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Dr T. DJEMIL 1Ăšre ANNEE MEDECINE 06/05/16
Maßtre de Conférences A Année 2015-16
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RESUME DU CHAPITRE 3
BIOPHYSIQUE DES RADIATIONS ET IMAGERIE MEDICALE Les rayonnements ou radiations sont constituĂ©es par des flux de particules de nature et dâĂ©nergie diffĂ©rentes. On classe les rayonnements selon leur nature et leur effet sur la matiĂšre biologique. On distingue :
âą selon la nature :
âą selon lâeffet sur la matiĂšre biologique : 1- Rayonnement Ă©lectromagnĂ©tique et photon :
Le rayonnement électromagnétique est une double vibration du champ électrique Er
et du champ magnétique
Br
qui se propage dans lâespace. La vibration de ces deux champs sâeffectue dans deux plans perpendiculaires entre eux. Les rayonnements Ă©lectromagnĂ©tiques sont caractĂ©risĂ©s par :
âą leur vitesse dans le vide qui vaut smc /10.3 8= .
âą leur frĂ©quence f , leur longueur dâonde λ et leur pĂ©riodeT , reliĂ©es par : λ
c
Tf ==
1.
⹠leur intensité I .
Rayonnement électromagnétique (R.E.M). Rayonnement particulaire (R.P)
Rayonnement ionisant. Rayonnement non ionisant.
y Er
direction de propagation de lâonde z
x Br
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Le comportement dâun rayonnement Ă©lectromagnĂ©tique peut des fois ĂȘtre dĂ©crit sous la forme dâune onde et des fois sous la forme de corpuscules de masse nulle appelĂ©s photons. Câest la dualitĂ© onde corpuscule. Lâaspect ondulatoire domine Ă basse Ă©nergie (ondes radio, TV..) et lâaspect corpusculaire domine Ă haute Ă©nergie (effet Compton, matĂ©rialisationâŠ). Pour les Ă©nergies intermĂ©diaires les deux comportements sont prĂ©sents (effet photoĂ©lectrique, interfĂ©renceâŠ). Le grain de lumiĂšre appelĂ© photon a une Ă©nergie donnĂ©e par :
λÏ
chhE ==
OĂč h est la constante de Planck qui vaut sJ .10.62,6 34â , Ï la frĂ©quence, c la vitesse de la lumiĂšre dans le
vide et λ la longueur dâonde. Dans ces domaines dâĂ©nergies, on utilise comme unitĂ© lâĂ©lectron Volt (eV) qui est une unitĂ© plus appropriĂ©e.
JeV 1910.6,1.1 â=
Formules pratiques : elles permettent un calcul rapide de lâĂ©nergie.
)(
24,1)(
meVE
”λ=
)(
4,12)(
Î=
λkeVE
2- Rayonnement particulaire : Le rayonnement particulaire est caractérisé par :
âą la masse de la particule. âą la charge de la particule. âą la vitesse de la particule.
Dans le cas classique ou non relativiste, câest Ă dire pour des faibles vitesses par rapport Ă la vitesse de la lumiĂšre, lâĂ©nergie cinĂ©tique de la particule est donnĂ© par :
202
1vmEc =
OĂč 0m est la masse au repos de la particule v et sa vitesse.
Dans le cas relativiste, câest Ă dire pour des vitesses proches da la vitesse de la lumiĂšre, on a :
2
2
0
1c
v
mm
â
= 20
2cmEmcE c +==
OĂč m est la masse relativiste et E est lâĂ©nergie totale de la particule. Prenons lâexemple de lâĂ©lectron, nous pouvons calculer son Ă©nergie cinĂ©tique et sa masse relativiste pour diffĂ©rentes vitesses :
cv 416,0= 01,1 mm = MeVEc 051,0=
cv 866,0= 02mm = MeVEc 511,0=
cv 942,0= 03mm = MeVEc 022,1=
cv 996,0= 011mm = MeVEc 110,5=
Le rayonnement particulaire peut lui aussi ĂȘtre dĂ©crit par comportement ondulatoire, câest Ă dire comme une onde. On associe Ă la particule de masse relativiste m et de vitesse v une longueur dâonde λ dite longueur
dâonde de De Broglie donnĂ©e par :
mv
h=λ
OĂč h est la constante de Planck.
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Le tableau suivant donne les masses et charges des particules qui ont le plus dâintĂ©rĂȘt pour nous.
Particules fondamentales Masse au repos
Charge en e uma MeV
Electron âe ou âÎČ
Proton p
Neutron n
Positron +e ou +ÎČ
Alpha α ou ++He42
0,00054860
1,00727663
1,00866841
0,00054860
4,00150
0,511009
938,256
939,550
0,511009
3727,31
-1
+1
0
+1
+2
Puisque la matiĂšre vivante est trĂšs abondante en atome dâhydrogĂšne dont lâĂ©nergie dâionisation est de 13,6eV, on classe les rayonnements selon leur effets sur la matiĂšre par :
âą Un rayonnement dit ionisant si lâĂ©nergie du photon ou de la particule est supĂ©rieure ou Ă©gale Ă 13,6eV. âą Un rayonnement dit non ionisant si lâĂ©nergie du photon ou de la particule est infĂ©rieure Ă 13,6eV.
Tous les rayonnements particulaires sont ionisants (ceux de faible Ă©nergie nâont aucun intĂ©rĂȘt pratique). Les rayonnement X et gamma sont ionisants. Par contre les rayonnements visibles, infrarouges ou ultraviolets sont non ionisants.
âą Les rayonnements chargĂ©s (e, p, alpha,âŠ) sont dits directement ionisants. âą les rayonnements non chargĂ©s (n, RX, R.gammaâŠ) sont dits indirectement ionisants.
La raison est que les ionisations sont produites essentiellement par les particules chargĂ©es. Pour les particules non chargĂ©es, traversant le milieu, ce sont les particules chargĂ©es secondaires (surtout les Ă©lectrons) qui produisent les ionisations. 4- Effet Doppler : Lorsquâun Ă©metteur ou un rĂ©cepteur dâune onde se dĂ©place par rapport au milieu conduisant la vibration, la frĂ©quence reçue varie. On distingue schĂ©matiquement les cas suivant :
Récepteur B Source S Récepteur A fréquence reçue fB émettant une onde f0 fréquence reçue fA
f0=fA=fB B S A la source S se déplace à une vitesse VS <<Vonde
fA> f0> fB les récepteurs se déplace à une vitesse VR<<Vonde
fB> f0> fA
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On dĂ©montre que si câest la source S qui se dĂ©place Ă une vitesse RV , la frĂ©quence Rf reçue par le rĂ©cepteur est
donnée par :
onde
S
R
V
V
ff
±
=
1
0 (+) si la source S sâĂ©loigne du rĂ©cepteur et (â) si elle se rapproche.
