Conception et caractérisation d’un dosimètre à fibrescintillante pour des applications en imagerie

diagnostique et interventionnelle

Thèse

Jonathan Boivin

Doctorat en physiquePhilosophiæ doctor (Ph.D.)

Québec, Canada

© Jonathan Boivin, 2016

Résumé

Cette thèse a pour sujet le développement d’un détecteur à fibre scintillante plastique pour ladosimétrie des faisceaux de photons de basses énergies. L’objectif principal du projet consiste àconcevoir et caractériser cet instrument en vue de mesurer la dose de radiation reçue au coursdes examens d’imagerie diagnostique et interventionnelle. La première section est consacréeà la conception de six différents systèmes et à l’évaluation de leur performance lorsqu’ilssont exposés à des rayonnements de hautes et basses énergies. Tous les systèmes évaluésprésentaient un écart type relatif (RSD) de moins de 5 % lorsqu’ils étaient exposés à des débitsde dose de plus de 3 mGy/s. Cette approche systématique a permis de déterminer que le tubephotomultiplicateur répondait le mieux aux conditions d’exposition propres à la radiologie.Ce dernier présentait une RSD de moins de 1 % lorsque le débit de dose était inférieur à0.10 mGy/s. L’étude des résultats permis également de suggérer quelques recommandationsdans le choix d’un système en fonction de l’application recherchée. La seconde partie concernel’application de ce détecteur à la radiologie interventionnelle en procédant à des mesures dedose à la surface d’un fantôme anthropomorphique. Ainsi, plusieurs situations cliniques ontété reproduites afin d’observer la précision et la fiabilité du détecteur. Ce dernier conserva uneRSD inférieure à 2 % lorsque le débit de dose était supérieur à 3 mGy/min et d’environ 10 %au débit le plus faible (0.25 mGy/min). Les mesures sur fantôme montrèrent une différencede moins de 4 % entre les mesures du détecteur et celles d’une chambre d’ionisation lors dudéplacement de la table ou du bras de l’appareil de fluoroscopie. Par ailleurs, cette différence estdemeurée sous les 2 % lors des mesures de débit de dose en profondeur. Le dernier sujet de cettethèse porta sur les fondements physiques de la scintillation dans les scintillateurs plastiques.Les différents facteurs influençant l’émission lumineuse ont été analysés afin d’identifier leurcontribution respective. Ainsi, la réponse du détecteur augmente de près d’un facteur 4 entreun faisceau de 20 kVp et 250 kVp. De ce signal, la contribution de la fluorescence produitedans la fibre claire était inférieure à 0.5 % lorsque les fibres étaient exposées sur 10 cm pardes faisceaux de 20 à 250 kVp. Le phénomène d’extinction de la fluorescence par ionisation aégalement été étudié. Ainsi, l’atténuation du signal variait en fonction de l’énergie du faisceauet atteignit environ 20 % pour un faisceau de 20 kVp. En conclusion, cette étude suggère queles détecteurs à fibres scintillantes peuvent mesurer avec précision la dose de radiation reçue enimagerie diagnostique et interventionnelle, mais une calibration rigoureuse s’avère essentielle.

iii

Abstract

This thesis deals with the development of a plastic scintillation detector for low energy photonbeams. The main goal of the project consists in the design and characterization of this toolin the aim of measuring the radiation dose involved during diagnostic and interventionalradiology examinations. The first section is devoted to the design of six different systemsand to their performance evaluation when they are exposed to high and low energy radiation.For all photodetectors, the relative standard deviation (RSD) was less than 5% for dose rateshigher than 3 mGy/s. This systematic approach identified the photomultiplier tube as themost appropriate photodetector for radiology specific beam qualities. Indeed, its RSD was lessthan 1% when the dose rate was below 0.10 mGy/s. The result analysis allowed the suggestionof some guidelines for the selection of an appropriate detector for a specific application. Thesecond part was about this detector application to interventional radiology procedures byperforming dose measurements at an anthropomorphic phantom surface. Several clinicallyrelevant setups were reproduced to observe the detector’s accuracy and reliability. The RSDremained under 2% when the dose rate was more than 3 mGy/min and about 10% at the lowestdose rate (0.25 mGy/min). Phantom measurements showed a dose rate difference between thedetector and the ion chamber of less than 4% when moving the table’s height or rotating thefluoroscope gantry. Moreover, this difference was below 2% for depth dose rate measurements.The last subject of this thesis was about the fundamental physics of scintillation within theplastic scintillators. The factors affecting the light emission were analyzed in order to identifytheir respective contribution. The detector’s response increased by a factor of about 4 when thetube potential varied between 20 kVp and 250 kVp. The clear optical response was below 0.5%of the scintillator’s light when the fibers were exposed on 10 cm-long by these beam qualities.The ionization quenching phenomenon was also investigated. The signal attenuation variedwith the beam energy and reached about 20% for a 20 kVp beam quality. In conclusion, thisstudy suggests that the plastic scintillation detectors can accurately measure the radiationdose involved in diagnostic and interventional radiology, but a rigorous calibration is essential.

v

Table des matières

Résumé iii

Abstract v

Table des matières vii

Liste des tableaux xi

Liste des figures xiii

Remerciements xxi

Avant-propos xxv

1 Introduction 11.1 La radiation en radiologie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11.2 Effets des radiations . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41.3 Indices dosimétriques . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 111.4 Appareil de fluoroscopie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 191.5 Dosimètres actuels . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 241.6 Description du projet de recherche . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 28

2 Le dosimètre à scintillation 312.1 Développement du dosimètre à fibre scintillante . . . . . . . . . . . . . . . . 312.2 Physique des scintillateurs organiques . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 322.3 Fluorescence des scintillateurs plastiques . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 362.4 Contamination du signal . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 382.5 Réduction du signal . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 422.6 Propriétés des fibres scintillantes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 472.7 Dosimétrie dans l’air . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 52

3 Modèle de simulation 633.1 Objectif du modèle . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 633.2 Outil de modélisation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 643.3 Description du modèle . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 653.4 Application du modèle . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 693.5 Spectres en photons . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 703.6 Spectres en électrons . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 763.7 Compilation et résultats . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 80

vii

4 Systematic evaluation of photodetector performance for plastic scin-tillation dosimetry 814.1 Résumé . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 814.2 Abstract . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 824.3 Introduction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 824.4 Materials and Methods . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 844.5 Results . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 924.6 Discussion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 964.7 Conclusion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 102

5 Real-time skin dose monitoring in interventional radiology using a plas-tic scintillation detector 1035.1 Résumé . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1035.2 Abstract . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1045.3 Introduction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1055.4 Materials and Methods . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1065.5 Results . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1085.6 Discussion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 113

6 A systematic characterization of the low-energy photon response ofplastic scintillation detectors 1176.1 Résumé . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1176.2 Abstract . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1186.3 Introduction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1196.4 Materials and Methods . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1206.5 Results . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1296.6 Discussion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1326.7 Conclusion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 136

7 Conclusion 1397.1 Retour sur le travail accompli . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1397.2 Retour sur les objectifs du projet . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1407.3 Ouverture . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1437.4 Vers le développement et le déploiement d’un système dosimétrique . . . . . 146

A Efficacité absolue de scintillation 147

B Effet Cerenkov 153

C Extraits de codes du modèle de simulation 159C.1 PrimaryGeneratorAction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 159C.2 SteppingAction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 160C.3 DetectorConstruction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 162

D A novel tool for in vivo dosimetry in diagnostic and interventionalradiology using plastic scintillation detectors 163D.1 Résumé . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 163D.2 Abstract . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 164D.3 Introduction . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 164

viii

D.4 Materials and methods . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 165D.5 Results . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 168D.6 Discussion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 171D.7 Conclusion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 172

Bibliographie 173

ix

Liste des tableaux

1.1 Dose efficace de procédures communes en radiologie diagnostique et interven-tionnelle. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4

1.2 Statistiques sommaires des indices dosimétriques associées aux procédures IGFchez une population adulte, selon les données de l’IAEA (2009).30 Les indicesdosimétriques sont définis à la section 1.3. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7

1.3 Réactions des tissus à une dose de radiation.7 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 91.4 Évolution des facteurs de pondération tissulaires proposés par l’ICRP depuis

1977.51,63,104 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 151.5 Limites de dose recommandées par l’ICRP pour les travailleurs exposés aux

radiations5,63 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 191.6 Équivalents de doses maximums admissibles (EDMA) de rayons X pour les

personnes de 18 ans et plus qui sont directement affectées à des travaux sousrayons X, tels qu’établis par le Règlement d’application de la Loi sur les labo-ratoires médicaux, la conservation des organes et des tissus et la disposition descadavres.112 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 19

1.7 Caractéristiques désirées d’un dosimètre destiné à la radiologie interventionnelle 28

2.1 Caractéristiques physiques des milieux propres à la dosimétrie par scintillation . 512.2 Coefficients d’étalonnage de la chambre primaire XA012483 . . . . . . . . . . . 542.3 Caractéristiques des tubes à rayons X de l’UWADCL, du CNRC et de l’appareil

de fluoroscopie utilisé . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 562.4 Couche de demi-atténuation et énergie moyenne des faisceaux de calibration du

UWADCL, du CNRC et de l’appareil de radiologie interventionnelle . . . . . . 56

3.1 Propriétés des composantes du détecteur à scintillation . . . . . . . . . . . . . . 683.2 Caractéristiques des faisceaux mesurés et simulés . . . . . . . . . . . . . . . . . 753.3 Énergie maximale des électrons du front Compton selon l’énergie du photon

incident . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 80

4.1 Characteristics of Xstrahl 200 beam qualities . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 844.2 Photodetector minimum dose rate (mGy/second) which the coefficient of varia-

tion remains below 1% or 5% for each energy range . . . . . . . . . . . . . . . . 984.3 Guidelines for selecting an appropriate photodetector component for a plastic

scintillation detector . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 99

5.1 Beam parameters for calibration and measurements . . . . . . . . . . . . . . . . 1085.2 Characteristics of available dosimetry detectors . . . . . . . . . . . . . . . . . . 114

xi

6.1 Beam quality characteristics. The parameters were measured directly from theUWADCL or extracted by the X-ray beam spectra.177 . . . . . . . . . . . . . . 123

B.1 Seuil d’énergie minimale pour produire l’effet Cerenkov, ainsi que l’angle depropagation maximal pour certains matériaux diélectriques . . . . . . . . . . . 155

D.1 Orthovoltage and fluoroscope x-ray parameters . . . . . . . . . . . . . . . . . . 169

xii

Liste des figures

1.1 Probabilité de décéder d’un cancer au cours de sa vie en raison d’une irradiationuniforme du corps entier par dose de 1 Gy, ainsi que le facteur de risque nominalde 5 % par sievert appliqué à la population générale,51 données dérivées duTableau 12D-2 du BEIR VII (2006)48. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 6

1.2 Géométrie d’exposition du fluoroscope et points de référence et de conformité. . 12

1.3 Point de référence et point de conformité. Le point de référence IEC est dé-finit par rapport à l’isocentre du système d’imagerie, tandis que le point deconformité FDA est défini par rapport à la position du récepteur d’image. Se-lon l’anatomie du patient, ces points peuvent se retrouver à l’extérieur ou àl’intérieur de celui-ci.108 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17

1.4 Le point de référence et le point de conformité suivent également la rotation dubras. Compte tenu de la variation de l’épaisseur du patient, ces points peuventêtre contenus ou non à l’intérieur du corps. Par ailleurs, la rotation du brasrépartit la distribution de dose sur une plus grande surface.98 . . . . . . . . . . 18

1.5 Système Allura Xper FD10 de Philips, tel qu’utilisé en clinique.115 . . . . . . . 20

2.1 Structure chimique en a), de l’anthracène, et en b), du para-terphényle . . . . . 33

2.2 Niveaux d’énergie des électrons-π d’une molécule organique. L’état fondamentaldu singulet est S0 et ses états excités sont S1, S2 et S3. Les états excités dutriplet sont T1, T2 et T3. Les sous-niveaux vibrationnels sont S00, S01 .. S10, S11

.. etc. Iπ est l’énergie d’ionisation π. Image reproduite de Birks (1964)142 . . . 34

2.3 Spectres d’absorption (lignes pointillées) et d’émission (lignes pleines) du sol-vant de polystyrène (PS), du para-terphényle et du POPOP, image adaptée deOPERA et de Nakamura et coll.155,156 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37

2.4 Signal mesuré dans une fibre de PMMA par rapport à celui des fibres coupléesaux scintillateurs BCF-10, BCF-12 et BCF-60 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41

2.5 Diagramme des niveaux et des transitions dans un centre de luminescence. L’ex-tinction interne se produit dans la région E-F. Image reproduite de Birks (1964)142 43

2.6 Section efficace d’interaction des photons dans le polystyrène pour chacun destypes d’interaction, d’après les informations de la base de données XCOM duNational Institute of Standards and Technology174 . . . . . . . . . . . . . . . . 48

xiii

2.7 Détecteur à scintillation comprenant une fibre claire et une fibre scintillanteenveloppées d’une gaine de polyéthylène et exposées à des rayons X de faibleénergie (20 kV, 185 mA, 8 images superposées). En (a), la marque indique lafibre scintillante de 10 mm ; en (b) on présente un agrandissement de la jonctionoù la gaine a été coupée pour insérer le scintillateur, puis jointe au moyen d’unemixture de peinture acrylique et d’epoxy ; en (c) on observe un agrandissementde l’étroite jonction entre les deux fibres et en (d) se trouve également unagrandissement de l’extrémité de la fibre où la gaine et son embout sont scelléspar cette même mixture. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 49

2.8 Pouvoir d’arrêt collisionnel du polystyrène et des milieux que sont l’air et l’eau 50

2.9 Rapport du pouvoir d’arrêt collisionnel du polystyrène et des milieux que sontl’air et l’eau . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 50

2.10 Portée des électrons dans différents milieux . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 51

2.11 Rapport des coefficients massiques d’absorption en énergie du polystyrène etdes milieux que sont l’air et l’eau . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 52

2.12 Variation du coefficient d’étalonnage NK pour le kerma de l’air de la chambred’ionisation A-12 primaire (XA012483), de la chambre utilisée pour la calibra-tion du détecteur (XA013232), d’une chambre A-12 étalonnée par le manufac-turier, ainsi que d’une autre étalonnée et simulée par Moga (2011)177 . . . . . . 57

2.13 Spectres de photons mesurés à l’UWADCL et simulés par SpekCalc (SC) pourle CNRC et le fluoroscope selon la tension maximale du tube (kVp) pour desfaisceaux de 60 kVp à 120 kVp177 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 58

2.14 Coefficients massiques d’absorption en énergie de l’air, de l’eau et du polystyrèneen fonction de l’énergie du photon incident . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 59

3.1 Projection dans le polystyrène de 100 électrons de différentes énergies cinétiques.Les points jaunes représentent des interactions dans le milieu, tandis que lesflèches indiquent l’échelle, de 1 µm, 100 µm et 1 mm respectivement. . . . . . . 67

3.2 Illustration du détecteur à scintillation lorsqu’il est exposé à un faisceau dirigévers le haut de 10 000 photons de a) 10 keV, c) 100 keV et e) 1 MeV, ainsi quela représentation de leur vue latérale respective . . . . . . . . . . . . . . . . . . 69

3.3 Spectres de photons mesurés et simulés selon la tension maximale du tube (kVp)pour des faisceaux de 20 kVp à 80 kVp177 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 73

3.4 Spectres de photons mesurés et simulés selon la tension maximale du tube (kVp)pour des faisceaux de 100 kVp à 250 kVp177 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 74

3.5 Spectres de photons classés selon la tension maximale du tube (kVp), tels quemesurés par Moga (2011),177 et les spectres d’électrons produits dans le scin-tillateur, tels que simulés par calcul Monte Carlo . . . . . . . . . . . . . . . . . 77

3.6 Spectres de photons classés selon la tension maximale du tube (kVp), tels quemesurés par Moga (2011),177 spectres en photons issus des énergies caracté-ristiques des sources radioactives du 137Cs et du 60Co, ainsi que les spectresd’électrons produits dans le scintillateur, tels que simulés par calcul Monte Carlo 78

3.7 Énergie cinétique moyenne des électrons en fonction de l’énergie des photonsincidents . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 79

xiv

4.1 a) Low energy setup with an x-ray tube mounted on a ceiling rail. The PSD isheld in air at a fixed location. b) High energy setup with the linear acceleratorrotated by 90° and the PSD located at dmax within a plastic water phantom seton a moving cart. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 87

4.2 Taper photograph in a dark room showing the alveolar structure of the ta-per optical fiber bundles. These bundles had a diameter of about 450 µm andcontained thousands of individual fibers having a minimal diameter of 5 µm. . . 89

4.3 Spot on each camera setup for a 120-kVp, 33-mGy/second beam at a 1-secondexposure : a) monochromatic camera ; b) polychromatic camera ; c) taper ca-mera. Direct coupling of the fiber and the taper camera resulted in a flat andbroader spot. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 90

4.4 Scintillator spectra for each energy normalized to the maximum value. For the6-MV and the 23-MV beams, the Cerenkov contamination was subtracted usinga scintillator-free fiber. The five curves overlap, indicating no spectrum depen-dence on beam energy. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 93

4.5 Signal-to-noise ratio (SNR) for a) a 120-kVp orthovoltage unit beam, b) a 220-kVp orthovoltage unit beam, c) a 6-MV linear accelerator beam, and d) a 23-MVlinear accelerator beam. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 94

4.6 a) Photodetector linearity and b) deviation relative to the ionization chambermeasurements under a 120-kVp beam . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 95

5.1 (a) Main components of the PFSD : the 1-cm-long scintillating fiber, the opticalfiber light guide, and the photomultiplier tube (PMT). (b) Fluoroscopy image(64 kVp, 5 mAs) showing the ion chamber along with the PFSD as they werepositioned below the humanoid phantom (c). . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 106

5.2 PFSD response in nC/mGy in function of beam peak energy potential in ac-quisition and fluoroscopy operating modes. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 109

5.3 (a) Fluoroscopy dose rate measured by the ion chamber and evaluated by thefluoroscope plastic water thickness. (b) Deviation between the fluoroscope esti-mate and the ion chamber reference measurements. . . . . . . . . . . . . . . . . 110

5.4 Relative standard deviation (RSD) of the plastic scintillation detector relativeto dose rate. The RSD remained below 2% for dose rates commonly met influoroscopically guided interventional procedures (5-100 mGy/min). . . . . . . . 111

5.5 Air kerma dose rate measured by the ion chamber and plastic scintillation de-tector and evaluated by the fluoroscope while the table was lifted. The imagereceptor was located either at maximum SID of 123 cm (fix) or touching thephantom surface (mov). The vertical line indicates the table height at the refe-rence point, 91 cm above the floor. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 112

5.6 Dose rate measured when rotating the gantry along the (a) cranial-caudal axisand (b) the LAO-RAO axis. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 113

6.1 Emission spectra of the 3 scintillating fibers used in this work. The spectra arenormalized on the area under the curve. Their peak wavelengths are reportedas 432 nm (BCF-10), 435 nm (BCF-12), and 530 nm (BCF-60). These spectraand properties were found in the manufacturer brochure.228 . . . . . . . . . . . 121

6.2 PSD held in air 1 meter from the source. The rings on the fibers indicate thescintillator’s central position. The field was considered homogeneous within thePMMA frame. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 122

xv

6.3 Measured air-kerma rates for the UWADCL X-ray beams and 137Cs photonbeams measured with ionization chambers (left scale) and the current signalfrom the PMT when connected to the BCF-60 PSD (right scale). The 60Comeasurements are not shown because they were higher by one order of magni-tude, i.e. 2280 nA. Note : for ease of interpretation, the points are connected,but the beam qualities are not directly related to each other. . . . . . . . . . . 130

6.4 Measured sensitivity (εmeasλ ) for every beam quality for the 3 different scintilla-

ting fibers and the PMMA fiber. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1316.5 Ratio of the energy absorbed within the scintillator volume to the dose in air.

The black curve is the mass energy-absorption coefficient of polystyrene andair [µen/ρ]polystyreneair obtained from the NIST databases. The dashed curve la-beled "Spectra" is this coefficient applied to the beam spectra, while the Spec-tra Psheath curve accounts for attenuation in the polyethylene sheath. The MCcurve is the air kerma within the scintillator as described by the Monte Carlosimulations. The lower curves show the 3 scintillators’ responses, εmeas

λ , norma-lized to 60Co measurements. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 132

6.6 dL/dx applied directly with the electron mass stopping power to the polystyrenerelative to the electron energy, the α(E) parameter with respect to electronenergy, and the PSD inherent sensitivity evaluated for the secondary electronsset into motion by an incident monochromatic photon beam αν or for a photonbeam of a given spectrum αλ. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 133

6.7 αλ parameter evaluated by the spectral analysis (αspλ ), the Monte Carlo simula-tion (αMC

λ ), 3 kB values from the Birks model (αBλ ), and an energy-dependentkB value (αλ from kB(Emean)). . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 134

6.8 kB parameter variation to fit the αBλ to both αspλ and αMCλ . Three kB values

were also specified as a step function, and an energy-dependent kB value wasidentified . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 135

A.1 Transfert d’énergie dans un solvant plastique contenant un scintillateur et undéplaceur de longueur d’onde . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 149

B.1 Représentation de l’effet Cerenkov par une particule chargée suivant une tra-jectoire rectiligne x à une vitesse v dans un milieu diélectrique d’indice deréfraction n. Au temps t0, la particule est au point A et un front d’onde estémis de façon uniforme. Après un temps t, la particule est au point B et unsecond front d’onde est émis. Au temps 2t, la particule est en C. Les frontsd’onde émis en A et B subissent des interférences constructives en direction de θ. 154

D.1 Plastic scintillation detector using a photomultiplier tube . . . . . . . . . . . . 166D.2 Relative standard deviation for every PSD photodetectors when exposed to

120 kVp beam on an orthovoltage unit . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 169D.3 PSD spectrum at every energy potential. The Cerenkov contamination is shown

for high energy beams. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 170D.4 Depth dose measured by the PMT-PSD and the calibrated ion chamber when

exposed to a fluoroscopy beam . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 171

xvi

À ma mère, Aline

xvii

I did not think ; I investigated.I assumed that the effect musthave come from the tube, sinceits character indicated that itcould come from nowhere else.I tested it. In a few minutes therewas no doubt about it. Rays werecoming from the tube which hada luminescent effect upon thepaper. I tried it successfully atgreater and greater distances,even at two metres. It seemed atfirst a new kind of invisible light.It was clearly something new,something unrecorded.

Wilhelm Röntgen, "The NewMarvel in Photography", par

H. J .W. Dam, McClure’s, Vol. 6,No. 5 (Avril 1896), p. 416

xix

Remerciements

Je souhaiterais remercier tous ceux et celles qui ont cru en moi et en mon projet. Je n’auraisjamais pu réaliser ce doctorat sans l’apport de certaines personnes qui ont énormément comptépour moi. Je remercie d’abord et avant tout mon directeur, le professeur Luc Beaulieu, quia accepté de me diriger tout au long de mes recherches. Luc a toujours su tirer le meilleurde ses étudiants et leur permettre d’aller au bout d’eux-mêmes, de se dépasser. Il a su metransmettre cette force et ce désir de faire mieux, cette rigueur et ces attentes envers soi-même. Je garderai de bons souvenirs de sa supervision et de son enseignement, même siparfois l’on eut un peu de mal à s’entendre et à se comprendre ! Je remercie du même coup moncodirecteur, Maxime Guillemette, qui m’a toujours appuyé dans mes démarches et inspiré dansmes recherches. Maxime a été celui qui mis le Ph dans PhD, en m’invitant à me questionnersur les raisons, le contexte et la nature philosophique de mes recherches. Je le remercie pour sesconseils, mais surtout pour ses questions. Ce trio ne serait complet sans remercier le professeurSam Beddar, le père des fibres scintillantes. Je le remercie de m’avoir permis de suivre ses traceset de développer plus loin ses idées et ses initiatives. J’aurai beaucoup apprécié son expérienceet sa sagesse et je garderai toujours en tête nos rencontres, dont cette visite der Rathskeller.

Je remercie l’équipe de professeurs de physique médicale, le professeur Louis Archambaultet le professeur Philippe Després, pour leur inspiration et leurs efforts de valorisation de larecherche à Québec. J’espère avoir la chance de collaborer à certains de vos projets futurs simon occupation me le permet. Merci également d’avoir participé à mes différentes évaluations,ainsi qu’à ma soutenance. À ce sujet, je veux remercier spécialement mon évaluateur externe,M. Sylvain Deschênes, d’y avoir participé et d’avoir amené un regard nouveau sur mes travaux.

Merci également à ceux et celles qui m’ont inspiré au cours de ma maîtrise et m’ont invité àpoursuivre mes recherches au doctorat, Mrs. Nada Tomic et Mr. Slobodan Devic, de l’Hôpitalgénéral juif de Montréal. C’est avec vous que j’ai découvert et appris à aimer la rechercheet je vous le dois bien aujourd’hui. Merci aussi à M. Robert Ouellet avec qui j’ai naviguésur plusieurs mers professionnelles. J’espère avoir la chance de partager encore de nombreuxprojets et bénéficier de ton expérience sans limites.

Je remercie également ceux avec qui j’ai eu le plaisir de collaborer au Wisconsin. D’abord,l’équipe de Standard Imaging qui m’a accueilli et permis de connaître le monde de l’industrie

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et la recherche et développement, principalement Mr. Dan Schmidt et Mr. Chris Bonde. Merciaussi à l’équipe de l’UWADCL qui m’ont offert la chance de visiter leur laboratoire de cali-bration et de mener des expériences qui m’ont été inestimables. Merci à Mr. Larry A. DeWerdpour son invitation et particulièrement à Mr. John A. Micka et à Mr. Wesley S. Culbersonpour leur collaboration à mes projets.

Je tiens également à remercier les travailleurs de l’ombre qui ont évalué, corrigé, amélioré mestravaux et leur ont permis d’être reconnus et publiés. J’entends pas là mes coauteurs, maiségalement le service d’édition scientifique du MD Anderson et Mrs. Amy Ninetto, les éditeursdes journaux Medical Physics et Physics in Medicine and Biology, ainsi que les critiques etrelecteurs de ces revues. Merci au service de gestion des études, à Mme. Carole Germain et auxmembres de la FESP qui m’ont accompagné dans mes démarches. Merci à M. Laurent Drissen,directeur des programmes de 2e et 3e cycle de m’avoir permis de défendre ma thèse et d’avoiraccepté de présider la soutenance. Merci à l’Université Laval et au CHU de Québec - UniversitéLaval dans son ensemble. Je remercie également les organismes provinciaux et fédéraux qui ontsubventionné mes études, les fondations, les organismes subventionnaires et particulièrementles citoyens qui contribuent par leur don à financer la recherche contre le cancer. Sans cetapport, rien de ceci n’aurait été possible. Ce sera maintenant à mon tour d’y contribuer.

Je veux également remercier l’ensemble des physiciens médicaux et le personnel du départe-ment de radio-oncologie du CHU de Québec - Université Laval. J’ai eu beaucoup de chancede pouvoir compter sur une équipe aussi généreuse et dévouée envers des étudiants qui inves-tissent pourtant leurs lieux de travail en empruntant leurs équipements. Malgré votre horaireet vos responsabilités, vous arriviez toujours à partager votre temps et vos connaissances afinde contribuer à notre apprentissage. Merci également de m’avoir accueilli parmi vous, de mefaire confiance aujourd’hui. Merci particulièrement à M. Mario Chrétien et M. Carl Côté pourleur patience infinie et leur soutien à mon égard.

Le doctorat est généralement perçu comme un accomplissement scientifique, où les travauxd’un étudiant chercheur contribuent à la somme des connaissances et du savoir humain. Maisc’est également une réussite personnelle, une étape de vie laborieuse et éprouvante certes, maisdont les rencontres et les amitiés ont permis de profiter et de tenir le coup. Étant resté uncertain temps, j’ai eu la chance de connaître de nombreux étudiants qui m’ont tous marquéà leur manière. De collègues de bureau à compères de bars, de partenaires de mesure à co-locs de congrès, je ne peux que m’incliner devant mes amis et mes pairs qui ont rendu monexpérience de doctorat aussi extraordinaire. Ainsi, pour ne nommer que quelques-uns, mes co-locataires de bureau Romain, Éric, Daniel et Yohan, puis Mathieu, Louis-Philippe, Alexandra.Clin d’œil à François Lessard et François Therriault-Proulx. Sans oublier les autres, Audrey,Marie-Chantal, Sharlie, Jeff, Cédric, Julia, Andrea, Emmanuel et au loin Dmitri ! Et ceux quej’espère garder tout près dans Limoilou, Pat, Oli et Mady ! Je n’oublierai jamais les souvenirsen compagnie des Bretons en visite, Yannick, Laeti et Marion. J’espère avoir la chance de

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découvrir votre pays comme vous avez découvert le nôtre ! Je m’ennuie également de mes amisqui ont entrepris leur doctorat au loin, Charles-Antoine et Émilie, il me tarde de refaire les400 coups au Sacrilège en attendant les réponses de l’AAPM ! Je tiens également à remercierspécialement mes deux consœurs de galère qui ont partagé mon bureau la majeure partie de cepériple, Marie-Ève et Pat. Sans cette amitié, cette complicité, ces folies et ces crises, sans vousje n’y serais jamais arrivé. Mes meilleurs souvenirs sont parmi vous. Merci aussi à Ophélied’avoir toujours cru en moi et de m’avoir poussé à persévérer, malgré mes craintes et mesinquiétudes. Je ne l’oublierai jamais et compte sur moi pour te rendre la pareille. Merci à toiet merci à chacun d’entre vous.

Merci également à mes proches, à mes amis de m’avoir supporté durant tout ce temps, dem’avoir accepté, de m’avoir compris, même si je n’avais qu’un seul sujet de conversation.Heureusement que vous étiez là pour dédramatiser, pour m’encourager et pour partager unebière.

Merci finalement à ma famille, à ma mère, Aline, de m’avoir soutenu et appuyé tout au longde ce parcours. Je conçois que ce n’est pas facile un fils qui refuse de quitter l’école, mais jevois en toi l’amour et la fierté ; c’est grâce à toi si je suis là aujourd’hui.

Merci à tous ceux que j’ai pu oublier, à ceux qui ont cru en moi et merci à vous, lecteur, quia pris la peine de lire ceci. Ultimement, c’est pour vous que tout ceci a été fait.

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Avant-propos

Cette thèse est constituée de trois articles et d’un acte de conférence scientifique. Les in-formations qui suivent décrivent l’état des publications, les modifications attendues et lesrenseignements sur les coauteurs, de même que leur rôle dans la préparation de chaque article.

Chapitre 4 : Systematic evaluation of photodetector performance for plastic scintillationdosimetryJonathan Boivin1, Sam Beddar2, Maxime Guillemette3 et Luc Beaulieu1

1 Département de Physique, de Génie physique et d’Optique, et Centre de recherche sur lecancer, Université Laval, Québec, Québec, Canada et Département de Radio-Oncologie et Axeoncologie du Centre de recherche du CHU de Québec, CHU de Québec - Université Laval, Qué-bec, Québec, Canada2 Department of Radiation Physics, University of Texas, MD Anderson Cancer Center, Hous-ton, Texas, USA3 Département de Physique, de Génie physique et d’Optique, Université Laval, Québec, Qué-bec, Canada and Institut Universitaire de Cardiologie et de Pneumologie de Québec, Québec,CanadaÉtat : Cet article a été publié dans Medical Physics, Vol. 42, No. 11 : 6211 - 6220, Novembre,2015.1

Contribution : Dans le cadre de cet article, j’ai procédé à l’élaboration du plan de rechercheet du protocole de mesure. J’ai également effectué les mesures, analysé les résultats et accomplila rédaction de l’article. Tous les coauteurs ont participé à l’élaboration du plan de recherche,à l’analyse des résultats et ont pris part à la révision du manuscrit.

Chapitre 5 : Real-time skin dose monitoring in interventional radiology using a plastic scin-tillation detectorJonathan Boivin1, Sam Beddar2, Maxime Guillemette3 et Luc Beaulieu1

1 Département de Physique, de Génie physique et d’Optique, et Centre de recherche sur lecancer, Université Laval, Québec, Québec, Canada et Département de Radio-Oncologie et Axeoncologie du Centre de recherche du CHU de Québec, CHU de Québec - Université Laval, Qué-bec, Québec, Canada

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2 Department of Radiation Physics, University of Texas, MD Anderson Cancer Center, Hous-ton, Texas, USA3 Département de Physique, de Génie physique et d’Optique, Université Laval, Québec, Qué-bec, Canada and Institut Universitaire de Cardiologie et de Pneumologie de Québec, Québec,CanadaÉtat : Cet article est en préparation en vue d’une soumission prochaine à Medical Physics.Contribution : Dans le cadre de cet article, j’ai procédé à l’élaboration du plan de rechercheet du protocole de mesure. J’ai également effectué les mesures, analysé les résultats et accomplila rédaction de l’article. Tous les coauteurs ont participé à l’élaboration du plan de recherche,à l’analyse des résultats et ont pris part à la révision du manuscrit.

Chapitre 6 : A systematic characterization of the low-energy photon response of plasticscintillation detectorsJonathan Boivin1, Sam Beddar2, Chris Bonde3, Daniel Schmidt3, Wesley Culberson4, MaximeGuillemette5 et Luc Beaulieu1

1 Département de Physique, de Génie physique et d’Optique, et Centre de recherche sur lecancer, Université Laval, Québec, Québec, Canada et Département de Radio-Oncologie et Axeoncologie du Centre de recherche du CHU de Québec, CHU de Québec - Université Laval, Qué-bec, Québec, Canada2 Department of Radiation Physics, The University of Texas MD Anderson Cancer Centerand The University of Texas Graduate School of Biomedical Sciences at Houston, Houston,TX 77030, USA3 Standard Imaging Inc., Middleton, Wisconsin, USA4 Medical Radiation Research Center, University of Wisconsin, Madison, Wisconsin, USA5 Département de Physique, de Génie physique et d’Optique, Université Laval, Québec, Québec,Canada et Institut Universitaire de Cardiologie et de Pneumologie de Québec, Québec, CanadaÉtat : Cet article a été accepté pour publication dansl le journal Physics in Medicine andBiology.Contribution : Dans le cadre de cet article, j’ai procédé à l’élaboration du plan de rechercheet du protocole de mesure. J’ai également effectué les mesures, analysé les résultats et accomplila rédaction de l’article. Luc Beaulieu et Sam Beddar ont également participé à l’élaboration duprotocole de mesure, ainsi qu’a la prise de mesures. Tous les coauteurs ont participé à l’élabo-ration du plan de recherche, à l’analyse des résultats et ont pris part à la révision du manuscrit.

Annexe D : A novel tool for in vivo dosimetry in diagnostic and interventional radiologyusing plastic scintillation detectorsJonathan Boivin1, Sam Beddar2, Maxime Guillemette3 et Luc Beaulieu1

1 Département de Physique, de Génie physique et d’Optique, et Centre de recherche sur le

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cancer, Université Laval, Québec, Québec, Canada et Département de Radio-Oncologie et Axeoncologie du Centre de recherche du CHU de Québec, CHU de Québec - Université Laval, Qué-bec, Québec, Canada2 Department of Radiation Physics, The University of Texas MD Anderson Cancer Centerand The University of Texas Graduate School of Biomedical Sciences at Houston, Houston,TX 77030, USA3 Département de Physique, de Génie physique et d’Optique, Université Laval, Québec, Qué-bec, Canada and Institut Universitaire de Cardiologie et de Pneumologie de Québec, Québec,CanadaÉtat : Cet article a été publié dans la série IFMBE Proceedings du World Congress on Me-dical Physics and Biomedical Engineering, Vol. 51 : 680-684, Juin 2015.2

Contribution : Dans le cadre de cet article, j’ai procédé à l’élaboration du plan de rechercheet du protocole de mesure. J’ai également effectué les mesures, analysé les résultats et accomplila rédaction de l’article. Tous les coauteurs ont participé à l’élaboration du plan de recherche,à l’analyse des résultats et ont pris part à la révision du manuscrit.

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Chapitre 1

Introduction

1.1 La radiation en radiologie

Le risque associé à l’exposition aux radiations constitue une préoccupation actuelle et crois-sante dans le milieu de la santé.3–5 Cette question reçoit une attention particulière en radio-thérapie et en curiethérapie en raison des fortes doses impliquées. En effet, il n’est pas rareque des effets secondaires ou des lésions apparaissent au cours de la période de traitement,compromettant parfois sa poursuite. Ainsi, ce risque doit est considéré lors de la planificationde traitement. De tels événements surviennent moins fréquemment en radiologie et l’on pour-rait croire que le risque associé à l’imagerie médicale est négligeable. Il est vrai que certainesprocédures, comme la radiographie, impliquent une dose ne représentant qu’une fraction del’exposition naturelle annuelle. Cependant, un examen CT ou une procédure de radiologieinterventionnelle guidée par fluoroscopie (IGF) peut induire une dose efficace de plusieursmillisievert, voire plusieurs dizaines de millisievert.6 Tandis qu’un examen CT distribue sonexposition sur une grande surface, les procédures IGF disposent d’un faible nombre d’inci-dences, concentrant l’exposition sur quelques dizaines de centimètres carrés, principalementdans le dos du patient. De plus, la basse énergie du faisceau ne permet pas d’épargner la peauet celle-ci peut absorbée une dose de plusieurs gray au cours de l’intervention, soit un niveaucomparable à une séance de radiothérapie.7–9 Une telle dose peut être atteinte en à peinequelques minutes d’exposition. Malgré cela, aucun système de mesure n’assure, de façon spé-cifique et instantanée, la surveillance de la dose reçue par le patient durant la procédure.10,11

En effet, les paramètres dosimétriques disponibles s’appuient sur les caractéristiques du fais-ceau généré ou sur la mesure d’une chambre à transmission et ne tiennent pas compte del’incidence du faisceau, ni de la taille et de la position du patient. Ainsi, l’appareil échoue àrenseigner adéquatement le médecin interventionniste sur la dose réelle reçue par le patient. Enconséquence, la dose à la peau peut dépasser le seuil d’occurrence des effets déterministes sansêtre détectée. De plus, une valeur imprécise de la dose peut nuire à l’évaluation continue desrisques et des bénéfices, induisant potentiellement le médecin en erreur.6,12 La dose absorbée

1

par les organes demeure également une donnée inconnue. On aurait pourtant tort de négligerla distribution de dose à l’intérieur du corps du patient, considérant la sensibilité des tissusexposés. D’ailleurs, l’évaluation de la dose provenant d’un rayonnement de basse énergie dansun corps inhomogène est une question récemment soulevée dans le cas de la curiethérapie.13

Bien que la dose aux organes ne puisse être mesurée directement, son évaluation est possibleau moyen d’outils de calcul s’appuyant sur la mesure précise de la dose à la peau.14–18 Ainsi,cette donnée présente une valeur certaine dans l’évaluation des risques liés à la procédure.La radiologie, et en particulier la radiologie interventionnelle, constitue donc un vaste champd’intérêt pour la dosimétrie à basses énergies.

1.1.1 Définition de la radiologie interventionnelle

La radiologie interventionnelle est une spécialité comprenant un ensemble de procédures diag-nostiques et d’interventions thérapeutiques minimalement invasives guidées par imagerie.19,20

La première intervention guidée par fluoroscopie est pratiquée en 1964 par le Dr Charles Dot-ter, considéré comme le père de la radiologie interventionnelle.21,22 Le Dr Dotter parvint àdilater la sténose de l’artère fémorale d’une femme de 82 ans qui refusa l’amputation de sajambe. Ainsi, dès l’origine, la radiologie interventionnelle définissait les interventions guidéespar fluoroscopie, principalement celles impliquant les vaisseaux sanguins. Ce n’est que desannées plus tard que cette définition fut élargie pour inclure le CT, ainsi que des modalitésd’imagerie non ionisantes, les ultrasons et l’IRM.

1.1.2 Définition des procédures interventionnelles guidées par imagerie

Dans la Publication 85 de l’International Commission on Radiological Protection (ICRP),l’organisme emploi l’expression suivante pour définir les procédures interventionnelles guidéespar fluoroscopie (IGF).

« Procédures comprenant des interventions guidées diagnostiques et thérapeu-tiques, par voie percutanée ou autre, habituellement accomplies sous anesthésielocale et/ou sédation, en utilisant l’imagerie fluoroscopique pour localiser la lé-sion/site de traitement, surveiller la procédure et contrôler et documenter le trai-tement. »23

Cette définition délimite un champ de la radiologie interventionnelle aux procédures requérantl’emploi du fluoroscope afin de guider l’intervention. Bien que son intention puisse être diag-nostique, la procédure est invasive et nécessite une certaine anesthésie. Il est alors nécessairede justifier cliniquement cette intervention en démontrant que les approches non invasivessont inadéquates. L’intervention est appropriée si les bénéfices attendus sur la santé excèdentles conséquences négatives par une marge suffisante.24,25 Cette analyse risque-bénéfice doittoutefois comprendre les risques liés aux radiations pour le patient et le personnel.23,26 Ladémonstration est facilitée lorsque l’intention est thérapeutique et justifiée par la condition

2

du patient. L’aspect thérapeutique ne signifie pas que les radiations sont utilisées dans le butd’affecter les tissus comme en radiothérapie ou en curiethérapie, mais bien que le médecininterventionniste se sert du guidage par imagerie pour manœuvrer et activer ses instrumentsdans l’objectif de réaliser un traitement. Par ailleurs, le passage d’une procédure diagnostiqueà thérapeutique est fréquemment franchi en fonction des observations acquises au cours de laprocédure elle-même. Il ne faut toutefois pas croire qu’une session aux visées uniquement diag-nostiques implique une dose négligeable par rapport à une procédure thérapeutique. Certes,une procédure diagnostique est généralement plus courte et la dose est proportionnelle autemps d’exposition, mais ce n’est pas le seul facteur duquel elle dépend. D’autre part, lesradiations ne sont pas le seul risque auquel les patients et le personnel sont exposés. Porterexclusivement l’attention sur des mesures de radioprotection peut poser un risque additionneldans certaines situations. Par exemple, se tenir à distance du patient ou se munir de gantsplombés peut réduire la dextérité et allonger la durée de l’exposition. Le responsable de la ra-dioprotection doit donc tenir compte de la réalité clinique lorsqu’il émet, interprète et appliqueles recommandations.

1.1.3 Interventions

La dose de radiation reçue par le patient dépend de nombreux facteurs, dont les connaissances,l’habileté et l’expérience du médecin interventionniste,26,27 ainsi que le degré de complexitéde la procédure.28–32 Elle dépend également des caractéristiques du patient et de la lésion.Les médecins interventionnistes pratiquent une quarantaine de procédures IGF sur l’ensembledes systèmes du corps humain.27,33 Bien qu’elles soient distribuées entre plusieurs spécialitésmédicales (angio, neuro, orthopédie, etc.), les procédures IGF sont particulièrement présentesen cardiologie. Parmi celles-ci, la coronarographie (ou angiographie coronarienne) est un exa-men diagnostic permettant de visualiser les artères du cœur au moyen d’un agent de contrasteiodé injecté via un cathéter. La procédure devient une intervention coronarienne percutanée(Percutaneous coronary intervention, PCI) ou angioplastie lorsque le cathéter applique untraitement, par exemple, le déploiement d’un ballon ou la mise en place d’une endoprothèse.Aux États-Unis, on estime qu’en 2010, il s’est pratiqué 954 000 interventions coronariennespercutanées et 1 029 000 coronarographies. Par ailleurs, 97 000 patients ont reçu une procé-dure d’implantation d’un défibrillateur et 370 000 un stimulateur cardiaque.34 Il existe unevaste littérature rapportant la dose de radiation reçue par le patient au cours d’une procédured’angiographie coronarienne8,35,36 ou d’une intervention coronarienne percutanée.8,9,27,36–40

Le Tableau 1.1 présente les différents paramètres dosimétriques de ces procédures, tel quepréparé par le rapport 168 du NCRP (2010) à partir des données de Balter (2008) et de AIEA(2009).6,28,30

3

Tableau 1.1 – Dose efficace de procédures communes en radiologie diagnostique et interven-tionnelle.

Examen Dose efficacereprésentative (mSv)

Plage de dose efficace(mSv)

Radiographie du thorax PA et latérale 0,1 0,05 - 0,24CT thorax 7 4 - 18CT coronarien 16 5 - 32Coronarographie 7 2 - 16Intervention coronarienne percutanée 15 7 - 57

1.2 Effets des radiations

L’utilisation des radiations en radiologie interventionnelle est cliniquement justifiée et faitpartie des risques liés à la procédure. Cependant, les doses déposées sont substantielles etnettement plus élevées qu’en radiographie diagnostique. Bien que la dose efficace déposée parun examen CT soit du même ordre, la surface exposée par un fluoroscope est moindre etl’énergie du faisceau est plus basse. Par conséquent, la dose maximale atteinte à la surface dela peau peut atteindre plusieurs gray au cours de l’intervention.9 Ainsi, en plus des risquesassociés à l’intervention elle-même, le patient est susceptible de développer certains effetsdéterministes et stochastiques induits par les radiations. Par ailleurs, le personnel opératoiren’est pas à l’abri de ces effets. La connaissance des principes de radioprotection, la formationet l’adoption de bonnes pratiques de travail peuvent toutefois limiter les risques professionnelsde l’exposition aux radiations.12,41–47 Les objectifs de réduction de dose pour les procéduresFGI partagent ceux de la radiologie diagnostique : minimiser les risques stochastiques tout enprocurant des images de qualité. Toutefois, les procédures FGI doivent également composeravec les objectifs supplémentaires, tels que faciliter l’accomplissement de la procédure et éviterles effets déterministes.6

1.2.1 Analyse des risques et des bénéfices

La décision d’avoir recours à une procédure de radiologie interventionnelle impliquant l’usagede rayonnement ionisant doit reposer sur une analyse des risques et des bénéfices. Si dispo-nible, une alternative moins invasive peut être privilégiée. Ainsi, un examen CT avec agent decontraste pourrait être suffisant pour observer l’état d’un anévrisme sans devoir recourir à uneartériographie requérant l’insertion d’un cathéter. De même, une sonde à ultrasons pourraitconvenir pour guider l’insertion d’une aiguille à biopsie. Les mesures de réduction de dosedoivent respecter le principe ALARA, pourvu que la sécurité du patient ne soit pas compro-mise. Malgré ces précautions, le patient risque d’être affecté par les effets stochastiques etdéterministes induits par les radiations.

