le
but est d’amplifier le rayonnement absorbé par le film par phénomène de fluorescence.
cassette
écran renforçateur
film radiologique
couple film-écran
Actuellement, les écrans rapides aux terres rares (oxysulfure de gadolinium
dopé au terbium) permettent de réduire la dose absorbée d’un facteur 50, par rapport à
un film directement exposé.
V - 3) La courbe sensitométrique
Le noircissement du film croît en fonction de l’exposition au rayonnement X ,
le film développé est donc un négatif que l’on observe sur un négatoscope. Si L0 est la
luminance du négatoscope et L celle perçue par l’observateur,
L
∈[ 0 ,1
L0
]
: c' est la transmission. Le rapport inverse
L0
est l’opacité.
L
La densité optique est le logarithme décimal de l’opacité : D = log 10
L0
.
L
La courbe sensitométrique , ou courbe de noircissement exprime la densité
optique du film en fonction du logarithme de l’exposition aux rayons X . Par exemple :
échelle de gris
noir
gris foncé
gris moyen
gris clair
blanc
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transmission
0
1/100
1/2
1/10
1
opacité
saturation
100
2
10
1
densité optique
>3
2
0,301
1
0
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saturation
D. opt.
La courbe est sigmoïde pour
les
films
avec
écran
renforçateur.
Dans sa partie moyenne elle
est sensiblement linéaire, ce qui
ce traduit par :
Δ D = cste x log ( exposition)
2
1
bruit de fond
0
L
La différence de densité est
donc proportionnelle au flux de
rayons X atteignant le film.
La courbe sensitométrique est caractéristique du couple film-écran. Il faut
employer des films dont le domaine de densité optique, pour un examen et des
contrastes espérés, correspond à la partie linéaire.
0,2
0,5
1
2
5
10
20
L0
VI QUALITE DE L’IMAGE RADIOLOGIQUE
Il est nécessaire d’optimiser les paramètres physiques de l’acquisition de
l’image afin de reconnaître le maximum de détails. On décrit classiquement quatre
grandes causes d’absence de netteté, ou cause de flou : le flou du foyer, le flou du
couple film-écran, le flou cinétique et enfin le flou du rayonnement diffusé.
VI - 1) Le flou du foyer
Comme pour la photographie ordinaire, cette cause de flou peut être minimisée
en diaphragmant et en augmentant la profondeur de champ.
Le schéma ci-dessous montre le rôle des différents paramètres de position
relative en cause.
film
µ1
source
contraste
réel
objet
µ2
D
contraste
idéal
d.o.f
d.s.f
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Au lieu du contraste parfait (contraste idéal) il existe une zone de pénombre
(contraste réel) qui dépend des distances suivantes :
-D
: diamètre de la source émettrice de X
- d.o.f : distance entre l’objet et le film
- d.s.f : distance entre la source et le film
L’importance du phénomène de pénombre est résumée par la relation
cohérente :
P =
D x d.o.f
( d.s .f - d.o.f )
En effet, par de simples considérations d’optique géométrique, on imagine que
si la source était ponctuelle et située à l’infini, le contraste réel tendrait vers le contraste
idéal.
Ceci consiste à souhaiter diminuer le diamètre de D ou alors à augmenter la
distance ( d.s.f - d.o.f ) tout en minimisant la distance d.o.f..
La diminution de la distance d.o.f dérive de l’application du classique
théorème de THALES.
Comme souvent en imagerie médicale un compromis doit être trouvé car :
- diminuer D revient à utiliser le foyer le plus fin possible
(idéalement ponctuel) ce qui a pour corollaire d’augmenter la puissance à émettre pour
obtenir un flux efficace identique. Pratiquement on peut utiliser des tubes « hautes
performances », malheureusement plus coûteux et plus fragiles.
- diminuer d.o.f, c’est à dire la distance patient-film bute sur les
contraintes anatomiques. En radiologie thoracique, la cassette est posée sur le dos du
patient ou la poitrine contre l’écran. En art dentaire, le film est placé dans la bouche au
contact des gencives. Lors d’une laparotomie, le film est au contact du cholédoque...
- augmenter (d.s.f - d.o.f) signifie éloigner le patient du foyer
source de rayons X . La loi de l’inverse du carré de la distance (cf. p. 18) impose aussi
des limitations car la puissance émise n’est pas infinie. Le choix pratique est de l’ordre
du mètre pour les tables de radiologie conventionnelles.
VI - 2) Le flou du couple film-écran
L’image latente, c’est à dire le flux hétérogène de rayons X après atténuation
par l’organisme, interagit avec les cristaux de bromure d’argent du film radiologique.