OĂč 0f et ondeV sont la frĂ©quence Ă©mise et la vitesse de lâonde dans le milieu.
De la mĂȘme maniĂšre, on dĂ©montre que si le rĂ©cepteur R se dĂ©place Ă une vitesse RV , la frĂ©quence Rf reçue par
le récepteur est donnée par :
±=
onde
R
RV
Vff 10 (+) si le rĂ©cepteur se rapproche de la source et (â) sâil sâĂ©loigne.
Ce phĂ©nomĂšne peut ĂȘtre mis Ă profit pour la mesure de la vitesse de dĂ©placement dâun objet (atome, molĂ©cule, celluleâŠ) : câest la vĂ©locimĂ©trie Doppler. On dĂ©montre que le dĂ©placement relatif en frĂ©quence, mesurĂ©e par une sonde, est donnĂ©e par :
onde
R
V
V
f
f 2=
â OĂč Ă©misereçue fff â=â
Remarque importante : Si lâangle entre la vitesse du rĂ©cepteur et la vitesse de lâonde est diffĂ©rent de zĂ©ro, il faut
remplacer dans les formules RV par : RV Ξcos oĂč ( )ondeR VVrr
,=Ξ .
5- Production des REM ionisants, Rayons X et Rayons Gamma : Câest lâaspect corpusculaire qui domine car lâĂ©nergie est grande. Ce sont des photons dâĂ©nergie supĂ©rieure Ă 10keV. En mĂ©decine le domaine dâĂ©nergie le plus utilisĂ© est compris entre 50keV et 10MeV. La diffĂ©rence entre rayons X et rayons Îł tient uniquement Ă leur origine :
âą Les rayons X prennent naissance hors du noyau, lors des transitions Ă©lectrons entre les couches Ă©lectroniques.
⹠Les rayons γ prennent naissance dans le noyau, lors des transitions de nucléons entre les couches nucléaires.
Un photon X et un photonÎł de mĂȘme Ă©nergie sont rigoureusement identiques.
5-1 Production des rayons X :
Les rayons X prennent naissance chaque fois que des particules chargĂ©es, animĂ©es dâune vitesse suffisante, entre en collision avec la matiĂšre. On distingue les rayons X mous, utilisĂ©s en cristallographie (0,5Ă Ă 2,5Ă ), et les rayons X (0,05Ă Ă 1Ă ) durs utilisĂ©s dans le domaine mĂ©dical. Le principe de la production des rayons X consiste Ă bombarder une cible mĂ©tallique (Cu, WâŠ) par des Ă©lectrons Ă©nergĂ©tiques, accĂ©lĂ©rĂ©s par une haute tension sous vide dâair. Ces Ă©lectrons incidents vont Ă©jecter les Ă©lectrons des couches atomiques profondes de la cible crĂ©ant ainsi un Ă©tat vacant. Les Ă©lectrons des couches supĂ©rieures vont subir des transitions en Ă©mettant des photons. Les plus Ă©nergĂ©tiques Ă©tant les rayons X. Les Ă©lectrons incidents peuvent aussi interagir avec le noyau qui les dĂ©viera de leur trajectoire. Cette dĂ©viation sâaccompagne aussi dâune Ă©mission de photon X. La figure ci-dessous montre un tube Ă rayons X.
RX Ă©lectrons filament anode RX
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Le spectre )(λfI = des rayons X émis résulte de la superposition de deux spectres : le spectre continu et le
spectre discontinu. Le spectre continu : LâintensitĂ© des photons X est une fonction continue de la longueur dâonde. Le spectre commence Ă partir dâune longueur dâonde minimale. LâintensitĂ© devient maximale pour une longueur dâonde
mλ , reliée expérimentalement à minλ par :
min2
3λλ =m OĂč
eV
hc
E
hc
C
==minλ ou bien )(
4,12)(min
keVEC
=Î&λ
Ce spectre est aussi appelĂ© spectre de freinage. Il est du Ă lâinteraction des Ă©lectrons incidents avec les noyaux des atomes de la cible mĂ©tallique. Un Ă©lectron incident dâĂ©nergie cinĂ©tique Ec, passant assez prĂšs du noyau, est attirĂ© par lui suivant la loi dâattraction de Coulomb. La trajectoire de lâĂ©lectron sâincurve et la particule est freinĂ©e. Ceci entraĂźne une diminution de lâĂ©nergie cinĂ©tique de la particule. Cette fraction dâĂ©nergie cinĂ©tique perdue se retrouve sous forme dâun rayonnement Ă©lectromagnĂ©tique X. Les paramĂštres influençant le spectre continu sont :
âą LâĂ©nergie cinĂ©tique des Ă©lectrons incidents : Le spectre se dĂ©place parallĂšlement Ă lui mĂȘme vers les courtes longueurs dâondes lorsque lâĂ©nergie cinĂ©tique des Ă©lectrons incidents augmente.
âą Nombre dâĂ©lectrons incidents : Il y aura augmentation des intensitĂ©s si le nombre des Ă©lectrons incidents venait Ă augmenter.
⹠Numéro atomique de la cible : Il y aura augmentation des intensités si le numéro atomique de la cible venait à augmenter.