4

1.2.2 Effets stochastiques

Les effets déterministes sont généralement plus préoccupants pour le patient que les effetsstochastiques (développement d’un cancer radio induit), car ces derniers ne se manifestentpas avant plusieurs années et que les patients subissant ce type d’intervention sont pour laplupart âgés et susceptibles de décéder avant de développer ces effets. Les effets stochastiquesprésentent un risque plus important pour les patients pédiatriques en raison de leur espérancede vie accrue et de leur plus grande sensibilité aux effets induits par les radiations. En effet,le risque stochastique chez un enfant est cinq fois plus élevé que celui d’un adulte de 60 ans.48

Le risque est également plus élevé chez les femmes que chez les hommes, tel que représentépar la Figure 1.1 provenant du septième rapport sur les effets biologiques des rayonnementsionisants (BEIR VII), lequel décrit le risque de décéder d’un cancer attribuable aux radiationspar tranche de 1 Gy à l’ensemble du corps, en fonction de l’âge au moment de cette irradiation.Ces statistiques sont basées sur l’étude de la durée de vie (Life Span Study, LSS) des survi-vants des bombardements atomiques d’Hiroshima et de Nagasaki entreprise en 1950. Cetteétude regroupa 120 000 sujets dont 94 000 ont été exposés aux radiations. Cette populationprésente cependant quelques biais, dont le fait que l’étude s’est amorcée 5 années après lesbombardements et que les survivants devaient donc être en meilleure condition que ceux quiont péris dans les années précédentes (biais du survivant). Un autre biais est la plus grandeprévalence du tabagisme chez les hommes (85 %) que chez les femmes (16 %) ayant participéà l’étude. En tenant compte de cet effet, la différence de sensibilité aux radiations des hommeset des femmes diminue substantiellement.48,49 Contrairement à l’exposition à un bombarde-ment nucléaire, les procédures IGF n’impliquent pas une irradiation complète et instantanéedu corps. On doit plutôt considérer la dose à l’organe exposé pour déterminer le risque quecelui-ci développe un cancer. Par exemple, Hidajat et coll. ont évalué la dose reçue à diversorganes au cours de procédures de chimioembolisation. Ils évaluent que le risque de développerun cancer fatal dû à l’irradiation est de l’ordre de 10−4, tandis que le risque d’induire des ma-ladies génétiques sévères est plutôt de l’ordre de 10−5.50 Miksys et coll. présentent égalementune méthode pour estimer la dose efficace de patients pédiatriques au moyen de fantômes an-thropomorphiques. Dans ces deux cas, la transition de la dose mesurée vers le risque de cancerrepose sur des coefficients de risque par dose absorbée48,51 et non sur le suivi de patients. Parailleurs, les patients recevant une procédure IGF peuvent être en moins bonne santé que lapopulation générale, ce qui introduit des incertitudes dans le calcul de probabilité d’un cancerradio-induit.6

1.2.3 Effets déterministes

Les lésions induites par les radiations ont été largement documentées et sont reconnues commeune complication potentielle des procédures IGF.23,52–54 Ces effets déterministes sont extrême-ment rares en procédure diagnostique où le risque principal demeure les effets stochastiques.

5

0 10 20 30 40 50 60 70 800

5

10

15

20

Âge à l’irradiation (ans)

Pro

babi

lité

de c

ance

r fa

tal (

% p

ar G

y)

Hommes

Femmes

5 %

Figure 1.1 – Probabilité de décéder d’un cancer au cours de sa vie en raison d’une irradiationuniforme du corps entier par dose de 1 Gy, ainsi que le facteur de risque nominal de 5 % parsievert appliqué à la population générale,51 données dérivées du Tableau 12D-2 du BEIR VII(2006)48.

Toutefois, des lésions peuvent survenir si l’appareil est utilisé de façon inappropriée, s’il pré-sente une défaillance ou si une région du corps est exposée à plusieurs reprises sur une courtepériode.55 En dehors de ces circonstances exceptionnelles, la littérature ne présente pas destatistiques significatives sur l’incidence de ces événements. Le développement d’effets déter-ministes est toutefois un enjeu lors des procédure thérapeutique, car la dose induite y est plusimportante.52,56–61 L’Agence internationale de l’énergie atomique (IAEA) a rassemblé plu-sieurs études multinationales de l’évaluation des doses de radiation associées aux procéduresIGF. Le Tableau 1.2 présente la distribution des procédures selon la dose minimale impli-quée. Les paramètres dosimétriques mentionnés sont décrits à la section 1.3. Le nombre deprocédures est mentionné pour chaque catégorie, car ces données regroupe plusieurs étudesévaluant différents paramètres. À la lecture de ce tableau, on constate que près de la moi-tié des procédures PCI impliquent une dose supérieure à 2 Gy, ce qui correspond au seuild’apparition des effets déterministes.62 En raison du grand nombre de procédures IGF diffé-rentes, la présentation de données globales est peu représentative des doses impliquées danscertaines procédures. Ainsi, l’implantation d’un cathéter à chambre implantable (chest port),par exemple, nécessite de courtes expositions aux rayons X, induisant une dose cumulative de51 mGy en moyenne.33 Certaines procédures IGF impliquent une dose nettement plus élevée.C’est le cas notamment des procédures de neuroembolisations cérébrales et de la colonne ver-tébrale, où la dose cumulative atteint en moyenne 3,8 Gy et 5,5 Gy respectivement, mais peutparfois dépasser 10 Gy.27 L’implantation d’un shunt intra-hépatique par voie transjugulaire

6

Tableau 1.2 – Statistiques sommaires des indices dosimétriques associées aux procédures IGFchez une population adulte, selon les données de l’IAEA (2009).30 Les indices dosimétriquessont définis à la section 1.3.

Pourcentage des procédures dontl’indice dosimétrique est inférieur

Nb. de procédures 10 % 25 % 50 % 75 % 95 %CoronarographieTemps de fluoroscopie (min) 1826 2,1 3,1 5,2 8,7 19,1PKA(Gy cm2) 2265 13,8 20,8 31,8 49,4 96,6Ka,r(Gy) 830 0,3 0,5 0,7 1,0 1,7

PCITemps de fluoroscopie (min) 916 4,5 6,8 11,7 19,8 40,6PKA(Gy cm2) 1027 18,8 29,9 53,3 98,4 201,1Ka,r(Gy) 200 0,6 1,1 1,9 3,0 6,4

(transjugular intrahepatic portosystemic stent, TIPS) implique également une dose de radia-tion élevée, avec une dose cumulative moyenne de 2,7 Gy. Il en va de même pour le traitementdes hémorragies gastro-intestinales, soit 2,8 Gy.27 La liste suivante présente des exemples deprocédures IGF impliquant potentiellement des doses élevées à la peau.6 De telles doses sontplus susceptibles d’entraîner le développement de lésions à la peau, particulièrement s’il ya peu de variation dans l’incidence du faisceau, tel que c’est le cas pour les quatre premierséléments. Toutefois, les effets déterministes peuvent également survenir pour d’autres types deprocédures si l’intervention est techniquement complexe ou se prolonge de façon inhabituelle.

— implantation d’un shunt intra-hépatique par voie transjugulaire (TIPS)

— chimioembolisation

— PCI (d’un vaisseau sanguin ou de plusieurs)

— implantation complexe d’appareils d’électrophysiologie cardiaque

— embolisation (tout emplacement, toute lésion)

— traitement des accidents cérébrovasculaires

— drainage biliaire

— angioplastie avec ou sans implantation d’endoprothèse

— implantation d’endoprothèse

— angiographie et intervention d’hémorragie gastro-intestinale

— ablation cardiaque par radio-fréquence

Les effets déterministes surviennent suite à une irradiation, lorsqu’un certain nombre de cel-lules sont endommagées ou ont perdu leur habileté à se reproduire.63 L’effet est proportionnel

7

à la dose, mais il existe un seuil au-dessus duquel les dommages deviennent visibles, soit lorsqueles cellules saines ne parviennent plus à repeupler ou réparer les tissus affectés. Cette dose peutavoir été reçue durant une seule procédure ou être cumulée au cours de multiples interventionsayant lieu pendant un court intervalle.7,55 Puisque le tube à rayons X est généralement placésous la table, les lésions apparaissent le plus souvent dans le dos du patient. Le Tableau 1.3présente les principales réactions observées en fonction de la dose et du temps suivant l’expo-sition.62 Cette classification n’est pas rigide et dépend des incertitudes dosimétriques et de lasensibilité de chaque patient aux radiations. Des lésions à la peau sont plus souvent observéeschez les patients obèses58 en raison de l’augmentation des paramètres d’exposition, de la faiblepénétration des radiations et d’une plus grande proximité de la source des rayons X.64 Parconséquence, la dose absorbée à la surface de la peau d’un patient obèse peut être 10 foisplus élevée que chez un patient normal.65 La dose aux enfants peut également être préoccu-pante, car la procédure est généralement plus complexe et nécessite un temps d’exposition plusélevé.6 L’embryon ou le fœtus d’une femme enceinte est également très sensible aux radiationsà certaines étapes de son développement. Une exposition de plus de 100 mGy peut provoquerdes effets sur le système nerveux central, des malformations et parfois même la mort.63,66 Laplanification du traitement doit donc inclure une évaluation de la dose et du risque potentielpar rapport aux bénéfices attendus. D’autre part, des mesures doivent être mises en place pourminimiser la dose reçue à l’embryon ou au fœtus.6

8

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1.3–Réactions

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9

1.2.4 Dose au personnel

La nature particulière des procédures IGF impose au personnel une exposition inévitable dansle cadre de leur travail. En effet, le médecin interventionniste doit se tenir à proximité dupatient pour manipuler ses instruments, tandis que le personnel infirmier et les technologuesdoivent demeurer dans l’environnement immédiat afin d’assurer les soins au patient et ma-nœuvrer le fluoroscope. Au cours d’une procédure de coronarographie, le médecin reçoit unedose efficace de 0,02 à 38,0 µSv, tandis qu’une PCI implique une dose de 0,17 à 31,2 µSv.67

Cette variation de 2 à 3 ordres reflète le grand nombre de paramètres influençant la dose reçuepar le personnel : position, blindage, équipement de fluoroscopie, opération de l’appareil, etc.De plus, l’exposition du personnel est non uniforme, certaines régions du corps se trouvantplus près de la source ou étant non protégées par le tablier. Dans certains cas, il est possibleque la dose efficace annuelle du médecin interventionniste surpasse 20 mSv pour une charge de1000 cas par année.6 Cependant, l’utilisation appropriée des techniques de réduction de doseet des équipements de protection peut avoir un effet marqué sur la dose occupationnelle.68,69

Les programmes de formation en radioprotection se sont également montrés efficaces pouraugmenter la conformité aux exigences de surveillance de la dose.12,47,70,71 L’augmentation durisque de cancer est le principal effet stochastique observé, de l’ordre de 0,5 à 1 %, lorsque lemédecin interventionniste reçoit une dose efficace cumulative d’environ 50 mSv au cours de sacarrière.48,72 Cependant, une étude rapporte que chez les médecins interventionnalistes, 85 %des cancers du cou et du cerveau se développent du côté d’où proviennent les radiations.73 Leseffets déterministes surviennent rarement et sont principalement dus au manque de formation,à la défaillance d’un équipement de protection ou en utilisant un équipement inadéquat oumal entretenu.74 Cependant, les cristallins peuvent également être affectés par les radiations.Des cataractes radio-induites peuvent survenir au-delà d’un seuil de 5 Gy au cours d’une seuleexposition, à 8 Gy pour une exposition fractionnée ou prolongée sur plusieurs années. L’opa-cité du cristallin peut toutefois être détectée à des doses plus basses, soit 0,5 à 2 Gy (aiguë)ou 5 Gy (fractionnée).51,63,75 De récentes études suggèrent cependant que ce seuil pourraitêtre significativement plus bas, voir même absent.76–80 Au cours de sa vie, un médecin inter-ventionniste reçoit aux cristallins une dose équivalente d’environ 6 Sv, tandis que le personnelinfirmier et les technologues reçoivent environ 1,5 Sv.79

1.2.5 Circonstances particulières

L’exposition professionnelle doit respecter le principe ALARA, mais l’analyse des risques etdes bénéfices doit également tenir compte de l’exposition inévitable du personnel. Cependant,l’application de ce principe ne doit pas introduire d’autres risques pour le personnel et le pa-tient. Par exemple, une mesure de sécurité interrompant l’émission de rayons X lorsque la portes’ouvre peut poser un préjudice au patient si l’interruption a lieu durant une étape critique del’intervention. Une séquence d’acquisition pourrait également devoir être reprise, résultant en

10

une exposition additionnelle au patient et au personnel. Ce mécanisme d’interruption ne doitdonc pas faire partie des mesures de sécurité de la salle d’intervention.6 Outre les effets induitspar les radiations, les médecins interventionnistes, comme leurs confrères chirurgiens, risquentde se blesser en manipulant leurs instruments et d’être infectés par les fluides de leurs patients.Ils sont également plus susceptibles de développer des maladies professionnelles reliées à leurposture et au port prolongé du tablier plombé, comme des douleurs au dos et dans le cou.81,82

Ces risques et ceux induits par les radiations font toutefois partie des risques jugés acceptablesdans ce cadre d’emploi.

1.3 Indices dosimétriques

Il est nécessaire de connaître la dose déposée localement pour évaluer la possibilité et la sévé-rité d’un effet déterministe.6 Cependant, aucun indice disponible cliniquement ne représenteune mesure directe de la dose. Néanmoins, le fluoroscope estime et indique certains paramètresdosimétriques dans l’intention de guider le médecin interventionniste dans son évaluation conti-nue des risques et des bénéfices.6,83 En effet, le médecin interventionniste doit être responsabledu niveau de dose reçue par le patient et en tenir compte dans sa décision de poursuivre la pro-cédure.6 Il doit également s’assurer que tous les paramètres dosimétriques disponibles soientenregistrés dans le dossier médical du patient à la fin de la procédure.6,12,84 Les définitionsde ces paramètres sont celles utilisées par le rapport 74 de l’International Commission onRadiation Units and Measurements.85

1.3.1 Débit du kerma de l’air au point de référence (K a,r)

Ka,r correspond au débit du kerma de l’air au point de référence, en gray par unité de temps.Ce dernier a été défini par l’International Electrotechnical Commission (IEC) et est localiséà 15 cm de l’isocentre, dans l’axe et en direction de la source.85–88 La Figure 1.2 illustrel’emplacement du point de référence. Par ailleurs, la Food and Drug Administration (FDA) aégalement défini un point de conformité du taux du kerma de l’air (KFDA).88 Ce point dépendtoutefois de l’emplacement du récepteur d’image. En fonction des paramètres du faisceau, lefluoroscope évalue et affiche Ka,r ainsi que le kerma de l’air cumulé Ka,r. On ne peut toutefoisassumer que Ka,r représente le débit du kerma de l’air d’entrée à la surface de la peau dupatient en un point (Ka,e), car celle-ci n’est pas nécessairement placée au point de référence.En effet, la hauteur de la table et la rotation du bras du fluoroscope influencent la relationentre Ka,r et Ka,e. Par exemple, si le tube à rayons X est maintenu en position sous la table,l’abaissement de celle-ci vers la source augmentera le rapport Ka,e/Ka,r, tandis que l’élévationde la table le diminuera, car l’emplacement de Ka,e suivra la hauteur de table. Si celle-ci estplutôt placée de façon à ce que Ka,e et Ka,r soient évalués au même emplacement, c’est-à-dire au point de référence, alors la rotation du cadre aura pour effet de diminuer le rapportKa,e/Ka,r, car une orientation diagonale amènera le point Ka,e hors du faisceau, tandis que

11

Récepteur d’image

Isocentre

Point de référence

Ka,r de l’IEC et de

la FDAPoint de conformité

de la FDA du débit

de kerma de l’air

DSR

Point focal

Figure 1.2 – Géométrie d’exposition du fluoroscope et points de référence et de conformité.

Ka,r sera toujours évalué dans l’axe du faisceau. Toutefois, si l’on considère Ka,e comme setrouvant également dans l’axe du faisceau, alors la relation est plus complexe et dépendrade la position de la surface du patient par rapport au point de référence. Ainsi, le Ka,r n’estqu’une approximation de la dose absorbée à la peau, sans égard à la région de la peau exposée.De plus, le Ka,r ne tient pas compte de la contribution du rétrodiffusé, contrairement à Ka,e.Typiquement, le Ka,r tend à surestimer l’incidence des effets déterministes, à moins que lebras du fluoroscope effectue peu de mouvement.9 La FDA et l’IEC permettent au Ka,r affichépar l’appareil de dévier d’au plus ± 35 % par rapport à une mesure précise réalisée au pointde référence.87,88

1.3.2 Dose maximale à la peau (Dpeau,max)

Dpeau,max correspond à la plus haute dose absorbée par la peau du patient au cours d’uneprocédure. Cela inclut les contributions du rayonnement primaire, diffusé, de fuite et du ré-trodiffusé.85 La dose maximale à la peau doit être utilisée pour évaluer les potentiels effetsdéterministes affectant certains tissus spécifiques, par exemple, la peau ou les yeux.6 Le Ka,r

12

peut servir de substitut acceptable à Dpeau,max pour évaluer ces effets, bien qu’il soit faible-ment corrélé avec Dpeau,max pour des cas individuels.9 Ainsi, si le patient est positionné defaçon à ce que Ka,e se trouve au point de référence de Ka,r, l’équation 1.1 peut s’appliquer.

Ka,e = Ka,r ·A ·BSF (1.1)

Où A est l’atténuation de la table d’intervention, de l’ordre de 0,85 à 0,90 selon les spécifica-tions du fabricant, soit une atténuation équivalente à 0,8 mm d’aluminium. BSF est le facteurde rétrodiffusion, lequel dépend du spectre du faisceau et de la taille de champ utilisée. Cefacteur correspond environ à 1,3.85 La dose maximale à la peau est ensuite obtenue en appli-quant le rapport des coefficients d’atténuation de la peau sur l’air (µen/ρ)peauair . Ce dernier estd’environ 1,06 aux énergies typiquement utilisées pour les procédures IGF.89 Ainsi, Dpeau,max

correspond à :

Dpeau,max = Ka,e ·[µenρ

]peauair

(1.2)

Dpeau,max ' 1,3 ·Ka,r (1.3)

Le coefficient présent dans l’équation 1.3 peut toutefois varier de 1,2 à 1,5 selon le facteurde rétrodiffusion appliqué.6 Bien qu’il soit le paramètre le plus pertinent pour évaluer lesconséquences d’une exposition, la dose à la peau n’est pas calculée par l’appareil et n’estque rarement mesurée au cours des procédures cliniques.10,11 À cet effet, les quelques mesuresdisponibles permettent de constater les doses réellement mesurées ou évaluées au moyen de sys-tèmes considérant la position du patient et non seulement les paramètres d’exposition.28,90–97.Par exemple, au moyen d’une veste de détecteurs à thermoluminescence (TLD), Lickfett etcoll. ont démontré que la dose maximale à la peau mesurée était surestimée de 57 % à 108 %par l’évaluation de dose reposant uniquement sur les paramètres d’exposition.96 Balter et coll.présentèrent une étude utilisant des films radiochromic placés dans le dos des patients aucours de 68 procédures PCI. La dose maximale à la peau était en moyenne de 1,22 Gy, maisdépassait 3 Gy dans près de 12 % des cas.28

1.3.3 Produit kerma de l’air - aire (PKA)

PKA correspond à l’intégrale du kerma de l’air sur l’aire du faisceau de rayons X dans un planperpendiculaire à l’axe du faisceau, en Gy cm2.85 La taille du faisceau dans ce plan dépendrade la distance de la source à la peau (DSP) et de la distance source au récepteur d’image(DSR). Cependant, comme la taille du faisceau augmente proportionnellement avec le carréde la distance et que la dose suit une relation inverse, le PKA est indépendant de la DSP et dela DSR, dans la mesure où l’on néglige l’effet talon produit par l’anode et l’émission sphériqued’une source ponctuelle. Toutefois, au même titre que leKa,r, ce paramètre ne tient pas compte

13

de la contribution du rétrodiffusé. Ainsi, l’IEC considère qu’une incertitude de ± 25 % surcette valeur soit acceptable.86 Le PKA peut également servir d’indicateur de l’énergie totaleabsorbée par le patient, ce qui permet d’évaluer le risque stochastique.6 Le PKA peut êtremesuré en plaçant une chambre d’ionisation plate à la sortie du faisceau. D’autre part, il estégalement possible d’estimer le kerma de l’air incident (Ka,i) au moyen de PKA.89,98 Le Ka,i

est analogue au Ka,e, mais ne tient pas compte de la contribution du rétrodiffusé.

Ka,i =PKA

Fs(1.4)

Connaissant la hauteur de la table, le fluoroscope est en mesure d’approximer la taille duchamp à la peau du patient, Fs, admettant que la peau forme un plan perpendiculaire aufaisceau. Cette assertion n’est cependant plus valide lorsque le bras du fluoroscope se positionneautrement que dans l’axe vertical. Néanmoins, en se servant des équations 1.1, 1.2 et 1.3,la dose à la peau peut être estimée. Toutefois, le PKA n’est pas un indicateur fiable deseffets déterministes et il n’est que faiblement corrélé avec la dose maximale à la peau.9,91

En effet, une faible dose répartie sur une grande surface pourrait correspondre au même PKA

qu’une dose élevée concentrée sur une petite surface. Ce calcul présente ainsi un risque d’erreurpotentiel d’au moins 30 à 40 %.89 D’autre part, on peut avoir recours au PKA à titre d’outild’assurance qualité afin d’évaluer la performance du médecin interventionniste et son habiletéà contrôler l’utilisation des radiations. De plus, il peut servir d’indicateur à la dose reçue parle médecin.74,99–103 À une position typique de 75 cm de l’axe central, la dose reçue par celui-ciest proportionnelle à 5 – 10 µGy / PKA.101

1.3.4 Dose efficace (E)

La dose efficace E est la mesure de dose visant à rendre compte de l’ampleur du détrimentradiologique induit par l’exposition. Elle représente ainsi la somme des produits des doseséquivalentes aux tissus et aux organes, multipliée par leurs facteurs de pondération tissulairesrespectifs.51,63,75 Ces doses équivalentes aux organes correspondent à la dose absorbée, engray, multipliée par un facteur de pondération radiologique qui tient compte de l’efficacitébiologique d’un rayonnement à produire des dommages à cet organe. Dans le cas du rayonne-ment des photons utilisés en radiologie, ce facteur est de 1 sievert pour 1 gray. Le Tableau 1.4présente les facteurs de pondération tissulaires recommandés par l’ICRP depuis 1977.51,63,104

L’évolution de ces facteurs est due au développement des connaissances au sujet de l’incidencedes cancers radio-induits au cours des années. Les facteurs de certains tissus ont subis desvariations importantes. C’est le cas notamment du sein qui a vu son wT varier de 0,15 à 0,05,puis à 0,12. Les gonades ont vu leur facteur diminuer de 0,25 à 0,08, une variation attribuée àun risque génétique précédemment surestimé.66 Au Canada, le Règlement sur la radioprotec-tion s’appuie encore sur les recommandations de 1991 de l’ICRP pour définir ces facteurs depondération, bien qu’il se soit écoulé près d’une décennie depuis que l’ICRP a renouvelé sesrecommandations.105

14

Tableau 1.4 – Évolution des facteurs de pondération tissulaires proposés par l’ICRP depuis1977.51,63,104

Tissu Facteur de pondération wT

ICRP 26 (1977) ICRP 60 (1991) ICRP 103 (2007)Côlon 0,12 0,12Estomac 0,12 0,12Moelle osseuse 0,12 0,12 0,12Poumon 0,12 0,12 0,12Sein 0,15 0,05 0,12

Gonades 0,25 0,20 0,08

Foie 0,05 0,04Œsophage 0,05 0,04Thyroïde 0,03 0,05 0,04Vessie 0,05 0,04

Cerveau 0,01Glande salivaire 0,01Peau 0,01 0,01Surface des os 0,03 0,01 0,01

Reste du corps 0,30 0,05 0,12

La dose efficace permet d’évaluer le risque stochastique de développer ou de décéder d’un can-cer radio-induit. Elle permet également de classer quantitativement les différentes procédures(voir Tableau 1.1). En radiologie interventionnelle, on évalue couramment la dose efficace enmultipliant PKA et un facteur de pondération spécifique à la procédure obtenu au moyen decalcul Monte Carlo,106 ou bien à partir des mesures sur des fantômes.107 Toutefois, le cal-cul de la dose efficace pour des patients individuels est contraire aux recommandations del’ICRP, dans la mesure où les patients participant à ces interventions ne sont pas des membresreprésentatifs de la population, soit en raison de leur âge, de leur sexe ou d’autres facteursconfondants. Comme les facteurs de pondération spécifiques à la procédure ne tiennent pascompte de ces caractéristiques, la dose efficace évaluée ne correspond pas à la définition del’ICRP.63 Le rapport 168 du NCRP recommande d’ailleurs de ne pas utiliser cette quantitépour estimer quantitativement le risque induit par les radiations.6 Toutefois, une évaluationdes risques stochastiques peut être menée en utilisant le coefficients de risque approprié relatifà l’âge et au sexe du patient selon les indications du BEIR VII.48

15

1.3.5 Temps de fluoroscopie

Le temps de fluoroscopie n’est pas un indicateur fiable pour évaluer la dose reçue et ne s’accordeque faiblement avec les autres indices dosimétriques.9,84,91 Il ne donne aucune information surle débit de dose à la peau du patient, la taille du champ, son emplacement, ni même lacontribution des différents modes d’opération de l’appareil. De plus, le temps de fluoroscopietend à sous-estimer la dose56 et devrait être utilisé uniquement lorsqu’il est la seule mesuredisponible. La dose doit plutôt être évaluée au moyen du PKA et du Ka,r afin de comparer desprocédures IGF similaires.6

1.3.6 Évaluation par l’appareil

Les paramètres estimés par l’appareil ne tiennent pas compte de la taille du patient et de saposition par rapport au point de référence. Dès que la table ne se trouve pas à cet emplacementprécis ou que l’incidence du faisceau varie, les estimations rapportées par l’appareil deviennenterronées. L’effet de la variation de la hauteur de la table est illustré par la Figure 1.3, tandisque la Figure 1.4 indique l’influence de la rotation du bras de l’appareil. De plus, le Ka,r et lePKA ignorent l’effet du rétrodiffusé provenant du patient. En fonction de la taille et de l’énergiedu faisceau, le rétrodiffusé peut augmenter la dose d’un tiers ou davantage, tel qu’exprimé parl’équation 1.1. Ainsi, la dose réelle à la peau peut différer d’un facteur 2 ou plus par rapportà la dose évaluée par l’appareil.12

1.3.7 Règlementation

Un appareil défectueux ou opéré de façon inadéquate peut induire une dose considérable enquelques secondes. Ainsi, l’utilisation et le fonctionnement du fluoroscope doivent être régle-mentés et se soumettre à certains standards. L’ICRP propose également des recommandationsconcernant la dose reçue par le personnel exposé aux radiations.

Les appareils de fluoroscopie doivent être conformes au standard 60601-2-43 de l’IEC, révisé en2010.86,87 Ce document décrit les exigences de sécurité minimales et les indices de performanceessentiels à un équipement de fluoroscopie utilisé en procédures IGF. Ainsi, le système est tenude calculer et d’afficher à la position du médecin interventionniste le Ka,r (mGy) cumulé etle Ka,r (mGy/min). Le PKA (Gy cm2) doit également être visible à l’écran. Ces paramètresdonnent une idée de la dose générée par l’appareil, mais ne représentent pas une mesure de ladose réellement reçue par le patient. La FDA pose également certaines contraintes à la miseen marché et à l’utilisation des appareils. Les articles de réglementation sont contenus dansles sections 21CFR1020.30 et 21CFR1020.32 du Code of Federal Regulations.88,109 Parmi cesspécifications, il est mentionné, par exemple, que le faisceau doit être collimé de façon à nepas dépasser les rebords du récepteur d’image. Les appareils manufacturés après 2006 doiventégalement calculer et afficher le Ka,r. De plus, la FDA impose des limites du débit de kerma del’air au point de conformité (KFDA), situé à 30 cm du récepteur d’image, peu importe la DSR,

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IEC FDA Patient mince Large patient

Isocentre

Point de référence IEC

Point de conformité FDA

Figure 1.3 – Point de référence et point de conformité. Le point de référence IEC est définitpar rapport à l’isocentre du système d’imagerie, tandis que le point de conformité FDA estdéfini par rapport à la position du récepteur d’image. Selon l’anatomie du patient, ces pointspeuvent se retrouver à l’extérieur ou à l’intérieur de celui-ci.108

tel qu’illustré à la Figure 1.3. Ce dernier point occupe une position variable dans l’espace et nedoit pas être confondu avec le point de référence IEC situé 15 cm sous l’isocentre, qui lui est fixe.En mode de fluoroscopie standard, la limite au point de conformité correspond à 88 mGy/min,tandis que celle du mode de fluoroscopie à haute dose ne peut excéder 176 mGy/min.88,109

Ce dernier mode ne doit être utilisé que lorsque la fluoroscopie standard est inadéquate audéroulement de l’intervention. Compte tenu du fait que le point de conformité ne correspondque rarement à la position de la peau du patient, ce dernier est susceptible de recevoir un tauxde kerma de l’air supérieur aux limites de la FDA. Curieusement, aucune limite n’affecte lesautres modes d’opération du fluoroscope, dont certains sont en mesure de générer un débitde kerma de l’air supérieur à 1 Gy/min. D’autre part, le rayonnement de fuite ne doit passurpasser un débit de kerma de l’air de 0,88 mGy/h à 1 m au kVp maximal et en fonctionnementcontinu.109,110 Lors d’une utilisation courante, le rayonnement de fuite demeure généralemententre 0,001 et 0,01 mGy/h à 1 m.6 Le rayonnement diffusé adjacent au patient est toutefois plus

17

Isocentre

Point de référence IEC

Figure 1.4 – Le point de référence et le point de conformité suivent également la rotation dubras. Compte tenu de la variation de l’épaisseur du patient, ces points peuvent être contenusou non à l’intérieur du corps. Par ailleurs, la rotation du bras répartit la distribution de dosesur une plus grande surface.98

élevé et atteint 1 à 10 mGy/h, ce qui justifie l’emploi des mesures de radioprotection.100,111 Lemanufacturier est également tenu de remettre les cartes d’isodoses environnant l’appareil.86,87

Recommandations ICRP

La surveillance de la dose reçue revêt une importance particulière chez le personnel œuvrantdans une salle de radiologie interventionnelle. Le Tableau 1.5 présente les recommandations del’ICRP concernant les limites de doses pour les travailleurs exposés aux radiations.5,63 Lors desa dernière mise à jour en 2012, l’ICRP a diminué la limite de dose équivalente annuelle donnéeaux yeux, de 150 mSv à 50 mSv, en plus d’introduire une limite sur une période de 5 ans.Au Canada, la Commission Canadienne de Sûreté Nucléaire (CCSN) réglemente l’expositiondes travailleurs aux rayonnements ionisants. Sa portée ne couvre toutefois que les appareilsnucléaires et les substances nucléaires. Ainsi, les limites d’exposition provenant des rayons Xn’est pas réglementé par la CCSN, mais plutôt par la juridiction provinciale. Il existe des li-mites de doses définies dans le Règlement d’application de la Loi sur les laboratoires médicaux,la conservation des organes et des tissus et la disposition des cadavres.112 Cette règlementa-tion n’a toutefois pas été révisée depuis 1981 et nombre de ses dispositions sont inadéquatesvoire obsolètes. Les dispositions relatives à l’utilisation des rayons X et aux limites de dosesprésentent un important décalage avec les recommandations des agences internationales et dela CCSN. Néanmoins, ces clauses sont toujours valides. Le Tableau 1.6 présente ces limitesdéfinies en termes d’équivalents de doses maximums admissibles (EDMA).

Ces valeurs paraissent élevées, mais peuvent cependant être atteintes dans le champ en quelquessecondes. En pratique, presque tout le personnel reçoit une dose annuelle en deçà des valeursindiquées et celle-ci tend à diminuer depuis une vingtaine d’années.113 Cette marge ne signifie

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Tableau 1.5 – Limites de dose recommandées par l’ICRP pour les travailleurs exposés auxradiations5,63

Annuel Période de cinq ansType de limite (mSv) (mSv)Dose efficace 50 100Dose équivalente- Cristallin 50 100- Peau 500- Mains et pieds 500

Tableau 1.6 – Équivalents de doses maximums admissibles (EDMA) de rayons X pour lespersonnes de 18 ans et plus qui sont directement affectées à des travaux sous rayons X, telsqu’établis par le Règlement d’application de la Loi sur les laboratoires médicaux, la conserva-tion des organes et des tissus et la disposition des cadavres.112

Annuel TrimestreType de limite (mSv) (mSv)Tout le corps 50 30Cristallin 50 30Peau 300 150Mains et pieds 750 380

pas que le personnel peut ignorer les limites mentionnées ou négliger les moyens de protection.Au contraire, c’est grâce à de meilleures pratiques que ces résultats sont observés ; la formationet les équipements de radioprotection se révélant être des outils efficaces pour réduire la dosereçue par le patient et le personnel.12,47,70,71

1.4 Appareil de fluoroscopie

Le fluoroscope est un système d’imagerie par projection de rayons X. Il permet l’observation destructures dynamiques, tandis qu’un appareil de radiographie traditionnel produit des imagesstatiques. Le récepteur d’image du fluoroscope est nettement plus sensible que celui d’un ap-pareil de radiographie, nécessitant une dose environ mille fois moins élevée. Ainsi, une imageobtenue en fluoroscopie standard implique un kerma de l’air au niveau du récepteur d’image(donc à la sortie du patient) d’environ 9 à 17 nGy, tandis qu’une image radiographique requiertplutôt de 5 à 9 µGy.114 Le rapport sera ainsi le même pour la dose absorbée à la peau du côtéoù entrent les radiations. Cette sensibilité est essentielle compte tenu du nombre très élevéd’images prises au cours d’une intervention. En effet, la cadence est généralement de 7,5 ou15 images/seconde pour plusieurs dizaines de minutes d’exposition. Cependant, la résolutionde ces images est moins élevée que celle atteinte par un appareil de radiographie. Les images

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Figure 1.5 – Système Allura Xper FD10 de Philips, tel qu’utilisé en clinique.115

produites par le fluoroscope peuvent être enregistrées afin de documenter un cas et établirun diagnostic ou encore servir à guider l’exécution d’une procédure IGF. La Figure 1.5 pré-sente un fluoroscope dans son environnement. L’appareil est généralement fixé dans une sallespécialement conçue à cette fin et muni d’un blindage adéquat maintenant l’exposition desespaces environnants et du poste de contrôle sous une dose efficace de 1 mSv par année,6,116

voire 50 µSv par année dans les établissements du CHU de Québec - Université Laval. Uneunité dédiée au système cardiaque est communément nommée salle d’angiographie ou d’hé-modynamie. Cet environnement est adapté pour permettre d’intervenir efficacement auprèsdu patient, d’offrir un milieu propre, stérile et ergonomique, d’obtenir des images de hautequalité et de minimiser les risques au patient et au personnel. Il existe également de petitsfluoroscopes mobiles (C-arm) utilisés au bloc opératoire au cours d’interventions chirurgicales.D’autres appareils de fluoroscopie peuvent être dédiés à la neuro, aux procédures vasculaires,orthopédiques ou de biopsie. La conception, la structure et le fonctionnement d’un appareilde fluoroscopie influencent la dose reçue par le patient et le personnel.

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1.4.1 Modes d’opération

Le fluoroscope utilise deux principaux modes d’opération. Ceux-ci se distinguent particulière-ment par l’intensité des rayons X requis, mais également par l’utilisation des images acquisespar chacun de ces modes. Quelques modes additionnels sont également disponibles, parfois enoptions.

Fluoroscopie

La fluoroscopie – ou simplement scopie – est le mode d’opération le plus fréquemment employé.Il permet l’observation en temps réel de l’anatomie interne du patient. Une session de scopies’initie dès que le médecin interventionniste appuie sur une pédale et peut durer de quelquessecondes à quelques minutes. Un écran suspendu dans la salle lui permet alors de guider sonintervention instantanément et en continu. En fonction de cet objectif, il n’est généralementpas nécessaire de conserver les images acquises, bien que cette option soit souvent disponible.Par ailleurs, une fonction permet de projeter en boucle les dernières images obtenues au coursdes secondes précédentes. L’activation des rayons X est justifiée uniquement lorsque le médecinobserve en direction de l’écran. Par ailleurs, la fluoroscopie privilégie la réduction de la dose àla qualité des images. L’intensité du faisceau est alors peu élevée.

Fluorographie

Contrairement à la fluoroscopie, l’objectif de la fluorographie n’est pas de guider l’intervention,mais plutôt d’enregistrer un court segment de film présentant l’anatomie interne du patient.La fluorographie, souvent nommée acquisition, permet ainsi de documenter l’intervention enconservant ces vidéos dans le dossier du patient. Ces images sont également utiles pour établirun diagnostic ou un pronostic. De courtes séquences de quelques secondes sont généralementacquises avant et après avoir placé un instrument, un ballon ou une endoprothèse, par exemple.Le médecin interventionniste peut ainsi constater immédiatement les effets de son intervention.Afin d’atteindre une qualité d’image suffisante, l’intensité du faisceau est décuplée, de quelquesfois à quelques centaines de fois supérieure à l’intensité du faisceau fluoroscopique. Ainsi, enconsidérant l’apport de chaque mode au PKA total, le mode fluorographique contribue pourenviron 81 % de la dose en coronarographie et à environ 59 % en PCI, bien qu’il ne soit utiliséque pendant de courtes séquences.117

Autres modes

Rarement employé, le mode radiographique permet d’acquérir des images semblables à cellesobtenues au moyen d’un appareil de radiographie conventionnel. La qualité en est toutefoismoindre, car le récepteur d’image est optimisé pour une utilisation dynamique et non statique.L’angiographie cardiaque peut nécessiter une cadence d’image supérieure si l’objectif est decapturer précisément le mouvement rapide du cœur. Le mode d’angiographie par soustraction

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digitale consiste à prendre des images avant et après l’introduction d’un agent de contraste. Untraitement permet d’afficher uniquement les structures parcourues par l’agent de contraste,généralement les vaisseaux sanguins. Finalement, le bras du fluoroscope peut exécuter unerotation rapide autour de l’isocentre à la manière d’un cone-beam CT. Les images peuventêtre visualisées ainsi ou subir une reconstruction 3D. Cependant, la qualité des images estinférieure à celles acquises au moyen d’un CT en raison du rayonnement diffusé plus élevé.6

1.4.2 Paramètres du faisceau

Le faisceau de rayons X utilisé par le fluoroscope se distingue par son intensité relativement peuélevée et ses systèmes de contrôle automatiques. En raison de la durée parfois considérablede l’exposition, il s’avère essentiel de minimiser le niveau de dose reçu par le patient et lepersonnel. Les caractéristiques du faisceau sont principalement conçues en fonction de cetobjectif.

Géométrie

Le tube à rayons X est généralement placé sous la table, de façon à réduire le rayonnement defuite atteignant la tête et le cou du médecin interventionniste (voir Figure 1.5). Cependant,cette disposition permet surtout à ce que le rayonnement diffusé dans le patient soit principa-lement dirigé vers le sol ou atténué dans le patient ; le rayonnement diffusé étant plus intensedu côté de l’entrée du faisceau.100,111,118 De plus, cette configuration réduit l’exposition auxtissus radiosensibles du patient, particulièrement les yeux et les tissus mammaires. Le brasdu fluoroscope tourne autour du point central appelé isocentre. La table est habituellementpositionnée de façon à placer la région d’intérêt du patient à l’isocentre. Un moyen simplede réduire la dose à la peau est de changer l’incidence du faisceau en tournant le bras dufluoroscope ou de remonter la table si une position isocentrique n’est pas requise.119

Taille du faisceau

Le collimateur donne une forme carrée ou ronde au faisceau afin qu’elle coïncide avec lerécepteur d’image. La taille du faisceau est ajustée automatiquement de façon à ce qu’il nedéborde pas des limites du récepteur. Le faisceau peut être collimé davantage de manière àcirconscrire la région d’intérêt, diminuant la dose par le fait même.119 Des marques à l’écranpermettent de modifier la taille du faisceau sans induire d’exposition. Le fluoroscope disposeégalement d’un mode d’agrandissement facilitant l’observation de structures ténues. Ce modeimplique toutefois une dose plus élevée, malgré une surface exposée moindre. Il est préférablede limiter l’utilisation de cette option pour minimiser la dose absorbée. Maximiser la distancesource à la peau (DSP) et minimiser l’espace d’air entre le patient et le récepteur d’imagepermet également de diminuer la dose.

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Modes de production

Les rayons X peuvent être générés en mode pulsé ou continu. Le mode continu n’est toutefoispas recommandé et n’est plus disponible sur les nouveaux appareils. L’utilisation du modepulsé possède le plus grand potentiel de réduction de la dose,65 bien que certains modes pulsésproduisent des taux de dose plus élevés que la fluoroscopie continue conventionnelle.119 Lepulse est défini en interrompant le courant du tube ou au moyen d’une grille contrôlant lepassage des électrons. Le mode standard emploie 15 pulses par seconde, bien qu’il soit courantde sélectionner une cadence inférieure.

Courant du tube

L’intensité du faisceau de rayons X correspond au flux de photons par unité de temps. Ce fluxest directement proportionnel au courant du tube (mA), lequel est lié au nombre d’électronstransitant de la cathode vers l’anode. Puisque les rayons X sont générés de façon pulsée,l’intensité est proportionnelle au produit du courant et du temps d’exposition au cours d’uneseconde. Selon le mode d’opération, ce dernier est de quelques mAs (fluoroscopie) à plusieurscentaines de mAs (fluorographie). L’augmentation de l’intensité diminue le niveau de bruit del’image, mais augmente la dose de radiation. Par ailleurs, un patient plus large nécessitera uneintensité plus élevée pour conserver un rapport signal sur bruit acceptable.

Tension du tube

Le faisceau de rayons X n’est pas monoénergétique et présente plutôt un spectre de bremss-trahlung affecté par la filtration du collimateur et des différents filtres insérés dans le faisceau.Ces derniers atténuent les basses énergies (moins de 20 keV) et peuvent générer quelques picscaractéristiques. L’énergie maximale des photons émis est liée à la tension maximale du tube(kVp). Par ailleurs, l’intensité du faisceau croît environ avec le carré du kVp. Ainsi, l’aug-mentation de l’énergie du tube augmente la qualité du faisceau. Cependant, la probabilitéd’interaction des rayons X avec la matière diminue à mesure que leur énergie s’accroît, ce quiaugmente leur pénétrabilité. L’énergie maximale du faisceau généré par le fluoroscope est de40 à 125 kVp. Le mode de fluoroscopie utilise généralement une énergie légèrement supérieureà celle du mode de fluorographie.

Filtration

Le faisceau de rayons X est filtré à la sortie du tube afin de modifier le spectre d’énergie. Eneffet, il est nécessaire d’atténuer les photons de basses énergies, car ceux-ci interagissent dansles premiers centimètres du corps, déposant une dose importante sans toutefois contribuerà la formation de l’image. La filtration diminue ainsi l’intensité du faisceau, mais accroît saqualité, car l’énergie moyenne et l’énergie efficace du faisceau augmentent. Le collimateur estresponsable de placer les filtres en travers du faisceau, quoique certains modèles de fluoro-

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scope disposent d’une filtration fixe. L’aluminium et le cuivre sont les principaux matériauxcomposant les filtres.

Systèmes automatiques

Les paramètres définis ci-dessus varient au cours de l’intervention afin de respecter un niveaude contraste acceptable. Les systèmes de contrôle automatique du fluoroscope assurent ce rôleen temps réel et sans l’intervention d’un opérateur. L’application de ces contrôles varie d’unmodèle à un autre, mais également d’une procédure d’intervention à une autre. Ainsi, avantd’entreprendre une procédure, il est possible de sélectionner le type d’intervention parmi cellesproposées par l’appareil. Cette option permet de définir des gammes et des plages à l’intérieurdesquelles les paramètres pourront varier.

Les systèmes de contrôle automatique rassemblent un nombre de règles et d’algorithmes contrô-lant la réponse du fluoroscope à un changement dynamique dans les conditions d’imagerie. Gé-néralement, l’objectif est le maintien du flux énergétique par pixel du récepteur d’image.120 Lecontrôle de brillance automatique (Automatic Brightness Control, ABC), aussi appelé contrôledu débit de dose automatique (Automatic Dose Rate Control, ADRC), permet d’atteindrecette cible en contrôlant les facteurs d’exposition du générateur à rayons X, principalementl’énergie (kVp) et l’intensité (mA). Ces paramètres peuvent varier indépendamment l’un del’autre ou être ajustés simultanément. La puissance maximale du fluoroscope, de l’ordre de100 kW, correspond au produit du courant du tube-seconde (mAs) et de l’énergie maximale(kVp).121 Ainsi, au-delà d’un certain point, le système ABC est contraint de diminuer un pa-ramètre s’il souhaite augmenter le second. Le système contrôle également le point focal utilisé,la mise en place des différents filtres disponibles, la durée des pulses et la vitesse de rotationde l’anode.

Le fluoroscope possède un second système de contrôle automatique permettant d’assurer laqualité des images sans toutefois varier les paramètres d’acquisition. Le contrôle automatiquedu gain (Automatic Gain Control, AGC) permet de sélectionner ou d’écarter des régions del’image traitées par le système ABC.120 Par exemple, une région comprenant une forte densitéosseuse peut être écartée dans l’échantillonnage, afin de ne pas surexposer une région d’intérêtsituée à proximité. Il permet en outre de contrôler le gain apporter à chacun des pixels del’affichage.

