Imagerie protonique pour la protonthérapie : état de l`art

Cancer/Radiothérapie
19 (2015) 139–151
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ligne sur
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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 :
Rec¸u
le 28
aoˆ ut 2013
Rec¸
u 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 confor-
malité
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 spa-
tiale,
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 éner-
gies
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.
Keywords:
Proton
therapy
Proton
imaging
Proton
radiography
Proton
computed tomography
a b s t r a c t
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 par-
cours,
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.

140 R. Amblard et al. / Cancer/Radiothérapie 19 (2015) 139–151
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 tech-
niques
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 parti-
cules
« lourdes » et chargées a été réalisée légèrement plus tard,
en
1972, par Goitein et al. [14]. Ils ont utilisé des données mesu-
rées
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 tomoden-
sitométrie
par rayons X [15]. Comme pour la radiographie, une
résolution
en contraste nettement supérieure à celle d’une tomo-
densitométrie
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 techno-
logies
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 théra-
peutiques.
Son utilisation offrirait en effet de nombreux avantages
cliniques
en augmentant considérablement la précision des traite-
ments.

R. Amblard et al. / Cancer/Radiothérapie 19 (2015) 139–151 141
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 tis-
sus.
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 anato-
mique
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 biolo-
gique
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, radio-
graphique
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 connais-
sance
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 sécu-
rité
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 tomodensito-
métriques
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 maté-
riaux
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 pro-
tons
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,

142 R. Amblard et al. / Cancer/Radiothérapie 19 (2015) 139–151
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 net-
tement
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 fréquem-
ment,
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 laté-
rale,
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 ten-
dance
à s’estomper lorsque la profondeur de traitement augmente.
La
possibilité d’épargner les organes à risques avec la pénombre dis-
tale,
beaucoup plus faible, permettrait d’exploiter pleinement les
avantages
de la protonthérapie. Cette stratégie ne serait pas tota-
lement
transposable aux faisceaux d’ions lourds, car même avec
Fig. 4. Évolution des pénombres latérales en fonction de la profondeur, pour diffé-
rentes
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.
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 tomogra-
phique
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 élec-
trons
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 el
= 4 · r2
e·
me· c2· e·z
ˇ2
·ln 2me·
c2· ˇ2
I1
− ˇ2−
ˇ2−C
Z−ı 2(1)
Avec :
•re:
rayon classique de l’électron :
re=1
4ε0
·e2
mec2
•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 = 2,998·108m·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=NAZ
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 ;

R. Amblard et al. / Cancer/Radiothérapie 19 (2015) 139–151 143
•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
S(E)·
dE
Avec :
•Ei:
énergie initiale du proton ;
•Ef:
énergie finale du proton, Ef= 0 si le proton s’arrête dans la
matière.
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 fais-
ceau
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 res-
ponsable
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 phé-
nomène
se traduit par une fluctuation statistique sur la mesure de
l’énergie
résiduelle du proton en sortie, ce qui engendre une incer-
titude
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 interac-
tions
mènent à des angles de diffusion faibles du proton incident,
la
sommation de toutes ces diffusions est responsable de la trajec-
toire
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, accompa-
gnée
d’une augmentation de la pénombre latérale. Il est également
responsable
d’une augmentation de la pénombre distale (ou strag-
gling),
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 coulom-
biennes
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
ˇ · p · c·
z ·x
X0
·1 + 0, 038 · ln x
X0
Avec ˇc la vitesse de la particule incidente, p son moment total,
z
sa charge, x l’épaisseur de matériau traversé et X0la longueur
de
radiation dans le matériau. Elle représente l’épaisseur de maté-
riau
pour laquelle un électron émarge avec une fraction 1/e de son
énergie
initiale.
La
diffusion coulombienne multiple est donc inversement pro-
portionnelle
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 cou-
lombienne
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 accé-
lérateurs
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 avanta-
geux
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
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 uti-
lisant
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
dx (x)=
(x)·S⁄pm(I(x), E(x))
Où S⁄pm(I(x),
E(x)) représente le pouvoir d’arrêt massique du
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
dx (x)=
(x)·
S⁄pm(I(x),
E(x))
S⁄peau (I(x),
E(x))
S⁄peau (I(x),
E(x))
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
dx (x)=
K ·(x)⁄eau · Seau (I(x), E(x))
Avec
:
(x)⁄eau ≈e(x)⁄e,eau
D’où :
−dE
dx (x)=
K · (x)· Seau (I(x), E(x)) (2)
Avec :