Le spectre discontinu : LâintensitĂ© nâest diffĂ©rente de zĂ©ro que pour certaines longueurs dâondes caractĂ©ristiques de la cible mĂ©tallique. Ces longueurs dâonde correspondent aux Ă©nergies de transitions des Ă©lectrons entre les
couches atomiques et sont notées α
λK , ÎČ
λK , γ
λK âŠ, α
λL , ÎČ
λL , γ
λL âŠ
Intensité I I I spectre des rayons X spectre continu spectre discontinu
Kα
KÎČ
maxI
minλ Longueur dâonde λ mλ λ λ
interaction Ă©lectron Ă©lectron-noyau Ă©mission dâun photon X Ă©lectron freinĂ© Ecâ<Ec
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Les lettres K, L, MâŠindiquent oĂč va lâĂ©lectron lors de la transition. Les lettres α, ÎČ, γ⊠indiquent dâoĂč vient lâĂ©lectron lors de la transition : α veut dire la premiĂšre couche au dessus, ÎČ la deuxiĂšme couche au dessus⊠Lâorigine du spectre discontinu est due Ă une interaction Ă©lectron-Ă©lectron. Il est aussi appelĂ© spectre de raies ou spectre caractĂ©ristique, et il est assez simple Ă comprendre. Les Ă©lectrons incidents sont accĂ©lĂ©rĂ©s sous une tension accĂ©lĂ©ratrice de telle sorte que leur Ă©nergie cinĂ©tique soit supĂ©rieure ou Ă©gale Ă lâĂ©nergie de liaison des Ă©lectrons des couches atomiques profondes. Ils sont alors susceptibles dâĂ©jecter des Ă©lectrons des couches des atomes de la cible mĂ©tallique. Les Ă©lectrons arrachĂ©s sont alors remplacĂ©s par les Ă©lectrons des couches supĂ©rieures. Ces transitions sâaccompagnent dâĂ©mission de photons X et UV dont lâĂ©nergie totale est Ă©gale Ă lâĂ©nergie dâionisation.. Pour quâil y ait apparition dâune raie, il faut que lâĂ©nergie cinĂ©tique soit supĂ©rieure Ă un certain seuil, dâoĂč la nĂ©cessitĂ© dâun minimum de voltage. Nous pouvons par exemple faire apparaĂźtre les raies Kα et KÎČ avec une tension Ă©levĂ©e. Mais si nous diminuons progressivement la tension, la raie KÎČ disparaĂźtra. Il existe une relation entre la frĂ©quence Ï ou la longueur dâonde λ dâune raie dĂ©terminĂ©e et le numĂ©ro atomique Z de lâanticathode mĂ©tallique. Câest la relation de Moseley donnĂ©e par :
( )0ZZAc
â==λ
Ï
Cette relation nâest valable que pour une raie dĂ©terminer Kα ou KÎČ ou Kγ⊠Cette loi est bien vĂ©rifiĂ©e pour les raies K, mais ne lâest pas absolument pour les raies L, M,⊠La constant Z0 est appelĂ©e constante dâĂ©cran et dĂ©pend de la famille de raies. Elle vaut Z0=1 pour les raies K et Z0=7,4 pour les raies L. Par contre la constante A dĂ©pend de la raie. Sa valeur pour la raie Kα est diffĂ©rente de celle pour la raie KÎČ.
électron éjecté (état vacant)
transition avec Ă©mission dâun photon X (Lα) M L Ă©lectron K diffusĂ© Ă©lectron incident
Ï raie K raie L raie M
Z
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Le rendement Ă©nergĂ©tique R de lâĂ©mission des rayons X par un tube est donnĂ©e par :
KZVIV
KZIV
P
PR
fournie
rayonnée===
2
OĂč K est une constante, Z le numĂ©ro atomique de lâanticathode, V la tension accĂ©lĂ©ratrice et I le courant traversant le filament pour la thermoĂ©mission. Ce rendement est trĂšs faible de lâordre de quelque pourcent.
5-2 Production des rayonnements particulaires et gamma : (voir cours de Chimie) La principale source de rayonnement particulaires (Ă©lectron, proton, alphaâŠ) et de rayonnement gamma (RÎł) est la dĂ©sintĂ©gration des radioĂ©lĂ©ments (radioactivitĂ©). La dĂ©sintĂ©gration des noyaux instables suit la loi de
désintégration radioactive donnée par : t
eNNĂâ= λ
0
OĂč N est le nombre de noyaux non dĂ©sintĂ©grĂ© Ă lâinstant t, N0 est le nombre initial de noyaux et λ est la probabilitĂ© de dĂ©sintĂ©gration par unitĂ© de temps appelĂ©e aussi la constante radioactive. On dĂ©finit aussi la demi-
vie ou période T par :
λ
2ln=T
La pĂ©riode est le temps au bout duquel la moitiĂ© des noyaux se sont dĂ©sintĂ©grĂ©s. Dans le domaine mĂ©dical Ă la pĂ©riode physique TP sâajoute une pĂ©riode biologique TB. Cette pĂ©riode est le temps au bout duquel les noyaux radioactifs sont Ă©liminĂ©s par une voie biologique (les urines, la sueurâŠ) ; La pĂ©riode effectif Teff est donnĂ©e par :
BPeff TTT
111+=
On dĂ©finit aussi lâactivitĂ© dâune source par la grandeur A donnĂ©e par : tt
eAeNNAĂâĂâ === λλλλ 00
OĂč A0 est lâactivitĂ© Ă t=0. LâactivitĂ© sâexprime en dĂ©sintĂ©gration par seconde (dps) ou en Becquerel (Bq) ou en Curie (Ci) avec :
dpsBqCi 1010 107,3107,31 Ă=Ă=
Il existe diffĂ©rents types de dĂ©sintĂ©gration dont les principales sont : La dĂ©sintĂ©gration α : Il y a Ă©mission dâun noyau dâhĂ©lium appelĂ©e particule alpha.
HeYX A
Z
A
Z
42
42 +â â
â
La dĂ©sintĂ©grationÎČ : Il y a Ă©mission dâun Ă©lectron âe appelĂ© âÎČ ou dâun positon +
e appelĂ© +ÎČ .
e
A
Z
A
Z eYX Ï ++â â
â+
011
LâĂ©mission âÎČ sâaccompagne toujours dâune Ă©mission dâun anti-neutrino Ă©lectronique.
e
A
Z
A
Z eYX Ï ++â +
+â
011
LâĂ©mission +ÎČ sâaccompagne toujours dâune Ă©mission dâun neutrino Ă©lectronique.
La dĂ©sintĂ©gration Îł : Il y a Ă©mission dâun photon Îł Ă partir dâun noyau mĂ©tastable.
Îł+â XX A
Z
A
Z
*
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6- Interaction des rayonnements particulaires avec la matiĂšre : Les rayonnements particulaires sont classĂ©s en particules lĂ©gĂšres (eâ, e+) et particules lourdes (p, n, αâŠ).
âą Pour les Ă©lectrons : Lâinteraction se fait avec les Ă©lectron (eâ-eâ) ou avec les noyaux (eâ-noyau). Lâinteraction avec un Ă©lectron est appelĂ©e collision. Elle entraĂźne un transfert dâĂ©nergie qui est Ă lâorigine des effets produit sur le milieu. lâinteraction avec un noyau est appelĂ©e freinage La trajectoire des Ă©lectrons est une ligne brisĂ©e. La particule crĂ©e sur sont trajet des ionisations. Sa trajectoire est dĂ©viĂ©e Ă chaque interaction avec un noyau.
âą Pour les particules lourdes : Leur intĂ©rĂȘt en mĂ©decine est infĂ©rieur Ă celle des Ă©lectrons et des photons. Mais leur connaissance est utile en radioprotection et en radiobiologie. La particule lourde subit peu de dĂ©viation. Sa trajectoire est rectiligne et beaucoup plus courte que celle des Ă©lectrons.