1.5 Dosimètres actuels

Bien que le fluoroscope soit tenu d’évaluer, d’afficher et d’enregistrer tous les paramètresdosimétriques disponibles, il ne procède pas à la mesure directe de la dose reçue par le patient.Plusieurs systèmes dosimétriques ont été proposés afin de réaliser cette mesure et validerces paramètres. Certaines approches privilégient une mesure en différé, tandis que d’autres

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permettent de mesurer la dose en temps réel. Idéalement, une carte dosimétrique devrait êtredisponible et indiquer la valeur de Dpeau,max et son emplacement à la peau du patient.6,119

Cela permettrait de satisfaire l’interprétation la plus rigoureuse des recommandations de laFDA, de l’ICRP et de l’American College of Radiology (ACR).23,88,109,122,123 Cependant, àce jour, aucun système dosimétrique ne permet d’atteindre cet objectif.6 La dosimétrie entemps réel est souhaitable, car elle procure une réaction au médecin interventionniste et peutl’avertir lorsqu’un niveau de dose prédéterminé est atteint.6,83 Le médecin peut alors modifierla taille ou l’incidence du faisceau en déplaçant la table ou le bras du fluoroscope, afin queDpeau,max n’atteigne pas le seuil des effets déterministes. Une telle information serait d’autantplus souhaitable lors des interventions impliquant de fortes doses, telles que celles mentionnéesà la section 1.2.3. Par ailleurs, cette mesure permettrait de bâtir l’historique de la radiationreçue par le patient à un emplacement donné. Dans le cas où une seconde procédure seraitnécessaire, cette information serait utile lors de la planification du traitement.6,7 De plus,en accord avec le principe ALARA et la présence des risques stochastiques, les faibles dosesdemeurent tout de même préoccupantes et invite au développement d’instruments mesurantdirectement la dose à la peau.

1.5.1 Dosimètre thermoluminescent (TLD)

Les dosimètres thermoluminescents (TLDs) sont largement répandus comme dosimètre per-sonnel. Ils peuvent toutefois être utiles pour mesurer la dose reçue par le patient au coursde l’intervention. Leur petite taille leur permet de former une grille de plusieurs dizaines deTLDs en les fixant sur une veste portée par un patient au cours de la procédure, de façon àobtenir une certaine cartographie de la distribution de dose.96 Cependant, le dosimètre TLDest apparent sur les images et doit être lu par un appareil afin de recueillir la valeur de doseà laquelle il a été exposé, ce qui complexifie son utilisation clinique.

1.5.2 Dosimètre à semi-conducteur

Un dosimètre utilisant une diode de silicium appliquée à la peau du patient peut être utilisépour mesurer la dose déposée. Bien que la réponse du dosimètre en fonction de la dose soitlinéaire, le signal de la diode est sujet à une variation de plus de 20 % en fonction de l’énergie dufaisceau.124 Le développement de ce système semble avoir été abandonné pour des applicationsen radiologie. Un second type de dosimètre utilisant un transistor à effet de champ à grillemétal-oxyde (metal-oxyde-semiconductor field-effect transistor, MOSFET) a également étéproposé pour une utilisation en radiologie interventionnelle, or, il présente également une fortedépendance en énergie, en plus de voir sa réponse diminuer avec la dose accumulée et le tempsentre l’exposition et la lecture.125–127 De plus, les câbles reliant ces capteurs sont visibles surl’image, ce qui restreint son utilisation à des fantômes seulement.107 Toutefois, de nouveauxdétecteurs plus fins et moins visibles ont été développés sous l’appellation MOSkin.128 Ils ontrécemment été testés en radiologie interventionnelle pour la mesure de la dose aux yeux et

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à la peau.129,130 Ils permettent également une lecture en temps réel et se présentent commeune voie de recherche intéressante et prometteuse en dosimétrie à basse énergie. La réponsedu MOSkin connaît toutefois certaines dépendances en énergie, en angle, en débit de dose eten dose accumulée.129

1.5.3 Film radiochromic

Le film radiochromic (GafChromic, International Specialty Products, Wayne, NJ) contientune couche de polymère qui s’obscurcit instantanément lorsqu’il est exposé aux radiations.Placé à la surface de la peau, le film permet d’obtenir une carte de la distribution de dose etde repérer Dpeau,max.97,131,132 Le film doit toutefois être numérisé avant et après la procédurepour mesurer quantitativement le changement de réflectivité. Par ailleurs, le film continue às’obscurcir quelques heures après l’exposition et doit être tenu à l’abri de la lumière.

1.5.4 Indicateur radiosensible (RSI)

Le système RSI (RadiMap ; Nichiyu Giken Kogyo, Saitama, Japon) utilise un colorant dont lateinte varie lorsqu’il est exposé à la radiation, à la manière du film radiochromic.133 Plusieurscapteurs peuvent être assemblés de la même façon que pour la veste de TLDs, ce qui permetd’évaluer la distribution de dose. Cependant, l’indicateur sature au-delà de 5 Gy. L’indicateurradiosensible a connu peu de développement.

1.5.5 Chambre plate à transmission

Il est courant de mesurer le PKA en posant une chambre d’ionisation plate couvrant l’ensembledu champ à la sortie du collimateur.134,135 Dans certains cas, un second volume plus étroitmesure la dose au centre du champ. La chambre d’ionisation ne mesure toutefois pas la doseau niveau de la peau. Bien que transparente aux radiation, la chambre affecte sensiblementle faisceau lui-même en augmentant les paramètres d’exposition, en modifiant le spectre eten augmentant la diffusion.136,137 Néanmoins, plusieurs fabricants proposent en option qu’unetelle chambre soit intégrée à leur appareil.

1.5.6 Skin dose monitor (SDM)

Le Skin dose monitor (SDM, McMahon Medical, San Diego, CA) est un détecteur composéd’un capteur en zinc-cadmium, un matériau émettant de la lumière lorsqu’il est exposé auxradiations. Connecté à une fibre optique et un compteur, le système permet d’obtenir unemesure de la radiation en temps réel.138,139 Cet instrument n’est toutefois plus disponible enraison des doutes soulevés quant à la toxicité du capteur zinc-cadmium.90

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1.5.7 Modèle mathématique Caregraph

Il est possible de tenir compte de la géométrie d’exposition et des caractéristiques du fais-ceau pour établir un modèle mathématique calculant la dose à la peau.8,119 Une silhouettereprésentant l’anatomie du patient permet d’observer la distribution de dose en temps réel.Cependant, les doses calculées dépendent des paramètres dosimétriques évalués par l’appareilet non sur des mesures directes. De plus, le corps modélisé ne représente pas précisémentla peau du patient. Ce système était offert sur certains appareils de la compagnie Siemens(Erlangen, Allemagne), mais n’est plus disponible depuis quelques années.

1.5.8 Dosimètre idéal

Aucune des solutions proposées ci-dessus ne permet actuellement de mesurer directement et entemps réel la dose à la peau ou à quelque organe que ce soit, mis à part les récents prototypes deMOSkin offrant un potentiel de développement intéressant. Certes, la chambre plate mesure lePKA et peut transposer cette valeur à la peau en justifiant quelques assertions. Le Caregraphoffrait un modèle intéressant, mais il n’était fondé que sur des valeurs approximatives. LeSDM présentait un véritable potentiel, si ce n’était des doutes soulevés quant à sa toxicité. Lezinc-cadmium n’est toutefois pas le seul matériau émettant de la lumière lorsqu’il est exposé.D’autres scintillateurs plastiques possèdent également cette propriété et il est raisonnable decroire qu’un dosimètre à scintillation plastique possède le potentiel de devenir une solutionsûre et applicable.

Les caractéristiques d’un dosimètre idéal sont énoncées dans le Tableau 1.7. Essentiellement,un tel instrument doit être fidèle et juste, afin d’atteindre un degré de précision de l’ordre de± 5 %. Cette rigueur doit également s’observer peu importe le débit de dose. Le détecteur doitdonc démontrer une linéarité avec la dose, mais aucune dépendance en débit de dose, et ce, surplusieurs ordres de grandeur et pour les deux modes d’opération de l’appareil de fluoroscopie.Ensuite, la réponse doit être immédiate et disponible à tout moment. Puis, plusieurs critèresconcernent l’utilisation clinique de l’appareil démontrant son innocuité. Ainsi, le détecteurdoit être transparent aux radiations afin de ne pas altérer la qualité des images, se faireméprendre pour un instrument chirurgical par le médecin interventionniste ou accroître lesparamètres d’exposition. Le détecteur ne doit pas présenter un danger ni pour le patient ni pourle personnel médical. Il ne doit pas non plus ralentir la procédure elle-même ni l’installationet le retrait du patient. Les contraintes de l’intervention ne doivent pas non plus affecterl’instrument qui doit démontrer une certaine résistance à l’usure. Finalement, le maniementdu détecteur doit être simple et pratique afin de limiter l’intervention humaine.

Le système proposé repose sur les deux hypothèses suivantes :

1. Une mesure de la dose précise et en temps réel au moyen d’un détecteur radio-transparentplacé au niveau de la peau du patient serait importante en radiologie interventionnelle.

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Tableau 1.7 – Caractéristiques désirées d’un dosimètre destiné à la radiologie interventionnelle

Fonction Critère ExigenceRéponse aux radiations

Linéarité Signal proportionnel à la dose reçueMode d’opération Doit couvrir les débits de dose propres à

la fluoroscopie et à la fluorographiePrécision Signal doit indiquer précisément la dose re-

çue

LectureDélai Mesure doit être réalisée et affichée en

temps réel

Utilisation clinique Imagerie Ne doit pas affecter la qualité des imagesRisque Ne doit poser aucun risque pour le patient

ni pour le personnelProcédure Ne doit pas affecter le déroulement de la

procédureRobustesse Ne doit pas être altéré par les contraintes

de l’interventionSimplicité Utilisation doit limiter l’intervention hu-

maine

2. La conception d’un dosimètre à scintillation pourrait permettre de répondre à cettefonction.

Le but du projet consiste ainsi à mettre au point et à caractériser les performances d’unprototype de dosimètre à scintillation permettant de mesurer la dose à la peau en temps réelau cours d’une procédure IGF. Ce dernier doit donc être en mesure de répondre aux différentscritères énoncés au Tableau 1.7.

1.6 Description du projet de recherche

1.6.1 Mise en contexte

Cette introduction avait pour objectif de présenter la dosimétrie en radiologie intervention-nelle. Dans le cadre de ces recherches, plusieurs projets ont été mis de l’avant dans le but dedévelopper un dosimètre pouvant être utilisé en radiologie diagnistique et interventionnelle.

Contrairement à la radiothérapie où la mesure de la dose in vivo sert principalement à vérifieret à valider la conformité au plan de traitement, la dosimétrie en radiologie poursuit plutôt unobjectif de surveillance et de contrôle des radiations. Aux basses énergies, les rayonnements

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déposent l’essentiel de leur dose dans les premiers centimètres de tissus. L’utilisation d’undosimètre permet ainsi de documenter la dose aux tissus sains de façon à pouvoir évaluer lesrisques stochastiques et déterministes. Une mesure en temps réel permet également d’offrirune rétroaction au médecin interventionniste de façon à ce qu’il puisse amortir le dépôt dedose en ajustant son traitement. Afin d’accomplir ces tâches et d’être adopté en clinique, untel dosimètre doit rencontrer de nombreux critères à la fois de performance, mais également deconformité aux exigences cliniques des appareils médicaux, tels que spécifiés au Tableau 1.7.

1.6.2 Objectifs du projet

La conception et la caractérisation d’un dosimètre à scintillateur plastique à des fins de ra-diologie diagnostique et interventionnelle se présente comme une solution à la nécessité demesurer la dose en cours d’intervention et compose l’objectif premier du projet de doctorat.

Ce projet se décompose en trois étapes principales qui constituent les objectifs du projet :

1. Évaluation des différents prototypes de détecteurs à scintillation

2. Caractérisation d’un détecteur en radiologie interventionnelle

3. Étude des propriétés physiques des scintillateurs exposés à des photons de basses énergies

La première partie consiste à concevoir différents systèmes de détecteurs à fibres scintillanteset d’évaluer leur performance lorsqu’ils sont exposés à des rayonnements de hautes et debasses énergies. Cette approche systématique permet d’identifier lequel des photodétecteursrépond le mieux aux conditions d’exposition propres à la radiologie interventionnelle. L’étudedes résultats suggère également quelques recommandations dans le choix d’un système dedétection en fonction de l’application recherchée.

La seconde étape constitue le cœur du projet. Le détecteur à fibre scintillante est alors employépour mesurer la dose à la surface d’un fantôme anthropomorphique. Ainsi, plusieurs situationscliniques sont reproduites, afin d’observer la précision et la fiabilité du détecteur.

La dernière partie du projet s’intéresse davantage aux fondements physiques de la scintillationdans les scintillateurs plastiques. Les différents facteurs influençant l’émission lumineuse sontainsi analysés afin d’identifier leur contribution respective. Le phénomène d’extinction de lafluorescence par ionisation reçoit une attention particulière, car la littérature ne s’entend passur son effet en présence d’électrons de basses énergies.

Les Chapitres 4 à 6 abordent ces sujets et répondent aux objectifs formulés par les grandesétapes du projet de doctorat. La présentation adopte la forme d’une série d’articles documen-tant la conception et la caractérisation du détecteur. Ces textes sont présentés tels qu’ils ontété soumis ou publiés.

Dans le but de mieux juger des résultats et des conclusions de ces communications scienti-fiques, les discussions suivantes présentent les différents concepts liés à la dosimétrie par fibre

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scintillante et aux outils de simulation. Ainsi, le Chapitre 2 vient exposer l’origine et les déve-loppements qu’ont connu le dosimètre à scintillateur plastique. La physique des scintillateursorganiques et les mécanismes menant à l’émission lumineuse y sont alors expliqués, tandis quel’Annexe A vient compléter l’expression de l’efficacité absolue de scintillation. L’Annexe Bquant à elle donne plus d’explications sur la nature de l’effet Cerenkov et les méthodes pouréliminer cette contamination présente aux hautes énergies. Le Chapitre 3 aborde ensuite lemodèle de simulation et les outils de modélisation par calcul Monte Carlo. Cette approchepermet de concevoir un modèle virtuel du prototype de détecteur à scintillation et d’obser-ver son comportement lorsqu’il est soumis à des conditions d’irradiation semblables à cellesreproduites au cours des expériences.

Le Chapitre 4 décrit la conception et l’évaluation des performances de 7 différents systèmes dedosimètre à scintillation dont la différence réside principalement dans le choix du photodétec-teur. Ces appareils ont été comparés en étudiant leur sensibilité à détecter la lumière issue duscintillateur et leur habileté à éliminer la contamination due à l’effet Cerenkov. Un pont versla radiologie se dessine à l’Annexe D, laquelle présente un article de conférence (proceedings)qui cherche à identifier lequel des photodétecteurs est le plus approprié pour une utilisation dudosimètre à scintillation en radiologie interventionnelle. Les performances de ce dernier sontensuite évaluées lors de l’obtention de rendements en profondeur à basse énergie. Le Chapitre 5poursuit l’étude en radiologie interventionnelle en observant le fonctionnement du détecteurlors de différentes situations et montages cliniquement pertinents.

Au-delà de l’analyse des différents photodétecteurs et de l’application du dosimètre en radio-logie, une question demeure à propos des propriétés du scintillateur plastique exposé à unfaisceau de photons de basses énergies. Il s’agit de la caractérisation de la diminution de laréponse à basses énergies en raison du phénomène d’extinction de la fluorescence par ionisationou ionization quenching. Les processus par lesquels l’extinction se manifeste dans un scintilla-teur plastique laisse encore place à une certaine incertitude. Les deux principales études s’étantintéressées au sujet, celles de Frelin et coll.140 et celle de Williamson et coll.141 en arrivent àdes conclusions différentes au sujet de l’explication du phénomène d’extinction par le modèlede Birks.142 Bien que la réduction du signal soit expliqué au cours de la section 2.5, une étudeplus approfondie a été menée afin de répondre à la question de la validité du modèle de Birkspour les scintillateurs plastiques. Il s’agit du sujet du 6e et dernier chapitre.

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Chapitre 2

Le dosimètre à scintillation

2.1 Développement du dosimètre à fibre scintillante

Le prototype de dosimètre proposé se fonde sur le concept de la dosimétrie par scintilla-tion au moyen d’une fibre scintillante plastique. Celle-ci agit en tant que milieu sensible aurayonnement et possède la propriété d’émettre de la lumière visible lorsqu’elle est exposée auxradiations. En tenant compte de certains phénomènes et dans certaines circonstances, la quan-tité d’énergie transférée par les radiations et absorbée par le scintillateur est proportionnelle àla quantité de lumière émise par celui-ci. En transportant ce signal lumineux au moyen d’unefibre optique et en la couplant avec un photodétecteur, il devient possible de mesurer avecprécision la dose de radiation déposée dans un milieu.

La conception d’un tel appareil est relativement simple et a fait l’objet de plusieurs études aucentre de recherche et ailleurs. L’idée originale fut proposée par Beddar et coll. en 1992 par lapublication de deux articles phares explorant les caractéristiques physiques et la mesure desprincipales propriétés des détecteurs à scintillateur plastique.143,144 Un tube photomultiplica-teur était alors utilisé pour acquérir le signal lumineux. Une photodiode a ensuite été validéepar Létourneau et coll.,145 puis s’est rapidement répandue en raison de sa simplicité et de sonfaible coût. En 2002, Fontbonne et coll. proposèrent une photodiode polychromatique (RGB)qui permit de découpler les composantes spectrales du signal lumineux au moyen d’un simpledétecteur multicanaux.146 Cette idée a été développée davantage par Archambault et coll. enincorporant une caméra CCD, puis une caméra CCD à multiplication d’électrons (EMCCD)au montage afin de mesurer simultanément plusieurs fibres.147,148 Dernièrement, la valida-tion d’une grille de tube photomultiplicateurs par Liu et coll. a démontré que plusieurs fibrespeuvent être mesurées simultanément et avec une grande sensibilité grâce à un seul module dedétection.149 La grande variabilité des systèmes de détection est l’un des intérêts sur lequelporte les travaux de cette thèse. Ces instruments ont été validés pour plusieurs montages, maisleurs performances n’ont pas été comparées entre elles sur un montage commun. Le chapitre 4porte d’ailleurs sur cette question particulière.

31

Le développement des dosimètres à scintillation a été essentiellement dirigé vers une mesuredu rayonnement de haute énergie en radiothérapie ou en curiethérapie. La principale raisonexpliquant cet engouement est l’une des propriétés des scintillateurs plastiques qui leur confèreune équivalence à l’eau à haute énergie. Cette caractéristique n’est toutefois pas maintenuelorsque l’énergie des photons incidents est inférieure à quelques centaines de keV. En consé-quence, l’utilisation d’un dosimètre à scintillateur plastique aux énergies radiologiques estdavantage complexe et nécessite une calibration rigoureuse. Un premier modèle a été pro-posé par Hyer et coll. en exposant un scintillateur plastique à un faisceau de rayons X de 40à 120 kVp et en observant une réponse augmentant linéairement avec l’énergie du tube.150

Cet instrument a ensuite été utilisé pour mesurer la dose relative à la surface d’un fantômede radiologie durant un examen CT, sans toutefois avoir calibré l’instrument.151 Lessard etcoll. ont produit une analyse plus poussée de la réponse du scintillateur plastique entre 80 et150 kVp. Au moyen d’une analyse des spectres en énergie et du calcul Monte Carlo, ils ontdéterminé des facteurs de correction permettant d’obtenir la dose absolue à moins de 2 % dela valeur attendue. Plus récemment, Yoo et coll. ont reproduit les résultats de Hyer et coll.en démontrant que la relation avec l’énergie n’était pas linéaire pour les scintillateurs à basede polystyrène (PS).152 Yücel et coll. en ont fait de même avec les scintillateurs à base depolyvinyltoluène (PVT).153 Finalement, Hoerner et coll. ont caractérisé la dose en profondeurdans un fantôme CTDI au moyen d’une paire de fibres dont l’une est liée à un scintillateur àbase de polystyrène et l’autre à une mince feuille d’oxysulfure de gadolinium.154

Bien que les applications du dosimètre à scintillation sont multiples en radiologie, les recherchesmenées jusqu’à présent se sont surtout limitées à caractériser la réponse des détecteurs enfaisant varier l’énergie d’un faisceau fixe. Dans le cadre de ces travaux, il paraît pertinentd’investiguer une application clinique en radiologie au-delà de la simple calibration de l’ins-trument. La section précédente s’est attardée à expliquer les différents concepts en radiologieinterventionnelle. Dans cette section, les concepts physiques de la dosimétrie par scintillateurplastique y sont présentés et expliqués. La discussion se poursuit ensuite sur les différentsmécanismes de génération et d’affaiblissement des signaux lumineux dans le scintillateur, demême que les caractéristiques du matériel composant le scintillateur lui-même.

2.2 Physique des scintillateurs organiques

Le transfert de l’énergie des radiations en lumière visible par un scintillateur est l’une desplus anciennes techniques de mesure de la radiation ionisante. Encore aujourd’hui, de nom-breuses modalités d’imagerie médicale tirent profit du processus de scintillation pour détecterle rayonnement. Selon leur nature, les scintillateurs peuvent être soit inorganiques ou soitorganiques.

Les scintillateurs inorganiques présentent tous une structure atomique cristalline. Parmi ces

32

a) b)

Figure 2.1 – Structure chimique en a), de l’anthracène, et en b), du para-terphényle

scintillateurs, on retrouve plusieurs halogénures de métal alcalin (NaI(Tl), CsI(Tl), CsI(Na),LiI(Eu), etc.), mais également d’autres cristaux dépourvus d’impuretés (BGO, CdWO4, etc.)ou encore activés par cérium (GSO, LSO, etc.). Le processus de scintillation dans les scin-tillateurs inorganiques est basé sur la théorie des bandes en fonction des niveaux d’énergie,lesquels sont déterminés par la structure cristalline du matériel. L’ajout d’impuretés dans lecristal ajoute des états d’énergie supplémentaires dans la structure des bandes. Un électron sedésexcitant peut ainsi emprunter ces états, libérant un photon dans le spectre visible.

Les scintillateurs organiques peuvent aussi posséder une structure cristalline (anthracène, stil-bène, etc.), mais peuvent également être dissous dans un solvant approprié, soit liquide ouplastique. La densité et le numéro atomique effectif des scintillateurs organiques est plus faibleque les scintillateurs inorganiques, ce qui les rend moins susceptibles d’interagir avec la ra-diation et diminue leur efficacité de scintillation. Toutefois, des propriétés semblables à l’eauconfèrent aux scintillateurs organiques un avantage en dosimétrie, car la dose déposée dans lescintillateur sera représentative de la dose absorbée par les tissus. Par ailleurs, l’émission delumière est généralement plus rapide chez les scintillateurs organiques, de quelques ns, alorsqu’il est de 50-500 ns pour les scintillateurs inorganiques.

2.2.1 Mécanismes de la scintillation

Le processus de scintillation des scintillateurs organiques se distingue de celui des scintillateursinorganiques. Les transitions entre les niveaux d’énergie ne se produisent pas à l’échelle dela structure cristalline des atomes, mais plutôt au niveau moléculaire. Pour cette raison, lafluorescence sera indépendante de l’état physique. Les molécules utilisées sont généralementdes hydrocarbures aromatiques tels que l’anthracène et le para-terphényle (voir Figure 2.1).Ces polymères présentent trois noyaux benzèniques qui contiennent trois liaisons covalentesC=C où les orbitales des électrons se recouvrent latéralement en deux lobes parallèles depart et d’autre de l’hexagone, appelées liaisons π. L’excitation, puis la désexcitation de cesélectrons-π est responsable de la luminescence de ces molécules.

La Figure 2.2 décrit les niveaux d’énergie des électrons-π d’une molécule d’un scintillateurorganique. Ces électrons se trouvent à l’état fondamental S0 lorsqu’ils ne sont pas excités.Au moment où un rayonnement ionisant interagit avec le milieu ambiant, il peut exciter

33

Singulet

Conversion

intersystème

FluorescenceFluorescenceAbsorptionAbsorption

Triplet

Figure 2.2 – Niveaux d’énergie des électrons-π d’une molécule organique. L’état fondamentaldu singulet est S0 et ses états excités sont S1, S2 et S3. Les états excités du triplet sontT1, T2 et T3. Les sous-niveaux vibrationnels sont S00, S01 .. S10, S11 .. etc. Iπ est l’énergied’ionisation π. Image reproduite de Birks (1964)142

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directement l’électron-π vers un niveau d’énergie supérieur. Le rayonnement incident peutégalement ioniser une tierce molécule dont les particules chargées peuvent ensuite exciterl’électron-π. Suite à cette absorption d’énergie, l’électron-π est excité à l’un des sous-niveauxvibrationnels de S1, S2, S3, etc. Ensuite, peu importe le sous-niveau, l’électron-π est rapidementamené au niveau S10 par conversion interne entre les états électroniques, puis, par dégradationthermique de l’énergie vibrationnelle excédentaire, jusqu’au niveau S10 à partir duquel lafluorescence a lieu.

La conversion interne s’explique par le chevauchement des bandes adjacentes du spectre d’ab-sorption. Selon la loi de Kasha, cette relaxation vibrationnelle intramoléculaire s’opère beau-coup plus rapidement (10−15 s à 10−12 s) que les processus d’émission photonique (10−9 s) etdonc la désexcitation vers S10 s’effectue sans fluorescence. À partir de ce niveau, l’électron-π sedésexcite vers l’un de ses sous-niveaux vibrationnels de l’état fondamental (S00, S01, S02, S03, etc.).Ces différentes transitions de désexcitation définissent le spectre d’émission de la fluorescencedu scintillateur. Par ailleurs, l’intensité de la fluorescence diminue exponentiellement avec letemps, selon :

I = I0e(−t/τ) (2.1)

Où I0 est l’intensité I au temps t = 0 et τ est la constante de temps de décroissance de lafluorescence, laquelle est propre à la molécule organique (quelques ns à quelques dizaines dens). L’émission lumineuse peut toutefois persister jusqu’à 10−3 s en raison d’un phénomène dephosphorescence parfois présent chez les scintillateurs organiques. Dans ce cas-ci, une conver-sion intersystème peut se produire entre l’état S10 et le premier état du triplet T1, dont ladurée de vie est plus longue que S1 (10−8 s). Il est donc possible de réécrire l’équation 2.1pour inclure à la fois la contribution de la fluorescence (If0) et de la phosphorescence (Ip0) autemps t = 0.

I = I0fe(−t/τf ) + I0pe

(−t/τp) (2.2)

Où τf et τp sont les constantes de temps de décroissance de la fluorescence et de la phos-phorescence. Par ailleurs, puisque l’état T1 est plus bas, la désexcitation de l’électron-π parphosphorescence produira un spectre de plus grande longueur d’onde. L’intensité de la scin-tillation par phosphorescence est environ 10 fois moindre que celle de la fluorescence.142

Les scintillateurs organiques sont généralement transparents à leur propre émission de fluo-rescence. Ainsi, l’émission couvrira un spectre de longueurs d’onde plus longues que le spectred’absorption. Cela s’explique par le fait que l’énergie absorbée par les électrons-π durant leurexcitation est plus élevée que celle des photons émis lors de leur transition de S10 vers un étatfondamental de S0, selon le principe de Franck-Condon. Le déplacement entre les positions dupic du spectre d’absorption et de celui du spectre d’émission correspond au déplacement deStokes. Seule la trajectoire S00 vers S10, puis de retour à S00 peut permettre une réabsorptionde la fluorescence, telle qu’illustrée dans le schéma de la Figure 2.2.

35

2.3 Fluorescence des scintillateurs plastiques

Une faible concentration (1 %) d’une molécule scintillante, aussi appelé fluor, tel que lepara-terphényle, peut être dissous dans un solvant de monomères. La polymérisation de cedernier permet d’obtenir un scintillateur plastique, dont les propriétés physiques sont cellesdu solvant. Les matériaux les plus fréquemment utilisés sont le polyvinyltoluène (PVT), lepoly(méthacrylate de méthyle) (PMMA), mais surtout le polystyrène (PS). Cette combinaisonde molécules organiques forme un système binaire. Lorsqu’un rayonnement ionisant traversece milieu, ce sont les molécules du solvant qui interagissent principalement avec celui-ci, ab-sorbant l’énergie d’excitation. Le choix du scintillateur est fait de façon à ce que le niveaud’énergie de son premier singulet excité soit inférieur à celui du solvant. En d’autres mots,le spectre d’absorption du scintillateur chevauche celui d’émission du solvant. Le solvant estlui-même un scintillateur, mais seule une faible fraction de l’énergie de désexcitation est émisesous forme de lumière. Qui plus est, le spectre résultant du solvant est contenu dans l’ultra-violet (300-350 nm), soit une longueur d’onde trop courte pour être détectée par la plupartdes photodétecteurs. De plus, le solvant lui-même n’est pas transparent à sa propre émissionau-delà de 1 cm. Ainsi, le rôle du solvant est de transférer l’énergie absorbée vers les moléculesdu scintillateur en solution. Il existe trois principaux mécanismes de transfert d’énergie :

(A) transfert radiatif du solvant vers une autre molécule ;

(B) transfert non-radiatif résultant d’une interaction dipôle - dipôle entre deux molécules ;

(C) transfert non-radiatif résultant d’un échange électronique entre deux molécules.

Le mécanisme (A) permet le transfert d’énergie dans la mesure où la longueur d’onde duphoton émis par le solvant est contenu dans le spectre d’absorption du solvant lui-même oudu scintillateur en solution. La Figure 2.3 illustre le concept de chevauchement des spectresd’absorption et d’émission des composantes d’un scintillateur plastique. Toutefois, en raison dela faible luminescence du solvant lui-même, l’énergie se trouve plutôt transférée de façon non-radiative par interaction dipôle - dipôle, aussi appelé transfert d’énergie par résonance de typeFörster (Förster resonance energy transfer, FRET). L’efficacité de ce mécanisme dépend dela distance (R) séparant la molécule donnant son énergie de celle la recevant, selon l’équationsuivante :

E =1

1 + (R/R0)6(2.3)

Où R0 est le rayon de Förster, soit la distance à laquelle la possibilité que l’énergie soittransférée de façon non-radiative par FRET est de 50 %. Cette distance est généralementcomprise entre 1 et 10 nm et dépend de l’intégrale de recouvrement des spectres d’émissiondu donneur et d’absorption du receveur. Ce phénomène permet le transfert d’énergie d’unemolécule à l’autre jusqu’à ce que la désexcitation ait lieu. Si cette énergie atteint les moléculesscintillantes, la fluorescence peut se produire. Ce mécanisme (B) devient dominant lorsque la

36

POPOP

210 250 290 330 370 410 450 490 530

Longueur d’onde (nm)

p-terphényleA

bso

rpti

on

ou

u

ore

sce

nce

PS

Figure 2.3 – Spectres d’absorption (lignes pointillées) et d’émission (lignes pleines) du solvantde polystyrène (PS), du para-terphényle et du POPOP, image adaptée de OPERA et deNakamura et coll.155,156

concentration du scintillateur est d’environ 1 %. Le mécanisme (C) se produit par échangeélectronique (transfert de Dexter) au cours duquel une molécule transfère un électron excité àune seconde molécule qui lui retourne en échange un électron non excité. Les deux moléculesdoivent toutefois se trouver à très courte distance l’une de l’autre, soit à moins de 1 nm.

En pratique, un second scintillateur est également dissous dans le solvant, mais dans uneconcentration moindre (0,05 %). Une molécule scintillante de nature semblable au para-terphényle est utilisée, tel que le POPOP, aussi nommée 1,4-bis(5-phényloxazol-2-yl) benzène.Cette seconde molécule sert de scintillateur secondaire et forme un système ternaire. La fonc-tion de ce second scintillateur est d’absorber la lumière émise par le premier et de la ré-émettredans une longueur d’onde plus longue. Ce déplacement de longueur d’onde (ou waveshifting)permet de modifier la couleur du spectre produit par le volume du scintillateur plastique afinqu’il corresponde mieux à la sensibilité spectrale du photodétecteur et que le signal soit moinsatténué au cours de son transport vers celui-ci.

2.3.1 Émission de la scintillation

Lorsque la molécule scintillante en solution reçoit l’énergie de la part du solvant, quatre pro-cessus d’excitation peuvent survenir :

1. excitation des électrons-π vers des états singulets ;

2. ionisation des électrons-π ;

3. excitation des autres groupes d’électrons ;

37

4. ionisation des autres électrons.

Le premier processus est le principal responsable de la scintillation, tel qu’expliqué à la sec-tion 2.2.1. L’ionisation des électrons-π peut également mener à la scintillation par la recom-binaison des électrons par des états singulets ou triplets. L’excitation des autres groupesd’électrons de la molécule ne contribue pas à l’émission de lumière, car les électrons non-πdissipent leur énergie thermiquement dans le milieu. Finalement, l’ionisation des autres élec-trons de la molécule scintillante peut mener à des dommages moléculaires temporaires oupermanents. Les dommages sont temporaires lorsque la molécule parvient à se reformer, maisl’a néanmoins empêché d’émettre efficacement sa fluorescence. Ces dommages temporairessurviennent également chez les molécules du solvant et sont à la base du phénomène d’ex-tinction de la fluorescence par ionisation, aussi appelé ionization quenching, que l’on observeparticulièrement lorsque la densité d’ionisation est élevée le long du trajet d’une particuledirectement ionisante. La section 2.5.1 décrit les sources et les conséquences de ce phéno-mène. Par ailleurs, des dommages permanents peuvent également survenir par l’ionisation desautres électrons de la molécule scintillante, ce qui a pour conséquence de former des centresd’impureté dans le solvant. Cela contribue à diminuer l’efficacité de la scintillation lors d’uneirradiation prolongée.

2.3.2 Efficacité absolue de scintillation

L’efficacité absolue de scintillation correspond au rapport entre l’énergie lumineuse de scintilla-tion et l’énergie de la radiation incidente déposée dans le volume scintillant. Cette efficacitéest de l’ordre de 1 à 4 % pour les scintillateurs plastiques. Toutefois, cela ne tient pas comptede la lumière dissipée lors du transport entre la scintillateur plastique et le photodétecteur, nide l’efficacité de détection du photodétecteur lui-même.

Dans un système ternaire couramment utilisé dans les scintillateurs plastiques, le processuscomplet est plus détaillé que la simple excitation des électrons-π vers des singulets et leurdésexcitation vers le niveau fondamental. La combinaison d’un solvant (X), d’un scintillateurprimaire (Y ) et d’un scintillateur secondaire (Z) forme une chaîne de transfert d’énergie ca-ractérisée par l’efficacité absolue de scintillation. La description de chacune de ces étapes etl’expression de l’efficacité est présentée à l’Annexe A.

2.4 Contamination du signal

Le signal lumineux issu du scintillateur peut être contaminé par d’autres sources lumineusesle long de son parcours jusqu’au photodétecteur. Essentiellement, on peut identifier quatreprincipales sources de contamination :

1. lumière ambiante ;

2. exposition du photodétecteur aux radiations ;

38

3. fluorescence dans la fibre optique ;

4. effet Cerenkov dans la fibre optique.

La fibre scintillante et la fibre optique claire sont recouvertes d’une gaine de polyéthylèneopaque à la lumière. L’extrémité de la gaine et ses joints sont également scellées pour empêcherla lumière ambiante de s’infiltrer dans les fibres et de contaminer le signal. La jonction entre lafibre claire et le photodétecteur doit également empêcher que la lumière de la salle ne pénètrejusqu’au photodétecteur. Cela n’est généralement pas un problème pour les photodétecteurspossédant un adaptateur pour fibre optique directement fixé sur sa surface d’acquisition. Tou-tefois, d’autres instruments, tels que les caméras CCD, nécessitent que l’extrémité de la fibresoit maintenue à distance focale de l’objectif, ce qui requiert un vaste montage recouvert detoiles opaques ou un boîtier rigide et étanche. Il est également possible d’éteindre l’éclairagedans la salle de traitement le temps des mesures, ce qui n’est toutefois pas concevable dans unmodèle clinique. Toutefois, un système fixe et hermétique à la lumière ambiante est possible,tel que proposé par Lacroix et coll.157

La seconde source de contamination dépend essentiellement de l’emplacement du photodétec-teur et de l’efficacité du blindage dont il dispose. Il est souhaitable de placer le photodétecteurhors de la salle de traitement pour s’assurer que les radiations ne perturbent pas le fonctionne-ment de son électronique et faussent les mesures. Toutefois, en raison de certaines contraintes,ce n’est pas toujours possible et le photodétecteur peut devoir demeurer dans la salle. Parexemple, un montage utilisant un grand nombre de fibres aura du mal à passer sous la portede la salle de traitement ou via le conduit amenant le câblage hors de la salle. Une autrerestriction peut provenir de la faiblesse du signal généré ou de la faible sensibilité du photodé-tecteur. Dans ce cas, une longue fibre optique atténuera le signal sous le seuil de détection. Parexemple, une fibre de PMMA induira une atténuation de l’ordre de 0,1 dB/m sur la plage delongueur d’onde de la lumière émise par les scintillateurs généralement utilisés (450-600 nm).Pour une fibre de 15 m, une longueur suffisante pour sortir le photodétecteur de la salle detraitement, cela correspond à une atténuation de 29 %. Une troisième contrainte se présenteen l’absence de fibre optique. Par exemple, un scintillateur ayant la forme d’un cube plastique,ou encore un scintillateur liquide dans une éprouvette. La lecture de la lumière émise par levolume scintillant se réalise alors au moyen d’une caméra et d’un ensemble de miroirs, telque le système développé par Goulet et coll.158 Ainsi, dans le cas où le photodétecteur estcontraint de demeurer dans la salle, il doit absolument être tenu hors du champ de radiationprimaire, le plus loin possible de la source et disposer d’un blindage suffisant pour réduirel’exposition au rayonnement diffusé. Généralement, cela correspond à un blindage équivalantà quelques mm de plomb pour des faisceaux de basses énergies en radiologie et à quelques cmde plomb pour des faisceaux de hautes énergies en radiothérapie.

39

2.4.1 Fluorescence

Le solvant du scintillateur plastique peut générer une certaine fluorescence et possiblement latransmettre à l’extérieur du volume. Ce processus peut également survenir à l’intérieur de lafibre optique guidant le signal du scintillateur jusqu’au photodétecteur. L’intensité de la fluo-rescence dans cette fibre dépend du matériel la composant, ainsi que de la longueur de la fibredirectement exposée aux radiations. Nowotny (2007) a étudié la fluorescence des matériauxcouramment utilisés dans la fabrication des fibres optiques : le polystyrène, le PMMA et lasilice.159 Ces mesures ont également été comparées à des scintillateurs plastiques, le BCF-91Aet le BCF-92 (Saint-Gobain Crystals). Chacune des fibres a été exposée sur une longueur de10 cm par un faisceau de rayons X dont la tension du tube variait de 40 à 150 kVp. Ces résul-tats montrent que les scintillateurs plastiques émettent environ 20 fois plus de luminescenceque la simple fibre de polystyrène, laquelle émet environ 10 fois plus que la fibre de PMMA.La luminescence des fibres de silice dépend de la concentration des groupes hydroxyles (OH).Une haute concentration en OH augmente la transparence de la fibre à la lumière UV, tandisqu’une faible concentration augmente la transparence à la lumière infrarouge. Ces premièreproduisent une luminescence semblable à celle des fibres de polystyrène, tandis que les secondesproduisent une forte luminescence de 10 à 30 fois supérieure aux fibres scintillantes (BCF-91Aet BCF-92). Ainsi, le PMMA se présente comme le meilleur choix de matériau composant lafibre optique reliant le scintillateur au photodétecteur, car il émet le moins de luminescencelorsqu’il est exposé.159 Par ailleurs, les fibres de silice à haute concentration de OH montrentégalement un intérêt en raison d’une atténuation environ 10 fois plus faible que pour les fibresde PMMA. Toutefois, la rigidité des fibres de silice et leurs propriétés physiques éloignées decelles de l’eau peuvent limiter leur application en dosimétrie. Thérriault-Proulx et coll. ontégalement étudié la contribution de la fluorescence dans les fibres optiques de PMMA exposéesà des faisceaux de basses et hautes énergies.160 Ils ont utilisé un spectrographe pour analyserla distribution spectrale de la fluorescence dans la fibre, contrairement à Nowotny qui s’estservi de tubes photomultiplicateurs. L’intensité de la fluorescence émise dans la fibre diminueà mesure qu’augmente la longueur d’onde d’émission. Par ailleurs, ce spectre de fluorescencene varie pas en fonction de l’énergie du faisceau incident.161 En revanche, l’émission augmenteen fonction de l’énergie du faisceau, une propriété également mentionnée par Nowotny et quis’explique par les propriétés d’absorption intrinsèque des matériaux. La Figure 2.4 présente laproportion du signal mesuré dans une fibre optique de PMMA sans scintillateur par rapport àdes fibres couplées à trois scintillateurs différents. Cette contamination correspond de 0,1 % à0,5 % lorsqu’une longueur d’environ 10 cm de fibre de PMMA est exposée et que les scintilla-teurs présentent une longueur de 1 cm. Ainsi, dans la plupart des situations, la contaminationpar fluorescence dans la fibre optique est un phénomène peu préoccupant. Il est égalementpossible de minimiser cet effet au moyen de ces quatre approches :

1. utiliser un matériau faiblement luminescent (tel que le PMMA) ;

2. réduire la longueur de la fibre exposée ;

40

0 20 40 60 80 100 120 1400

0.1

0.2

0.3

0.4

0.5

0.6

0.7

Énergie moyenne des photons incidents (keV)

Flu

ores

cenc

e P

MM

A p

ar r

appo

rt a

ux s

cint

illat

eurs

(%

)

BCF−10BCF−12BCF−60

Figure 2.4 – Signal mesuré dans une fibre de PMMA par rapport à celui des fibres coupléesaux scintillateurs BCF-10, BCF-12 et BCF-60

3. augmenter la longueur du scintillateur ;

4. utiliser une seconde fibre sans scintillateur.

Les trois premières techniques visent à augmenter le rapport du signal du scintillateur surcelui de la contamination par fluorescence. La dernière offre un moyen d’identifier directementce signal de contamination et d’en retirer directement la contribution.

2.4.2 Effet Cerenkov

Il existe une seconde source de contamination lumineuse dans les fibres optiques exposées auxradiations ; l’effet Cerenkov. La production de lumière Cerenkov partage quelques propriétésavec la fluorescence. Son spectre d’émission diminue lorsque la longueur d’onde augmente etson intensité dépend du matériau composant la fibre. Son intensité augmente également avecla longueur de la fibre exposée et avec l’énergie du rayonnement incident. Toutefois, cettedépendance avec l’énergie du faisceau est plus marquée que la fluorescence et dispose d’uneénergie seuil sous laquelle aucune émission Cerenkov n’est produite.

En dosimétrie à scintillation, l’effet Cerenkov ne se produira pas sans la présence d’électronsdont l’énergie cinétique surpasse 144 keV dans le polystyrène et 178 keV dans le PMMA. Lacontamination par le rayonnement Cerenkov est une préoccupation en radiothérapie externe oùsa présence peut considérablement affecter le signal de scintillation, voire même le masquer. Enradiologie, la tension appliquée au tube à rayons X varie de 35 à 140 kV, ce qui est insuffisantpour produire l’effet Cerenkov. Ainsi, dans l’objectif de développer un dosimètre à scintillationen radiologie, nul besoin de se soucier de cette contamination. Néanmoins, le Chapitre 4 traite

41

à la fois des faisceaux de basses et de hautes énergies. À cet effet, on pourra se référer àl’Annexe B qui décrit le processus de génération de lumière par l’effet Cerenkov, le seuild’énergie minimale et les différentes méthodes proposées pour éliminer cette contamination.

2.5 Réduction du signal

Certains phénomènes ajoutent une composante lumineuse au signal de scintillation le longde la fibre optique claire. Il existe également d’autres mécanismes qui réduisent ce signal àl’intérieur même du scintillateur plastique. L’ensemble des effets qui réduisent, empêchent,interrompent ou entrent en compétition avec l’émission de scintillation par fluorescence sontappelés phénomènes d’extinction de la fluorescence ou quenching. Plusieurs de ces effets ontété expliqués précédemment lors de la présentation des processus secondaires menant à lascintillation. D’autres sont dus à des changements dans le milieu ou à des conditions dufaisceau de radiation. Voici une liste non exhaustive des différents phénomènes d’extinction dela fluorescence :

1. extinction interne ;

2. extinction de concentration ;

3. extinction par impuretés ;

4. extinction de surface ;

5. extinction par ionisation.

L’extinction interne se produit lorsque l’électron-π excité d’une molécule scintillante ou dusolvant effectue une transition vers l’état fondamental de façon non-radiative. On peut illustrercette transition en observant les potentiels d’énergie de l’état fondamental et excité d’un centrede luminescence, tel que représenté à la Figure 2.5. Les courbes aAa′ et bBb′ représentent lesamplitudes vibrationnelles du centre de luminescence, tandis que A et B sont les positionsd’énergie minimale. L’excitation de l’électron-π par un photon ou par transfert non-radiatifproduit une transition du niveau fondamental au niveau excité exprimé par la droite AC.Pour retrouver son état d’énergie potentielle minimale, le système se déplace à l’état B etdissipe thermiquement dans le milieu l’excès d’énergie vibrationnelle. La fluorescence survientlorsque la transition BD se produit, suivie d’une dissipation additionnelle d’énergie thermiquede D vers A. Les courbes d’énergie potentielle de l’état fondamental ou excité se croisent ous’approchent généralement le long d’une coordonnée intramoléculaire X. Il est alors possiblequ’une transition non-radiative se produise entre le point E de l’état excité et le point F del’état fondamental, dissipant ensuite l’énergie excédentaire de façon thermique. Ce processusentre directement en compétition avec l’émission de fluorescence.

L’extinction de concentration survient lorsqu’on augmente la concentration du scintillateurprimaire ou secondaire au-delà d’un certain niveau. À faible concentration, la scintillation aug-mente avec celle-ci, puis sature si l’on continue d’élever la concentration. Pour certains scintilla-

42

A

B

C

D

EF

a b

a’

b’

Énergie

O

X

Figure 2.5 – Diagramme des niveaux et des transitions dans un centre de luminescence.L’extinction interne se produit dans la région E-F. Image reproduite de Birks (1964)142

teurs, la luminescence peut même commencer à diminuer au-delà d’une certaine concentration.Cet effet pourrait s’expliquer par la formation de dimères par les scintillateurs en solution,affectant leurs propriétés luminescentes.142 Il se produit également un phénomène d’auto-extinction lorsque les molécules du scintillateur interagissent entre elles. En effet, les proces-sus de désexcitation non-radiative entrent alors en compétition avec la scintillation lorsque lesmolécules interagissent mutuellement. Toutefois, pour les scintillateurs plastiques, la concen-tration des scintillateurs en solution ne varie pas une fois la polymérisation du solvant et cephénomène ne se manifeste pas.