Au niveau atomique :
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Br
-
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→ Br + e −
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puis e − + Ag + → Ag métallique
X
Br est capté par la gélatine de l’émulsion qui se comporte comme un récepteur
d’halogène. De ce fait la réaction n’est pas réversible ce qui la différencie des réactions
d’oxydoréduction, qui elles sont équilibrées.
Le développement du film consiste à réduire les Ag + par un révélateur, à
inhiber cette réaction par lavage, à éliminer les Ag non irradiés par un fixateur puis,
après un dernier lavage à sécher le film. Actuellement, toutes ces opérations
s’effectuent par des machines à développement automatique.
La taille des cristaux de bromure d’argent est de l’ordre du µm mais après
amplification par le développement, au lieu d’un point, apparaît une tache sur le film.
écran
film
Cette tache est nettement
majorée par le flou de l’écran
renforçateur.
Le rayonnement diffusé ou
diffracté est responsable d’une zone
de pénombre qui majore le diamètre
de la tache.
lésion
Il est possible de diminuer
l’épaisseur de l’écran, mais là aussi
au prix d’une plus forte puissance
requise au tube émetteur.
VI - 3) Le flou cinétique
Les mouvements des organes radiographiés sont inévitables tels le
péristaltisme intestinal, les mouvements thoraciques de la respiration ou les battements
cardiaques.
Pour limiter cette cause de flou, on peut immobiliser l’organe quand c’est
possible (blocage de la respiration), ou diminuer le temps de pose.
Cette dernière solution est réalisable si le tube est à haute performance mais il
faut alors augmenter le diamètre du foyer pour obtenir un flux de puissance suffisante.
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VI - 4) Le flou du rayonnement diffusé
On a déjà remarqué que pour les faibles énergies (< 20 keV) l’effet
photoélectrique joue un rôle important dans l’atténuation du flux de rayons X (cf.
p.33). Pour les énergies de l’imagerie radiologique (50 à 120 keV), l’atténuation est
essentiellement due à l’effet Compton.
Il apparaît alors des photons d’énergie plus faible et de direction différente de
celle du rayonnement primaire. (cf. p. 26) responsables :
- d’une irradiation tissulaire hors du champ du faisceau direct
- d’une irradiation des personnels soignants
- d’une diminution du contraste de l’image, c’est le voile de diffusion ou bruit
de fond.
photons
primaires
photons
diffusés
photons
primaires
photons
diffusés
Φp+d
Φp
20 x 20 cm2
L’importance du diffusé est
directement lié à l’épaisseur de l’organe
(abscisse) et à la dimension du champ
d’irradiation.
5 x 5 cm 2
5
10
15
La réduction du rayonnement diffusé est possible par des artifices contrant les
causes décrites
- diminution de l’épaisseur du malade par un ballon
gonflable maintenu par des sangles en radiologie abdominale.
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cm
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- adaptation du champ irradié par des diaphragmes ou
cônes localisateurs (pour les petits organes). Il est souhaitable qu’une bordure non
irradiée soit visible autour du film.
- action au niveau du faisceau émergent pour limiter la
quantité de rayonnement diffusé atteignant le couple film-écran, c’est le but de la grille
antidiffusante, parallèle ou focalisée.
primaire
primaire et diffusé
grille antidiffusante
couple film écran
grille parallèle
grille focalisée
Les rayons parallèles aux rayons primaires ne sont pas absorbés, ce qui
améliore le rapport flux primaire sur flux diffusé. A la sortie de l’organe, le rayonnent
diffusé peut être 5 à 10 fois supérieur à celui du rayonnement primaire transmis.
Ce dispositif est limité par l’atténuation inévitable du faisceau primaire.
La mise en mouvement oscillatoire de la grille, synchronisée à l’émission des
photons X , améliore le dispositif en supprimant le réseau de lignes dû à l’absorption
par les lamelles de plomb (effet de trame en cas de panne).
C’est la grille de POTTER-BUCKY.
La qualité de l’imagerie radiologique conventionnelle est optimisée depuis une
vingtaine d’années et il n’est pas raisonnable d’espérer de grandes améliorations.
Il s’agit toujours d’un examen de première intention, irremplaçable pour
l’étude du thorax, de l’abdomen et des structures osseuses.
L’imagerie par atténuation reste toujours un examen de référence. Pour
améliorer l’aide au diagnostic, il a fallu évoluer vers d’autres techniques qui ont été
développées depuis une vingtaine d’années et qui sont apparues parallèlement à
l’évolution de l’outil informatique.
Il s’agit de l’imagerie numérique.
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