Les effets subits par la matiĂšre sont fonction de lâĂ©nergie dĂ©posĂ©e par la particule le long de sa trajectoire. Cette Ă©nergie est caractĂ©risĂ©e par le transfert linĂ©ique dâĂ©nergie (TEL) qui exprime le ralentissement ou perte dâĂ©nergie de la particule par unitĂ© de longueur :
x
ETEL
â
â=
OĂč Eâ reprĂ©sente lâĂ©nergie perdue par la particule sur la longueur xâ . Le TAL sâexprime habituellement en (keV/”m). Exemple : Dans lâeau les Ă©lectrons dâĂ©nergies comprise entre 0,5MeV et 5MeV ont un TEL=0,2keV/”m. Pour les proton de 1MeV, leur TEL=20keV/”m. Le TEL dâune particule de charge q et de vitesse v , dans un milieu de numĂ©ro atomique moyen Z et dont le
nombre dâatome par m3 est n , est donnĂ© par la relation de Bethe :
nZv
qkTEL
2
2
=
OĂč k est une constante. nZ reprĂ©sente en fait le nombre dâĂ©lectrons par m3. Le TEL est une fonction dĂ©croissante de lâĂ©nergie de la particule. Si nous introduisons la quantitĂ© Ï qui reprĂ©sente lâĂ©nergie moyenne pour produire une ionisation dans le milieu considĂ©rĂ©, nous pouvons alors dĂ©finir une autre grandeur qui est la densitĂ© linĂ©ique de charge (DLI) :
Ï
TELDLI =
Elle reprĂ©sente le nombre dâionisation par unitĂ© de longueur crĂ©Ă©e par une particule de TEL donnĂ©. La DLI sâexprime en ionisations/”m. Ï =34eV dans lâair et Ï =32eV dans lâeau. Exemple : Prenons lâexemple prĂ©cĂ©dent de lâĂ©lectron et du proton dans lâeau:
⹠électron TEL=0,2 keV/”m DLI=6 ionisations/”m. ⹠proton TEL=20 keV/”m DLI=600 ionisations/”m.
interaction avec un noyau ionisation
électron milieu particule α milieu
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6- Interaction des rayonnements Ă©lectromagnĂ©tiques avec la matiĂšre : On ne peut plus parler de ralentissement des photons car ils ont tous la mĂȘme vitesse. Les particules matĂ©rielles sont stoppĂ©es mais pour les photons il y a une diminution de leur nombre Ă la sortie du milieu. Câest le phĂ©nomĂšne dâattĂ©nuation. 6-1 La loi dâattĂ©nuation :
Soit 0N le nombre de photons incidents et N le nombre de photons Ă©mergeant. La loi dâattĂ©nuation est donnĂ©e
par : x
eNNâ ââ = ”
0
OĂč x est lâĂ©paisseur traversĂ©e et ” est le coefficient linĂ©ique dâattĂ©nuation. En rĂ©alitĂ© câest une probabilitĂ© dâinteraction du photon avec le milieu. En rĂ©alitĂ©, on utilise les intensitĂ©s I qui sont proportionnels au nombre de photons N . La loi dâattĂ©nuation est alors :
xeII
â ââ = ”0
OĂč 0I est lâintensitĂ© incidente et I lâintensitĂ© Ă©mergeante. Le coefficient linĂ©ique dâattĂ©nuation ” dĂ©pend de la
nature du milieu et de lâĂ©nergie des photons incidents. Pour lâeau, ” a une valeur diffĂ©rente pour lâeau liquide et pour lâeau gazeuse : ” dĂ©pend donc de la masse volumique. Par contre le rapport ”/Ï est pratiquement
indĂ©pendant de Ï, donc du degrĂ© de compressibilitĂ© de la matiĂšre (solide, liquide, gaz). Ï
” est le coefficient
massique dâattĂ©nuation. La loi dâattĂ©nuation est aussi donnĂ©e par :
mx
eIeIIâ ââ â â
â =â = Ï
”Ï
Ï
”
00
OĂč m est la masse surfacique en kg/m2. On dĂ©finit la couche de demi attĂ©nuation ou CDA lâĂ©paisseur qui donne une intensitĂ© transmise moitiĂ© de lâintensitĂ© initiale.
”
2ln=CDA
20I
ICDAx =â=
6-2 Les mĂ©canismes dâinteraction des photons avec la matiĂšre : Les causes de lâattĂ©nuation dâun faisceau de photons sont principalement :
1. Une attĂ©nuation par effet photoĂ©lectrique. 2. Une attĂ©nuation par effet Compton. 3. Une attĂ©nuation par effet de crĂ©ation de paires eâ/e+.
RP pratiquement aucune particule ne sort
REM Le nombre de photon diminue Milieu
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Le coefficient linĂ©ique dâattĂ©nuation global ” est la somme des coefficients linĂ©iques dâattĂ©nuations par effet
photoĂ©lectrique Ï , par effet Compton Ï et par effet de crĂ©ation de paires Ï . ÏÏÏ” ++=
De mĂȘme, nous dirons que le coefficient massique dâattĂ©nuation global Ï
” est la somme des coefficients
massiques dâattĂ©nuations par effet photoĂ©lectrique Ï
Ï, par effet Compton
Ï
Ï et par effet de crĂ©ation de
pairesÏ
Ï.
Ï
Ï
Ï
Ï
Ï
Ï
Ï
”++=
Coefficient de lâeffet photoĂ©lectrique :
LâĂ©nergie du photon incident est absorbĂ©e par un Ă©lectron atomique dans la couche n et ayant une Ă©nergie de liaison WN infĂ©rieure Ă celle du photon. Cette Ă©lectron Ă©mis appelĂ© photoĂ©lectron aura une Ă©nergie cinĂ©tique Ec donnĂ©e par :
NC WhE â= Îœ
Lâatome retourne Ă son Ă©tat fondamental en Ă©mettant des photons de fluorescence. LâĂ©nergie initiale du photon se retrouve sous forme dâĂ©nergie cinĂ©tique de lâĂ©lectron et de photon de fluorescence.
ΜΜ âČ+= hEh C
LâĂ©nergie des Ă©lectrons mis en mouvement dans la matiĂšre est transfĂ©rĂ©e au milieu. Lâautre partie de lâĂ©nergie incidente sera perdue sous forme de photons diffusĂ©s. Nous pouvons dire que lâattĂ©nuation est due Ă une attĂ©nuation par transfert dâĂ©nergie et Ă une attĂ©nuation par diffusion dâĂ©nergie. Donc les deux coefficients (linĂ©ique ou massique) dâattĂ©nuation par effet photoĂ©lectrique sont la somme de coefficients (linĂ©ique ou massique) dâattĂ©nuation par transfert dâĂ©nergie et par diffusion.