L’extinction par impuretés survient lorsque l’énergie d’excitation atteint des molécules autresque le solvant et les scintillateurs en solution. Certaines de ces espèces, surnommées exc-tincteurs de luminescence ou quenchers, dissiperont l’énergie thermiquement par extinctioninterne. Ces molécules peuvent être des impuretés introduites au moment de la fabrication ouencore le résultat de dommages permanents causés par les radiations. Dans de tels cas, l’effetsera double : diminuer le nombre de molécules contribuant à la scintillation et augmentercelles qui produisent l’extinction interne. Accroître la concentration des scintillateurs en solu-tion permet de contrer les effets des dommages subis par les radiations, mais l’on ne doit pasnon plus atteindre une concentration trop élevée et produire de l’extinction par concentration.

Il existe un effet d’extinction supplémentaire qui dépend d’une certaine façon de l’origine des

43

particules chargées. En effet, celles générées à l’extérieur du volume du scintillateur plastique,puis entrant dans celui-ci auront un effet légèrement différent de celles produites à l’intérieur.Par exemple, un faisceau d’électrons entrant dans le milieu par rapport à un faisceau dephotons mettant en mouvement des électrons secondaires dans le milieu. Cette différence,appelé extinction de surface (surface quenching) est due à trois processus :

1. fuite de l’énergie d’excitation atteignant la surface ;

2. extinction par impuretés des molécules formant la couche de surface ;

3. rétrodiffusion des radiations incidentes.

Ainsi, dans le cas d’une exposition par des électrons externes, une composante φ sera ajoutéeà l’équation 2.6. Il s’agit d’une fonction de répartition qui tend vers 1 lorsque x > ∼ 2a0, oùa0 est le parcours moyen de l’énergie d’excitation dans le scintillateur, de l’ordre de quelquesµm, et x, la profondeur à partir de la surface. Ce phénomène se limite cependant aux électronsexternes de faibles énergies dont la portée dans le scintillateur plastique est inférieur à 2a0,soit des électrons de moins de 30 keV dans le polystyrène (voir Figure 2.10). L’exposition parélectrons de basses énergies ne figure pas parmi les modalités utilisées en radiologie et donc lephénomène d’extinction de surface n’est pas considéré lors d’une exposition aux rayons X.

2.5.1 Extinction par ionisation

Contrairement aux autres phénomènes d’extinction de la fluorescence, l’extinction par ioni-sation est un processus primaire, c’est-à-dire qu’il se produit dans le solvant avant que lachaîne de fluorescence se mette en place. Il est donc indépendant de la concentration desscintillateurs en solution. L’extinction par ionisation peut être définie par la réaction entreles molécules excitées du solvant et d’autres espèces excitées, ionisées ou des radicaux librescréés après l’interaction d’une particule chargée dans le milieu.162 Ces événements entraînentdes dommages moléculaires temporaires associés à la densité spécifique d’ionisation le longde la trajectoire d’une particule directement ionisante.142 Ces molécules occupent des étatshautement excités ou ionisés et se désexcitent rapidement (< 1 ns).163 Ce processus de désex-citation est toutefois non-radiatif et entre en compétition avec l’émission de la fluorescence enla privant de son énergie d’excitation, ce qui est responsable de l’extinction de la fluorescence.La courte vie (10−9 s) de ces centres d’extinction de la fluorescence s’explique probablementpar la recombinaison ionique, la dissipation rapide de l’excès d’énergie vibrationnelle et lamigration de l’énergie d’excitation des électrons-π par conduction thermique aux moléculesavoisinantes.142 L’extinction par ionisation provoque une non-linéarité entre l’énergie absorbéeet la lumière émise. Ce phénomène se produit particulièrement le long de la trajectoire d’uneparticule chargée possédant un haut transfert d’énergie linéaire (linear energy transfer, LET),tels que les électrons dont l’énergie cinétique est inférieure à 100 keV.141 Toutefois, on peutconsidérer que les électrons de plus de 125 keV n’induisent pas cet effet et donc que la réponsedu scintillateur en fonction de la dose déposée par ceux-ci demeure linéaire.143 Cependant, en

44

radiologie, la plage d’énergie des rayons X correspond précisément à cette région de haut LETdes électrons secondaires mis en mouvement. Il est donc essentiel de s’intéresser de près auphénomène d’extinction par ionisation pour permettre de valider l’utilisation d’un dosimètreà scintillation aux énergies radiologiques.

2.5.2 Modèle de Birks

La diminution de la fluorescence au passage des particules chargées de haut LET est cou-ramment expliquée par le modèle de Birks proposé en 1951164 et diffusé en 1964 dans sonlivre consacré à la scintillation dans les matériaux organiques et inorganiques.142 Il s’agit d’unmodèle semi-empirique qui décrit le phénomène d’extinction de la fluorescence par ionisation.

La situation suivante réfère à l’émission par fluorescence en l’absence du phénomène d’ex-tinction, soit lorsque le passage d’une particule de bas LET ne produit qu’une faible densitéd’excitation et d’ionisation le long de son parcours. En conséquence, les molécules excitéeset ionisées se trouvent à de grandes distantes les unes des autres et leurs interactions sontnégligeables. C’est le cas notamment lors du passage d’un électron de plus de 125 keV. L’éner-gie E qu’il dissipera dans le volume du scintillateur sera alors proportionnel à la réponse duscintillateur L, soit l’énergie émise par fluorescence :

L = SE (2.4)

Où S est l’efficacité absolue de scintillation, tel que donnée par l’équation A.14 dans le casdes systèmes ternaires. Cette équation peut être exprimée sous forme différentielle le long duparcours de l’électron :

dLdx

= SdEdx

(2.5)

Où x est la portée de l’électron dans le matériau en g cm−2, dL/dx est la fluorescence spécifiqueet dE/dx est la perte d’énergie spécifique, soit le pouvoir d’arrêt massique de la particule dansle milieu, en MeV cm2 g−1. Dans le cas des particules de LET élevé, comme les électrons demoins de 100 keV, les deux équations précédentes ne sont plus proportionnelles et l’émissionlumineuse varie de façon non-linéaire avec l’énergie déposée dans le milieu. Birks proposad’ajouter un paramètre à l’équation 2.5 pour tenir compte de l’extinction de la fluorescence :

dLdx

=S dE

dX

1 + kB dEdX

(2.6)

Où k est un paramètre d’extinction et BdE/dx correspond à la densité spécifique des moléculesexcitées et ionisées le long du parcours, B étant une constante. En principe, les paramètres kBsont considérés comme un seul terme étant donné la difficulté de les mesurer indépendamment.Dans le cas où dE/dx est faible, l’équation 2.6 tend vers l’équation 2.5. Toutefois, si dE/dxest très élevé, alors :

dLdx

=S

kB= constante (2.7)

45

L’équation 2.6 peut également être intégrée sur le spectre de ralentissement des électrons se-condaires pour obtenir la sensibilité intrinsèque du scintillateur (α(E)) à l’absorption complèted’un électron secondaire d’énergie cinétique initiale E.

α(E) =S

E

∫ E

0

dE1 + kB(dE/dx)

(2.8)

On peut également réécrire l’équation 2.6 en isolant le paramètre q, soit la fraction des molé-cules qui émettent de la scintillation sans être affectées par l’extinction :

q =1

1 + kB dEdx

(2.9)

Le terme kB est une mesure de la non-linéarité de la réponse du scintillateur. Il est déterminéexpérimentalement en observant la relation précédente lors du passage des particules chargéesde haut LET dans un milieu. En principe, ce paramètre dépend uniquement du milieu et dela densité d’ionisation et non de la nature de la particule chargée. Les valeurs publiées de kBpour les scintillateurs plastiques occupent une gamme de 3 à 16 mg cm−2 MeV−1.142,163,165

Toutefois, des mesures de kB de 0.5 à 9.4 mg cm−2 MeV−1 ont été rapportées pour desscintillateurs à base de polystyrène.166–170 Curieusement, ces deux valeurs extrêmes ont étémesurées pour le même scintillateur, le BCF-12, soit l’un des scintillateurs utilisés dans cestravaux.169,170

2.5.3 Autres modèles

Le modèle de Birks est devenu un standard dans la caractérisation de la réponse des scintilla-teurs. Toutefois, certaines alternatives ont été proposées pour tenter de généraliser celui deBirks ou de le développer.

L’une de ces généralisation a été présentée par Chou qui décrit le mécanisme d’extinction de lafluorescence comme un système binaire incluant un mécanisme de transfert d’énergie.171 Celui-ci correspond à un processus de migration non-radiatif dont l’efficacité est proportionnelle aucarré de la densité de la particule excitée et par l’ajout d’un paramètre B distinct de laconstante incluse dans le paramètre kB du modèle de Birks :

dLdx

=S dE

dX

1 +A dEdX +B( dEdX )2

(2.10)

Birks observa que cette équation concordait effectivement avec les résultats expérimentauxlorsque le paramètre B tendait vers zéro, ce qui revient à utiliser l’équation 2.6.142

Wright proposa que le phénomène d’extinction de la fluorescence pouvait être unimoléculaireprincipalement dans le cas d’électrons incidents, tandis qu’il était bimoléculaire et ajoutaitune contribution dans le cas de particules lourdes incidentes.172 Wright identifie les interac-tions coulombiennes des molécules excitées avoisinantes comme étant la source de l’extinction

46

par ionisation. L’effet combiné de ces deux mécanismes d’extinction décrit une équation dedécroissance de la population des molécules excitées :

dε = −(p+ k + aε)εdt (2.11)

Où ε ∼ dE/dx est le nombre de molécules excitées présentes, aε est le taux de désexcitation desinteractions bimoléculaires, p et k correspondent aux taux de décroissance dus à la fluorescenceet à l’extinction unimoléculaire. Ainsi, l’équation correspondante à l’émission de la lumièrespécifique est :

dLdx

= p

∫ ∞0

εdt =p

aln

(1 +

a

p+ k

dEdx

)(2.12)

Birks émit également certains commentaires au sujet du modèle proposé par Wright. Il men-tionna que l’équation échouait à prédire l’effet de saturation, c’est-à-dire la dépendance linéairede L sur x pour des particules α, tel que décrit par l’équation 2.7.142 De plus, le raisonnementde Wright assume que la fluorescence et l’extinction bimoléculaire sont en compétition l’uneavec l’autre, ce qui devrait diminuer le temps de décroissance d’un facteur 4 pour les particulesα par rapport aux électrons incidents, un phénomène qui n’est pas observé.173

2.6 Propriétés des fibres scintillantes

Les mécanismes menant à la scintillation sont le résultat du transfert vers le scintillateur del’énergie d’excitation. L’extinction de la fluorescence par ionisation est due au passage d’uneparticule chargée de haut LET dans le milieu. Les électrons à l’origine de ces effets sont produitspar l’effet photoélectrique, l’effet Compton et la production de paires lors des interactions desphotons incidents avec les atomes du milieu. Ces interactions dépendent à la fois de l’énergie desphotons incidents et des caractéristiques physiques du milieu, principalement du solvant, c’est-à-dire du polystyrène. La probabilité que les photons interagissent avec le milieu est définiepar les sections efficaces des différents types d’interaction. La Figure 2.6 présente la variationdes sections efficaces en fonction de l’énergie des photons incidents. Aux énergies des photonsutilisés en radiologie, soit une énergie moyenne de 20 à 60 keV (35 à 120 kVp), on observe laprésence de l’effet photoélectrique et de l’effet Compton. Le premier effet étant prédominantpour les faisceaux de basses énergies et le second pour les faisceaux d’énergies un peu plusélevées, la transition ayant lieu autour de 21 keV. On constate que la section efficace totale tendà diminuer à mesure que l’énergie du photon incident augmente. En conséquence, la probabilitéd’interaction diminue également. Qui plus est, la densité du polystyrène est relativement faible(1.06 g/cm3), ce qui rend ce matériau pratiquement invisible sous un faisceau de radiationutilisé en imagerie, à moins que l’énergie des photons incidents soit particulièrement faible.Cela confère au polystyrène la propriété d’être radio-transparent aux rayonnements d’énergieutilisée en radiologie. Toutefois, il s’avère possible d’imager la structure de la fibre optique enl’exposant à de très faibles énergies de faisceau. C’est le cas notamment à la Figure 2.7, ce qui

47

10−3

10−2

10−1

100

101

10−8

10−6

10−4

10−2

100

102

104

Énergie du photon incident (MeV)

Sec

tion

effic

ace

(cm

²/g)

Diffusion Rayleigh

Effet Compton

Effet photoélectrique

Production de paire

Production de triplet

Atténuation totale

Figure 2.6 – Section efficace d’interaction des photons dans le polystyrène pour chacun destypes d’interaction, d’après les informations de la base de données XCOM du National Instituteof Standards and Technology174

permet d’illustrer les différentes sections d’un détecteur à fibre scintillante utilisé au cours deces expériences.

Suite à l’interaction, des électrons sont mis en mouvement et déposent leur énergie selon leurpouvoir d’arrêt collisionnel dans le milieu. La Figure 2.8 illustre la variation de ce pouvoir d’ar-rêt en fonction de l’énergie cinétique de l’électron. On constate que plus l’énergie de l’électronest faible, plus son pouvoir d’arrêt collisionnel est élevé. On considère alors que la particulechargée possède un LET élevé. La Figure 2.9 présente le rapport du pouvoir d’arrêt collision-nel du polystyrène avec celui de l’air et de l’eau. On s’aperçoit que l’électron parcourant lepolystyrène dépose son énergie le long de son parcours de façon similaire dans ces trois mi-lieux, en tenant compte de leur variation de densité. Cette observation est également validéeen comparant la portée des électrons dans ces milieux, tel que présenté à la Figure 2.10. Unfaisceau de 140 kVp pourrait théoriquement produire par effet Compton des électrons d’uneénergie maximale d’environ 40 keV, ce qui correspond à une portée approximative de 50 µm,bien en deçà du diamètre typique d’une fibre scintillante (1 mm). On peut ainsi considérer quetous les électrons générés par interaction photoélectrique ou par interaction Compton dans lemilieu déposent entièrement leur énergie dans celui-ci. Qui plus est, la fibre est généralementrecouverte d’une gaine de polyéthylène, un matériau de composition et de propriétés similairesau polystyrène (voir Tableau 2.1), offrant ainsi un milieu de consistance homogène autour dela fibre et contribuant à maintenir l’équilibre électronique à la surface de la fibre.

On évalue la qualité d’un milieu à absorber l’énergie issue d’un rayonnement ionisant au moyen

48

1 mm

1 mm

1 mm

10 mma)

b)

c)

d)

Figure 2.7 – Détecteur à scintillation comprenant une fibre claire et une fibre scintillanteenveloppées d’une gaine de polyéthylène et exposées à des rayons X de faible énergie (20 kV,185 mA, 8 images superposées). En (a), la marque indique la fibre scintillante de 10 mm ;en (b) on présente un agrandissement de la jonction où la gaine a été coupée pour insérerle scintillateur, puis jointe au moyen d’une mixture de peinture acrylique et d’epoxy ; en (c)on observe un agrandissement de l’étroite jonction entre les deux fibres et en (d) se trouveégalement un agrandissement de l’extrémité de la fibre où la gaine et son embout sont scelléspar cette même mixture.

49

10−3

10−2

10−1

100

101

100

101

102

Énergie de l’électron (MeV)

Pou

voir

d’ar

rêt (

MeV

cm

²/g)

air

eau

polystyrène

Figure 2.8 – Pouvoir d’arrêt collisionnel du polystyrène et des milieux que sont l’air et l’eau

10−3

10−2

10−1

100

101

0.9

0.95

1

1.05

1.1

1.15

1.2

Énergie de l’électron (MeV)

[

dE

dx

]

polystyrene

milieu

air

eau

Figure 2.9 – Rapport du pouvoir d’arrêt collisionnel du polystyrène et des milieux que sontl’air et l’eau

50

Tableau 2.1 – Caractéristiques physiques des milieux propres à la dosimétrie par scintillation

Paramètre Air Eau PS PMMA PEMasse volumique (g/cm3) 1,205 × 103 1,000 1,06 1,19 0,94(µenρ

)à 100 keV (cm2/g) 4,74 4,94 1,92 3,03 1,78

Densité électronique (1023 e−/g) 3,36 3,34 3,24 3,44 3,44Énergie moyenne d’excitation (eV) 63,2 75,0 68,7 74,0 57,4Indice de réfraction 1,00 1,33 1,60 1,49 1,50Composition (% du poids) N 0,755 O 0,888 C 0,923 C 0,600 C 0,856

O 0,232 H 0,112 H 0,077 H 0,080 H 0,144Ar 0,013 O 0,320

Abbréviations : PS, polystyrène ; PMMA, poly(méthacrylate de méthyle) ; PE, polyéthylène

10−2

10−1

100

101

10−6

10−5

10−4

10−3

10−2

10−1

100

101

102

Énergie de l’électron (MeV)

Por

tée

(m)

aireaupolystyrène

Figure 2.10 – Portée des électrons dans différents milieux

du coefficient massique d’absorption en énergie. Il s’agit de la fraction de l’énergie des photonsincidents transférée en énergie cinétique aux particules chargées, au moyen des interactionsentre les photons et les atomes, et qui déposent ensuite leur énergie à l’intérieur du volume.La Figure 2.11 présente le rapport de ces coefficients pour le polystyrène et les autres milieux,soit l’air et l’eau.

Le rapport des coefficients est inférieur à 1 pour l’air lorsque l’énergie des photons incidentsest sous 105 keV. En conséquence, l’énergie absorbée par unité de masse dans le volume duscintillateur est inférieure à l’énergie absorbée dans un même volume rempli d’air. L’énergieabsorbée est également plus basse dans le même volume occupé par de l’eau. Cette variation aune forte influence sur la mesure de la dose, car l’énergie absorbée par le volume du scintillateur

51

10−3

10−2

10−1

100

101

0.3

0.4

0.5

0.6

0.7

0.8

0.9

1

1.1

Énergie du photon incident (MeV)

[

µen

ρ

]

polystyrene

milieu

air

eau

Figure 2.11 – Rapport des coefficients massiques d’absorption en énergie du polystyrène etdes milieux que sont l’air et l’eau

ne correspond pas à celle mesurée par un dosimètre constitué d’eau ou d’air. De plus, lerapport varie considérablement sur la gamme d’énergie utilisée en radiologie, alors qu’il estparticulièrement stable dans la gamme d’énergie employée en radiothérapie. C’est ce qui ad’ailleurs facilité son développement dans les applications de hautes énergies. Ainsi, l’utilisationd’un tel système aux énergies utilisées en radiologie entraîne une certaine complexité quinécessite une calibration précise et une connaissance particulière du spectre énergétique dufaisceau utilisé. Cela est d’autant plus pertinent qu’à cette variation s’ajoute l’effet d’extinctionde la fluorescence par ionisation.

2.7 Dosimétrie dans l’air

Le dosimètre à scintillation n’est pas un détecteur absolu, dans le sens où il ne peut mesurerune dose de radiation sans avoir été calibré à l’aide d’un dosimètre de référence. Au cours deces travaux, une chambre d’ionisation a permis d’effectuer les mesures de dose dans l’air en unendroit précis. Le dosimètre à scintillation est ensuite placé au même emplacement et mesureune dose dans le polystyrène. Le coefficient massique d’absorption en énergie permet ensuitede retrouver la dose dans l’air et d’effectuer la calibration.

2.7.1 Mesures au moyen de la chambre à ionisation

Le protocole de mesure de la dose dans l’air au moyen d’une chambre d’ionisation utilise ladosimétrie de référence développée par le Task Group 61 de l’American Association of Physi-

52

cists in Medicine (AAPM) pour des faisceaux de rayons X de basses et moyennes énergies.175

Cette mesure de dose implique la calibration de la chambre d’ionisation en terme de kerma del’air (Kair) en un point de référence dans l’air pour un faisceau d’une qualité donnée. La valeurM correspond alors à la lecture corrigée de la charge collectée, en coulomb, par la chambred’ionisation, soit :

M = MbrutPTPPfuitePionPpolPelecPpr (2.13)

Où Mbrut est la lecture non corrigée à l’électromètre, PTP est le facteur de correction pour ladensité de l’air, Pfuite est le facteur de correction pour une dispersion ou une dérive des lecturesde l’instrument en l’absence du rayonnement à mesurer, Pion est le facteur de correction pourtenir compte de la collecte incomplète de la charge à partir de la chambre d’ionisation, Ppol estle facteur de correction à considérer pour le changement de la valeur du facteur d’étalonnagerésultant du changement de signe de la charge recueillie, Pelec est le facteur de correction pourtenir compte des changement de la sensibilité de l’électromètre si l’on se sert d’une échelledifférente de celle utilisée pour l’étalonnage et Ppr est le facteur de correction pour tenircompte de la variation radiale dans le profil d’intensité du champ de rayonnement traversantle volume sensible de la chambre d’ionisation.

Le coefficient d’étalonnage pour le kerma de l’air (NK) (Gy/C) d’un faisceau de qualité spé-cifique correspond ainsi à :

NK =Kair

M(2.14)

Ce coefficient est propre à une chambre d’ionisation et s’obtient lors de son étalonnage parun faisceau de référence d’un laboratoire de standards, tel que celui du Centre National deRecherches du Canada (CNRC) ou le Accredited Dosimetry Calibration Laboratory (ADCL)de la University of Wisconsin (UWADCL).

La mesure du kerma de l’air est reliée à la définition de l’exposition (X), définie comme lerapport de dQ, la valeur absolue de la charge totale des ions d’un signe produitss dans l’air,lorsque tous les électrons libérés par les photons dans une masse d’air dm sont complètementarrêtés dans l’air.176 L’exposition au point de référence en l’absence de la chambre d’ionisationest donnée par :

X = M NX (2.15)

Où NX correspond au coefficient d’étalonnage pour l’exposition, en roentgen par coulomb. Larelation entre NK et NX est donnée par l’équation suivante :

53

Tableau 2.2 – Coefficients d’étalonnage de la chambre primaire XA012483

Rayonnement Coefficients d’étalonnageDifférence Filtration HVL NK NX

de potentiel inhérente ajoutée(kV) mm mm mm mm mGy

nCRnC

80 3 Be 2,32 Al 2,56 Al 43,0 4,91120 3 Be 3,86 Al 5,02 Al 43,4 4,95180 3 Be 1,00 Al 0,15 Cu 0,53 Cu 43,8 5,00200 3 Be 1,00 Al 1,86 Cu 2,04 Cu 44,3 5,06250 3 Be 1,00 Al 1,03 Cu 2,03 Cu 44,5 5,07

NK = NX

(W

e

)air

(1− g) (2.16)

Où le paramètre (W/e)air est l’énergie moyenne dépensée par unité de charge de l’ionisationproduite dans l’air sec et correspond à 33,97 J/C. La correction (1−g) permet de tenir comptedes pertes radiatives par les particules secondaires chargées, principalement dues à l’émissionbremsstrahlung, où g est inférieur à 0,1 % pour les photons de moins de 300 keV dans l’air.175

De façon similaire, le rapport du Task Group 51 de l’AAPM décrit plutôt la dosimétrie deréférence pour les faisceaux de hautes énergies en se servant du coefficient d’étalonnage pourla dose absorbée dans l’eau, ND,w (Gy/C). Ainsi, la dose absorbée dans l’eau, Dw (Gy), aupoint de mesure en l’absence de la chambre correspond à :

Dw = M ND,w (2.17)

Le coefficient d’étalonnage est généralement calibré au rayonnement du 60Co. Il se définit alorscomme N 60Co

D,w . Pour les faisceaux d’énergies plus élevées, un facteur de qualité kQ est appliquéet la dose dans l’eau pour un faisceau de qualité Q correspond à :

DQw = M kQ N

60CoD,w (2.18)

Au cours de ces travaux, la dose dans l’air aux basses énergies a été déterminée de deux ma-nières différentes. Des mesures ont été prises dans le laboratoire d’étalonnage de l’UWADCL,mais également sur un appareil de radiologie interventionnelle utilisé au CHU de Québec - Uni-versité Laval. Dans le premier cas, des mesures du kerma de l’air sont obtenues d’une source derayons X de référence en se servant de chambres d’ionisation de référence. Dans le second cas,les coefficients d’étalonnage pour le kerma de l’air n’étaient pas disponibles pour l’ensembledes qualités de faisceau générées par l’appareil de radiologie interventionnelle. Cet appareil

54

utilise un système automatique qui fait varier de façon continue la tension appliquée au tubeà rayons X, modulant ainsi un grand nombre de qualités de faisceau, allant de 40 à 125 kVp.Or, la chambre d’ionisation primaire du département de radio-oncologie (XA012483) disposeactuellement de 5 valeurs de NK , telles que présentées dans le Tableau 2.2. Étant donné quel’étalonnage d’une chambre d’ionisation au CNRC est coûteuse (1375 $ pour un palier d’éner-gie et 290 $ pour les suivants), la variation du coefficient NK a été déterminée au moyen deréférences extérieures. Par ailleurs, la chambre utilisée pour nos mesures (XA013232) est unechambre secondaire qui a été elle-même étalonnée en croisant les paramètres de la chambreprimaire. Ces chambres de type Farmer sont des Exradin A-12 (Standard Imaging, Middle-ton, Wisconsin, États-Unis) et présentent un volume cylindrique de 0,64 cm3. Une chambre àplaques parallèles ou une chambre sphérique aurait également permis une mesure précise dela dose dans l’air. Cependant, ces options ont été écartées pour les raisons suivantes. Les pa-ramètres d’étalonnage de ces chambres n’étaient pas disponibles pour une aussi vaste gammeénergétique. De plus, leur volume sensible est généralement plus élevé et leur forme diffèrede celle du scintillateur, s’éloignant ainsi des caractéristiques de celui-ci. De par leur taille etleur composition, ces chambres peuvent également affecter la qualité du faisceau d’un fluoro-scope qui, en raison des systèmes de contrôle automatiques, pourrait être amené à accroîtreles paramètres d’exposition.

La Figure 2.12 présente la variation du paramètre NK en fonction de la tension maximaleappliquée au tube à rayons X pour différents modèles de chambres d’ionisation A-12. L’éta-lonnage d’un modèle de cette chambre a été effectué au laboratoire de référence de l’UWADCL.L’étalonnage d’une autre chambre a été réalisé par Moga (2011) dans ce même laboratoire.Un modèle complet de la chambre A-12 a également été conçu par Moga (2011) qui s’enservit pour calculer par simulation Monte Carlo la dose absorbée dans la cavité d’air de lachambre au moyen du logiciel EGSnrc.177,178 On constate une similarité entre les paramètresNK des différentes chambres calibrées, ainsi que la chambre simulée. Il faut toutefois considé-rer que les faisceaux du CNRC et du laboratoire de l’UWADCL ont des qualités différentes,bien qu’ils utilisent un tube à rayons X similaire. En effet, la filtration ajoutée est variablepour chacune des énergies. L’appareil de radiologie interventionnelle possède également sespropres caractéristiques. Le Tableau 2.3 présente les différents paramètres de ces trois tubesà rayons X.

Le logiciel SpekCalc a été utilisé pour générer des spectres de rayons X à partir des paramètresdu tube présentés au Tableau 2.3 et des filtrations ajoutées pour les qualités de faisceau. Celogiciel est présenté plus en détails dans la section 3.5 et a démontré sa validité dans lalittérature.179–181 Les paramètres entrés dans le logiciel sont la tension appliquée au tube, lacomposition de l’anode, son angle, la filtration inhérente et ajoutée, l’atténuation dans l’airjusqu’au point de mesure et la largeur d’intervalle du spectre. Dans le cas des faisceaux duCNRC, les filtrations ajoutées sont présentées au Tableau 2.2, tandis que celles de l’UWADCL

55

Tableau 2.3 – Caractéristiques des tubes à rayons X de l’UWADCL, du CNRC et de l’appareilde fluoroscopie utilisé

Caractéristique UWADCL CNRC FluoroscopeModèle du tube Comet MXR-320/26 Comet MXR-320/26 Philips MRC-GS 0508Composition de l’anode tungstène tungstène tungstèneTaille du point focal 3 mm × 3 mm 3 mm × 3 mm φ 0,5 mmAngle de l’anode 20° 20° 9°Filtration inhérente 3 mm Be 3 mm Be 2,5 mm Al éq.Atténuation de l’air 100 cm 100 cm 61,5 cmLargeur d’intervalle 50 eV 50 eV 50 eV

Tableau 2.4 – Couche de demi-atténuation et énergie moyenne des faisceaux de calibration duUWADCL, du CNRC et de l’appareil de radiologie interventionnelle

Différence HVL Énergie moyennede potentiel UWADCL CNRC CNRC* fluoro* UWADCL CNRC* fluoro*(kV) (mm Al) (mm Al) (mm Al) (mm Al) (keV) (keV) (keV)60 1,63 - - 3,11 33,5 - 39,680 2,80 2,56 2,40 4,16 41,8 40,1 46,7100 4,74 - - 5,23 51,6 - 53,6120 6,67 5,02 4,84 6,21 58,6 55,3 58,0

*Obtenu au moyen du logiciel SpekCalc

se retrouvent au Tableau 3.2.

Le Tableau 2.4 présente les paramètres mesurés et simulés décrivant les qualités de faisceau del’UWADCL, du CNRC, ainsi que du fluoroscope utilisé au cours de ces travaux. Ces spectressont également présentés à la Figure 2.13. On constate que les faisceaux simulés de l’UWADCLsont plus durs que ceux du CNRC et présentent une énergie moyenne plus élevée. Les fais-ceaux simulés pour le fluoroscope sont généralement plus durs que ceux de l’UWADCL et duCNRC, particulièrement aux basses énergies. En effet, la filtration ajoutée de ce modèle defluoroscope demeure la même (1 mm Al et 0,1 mm Cu) et ce peu importe les autres paramètresd’exposition. Cette caractéristique permet d’éliminer les photons de plus basses énergies quidéposent une dose dans les premiers millimètres du corps du patient sans jamais contribuer àla formation de l’image.

Les spectres du fluoroscope lui-même n’ont pas été mesurés expérimentalement en raisonde la géométrie de l’appareil, du système de contrôle automatique de l’exposition et de lasaturation du détecteur. En effet, le détecteur disponible, un XR-100T-CdTe (Amptek Inc,Bedford, MA) est limité par le nombre de comptes par seconde qu’il est en mesure de détecter,ce qui provoque une saturation de l’instrument lorsqu’il est placé dans le champ primaire du

56

0 20 40 60 80 100 120 140 160 180 200 220 240 26040

45

50

55

60

65

70

Tension maximale appliquée au tube (kVp)

NK (

mG

y/n

C)

XA012483

XA013232

Manufacturier

Moga (mesures)

Moga (EGS)

Figure 2.12 – Variation du coefficient d’étalonnage NK pour le kerma de l’air de la chambred’ionisation A-12 primaire (XA012483), de la chambre utilisée pour la calibration du détec-teur (XA013232), d’une chambre A-12 étalonnée par le manufacturier, ainsi que d’une autreétalonnée et simulée par Moga (2011)177

fluoroscope. Cette situation peut se résoudre en éloignant le détecteur de la source. Or, laforme en cerceau du système maintient le récepteur d’image en permanence dans le champprimaire à une distance maximale de 123 cm de la source. De plus, le contrôle automatiquede l’exposition augmente les paramètres du tube à rayons X (tension en kVp et intensité ducourant en mAs) lorsqu’un objet se trouve dans le champ. Ce contrôle automatique prévientégalement la sélection manuelle de ces paramètres et la variation de ceux-ci nécessite l’ajout dematériel atténuant dans le faisceau, saturant encore davantage le détecteur tout en lui ajoutantune source de rayonnement rétrodiffusé. Une méthode proposée par Maeda et coll. consiste àplacer un prisme de matériel diffusant dans le faisceau n’ajoutant pas de raies caractéristiques,par exemple un prisme de carbone.182 Le détecteur situé à 90° permet alors de mesurer lesphotons diffusés par effet Compton à cet angle. Le spectre de ceux-ci permet de reconstruirele spectre initial en déconvoluant les contributions des différentes énergies. Cette approchen’a toutefois pas été concluante en raison des difficultés rencontrées dans la collimation dutube, du détecteur et de la faiblesse du signal résultant. Une application de cette méthodedirigée vers une mesure directe d’un faisceau de thérapie superficiel a toutefois été démontréepar Lessard et coll. qui compara ces spectres avec ceux générés par le logiciel SpectrumGUIdéveloppé au laboratoire.183 Ces résultats, ainsi que ceux présentés à la section 3.5 pour lelogiciel SpectrumGUI et le logiciel SpekCalc, montrent que ces programmes sont en mesurede représenter correctement les spectres des faisceaux de rayons X.

La différence entre le spectre utilisé pour la calibration de la chambre d’ionisation et le spectredu fluoroscope induit une incertitude supplémentaire sur la valeur des paramètres NK et

57

a) 60 kVp

b) 80 kVp

c) 100 kVp

d) 120 kVp

Figure 2.13 – Spectres de photons mesurés à l’UWADCL et simulés par SpekCalc (SC) pourle CNRC et le fluoroscope selon la tension maximale du tube (kVp) pour des faisceaux de60 kVp à 120 kVp177

la lecture du kerma de l’air. C’est pourquoi la sélection des paramètres NK ne se fait pasen fonction de la tension appliquée au tube, mais selon l’énergie moyenne du faisceau. Enobservant la Figure 2.12, on constate que la chambre d’ionisation utilisée (XA013232) possèdedes coefficients d’étalonnage NK semblables à ceux mesurés par Moga (2011), présentantune différence inférieure à 1 %. Le choix a donc été fait d’utiliser ces coefficients entre 40et 80 kVp, afin de compléter la gamme de paramètres nécessaires aux mesures de kerma del’air aux basses énergies. Par ailleurs, la forte croissance du coefficient d’étalonnage pour desqualités de faisceau inférieures à 60 kVp s’explique par la diminution des coefficients massiquesd’absorption en énergie de l’air aux énergies correspondantes, tel que présenté à la Figure 2.14pour l’air, l’eau et le polystyrène. Ainsi, au moyen de l’équation 2.15 et des paramètres NK

pour différentes qualités de faisceau, il est possible de mesurer le kerma de l’air en se servantd’une chambre d’ionisation.

La seconde étape est d’utiliser cette valeur pour étalonner le dosimètre à scintillation dont

58

10−3

10−2

10−1

100

101

10−2

10−1

100

101

102

103

104

Énergie du photon incident (MeV)

µen/ρ (cm

2 / g)

air

eau

polystyrène

Figure 2.14 – Coefficients massiques d’absorption en énergie de l’air, de l’eau et du polysty-rène en fonction de l’énergie du photon incident

le volume sensible est constitué de polystyrène. Toutefois, comme ce milieu possède des pro-priétés différentes de l’air, la dose déposée dans celui-ci est différente. La lecture de la doserepose également sur un processus différent, soit la mesure de l’émission lumineuse issue de lascintillation au moyen d’un photodétecteur.

2.7.2 Mesures au moyen du détecteur à scintillation

Le processus de mesure du kerma de l’air au moyen d’un dosimètre à fibre scintillante repose surles équations suivantes. Dans un premier temps, le kerma du polystyrène (Kpoly) correspondà l’équation suivante :

Kpoly(hν) = Pgaine(hν)Kair(hν)

[µenρ

]polyair

(hν) (2.19)

Où Pgaine(hν) correspond à l’atténuation du faisceau dans la gaine de polyéthylène enveloppantla fibre scintillante et [µen/ρ]polyair (hν) est le rapport des coefficients massiques d’absorption enénergie du polystyrène et de l’air, tel que présenté à la Figure 2.11. Ces deux paramètres dé-pendent de l’énergie du photon incident (hν) et peuvent soit être calculés à l’énergie moyennedu spectre ou pondérés sur des intervalles d’énergie si le spectre est connu, comme cela estprésenté au Chapitre 6. Par ailleurs, la mesure en coulomb effectuée par un tube photomulti-plicateur correspond à l’équation suivante :

MPMT = [(IPSD − Id,PSD)− (IPMMA − Id,PMMA)] (2.20)

59

Sans aller dans les détails expliqués au Chapitre 6, la contribution du bruit de fond (indice d)est retirée pour chaque mesure, de même que le signal généré dans une fibre de PMMA irradiéede la même manière. Cette dernière est toutefois inutile aux énergies radiologiques en raisonde l’absence de contamination Cerenkov et du faible niveau de fluorescence générée dans lafibre claire. La lecture du tube photomultiplicateur est liée au kerma du polystyrène grâce àl’équation suivante :

MPMT(hν,λ,V ) = Kpoly(hν) · S(hν) · α(hν) · κ(λ) · µ(V ) (2.21)

Où S(hν) est l’efficacité absolue de scintillation, telle que présentée à la section 2.3.2 et plusen détails à l’Annexe A, α(hν) est le paramètre d’extinction de la fluorescence par ionisation,tandis que κ(λ) est l’efficacité de la chaîne optique complète, laquelle dépend du spectre delongueur d’onde des photons lumineux issus de la scintillation. Finalement, le terme µ(V )

correspond au facteur de gain du photodétecteur, lequel est ajusté au moyen d’une tensiondonnée V . De nombreux termes influencent l’efficacité de cette chaîne optique, tels que décritsdans l’équation suivante :

κ(λ) = ηS

∫ ∞0

F (λ) · ηC(λ) · ηO(λ) ·A(λ,l) ·QE(λ) · dλ (2.22)

Le paramètre ηS représente la probabilité qu’un photon émis par la scintillation s’engage endirection du photodétecteur par réflexion totale interne. Les termes contenus dans l’intégralesont normalisés sur le spectre d’émission du scintillateur F (λ), soit ηC, l’efficacité de trans-mission du couplage entre la fibre scintillante et la fibre de PMMA, ainsi que ηO, celle entre lafibre de PMMA et la surface de la photocathode. Le terme A(λ,l) correspond à l’atténuationde la lumière le long d’une fibre optique de longueur l et QE(λ) est l’efficacité quantique dutube photomultiplicateur, soit le nombre de photoélectrons émis de la photocathode divisépar le nombre de photons lumineux incidents. Cette définition des termes affectant la chaîneoptique découle des travaux de Lacroix et coll. pour des caméras CCD.184,185

L’étude et la caractérisation des termes de l’équation (2.22) est pertinente dans la mesureoù certains d’entre eux sont appelés à varier en fonction des caractéristiques du faisceau deradiation incident. Ces termes dépendent du spectre d’émission du scintillateur (λ). Or, lespectre d’émission ne varie pas avec l’énergie du faisceau incident en l’absence de rayonnementCerenkov, tel que démontré à la Figure 4.4. En revanche, les termes de l’équation (2.21)

dépendent de l’énergie des photons incidents et plus particulièrement de l’énergie des particuleschargées mises en mouvement par les interactions de ces photons avec le milieu. C’est pourquoices termes ont été étudiés spécifiquement dans le cadre de ces travaux et sont expliqués auChapitre 6. On peut procéder à une validation de ces équations en étudiant l’exemple suivantqui couvre la chaîne entière des événements menant à la mesure du signal.

60

Considérant une fibre scintillante de BCF-60 utilisée régulièrement en cours d’expérience,ses dimensions sont de 1 mm de diamètre et de 10 mm de long. La masse volumique dupolystyrène étant de 1,06 g/cm3, la masse de la fibre atteint 0,83 g. Pour un faisceau de250 kVp, le débit de kerma de l’air mesuré à l’aide d’une chambre d’ionisation au laboratoirede l’UWADCL atteint 1,289 mGy/s. Au moyen de l’équation (2.19), on obtient le débit dedose déposée dans le polystyrène, soit 1,026 mGy/s. La fibre scintillante absorbe donc uneénergie de 8,5 × 10−7 J ou encore 5,3 millions de MeV. Selon les données du manufacturier,le nombre de photons de fluorescence généré dans la fibre est environ de 7100 photons parMeV d’énergie absorbée.186 Ce nombre décrit l’efficacité absolue de la scintilation, qui est del’ordre de 2,4 % pour les particules faiblement ionisantes comme les électrons. Par ailleurs, onpeut considérer que l’extinction de la fluorescence par ionisation est nulle pour un faisceau de250 kVp, ce qui permet d’énoncer que les 5,3 millions de MeV déposés engendreront 38 milliardsde photons visibles. De ce nombre, environ 4 % seront dirigés le long de la fibre scintillante,dont la moitié en direction du photodétecteur, soit l’efficacité de collecte ou ηS.186 Le spectred’émission du scintillateur s’étire sur 100 nm et est présenté à la Figure 6.1. Toutefois, auxfins de cet exercice, on considère que tous les photons sont émis avec une longueur d’ondecorrespondant au pic d’émission, soit 530 nm. L’efficacité de couplage des fibres dans l’air estd’environ 50 %, ce qui permet d’émettre cette valeur pour ηC et ηO.187 L’atténuation dans lafibre optique claire de PMMA (Eska GH-4001, Mitsubishi International Corporation, NY) estd’environ 0,1 dB/m selon les données du fabricant.188 Ainsi, pour une fibre de 15 m de long, latransmission résultante sera de l’ordre de 71 %. Pour ce qui a trait à l’efficacité quantique dutube photomultiplicateur utilisé (H10721, Hamamatsu Photonics, Japon) les fiches techniquesdu fabricant mentionnent un chiffre de 17,5 % pour un photon de 530 nm.189 Finalement,une tension de gain de 800 mV implique un facteur de gain de 30 000. Ainsi, du nombre de38 milliards de photons visibles émis, on calcule que 135 millions d’entre eux atteindront laphotocathode du tube photomultiplicateur, générant 24 millions de photoélectrons à chaqueseconde. Suite à l’amplification dans le tube, ce sera 720 milliards d’électrons qui déposerontleur charge à l’anode, soit 720 GeV ou 115 nA. Les résultats expérimentaux indiquent unemesure MPMT de 174 nA, soit du même ordre de grandeur. Cette valeur plus élevée que celleattendue tient possiblement du fait que le couplage entre les fibres soit plus efficace que 50 %.Ayotte et coll. mentionne une transmission moyenne de 75 % lors d’un couplage utilisant unliquide d’indice de réfraction semblable à ceux du polystyrène et du PMMA, tout en spécifiantque l’efficacité du couplage dans l’air est sensiblement le même.190

Ainsi, en combinant les équations précédentes, on peut mesurer le kerma de l’air à partir dukerma du polystyrène et de la lecture du tube photomultiplicateur. Cette équation permet defaire le lien entre la dosimétrie dans l’air au moyen d’une chambre et la dosimétrie dans unscintillateur plastique. On doit toutefois s’assurer que l’équilibre électronique soit atteint dansle scintillateur, ce qui est le cas pour les faisceaux de rayons X utilisés en radiologie.

61

Kair(hν,λ,V ) =1

Pgaine(hν)· MPMT

S(hν) α(hν) κ(λ) µ(V )·[µenρ

]airpoly

(hν)· (2.23)

On ne peut toutefois utiliser cette équation qu’en connaissant avec précision le spectre enénergie du faisceau de radiation, mais également le paramètre α(hν) qui exprime le phéno-mène d’extinction de la fluorescence par ionisation. Le Chapitre 6 s’intéresse d’ailleurs à cettequestion. En revanche, dans un contexte de radiologie interventionnelle où la seule informationdisponible est la tension appliquée au tube à rayons X, l’ensemble des paramètres peuvent êtreréduits à un seul facteur de calibration, C (kVp), et le détecteur permet d’obtenir le kerma del’air en se servant de cette unique équation :

Kair(kVp) = C(kVp) ·MPMT (2.24)

Le choix de considérer la mesure du kerma de l’air au cours de cette étude se justifie parl’utilisation des chambres d’ionisation, mais également parce que cet indice dosimétrique estaffiché par les appareils de radiologie interventionnelle pour un point dans l’air approximantl’emplacement de la peau du patient. Cela permet de comparer ces valeurs avec les mesureseffectuées. Par ailleurs, les modalités de tomodensitométrie utilisent plutôt un indice dosi-métrique s’appuyant sur la dose mesurée dans un fantôme d’acrylique et rapportée à l’eau.Cette possibilité aurait également pu être envisagée, considérant que le scintillateur en poly-styrène possède une densité semblable à l’eau et aux tissus du corps humain. Cette approcheest d’ailleurs adoptée lorsque les dosimètres à scintillation sont utilisés à haute énergie.

62

Chapitre 3

Modèle de simulation

3.1 Objectif du modèle

Les caractéristiques des fibres scintillantes et les interactions du rayonnement ionisant aveccelles-ci sont expliquées par leurs propriétés physiques et les mécanismes de transfert d’énergiedans la matière. Ces événements sont démontrés par des équations relativement simples enconsidérant certaines hypothèses, dont celles-ci : un flux de photons incident Φ d’énergie hνpénètre dans un milieu m homogène semi-infini et y dépose l’ensemble de son énergie enprésence d’équilibre électronique. Ainsi, l’équation 3.1 précise la dose absorbée (Dm) dans cemilieu :

Dm = Φ hν

(µenρ

)m

(3.1)

Où (µen/ρ)m est le coefficient massique d’absorption en énergie du milieu. En réalité, les pro-priétés du faisceau et la géométrie du milieu sont plus complexes : le flux de photons incidentsest une quantité inconnue, l’énergie des photons n’est pas monochromatique, mais s’étend surun spectre, tandis que le coefficient massique d’absorption en énergie du milieu dépend lui-même de l’énergie des photons incidents. Le milieu contient différentes structures de formeset de densités variées, de coefficients massiques d’absorption en énergie différents, l’équilibreélectronique n’est pas nécessairement préservé, etc. Néanmoins, une approche analytique per-met l’application de l’équation (3.1) en combinant des spectres en énergie connus à des tablesde coefficients massiques d’absorption en énergie, puis en tenant compte de l’atténuation d’unfaisceau dans le milieu. Une seconde méthode fait appel à un outil de calcul par simulationMonte Carlo et permet d’observer ces phénomènes en utilisant une approche différente, baséesur la contribution individuelle des particules. Cette méthode est utilisée lors de l’étude de laréponse des scintillateurs à basses énergies, mais la présentation sous forme d’articles laissepeu d’espace à la description du modèle. Ainsi, les objectifs de ce chapitre sont de préciserles outils et les mécanismes ayant permis de construire et d’appliquer le modèle de simulation

63

par calcul Monte Carlo. Entre autres, on y explique de quelle façon est construit la géométrie,à quelles limites physiques est-elle contrainte et comment sont générés les faisceaux de pho-tons et leurs particules secondaires. Ces renseignements deviennent pertinents au moment decomparer les mesures expérimentales avec les résultats des simulations et des procédés analy-tiques. En effet, la différence entre ces résultats permet d’identifier un phénomène qui échappeactuellement aux deux approches, c’est-à-dire le mécanisme d’extinction de la fluorescence parionisation qui constitue le sujet du Chapitre 6. Le modèle de Birks est couramment proposépour expliquer ce phénomène, mais sa mise en œuvre nécessite également l’obtention de cesrenseignements.142

3.2 Outil de modélisation

Geant4 est un outil de calcul qui simule le passage des particules individuelles à travers lamatière et permet d’étudier l’absorption d’énergie dans un milieu, tel que le détecteur à scin-tillation.191,192 Ses champs d’application incluent autant la physique des hautes énergies, laphysique nucléaire et des accélérateurs de particules, mais également le domaine médical etl’astrophysique. Ce code de simulation Monte Carlo a été développé par l’organisation eu-ropéenne pour la recherche nucléaire (CERN). Ces méthodes de calcul sont basées sur lagénération de nombres aléatoires possédant une distribution appropriée. La fraction de cesnombres qui obéissent à une règle spécifique contribuent à identifier la solution d’un problèmedonné. Cette méthode statistique permet de résoudre des problèmes qui seraient autrementplus laborieux à déterminer analytiquement. Essentiellement, l’algorithme fonctionne de cettefaçon :

1. Un environnement virtuel est construit dans lequel se trouve généralement un émetteurde particules et une figure géométrique servant de détecteur. Les propriétés physiquesde l’environnement sont établies et ne changent pas le long d’une course (run).

2. Un événement (event) est l’unité de base de la simulation. Au début de celui-ci, uneparticule est générée et propulsée le long d’un parcours (track). Sa nature, son énergie,son emplacement et sa direction peuvent être fixés ou bien posséder des distributions devaleurs probables.

3. Selon ses caractéristiques et en fonction d’un nombre aléatoire, cette particule se déplaced’un certain pas (step) le long de son parcours. Le parcours n’est pas une collection depas, mais plutôt la mise à jour constante de celui-ci pas par pas.

4. Suite à ce déplacement ou au moment de rencontrer une interface avec un autre milieu,un nombre aléatoire est généré et une distribution de probabilités détermine l’actionsuivante de la particule. Par exemple, l’ionisation d’une molécule, un transfert d’énergie,une collision élastique ou simplement la poursuite de son parcours.

5. Si une particule secondaire est générée, celle-ci entreprend son propre parcours au mo-ment où le parcours primaire est terminé. Tous les parcours produits font toutefois partie

64

du même événement.

6. Le parcours est arrêté lorsque la particule atteint la limite de l’environnement, qu’elledépose entièrement son énergie, qu’elle dispose d’une énergie inférieure à un seuil pré-défini, qu’elle ne peut effectuer un déplacement d’une longueur minimale ou qu’elle nerespecte plus une condition fixée par l’utilisateur.

7. L’événement est alors terminé et l’information accumulée le long du parcours est re-cueillie.

Les propriétés des particules et des matériaux, ainsi que les interactions entre ceux-ci, sontdéfinies dans les bases de données de l’algorithme. Chacune des actions possibles possède uneprobabilité de se réaliser et la génération des nombres aléatoires permet ainsi d’observer lepassage et le comportement d’une particule à la fois. Toutefois, plusieurs centaines de millionsd’événements doivent habituellement être générés afin d’obtenir une statistique suffisante etdes résultats pertinents.

3.3 Description du modèle

Le modèle de simulation de la fibre scintillante s’est inspiré de l’un des exemples d’élec-tromagnétisme, le TestEm5. Celui-ci se décrit comme proposant l’étude de la transmission,l’absorption et la réflexion des particules au travers d’une couche mince ou épaisse d’un maté-riau. De nombreuses modifications ont été apportées à cet exemple pour qu’il adopte la formeet la fonction souhaitée. Les principaux changements ont eu lieu dans les trois composantessuivantes :

1. Ajustement de la liste de physique

2. Modification du générateur de particules

3. Construction de la géométrie d’acquisition

3.3.1 Liste de physique

La liste de physique décrit les différentes particules permises dans l’environnement, le type d’in-teractions qu’elles peuvent exercer et les seuils d’énergie pour lesquelles elles cessent d’exister.Les bases de données des sections efficaces correspondantes sont alors chargées dans le modèleau début de la simulation. Le choix de la liste de physique influence la charge de calcul requisepar un événement, car il permet d’étendre ou de circonscrire les actions possibles, les sautsentre ces actions et le niveau de complexité de chaque parcours. La liste de physique suggéréedans cet exemple est appropriée pour des applications de hautes énergies faisant intervenir ungrand nombre de particules différentes, dont plusieurs sont exotiques. Toutefois, notre modèlefait interagir des particules de moins de 1.5 MeV, si l’on considère l’énergie des gammas du60Co. La liste de physique standard s’applique généralement aux particules de plus de 1 GeV,

65

tandis que les phénomènes de moindre énergie requièrent le chargement de l’une des listessuivantes :

— G4EmLivermorePhysics

— G4EmPenelopePhysics

— G4EmDNAPhysics

Ce dernier permet de modéliser des processus de très basses énergies (quelques eV) pour lasimulation de particules en mouvement dans l’eau sous forme liquide. L’une des applications estla simulation des dommages biologiques précoces induits par le rayonnement ionisant à l’échellede l’ADN. La liste de physique de Penelope a été élaborée par un autre code Monte Carlo,dont l’acronyme signifie PENetration and Energy LOss of Positrons and Electrons. Ce modèlepermet de simuler les positrons de basses énergies et incorpore plusieurs effets atomiques,tels que la fluorescence par rayons X, l’élargissement Doppler des raies spectrales, etc. Lepremier modèle s’appuie sur des bases de données évaluées par le Lawrence Livermore NationalLaboratory. Ces tables sont interpolées pour générer les pouvoirs d’arrêt des particules jusqu’à250 eV, quoique les processus peuvent être simulés jusqu’à 100 eV avec une précision réduite etdemeurent en principe valides jusqu’à environ 10 eV.193 La liste de physique de Livermore estcelle qui a été sélectionnée afin de permettre l’étude des effets de basses énergies (keV), sansinclure les événements de très basses énergies (eV), ni considérer des particules absentes dumodèle. Quelques modifications ont toutefois été apportées. D’une part, la portée minimaledes particules secondaires produites a été modifiée de 0.1 mm à 0.01 mm. Cela permet deconsidérer les électrons secondaires produits directement en bordure de la fibre scintillante,considérant que son diamètre ne fait que 1 mm. D’autre part, l’énergie minimale requise pourproduire des particules secondaires a été abaissée de 990 eV à 68.7 eV, soit l’énergie moyenned’excitation des molécules de polystyrène. Toutefois, en principe, le seuil de portée minimaleinterrompra la course des électrons secondaires de moins de 20 keV et leur fera déposer leurénergie localement.

3.3.2 Générateur de particules

Le générateur de particules permet de créer des particules primaires et de les introduire dansl’environnement. Différents paramètres peuvent être considérés, tels que le nombre, le typede particules, l’énergie, la position et la direction de départ. La classe ParticleGun permetde contrôler ces paramètres et assure le déploiement des particules l’une après l’autre. Cetteméthode est privilégiée lorsqu’on souhaite observer le comportement d’une particule dans unmilieu et non la réaction d’un certain milieu à un flux de particules. Par exemple, le calculde la sensibilité intrinsèque d’un scintillateur, α(E), à l’absorption complète d’un électron, telque formulé par Birks (1964),142 se présente sous l’équation suivante :

α(E) =S

E

∫ E

0

dE1 + kB(dE/dx)

(3.2)

66

1 umz

1 umx

1 um

y

(a) 10 keV (b) 100 keV (c) 1 MeV

Figure 3.1 – Projection dans le polystyrène de 100 électrons de différentes énergies cinétiques.Les points jaunes représentent des interactions dans le milieu, tandis que les flèches indiquentl’échelle, de 1 µm, 100 µm et 1 mm respectivement.

Lors de l’application du modèle de Birks, un flux d’électrons mono-énergétiques est propulsédans une matrice de polystyrène pour calculer la valeur moyenne de α(E). Ce procédé estrépété pour 27 niveaux d’énergie, de 1 keV jusqu’à 1.5 MeV. L’Annexe C.1 présente un extraitde code indiquant les instructions transmises au générateur de particules, tandis que l’An-nexe C.2 présente l’implémentation de l’équation (6.8) du Chapitre 6. La Figure 3.1 illustrecette situation lorsque sont propulsés vers le haut 100 électrons de 10 keV, 100 keV et 1 MeV.Le parcours des électrons est représenté par des traits rouges, tandis que les interactions ap-paraissent comme des points jaunes. Ces illustrations permettent en un coup d’œil d’apprécierplusieurs concepts de la physique des particules et du dépôt de dose dans la matière par desparticules chargées. Par exemple, les électrons de 10 keV parcourent un très court trajet dansla matrice avec une portée évaluée par l’approximation du ralentissement continu (CSDA) de2,4 µm.194 Les électrons subissent toutefois quelques dizaines d’interactions le long de leurparcours tortueux en ionisant les molécules du polystyrène et en mettant d’autres électrons enmouvement. Les électrons de 100 keV parcourent une plus grande distance avec une CSDA de140 µm. Leur trajectoire est plus rectiligne, mais tend à se complexifier à la fin du parcoursen raison de l’augmentation du transfert d’énergie linéaire (LET). Les électrons de 1 MeVparcourent une distance encore plus grande, alors que la CSDA atteint 4,2 mm. Plusieurscentaines d’interactions se produisent le long de leur parcours, mais leur trajectoire ne dévieque très faiblement à chaque interaction, hormis à la fin du parcours.

Les faisceaux de rayons X sont ensuite générés en remplaçant la source ponctuelle unidirec-tionnelle par un champ carré dirigé vers l’endroit où se trouve la géométrie du scintillateur. Àl’initialisation de chaque événement, deux nombres sont générés aléatoirement afin de définirles coordonnées x et z du ParticleGun. La coordonnée y est choisie de façon à placer le plan detir à proximité des composantes du scintillateur et non à une distance de 1 m comme lors desmesures expérimentales. En effet, il est inutile de placer la source aussi loin, car les faisceauxde rayons X générés sont alimentés par des spectres mesurés expérimentalement et rapportés

67

à l’isocentre, soit 1 m.177 Cela permet également de circonscrire l’étendu de l’environnement,d’accélérer les calculs et d’éviter que le spectre des photons change le long de leur parcoursvers le scintillateur. L’énergie du photon incident est également définie par la génération d’unnombre aléatoire en associant celui-ci à la probabilité relative de chaque intervalle d’énergiede l’histogramme représentant le spectre en énergie. L’Annexe C.1 présente les instructionstransmises au ParticleGun pour lui permettre de simuler les faisceaux de rayons X.

3.3.3 Géométrie d’acquisition

La dernière étape à la conception du modèle est la construction de la géométrie d’acquisition.Les différentes composantes du détecteur sont modélisées au moyen de formes géométriquessimples disposées dans un environnement virtuel. Le système se compose de 5 structuresprincipales :

— fibre scintillante

— revêtement de la fibre

— fibre optique claire

— gaine de polyéthylène

— embout

Chacun de ces objets est représenté sous la forme d’un cylindre plein ou creux. Le Tableau 3.1décrit les propriétés géométriques et physiques de ces composantes. Le modèle de la fibrescintillante a été conçu selon les caractéristiques mentionnées par le fabricant et sa préparationen vue d’une utilisation expérimentale. L’Annexe C.3 décrit les processus de construction decette structure. La fibre scintillante est composée de polystyrène et se retrouve à l’isocentrede l’environnement virtuel. Elle est recouverte d’une fine pellicule de poly(méthacrylate deméthyle) ou PMMA, d’indice de réfraction moins élevé (1.49) que le polystyrène (1.60), afinde permettre la propagation lumineuse par réflexion totale interne. Cette fibre est couplée avecune fibre optique claire du même diamètre et les deux fibres sont enveloppées d’une gaine depolyéthylène pour les protéger de la lumière ambiante. L’extrémité de la fibre est égalementcouverte d’un embout de polyéthylène. D’autres structures peuvent également être ajoutées,

Composition Densité Rayon int. Rayon ext. Longueur(g/cm3) (mm) (mm) (mm)

Fibre scintillante polystyrène 1.06 - 0.485 10Revêtement PMMA 1.19 0.485 0.4925 10Fibre claire PMMA 1.19 - 0.4925 100Gaine polyéthylène 0.94 0.4925 1.1 115Embout polyéthylène 0.94 - 1.1 5

Tableau 3.1 – Propriétés des composantes du détecteur à scintillation

68

(a) 10 keV (b) vue latérale

(c) 100 keV (d) vue latérale

(e) 1 MeV (f) vue latérale

Figure 3.2 – Illustration du détecteur à scintillation lorsqu’il est exposé à un faisceau dirigévers le haut de 10 000 photons de a) 10 keV, c) 100 keV et e) 1 MeV, ainsi que la représentationde leur vue latérale respective

comme le volume d’eau nécessaire à l’atteinte de l’équilibre électronique et à la compensationde la rétrodiffusion pour les expositions de hautes énergies. La Figure 3.2 illustre les différentescomposantes modélisées du scintillateur.

3.4 Application du modèle

Le modèle permet de déterminer la dose absorbée dans la fibre scintillante lorsqu’elle estexposée aux radiations. Pour ce faire, les spectres des 11 qualités de faisceau de rayons X,

69

de même que les émissions caractéristiques provenant des sources de 137Cs et de 60Co ontété implémentés. Des faisceaux de photons monochromatiques ont également été générés pourdes énergies de 1 keV à 1.5 MeV. La Figure 3.2 présente également une illustration de cessimulations lors du tir de 10 000 photons monochromatiques d’une énergie de 10 keV, 100 keVet 1 MeV. Le scintillateur est représenté en vert, tandis que la gaine est colorée en mauve.Les photons ne sont pas visibles pour éviter de saturer la figure. À 10 keV, on observe ungrand nombre d’interactions dans la fibre et la gaine avec un dépôt de dose immédiat. Denombreuses interactions sont également visibles dans l’air, mais avec un parcours des électronsplus important. À 100 keV, les interactions se font moins nombreuses, mais le dépôt de doseest produit également sur une très courte distance. La situation est différente à 1 MeV, alorsque les électrons produits déposent leur énergie de façon continue le long de leur trajectoire quipeut également sortir de la fibre et de sa gaine. L’effet de l’accroissement de dose en profondeurest visible dans ce dernier cas et illustre la nécessité d’assurer l’équilibre électronique pour desfaisceaux de hautes énergies.

3.5 Spectres en photons

Au cours de ces travaux, certaines fibres scintillantes ont été exposées à des faisceaux derayons X du laboratoire de référence de l’UWADCL. Il s’agit de faisceaux accrédités parl’American Association of Physicists in Medicine (AAPM) et similaires à ceux du NationalInstitute of Standards and Technology (NIST). Ces faisceaux font l’objet d’une surveillanceet d’un contrôle rigoureux pour s’assurer que leurs propriétés demeurent intactes. Dans cecontexte, les travaux de Moga (2011) ont permis de mesurer et de caractériser les spectres enénergie de ces faisceaux. Ce sont ces données qui ont été introduites dans notre modèle desimulation afin de reproduire précisément le faisceau irradiant les scintillateurs. Cela a ensuitepermis de comparer les résultats des calculs Monte Carlo avec les mesures expérimentales, telque présenté au Chapitre 6.

Ces spectres ont également permis de valider deux logiciels simulant la forme du spectredes faisceaux de rayons X. En effet, ces outils ont été utilisés au cours de ces travaux pourgénérer le spectre en énergie d’un appareil de radiologie interventionnelle. La comparaison avecles spectres mesurés à l’UWADCL et ceux simulés par ces logiciels permet ainsi d’observerleur précision à reproduire ces spectres lorsque seuls sont utilisées la tension du tube, lescaractéristiques de la cible et la filtration. Les paramètres d’entrée de ces logiciels ont étéspécifiés au Tableau 2.3 de la section 2.7.1, tandis que la tension appliquée au tube et lafiltration ajoutée sont présentés au Tableau 3.2.

Le logiciel SpectrumGUI a été développé dans notre laboratoire par le professeur PhilippeDesprés à partir des travaux de Tucker et Barnes (1991).195,196 Le logiciel a toutefois dû êtrerecompilé pour y implémenter les différents tubes à rayons X utilisés au cours de ces travaux.

70

De plus, les transitions électroniques de la série de Lyman ont été ajoutées pour la cible detungstène afin d’inclure ses émissions caractéristiques (7 à 12 keV) dans le spectre des rayons X.Ces raies sont apparentes pour les faisceaux de plus basses énergies (20 à 40 kVp), mais sontatténuées par la filtration des faisceaux de plus hautes énergies. Une troisième modificationconsistait à étendre la plage d’énergie maximale des photons incidents de 140 kVp à 250 kVpen ajustant une valeur des paramètres d’affichage du fichier source. Ce changement a éténécessaire pour permettre la visualisation de tous les spectres d’énergie des rayons X utilisés.Un dernier changement mineur a permis de diminuer la largeur d’intervalle en énergie de 1 keVà 50 eV afin de raffiner les spectres, principalement aux basses énergies de faisceau.

Le second logiciel se nomme SpekCalc et a été développé par Gavin G Poludniowski en col-laboration avec François DeBlois, Guillaume Landry et Frank Verhaegen.179–181 Cet outil estdisponible sous licence et ne permet pas d’être modifié. En revanche, son interface permetde spécifier l’ensemble des paramètres du faisceau, tandis que SpectrumGUI nécessite de pro-grammer certains éléments. SpekCalc est régulièrement cité dans la littérature avec plus de100 articles référant sa publication initiale.

Les spectres de l’UWADCL présentent une certaine déviation connue dans la tension maximaleappliquée au tube par rapport à la tension affichée, de l’ordre de 1 à 5 %. Cette particularitéest due à la résolution limitée du système contrôlant l’ajustement de la tension aux bornesdu tube. Les spectres simulés reproduisent cette caractéristique en entrant non pas la valeurnominale de la tension du tube, mais bien sa tension réellement appliquée, telle qu’indiquéeau Tableau 3.2. Par ailleurs, tandis que la largeur d’intervalle des spectres mesurés correspondà 142,4 eV, les spectres générés par les deux logiciels disposent d’une résolution de 50 eV.

La Figure 3.3 et la Figure 3.4 présentent les spectres obtenus pour des faisceaux de 20 kVp à250 kVp. En observant les faisceaux de plus basses énergies (20 kVp et 30 kVp), on relève defaibles différences dans la forme des spectres. Ainsi, ceux générés par SpectrumGUI sont légè-rement plus durs que ceux de SpekCalc. On note également que SpekCalc ne représente pasles raies caractéristiques de Lyman. Par ailleurs, les spectres simulés sont sensiblement plusmous que ceux mesurés pour le faisceau UW100-M et ceux d’énergies inférieures, tandis quele phénomène contraire se produit pour les faisceaux d’énergies supérieures. Ainsi, l’énergiemoyenne des faisceaux simulés par SpectrumGUI possède un écart de ± 5 % par rapport àl’énergie moyenne du spectre mesuré, tandis que cette différence atteint ± 4 % pour les fais-ceaux simulés par SpekCalc. Le Tableau 3.2 décrit les caractéristiques extraites des faisceauxmesurés et simulés.

La couche de demi-atténuation des faisceaux de l’UWADCL a été à la fois mesurée expérimen-talement par l’ajout successif de plaques d’aluminium (HVLmes) et extraite du spectre mesuré.On constate une certaine différence entre ces valeurs, de l’ordre de 1 à 6 %. Cela indique l’incer-titude que peut présenter la forme du faisceau mesuré et la valeur des paramètres extraits du

71

spectre. On constate également que les valeurs de HVL extraites des spectres simulés sont plusproches de celles extraites des spectres mesurés que des valeurs mesurées expérimentalement.

Le logiciel SpekCalc a été choisi pour générer les spectres de radiologie interventionnelle enraison de sa commodité et de sa diffusion dans la littérature, mais selon les résultats desFigures 3.3 et 3.4, l’un ou l’autre des logiciels présente des résultats valides. Lessard et coll.ont d’ailleurs procédé à un exercice semblable en comparant les spectres mesurés d’un appareilde thérapie superficielle avec ceux générés par SpectrumGUI.183

72

a) 20 kVp d) 50 kVp

b) 30 kVp e) 60 kVp

c) 40 kVp f) 80 kVp

Figure 3.3 – Spectres de photons mesurés et simulés selon la tension maximale du tube (kVp)pour des faisceaux de 20 kVp à 80 kVp177

73

a) 100 kVp c) 200 kVp

b) 150 kVp d) 250 kVp

Figure 3.4 – Spectres de photons mesurés et simulés selon la tension maximale du tube (kVp)pour des faisceaux de 100 kVp à 250 kVp177

74

Tab

leau

3.2–Caractéristique

sde

sfaisceau

xmesurés

etsimulés

UWADCL

Spectrum

GUI

SpekCalc

Cod

ede

Ten

sion

Filtration

ajou

tée

HVL m

es.

HVL

Emoy

HVL

Emoy

HVL

Emoy

faisceau

(kVp)

(mm

Alo

umm

Cu)

(mm

Al)

(mm

Al)

(keV

)(m

mAl)

(keV

)(m

mAl)

(keV

)UW

20-M

19,9

0,15

Al

0,14

80,13

913

,10,16

613,7

0,159

13,6

UW

30-M

30,7

0,36

Al

0,35

60,37

119

,60,37

519,2

0,359

19,0

UW

40-M

41,3

0,67

Al

0,72

80,74

024

,50,70

624,1

0,670

24,0

UW

50-M

50,3

0,85

Al

1,02

1,01

28,2

0,943

27,5

0,906

27,5

UW

60-M

60,8

1,52

Al

1,68

1,63

33,5

1,50

32,6

1,48

32,7

UW

80-M

80,7

2,57

Al

2,96

2,80

41,8

2,55

40,4

2,59

41,0

UW

100-M

100,1

4,63

Al

4,98

4,74

51,6

4,36

49,7

4,54

51,2

UW

120-M

119,7

2,30

Al+

0,10

Cu

6,96

5,71

56,6

6,05

57,9

6,06

58,0

UW

150-M

149,1

2,75

Al+

0,32

Cu

10,2

9,46

64,8

9,74

66,3

9,98

67,2

UW

200-M

199,3

1,92

Al+

1,13

Cu

14,9

14,1

92,1

14,3

94,7

14,5

95,1

UW

250-M

246,3

0,99

Al+

3,22

Cu

18,5

17,8

131

18,0

134

18,1

135

75

3.6 Spectres en électrons

L’une des applications du modèle de simulation Monte Carlo est l’identification du spectreénergétique des photoélectrons produits dans le scintillateur. Pour ce faire, on doit identifier lesparticules secondaires générées lors des interactions des photons dans le scintillateur. L’énergiecinétique des électrons est alors cumulée dans un histogramme pour chacun des événements.La démarche suivie pour extraire l’énergie de ces électrons est expliquée à l’Annexe C.2.

Les résultats de ces simulations sont présentés à la Figure 3.5 et à la Figure 3.6. Ces figuressont également accompagnées des spectres de photons incidents tels qu’ils ont été mesurés àl’UWADCL (pour les rayons X) ou le spectre issus des énergies caractéristiques des sourcesradioactives.177 Les spectres ont été normalisés de façon à être tous deux visibles sur le mêmeaxe. La largeur des intervalles des rayons X est de 142,4 eV pour les spectres en photons et de100 eV pour les spectres en électrons jusqu’à 150 keV. La largeur des intervalles des électronsest ensuite de 1 keV pour les faisceaux de plus hautes énergies. Un total de 109 photonsa été généré pour produire chacun de ces histogrammes. La répétition de ces simulations à10 reprises pour chacun des niveaux d’énergie a montré une variation des valeurs de moinsde 0,5 %. Ce nombre de photons est également suffisant pour respecter la règle de Sturgesqui stipule que le nombre d’intervalles doit être d’au moins log2(n+ 1) où n est le nombre demesures, soit le nombre d’électrons secondaires produits dans le scintillateur.197 Une seconderègle nommée règle de Rice impose un plus grand nombre d’intervalles, soit 2n1/3. Cependant,pour de grands nombres de mesures, il est pratique courante d’utiliser un nombre d’intervallessitué entre ces deux règles.197

Ces spectres permettent d’illustrer la dualité des interactions par effet photoélectrique et pareffet Compton. Ainsi, les faisceaux de photons de 20 kVp et 30 kVp produisent des spectres enélectrons dont la forme est similaire. En effet, les électrons produits par effet photoélectriqueabsorbent l’énergie totale du photon incident moins l’énergie d’ionisation, d’où le léger déca-lage entre les courbes. Les faisceaux de photons de plus hautes énergies impliquent plutôt desinteractions Compton, ce qui résulte en des électrons de plus basses énergies que les électronsissus de l’effet photoélectrique. La Figure 3.7 illustre d’ailleurs ce phénomène en présentantl’énergie moyenne du premier électron secondaire produit en fonction de l’énergie du photonincident. Cette courbe explique la forme particulière de l’application du modèle de Birks, telqu’il sera question au Chapitre 6. Un autre phénomène illustré par le spectre des électronssecondaires des sources radioactives de 137Cs et de 60Co est la coupure représentée par l’éner-gie maximale des électrons générés, soit le front Compton (Compton edge).198 Dans le cas duspectre du 60Co, deux fronts sont présents en raison des photons émis à deux énergie carac-téristique. Dans le processus d’interaction de l’effet Compton, l’énergie transférée du photonincident à l’électron est donnée par l’équation suivante :

76

Figure 3.5 – Spectres de photons classés selon la tension maximale du tube (kVp), tels quemesurés par Moga (2011),177 et les spectres d’électrons produits dans le scintillateur, tels quesimulés par calcul Monte Carlo

77

Figure 3.6 – Spectres de photons classés selon la tension maximale du tube (kVp), telsque mesurés par Moga (2011),177 spectres en photons issus des énergies caractéristiques dessources radioactives du 137Cs et du 60Co, ainsi que les spectres d’électrons produits dans lescintillateur, tels que simulés par calcul Monte Carlo

78

0 20 40 60 80 100 120 1400

5

10

15

20

25

Éne

rgie

cin

étiq

ue m

oyen

ne d

e l'é

lect

ron

(keV

)

Énergie moyenne du photon incident (keV)

Figure 3.7 – Énergie cinétique moyenne des électrons en fonction de l’énergie des photonsincidents

hν ′ =hν

(1 + hν/m0c2)(1− cosφ)(3.3)

Où hν est l’énergie du photon incident et hν ′ est l’énergie du photon diffusé à un angle φ parrapport à sa direction initiale, tous deux exprimés en MeV. L’énergie de repos de l’électroncorrespond à m0c

2, soit 0.511 MeV. L’énergie cinétique de l’électron mis en mouvement (T )

correspond ainsi à :

T = hν − hν ′ (3.4)

L’énergie transférée à l’électron dépend donc de l’énergie initiale du photon incident et del’angle auquel il est diffusé. Ce transfert d’énergie est maximal lorsque le photon est com-plètement rétrodiffusé, soit un angle φ de 180°. Dans tel cas, les deux équations précédentespeuvent s’écrire sous la forme :

Tmax =2(hν)2

2hν + 0.511 MeV(3.5)

79

hν Tmax attendu Tmax mesuré écart(keV) (keV) (keV) (%)

137Cs 661,7 477 478 0,260Co 1173,2 963 979 1,760Co 1332,5 1118 1121 0,3

Tableau 3.3 – Énergie maximale des électrons du front Compton selon l’énergie du photonincident

Le Tableau 3.3 indique les valeurs attendues du front Compton pour les sources de 137Cs et de60Co et celles mesurées sur les spectres en électrons de la Figure 3.6 e) et de la Figure 3.6 f).Cette mesure correspond à l’énergie de l’électron à laquelle la somme des électrons de cetteénergie a chutée de 50 % par rapport au maximum. Les valeurs obtenues par les spectressont conformes avec les valeurs attendues. L’énergie maximale de l’électron du premier frontCompton du 60Co est toutefois légèrement plus élevée que ce qui était attendu en raison del’élargissement du front par les électrons provenant du second pic d’énergie caractéristique.

3.7 Compilation et résultats

Les simulations Monte Carlo ont principalement été utilisées pour valider et comparer lesrésultats expérimentaux obtenus au cours de ces travaux. Les principales tâches furent doncen lien avec la caractérisation de la réponse des scintillateurs plastiques aux rayonnements dephotons de basses énergies, tel qu’il est discuté au cours du Chapitre 6. Par ailleurs, bien quela mise en œuvre du modèle eut lieu sur un ordinateur du groupe de recherche, les calculsimpliquant 109 photons et plus ont été effectués sur le supercalculateur Colosse de l’UniversitéLaval, sous la gouverne de Calcul Québec et Calcul Canada. L’exploitation de ce supercal-culateur est financée par la Fondation canadienne pour l’innovation (FCI), le ministère del’Économie, de l’Innovation et des Exportations du Québec (MEIE), le RMGA et le Fondsde recherche du Québec - Nature et technologies (FRQ-NT). L’apport de ce puissant outil decalcul a été essentiel dans la réalisation de ce projet.

80

Chapitre 4

Systematic evaluation ofphotodetector performance for plasticscintillation dosimetry

Jonathan Boivin1, Sam Beddar2, Maxime Guillemette3 et Luc Beaulieu1

1 Département de Physique, de Génie physique et d’Optique, et Centre de recherche sur lecancer, Université Laval, Québec, Québec, Canada et Département de Radio-Oncologie et Axeoncologie du Centre de recherche du CHU de Québec, CHU de Québec - Université Laval, Qué-bec, Québec, Canada2 Department of Radiation Physics, University of Texas, MD Anderson Cancer Center, Hous-ton, Texas, USA3 Département de Physique, de Génie physique et d’Optique, Université Laval, Québec, Qué-bec, Canada and Institut Universitaire de Cardiologie et de Pneumologie de Québec, Québec,Canada

4.1 Résumé

L’objectif de cet article est d’évaluer systématiquement les performances de 7 photodétecteursutilisés en dosimétrie par scintillateur plastique. Chacun des systèmes de détection est exposéaux radiations provenant d’abord d’un tube à rayons X, puis d’un accélérateur linéaire. Lavariation de la distance entre la source et le détecteur permet de moduler le débit de dose.Tous les photodétecteurs sont en mesure de détecter le débit de dose avec un écart type relatifinférieur à 5 % lorsque le débit de dose est supérieur à 3 mGy/s. Les caméras sont les pho-todétecteurs les moins sensibles, mais permettent de mesurer plusieurs fibres simultanément.Le tube photomultiplicateur présente un écart type relatif inférieur à 1 % au débit de dosele plus faible (0.10 mGy/s), suggérant qu’il puisse être le choix optimal pour la dosimétrie

81

en temps réel à bas débit de dose. Cependant, les résultats montrent que la photodiode PINconstitue le photodétecteur le plus efficace en terme de performance/coût pour des débits dedose supérieur à 3 mGy/s. Cette étude propose également quelques recommandations pour lechoix d’un détecteur approprié pour une application spécifique.

4.2 Abstract

Purpose : Our objective was to systematically assess the performance of seven photodetec-tors used in plastic scintillation dosimetry. We also propose some guidelines for selecting anappropriate detector for a specific application.

Methods : The plastic scintillation detector (PSD) consisted of a 1-mm diameter, 10-mmlong plastic scintillation fiber (BCF-60), which was optically coupled to a clear 10-m longoptical fiber of the same diameter. A light-tight plastic sheath covered both fibers and thescintillator end was sealed. The clear fiber end was connected to one of the following photo-detectors : two polychromatic cameras (one with an optical lens and one with a fiber optictaper replacing the lens), a monochromatic camera with an optical lens, a PIN photodiode,an avalanche photodiode (APD), or a photomultiplier tube (PMT). A commercially availableW1 PSD was also included in the study, but it relied on its own fiber and scintillator. EachPSD was exposed to both low-energy beams (120, 180, and 220 kVp) from an orthovoltageunit and high-energy beams (6 MV and 23 MV) from a linear accelerator. Various dose rateswere tested to identify the operating range and accuracy of each photodetector.

Results : For all photodetectors, the relative uncertainty was less than 5% for dose rateshigher than 3 mGy/second. The cameras allowed multiple probes to be used simultaneously,but they are less sensitive to low-light signals. The PIN, APD, and PMT had higher sensitivity,making them more suitable for low dose rate and out-of-field dose monitoring. The relativeuncertainty of the PMT was less than 1% at the lowest dose rate achieved (0.10 mGy/second),suggesting that it was optimal for use in live dosimetry.

Conclusions : For dose rates higher than 3 mGy/second, the PIN diode is the most ef-fective photodetector in terms of performance/cost ratio. For lower dose rates, such as thoseseen in interventional radiology or high-gradient radiotherapy, PMTs are the optimal choice.

4.3 Introduction

The use of plastic scintillation detectors (PSDs) is becoming more common in all fields requi-ring measurement of radiation, including radiotherapy,146,199,200 brachytherapy,160,201,202 and,more recently, radiology.150,151,183,203,204 Among the numerous applications for PSDs, small

82

field dosimetry,145,205,206 real-time in vivo measurements,148,207 and two-dimensional (2D) do-simetry157,208 have been evaluated. PSDs are known for their advantageous properties, suchas near water-equivalence and small size, and their response is fast, reproducible, and doserate-independent.143,209 However, to some extent, PSDs are energy- (for high-LET ionizingradiation)141 and temperature-dependant ;210,211 thus, these parameters need to be control-led accordingly. Fiberoptic systems are also vulnerable to the “stem effect” from sources suchas fluorescence, phosphorescence, and Cerenkov light.144,212,213 However, multiple approacheshave been proposed to address this issue, such as using a second optical fiber to subtractcontamination143 or discriminating light signals relative to their wavelength.140,146,147,214

PSDs come in various shapes and sizes and several photodetectors have been proposed inthe past 20 years200. A photomultiplier tube (PMT) was first suggested143,209 on accountof its high sensitivity, but high voltage supply stability dependence made it less convenientthan a simple, if less sensitive, PIN photodiode202,206,207. Polychromatic photodiodes were alsointroduced to subtract the stem effect signals146. Charge-coupled device (CCD) and electron-multiplying CCD (EMCCD)148 cameras were then used to simultaneously read multiple fibers,allowing the development of PSD grids, although this task can now be performed with a PMTarray149. Although various PSD designs have been reported for diverse applications, to thebest of our knowledge, no study has evaluated and compared the performance of these designsunder the same conditions.

The purpose of the current study was to systematically assess the performance of seven pho-todetectors used in plastic scintillation dosimetry. We evaluated a polychromatic photodiode,an avalanche photodiode (APD), a photomultiplier tube (PMT), and a commercially avai-lable W1 scintillator. Three camera systems were considered, one monochromatic, and twopolychromatic. One of the polychromatic cameras used a fiber optic taper instead of a glasslens to improve light collection efficiency215. To cover all applications, whether in diagnosticradiology, orthovoltage therapy, or external radiotherapy, we explored energies ranging from120 kVp to 23 MV. Photodetector response was then investigated by varying the dose rate towhich the PSD was exposed. To consider all these detectors as candidates for real-time appli-cations, their minimum readout frequency was set to 1 Hz. Real-time detector systems havethe capability to determine the exact moment when deviations between planned and delivereddoses occur,148 thus providing immediate feedback and no additional readout time. The PSDspectrum was also analyzed with a spectrometer for each of the studied energies, although thisprocedure required a longer integration time preventing evaluation of the spectrometer alongwith the other photodetectors. On the basis of our results, we propose guidelines for selectingan appropriate detector for a specific application.

83

4.4 Materials and Methods

4.4.1 Dose rate protocols

Orthovoltage

Low-energy beam measurements were obtained using an Xstrahl 200 X-ray Therapy Sys-tem (Xstrahl Ltd., Camberley, UK). This unit presents nine operating energies, ranging from40 kVp to 220 kVp. We used three beam qualities that have been commissioned for clinicaluse, described in Table 4.1. The x-ray tube used a tungsten target with a 30° anode angle.There was an inherent filtration of the beam consisting of 0.8 ± 0.1 mm of beryllium, andadditional filtration was added for each beam quality. The tube current used was 10 mA andthe beam was continuous. Nominal dose rate was measured using a Farmer type Exradin A-12ionization chamber (Standard Imaging, Middleton, WI ; calibrated by the National ResearchCouncil, Ottawa, Canada), located at the opening of the standard conic applicator, which hada 10-cm diameter and a 20-cm source-to-axis distance.Owing to the ionization chamber diameter, nominal dose rate was measured at a source-to-detector distance (SDD) of 20.7 cm. The x-ray tube assembly, which was mounted on a ceilingrail, was then pulled away from the ionization chamber. For each beam quality, successivedose rate measurements were then obtained by increasing the SDD up to 433 cm, which allo-wed dose rates ranging from 55 mGy/second down to 0.075 mGy/second. We preferred thismethod over depth dose measurement, which alters primary beam quality and increases scat-tering. Measurements of dose rate relative to SDD follow the radial inverse square law, butabsolute dose rate measurements are required to account for the field flattening, attenuationin air, and treatment room backscattering at high SDD.

Megavoltage

A Varian Clinac iX (Varian Medical Systems, Palo Alto, CA) was used to produce high-energybeams. Measurements were obtained in a 10 × 10 cm2 field in a plastic water phantom. Doserate was measured with the ionization chamber located inside a 2-cm thick slab at 1.5-cmdepth for a 6 MV beam or 3.5-cm depth for a 23 MV beam. The phantom extended 15 cmbeyond the chamber to consider the backscattered contribution. The gantry was rotated by

Tableau 4.1 – Characteristics of Xstrahl 200 beam qualities

Peak energy Added filtration HVL 1 Dose rate(kVp) (mm) (mm) (mGy/s)120 0.5 Al + 0.10 Cu 5.0 Al 32.9180 1.5 Al + 0.15 Cu 0.5 Cu 55.1220 1.0 Al + 0.25 Cu + 0.45 Sn 2.0 Cu 33.3

84

90° and the phantom was set on its side and on a cart moving along the beam axis. Doserate was measured for an SDD of 62 cm, up to 360 cm. The accelerator monitor unit rate wasalso varied to widen the dose rate range, which was from 265 mGy/second at minimum SDD,down to 1.3 mGy/second at maximum SDD. The accelerator beam is pulsed at a maximumrate of 360 Hz, delivering about 0.28 mGy per 4 µs pulse at the isocenter.

Signal acquisition and analysis

The set of photodetectors was composed of three cameras, two passive photodetectors, and twoactive photodetectors. The camera images were acquired and processed through a homemadeanalysis software program. With the aim of considering the cameras as real-time photodetec-tors, integration time was set to 1 second and 50 frames were acquired back to back for eachmeasurement sequence. Every other photodetector was connected to an electrometer (Super-Max ; Standard Imaging), controlled by a Matlab (Mathworks, Natick, MA) code, and readingrate and accumulated charge were set to 10 times per second for 50 seconds.The signal acquisition routine was independent of the beam source and detector and wasdefined as follows. Prior to any exposure, the background signal was collected for at least30 seconds, and then the mean value and standard deviation were recorded. The beam wasturned on, but the scintillator signal was not considered until both the beam and the de-tector outputs were stable. This took less than 15 seconds for the linear accelerator, but upto 30 seconds for the orthovoltage beam. This stabilization time was induced by either theslow response circuit of the electrometer low range (if used) or the kilovoltage peak (kVp) andmilliamperage second (mAs) rise of the orthovoltage unit. Once stabilization was met, theacquisition began, lasting for 50 seconds. The background contribution was then subtractedfrom the exposure value to get the signal measurement mean value (µsig) and standard devia-tion (σsig). For high-energy beams (6 or 23 MV), a correction needed to be applied to removethe Cerenkov contamination, as described in the following section.

The performance of the photodetectors was compared in terms of signal-to-noise ratio (SNR),which enabled a systematic and analytical exploration of PSD optimization184. The SNR canbe defined as µsig/σsig, or by the inverse ratio, the coefficient of variation (CV), also known asthe relative standard deviation. Each photodetector system was also calibrated at the specificdose rate of 30 mGy/second on both treatment units. The deviation from this calibration curvewas then analyzed to compare the responses of each photodetector in the setting of differentdose rates.

Cerenkov correction

When exposed to radiation, scintillating material emits light proportional to the dose received.However, this signal is contaminated by the Cerenkov light produced in the exposed opticalfiber. The Cerenkov effect occurs when charged particles travel faster than the speed of light in

85

a dielectric medium. The threshold energy depends on the medium’s refractive index and thecharged particle. For electrons traveling in a polymethyl methacrylate (PMMA) optical fiber,this threshold is 178 keV. Two common methods have been proposed to remove the Cerenkovcontamination.

Beddar et al. suggested the use of two parallel and adjacent optical fibers, with only one coupledto a scintillating material.143,144 Assuming the Cerenkov light is the only factor responsiblefor the signal difference, subtracting the Cerenkov light should result in the scintillator signal.However, this method requires two identical photodetectors, a multi-channel photodetector,or one photodetector collecting each fiber signal successively. This method is limited whensteep dose gradients cross over the fiber.147 It also depends on fiber, coupling, and photode-tector equivalence. In the current study, the two-fiber method was used for the PMT, APD,monochromatic camera, and the spectrometer systems.

The second approach, known as the spectral method, was proposed by Fontbonne et al.146

and explicitly formulated by Frelin et al,140. It relies on the spectrum analysis of the Cerenkovlight, the intensity of which depends directly on the length of the exposed fiber. Guillot etal.214 reformulated this method by expressing the calibration factors independently. Any mea-surement M made with a polychromatic photodetector can then be corrected for its Cerenkovcontamination using the spectral method and the following equation :

M = a · (TG − TB · CLR) (4.1)

Where TG and TB are the light signals measured by the green and blue color channels, CLRis the Cerenkov light ratio, and a is a gain factor. In the current study, we used this methodfor the W1 scintillator, PIN photodiode, and the polychromatic and taper cameras.

4.4.2 PSD

Design

The PSD was made of a polystyrene scintillating fiber, BCF-60 (Saint-Gobain Crystals, Paris,France) which emitted at a peak of 530 nm. The scintillator was 10 mm long and had a 1-mmdiameter. It was coupled to a PMMA clear optical fiber (Eska GH-4001, Mitsubishi Interna-tional Corporation, NY) of the same diameter, that was 10 m long. The use of PMMA fiberis known to minimize fluorescent light generation.159 Each interface had been polished withan automated optical fiber polisher (SpecPro, Krell Technologies, NJ) with grain size down to0.3 µm. Both fibers were covered by a light-tight polyethylene jacket and the scintillating tipwas sealed with PTFE tape and a mixture of epoxy and black acrylic paint. The other end wasuncovered when used with a camera or inserted into an SMA connector (11040A, Thorslab,Newton, NJ) to plug into the other photodetectors studied. To remove the Cerenkov effect at

86

Scintillator

Optical fiber to

photodetector

Orthovoltage

unit

Linear

accelerator,

gantry at 270°

Moving source

Moving detector

dmax 15 cm

Plastic water

phantom on

a cart

Optical fiber to

photodetector

Scintillator

Vie

w fro

m a

bo

ve

a)

b)

Figure 4.1 – a) Low energy setup with an x-ray tube mounted on a ceiling rail. The PSD isheld in air at a fixed location. b) High energy setup with the linear accelerator rotated by 90°and the PSD located at dmax within a plastic water phantom set on a moving cart.

high energies, we prepared a second fiber of the same length and diameter, but without thescintillator component.

Calibration protocol

At low energies, the PSD was held on a stand at the same location as the reference ionizationchamber in air, as described in Figure 4.1a. At high energies, the PSD and the clear fiber(if needed) were sandwiched between a plastic water slab and a 1-cm thick superflab bolus(Mick Radio-nuclear Instruments, Mount Vernon, NY) to preserve fiber integrity and mediumhomogeneity. The fiber was located at the same depth as the ionization chamber and handledsimilarly, as in Figure 4.1b.

87

4.4.3 Spectrum analysis

The scintillator spectrum was acquired for each energy beam using a QE65 Pro spectrometer(Ocean Optics, Dunedin, FL) cooled to -20°C. The scintillating and clear fibers were locatedat nominal dose rate locations : SDD of 20.7 cm for the orthovoltage unit and SDD of 1 mfor the linear accelerator. The spectrometer integration time was set at 50 seconds and thesignals of both fibers were collected successively, with and without exposure, to remove thebackground noise and the stem effect.

4.4.4 Cameras

Polychromatic camera

We used an Alta U2020CL polychromatic CCD camera (Apogee Imaging System, Roseville,CA). The array size was 1600 × 1200 pixels of 7.4 µm. The camera was cooled down to -18°C to maximize SNR. This camera had a 50-mm focal length lens (JML Optical Industries,Rochester, NY) and was set on an optical plate located in the treatment room maze. A ridgedstand held the PSD at a fixed distance. The camera was shielded by 3-mm lead sheets atlow energies and 50-mm lead bricks at high energies. Black blankets covered the setup andlight was turned off during exposure to minimize ambient light contamination on the CCD.To consider the camera as a real-time photodetector, we set the integration time to 1 secondand acquired 50 frames back to back for each measurement, with and without exposure.Acquisitions were started when the radiation beam reached a stable dose rate. Median imageswere then processed for each sequence with the background removed, and the spot mediangrey level and standard deviation were extracted.

Monochromatic camera

The monochromatic CCD camera (U-4020ML ; Apogee Imaging System) was slightly differentfrom the polychromatic camera. Optical lens, pixel size, and cooling temperature were unchan-ged, but the array size was larger (2048 × 2048) and the nominal peak quantum efficiencywas higher (55%, compared with 37% for the polychromatic camera) when there was no colordistinction. At high energies, a clear fiber was positioned next to the scintillating fiber in frontof the camera and the two spots were imaged and analyzed simultaneously. The stem signalwas then subtracted from the scintillator signal. Otherwise, the acquisition protocol was thesame as with the polychromatic camera.

Taper camera

The third camera (U4020CL ; Apogee Imaging System) was a polychromatic version of the mo-nochromatic camera described above. The main difference was that a custom-made fiberoptictaper was coupled to the CCD instead of the optical lens. This component comprised bundles

88

1 mm

Figure 4.2 – Taper photograph in a dark room showing the alveolar structure of the taperoptical fiber bundles. These bundles had a diameter of about 450 µm and contained thousandsof individual fibers having a minimal diameter of 5 µm.