dt ÏÏÏ +=
Ï
Ï
Ï
Ï
Ï
Ï dt +=
PhotoĂ©lectron (Ă©lectron Ă©jectĂ©) hÎœâ< hÎœ Photon incident M L K hÎœ Photon de fluorescence Effet photoĂ©lectrique
Ălectron mis en mouvement
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Le coefficient massique dâattĂ©nuation par effet photoĂ©lectrique est donnĂ©e par la loi de Bragg et Pierce :
3
3
photon
te
E
ZC â =
Ï
Ï
OĂč Z est le numĂ©ro atomique du milieu traversĂ©. Le coefficient massique dâattĂ©nuation par effet photoĂ©lectrique :
1. Croit rapidement avec le numĂ©ro atomique Z du milieu. 2. Diminue rapidement avec lâĂ©nergie des photons.
Lâeffet photoĂ©lectrique est important pour les milieux Ă Z Ă©levĂ© et pour les rayonnements peu Ă©nergĂ©tiques. Coefficient de lâeffet Compton :
Lâeffet Compton rĂ©sulte dâune collision entre le photon et les Ă©lectrons presque libres (Ă©lectrons des couches extĂ©rieures). LâĂ©lectron diffusĂ© a une Ă©nergie plus petite que le celle du photon incident. La diffĂ©rence dâĂ©nergie est emportĂ©e par lâĂ©lectron sous forme dâĂ©nergie cinĂ©tique. La longueur dâonde λâ du photon diffusĂ© est reliĂ©e Ă la longueur dâonde λ du photon incident par la relation de Compton :
( )Ïλλλ cos10 â=ââČ Avec 024.00
0 ==cm
hλ Ă
LâĂ©nergie initiale du photon se retrouve sous forme dâĂ©nergie cinĂ©tique de lâĂ©lectron et de photon diffusĂ©.
ΜΜ âČ+= hEh C
LâĂ©nergie des Ă©lectrons mis en mouvement dans la matiĂšre est transfĂ©rĂ©e au milieu. Lâautre partie de lâĂ©nergie incidente sera perdue sous forme de photons diffusĂ©s. De la mĂȘme maniĂšre que pour lâeffet photoĂ©lectrique, nous pouvons dire que lâattĂ©nuation est due Ă une attĂ©nuation par transfert dâĂ©nergie et Ă une attĂ©nuation par diffusion dâĂ©nergie. Donc les deux coefficients (linĂ©ique ou massique) dâattĂ©nuation par effet Compton sont la somme de coefficients (linĂ©ique ou massique) dâattĂ©nuation par transfert dâĂ©nergie et par diffusion.
dt ÏÏÏ +=
Ï
Ï
Ï
Ï
Ï
Ï dt +=
Le coefficient massique dâattĂ©nuation par effet Compton Ï
Ï est pratiquement indĂ©pendant de Z et diminue trĂšs
lentement avec lâĂ©nergie du faisceau incident.
Photon diffusĂ© hÎœâ< hÎœ
Photon incident Ξ hÎœ Ălectron Compton Effet Compton
Ălectron mis en mouvement
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Coefficient de lâeffet de crĂ©ation de paire ou matĂ©rialisation :
Un photon dâĂ©nergie minimale Ă©gale Ă 1,022MeV et au voisinage dâun noyau donne naissance Ă une paire dâĂ©lectron positon (eâ/e+). Le positon Ă©mis se recombine avec un Ă©lectron du milieu pour donner naissance Ă deux photons de 0,511MeV et de direction opposĂ©es. LâĂ©nergie initiale du photon se retrouve sous forme dâĂ©nergie cinĂ©tique de lâĂ©lectron et des photons diffusĂ©s.
ΜΜ âČ+= hEh C
LâĂ©nergie des Ă©lectrons mis en mouvement dans la matiĂšre est transfĂ©rĂ©e au milieu. Lâautre partie de lâĂ©nergie incidente sera perdue sous forme de photons diffusĂ©s. De la mĂȘme maniĂšre que pour lâeffet photoĂ©lectrique et lâeffet Compton, nous pouvons dire que lâattĂ©nuation est due Ă une attĂ©nuation par transfert dâĂ©nergie et Ă une attĂ©nuation par diffusion dâĂ©nergie. Donc les deux coefficients (linĂ©ique ou massique) dâattĂ©nuation par effet de crĂ©ation de paire sont la somme de coefficients (linĂ©ique ou massique) dâattĂ©nuation par transfert dâĂ©nergie et par diffusion.
dt ÏÏÏ +=
Ï
Ï
Ï
Ï
Ï
Ï dt +=
Le coefficient massique dâattĂ©nuation par effet Compton Ï
Ï croit Ă peu prĂ©s comme Z et croit lentement avec
lâĂ©nergie du faisceau incident dont lâĂ©nergie doit ĂȘtre au moins Ă©gale Ă 1,022MeV. Comparaison et importance relative des trois effets :
Tous les trois transfĂšrent Ă la matiĂšre une partie de lâĂ©nergie des photons incidents sous forme dâĂ©nergie cinĂ©tique dâĂ©lectrons mis en mouvement dans le milieu. Lâautre partie est perdue sous forme de photons diffusĂ©s dans toutes les directions.
diffuséetransféréeincidente EEE +=
Il vient que les coefficients (linĂ©ique ou massique) dâattĂ©nuation globale sont la somme de coefficients (linĂ©ique ou massique) dâattĂ©nuation par transfert dâĂ©nergie et par diffusion.
dt ””” +=
Ï
”
Ï
”
Ï
” dt +=
Avec :
tttt ÏÏÏ” ++= et dddd ÏÏÏ” ++=
Ălectron hÎœâ< hÎœ Photon incident eâ Photon e+ 0,511MeV hÎœ Noyau Ălectron du milieu Photon 0,511MeV Effet de matĂ©rialisation
Ălectron mis en mouvement
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Si lâon sâintĂ©resse aux effets produits par les rayonnements sur la matiĂšre, câest la partie transfĂ©rĂ©e qui mĂ©rite
lâattention par lâĂ©tude du coefficient (linĂ©ique ou massique) dâattĂ©nuation par transfert dâĂ©nergie ( t” .ou Ï
” t ).
Concernant lâimportance relative et dans le domaine dâapplication mĂ©dicale, câest lâeffet Compton qui est le plus important (surtout en radiothĂ©rapie). En radiodiagnostics (50KeV-100KeV), lâeffet photoĂ©lectrique intervient. Câest lui qui permet de faire apparaĂźtre le contraste naturel dĂ» au Calcium dans lâos (20Ca).
Eau, Tissus mous
Domaine dâapplication mĂ©dicale
photoélectrique
Os Compton
matérialisation
2 5 2 5 2 5 2 5 10 keV 100 keV 1 MeV 10MeV 100 MeV Le graphique ci-dessus schĂ©matise les principaux effets et leurs importances en fonction de lâĂ©nergie et des milieux biologique tissus mous et os. 7- Notion de DosimĂ©trie : La dosimĂ©trie est la mesure de lâĂ©nergie absorbĂ©e par la matiĂšre. Les effets des radiations sur la matiĂšre sont dus Ă cette Ă©nergie absorbĂ©e. 7-1 La fluence Ă©nergĂ©tique :
Tout rayonnement transporte de lâĂ©nergie. LâĂ©nergie transportĂ©e par unitĂ© de surface est appelĂ©e la fluence
énergétique. Elle est donnée par :
dS
dEF =
La fluence sâexprime en J/m2. La fluence dĂ©pend de la distance Ă la source. On a la relation suivante entre la fluence F en un point distant de l de la source :
teClF =â 2
Lorsque la distance Ă la source passe de 1l Ă 2l , la fluence passe de 1F Ă 2F tels que : 222
211 lFlF â =â
La fluence diminue Ă mesure que lâon sâĂ©loigne de la source.