89

0.21 mm 0.20 mm 0.32 mm

a) c)b)

G

B

R

G

B

R

Figure 4.3 – Spot on each camera setup for a 120-kVp, 33-mGy/second beam at a 1-secondexposure : a) monochromatic camera ; b) polychromatic camera ; c) taper camera. Directcoupling of the fiber and the taper camera resulted in a flat and broader spot.

of thousands of optical fibers welded together and stretched into a conic shape, acting as a 3 :1reducing lens. These bundles had a diameter of about 450 µm and are shown in Figure 5.2.Individual optical fibers had a minimal diameter of 5 µm ; because this is less than the pixelsize, the fibers are indistinguishable in the picture. The PSD was directly coupled to the tapersurface, which increased the amount of light collected up to the CCD185,215 (compared with alens-based system) and minimized light scattering. The resulting image appeared as a sharpspot, whereas the other cameras produced gaussian-shaped spots, as shown in Figure 4.3. Ho-wever, the CCD cooling circuit was disconnected when the taper was mounted to avoid strainsand condensation. Without temperature control, the camera needed to be operated until theCCD temperature reached a stable temperature of 30°C, thus increasing the background noiserelative to the lens system. The acquisition and signal processing procedures were unchangedfrom those used with the polychromatic camera.

4.4.5 Passive photodetectors

PIN photodiode

An SMA connector was used to connect the optical fiber to the surface of a polychromaticPIN photodiode (Sensor-ICs True Color Sensor ; MAZet GmbH, Jena, Germany). The pho-

90

todetector had 19 sensors collecting light in three colors (red, green, and blue), and eachcolor readout was generated using a triax output. The green channel photo-sensitivity reached0.30 A/W at the scintillator wavelength of 530 nm. The photodiode was set in a light-tightaluminium box located outside of the treatment room, so that no additional shielding wasnecessary. The charge produced was read by the dual-channel electrometer, monitored in realtime by a computer. Signal was acquired for 50 seconds, and the charge was read 10 timesper second. Because the green channel sensitivity closely matched the scintillator peak used inour study, the green channel was used to measure the scintillation signal under a low-energybeam. However, the blue channel was required when the spectral method was applied.

W1

The Exradin W1 Scintillator (Standard Imaging) is a commercially available PSD intendedfor small field dosimetry. It has recently been characterized216 and compared with a similarhouse-made system217. The W1 relies on a two-channel photodiode enclosed in a shielded caseproviding triax outputs for both green and blue signals. Its clear fiber is made of PMMA witha polyethylene jacket similar to the system described above. However, the fiber was only 3 mlong, so the photodiode remained in the treatment room during the exposure. The scintillatingfiber was also shorter (3 mm long and 1 mm in diameter). The scintillating material itselfwas unknown but the signal output read by the different channels suggested that it was ablue-emitting scintillator. Thus, it was different from the BCF-60 fiber used with all the otherphotodetectors. The manufacturer described the scintillating fiber as polystyrene with an ABSplastic enclosure and a polyamide stem. Signal acquisition and treatment procedures were thesame as described for the PIN photodiode.

4.4.6 Active photodetectors

APD

An APD C4777-01 (Hamamatsu Photonics, Hamamatsu, Japan) was used to substantiallyincrease the amount of signal collected. Electron-hole pairs created by incoming photons wereaccelerated by a bias voltage, triggering an avalanche process through multiple impact io-nizations. The fiber was connected with an SMA connector inside a light-tight cover andcoupled directly to the photo-sensitive surface, which had an active area of φ 3 mm. The APDgain was 50, with a 50 MΩ feedback resistance, and its photo-sensitivity reached 0.15 A/Wat 530 nm. A two-stage thermoelectric cooler maintained the APD chip temperature at aconstant 0°C. A triax output was connected to the electrometer and the signal was acquiredand processed as for the PIN photodiode. However, because no polychromatic informationwas available, the clear fiber irradiation was performed successively to remove the steam effectunder high-energy beams.

91

PMT

We used an H10721-20 PMT module (Hamamatsu Photonics) with a multialkali photocathode.A light-tight SMA adapter (E5776-51, Hamamatsu Photonics) aligned the fiber to the photo-sensitive surface of φ 8 mm. The PMT had an adjustable gain of 5 × 103 to 5 × 106, althoughwe selected the minimum gain to avoid saturation of the electrometer, connected through triax.The PMT photosensitivity reached 0.075 A/W at 530 nm and 375 A/W when the minimumgain voltage is applied. The PMT module was operated at ambient temperature. Signal wasacquired and processed as for the PIN photodiode, and irradiation of a clear fiber was alsorequired at high energies, as described above.

4.5 Results

4.5.1 Absolute dose rate measurements

The ionization chamber measured the absolute dose rate as the SDD was increased. Becausethe exposure follows the inverse square law, the dose rate increased linearly with SDD−2.Measurements showed that the dose rate difference remained below ±3% for high-energybeams. However, attenuation in air caused the low-energy beam dose rate to decrease relativeto the inverse square law. At SDD = 350 cm, the difference was 7% at 120 kVp, 4% at 180 kVp,and 2% at 220 kVp. This illustrated the need for a reference absolute dose reading at everymeasurement point.

4.5.2 PSD measurements

Energy dependence

The clear fiber was exposed so that we could observe the fluorescence and Cerenkov contami-nation. At low energies, the spectrometer detected no significant signal above the backgroundnoise, indicating that the fluorescence signal can be considered negligible in our study. Athigh energy, the Cerenkov signal was visible and this contamination relative to the scintillatorsignal amounted to up to 9% for a 6-MV beam and 13% for a 23-MV beam when 5 cm of theclear fiber was exposed (isocenter, 10 × 10 field).The scintillator response is known to be energy-dependent under a low-energy beam.141 Thiswas expressed by a rise in the number of counts per mGy when increasing energy. Relativeto a 120 kVp beam quality, the response increase of 180 kVp and 220 kVp beam qualitieswere 31% and 83%. For megavoltage 6-MV and 23-MV beams, the increase reached 125%and 129%. Figure 4.4 shows these spectra normalized to the maximum value when the clearfiber signal and background are removed. The superimposition of spectra reveals that the scin-tillator spectrum shape was energy-independent (at least above 120 kVp) and did not sufferfrom wavelength shifting. These results indicate that there is no need to apply correction forspectrum variation as long as the Cerenkov contribution is removed. Both correction methods

92

Figure 4.4 – Scintillator spectra for each energy normalized to the maximum value. For the6-MV and the 23-MV beams, the Cerenkov contamination was subtracted using a scintillator-free fiber. The five curves overlap, indicating no spectrum dependence on beam energy.

(two-fiber and spectral) performed equally well for the type of measurements obtained in ourstudy.

SNR

Figure 4.5 presents the SNR curves for a 120-kVp and a 220-kVp orthovoltage unit beam andfor a 6-MV and a 23-MV linear accelerator beam. These four graphs use common axes andeach set of points is related to a power law fit to compare the SNRs of the photodetectors.The low-energy graphs (Figure 4.5a and 4.5b) show how the amplified photodetectors (APDand PMT) outperformed the passive photodetectors (PIN and W1), especially at low doserates, whereas both the polychromatic and monochromatic lens cameras offered a weak SNR.However, the taper camera reached an SNR similar to that of the PIN system, even thoughthe background level of the taper camera was higher than that of the other cameras. The SNRincrease of the PMT low-energy measurements around 0.2 mGy/second relative to higher doserates measurements up to 1.5 mGy/second is explained by the electrometer scale range. Below0.500 nA, the low-range scale is selected, which added a fourth significant digit, thus increasingthe SNR. The low-energy SNR curves were generally similar between the three energies tested.

93

a) 120 kVp

b) 220 kVp

c) 6 MV

d) 23 MV

Figure 4.5 – Signal-to-noise ratio (SNR) for a) a 120-kVp orthovoltage unit beam, b) a220-kVp orthovoltage unit beam, c) a 6-MV linear accelerator beam, and d) a 23-MV linearaccelerator beam.

However, the SNR increased slightly between 120 kVp and 220 kVp owing to the increasedresponse of the scintillator, as indicated by the spectrometer readings.

The high-energy graphs (Figure 4.5c and 4.5d) also showed similar results between the twoenergies tested. At dose rates higher than about 20 mGy/second, the PIN photodiode SNRcaught up with and exceeded that of the PMT. The SNRs of the W1 and the cameras weresimilar, but the W1 SNR increased at 23 MV as the dose rate increased. The APD was unableto measure dose rates above 100 mGy/second at 6 MV and above 20 mGy/second at 23 MVas light input reached the saturation level. The APD was also affected by heating and neededto be powered up for an hour before the measurements were obtained.

Linearity

To characterize the photodetector responses, we performed a calibration for each energy beamat the specific dose rate of 30 mGy/second for the orthovoltage unit and the linear accelerator.This calibration point was then used to compare each photodetector measured dose rate withthe ionization chamber absolute measurement. Figure 4.6a shows the photodetector linearityunder a 120-kVp beam. Deviation curves are shown in Figure 4.6b to describe the relativedifference between the photodetector and the ionization chamber readings. These results are

94

a)

b)

Figure 4.6 – a) Photodetector linearity and b) deviation relative to the ionization chambermeasurements under a 120-kVp beam

95

consistent with the SNR data and define the operating range of each photodetector relativeto the expected dose rate. Once again, the PMT results stood out, suggesting that the PMThas potential for use in very low dose rate applications.Although the dose rate was higher, the results were similar at high energy beam while increa-sing the SDD, but also by varying the monitor unit rate. This indicated that there was nospecific dependence to the linear accelerator pulse rate.

4.6 Discussion

4.6.1 Photodetector performance evaluation

The performances of every evaluated photodetector make them suitable candidates for themaking of a PSD. However, the features and qualities of each one make some of them moreappropriate than others for specific applications. Evaluation of the photodetectors in a syste-matic approach offered an opportunity to compare the performance of detectors on the samefooting. A common index such as SNR or CV can then be useful to identify the operationaldose rate range. Table 4.2 describes, for each energy range, the minimum dose rate at whichthe CV of a photodetector remains below 1% or 5%, which is equivalent to an SNR of 100or 20. At dose rates used in superficial therapy (see Table 4.1) and in-field radiotherapy, itappears that every photodetectors we tested was sensitive enough to be considered as a sui-table PSD component. However, many applications involve lower dose rates. In radiotherapy,quality controls require depth dose and profile measurements. In vivo measurements are alsoconsidered, such as in-field and out-of-field skin dose measurements, like fetal and pacemakerdose monitoring. In high dose rate brachytherapy, seed insertion can also be monitored bya sensitive PSD160,202, although its use in low energy low dose rate brachytherapy has notyet been investigated. For information purposes, the air kerma rate in air for a high dose rate41,000 U 192Ir source is about 114 mGy/second at 1 cm, whereas the air kerma rate in air for alow dose rate 1.27 U 125I seed at the same distance is approximately 3.5 µGy/second. Nuclearmedicine may also offer some interesting applications for PSDs, such as syringe dose indicatoror skin dose monitoring for out-of-screen organs at risk. The field of radiology may involvesubstantial cumulative dose and a PSD could be useful for skin dose measurement, especiallyin CT218 and long-lasting fluoroscopic procedures such as in interventional radiology9.The photodetectors in Table 4.2 are grouped as described in the Methods (i.e., as cameras orpassive or active photodetectors). The cameras were less sensitive to the light produced bythe scintillator, especially the polychromatic camera. The focal length, optical fiber numericalaperture, and the lenses themselves all contributed to light loss. Moreover, the color pixels didnot equally participate in the spot formation because the blue and red channels had a lowerresponse than the green channel to the green light of the BCF-60 scintillating material. Grays-cale pixels allowed the monochromatic camera to read dose rates two times smaller than onthe other cameras for the same CV. However, the Cerenkov correction required a second clear

96

fiber for this camera, which was not a major technical drawback when working with camerasbut might be an hurdle for small-field and high-gradient measurements. The taper camerahad high collection efficiency, which allowed it to measure dose rates four times lower thanthose measured by the lens cameras, even though the noise level was higher and no coolingwas available. It is reasonable to assume that a cooled taper camera could reach a higher SNRsimilar to the active photodetectors.

The PIN photodiode and the W1 systems offered similar dose rates at specific CVs, eventhough the W1 scintillating fiber was 3 mm long, and the custom fiber was 10 mm long. It ispossible that the commercial product (i.e., W1) had an improved optical chain (e.g., polishing,coupling), thus improving the light collection. Although the W1 was able to measure lowerdose rates than the PIN photodiode at low energies, the PIN system performed better formeasuring low dose rates at high energies. This discrepancy may be explained by differentphotodiodes, scintillating materials or radiation noise at high energies because the W1 had toremain in the treatment room. The main issue with passive photodetectors is their extremelylow output signal, in the range of picoamperes or less. A very sensitive electrometer is thenrequired to obtain these measurements. However, because these instruments are not powered,their signal is not affected by the electric noise. Interestingly, the taper camera achieved aperformance closer to that of the passive detectors than did the other cameras.

97

Tab

leau

4.2–Pho

tode

tector

minim

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serate

(mGy/

second

)which

thecoeffi

cientof

variationremains

below

1%or

5%foreach

energy

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e

120kV

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0kV

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0kV

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23MV

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1%5%

1%5%

1%5%

1%5%

Cam

eras

Polychrom

atic

152.9

122.5

8.6

1.6

12<2.0

13<2.0

Mon

ochrom

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8.8

1.5

7.2

1.2

4.9

0.8

6.2

<2.0

7.9

<2.0

Tap

er4.0

0.69

3.3

0.46

2.4

0.39

3.9

<2.0

3.9

<2.0

Passive

photod

etectors

PIN

5.0

1.0

3.8

0.78

2.9

0.58

<2.0

<2.0

2.4

<2.0

W1

3.6

0.66

2.6

0.44

1.7

0.27

5.1

<2.0

5.1

<2.0

Activeph

otod

etectors

APD

1.1

0.10

0.63

0.10

0.59

0.10

3.8

<2.0

4.2

<2.0

PMT

<0.10

<0.10

<0.10

<0.10

<0.10

<0.10

<2.0

<2.0

<2.0

<2.0

98

Tab

leau

4.3–Guide

lines

forselectingan

approp

riateph

otod

etectorcompo

nent

foraplasticscintilla

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detector

Low

energy

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ergy

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dose

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Med

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dose

rate

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second

)(1

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second

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10mGy/

second

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PMT

PMT

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PIN

/W1

PIN

/W1

PIN

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PMT

2×

PMT

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Polychrom

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*The

seconfi

guration

srequ

ireascintilla

tor-free

fiber

toremovetheCeren

kovcontam

ination

99

The APD offers great potential because it generates a current readout about 2,000 timeshigher than that of the PIN system. However, the avalanche process requires high voltage wi-thin the APD module, which is responsible for heating. Despite the manufacturer claim thata temperature control circuit keeps the APD chip temperature constant and ensures stablemeasurements, it was obvious that the APD module was affected by the heat. Thus, it wasnecessary to power up the APD for an hour prior its use to avoid background drifting. TheAPD also failed to read high dose rates because of the signal saturation.The PMT generated a current on the order of 30,000 times higher than the PIN photodiode.For the data presented, a minimum gain setting was selected so that the signal remainedwithin the electrometer reading range. An additional gain of 1,000 would be possible at maxi-mum input gain, sufficient to allow data acquisition through a more compact and affordableinstrument than an electrometer. In our experiments, we found no temperature issue withthe selected PMT and it featured a superior SNR, even at the lowest measured dose rate of0.075 mGy/second on the orthovoltage unit. It should also be noted that active photodetectorsamplify both the signal and the related noise, whereas noise in low-output passive photodetec-tors is related to the electrometer circuits. Thus, as dose rate increases, the SNRs of passivephotodetectors are similar to and may even exceed those of active photodetectors, as shownin Figure 4.5.In order to perform coherent measurements and for its convenience, a single electrometer wasused to read current from the ionization chamber, the passive and the active photodetectors.However, this instrument had its own limitations, such as a fairly low saturation level (500 nA)and a low reading rate (10 Hz). A dedicated acquisition system would be more appropriate fora specific detector, especially with the active photodetectors that are not used at their full po-tential. For example, a higher frequency would allow dose-per-pulse measurements, redefiningreal-time acquisition149,219.

4.6.2 Photodetector selection guidelines

The following section is intended to offer some guidelines for choosing an appropriate detectorfor a specific application. One should first ask these three questions : 1) Will the detectorbe used in-field or out-of-field ; in other words, what is the expected dose rate range ? 2) Isthe detector intended to measure low- or high-energy beams ? (For high-energy beams, it isnecessary to remove the Cerenkov contamination.) 3) Is a single fiber enough or should manyfibers be read simultaneously ? The photodetectors evaluated in the current study are classifiedaccording to these three parameters, and selection guidelines are summarized in Table 4.3.If a single-fiber setup is considered, the PMT is the first choice at low energies because it issensitive enough to measure the lowest dose rates. However, one PMT alone is limited by theCerenkov contamination at high energy. The two-channel photodetectors, with one connectedto a scintillator-free fiber, are more appropriate at high energies to remove this contamination.Two PMTs could be used, but the PIN photodiode SNR is nearly the same as that of the PMT

100

at high dose rates, offering a very cost-effective solution for light readout. Alternatively, thetwo-PMT setup could be connected to a single fiber through an optical chain, splitting thescintillator light into different spectra windows so that the spectral method could be used.Passive photodetectors are more useful for standard in-field measures, while PMTs are sensi-tive enough for out-of-field readings.In a multiple-point system, the cameras are more convenient instruments, than the otherphotodetectors, because many fibers, up to hundreds, can be gathered toward the CCD. Thisleads to interesting applications, such as linear arrays, 2D matrices,208 or even 3D scintillationdosimetry220. However, the sensitivity of the cameras is limited compared with single-pointphotodetectors. The dose rate range could be extended by increasing either the length of thescintillator or the integration time, but that will be at the cost of spatial or time resolution.According to the SNR model developed by Lacroix et al., the SNR is directly proportionalto the photon fluence, which is itself proportional to the scintillator volume, meaning thatdoubling the length of the scintillator volume should double the SNR.184

More sensitive cameras than those we evaluated are now available, such as intensified CCDand EMCCD cameras. The benefit of these instruments appears only at low dose rates185.The lower multiplication noise factor of EMCCDs compared with intensified CCDs makes theEMCCDs more suited for radiotherapy scintillation dosimetry than the intensified CCDs, butthis multiplication noise factor still constitutes a major source of additional noise in EMCCDscompared with CCDs. The taper system provides a higher SNR than that of a conventionallens camera and allows a more compact setup. Because the taper cooling circuit was disa-bled in our study, the full potential of the taper camera could not be revealed. At low doserates (< 1 mGy/second), the cameras described in the current study were unable to providea sufficient SNR to allow accurate real-time measurement. However, a combination of a taperand an EMCCD camera could offer an interesting way to maximize camera light collectionefficiency, because the potential of both of these camera has already been shown for real-timedosimetry.148

An other possible design is a combination of a multichannel PMT and optical filters, as theone developed by Liu et al. using a multianode PMT149. A PMT array system would allowsimultaneous reading as a CCD camera, but with the speed and sensitivity of a PMT.It should be noted that the focus of the current study was on the photodetectors, but the PSDis composed of two other components that can also be selected. Manipulation of the length,shape, and composition of the scintillator or the use of multiple scintillators offer countlesscombinations. The light guide length, material, and optical chain should also be optimized toincrease the SNR of the system.184,185

101

4.7 Conclusion

The purpose of the current study was to systematically assess the performance of seven pho-todetectors used in scintillation dosimetry. A spectrometer was also involved to measure thescintillator light spectrum. The scintillators were exposed to both low- and high-energy beams.To characterize the linearity and SNR of each photodetector, we investigated multiple doserates by varying the SDD along the beam axis. The active photodetectors presented the hi-ghest SNRs at low dose rates and low energies. However, the passive photodiodes had similarSNRs at higher dose rates and energies. The cameras allowed multiple probes to be used si-multaneously, but they were less sensitive to low-light signals. However, coupling an opticalfiber taper to a CCD camera improved the SNR up to the level of the passive photodetectors.The current study also provides some guidelines for selecting an appropriate detector accor-ding to a specific application. The criteria were principally based on the expected dose rate,energy, and the number of simultaneous points of measurement. The PSD design should reflectthe expected operating conditions, because no photodetector is appropriate for every setup.The data presented here are intended to ease and clarify such decisions.

Acknowledgments

This research has been supported through grant # 435510 from the Natural Science andEngineering Research Council of Canada (NSERC) and the NSERC CREATE Medical PhysicsResearch Training Network grant # 432290. Jonathan Boivin is financially supported by adoctoral research scholarship from the Fonds de recherche du Québec - Nature et Technologies(FQRNT).

102

Chapitre 5

Real-time skin dose monitoring ininterventional radiology using a plasticscintillation detector

Jonathan Boivin1, Sam Beddar2, Maxime Guillemette3 et Luc Beaulieu1

1 Département de Physique, de Génie physique et d’Optique, et Centre de recherche sur lecancer, Université Laval, Québec, Québec, Canada et Département de Radio-Oncologie et Axeoncologie du Centre de recherche du CHU de Québec, CHU de Québec - Université Laval, Qué-bec, Québec, Canada2 Department of Radiation Physics, University of Texas, MD Anderson Cancer Center, Hous-ton, Texas, USA3 Département de Physique, de Génie physique et d’Optique, Université Laval, Québec, Qué-bec, Canada and Institut Universitaire de Cardiologie et de Pneumologie de Québec, Québec,Canada

5.1 Résumé

Cet article a pour objectif d’évaluer la précision et la fiabilité d’un détecteur à scintillationplastique servant à mesurer en temps réel le débit de dose à la surface d’un fantôme en repro-duisant certaines situations cliniques. En faisant varier l’épaisseur du fantôme d’eau solide, lesparamètres d’exposition du tube à rayons X s’ajustent automatiquement, ce qui fait varier ledébit de dose à la surface. L’écart type relatif du détecteur demeure inférieur à 2 % lorsquele débit de dose est supérieur à 3 mGy/min et de moins de 15 % au débit de dose le plusfaible, soit 0.25 mGy/min. Un fantôme anthropomorphique remplace l’empilement de plaqueset différentes configurations cliniques sont évaluées. D’abord, la table de traitement est gra-duellement amenée de sa position la plus basse à la plus élevée. Au cours de cette manœuvre,

103

la différence entre le détecteur et une chambre d’ionisation placée à ses côtés est de moins de3 %. Dans un second temps, l’incidence du faisceau varie en effectuant une rotation du cadresupportant la source de rayons X dans les deux axes successivement. Lorsque le détecteur et lachambre d’ionisation sont directement exposés, la différence entre leur mesure est de moins de4 %. Cette étude permet de conclure que le détecteur à scintillation plastique est suffisammentsensible pour mesurer en temps réel la dose de radiation déposée à l’intérieur et à l’extérieurd’un champ de radiologie interventionnelle. Cet instrument a le potentiel de remplacer l’esti-mation de dose fournie par le fluoroscope en présentant des valeurs de dose plus précises et entemps réel.

5.2 Abstract

Purpose : We evaluated the accuracy of a plastic fiber scintillation detector (PFSD) at mea-suring real-time air kerma dose rates on a phantom surface under clinically relevant conditions.

Materials and Methods : The PFSD is a radiation detector based on the fluorescenceproperty of a fiber-shaped scintillator material. The active length was 10 mm and it wascoupled to a 15-m-long clear optical fiber ; a photomultiplier tube collected the emitted light.Calibration was performed at the fluoroscope reference point by setting the PFSD on the tablealongside an ion chamber while increasing the dose rate. The relative standard deviation wasevaluated to identify the PFSD dose rate range. A Rando humanoid phantom was then setabove the detectors. The table height and the gantry rotation along 2 axes were used to modelthe PFSD’s performance under clinical conditions.

Results : The PFSD’s relative standard deviation remained under 2% when the dose ratewas more than 3 mGy/min and did not exceed 15% at the lowest dose rate (0.25 mGy/min).Phantom measurements showed a dose rate difference between the ion chamber and the PFSDof less than 3% when moving the table’s height and below 4% when rotating the gantry ± 15°.The fluoroscope displayed air kerma rate may be off by 78% compared to actual measurements.

Conclusions : The PFSD is sensitive enough to measure real-time in- and out-of-field ra-diation in an interventional radiology suite. This instrument has the potential to replace thecommonly used fluoroscope air kerma rate estimate with more accurate dose values, providinga much-needed real-time dosimetry tool.

104

5.3 Introduction

Radiation exposure is one of the risks to patients and healthcare workers during fluoroscopically-guided interventional (FGI) procedures. While complete risk analyses often conclude that ra-diation is one of the lesser hazards from FGI procedures, substantial doses of radiation canbe delivered to patients, potentially leading to radiogenic stochastic effects and, occasionally,radiogenic deterministic effects.6 Repetitive procedures may also cumulate dose to levels thatraise concern.55 The Food and Drug Administration (FDA) and the International Electrotech-nical Commission (IEC) require that fluoroscopic equipment display the air kerma rate (Ka,r)

and the cumulative air kerma (Ka,r).87,88,109 These values are calculated by the fluoroscopeaccording to the x-ray tube parameters and the beam filtration or through a transmissionparallel plate ionization chamber mounted on the collimator housing and known as the airkerma-area product meter (KAP-meter). They are then reported for a reference point locatedin the air 15 cm from the isocenter toward the x-ray source along the beam axis. FDA andIEC guidelines also require that the value for Ka,r should not deviate from the actual valueby more than ± 35% above 6 mGy/min.87,109 National Council on Radiation Protection andMeasurements Report 168 directs that the peak tissue dose be used to evaluate the potentialfor deterministic effects in specific tissues, including the skin.6 However, fluoroscopic equip-ment is not currently designed to accurately measure or predict the skin dose during an FGIprocedure. TheKa,r does not correspond well with the peak dose to the skin in individual casesbecause it is defined relative to the x-ray source rather than the patient, no matter the surfacearea of skin irradiated, the table height or the gantry angle.9 Furthermore, it does not accountfor the tabletop and the pad attenuation, the backscatter from the patient and the soft tissueenergy absorption coefficient. Some fluoroscopic systems now include a calibration factor fieldin their radiation dose structured report to account for the displayed dose deviation from ex-ternal measurements. However, it does not modify the displayed dose values.221 Therefore, theactual skin dose at a particular site may differ from the Ka,r by a factor of 2 or more.12 Someradiation detectors can obtain actual skin dose measurements,96,97,107,126,127,131–133 but theyoften require a time-consuming post-operative reading process and provide a cumulative doseonly, limiting their usefulness in clinical settings. The plastic scintillation detector (PFSD)employs the fluorescence property of a fiber-shaped scintillator material for which the amountof light measured by the PFSD is directly proportional to the radiation dose it is exposedto.143,144,183,222 This instrument is capable of measuring skin dose rates and cumulative dosein real time, providing immediate dosimetry feedback to the interventionist. The purpose ofour study was to evaluate the PFSD’s accuracy at measuring real-time air kerma dose rateson a phantom surface under clinically relevant conditions.

105

Figure 5.1 – (a) Main components of the PFSD : the 1-cm-long scintillating fiber, the opticalfiber light guide, and the photomultiplier tube (PMT). (b) Fluoroscopy image (64 kVp, 5 mAs)showing the ion chamber along with the PFSD as they were positioned below the humanoidphantom (c).

5.4 Materials and Methods

5.4.1 PFSD design

The PFSD we used in this study was made up of 3 components : a scintillating fiber, aclear optical fiber, and a photodetector (Figure 5.1a). The scintillating fiber was made of a10-mm-long polystyrene-based core (BCF-60, Saint-Gobain Crystals, Paris, France) which in-corporated fluorescent dopants that emitted light when exposed to radiation. It was coupledto a 15-meter-long poly(methyl methacrylate) optical fiber (Eska GH-4001, Mitsubishi RayonCo., Ltd., Tokyo, Japan). Both fibers had a diameter of 1 mm and were covered by polyethy-lene jackets. The optical fiber’s end was plugged into a 20-mm head-on-type photomultipliertube (PMT) (H10721-20, Hamamatsu Photonics, Hamamatsu, Japan). The PMT generateda current output, which was connected to an electrometer (SuperMax, Standard Imaging,Middleton, WI) that was computer-controlled in real time.

106

5.4.2 Calibration protocol

The PFSD must be calibrated for each individual x-ray machine and for every beam quality,since the scintillator’s response depends on the x-ray tube peak energy potential (kVp) andthe filter combinations.141 The beam parameters (kVp, mAs) were increased by successivelyadding plastic water slabs in the radiation field up to 40 cm, as described by the AmericanAssociation of Physicists in Medicine Task Group 125.120 The calibration was performed forboth fluoroscopy and acquisition operating modes on an Allura Xper FD10 x-ray system(Philips Medical Systems, Netherlands) set in vertical position. This unit had a fixed spectralshaping filter of 1 mm of aluminum and 0.1 mm of copper, in addition to the nominal inherentfiltration of 2.5 mm of aluminum. A 25 cm field-of-view was selected for the calibration andmeasurements. The PFSD was placed on the table at the reference point (61.5 cm from thefocal spot) beside a calibrated (traceable to a primary standard) Farmer-type Exradin A-12ion chamber (Standard Imaging). The PFSD reading (Ka,PFSD), which described dose in thePFSD’s polystyrene core, was calibrated to the reference air kerma rate measured by theion chamber (Ka,ion). The fluoroscopy machine estimate (Ka,r) was recorded and compared toKa,ion since they refer to the same location. However, Ka,r did not account for table attenuationor backscattering. The air kerma rate parameter was evaluated throughout this study toprovide a real-time dosimetric index, but the cumulative air kerma rate is updated everysecond as well.

Every measurement in this study was performed for a 30-second exposure time, collecting10 measurements per second. Mean current value and standard deviation were extracted atevery second from both the PFSD and the ion chamber and analyzed using Matlab (Ma-thworks, Natick, MA). The relative standard deviation (RSD), defined as the ratio of thestandard deviation to the mean current value, was also calculated to describe the responsesensitivity of the PFSD. Current values were converted into air kerma dose rates using thecalibration curves from ion chamber and compared with Ka,r.

5.4.3 Table height

The dose rate delivered at the skin level increases when the table is lowered toward the x-raysource. However, the fluoroscope Ka,r does not account for the table and patient location. Totake these factors into consideration, the PFSD and the ion chamber were set on the table aspreviously described, but a Rando humanoid phantom (The Phantom Laboratory, Salem, NY)was positioned above them (Figure 5.1c). The table was then gradually moved from minimumto maximum position (79 cm to 101 cm above floor) while keeping the image receptor fixed atthe largest source-to-image receptor distance (SID) of 123 cm. This procedure was repeatedwith the image receptor touching the phantom surface.

107

Tableau 5.1 – Beam parameters for calibration and measurements

Parameter Peak energy potential Tube current Ka,r

(kVp) (mAs) (mGy/min)CalibrationFluoroscopy 41 - 120 3 - 18 1.22 - 165Acquisition 44 - 125 61 - 916 5.55 - 1470

Table heightFixed SID 65 ± 1 6 ± 1 19 ± 1Moving SID 69 ± 1 8 ± 1 12 ± 2

Gantry rotationCranial-caudal axis 69 - 82 8 - 19 19 - 75LAO-RAO axis 69 - 79 8 - 17 18 - 57

Abbreviations : SID, source-to-image receptor distance ; LAO-RAO, left anterioroblique-right anterior oblique

5.4.4 Gantry rotation

When the C-arm is rotated, the cumulative Ka,r includes multiple incidences. To observe thediscrepancy between this parameter and the actual dose at a fixed location, both the ionchamber and the PFSD were kept at the vertical reference point with the Rando phantomabove. The gantry was rotated from -45° to +45° in increments of 5° around both the cranial-caudal axis and the left anterior oblique (LAO) - right anterior oblique (RAO) axis. Thisprocedure compared the in-field and out-of-field dose rates measured by the PFSD and ionchamber relative to the fluoroscope Ka,r.

5.5 Results

5.5.1 PFSD calibration

Figure 5.2 presents the calibration curves that allowed the conversion of the PFSD reading tothe air kerma. The kVp needed to apply the conversion was displayed by the control monitorfor every run, but did not vary more than 2 kVp when moving the table (Table 5.1). Thedose rates of both operating modes (fluoroscopy and acquisition) covered more than 3 ordersof magnitude when attenuation material was added in the radiation field (Figure 5.3). ThisFigure also presents the deviation of Ka,r relative to Ka,ion. When the acquisition operatingmode was used, the Ka,r overestimated the Ka,ion by up to 33%. However, in fluoroscopy mode,the Ka,r underestimated Ka,ion by as much as 13%.

108

40 60 80 100 120

8

10

12

14 Acquisition Fluoroscopy

Ener

gy re

spon

se (n

C/m

Gy)

Tube potential (kVp)Figure 5.2 – PFSD response in nC/mGy in function of beam peak energy potential in acqui-sition and fluoroscopy operating modes.

5.5.2 Relative standard deviation

The RSD described how the charge measured by the PFSD was affected by the signal variationand sources of noise. All of the measurements obtained in this study were included in the RSDgraph (Figure 5.4) in order to show the whole dose rate range generated in the fluoroscopyoperating mode, which spread from 0.25 mGy/min to 200 mGy/min. Most commonly, the airkerma rate at the skin level ranged from 10 mGy/min to 40 mGy/min for fluoroscopy andabout six times higher for acquisition mode. The PFSD RSD remained below 5% for doserates above 0.6 mGy/min and below 2% for dose rates above 3 mGy/min. At the lowest doserate achievable (0.25 mGy/min), the RSD was under 15%.

5.5.3 Table height

Figure 5.5 shows how adjustment of the table height affected the dose rate at the phantomsurface and how the Ka,r was limited in its ability to provide accurate dose estimates. When the

109

a)

b)

Figure 5.3 – (a) Fluoroscopy dose rate measured by the ion chamber and evaluated by thefluoroscope plastic water thickness. (b) Deviation between the fluoroscope estimate and theion chamber reference measurements.

110

0.1 1 10 100

0

5

10

15

Rel

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e S

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ard

Dev

iatio

n (%

)

Dose rate (mGy/min)

Figure 5.4 – Relative standard deviation (RSD) of the plastic scintillation detector relativeto dose rate. The RSD remained below 2% for dose rates commonly met in fluoroscopicallyguided interventional procedures (5-100 mGy/min).

image receptor was kept at maximum position, the Ka,r remained unchanged, while the Ka,ion

ranged from +66% of Ka,r at the lowest table position to -14% at the highest table position.We then examined a more realistic situation, in which the image receptor was located in closeproximity to the body. The variation of Ka,ion relative to Ka,r under these conditions rangedfrom +78% to -11%. In both cases, the Ka,PFSD variation was less than ± 2.5% relative toKa,ion.

5.5.4 Gantry rotation

Unlike the table height protocol, the x-ray tube parameters (kVp, mAs) changed during gantryrotation, as the beam was more attenuated when travelling sideways through the phantom.This explained why Ka,r increased as the arm was rotated to 1 side or the other along thecranial-caudal axis (Figure 5.6a). At small angulations, the detectors were in the beam trajec-tory, and Ka,ion and Ka,PFSD formed a plateau. The variation between these 2 measures was

111

80 85 90 95 1000

5

10

15

20

25

30

35D

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rate

(mG

y/m

in)

Table height (cm)

Kion fix KPFSD fix Ka,r fix Kion mov KPFSD mov Ka,r mov

Figure 5.5 – Air kerma dose rate measured by the ion chamber and plastic scintillationdetector and evaluated by the fluoroscope while the table was lifted. The image receptor waslocated either at maximum SID of 123 cm (fix) or touching the phantom surface (mov). Thevertical line indicates the table height at the reference point, 91 cm above the floor.

less than ± 2% for gantry angles between -15° and +15°. However, when the detectors werepartially exposed, this variation increased because of the active volume difference betweenthe ion chamber (0.64 cm3) and the plastic scintillator (0.0079 cm3). Beyond a 30° rotation,the Ka,ion was 10% to 20% of that measured at 0°, indicating that the scattered dose stillcontributed to the total dose delivered at the detectors’ location. The variation between Ka,ion

and the Ka,PFSD was less than ± 10%.

The LAO-RAO rotation measurements showed similar results (Figure 5.6b). The Ka,ion andKa,PFSD variation was less than ± 4% at angulations between -15° and +15°, but about ± 30%above a 30° angulation. The higher variation can be explained by the detectors’ positioningside-by-side. As the gantry was rotated, the detectors came out of field at different angulations ;the x-ray source was thereby brought closer to the scintillator in LAO and closer to the ionchamber in RAO.

112

a) b)

Figure 5.6 – Dose rate measured when rotating the gantry along the (a) cranial-caudal axisand (b) the LAO-RAO axis.

5.6 Discussion

Medical practitioners and regulators are currently satisfied with the "ballpark" dose rateestimates provided by fluoroscopy machines. However, these values should not be considered tobe surrogates for dose rate at the skin level.6 The modification of only 1 parameter (operatingmode, dose rate, table height, image receptor location, or gantry angle) can strongly affect theentrance dose at a specific location and its agreement with the Ka,r. In the course of a clinicalprocedure, each of these parameters is likely to change.

Many dosimeters have been proposed as alternatives to the fluoroscope Ka,r (Table 5.2). Ther-moluminescent dosimeters can be distributed behind the patient, as described by Lickfett etal.96 Radiochromic films provide a dose distribution map.97,131,132 Suzuki et al. developedradiosensitive dye indicators that can also be distributed.133 Semiconductor dosimeters, suchas metal-oxide-semiconductor field-effect transistors, have also been tested.107,126–128 Thesedosimeters are of interest for many applications, and some of them are able to measure skindose in real-time.129,130 Software and tools were also developed to compute skin dose mapwhile taking account patient size and geometry, but they still rely on the fluoroscope Ka,r andits inherent uncertainty.223,224

113

Tab

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5.2–Cha

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simetry

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PFSD

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fiber

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detector

114

The PFSD evaluated in this study resolved some common dosimeter limitations. Its smallactive volume measured the dose received at a specific point, while its optical fiber shapeis robust and could withstand considerable handling during daily use. The PFSD was alsocompletely radiotranslucent at fluoroscopy beam energy and therefore cannot be mistakenfor a catheter on imaging. However, the main advantage of this device was its ability tomeasure and display dose rates in real time—not just a cumulative dose. It has the potentialto provide instantaneous dosimetry feedback to the interventionist. This information, whichis much more accurate than that provided by the Ka,r, would be very valuable for ongoingbenefit-risk evaluations of FGI procedures.

There were some limitations in our study that should be considered. First, the tested device wasa point dosimeter and could not produce a complete 2-dimensional real-time dose monitoring.Such monitoring could be developed, however, by using multiple detectors on a single fiber225

or with a grid of detectors.149 Second, while the detector’s signal is available in real time,dose rate conversion required knowing the beam kVp, which does not vary much if the beamparameters are constant.

In conclusion, the PFSD system we tested can accurately measure dose rates at a phantomsurface under various conditions. This tool has the potential to perform dose-rate monitoringat skin level in real time during FGI procedures, providing a reliable alternative to the fluo-roscope dosimetric indices. However, these results require further confirmation with in vivomeasurements. Moreover, the PFSD’s features allow multiple applications, not only in inter-ventional radiology but also during diagnostic x-rays. It could be used to monitor organs atrisk for pediatric or pregnant patients or to measure dose to a pacemaker or any sensitivedevice. In our study, a single probe was used, but array photodetectors now allow tens offibers to be connected to a single module, making possible the design of a grid PFSD. SmallerPFSDs could also be integrated into catheters and even read the dose received within theheart. However, further development will be needed to achieve these goals.

115

Chapitre 6

A systematic characterization of thelow-energy photon response of plasticscintillation detectors

Jonathan Boivin1, Sam Beddar2, Chris Bonde3, Daniel Schmidt3, Wesley Culberson4, MaximeGuillemette5 et Luc Beaulieu1

1 Département de Physique, de Génie physique et d’Optique, et Centre de recherche sur lecancer, Université Laval, Québec, Québec, Canada et Département de Radio-Oncologie et Axeoncologie du Centre de recherche du CHU de Québec, CHU de Québec - Université Laval, Qué-bec, Québec, Canada2 Department of Radiation Physics, The University of Texas MD Anderson Cancer Centerand The University of Texas Graduate School of Biomedical Sciences at Houston, Houston,TX 77030, USA3 Standard Imaging Inc., Middleton, WI 53562, USA4 Department of Medical Physics, School of Medicine and Public Health, University of Wisconsin-Madison, Madison, Wisconsin, 53705 USA5 Département de Physique, de Génie physique et d’Optique, Université Laval, Québec, Québec,Canada et Institut Universitaire de Cardiologie et de Pneumologie de Québec, Québec, Canada

6.1 Résumé

Le but de cet article est de caractériser la réponse des scintillateurs plastique lorsqu’ils sontexposés à des faisceaux de basses énergies. Trois fibres scintillantes à base de polystyrène, maisémettant dans des longueurs d’ondes différentes, ont été utilisées pour fabriquer les détecteurs.Les scintillateurs ont été exposés à des faisceaux de rayons X dont la tension maximale dutube variait de 20 kVp à 250 kVp. Des sources de 137Cs et de 60Co ont également été utilisées

117

pour irradier les fibres scintillantes. Les spectres énergétiques des faisceaux de rayons X et dessources étant connus, une analyse spectrale a été appliquée pour déterminer la dose reçue parla fibre par rapport à la dose mesurée dans l’air au moyen d’une chambre d’ionisation situéeau même emplacement. La dose absorbée a également été calculée en se servant de simulationsMonte Carlo intégrant les spectres énergétiques. La réponse lumineuse a ensuite été comparéeà ces résultats afin d’observer l’effet de l’extinction de la fluorescence par ionisation. Cettediminution atteint un minimum local d’environ 11 % ± 1 % pour les faisceaux de rayons Xd’énergie moyenne entre 40 keV et 60 keV, mais peut atteindre près de 20 % pour un faisceaude 13 keV. Le modèle de Birks a ensuite été appliqué à ces observations en faisant varier leparamètre kB. Ces résultats décrivent la dépendance en énergie de l’émission lumineuse desscintillateurs en présence de faisceaux de photons de basses énergies et la diminution de laréponse en raison des particules chargées de haut transfert linéaire d’énergie. Une compré-hension détaillée de la réponse intrinsèque des scintillateurs est une condition essentielle à laconception de détecteurs à scintillation pour des applications en radiologie.

6.2 Abstract

To characterize the low energy behavior of scintillating materials used in plastic scintillationdetectors (PSDs), 3 PSDs were developed using polystyrene-based scintillating materials emit-ting in different wavelengths. These detectors were exposed to National Institute of Standardsand Technology (NIST)-matched low-energy beams ranging from 20 kVp to 250 kVp, and to137Cs and 60Co beams. The dose in polystyrene was compared to the dose in air measuredby NIST-calibrated ionization chambers at the same location. Analysis of every beam qualityspectrum was used to extract the beam parameters and the effective mass energy-absorptioncoefficient. Monte Carlo simulations were also performed to calculate the energy absorbed inthe scintillators’ volume. The scintillators’ expected response was then compared to the expe-rimental measurements and an energy-dependent correction factor was identified to accountfor low-energy quenching in the scintillators. The empirical Birks model was then comparedto these values to verify its validity for low-energy electrons. The clear optical fiber responsewas below 0.2% of the scintillator’s light for X-ray beams, indicating that a negligible amountof fluorescence contamination was produced. However, for higher-energy beams (137Cs and60Co), the scintillators’ response was corrected for the Cerenkov stem effect. The scintillators’response increased by a factor of approximately 4 from a 20 kVp to a 60Co beam. The decreasein sensitivity from ionization quenching reached a local minimum of about 11% ± 1% bet-ween 40 keV and 60 keV X-ray beam mean energy, but dropped by 20% for very low-energy(13 keV) beams. The Birks model may be used to fit the experimental data, but it must takeinto account the energy dependence of the kB quenching parameter. A detailed comprehen-sion of intrinsic scintillator response is essential for proper calibration of PSD dosimeters forradiology.

118

6.3 Introduction

Plastic scintillation detectors (PSDs) have found numerous applications in high-energy dosime-try because they are versatile, nearly water-equivalent, and immediately responsive.143,209,222

Their small size allows for precise measurements in small-field dosimetry,145,205,206 and forin vivo treatment validation during external-beam radiotherapy226 and brachytherapy.148,160

More recently, PSDs have also been validated for low-energy beam applications in radiology.183

Multiple developments followed. Yoo et al. (2014) measured entrance surface dose during di-gital radiography on an anthropomorphic phantom,152 while Boivin et al. (2015) performeddepth dose measurements within a phantom during interventional radiology.2 Winslow et al.(2011) measured relative dose to the lens of the eye and thyroid of an anthropomorphic phan-tom during helical computed tomography exams,151 and Hoerner et al. (2015) characterizedPSD depth dose response on a computed tomography dose index phantom.154

High-energy applications are based on the observation that the scintillation efficiency is energyindependent. However, this assumption does not hold for low-energy beams for 2 reasons. First,the X-ray energy-absorption properties of a plastic scintillator are different from those of airor water at energies below a few hundred keV. The mass energy-absorption coefficient [µen/ρ]

is the amount of incident photon energy transferred to charged particles as kinetic energy byphoton-atom interactions, which then deposited their energy within a volume. This coefficientis lower for polystyrene than for air when the incident photon energy is less than 105 keV.As a result, the dose absorbed per unit mass within the scintillator volume is lower than thedose in the same volume filled with air, which means that the scintillation light yield of thedetector decreases relative to air kerma. This ratio is considered because the PSD is intendedto report dose in air or dose to water, even though its composition is different from bothair and water. However, due to the large variation in the [µen/ρ]polystyreneair in the 50 keV to150 keV energy range, extensive knowledge of the X-ray energy spectrum is required to pro-perly interpret the sensitivity for radiology applications. At the energies used in radiotherapy,this is less of a concern because the plastic scintillator is nearly water-equivalent.143,209 Se-cond, while in high-energy applications the scintillator’s light output is proportional to theenergy deposited, high-linear energy transfer (LET) particles, such as low-energy electrons,reduce scintillation efficiency through ionization quenching. Ionization quenching is causedby the interaction between high-LET charged particles and solvent molecules, which createstemporary molecular species whose de-excitation process is radiationless and competes withfluorescence.142 This reduction in sensitivity is apparent in plastic scintillators at electronenergies below 100 keV,141,167 and at photon energies below 260 keV.167 Hyer et al. (2009)described the energy response of a polystyrene-based PSD at diagnostic energies. They obser-ved a fairly linear sensitivity increase of an average of 6.8% per 10 kVp across beam energiesranging from 40 to 120 kVp.150 Yücel et al. (2014) conducted a similar experiment using apolyvinyltoluene-based PSD. A gradual increase in the response was observed in the energy

119

range of 40 to 80 kVp, followed by a flat behavior up to 120 kVp.153 Lessard et al. (2012)described the PSD energy dependence between 80 and 150 kVp and developed a correctionfactor using spectra-weighted mass energy-absorption coefficients.183 However, due to their re-latively high energy range, they considered that the ionization quenching effect was constantor within uncertainties. The nonlinear response of the PSDs must, therefore, be consideredwhen evaluating any PSD intended for X-ray imaging dosimetry.

Unimolecular or bimolecular quenching models are commonly used to describe this non-linearity,142,162,163,167,227 the one developed by Birks (1964) being the most often conside-red.142 This model was successfully applied to polystyrene-based scintillators irradiated byproton and α beams,166,168–170 but led to different conclusions when applied to low-energyelectrons set into motion by low-energy photon beams.141,167 Williamson et al. (1999) perfor-med a more extensive characterization of a plastic scintillator’s response to low-energy photons,but the Birks quenching model failed to support their measurements.141 However, Frelin et al.(2008) studied polystyrene- and polyvinyltoluene-based scintillators and were able to identifyquenching factors using the Birks model.167

Given the growing interest in PSDs for use in radiology and low-energy beams and the un-certainty about the validity of the quenching model, an investigation of scintillator responsein diagnostic energy ranges is timely. The objectives of this work were to characterize thebehavior of the scintillating material used in PSDs at low energies and to provide a betterunderstanding of the fundamental physics principles involved in light generation in an irra-diated scintillator. The PSDs response were evaluated by performing analysis of the incidentradiation energy spectra and by Monte Carlo energy transport calculations. These results werethen compared to experimental measurements and to the Birks quenching model.

6.4 Materials and Methods

6.4.1 PSD Design

The PSDs were developed using an optical fiber model to optimize light collection and opticalcoupling. The scintillators considered in this study were 3 polystyrene-based plastic scintilla-ting fibers emitting at different wavelengths : the BCF-10 and the BCF-12 in blue and theBCF-60 in green (Saint-Gobain Crystals, Nemours, France). Their emission spectra are shownin Figure 6.1. The scintillators were 0.97 mm in diameter and 10 mm long and were surroundedby a 0.015-mm-thick poly(methyl methacrylate) (PMMA) cladding. Each one was opticallycoupled to a 15-m-long PMMA optical fiber (Eska GH-4001, Mitsubishi International Corpo-ration, NY) of the same diameter. Both the scintillating and the PMMA fibers were coveredby a 0.6-mm-thick light-tight polyethylene jacket, and the scintillators’ ends were sealed witha mix of black acrylic paint and epoxy glue. Every interface was polished with successive grainsizes of 30 µm, 9 µm, 3 µm, and 0.3 µm using an automated optical fiber polisher (SpecPro,

120

400 450 500 550 600 6500.00

0.02

0.04

0.06

0.08

Nor

mal

ized

inte

nsity

Wavelength (nm)

BCF-10 BCF-12 BCF-60

Figure 6.1 – Emission spectra of the 3 scintillating fibers used in this work. The spectraare normalized on the area under the curve. Their peak wavelengths are reported as 432 nm(BCF-10), 435 nm (BCF-12), and 530 nm (BCF-60). These spectra and properties were foundin the manufacturer brochure.228

Krell Technologies, Morganville, NJ). The clear fiber end was inserted into an SMA connectorand connected through a fiber adapter to an H10721-20 photomultiplier tube (PMT) (Hama-matsu Photonics, Hamamatsu, Japan). This compact photodetector was chosen for its highphotosensitivity (0.075 A/W) at the BCF-60 peak emission wavelength (530 nm) and its ad-justable gain of 5 × 103 to 5 × 106. This high sensitivity is desirable for the low-dose-ratemeasurements involved in low-energy beams.1 The PMT was operated in current mode, andits signal was read in real time by a 2-channel SuperMax electrometer (Standard Imaging,Middleton, WI), which was controlled by a computer. A fourth, scintillator-free PMMA fiberwas also prepared to account for fluorescence and Cerenkov contamination.

6.4.2 Radiation sources

The fibers were exposed to 13 types of National Institute of Standards and Technology (NIST)-matched beam qualities including : 11 X-ray beams from the University of Wisconsin Accredi-ted Dosimetry Calibration Laboratory’s (UWADCL) Advanced X-Ray (AXI) constant poten-

121

Figure 6.2 – PSD held in air 1 meter from the source. The rings on the fibers indicate thescintillator’s central position. The field was considered homogeneous within the PMMA frame.

tial x-ray system with a Gulmay CP 320 generator and a Comet 320 tungsten anode, a 137Cssource from the UWADCL G10 irradiator (Hopewell Designs Inc, Alpharetta, GA) holding a416 Ci 137Cs source,229 and a 60Co source from a Theratron 780C unit (Theratronics, Ottawa,Ontario, Canada). The X-ray beams were carefully matched for first and second half-valuelayers (HVLs) with comparable X-ray beams at NIST.230 The beam characteristics and addi-tional filtration are listed in Table 6.1. The X-ray measured spectra were also used to extractthe HVL, the homogeneity coefficient (HC), and the beam mean energy (Emean), which is theproduct of every spectrum bin multiplied by its energy and summed over the whole spectrum.The X-ray beams were calibrated in terms of air-kerma rates using NIST-calibrated ionizationchambers : the LE-0.8 (Precise Radiation Measurement Inc, Nashville, TN) for the UW20-Mto UW40-M beams and an Exradin A3 (Standard Imaging) for the remaining X-ray beamqualities. The chambers were positioned at a distance of 100 cm from the X-ray tube focalspot. The consistency of the air-kerma rate throughout all X-ray measurements was monitoredwith a transmission monitor chamber that was connected to the electrometer’s second channel.A NIST-calibrated ionization chamber was also used to determine the daily air-kerma rate forboth the 137Cs and the 60Co sources. The 137Cs and 60Co mean energy listed in Table 6.1 arethe mean of their nominal emission lines, but their actual mean energy would be slightly lowerbecause of scatter from the head and shielding.

122

Tab

leau

6.1–Beam

qualitycharacteristics.

The

parametersweremeasureddirectly

from

theUWADCL

orextractedby

theX-ray

beam

spectra.

177

Measurements

Extracted

from

spectra

Beam

code

Doserate

Add

edfiltration

HVL1

HC

HVL1

HC

Emean

(kVp)

(mGy/

s)(m

mAlo

rmm

Cu)

(mm

Al)

(mm

Al)

(keV

)UW

20-M

1.29

80.15

Al

0.14

875

0.13

977

13.3

UW

30-M

1.74

20.36

Al

0.35

665

0.37

164

19.7

UW

40-M

1.82

20.67

Al

0.72

866

0.74

069

25.0

UW

50-M

2.18

20.85

Al

1.02

661.01

6729.0

UW

60-M

1.85

41.52

Al

1.68

661.63

6834.6

UW

80-M

1.96

42.57

Al

2.96

682.80

6743.5

UW

100-M

1.85

34.63

Al

4.98

724.74

7252.7

UW

120-M

2.20

02.30

Al+

0.10

Cu

6.96

786.67

7860.3

UW

150-M

2.01

02.75

Al+

0.32

Cu

10.2

879.76

8772.3

UW

200-M

1.66

21.92

Al+

1.13

Cu

14.9

9414.3

9499.0

UW

250-M

1.28

90.99

Al+

3.22

Cu

18.5

9817.8

98135

137Cs

0.19

59-

--

--

662

60Co

15.87

--

--

-1250

HVL:h

alf-valuelayer,

HC

:hom

ogen

eity

coeffi

cient,E

mea

n:m

eanenergy

123

6.4.3 Measurements and analysis

The fibers were held in free air by Kapton tape at the center of a PMMA frame, as illustratedin Figure 6.2. The same frame was used for both X-ray and 137Cs irradiation. Throughoutthe measurements, the scintillators were centered on the beam axis and the source-to-detectordistance was set to 100 cm with a 10 × 10 cm2 field size. For the 60Co measurements, thescintillators were located at a depth of 5 mm in a plastic water phantom (Blue Water Phantom,Standard Imaging), with a 10 × 10 cm2 field size at an 80-cm source-to-detector distance.

While the fibers were irradiated simultaneously, only 1 PMT was available to perform mea-surements. For this reason, the PMMA fiber was first exposed to every X-ray beam quality.The PMT was then connected to a scintillating fiber, and the same process was repeatedfor each of the 3 fibers, first with the X-rays and then with the radioactive sources. Becausemultiple reconnections were involved, we checked the reproducibility of the measurements byperforming 4 series of 3 measurements with 3 reconnections.

For X-ray beams and 137Cs, the PMT gain was set to 2.5 × 105 (800 mV gain input voltage),which gave rise to currents on the order of 10 pA for the PMMA fiber to 100 nA for thescintillating fibers. The gain input was lowered to 600 mV for the 60Co measurements toaccount for the higher dose rate, which decreased the PMT gain by a factor of 12. The gainlinearity was assessed by varying the gain input from 500 mV to 1000 mV for the BCF-60fiber irradiated by the UW20-M beam. Prior to every beam quality change, the appropriatefiltration was inserted between the X-ray source and the Mylar monitoring chamber, as listedin Table 6.1.

The measurement protocol entailed reading the PMT current 10 times per second prior toand during irradiation for a 30-second period. To ensure stable measurements, the beam wasturned on before and stopped after the PMT reading time. The mean current value andstandard deviations were obtained at every acquisition and each one was performed 3 times ateach beam quality. The 137Cs and 60Co measurements were performed similarly, but withouttransmission ionization chamber monitoring.

The measured sensitivity εmeasλ or PSD response for every beam quality λ was described by

equation (6.1), where IPSD is the PSD current generated during irradiation, and I d,PSD isthe background or dark current generated without irradiation. The Cerenkov and fluorescencecontamination were removed by subtracting the current produced by the fluorescence in thePMMA fiber with (IPMMA) and without (Id,PMMA) irradiation. The air-kerma rate (Kair) wasmeasured with the appropriate NIST-traceable ionization chambers according to the AmericanAssociation of Physicists in Medicine TG-61 protocol.175

εmeasλ =

[(IPSD − Id,PSD)− (IPMMA − Id,PMMA)

Kair

]λ

(6.1)

124

The PMT current was used as a surrogate for the light generated within the scintillator, Ldet.This light emission was related to the dose absorbed by the scintillator through the followingequation :

εmeasλ = [Ldet/Kair]

measλ = αλ [Ddet/Kair]λ (6.2)

where αλ = [Ldet/Ddet]λ is the PSD’s inherent sensitivity, as described by Williamson et al.(1999).141 The inherent sensitivity is related to the beam quality, detector geometry, and everyphysical process leading to energy absorption within the detector volume and the light emittedfrom the scintillator. It is also an indicator of the ionization quenching effect occurring withinthe scintillator.142

We employed 2 methods to identify the αλ parameter. An analytical analysis was performedbased on the X-ray beam spectra and the mass energy-absorption coefficients. A Monte Carlosimulation was also used to identify the parameter based on energy deposition. Each methodwas then compared against the Birks unimolecular quenching model.142

Spectral analysis

The energy spectra of the UWADCL reference X-ray beams were obtained from previouswork on kilovoltage X-ray beam spectrometry using a low-energy Ge detector,177 while meanenergy of the gamma ray rays were used to describe the 137Cs and 60Co photon beams. TheseX-ray spectra described the measured energy distribution in air 100 cm from the focal spotand were normalized to the maximum count. The spectra had been corrected for backgroundcounts with channel-by-channel subtraction. Fluorescence peaks from lead and indium werealso minimized by the use of a narrow collimator reducing wall scatter and the spectrometer’sresponse was corrected by Monte Carlo calculations. The small bin size (142.4 eV) and high-energy resolution produced sharp peaks and a smoothed bremsstrahlung component.

The dose to the detector Ddet in equation (6.2) can be identified analytically by applyingthe mass energy-absorption coefficients (µen/ρ) of the detector medium (polystyrene) and air,weighted over the complete photon energy fluence spectra Φλ(ν) of photon energy hν, asdescribed by Lessard et al. (2012).183 These coefficients were obtained from the NIST tablesand were originally defined for mono-energetic photon beams.231 However, they can be appliedto poly-energetic X-ray beams by interpolating and applying the mass energy-absorption ratioto every bin component of the spectra. With these adjustments, the equation (6.2) can thenbe formulated as :

ελ = αspλ Psheath

∫∞0

(µenρ (ν)

)med

Φλ(ν)dν∫∞0

(µenρ (ν)

)air

Φλ(ν)dν(6.3)

125

where αspλ is the sensitivity parameter identified through the spectra analysis and Psheath is theattenuation coefficient from the polyethylene sheath covering the fiber. The polyethylene massattenuation coefficient (µ/ρ) is applied for every bin of the spectra, as described in equation(6.4) :

Psheath =

∫ ∞0

Φλ(ν)e−µ(ν)ρxdν (6.4)

where x = 0.70 mm, the average sheath thickness in the incident photon direction, and ρ =

0.940 g/cm3, the density of the polyethylene.

Monte Carlo simulations

Complete Monte Carlo simulations were performed to identify the sensitivity parameter fromthe ratio of dose to the detector to air kerma. The Geant4 Monte Carlo toolkit (v4.10.01)was used to simulate the passage of particles through the detector and the surrounding envi-ronment. The data files for low-energy electromagnetic processes from the Evaluated PhotonData Library were included to account for the low-energy interactions.232 The geometry ofthe scintillating fiber, PMMA fiber, cladding, sheath, and fiber tip was fully reproduced in themodel. A 2 × 2 cm2 homogeneous beam was aimed at the center of the scintillator, perpen-dicularly to its length. Photons were randomly generated from this 2D plane with a specificinitial energy distribution. The X-ray-measured spectra were included to provide the sameexposures as in the experimental procedures, while mean energy of the gamma rays were usedfor 137Cs and 60Co. To measure the attenuation coefficient of the polyethylene sheath and tocompare it with the results of the spectral analysis, a second model was developed using thesame detector geometry but without the polyethylene sheath. A third model was built as areference for air kerma in the scintillator’s volume in the absence of the detector. To measurethe total energy deposited in the active volume of 7.85 mm3 with a statistical uncertainty ofless than 2%, 109 photons were generated in the field.

The polyethylene sheath, polystyrene scintillator, and PMMA fiber have similar densities andcompositions ; therefore, the active volume was considered as a homogeneous material at therange of the highest-kinetic-energy secondary electrons put into motion by the X-ray photons.For the highest energy x-ray beam, 250 kVp, the mean and maximum kinetic energy of theseelectrons were 25 keV and 125 keV, which ranges in polyethylene were 0.019 mm and 0.21 mm.Therefore, full charged-particle equilibrium exists for the scintillator’s volume when exposed toevery X-ray beam, so Ddet = Kdet. Equation (6.2) for the X-ray beams can then be formulatedby :

ελ = αMCλ [Kdet/Kair]

MCλ (6.5)

126

where αMCλ is the sensitivity parameter identified by the Monte Carlo simulation of kerma in

the scintillator and air kerma. When the scintillator was exposed to the 137Cs beam, therewas a close charged-particle equilibrium in the scintillator’s volume because the detector washeld in air and the highest-energy electrons can reach a range of 1.6 mm in polystyrene. Forthe 60Co beam, a transient charged-particle equilibrium existed for the scintillator’s volumebecause buildup and backscatter material was involved.

6.4.4 Ionization quenching

The ionization quenching effect can be defined as the reaction between excited solvent mo-lecules and other free radicals, excited, or ionized species created after the interaction of theparticles in the medium.162 These events lead to temporary molecular damage that is asso-ciated with the ionization density along the track of the ionizing particles.142 These moleculesoccupy highly excited or ionized states and de-excitate quickly (< 1 ns).163 The de-excitationprocess is non-radiative and competes with fluorescence emission ; thus, it is responsible forscintillation light loss. This effect also causes non-proportionality between the scintillator’s ab-sorbed energy and output light, which may lead to dose underestimation. Ionization quenchingis of particular importance for high-LET particles, such as secondary electrons with energiesbelow 100 keV.141 However, the response to electrons is known to be linear for particle energiesabove about 125 keV.143

The Birks unimolecular quenching model is commonly used to quantitatively describe the re-duction of light yield resulting from ionization quenching.142 The Birks approach is supportedby the experimental observation that the specific fluorescence dL/dx is directly proportionalto the specific energy deposited dE/dx by a charged particle along a path length x whenionization quenching is absent. Equation (6.6) describes this observation :

dLdx

= SdEdx

(6.6)

where S is a proportionality constant referred to as the number of photons produced perenergy unit in the medium, known as the scintillation efficiency (unquenched). When ionizationquenching occurs, the light yield is reduced by the empirical factors k · B. The Birks modeldefines B · dE/dx as the specific density of ionized and excited molecules along the particletrack and k as the quenching parameter. Together, these parameters are considered as a singlefactor kB, known as the Birks parameter. This constant is determined experimentally anddepends on the scintillation medium, not the charged particle type. It represents the ratioof the ionization quenching reaction rate over the sum of the competing reaction rates andthus characterizes the nonlinearity of the scintillation response.141 Equation (6.7) describesthe Birks unimolecular quenching model :

127

dLdx

=S (dE/dx)

1 + kB(dE/dx)(6.7)

A wide range of kB values have been published : between 0.002 and 0.021 g cm−2 MeV−1 forpolyvinyltoluene-based scintillators,142,163,165 and between 0.0005 and 0.094 g cm−2 MeV−1 forpolystyrene-based scintillators.166–170 Curiously, these 2 limits were used for the same plasticscintillator, the BCF-12, that is used in this study.169,170

The Birks model can be applied as a first approximation by inserting the electron collision massstopping power to the medium (dE/dx) in equation (6.7). A more detailed approach furtherneeds to integrate the Birks equation over the secondary electrons’ slowing-down spectrum.The parameter α(E) is the PSD’s inherent sensitivity related to the complete absorption ofan electron whose initial energy is E :

α(E) =S

E

∫ E

0

dE1 + kB(dE/dx)

(6.8)

The value of α(E) was calculated using Monte Carlo simulations for electron energies from1 keV to 1.5 MeV. This parameter was then included in equation (6.9), which described thePSD’s inherent sensitivity as theoretically predicted by the Birks model, αBν , and integratedfor the secondary electrons set into motion by an incident monochromatic photon beam :

αBν = τp(ν) α(Ep(ν)) + σc(ν) α(Ec(ν)) (6.9)

where τp(ν) is the photoelectric absorption relative probability of an incident photon of fre-quency ν, and the σc(ν) is the Compton scattering relative probability, as defined by equation(6.10). Ep(ν) is the initial kinetic energy of the secondary electron set into motion by thephotoelectric interaction, considering the atomic binding energy EB of carbon and hydrogen.Finally, Ec(ν) is the average initial kinetic energy of the Compton electrons described by theratio of the energy-transfer cross-section per electron eσtr and the Klein-Nishina cross-sectionper electron eσ, as shown in equation (6.11).

τp(ν) =

[τtrρ

τtrρ + σtr

ρ

]ν

, σc(ν) = 1− τp(ν) (6.10)

Ep(ν) = hν − EB , Ec(ν) = hν

(eσtr

eσ

)(6.11)

The parameter αBν was also integrated over the spectrum of secondary electrons from the X-ray spectra and the radioactive source’s gamma rays mean energy using equation (6.12). Theresulting parameter, αBλ , is the PSD’s theoretical sensitivity to incident photon beams.

128

αBλ =

∫ νmax

0αBν Φλ(ν)dν (6.12)

These parameters were then used to evaluate how well the Birks model predict the ionizationquenching effect of low-energy electrons.

6.5 Results

6.5.1 PSD measurements

The air kerma measured by the ionization chambers is shown in Figure 6.3 for X-ray and 137Csbeams. The X-ray generator current variation (12-25 mA) and additional filtration explainedthe dose rate discontinuities with increasing kVp. The PSD current signal from the PMTconnected to the BCF-60 scintillating fiber is presented on the right axis of same Figure 6.3.The PSD current displayed corresponds to the equation (6.1) numerator ; thus, the Cerenkovand fluorescence contaminations have already been removed by the PMMA fiber signal. When5 cm of optical fiber was exposed to the field, this contamination accounted for up to 0.2% ofthe PSD current for the X-ray beams but reached as high as 1.2% for the 137Cs source and 11%for the 60Co source because Cerenkov light is generated within PMMA for photons of energyabove 178 keV.233 The reconnection evaluation showed a variation of ± 1% or less betweenseries, while the variation within a measurement sequence was below ± 0.1%. The PMT gainlevel obeyed a power law with the input voltage, as described by the manufacturer. However,variations of as much as ± 10% from this fitting curve were observed, and so direct measureswere used to convert the gain measurements between the 600-mV and 800-mV scales.

The measured sensitivity of the 3 PSDs is presented in Figure 6.4. The response curves showedthat the PSDs had lower sensitivity at low energies, followed by a steep increase between meanenergies of 50 keV and 150 keV. They then reached stability at higher energies. The responseincreased by a factor of approximately 4 from the 20 kVp to the 60Co energy. The BCF-60scintillating fiber’s measured sensitivity was the highest because its light emission spectrummatched the peak sensitivity range of the PMT. Figure 6.4 also shows that the PMMA fibersignal increased at higher energies owing to the Cerenkov effect.

6.5.2 Characterization of PSD response at low energy

The overall shape of the PSD response curve is based on the mass energy-absorption coefficientratio of polystyrene (i.e., the detector) and air, for which ionization chambers were used tomeasure dose, [µen/ρ]polystyreneair . The ratio obtained from the NIST databases relative to themean energy is illustrated as the black curve in Figure 6.5. This ratio was applied to the X-raybeams’ spectra through equation (6.3), which yielded the black dashed curve labeled "Spectra".Attenuation in the polyethylene sheath (Psheat) was taken into account with the application

129

10 100 1000

0.0

0.5

1.0

1.5

2.0

2.5

Air

kerm

a (m

Gy/

s)

Mean energy (keV)

Air kerma

0

50

100

150

200

250

PSD current

PS

D c

urre

nt (n

A)

Figure 6.3 – Measured air-kerma rates for the UWADCL X-ray beams and 137Cs photonbeams measured with ionization chambers (left scale) and the current signal from the PMTwhen connected to the BCF-60 PSD (right scale). The 60Co measurements are not shownbecause they were higher by one order of magnitude, i.e. 2280 nA. Note : for ease of inter-pretation, the points are connected, but the beam qualities are not directly related to eachother.

of equation (6.4). The resulting curve, Spectra Psheath, describes the expected absorbed dosein the scintillator as determined by the spectral analysis method in the absence of ionizationquenching. The Monte Carlo calculation ofKdet/Kair, which already includes every attenuationand energy absorption, with respect to the detector and environment geometry, is shown bythe MC curve in Figure 6.5.

The lowest curves in Figure 6.5 are the PSD measured sensitivity (εmeasλ ) presented in Fi-

gure 6.4, but normalized to the 60Co measurements. These 3 curves are nearly identical, withless than 3.5% difference between them, indicating that for these scintillating fiber models,the absorbed dose in the scintillator is independent of the dissolved fluors. In light of thisobservation, the following discussion will only consider the BCF-60 results, since the BCF-60fiber provided the highest output. The deviation of the normalized response curve from theexpected curve obtained by the spectral analysis provided an estimate for the parameter αspλ ,

130

10 100 1000

0

50

100

150

Mea

sure

d se

nsiti

vity

(nC

/mG

y)

Mean energy (keV)

BCF-60 BCF-12 BCF-10 PMMA

Figure 6.4 – Measured sensitivity (εmeasλ ) for every beam quality for the 3 different scintillating

fibers and the PMMA fiber.

and the deviation from the Monte Carlo curve provided the parameter αMCλ .

6.5.3 Application of the Birks model

Figure 6.6 presents the computation of the Birks equation at various stages in the functionof either the electron or the photon energy. The dashed lines indicate the dL/dx curves for3 different kB parameters relative to the unquenched light yield. These values were obtained byinserting the electron collision mass stopping power to the medium, as shown in equation (6.7).The α(E) parameters computed from equation (6.8) are shown as solid lines. These curves arelower since the α(E) integrates the dL/dx along the path of the electron until its completeabsorption and involves higher-LET electrons, which decreases the α parameter. The dottedcurves indicate the α(E) parameter relative to a monochromatic photon beam, or αBν . Thistakes into account the interaction processes by which the secondary electrons are set intomotion. These curves are closely related to α(E) at lower energies, as the photoelectric effect isdominant. However, the 2 curves separated for photon energies above 20 keV, as the Comptoneffect set lower-energy electrons into motion. The αBλ for photon spectra are displayed assymbols and are also in close agreement with the αBν curves.

131

10 100 10000.0

0.2

0.4

0.6

0.8

1.0

1.2

Rat

io o

f ene

rgy

abso

rbed

in th

e sc

intil

lato

r and

in a

ir

Mean energy (keV)

Spectra Spectra Psheath

MC BCF-10 BCF-12 BCF-60

epolystyren

air

en

Figure 6.5 – Ratio of the energy absorbed within the scintillator volume to the dose in air. Theblack curve is the mass energy-absorption coefficient of polystyrene and air [µen/ρ]polystyreneairobtained from the NIST databases. The dashed curve labeled "Spectra" is this coefficientapplied to the beam spectra, while the Spectra Psheath curve accounts for attenuation inthe polyethylene sheath. The MC curve is the air kerma within the scintillator as describedby the Monte Carlo simulations. The lower curves show the 3 scintillators’ responses, εmeas

λ ,normalized to 60Co measurements.

6.6 Discussion

The light output of scintillators decreases at lower beam energies as a consequence of the massenergy-aborption coefficient of the polystyrene-based scintillator core, [µen/ρ]polystyrene, andionization quenching. These 2 effects were shown in Figure 6.5. The general sigmoid shapeof the experimental curves was due to the polystyrene energy-absorption properties. Thisbehavior can be predicted by using either a spectral analysis or Monte Carlo simulations thatshowed similar results. However, these methods does not account for ionization quenching thataffect the experimental curves by a vertical shift at lower energies relative to the Spectra Psheathand MC curves.

The inherent sensitivities from the spectral analysis and the Monte Carlo simulations maybe considered as indicators of the ionization quenching occurring within the scintillator. The

132

1 10 100 10000.0

0.2

0.4

0.6

0.8

1.0

dL/dx kB 0.001 dL/dx kB 0.008 dL/dx kB 0.014 (E) kB 0.001 (E) kB 0.008 (E) kB 0.014

dL/dx

or

par

amet

er

Mean energy (keV)

kB 0.001 kB 0.008 kB 0.014 kB 0.001 kB 0.008 kB 0.014

Figure 6.6 – dL/dx applied directly with the electron mass stopping power to the polystyrenerelative to the electron energy, the α(E) parameter with respect to electron energy, and thePSD inherent sensitivity evaluated for the secondary electrons set into motion by an incidentmonochromatic photon beam αν or for a photon beam of a given spectrum αλ.

plots of αspλ and αMCλ are shown in Figure 6.7. The inverse of these factors would then refer to a

correction factor for an unquenched scintillation emission. The curve from the spectral analysisappeared shifted by 1% to 4% compared to the Monte Carlo curve, which is also shown inFigure 6.5. This effect is explained by the use of equation 6.4, which resulted in an uniformattenuation in a thin sheet of polyethylene, while the Monte Carlo calculation modeled thepolyethylene jacket and accounted for the backscattering. The quenching was nearly zero forphoton beams with energy above 130 keV (250 kVp beam), as the α parameters were closeto unity. The sensitivity then initially decreased by about 11% ± 1% to a local minimumbetween 40 keV and 60 keV, before rising again around 30 keV and then steeply falling off byabout 20% around 13 keV. This is consistent with observations from the literature ; reductionsin sensitivity of up to 30% have been reported for electron energies below 100 keV,141,167

for photon energies below 260 keV,167 and for proton energies above 150 MeV in the Braggpeak.234 The presence of a local minimum is explained by the lower kinetic energy of theelectrons set into motion by 40 to 60 keV photons resulting from the drop in the photoelectriccross-section combined with the lower-energy electrons generated from Compton interactions.

133

10 100 1000

0.80

0.85

0.90

0.95

1.00

Mean energy (keV)

sp

MC

B kB 0.001 B kB 0.008 B kB 0.014 from kB(Emean)

Figure 6.7 – αλ parameter evaluated by the spectral analysis (αspλ ), the Monte Carlo simu-lation (αMC

λ ), 3 kB values from the Birks model (αBλ ), and an energy-dependent kB value(αλ from kB(Emean)).

This resulted in photo-electrons of lower kinetic energy and thus higher LET. The presence ofthese high-LET charged particles explains the fall-off below 20 keV. Frelin et al. (2008) alsoobserved the local minimum but were unable to predict the local maximum around 30 keVbecause photoelectric absorption was omitted from their calculations.167

The sensitivity of the Birks model was computed for several kB values in the range of thosereported for plastic scintillators, which are presented in Figure 6.7.166–170 The resulting curvesshowed a similar wave-like structure. However, the local maximum and minimum appearedmore distant from each other, while the steep increases seen in the spectral and Monte Carloanalyses between 60 keV and 130 keV were not observed. It appeared that no single kB valuecould accurately describe the αλ parameters identified through both the spectral analysis andMonte Carlo calculations. However, the combination of 3 different kB values (0.001, 0.008, and0.014) were fitted to specific sections of the plot in an effort to apply the Birks model to ourmeasurements. This resulted in a kB step function that agreed with our results within about± 5%. A more complete quenching model, therefore, was achieved by constantly varying the kBparameter to closely match the experimental results. Figure 6.8 illustrates this kB parameter

134

10 100 1000

0.000

0.005

0.010

0.015

0.020

kB (g

cm

-2 M

eV-1)

Mean energy (keV)

kB by spectra kB by MC kB by steps kB(Emean)

Figure 6.8 – kB parameter variation to fit the αBλ to both αspλ and αMCλ . Three kB values

were also specified as a step function, and an energy-dependent kB value was identified

variation for both αspλ and αMCλ , as well as the step function, relative to the photon beam mean

energy. An other approach would be to evaluate the kB value through a continuous equationin the form of :

kB(Emean) = a+b√

Emean(6.13)

where a and b are fitting parameters with values of −2.7 × 10−3 and 6.9 × 10−2, respectively,which involve a correlation ratio of 0.95 to the average kB values from spectra and MonteCarlo analysis. The kB values originating from this curve were then computed in the αλparameter and are shown in Figure 6.7.

While the modulation of the Birks parameter shown in this study may appear to challengethe empirical model, the diversity of reported kB values may, in turn, raise doubts aboutthe validity of the Birks model for low-energy electrons. These concerns have been expressedby Williamson et al. (1999), who came to the conclusion that the quenching model failed toaccount either qualitatively or quantitatively for their measurements.141 Our results showed

135

better agreement with the Birks model than did Williamson’s, but nonetheless point out thelimits and energy dependence of the Birks model when applied to polystyrene-core scintillatingfibers. We have shown that this issue may be addressed by replacing a constant kB value witha step or a continuous function that is relative to the mean energy of the incident beam.However, this does not imply that the underlying physics effect is a simple function of beammean energy and more complex relationship to LET or other quantities is likely. It is alsopossible that an unknown contribution or competitive effect to ionization quenching existsand is related to the photon beam energy.

From a practical point of view, Figure 6.7 shows an interesting consequence of the duality ofthe photoelectric and Compton effects : a relative stability in the quenching variation betweenmean energies of 40 keV and 60 keV. This is a convenient result for diagnostic radiologyapplications, as the variation attributable to ionization quenching is not expected to changesignificantly for the peak tube potential of 80 kVp to 120 kVp. However, in the same low-energyrange, the mass energy-absorption coefficient ratio of polystyrene and air would be responsiblefor a 50% increase in the dose absorbed in the scintillator relative to air, as shown in Figure 6.5.An extensive knowledge of the X-ray beam spectra, either measured or calculated, is thereforeessential to account for this ratio, and an equally detailed comprehension of the intrinsicscintillator response and the ionization quenching is a prerequisite for the extension of PSDsto dosimetry in diagnostic radiology. It should be specified that the results presented hereapply only to the BCF scintillating fibers ; however, the methodology can be applied to anyorganic plastic or liquid scintillator.

6.7 Conclusion

This work describes the energy dependence of light production by PSDs at low-energy beamqualities and identifies a decrease in sensitivity related to the ionization quenching by high-LET particles. This reduction was characterized by the development of an energy dependentquenching model. The detailed comprehension of intrinsic scintillator response is essential toproperly interpret the PSD’s signal and to calibrate PSD dosimeters for use in diagnosticradiology.

Acknowledgments

This research was supported through grant # 435510 from the Natural Science and Engi-neering Research Council of Canada (NSERC) and the NSERC CREATE Medical PhysicsResearch Training Network grant # 432290. Jonathan Boivin is financially supported by adoctoral research scholarship from the Fonds de recherche du Québec - Nature et Technolo-gies (FQRNT). Computations were performed on Colosse supercomputing machine under the

136

auspices of Calcul Québec and Compute Canada. The authors would like to thank John Mickain the UWADCL for helping with the X-ray beam and 137Cs measurements.

137

Chapitre 7

Conclusion

Les doses de radiation impliquées en radiologie sont généralement faibles et posent un risquejugé acceptable compte tenu du bénéfice que procure l’examen médical. Cependant, desexamens répétitifs, un mauvais fonctionnement ou une utilisation inappropriée de l’appareilpeuvent induire une dose considérable. Qui plus est, certaines modalités, telle que la radio-logie interventionnelle, permettent d’atteindre des doses suffisamment élevées pour provoquerdes lésions aux tissus de la peau, en plus de contribuer aux effets stochastiques. Ces appa-reils ne disposent toutefois d’aucun système assurant la mesure directe de la dose déposée àla surface du patient. Des indices dosimétriques sont fournis par l’appareil, mais ceux-ci de-meurent imprécis et généralement basés sur les paramètres de contrôle du tube à rayons X.Une mesure directe au moyen d’un dosimètre approprié permettrait à l’interventionniste deconnaître réellement et en temps réel la dose absorbée à la peau du patient. Cette mesure estparticulièrement pertinente lors de l’évaluation continue des risques et des bénéfices liés à laprocédure. Elle permettrait en outre de détecter des erreurs de fonctionnement ou d’utilisationde l’appareil à rayonnement. Un tel dosimètre doit toutefois présenter certaines qualités et ca-ractéristiques afin de remplir adéquatement ce rôle et de contribuer à élever le niveau de soins.Le système proposé au cours de ces travaux repose sur l’hypothèse suivante : des instrumentssimples, précis et robustes peuvent être utilisés pour mesurer et surveiller directement la dosede radiation impliquée au cours d’une procédure interventionnelle guidée par fluoroscopie. Cesinstruments comprennent, entre autres, l’utilisation d’une fibre scintillante. Le but du projetde doctorat consistait ainsi à concevoir et caractériser un dosimètre à scintillateur plastique àdes fins d’imagerie diagnostique et interventionnelle.

7.1 Retour sur le travail accompli

De nombreux groupes de recherche se sont intéressés à la dose absorbée par les patients oules travailleurs au cours des examens radiologiques. Toutefois, la majorité de ces études sesont efforcées de démontrer une relation entre le risque de développer des cancers et la dose

139

approximative, telle que documentée par l’évaluation fournie par les appareils. Ainsi, raressont les équipes qui ont directement mesuré la dose réelle reçue à la surface du patient ou quise sont servi de ces mesures pour évaluer le risque que surviennent des lésions. Les premièresétapes du projet de recherche ont d’ailleurs consisté à reconnaître les différentes modalitésprésentes en radiologie et à comprendre la manière dont la dose est évaluée et documentée.Cela a permis d’identifier un besoin patent en radiologie, soit la nécessité de développer denouveaux outils de dosimétrie précis et adaptés à cette gamme d’énergie. Ainsi, les différentescaractéristiques recherchées ont été détaillées et l’hypothèse du projet a été posée. Le but duprojet a également été énoncé au moment de présenter l’introduction.

L’origine et les développements du système proposé fut ensuite expliqué au cours du Cha-pitre 2, afin de mieux saisir la nature et le fonctionnement du dosimètre à scintillateur plas-tique. Ainsi, la physique des scintillateurs et les mécanismes menant à l’émission lumineusey sont expliqués et documentés. Les Annexes A et B viennent également complémenter cesdiscussions en fournissant plus d’information sur l’efficacité absolue de scintillation et la conta-mination lumineuse due à l’effet Cerenkov.

Au travail expérimental s’est également greffée la conception d’un modèle de simulation parcalcul Monte Carlo. Cette approche a permis de comparer la réponse du dosimètre à scin-tillation lorsqu’il est soumis aux radiations avec un modèle virtuel du dosimètre soumis à desconditions d’irradiation semblables. Ce modèle a également permis de mieux comprendre lesprocessus de dépôt de dose dans la fibre scintillante. Le Chapitre 3 a présenté les différentesétapes de conception du modèle à partir d’un exemple faisant partie de la collection de Geant4.L’Annexe C vient fournir quelques segments de code en supplément afin de saisir concrètementles ajustements qui furent apportés à l’exemple pour qu’il corresponde à notre modèle.

La suite du travail accompli porte sur la réalisation des trois principaux objectifs du projet età la rédaction des articles scientifiques qui leur sont consacrés.

7.2 Retour sur les objectifs du projet

7.2.1 Évaluation des différents prototypes de détecteurs à scintillation

Le développement d’un dosimètre à scintillation plastique requiert l’étude et l’optimisation deses diverses composantes. Le photodétecteur est l’élément principal du système de détection enpermettant la mesure de la lumière émise par le scintillateur et son association avec la dose deradiation. De nombreux photodétecteurs ont été proposés pour remplir cette tâche, mais leurcomparaison en des conditions semblables n’a jamais été étudiée. Les conditions de mesuresimpliquées en radiologie diagnostique et interventionnelle nécessitent un photodétecteur quisoit à la fois sensible et précis. Une étude a donc été entreprise afin de déterminer les conditionspour lesquelles un photodétecteur donné peut être utilisé dans la conception d’un tel système

140

de dosimétrie. Les résultats de cette recherche ont mené à la publication de l’article qui figureau Chapitre 4. Ainsi, un total de 7 photodétecteurs ont été étudiés, soit 3 caméras, dontune utilise un réducteur optique conique (taper) au lieu d’une lentille, une photodiode PIN,une photodiode avalanche, un tube photomultiplicateur et un modèle commercial, le W1. Cestravaux ont permis de relever 5 principales conclusions :

1. La forme du spectre lumineux émis par le scintillateur est indépendante de l’énergie dufaisceau de radiation lorsque la contamination due à l’effet Cerenkov est retirée.

2. Tous les photodétecteurs étudiés sont en mesure de détecter un débit de dose supérieurà 3 mGy/s tout en conservant un écart type relatif inférieure à 5 %.

3. La photodiode PIN constitue le photodétecteur le plus efficace en terme de performan-ce/coût pour des débits de dose supérieurs à 3 mGy/s.

4. Le tube photomultiplicateur présente un écart type relatif inférieur à 1 % au débit dedose le plus faible mesuré (0,10 mGy/s), suggérant qu’il puisse être le choix optimal pourla dosimétrie en temps réel à bas débit de dose.

5. Selon l’application recherchée, l’utilisation d’un photodétecteur spécifique peut être pré-férable. Quelques lignes directrices furent proposées pour guider le choix d’un détecteur.

7.2.2 Caractérisation d’un détecteur en radiologie interventionnelle

Le second objectif du projet de recherche forme le corps du sujet d’étude, soit la calibration etl’utilisation du dosimètre à scintillation pour la mesure des radiations en radiologie interven-tionnelle. Dans un premier temps, des mesures effectuées sur un appareil d’orthovoltage ontpermis de déterminer lequel des photodétecteurs était le plus approprié aux énergies radiolo-giques, mais également aux faibles débits de dose employés en radiologie interventionnelle. Parla suite, plusieurs expériences ont été menées sur un appareil de fluoroscopie afin de mettreà l’épreuve le dosimètre à scintillation. D’abord, le détecteur a été inséré à l’intérieur d’unfantôme de radiologie pour mesurer le débit de dose en profondeur. Cette expérience a faitl’objet de l’Annexe D qui reproduit un article de conférence. Par la suite, plusieurs mesures ontété menées en se servant d’un fantôme humanoïde soumis à différentes situations et montagessemblables aux interventions cliniques. Ainsi, l’effet de la variation de la hauteur de la table etde l’angle de rotation du bras du fluoroscope ont permis de valider la sensibilité et la précisiondu détecteur. Ces résultats ont été discutés au cours du Chapitre 5. Les travaux réalisés aucours de ce chapitre et de l’Annexe D ont permis d’établir ces 5 conclusions :

1. Le tube photomultiplicateur est le photodétecteur présentant la déviation standard re-lative la moins élevée, suggérant son application lors des procédures de radiologie inter-ventionnelle à bas débit de dose.

2. Le détecteur à scintillation plastique permet d’effectuer des mesures en profondeur àl’intérieur d’un fantôme de 25 cm d’épaisseur sans s’écarter de plus de 2 % du débit dedose mesuré par une chambre située au même emplacement.

141

3. En diminuant davantage le débit, l’écart type relatif du détecteur utilisant un tube pho-tomultiplicateur est inférieur à 2 % lorsque le débit de dose est supérieur à 3 mGy/minet d’environ 10 % lorsqu’il atteint sa valeur la plus faible, soit 0,25 mGy/min.

4. Le variation du détecteur par rapport à une mesure de chambre d’ionisation s’écarte demoins de 4 % lorsque l’on fait varier la hauteur de la table ou l’angle de rotation dubras.

5. Le détecteur est donc suffisamment sensible pour mesurer en temps réel la dose deradiation déposée à l’intérieur et à l’extérieur d’un champ de radiologie interventionnelle.

7.2.3 Étude des propriétés physiques des scintillateurs exposés à desphotons de basses énergies

Le troisième et dernier objectif du projet de recherche consistait à approfondir l’étude des scin-tillateurs afin de distinguer les différents phénomènes physiques affectant l’émission lumineuseet la réponse des fibres scintillantes soumises aux faisceaux de photons de basses énergies.Les deux principales propriétés reconnues pour influencer la réponse des scintillateurs sont lecoefficient d’absorption massique en énergie du matériau formant le solvant du scintillateur etl’extinction de la fluorescence par ionisation. Ces deux phénomènes ont été observés et étu-diés par le passé, mais la littérature peine à distinguer leur apport en présence d’électrons dehaut transfert d’énergie linéaire. Dans le cadre de cette étude, la réponse du scintillateur a étéanalysée en fonction du spectre en énergie du faisceau incident afin d’établir la relation entrel’émission lumineuse et la dose déposée dans la fibre scintillante. Des simulations par calculMonte Carlo ont également été compilées afin de valider ces résultats au moyen d’un modèlethéorique. Les données expérimentales ont ensuite été comparées à ces résultats afin d’iden-tifier la réduction du signal due au phénomène d’extinction de la fluorescence par ionisation.Le modèle de Birks a également été appliqué dans le but d’observer sa capacité à expliquerce phénomène en explorant différentes valeurs du paramètre kB. Cette étude a fait l’objet duChapitre 6 et présente ces 6 principales conclusions :

1. La contamination du signal par fluorescence ou par l’effet Cerenkov est négligeable pourles faisceaux de rayons X jusqu’à 250 kVp (0,2 %) lorsqu’une longueur de 5 cm de fibreclaire est exposée.

2. La dose absorbée dans un scintillateur dépend des propriétés de son solvant et non dufluor en solution.

3. La réponse du scintillateur, soit son signal lumineux en fonction de la dose mesurée dansl’air, croît environ d’un facteur 4 entre une irradiation par un faisceau de 20 kVp et unfaisceau de 60Co.

4. La réduction du signal par extinction de la fluorescence apparaît en comparant les ré-sultats expérimentaux avec les données attendues au moyen de l’analyse spectrale et

142

des simulations par calcul Monte Carlo. Cette réduction peut atteindre 20 % pour unfaisceau de 20 kVp.

5. Cet effet est également présent pour les faisceaux couramment employés en radiologiediagnostique et interventionnelle, mais ne varie que de ±1 % entre 80 kVp et 120 kVp.

6. Le modèle de Birks parvient à représenter l’extinction de la fluorescence à condition defaire varier le paramètre kB selon l’énergie du faisceau incident, soit de façon continue,soit par saut.

7.3 Ouverture

Ce projet a démontré qu’un dosimètre à fibre scintillante pouvait être utilisé pour mesurer ladose aux énergies des rayons X employés en radiologie diagnostique et plus particulièrementen radiologie interventionnelle. Plusieurs qualités sont conférées à cet instrument, telles que sasensibilité aux bas débits de dose, sa précision, sa radio-transparence et sa lecture en tempsréel. Aux hautes énergies, le dosimètre bénéficie d’une équivalence à l’eau qui simplifie sonemploi. Cependant, aux basses énergies, il présente une importante dépendance en énergieet est sujet au phénomène d’extinction de la fluorescence par ionisation. Ces effets peuventtoutefois être contrôlés en connaissance du spectre d’exposition du faisceau et au moyen d’unecalibration rigoureuse.

L’introduction du dosimètre à scintillation en radiologie ouvre la voie à une toute nouvellegamme d’applications où la surveillance et le contrôle de la dose présente une préoccupation.Afin de réduire les risques que ne surviennent des effets déterministes et de diminuer autantque possible l’apparition des effets stochastiques, les politiques de radioprotection souscriventau principe ALARA, lequel s’appuie sur les notions de justification des activités, d’optimisa-tion des expositions et de limitation des doses. Ainsi, même si la dose de radiation attendueest faible en radiologie, il demeure pertinent, voire souhaitable, de mesurer celle-ci afin des’accorder avec ces notions. La radiologie interventionnelle a été principalement investie aucours de ces travaux, car c’est l’une des modalités de la radiologie qui peut induire les dosesles plus élevées. Cependant, le dosimètre à scintillation pourrait tout aussi bien se montrerutile en mammographie, en tomodensitométrie ou parmi les différentes modalités de méde-cine nucléaire. Il permettrait à la fois de mesurer la dose à la surface d’un organe ciblé, parexemple la glande thyroïde durant un examen à l’iode-131, ou encore de contrôler un organeà risque comme les reins durant une scintillographie. Il appartient maintenant aux membresde la communauté scientifique de poursuivre son développement.