F2 F1
1l
2l
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7-2 KERMA K et Dose absorbée D :
On dĂ©finit le KERMA K comme Ă©tant le rapport de lâĂ©nergie CdE transfĂ©rĂ©e (donc cinĂ©tique) Ă une masse
dm par des électrons nés dans dm .
dm
dEK C=
Le Kerma sâexprime en J/kg ou en Gray (Gy) : 1 Gy=1 J/kg Nous pouvons dire que lâĂ©nergie transfĂ©rĂ©e Ă la matiĂšre est donnĂ©e par :
dxEdE tC â â = ”
OĂč dx est lâĂ©paisseur traversĂ©e, t” est le coefficient linĂ©ique dâattĂ©nuation par transfert dâĂ©nergie et E est
lâĂ©nergie incidente. Nous pouvons lâĂ©crire de la maniĂšre suivante :
S
dmEdE t
C â â =Ï
” avec dxSdm â â = Ï
Sachant que : S
EF = , il vient que :
FF t â =Ï
”
On dĂ©finit la dose absorbĂ©e par le rapport de lâĂ©nergie adE absorbĂ©e par la masse dm . Cette Ă©nergie Ă©tant
déposée par les électrons nés dans dm .
dm
dED a=
La dose absorbĂ©e sâexprime en J/kg ou en Gy. En gĂ©nĂ©ral, la dose absorbĂ©e est diffĂ©rente du KERMA. Mais si on a une compensation entre lâĂ©nergie emportĂ©e Ă lâextĂ©rieur par les Ă©lectrons nĂ©s dans dm et lâĂ©nergie apportĂ©e Ă dm par les Ă©lectrons nĂ©s Ă lâextĂ©rieur de
dm , alors il y a Ă©galitĂ© entre la dose absorbĂ©e et le KERMA. On dit quâil y a un Ă©quilibre Ă©lectronique, qui est gĂ©nĂ©ralement obtenu pour des photons dâĂ©nergie infĂ©rieure ou Ă©gale Ă 3 MeV.
MeVh 3â€Îœ LâĂ©quilibre Ă©lectronique est obtenu : DK =
MeVh 3>Îœ LâĂ©quilibre Ă©lectronique nâest pas obtenu : DK â 7-3 Exposition X et densitĂ© massique de charge Y :
Lâexposition est le rapport entre la charge Ă©lectrique totale (nĂ©gative ou positive) des ions produits dans lâair par les Ă©lectrons mis en mouvement dans une masse dâair dm .
dm
dQX =
Lâexposition sâexprime en C/kg ou en Röntgen (R) tels que : 1R=2,58 10â4 C/kg. Lâexposition est reliĂ©e au KERMA dans lâair par la relation :
air
air
Ke
X â =Ï
OĂč airÏ est lâĂ©nergie moyenne dâionisation dans lâair et e la charge Ă©lĂ©mentaire.
La densité massique de charge est définie comme le rapport de la charge électrique totale (négative ou positive) des ions produits dans un milieu de masse dm par les électrons traversant dm .
dm
dqY =
La densitĂ© massique de charge sâexprime comme lâexposition en C/kg.
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La densité massique de charge est reliée à la dose absorbée par :
De
Y â =Ï
OĂč Ï est lâĂ©nergie moyenne dâionisation du milieu. SynthĂšse dans les conditions dâĂ©quilibre Ă©lectronique :
Dans lâair Dans un milieu
Fe
Ke
XYair
t
air
air
air
air â
â =â ==
Ï
”
ÏÏ
airair DK =
Fe
Ke
XYmilieu
t
milieu
milieu
milieu
milieu â
â =â ==
Ï
”
ÏÏ
milieumilieu DK =
Il vient que :
air
t
milieu
t
air
milieu
air
milieu
D
D
K
K
==
Ï
”
Ï
”
Cette relation permet de mesurer la dose dans un milieu. Pour cela, il suffit de mesurer Ă lâaide dâune chambre Ă ionisation1 Ă paroi Ă©quivalent-air, la densitĂ© massique de charge dans lâair qui est directement reliĂ©e Ă la dose dans lâair. Les coefficients dâattĂ©nuation massique par transfert dâĂ©nergie sont des grandeurs expĂ©rimentales connues, ce qui nous permet de calculer la dose absorbĂ©e par le milieu. 7-4 Effets biologiques des radiations et courbes de survie cellulaire :
Les rayonnements ionisants peuvent avoir une action directe ou indirecte sur les cellules qui peuvent ĂȘtre assimilĂ©es Ă une solution aqueuse :
âą Une action directe provoquant des lĂ©sions au niveau des molĂ©cules de solutĂ©. âą une action indirecte due Ă lâinteraction des produits de la radiolyse de lâeau avec les molĂ©cules de
soluté. Action directe :
La molĂ©cule reçoit la particule ionisante. La molĂ©cule ainsi ionisĂ©e peut : âą transfĂ©rer sa charge vers une autre molĂ©cule. âą se couper en deux fragments plus petits. âą âŠ
Action indirecte :
La radiolyse de lâeau conduit Ă la formation de radicaux trĂšs rĂ©actifs : âą HOâ2 : oxydant. âą Hâ (hydrogĂšne), eaq 3: rĂ©ducteurs.
Ces radicaux libres peuvent rĂ©agir entre eux ou avec dâautres molĂ©cules. Lâimportance de lâeffet direct et de lâeffet indirect dĂ©pend en pratique de la quantitĂ© dâeau prĂ©sente Ă son voisinage immĂ©diat. Pour la molĂ©cule dâADN multi enroulĂ©e sur sa gaine de protĂ©ine lâeffet direct est dominant. Effets des radiations sur lâADN :
Les radiations ionisantes provoquent des ruptures de chaĂźnes. On distingue : âą les ruptures simples.
1 Voir Cours. 2 â signifie Ă©lectron cĂ©libataire. 3 LâĂ©lectron aqueux est un Ă©lectron hydratĂ© (piĂ©gĂ© par une molĂ©cule dâeau)
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âą Les ruptures doubles. Il existe approximativement une rupture double pour une dizaine de ruptures simples. Une dose de un gray (qui tue une cellule sur quatre) provoque dans lâADN dâune cellule environ 1000 ruptures simples et de 50 Ă 100 ruptures doubles. Il existe des mĂ©canismes de rĂ©paration pour les ruptures simples et doubles. ConsĂ©quences au niveau cellulaire :
La mort cellulaire (perte de toute activitĂ© mĂ©tabolique) peut ĂȘtre immĂ©diate pour des doses de quelques milliers de grays. Pour des doses de quelques grays par sĂ©ance (donnĂ©e en radiothĂ©rapie) la cellule conserve une certaine activitĂ© mais sa descendance finit par disparaĂźtre. La cellule est survivante si se descendance atteint la 5Ăšme gĂ©nĂ©ration car les divisions peuvent alors se poursuivre. On appelle taux de survie S le rapport entre le nombre de cellules survivantes et le nombre de cellules initiales.
1<â â â
â â â =
initialescellulesdeNombre
ssurvivantecellulesdeNombreS
On appelle courbe de survie cellulaire la relation effet-dose ou )(DfS = . Câest une courbe en coordonnĂ©es
semi-logarithmique (Log S en fonction de D). Il existe deux sortes de courbes :
1. une courbe linéaire L : 0DD
D eeSâ
â â == α.
2. une courbe, avec un épaulement, dite linéaire quadratique LQ : ( )2
DDeS â +â â= ÎČα
H2O Rupture simple Rupture double
Mort cellulaire effective Cellule irradiée Mort différée
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La forme linéaire est valable pour les bactéries. La valeur 0D caractérise la radiosensibilité des cellules. Ce
paramĂštre dĂ©pend de lâespĂšce cellulaire et de la nature du rayonnement. Nous pouvons vĂ©rifier que si la dose
délivrée est 0D , le taux de survie est de 37%.
La forme linĂ©aire quadratique, avec un petit Ă©paulement aux faibles doses, est valable pour les cellules de mammifĂšres. Nous pouvons interprĂ©ter la forme linĂ©aire quadratique comme Ă©tant la contribution dâun facteur linĂ©aire plus un facteur quadratique :
( ) 22 DDDDeeeS
â ââ ââ +â â Ă== ÎČαÎČα
âą Le terme De
â âα explique le fait que si la cellule est atteinte ceci entraĂźne sa mort. La mort est due Ă une lĂ©sion lĂ©tale.
âą Le terme 2D
eâ âÎČ explique le fait que la cellule doit ĂȘtre atteinte deux fois pour entraĂźner la mort. La mort
est due à deux lésions sublétales.
âą Le terme ( )2DDe
â +â â ÎČα est donc un modĂšle qui tient compte Ă la fois que la mort cellulaire peut rĂ©sulter alĂ©atoirement de lâun des deux mĂ©canismes prĂ©cĂ©dent.
Les paramĂštres α et ÎČ caractĂ©risent la radiosensibilitĂ© des cellules et dĂ©pendent de lâespĂšce cellulaire et de la nature du rayonnement. 7-5 Fractionnement de dose :
Dans la pratique courante la dose D dĂ©livrĂ©e est souvent fractionnĂ©e sur n sĂ©ances oĂč lâon dĂ©livre une dose DS. Le taux de survie aprĂšs n sĂ©ances est donnĂ©e par :
0.0001
0.001
0.01
0.1
1
10
0 2 4 6 8 10
Ln
(S)
DOSE (Gy)
TAUX DE SURVIE (FORME LINEAIRE QUADRATIQUE)
0.0001
0.001
0.01
0.1
1
10
0 2 4 6 8 10
Ln
(S)
DOSE (Gy)
TAUX DE SURVIE (FORME LINEAIRE)
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[ ] ( )[ ] ( )
+â â
â +â ââ +â â
â â ====n
DD
nDnDn
DDn
séanceparefractionnéDose eeeSS SSSS
2
22 )(ÎČα
ÎČαÎČα
Sachant que si la dose D est donnée en une seule fois, on a : ( )2DD
efractionnĂ©non eSâ +â â
â = ÎČα
On voit que :
efractionnĂ©nonefractionnĂ© SS â >
Le taux de survie donnĂ© pour une dose fractionnĂ©e est toujours supĂ©rieur au taux de survie pour la mĂȘme dose
mais non fractionnĂ©e. Pour avoir le mĂȘme taux de survie il faut augmenter la dose fractionnĂ©e.
Le graphique ci-dessus rĂ©sume les diffĂ©rences entre une dose D donnĂ©e en une seule fois et la mĂȘme dose D fractionnĂ©e en deux sĂ©ances. La raison de ceci est du Ă la rĂ©paration des lĂ©sions cellulaires sublĂ©tales aprĂšs lâarrĂȘt de lâirradiation. 8- Imagerie mĂ©dicale : Lâimagerie mĂ©dicale est de plusieurs types. Il y a lâimagerie par attĂ©nuation (Radiographie standard et Scanner) et lâimagerie par Ă©mission en mĂ©decine nuclĂ©aire (Scintigraphie, Positon emission Tomography ou PET). 8-1 Radiographie standard :
Câest lâexamen de base pour lâexploration des structures anatomiques. Son principe repose sur la diffĂ©rence dâattĂ©nuation des RX dâun tissu Ă lâautre. Les structures ont de ce fait des opacitĂ©s radiologiques diffĂ©rentes qui se traduisent par des contrastes radiologiques. On dĂ©finit le contraste radiologique par le rapport :
12
12
II
IIC
+
â=
OĂč 1I 2I sont les intensitĂ©s transmises Ă la sortie des structures :
2202
xeII
â ââ = ” et
1101
xeII
â ââ = ”
Taux de survie D : Dose dĂ©livrĂ©e en une ou deux sĂ©ances. D1/2 : MoitiĂ© de D quâon dĂ©livre par sĂ©ances. Dâ : Dose Ă dĂ©livrer durant la deuxiĂšme sĂ©ance pour avoir le taux de survie S1. S1 : Taux de survie pour une dose D dĂ©livrĂ©e en une sĂ©ance. S2 : Taux de survie pour une dose D1/2 dĂ©livrĂ©e en deux sĂ©ances
S2
S1 D1/2 D Dâ Dose (Gy)
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Le contraste dĂ©croĂźt lorsque la tension du tube Ă RX croĂźt. Pour obtenir un contraste suffisant entre la graisse et le muscle, il est nĂ©cessaire dâutiliser des faibles tensions. Il est possible dâobtenir un contraste dit contraste artificiel par des produits iodĂ©s (Ă lâiode) ou barytĂ©s (au baryum) qui permettent dâaugmenter lâattĂ©nuation lĂ ou ils ont Ă©tĂ© injectĂ©s. Le film est sensible aux rayons X et aprĂšs dĂ©veloppement, le noircissement est dâautant plus Ă©levĂ© que la quantitĂ© de rayonnement reçue est Ă©levĂ©e. Le degrĂ© de noircissement est exprimĂ© en densitĂ© optique DO dĂ©finie par :
B
BDO 0log=
OĂč 0B est la brillance Ă lâentrĂ©e du film (celle du nĂ©gatoscope) et B la brillance transmise par le film. Les
densitĂ©s optiques permettant un examen visuel correct sont comprise entre 0,5 et 3. 8-1 TomodensitomĂ©trie TDM : (Prix Nobel 1979, Cormack et Hounsfield) La TDM (improprement appelĂ©e scanner) fournit lâimage dâune coupe du corps Le principe de reconstitution de lâimage est basĂ© sur le calcul des diffĂ©rents coefficients dâattĂ©nuation des structures traversĂ©es. Supposons que le milieu est divisĂ© en 4 structures carrĂ©s de cĂŽtĂ© a de coefficients dâattĂ©nuation ”1, ”2, ”3, ”4.
Sujet image radiante RX Film
Muscle
Os
Air
Rotation RX
Source de RX
DĂ©tecteur de RX (mesure I0)
DĂ©tecteur de RX (mesure I)
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Les quatre coefficients dâattĂ©nuations sont calculĂ©s Ă partir des quatre Ă©quations suivantes :
1
021 ln
1
I
I
aâ =+ ””
2
043 ln
1
I
I
aâ =+ ””
3
031 ln
1
I
I
aâ =+ ””
4
042 ln
1
I
I
aâ =+ ””
On attribue au milieu le plus absorbant (opaque aux RX) le plus faible degrĂ© de noircissement (clair) et au milieu le moins absorbant (transparent aux RX) le degrĂ© de noircissement le plus Ă©levĂ© (noir). En rĂ©alitĂ© on divise lâespace en mailles de 2 mm de cĂŽtĂ© et il y a une rĂ©solution de 128Ă128 pixels. Câest Ă dire 23040 inconnues qui ne peuvent ĂȘtre rĂ©solues que par lâordinateur. 8-2 Scintigraphie :
La scintigraphie est un examen courant en mĂ©decine nuclĂ©aire. Elle repose sur la dĂ©tection des rayonnements Ă©mis par les tissus oĂč il a Ă©tĂ© implantĂ©, de maniĂšre sĂ©lective, des substances radioactives. LâintĂ©rĂȘt de lâisotope radioactif dâun Ă©lĂ©ment est de prĂ©senter les mĂȘmes propriĂ©tĂ©s chimiques que cet Ă©lĂ©ment. Au cours dâune rĂ©action biochimique ou physiologique, les isotopes permettent de suivre le comportement des atomes stables. LâĂ©lĂ©ment radioactif est appelĂ© traceur. Lâiode 131 (131I est Ă©metteur ÎČâ et Îł) et lâiode 123 (123I est Ă©metteur et Îł) sont des traceurs de lâiode naturel 127 (127I naturel et stable). Des fois le traceur est un ensemble composĂ© dâune molĂ©cule appelĂ© vecteur que lâon marque par un atome radioactif appelĂ© marqueur. Nous pouvons citer Ă titre dâexemple :
âą ThyroĂŻde : le traceur est 131I (Iode). âą Poumon : le traceur est 133Xe (XĂ©non). âą CĆur : le marqueur est 113mIn (Indium mĂ©tastable), le vecteur est lâhĂ©matie et le traceur est lâensemble
hĂ©matie marquĂ©e Ă lâindium mĂ©tastable. âą Rein : le marqueur est 99mTc (TechnĂ©tium mĂ©tastable), le vecteur est lâhipuran et le traceur est lâhipuran
marquĂ© au TechnĂ©tium mĂ©tastable. Scintigraphie Ă balayage : Cette technique utilise un collimateur, un scintillateur et un photomultiplicateur solidaire et mobile qui mesure lâactivitĂ© (Ă©mission gamma) dans un petit volume de lâorgane Ă©tudiĂ©. A lâaide dâun balayage, on mesure lâactivitĂ© dans tout lâorgane. Lâimage est reproduite Ă lâaide dâune imprimante qui dessine des bĂątonnets dâautant plus nombreux que lâactivitĂ© dĂ©tectĂ©e est grande.
I0 I0
I0 ””””1 ””””2 I1
I0 ””””3 ””””4 I2 I3 I4
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CamĂ©ra Ă scintillation ou Gamma camĂ©ra : Il n y a pas de balayage. Elle est Ă©quipĂ©e dâun dĂ©tecteur de grande dimension qui dĂ©tecte lâactivitĂ© de tous les points dâune zone de grande dimension. 8-3 Echographie :
Lâonde utilisĂ©e est une onde ultrasonore. Un faisceau dâultrasons est dirigĂ© sur un organe. A chaque interface entre deux milieu diffĂ©rents, il yâa une partie de lâonde qui est rĂ©flĂ©chit (et une autre transmise). Cet Ă©cho est analysĂ© par la sonde rĂ©ceptrice. La position de lâinterface est calculĂ© connaissant la vitesse de lâonde dans les milieux traversĂ©s (dans lâeau 1500m/s). Cette technique, appelĂ©e Ă©chographie type A, permet de mesurer par exemple les dimensions de lâĆil qui serviront aux calculs des dimensions dâun implant.
Photomultiplicateur (PM) Balayage scintillateur Photons Îł
Electronique de Comptage
Imprimante
X, Y Moniteur vidéo
Scintillateur
Ï 25-25cm
19 Ă 37 PM
PM PM PM PM PM PM
Calcul de la position de la scintillation
Peau Gel Sonde
Balayage
de la sonde
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Concernant lâimagerie Ă©chographique ou Ă©chographie type B, on enregistre pour chaque position de la sonde les Ă©chos en les convertissant en distances. Ces positions sont enregistrĂ©es dans une mĂ©moire et visualisĂ©s sous la forme de points brillants dans la direction de la sonde. Un balayage de la sonde permet lâenregistrement dans diffĂ©rentes directions parallĂšles (ou non) et de reconstituer lâimage grĂące aux ordinateurs.
Bibliographie :
1. Biophysique, Physico-chimie/physique PCEM1-PCEM2, J. Magné et R.M. Magné-Marty, édition Ellipse
2. Biophysique des radiations et imagerie médicale, J. Dutreix, A. Desgrez, B. Bok et J. M. Vinot, collection abrégés, édition Masson
3. Physique générale 3, ondes, optique et physique moderne, D.C. Giancoli, édition DeBoeck université. 4. Biophysique PCEM 1, D. Farhi & R. Smadja, édition ESTEM. 5. Biophysique, 2. utilisation médicale des rayonnements, vision, audition, A. Bertrand, D. Ducassou, J.C.
Healey, J. Robert, Ă©dition Masson.
Fin du troisiĂšme chapitre et de lâannĂ©e... alors
Je vous souhaite de brillantes études en médecine