Au gré de ce cheminement me sont apparues plusieurs voies de recherche, différents parcoursqui favorisent l’évolution et la croissance de ces instruments vers des destins variés. L’unede ces branches est le développement d’un détecteur qui puisse être fonctionnel autant auxbasses qu’aux hautes énergies, et ce, peu importe l’intensité du faisceau de radiation. Pour

143

ce faire, il suffit d’adapter le détecteur en remplaçant le tube photomultiplicateur par unecourte chaîne optique comprenant un miroir dichroïque et deux tubes photomultiplicateurs.Des filtres peuvent également être incorporés au système pour mieux circonscrire les plagesde fréquence lues par les photodétecteurs et faciliter la suppression du signal Cerenkov auxhautes énergies. Un tel instrument permettrait, par exemple, de mesurer la dose reçue par unpatient de radio-oncologie à la fois lors de son examen de tomodensitométrie à faisceau conique(CBCT), mais également au cours de son traitement lui-même. Un tel indicateur se montreraittrès utile dans les cas où l’on souhaite connaître la dose cumulée au niveau d’un stimulateurcardiaque par exemple, d’un embryon dans le cas d’une femme enceinte, ou simplement à lasurface d’organes à risques.

Un autre développement intéressant serait de s’affranchir du système d’acquisition actuel quinécessite un électromètre et un ordinateur. Il est évident que la forme finale d’un tel détecteurdoit pouvoir fonctionner de façon autonome, ou encore s’intégrer à même l’appareil auquel onsouhaite l’utiliser. Ainsi, l’électronique doit être améliorée de façon à pouvoir amplifier le signalsi nécessaire, contrôler automatiquement le gain du tube photomultiplicateur et accroître lafréquence d’acquisition. Une utilisation en temps réel réclame également un affichage de lavaleur mesurée, que ce soit pas le biais d’un écran placé sur l’instrument, ou encore via lesystème de radiologie lui-même. Dans tous les cas, le dosimètre doit pouvoir être informé del’énergie du faisceau généré pour permettre la conversion du signal lumineux en dose absorbée.Par ailleurs, augmenter la fréquence de lecture du photodétecteur ouvrirait la porte à la mesurede dose par pulse, ce qui procure un nouvel éventail de données dosimétriques en plus decaractériser avec une plus grande précision le faisceau de radiation.

Une troisième amélioration possible est le déploiement d’un réseau de détecteurs à fibre scin-tillante connectés sur un unique module comprenant plusieurs dizaines de tubes photomulti-plicateurs. Il est vrai que les caméras permettent depuis longtemps de mesurer simultanémentle signal de nombreuses fibres, mais l’utilisation d’un tel module vient résoudre les deux princi-pales limites des caméras, soit la contamination par la lumière ambiante et la faible sensibilité.Un système doté d’autant de photodétecteurs permettrait de disposer les scintillateurs sousla forme d’une matrice. Par exemple, en se servant d’un module de 32 détecteurs, il seraitpossible de disposer 30 scintillateurs sur une surface de 20 × 25 cm2 en les séparant chacun de5 cm et en conservant 2 fibres pour des mesures hors champ du bruit de fond. Cette matricede scintillateurs se fixerait à plat sur une surface flexible qui pourrait être apposée sur la tablede traitement et recouverte d’une enveloppe plastique jetable. Le patient, couché sur la table,aurait donc contre lui un dosimètre mesurant directement la dose à sa surface tout en étantinvisible sur les images acquises.

Avant de développer de nouvelles versions du détecteur, il serait nécessaire de mener une étudeimpliquant de véritables patients. Un protocole devrait toutefois être construit et faire la dé-monstration qu’aucun risque n’est porté au patient avant d’être soumis au Comité universitaire

144

d’éthique de la recherche. Par la suite, l’étude pourrait se dérouler en quatre étapes. D’abord,la calibration du détecteur dans l’air au moyen d’une chambre d’ionisation, mais égalementd’une pièce de film gafchromic, et ce, en fonction de la dose et de l’énergie du faisceau. Puis,la combinaison de la fibre scintillante et du film gafchromic serait apposées à la surface d’unfantôme humanoïde. L’appareil à rayonnement serait manipulé de façon à reproduire des situa-tions cliniques. Les doses à la fibre et au film seraient alors comparées. Puis, cette combinaisonde détecteurs serait à nouveau utilisée, mais cette fois au cours de l’examen des patients. Si lacorrespondance entre les doses relevées par la fibre et le film est préservée, la dernière étapeconsisterait à ne procéder qu’à des mesures au moyen de la fibre et ce pour un grand nombred’interventions. Cette étude permettrait de comparer une multitude de paramètres, tels quela dose mesurée par la fibre en fonction des indices dosimétriques fournis par l’appareil, ladose mesurée dans le temps, ou en fonction d’étapes particulières de l’intervention, du moded’opération utilisé, de la taille de champ, de l’incidence du faisceau, etc. Puis, l’étude pourraitse pencher sur la perception de l’interventionniste et son comportement au cours de l’opérationlorsqu’il reçoit continuellement la valeur de la dose absorbée à la surface du patient. Dans uneautre perspective, une forme plutôt innovante du détecteur pourrait s’intégrer aux cathétersemployés au cours de l’intervention et être introduit à l’intérieur même du corps du patient. Lescintillateur amené jusqu’au cœur relèverait la dose directement à cet organe, ce qui fourniraitdes renseignements inédits dans le cours même de la procédure.

Finalement, une question persiste dans le modèle proposé pour expliquer la réponse des scin-tillateurs au rayonnement de photons de basses énergies impliquant des particules chargéesde haut transfert linéaire. Le phénomène d’extinction de la fluorescence par ionisation peutêtre supporté par les équations de Birks, mais son application implique la variation de sonparamètre kB qui, par définition, se doit pourtant d’être indépendant de l’énergie des parti-cules chargées. Ainsi, il paraît souhaitable de procéder à une relecture du processus d’émissionlumineuse dans les scintillateurs plastique et des mécanismes entourant le dépôt de dose parles électrons de haut transfert linéaire d’énergie. Sans affirmer que le modèle de Birks est in-applicable dans ces conditions, il demeure qu’il éprouve des difficultés à supporter les donnéesexpérimentales. Les prochaines découvertes dans ce domaine permettront de mettre ce modèleà l’épreuve, de proposer des améliorations et peut-être même de lui trouver une alternative. Detelles avancées seront nécessaires pour mieux comprendre la réponse des scintillateurs plastiqueet appuyer leur développement.

Ce projet de recherche a permis d’améliorer la conception des dosimètres à scintillateurs plas-tique, à les transposer de la radio-oncologie vers la radiologie et à caractériser leur dépen-dance en énergie. Ces quelques travaux auront permis de dessiner les bases de l’innovationde cette nouvelle direction de recherche. Dans un contexte où les faibles doses induites parles procédures d’imagerie suscitent de nombreuses inquiétudes et en accord avec la notiond’optimisation du principe ALARA en radioprotection, il apparaît souhaitable que les doses

145

de radiation soit contrôlées avec précision. Ainsi, poursuivre cette direction de recherche per-mettrait d’accomplir cet objectif et de contribuer à relever la qualité des soins et la santé despopulations.

7.4 Vers le développement et le déploiement d’un systèmedosimétrique

Dans une perspective plus vaste, le développement de cet instrument doit se faire par phases,de la conception en laboratoire, aux mesures sur fantômes, puis enfin vers les mesures auprèsde véritables patients. Le projet de recherche répond à ces deux premières phases en procédantà la conception et à la caractérisation d’un détecteur à scintillation. L’accomplissement de cetravail doit permettre à l’instrument de passer à l’étape suivante, soit son utilisation lors desprocédures cliniques. Ce passage peut s’effectuer en s’inspirant de ces trois étapes :

1. Validation sur des cas simples en utilisant des films gafchromic. Cette première étapeservirait à valider la mesure de dose cumulée par le détecteur tout au long de la procédureen se servant d’un second dosimètre. Une calibration absolue des deux instruments esttoutefois nécessaire. Le film gafchromic permettrait également d’identifier l’emplacementde la dose maximale à la peau. Cette information doit permettre de développer l’habiletéà reconnaître a priori l’endroit où la dose sera la plus élevée afin d’y placer le détecteurà scintillation. Le choix des cas simples est fait de façon à limiter le nombre d’incidenceset favoriser les procédures courtes.

2. Validation sur un grand nombre de cas variés. Cette seconde étape vise à recueillir unequantité importante de résultats dosimétriques afin de présenter des mesures de dose cu-mulée par type de procédure et de comparer ces résultats avec les données dosimétriquesdu fluoroscope.

3. Surveillance des procédures à risques. Cette troisième étape se déroulerait en présencede deux groupes de patients. L’un suivant la procédure sans détecteur et le second enprésence du détecteur. Dans le second groupe, la mesure du débit de dose et de la dosecumulée serait affichée en temps réel dans la salle, de façon à ce que le médecin inter-ventionniste dispose de cette information. En plus de ces mesures, différents paramètresseraient enregistrés, telles que l’angle et la variabilité des incidences du faisceau. L’ob-jectif de cette expérience est de déterminer si l’affichage de la dose à la peau a un impactsur le comportement du médecin et de son évaluation continu des risques et des bénéficesinduits par les radiations.

Cette étude clinique permettrait d’attester l’utilisation d’un tel instrument dans des situationsmédicales réelles et d’évaluer son potentiel de mise en marché. La conduite de cette expérienceva toutefois au-delà de ces travaux de doctorat, mais cela pourrait être l’objet de rechercheséventuelles au sein du groupe de recherche ou ailleurs.

146

Annexe A

Efficacité absolue de scintillation

Parmi les différentes voies que peut emprunter l’énergie absorbée dans le milieu, certainescontribuent à la scintillation : les processus primaires, dont l’efficacité est P . P correspondà la fraction de l’énergie des radiations incidentes qui a été absorbée et transférée jusqu’àobtenir l’excitation des électrons-π du solvant vers les états excités des singulets. Pour lesmolécules composant les scintillateurs organiques, P ∼ 10 %.142 Le reste de l’énergie (1− P )

est dissipée par les processus 2, 3 et 4 décrits ici-bas. À partir de ce moment, la chaîne menantà la scintillation est possible et s’ensuit une série de processus secondaires transférant l’énergied’excitation de l’électron-π vers l’émission finale avec une efficacité Q. Parmi ces processus,plusieurs voies entrent en compétition et nuisent à la scintillation. Pour un matériel donné,ces cheminements sont indépendants de la nature de la radiation incidente et peuvent êtreinterprétés et formulés. Toutefois, d’autres phénomènes, tels que l’effet Cerenkov et l’extinctionde la fluorescence par ionisation dépendent de l’énergie et de la forme du rayonnement. L’effetCerenkov est décrit à l’Annexe B, tandis que l’extinction par ionisation est l’objet de lasection 2.5.1 du Chapitre 2. Ainsi, l’efficacité absolue de scintillation correspond à :

S = P Q (A.1)

La chaîne complète de scintillation est illustrée à la Figure A.1 et se compose de 17 étapes.Celles-ci peuvent toutefois se répéter ou être interrompues, dépendamment du parcours del’énergie d’excitation.

1 La première étape correspond au résultat des processus primaires. La radiation incidenteinteragit avec le milieu, dépose son énergie dans le solvant X et excite les électrons-π vers lesétats du 2e et 3e singulet, car leur spectre d’absorption est plus large que l’état S1. L’énergiemoyenne d’excitation-π primaire Eex est alors :

Eex =h∫εx(ν)νdν∫εx(ν)dν

(A.2)

Où h est la constante de Planck et εx(ν) est l’absorptivité molaire à la fréquence ν. L’intégralecouvre le spectre d’absorption de l’électron-π.

147

2 Vient alors de la première étape des processus secondaires, soit la conversion interne de Eexvers E1x, l’énergie du premier singulet du solvant (S1x). Environ le tiers de l’énergie moyenned’excitation est perdue au cours de cette étape avec une efficacité énergétique de :

C =E1x

Eex∼ 2

3(A.3)

3 Comme mentionné précédemment, les solvants de plastique (PVT, PMMA et PS) peuventémettre de la lumière UV par fluorescence. Le paramètre (kfx) représente alors le taux d’émis-sion par seconde de la fluorescence du solvant X.

4 Si le solvant possède un volume étroit par rapport à la distance d’atténuation de cetteémission, il existe une certaine probabilité que cette lumière quitte le milieu du solvant. Letaux d’émission hors du solvant correspond à :

(kfx[1− axx − axy]) (A.4)

Où axx et axy correspondent à la fraction de la fluorescence émise par le solvant et réabsorbéepar lui-même ou par le scintillateur primaire Y :

axx =

∫Ix(ν)[1− e(−εxd)dν]∫

Ix(ν)dν(A.5)

axy = 1− e(−εxy [Y ]d) (A.6)

Le paramètre axx dépend du chevauchement du spectre d’absorption et d’émission du solvantX (

∫Ix(ν)), ainsi que de son épaisseur d. Où εx est l’absorptivité du solvant à une fréquence

ν. La portion de la fluorescence réabsorbée par le scintillateur Y dépend également de d, dela concentration molaire du scintillateur primaire [Y ] et de εxy[Y ], l’absorptivité moyenne deY moyenné sur le spectre d’émission de X. En pratique, [Y ] et/ou d est suffisamment élevépour qu’aucune émission du solvant ne s’échappe. Toutefois, ce phénomène devient préoc-cupant lorsqu’une grande portion du guide d’onde transportant le signal du scintillateur auphotodétecteur est exposée aux radiations, tel que discuté à la section 2.4.1.

5 L’extinction de la fluorescence interne (kix) se produit lorsque l’énergie du premier singuletdu solvant E1x est dissipée sans émettre de radiation. Ce processus représente une perted’énergie nette dans le processus de scintillation.

6 La fluorescence réabsorbée pour le solvant (kfxaxx) permet de transmettre l’énergie descintillation d’une molécule du solvant à une autre par migration radiative. Toutefois, la ré-absorption du solvant est rare dans les scintillateurs plastique et ce phénomène peut êtrenégligé.

7 L’énergie d’excitation peut également être transférée par migration non-radiative d’unemolécule du solvant à une autre (ktxx). Ce transfert peut emprunter les mécanismes du FRET(A) et du transfert de Dexter (C). Comme le point précédent, ce transfert d’énergie accroît samobilité et la probabilité qu’elle atteigne une molécule scintillante.

148

S3x

S2x

S1x

S0x

S0y

S1y

S0z

S1z

Solv

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S1x

S0x

1

2

4

5

6

9

10

8

7

17

11

1413

123

15 16

Fig

ureA.1

–Transfert

d’én

ergieda

nsun

solvan

tplastiqu

econtenan

tun

scintilla

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déplaceu

rde

long

ueur

d’on

de

149

8 La fluorescence du solvant peut également atteindre et exciter une molécule du scintillateurprimaire Y (kfxaxy). Ce mode contribue à l’émission de fluorescence par le scintillateur.

9 Le transfert non-radiatif de l’énergie du solvant vers le scintillateur primaire (ktxy[Y ]) peutaussi emprunter les mécanismes du FRET (A) et du transfert de Dexter (C). Comme le pointprécédent, ce transfert d’énergie favorise l’émission de fluorescence.

10 La fluorescence du scintillateur primaire (kfy) est le principal phénomène survenantlorsque ses électrons-π sont excités.

11 Il est possible que le signal lumineux puisse sortir du milieu (kfy[1−ayy−ayz]). Toutefois, laréabsorption de la fluorescence du scintillateur primaire par lui-même est négligeable (ayy =

0) en raison de sa faible concentration et de la séparation de ses spectres d’absorption etd’émission, tel qu’illustré à la Figure 2.3 pour le para-terphényle.

12 L’extinction de la fluorescence interne (kiy) peut également se produire pour le scintillateurprimaire, ce qui représente une perte nette de l’énergie pouvant mener à la scintillation dusystème.

13 Transfert non-radiatif vers une molécule du scintillateur secondaire Z (ktxx[Z]). Ce pro-cessus est analogue au point 9 pour le scintillateur primaire.

14 La fluorescence du scintillateur primaire peut exciter le scintillateur secondaire (kfzayz)

de la même manière que le point 8.

15 Finalement, la fluorescence du scintillateur secondaire se produit dans le solvant (kfz)

avec l’émission de photon d’énergie moyenne Epz.

16 La lumière entame alors son trajet vers le photodétecteur en pénétrant dans le guided’onde. Dans la dosimétrie à fibres scintillantes plastique, on utilise généralement une fibreoptique de PMMA pour transporter le signal lumineux. Sans s’attarder sur les détails, on peutmentionner qu’ici commence un processus tertiaire où l’efficacité de scintillation rencontrel’efficacité de transport de la lumière dans un milieu doté de deux interfaces ou plus, puisde l’efficacité de détection du photodétecteur lui-même. Cette question a d’ailleurs été traitéedans le chapitre 2.

17 Même à ce stade, la désexcitation de l’électron-π du scintillateur secondaire peut se fairepar extinction de la fluorescence interne (kiz).

L’efficacité absolue de la scintillation dépend de chacun des mécanismes liés au transfert d’éner-gie d’excitation. Dans un premier temps, on peut définir la proportion d’énergie non-radiativetransférée de E1x par rapport à celle émise et éteinte dans le solvant par :

σxy =ktxy

kfx + kix(A.7)

150

Tandis que la même proportion pour le scintillateur primaire correspond à :

σyz =ktyz

kfy + kiy(A.8)

L’efficacité quantique de la fluorescence moléculaire du solvant et du scintillateur primairecorrespondent à :

(q0x)0 =kfx

kfx + fix(A.9)

Et pour celle du scintillateur primaire et secondaire :

(q0y)0 =kfy

kfy + fiy(A.10)

Tandis que celle du scintillateur secondaire, tenant compte de l’extinction de la fluorescenceprovoquée par la concentration de Z :

q0z =kfz

kfz + kiz + kcz[Z](A.11)

L’efficacité quantique totale du transfert de l’énergie d’excitation du solvant vers le scintillateurprimaire et du scintillateur primaire vers le secondaire sont alors définis par les équationssuivantes :

fxy =axy(q0x)0 + σxy[Y ]

1 + σxy[Y ](A.12)

fyz =ayz(q0y)0 + σyz[Z]

1 + σyz[Z](A.13)

En somme, dans une système ternaire, l’efficacité absolue de scintillation correspond à l’équa-tion suivante :

Sz = PCEpzE1x

fxyfyzq0z (A.14)

Cette expression peut être comparée à l’équation A.1 où l’efficacité des processus secondairesà produire de la fluorescence, Q, correspond aux termes suivant le P dans l’équation A.14.Une autre quantité plus facilement mesurable est le nombre de photons Nz, soit le nombre dephotons de fluorescence d’énergie moyenne Epz produit par une particule chargée de 1 MeV :

Nz =Sz × 106

Epz=PC

E1xfxyfyzq0z × 106 (A.15)

Pour une fibre scintillante plastique utilisée au cours de ces recherches, tel que le BCF-10 ou leBCF-12 (Saint-Gobain Crystals, Hiram, OH), l’efficacité absolue de scintillation mentionnéepar le fabricant est nominalement de 2,4 %, ce qui correspond à environ 8000 photons parMeV. Par ailleurs, le spectre d’émission normalisé de quelques-uns de ces scintillateurs estprésenté à la Figure 6.1 du Chapitre 6.

151

Annexe B

Effet Cerenkov

L’effet Cerenkov est une conséquence du passage d’une particule chargée de forte vélocité dansun milieu diélectrique d’indice de réfraction n. Le champ magnétique de la particule polarisetemporairement le milieu tout au long de sa trajectoire dans celui-ci. Les molécules polarisésforment des dipôles électriques dont l’oscillation émet un rayonnement électromagnétique del’UV jusqu’à l’infrarouge. Ce rayonnement lumineux subit une interférence destructive quiempêche sa propagation. Toutefois, si la particule chargée se déplace à une vitesse v supérieureà la vitesse de la lumière dans le milieu c/n, alors il se produit une interférence constructivedes fronts d’onde émis le long de la trajectoire de la particule chargée. La Figure B.1 illustrece phénomène.

Le rapport entre la vitesse de la lumière dans le milieu et la vitesse de la particule indique ladirection de propagation de l’interférence, et donc du rayonnement Cerenkov :

cos(θ) =c

v · n(B.1)

La lumière issue de l’effet Cerenkov est émise en forme de cône formant un angle θ avec ladirection de propagation de la particule chargée. À la vitesse minimale de la particule chargée,l’angle θ est 0°. Toutefois, lorsque la vitesse de la particule tend vers la vitesse de la lumièredans le vide, alors :

θmax ≈ cos−1(1

n) (B.2)

L’angle de la fibre par rapport à la direction de propagation pourra influencer la quantité delumière Cerenkov se propageant dans la fibre. Ainsi, si la fibre possède un angle θ avec ladirection de propagation des particules chargées, l’émission Cerenkov sera dirigée directementdans la direction de la fibre.160 Toutefois, cette influence dépendra de la forme et de la longueurde la fibre scintillante.

L’énergie minimale Eseuil que doit posséder la particule chargée pour atteindre la vitesse

153

A B

x = 0 x = v·1t x = v·2t

front d’onde

de A à 1t

front d’onde

de A à 2t

front d’onde

de B à 2t

C

Direction de propagation

du rayonnement Cerenkov

Direction de propagation

de la particule chargéeθ

x

Figure B.1 – Représentation de l’effet Cerenkov par une particule chargée suivant une tra-jectoire rectiligne x à une vitesse v dans un milieu diélectrique d’indice de réfraction n. Autemps t0, la particule est au point A et un front d’onde est émis de façon uniforme. Aprèsun temps t, la particule est au point B et un second front d’onde est émis. Au temps 2t, laparticule est en C. Les fronts d’onde émis en A et B subissent des interférences constructivesen direction de θ.

vmin = c/n est donnée par l’équation suivante :

Eseuil = m0c2

[(1− 1

n2

)−1/2

− 1

](B.3)

Le Tableau B.1 présente l’énergie minimale des particules chargées pour produire l’effet Ce-renkov dans certains diélectriques et l’angle maximal de propagation.

Thérriault-Proulx et coll. ont montré que la contamination par effet Cerenkov était de moins de2 % de celle causée par la fluorescence sous un faisceau de 250 kVp, mais que cette proportionpassait à 75 % ± 2 % pour un faisceau d’iridium 192, à plus de 94 % ± 1 % pour un faisceaude cobalt 60 et à plus de 97 % ± 1 % pour des faisceaux de photons et d’électrons générés parun accélérateur linéaire.160 Ils ont également démontré que la lumière générée par fluorescenceet celle issue de l’effet Cerenkov peuvent être représentées par une superposition linéaire deces deux effets. On dénomme souvent effet de tige (stem effect) la contamination du signal descintillation par ces phénomènes. On voit toutefois que la proportion de chacun d’eux dépendde l’énergie du faisceau de radiation et des particules chargées qui le composent ou qui en sontproduites.

154

Tableau B.1 – Seuil d’énergie minimale pour produire l’effet Cerenkov, ainsi que l’angle depropagation maximal pour certains matériaux diélectriques

Indice de réfraction Électron Proton θmax

Milieu MeV MeV °Air 1,000277 21,204 38935 1,3Eau 1,333 0,262 481 41,4Polystyrène 1,60 0,144 264 51,3Polyvinyltoluène 1,58 0,149 274 50,7PMMA 1,49 0,178 327 47,8Pyrex 1,47 0,186 342 47,1Diamant 2,419 0,050 92 65,6

Il existe quatre principales méthodes pour éliminer la contribution de l’effet de tige dans lesmesures prises au moyen d’un scintillateur plastique :

1. Utiliser une seconde fibre sans scintillateur

2. Utiliser une fibre creuse

3. Décomposer le spectre du signal

4. Décomposer le temps du signal

Utiliser une seconde fibre sans scintillateur est la première solution proposée au moment dudéveloppement du dosimètre par Beddar et coll. en 1992.143,144 Une seconde fibre optique dela même composition et de la même longueur que celle couplée à un scintillateur est placée àses côtés. Le signal de chacune des fibres est mesuré au moyen du même photodétecteur oude deux photodétecteurs équivalents. Le signal de la fibre sans scintillateur est alors soustraitde celui de la fibre avec scintillateur. Cette méthode s’appuie toutefois sur l’hypothèse quela même quantité de fluorescence et de rayonnement Cerenkov est produit dans chacune desdeux fibres claires et que la différence entre le signal de chacune correspond uniquement àla lumière émise par le scintillateur. Cela est effectivement le cas lorsque les deux fibres sontexposées de façon uniforme,144 mais devient limité en présence de forts gradients de dose.147

La seconde méthode a été développée par Lambert et coll. en 2008 et s’appuie sur l’utilisa-tion d’une fibre de silice creuse.206,235 L’intérieur de la fibre est recouverte d’une fine couched’argent de 100 à 200 nm d’épaisseur qui permet à la lumière de se propager le long du guide.Comme mentionné dans le Tableau B.1, l’indice de réfraction de l’air ne permet pas la gé-nération d’émission Cerenkov pour des électrons de moins de 21 MeV, soit bien au-delà del’énergie de la plupart des faisceaux utilisés en radiothérapie. Cependant, cette méthode neprévient pas la fluorescence à l’intérieur de la fibre. Comme on a vu précédemment, les fibresde silice produisent davantage de fluorescence que les fibres de PMMA et parfois même plusque les fibres scintillantes. Qui plus est, elles sont plus dispendieuses et formées de matériauxnon équivalents à l’eau, tels que l’air, la silice et l’argent.

155

La troisième méthode est basée sur la décomposition spectrale de différentes sources de lu-mière présentes dans la fibre. Elle a été proposée en 2002 par Fontbonne et coll.,146 puisformulée explicitement par Frelin et coll.167 Guillot et coll. reformulèrent cette méthode enexprimant les facteurs de calibration de façon indépendante.214 Archambault et coll. déve-loppèrent également le formalisme mathématique pour distinguer la superposition de plus dedeux spectres.236 On peut considérer que la scintillation émise par le scintillateur, la fluores-cence générée dans la fibre claire et la lumière produite par effet Cerenkov constituent troisphénomènes distincts dont les spectres d’émission se superposent linéairement. En disposantd’un photodétecteur polychromatique (caméra CCD, spectromètre, etc.) ou d’une combinai-son de filtres, de miroirs dichroïques et de photodétecteurs disposant de plages de sensibilitédifférentes, il est possible de mesurer plusieurs portions des spectres lumineux. Par exemple,on peut procéder à la mesure de deux bandes spectrales, l’une centrée sur l’émission du signalde scintillation T1 et l’autre sur une plage où se trouve uniquement le signal de fluorescenceémis par la fibre optique claire et/ou l’émission Cerenkov, T2. La mesure M corrigée pour lacontamination sera donc exprimée par l’équation suivante :

M = a · (T1 −RCL · T2) (B.4)

Où a est un facteur de gain, tandis que le RCL correspond au rapport de contaminationlumineuse. Ces facteurs doivent être déterminés en étalonnant le système au moyen de troisirradiations successives :

1. Dans un champ de taille standard (10× 10 cm2, par exemple), irradier la fibre scintillantesituée au centre du champ et une portion de la fibre optique claire. Mesurer T1,st et T2,st

qui correspondent aux signaux des deux canaux pour une exposition standard de la fibreoptique.

2. Reprendre cette exposition, mais dans un second champ de grande taille (40 × 40 cm2,par exemple), afin de mesurer T1,min et T2,min.

3. En conservant la même taille de champ et la fibre scintillante placée au centre, enroulerla fibre optique claire autour, tout en s’assurant qu’elle demeure dans le champ. Lessignaux T1,max et T2,max sont mesurés, ce qui correspond à une exposition maximale dela fibre optique.

Le RCL correspond alors au rapport de variation de la contamination dans les deux canaux,soit :

RCL =T1,max − T1,min

T2,max − T2,min(B.5)

Le facteur de gain a correspond alors à :

a =dose(10 × 10)

T1,st − T2,st · RCL(B.6)

156

Où dose(10 × 10) correspond à la dose à cet emplacement dans un champ standard, tel quemesurée par un autre détecteur comme une chambre d’ionisation.

Ainsi, la méthode de décomposition spectrale permet d’éliminer la contamination affectant lesignal de scintillation au moyen d’un seul photodétecteur multi-canaux.

La dernière méthode permet de discriminer les différents signaux en fonction du temps deproduction et de propagation de chacun. Cette méthode a été développée par Clift et coll.en 2002 et permet de mesurer uniquement le signal de scintillation en établissant une fenêtretemporelle à la suite d’un pulse de radiation.237 Cette approche est basée sur l’hypothèseque les signaux produits par l’effet Cerenkov et la fluorescence prendront fin avant que nesoit terminé l’émission de scintillation. Cela suppose toutefois plusieurs contraintes. Le pulsede radiation doit être stable et présenter une fin abrupte. Aucune dose ne doit être déposéeentre les pulses. La scintillation doit présenter une constante de temps de décroissance de lafluorescence (τf ) de plusieurs centaines de ns, soit bien plus que les 2 à 7 ns des scintillateursplastique. La durée des pulses doit également être restreinte. Clift et coll. utilisèrent un pulsed’une durée de 0,5 µs, alors que la durée d’un pulse d’accélérateur linéaire est de quelques µset que les pulses en radiologie interventionnelle sont de l’ordre de quelques ms. L’applicationde cette méthode peut donc s’avérer ardue dans le contexte de la dosimétrie par scintillationaux basses énergies.

Ainsi, les méthodes 1 ou 3 seront préférées lors du processus de décontamination des signaux.

157

Annexe C

Extraits de codes du modèle desimulation

C.1 PrimaryGeneratorAction

tabsizetabsizetabsizetabsize tabsize1 // Utilisation de la classe ParticleGun pour un tir d'electrons de 100 keV en ←tabsizetabsize tabsizeposition verticale a partir d'une source ponctuelle dans le fichier ←tabsizetabsize tabsizePrimaryGeneratorAction.cc

tabsizetabsize tabsize2 //------------------------------------------------------------------------------

tabsizetabsize tabsize3tabsizetabsize tabsize4 PrimaryGeneratorAction::PrimaryGeneratorAction()

tabsizetabsize tabsize5 G4int n_particle = 1; // Tir de une particule a la fois

tabsizetabsize tabsize6 particleGun = new G4ParticleGun(n_particle);

tabsizetabsize tabsize7tabsizetabsize tabsize8 // Selection de l'electron comme type de particule

tabsizetabsize tabsize9 G4ParticleTable* particleTable = G4ParticleTable::GetParticleTable();

tabsizetabsize tabsize10 particleGun->SetParticleDefinition(particleTable->FindParticle("e-"));

tabsizetabsize tabsize11

tabsizetabsize tabsize12tabsizetabsize tabsize13 void PrimaryGeneratorAction::GeneratePrimaries(G4Event* anEvent)

tabsizetabsize tabsize14 // Selection de l'energie de l'electron

tabsizetabsize tabsize15 G4double energy = 100*keV;

tabsizetabsize tabsize16 particleGun->SetParticleEnergy(energy);

tabsizetabsize tabsize17tabsizetabsize tabsize18 // Selection de la direction et de l'emplacement de la source

tabsizetabsize tabsize19 particleGun->SetParticleMomentumDirection(G4ThreeVector(0.,1.,0.));

tabsizetabsize tabsize20 particleGun->SetParticlePosition(G4ThreeVector(0.,0.,0.));

tabsizetabsize tabsize21tabsizetabsize tabsize22 // Generation de l'evenement

tabsizetabsize tabsize23 particleGun->GeneratePrimaryVertex(anEvent);

tabsizetabsize tabsize24 tabsizetabsize

159

tabsizetabsizetabsizetabsize tabsize1 // Utilisation de la classe ParticleGun dans le fichier PrimaryGeneratorAction.←tabsizetabsize tabsizecc pour un champ carre de 2 cm de cote dirige verticalement

tabsizetabsize tabsize2 //------------------------------------------------------------------------------

tabsizetabsize tabsize3tabsizetabsize tabsize4 // Generation de 2 nombres éalatoires definissant les écoordonnes x et z du ←tabsizetabsize tabsizeParticleGun

tabsizetabsize tabsize5 G4double z0 = G4UniformRand()*side - side/2;

tabsizetabsize tabsize6 G4double x0 = G4UniformRand()*sidex - sidex/2;

tabsizetabsize tabsize7tabsizetabsize tabsize8 particleGun->SetParticleMomentumDirection(G4ThreeVector(0.,1.,0.));

tabsizetabsize tabsize9 particleGun->SetParticlePosition(G4ThreeVector(x0*cm,-1*cm,z0*cm));

tabsizetabsize tabsize10tabsizetabsize tabsize11 // Generation d'un nombre aleatoire qui permet de definir l'energie initiale en ←tabsizetabsize tabsizecomparant avec un spectre normalise

tabsizetabsize tabsize12 G4double pe = G4UniformRand();

tabsizetabsize tabsize13tabsizetabsize tabsize14 for (int w=0; w<3000; w++)

tabsizetabsize tabsize15 if (pe <= pp[w])

tabsizetabsize tabsize16 energy = ee[w]*keV;

tabsizetabsize tabsize17 w=3000;

tabsizetabsize tabsize18tabsizetabsize tabsize19 particleGun->SetParticleEnergy(energy);

tabsizetabsize tabsize20 particleGun->GeneratePrimaryVertex(anEvent);

tabsizetabsize tabsize21 tabsizetabsize

C.2 SteppingAction

tabsizetabsizetabsizetabsize tabsize1 // Application de l'equation de Birks dans le fichier SteppingAction.cc

tabsizetabsize tabsize2 //------------------------------------------------------------------------------

tabsizetabsize tabsize3tabsizetabsize tabsize4 if ( theTrack->GetVolume()->GetName()!="Scintillator" ) return;

tabsizetabsize tabsize5 // Pour eliminer toute particule hors du volume

tabsizetabsize tabsize6tabsizetabsize tabsize7 // Selection des electrons

tabsizetabsize tabsize8 if ( theTrack->GetParticleDefinition()->GetParticleName()=="e-" )

tabsizetabsize tabsize9tabsizetabsize tabsize10 // Densite du materiel (polystyrene)

tabsizetabsize tabsize11 G4double rho = theStep->GetTrack()->GetMaterial()->GetDensity() / (CLHEP::g / ←tabsizetabsize tabsizeCLHEP::cm3);

tabsizetabsize tabsize12tabsizetabsize tabsize13 // Application de l'equation de Birks, par exemple, pour kB=0.005

tabsizetabsize tabsize14 G4double bbirk1 = 0.005; // kB

tabsizetabsize tabsize15 G4double bdestep = theStep->GetTotalEnergyDeposit(); // dE

tabsizetabsize tabsize16 G4double bstepl = theStep->GetStepLength(); // dx (en mm)

tabsizetabsize tabsize17 G4double bdEdX = bdestep / (bstepl*rho/10); // dE/dx

160

tabsizetabsize tabsize18tabsizetabsize tabsize19 // Parametre alpha

tabsizetabsize tabsize20 if (bdestep*bstepl != 0.)

tabsizetabsize tabsize21

tabsizetabsize tabsize22 balpha = bdestep/(1. + bbirk1*bdEdX);

tabsizetabsize tabsize23

tabsizetabsize tabsize24tabsizetabsize tabsize25 // Integration sur le spectre de ralentissement des electrons

tabsizetabsize tabsize26 G4double alpha += balpha;

tabsizetabsize tabsize27 tabsizetabsize

tabsizetabsizetabsizetabsize tabsize1 // Identification de l'energie cinetique du premier electron secondaire genere ←tabsizetabsize tabsizedans le scintillateur par l'edition du fichier SteppingAction.cc

tabsizetabsize tabsize2 //------------------------------------------------------------------------------

tabsizetabsize tabsize3tabsizetabsize tabsize4 // Creation d'une variable permettant l'envoi de l'energie cinetique vers le ←tabsizetabsize tabsizefichier EventAction.cc qui controle l'histogramme du spectre

tabsizetabsize tabsize5 SteppingAction::SteppingAction(EventAction* evt)

tabsizetabsize tabsize6 evtAction = evt;

tabsizetabsize tabsize7

tabsizetabsize tabsize8tabsizetabsize tabsize9 void SteppingAction::UserSteppingAction(const G4Step* theStep)

tabsizetabsize tabsize10 G4Track* theTrack = theStep->GetTrack();

tabsizetabsize tabsize11tabsizetabsize tabsize12 // Eliminer les parcours hors du scintillateur

tabsizetabsize tabsize13 if ( theTrack->GetVolume()->GetName()!="Scintillator" ) return;

tabsizetabsize tabsize14tabsizetabsize tabsize15 // Eliminer toute particule secondaire une fois creees.

tabsizetabsize tabsize16 // Le photon incident est une particule primaire dont le parcours (track) ←tabsizetabsize tabsizepossede le numero 1

tabsizetabsize tabsize17 // Toutes les particules secondaires possedent un numero de parcours plus eleve.

tabsizetabsize tabsize18 if ( theStep->GetTrack()->GetParentID()>=1 )

tabsizetabsize tabsize19 theTrack->SetTrackStatus( fStopAndKill );

tabsizetabsize tabsize20

tabsizetabsize tabsize21tabsizetabsize tabsize22 // Identification de l'energie du premier electron secondaire

tabsizetabsize tabsize23 if ( theStep->GetTrack()->GetCurrentStepNumber() == 1 && theStep->GetTrack()->←tabsizetabsize tabsizeGetParentID()==1 && theStep->GetTrack()->GetTrackID()==2 && theTrack->←tabsizetabsize tabsizeGetParticleDefinition()->GetParticleName() == "e-" )

tabsizetabsize tabsize24

tabsizetabsize tabsize25 G4String volumeinit = theTrack->GetVolume()->GetName();

tabsizetabsize tabsize26 if (volumeinit == "Scintillator")

tabsizetabsize tabsize27 Ekin = theStep->GetPreStepPoint()->GetKineticEnergy();

tabsizetabsize tabsize28 evtAction->Ekin0 = Ekin;

tabsizetabsize tabsize29

tabsizetabsize tabsize30

161

tabsizetabsize tabsize31 tabsizetabsize

C.3 DetectorConstruction

tabsizetabsizetabsizetabsize tabsize1 // Insertion de la fibre scintillante dans le modele a partir du fichier ←tabsizetabsize tabsizeDetectorConstruction.cc

tabsizetabsize tabsize2 //------------------------------------------------------------------------------

tabsizetabsize tabsize3tabsizetabsize tabsize4 // Geometrie

tabsizetabsize tabsize5 G4Tubs* Scintillator_tube = new G4Tubs("Scintillator",0.*mm,0.485*mm,10.*mm←tabsizetabsize tabsize/2,0.*deg,360.*deg);

tabsizetabsize tabsize6tabsizetabsize tabsize7 // Volume logique

tabsizetabsize tabsize8 G4LogicalVolume* Scintillator_log = new G4LogicalVolume(Scintillator_tube,←tabsizetabsize tabsizePolystyren,"Scintillator_log",0,0,0);

tabsizetabsize tabsize9 new

tabsizetabsize tabsize10tabsizetabsize tabsize11 // Emplacement G4PVPlacement(0,G4ThreeVector(0.,0.,0.),Scintillator_log,"←tabsizetabsize tabsizeScintillator",DetCavity_log,false,0);

tabsizetabsize tabsize12tabsizetabsize tabsize13 // Attributs visuels

tabsizetabsize tabsize14 G4VisAttributes* ScintillatorVisAtt = new G4VisAttributes(G4Colour(0.1,0.9,0.1))←tabsizetabsize tabsize;

tabsizetabsize tabsize15 ScintillatorVisAtt->SetVisibility(true);

tabsizetabsize tabsize16 ScintillatorVisAtt->SetForceSolid(true);

tabsizetabsize tabsize17 Scintillator_log->SetVisAttributes(ScintillatorVisAtt);tabsizetabsize

162

Annexe D

A novel tool for in vivo dosimetry indiagnostic and interventional radiologyusing plastic scintillation detectors

Jonathan Boivin1, Sam Beddar2, Maxime Guillemette3 et Luc Beaulieu1

1 Département de Physique, de Génie physique et d’Optique, et Centre de recherche sur lecancer, Université Laval, Québec, Québec, Canada et Département de Radio-Oncologie et Axeoncologie du Centre de recherche du CHU de Québec, CHU de Québec - Université Laval, Qué-bec, Québec, Canada2 Department of Radiation Physics, University of Texas, MD Anderson Cancer Center, Hous-ton, Texas, USA3 Département de Physique, de Génie physique et d’Optique, Université Laval, Québec, Qué-bec, Canada and Institut Universitaire de Cardiologie et de Pneumologie de Québec, Québec,Canada

D.1 Résumé

Le but de cet article est de développer et d’optimiser un détecteur à scintillateur plastique afinde mesurer le débit de dose en temps réel pour des faisceaux de basses énergies. Sept systèmesont été comparés pour évaluer leur plage d’opération et leurs applications potentielles. Unspectromètre a également été utilisé pour caractériser le spectre d’émission du scintillateurlorsqu’il est exposé à des faisceaux de basses et de hautes énergies. Les détecteurs se com-posaient d’un tube photomultiplicateur, d’une photodiode avalanche, de deux photodiodespassives dont l’une est un produit commercial et d’un ensemble de trois caméras CCD. Cha-cun des détecteurs permettaient la mesure des débits de dose aussi faibles que 10 mGy/s touten conservant un écart type relatif inférieur à 2 %. Les caméras CCD étaient les détecteurs les

163

moins sensibles, mais permettaient aux signaux de multiples fibres d’être lus simultanément.Parmi les photodétecteurs, le tube photomultiplicateur a été identifié comme étant l’instru-ment le plus sensible, présentant un écart type relatif inférieur à 1 % lorsque le scintillateurétait exposé au plus faible débit de dose disponible. Ce système a ensuite été inséré à di-verses profondeurs d’un fantôme d’eau solide placé sur la table de traitement d’un appareil deradiologie interventionnelle. À une profondeur variant de 1 mm à 24 cm, la mesure de dosedu détecteur ne déviait pas de plus de 2 % par rapport à la mesure de dose d’une chambred’ionisation située à la même profondeur. Cette étude indique qu’une large gamme de pho-todétecteurs peuvent être utilisés dans la conception d’un détecteur à scintillateur plastique,mais que les mesures de bas débits de dose nécessitent des appareils très sensibles, tel qu’untube photomultiplicateur.

D.2 Abstract

A plastic scintillation detector (PSD) has been developed and optimized to measure dose ratein real-time for low energy beams. The PSD is composed of a scintillating fiber coupled toa clear optical fiber transmitting the scintillator’s light to a photodetector. A spectrometerwas used to characterize the scintillator’s spectrum under low and high energy exposures.Seven photodetectors were then evaluated to identify their operating range and potentialapplications. They comprise a photomultiplier tube (PMT), an avalanche photodiode, twopassive diodes of which one is a commercial product, and a set of three CCD cameras. Thescintillator was exposed to low energy potential beams (120 kVp, 180 kVp, and 220 kVp) ofan orthovoltage unit. The source-to-detector distance was varied to explore a broad dose raterange likely to be used in radiology and superficial treatment. Every detector could measuredose rate down to 10 mGy/s while keeping a relative standard deviation below 2%. The CCDcameras were the less sensitive devices, but they allow multiple fibers to be read simultaneously.Among the photodetectors, the PMT was found to be the most sensitive detector with arelative standard deviation of less than 1% at the lowest dose rate available. The PMT wasthen included in the PSD design for an in vivo study in interventional radiology where low doserate sensitivity is essential. The PSD was located inside a plastic water phantom to measureskin and depth dose from 1 mm down to 24 cm. There was less than a 2% difference betweenthe PSD measured dose rate and the ion chamber reading located at the same depth. Theseresults indicate that a broad range of photodetectors can be used in the PSD design, but lowdose rate measurements require very sensitive devices such as a PMT.

D.3 Introduction

Plastic scintillation detectors (PSD) are known for their small detection volume, fast res-ponse, reproducibility and dose-rate independence143,144. They have been studied extensively

164

in radiotherapy,146,200 brachytherapy,160,202 and are now finding applications in the field ofradiology.150,183,204 Nowadays, plastic scintillation dosimetry is stepping into clinical practiceand has proved itself accurate and reliable. Many photodetectors have been proposed to readthe scintillator’s light, however, no study has investigated these detectors performances in re-ference conditions.The objective of this work is to develop and optimize a plastic scintillation detector, and tovalidate its application during in vivo interventional radiology procedures.A spectrometer is involved to observe the scintillator energy dependence to low and high energybeam. A total of seven photodetectors are then included in a systematic performance studywhich characterizes each device’s response to the scintillator’s light and identifies their opera-ting dose rate range. A second study is performed to validate the PSD accuracy for low doserate interventional radiology. This particular field offer a great interest in in vivo dosimetry,since high dose of radiation can be delivered to the patient skin on the course of the procedure,sufficient to induce deterministic effects and lesions. However, while the cumulative dose canreach significant levels, the dose rate itself is rather low and require very sensitive instrumentsto achieve an accurate dose measurement. Many detectors have been proposed, such as TLDs,MOSFETs, and gafchromic films. However, either they require time-consuming developingprocedures or they are visible in the x-ray field and may interfere with interventionist catheterhandling. The PSD developed is intended to achieve accurate low dose rate measurement inreal-time during diagnostic and interventional radiology with minimum handling and concern.

D.4 Materials and methods

D.4.1 PSD design

The PSD is made up of three components : a plastic scintillator, a light guide, and a photode-tector. Although the scintillating material can be formed in various shapes and sizes, a fiberscintillator has shown itself convenient and efficient when coupling to an optical fiber.146,200

The scintillator is composed of a 10 mm long, 1 mm diameter, BCF-60 polystyrene fiber(Saint-Gobain Crystals, France). A 10 m long PMMA clear optical fiber (Eska GH-4001, Mit-subishi International Corporation, NY) of the same diameter is coupled to the scintillator afterpolishing both interfaces. The fibers are covered by a polyethylene light-tight jacket to avoidcontamination from ambient light. The scintillator’s end is sealed, while the optical fiber endis polished and handled in order to be connected to one of the eight photodetectors evaluated.The Fig. D.1 shows the photomultiplier tube PSD.

D.4.2 Photodetector performance study

A systematic evaluation of the photodetectors is performed to explore the options and limitsof each system and evaluate which photodetector is best suited for a specific application. The

165

Figure D.1 – Plastic scintillation detector using a photomultiplier tube

166

first instrument is a QE65 spectrometer (Ocean Optics, Dunedin, FL) set at an operatingtemperature of 20°C. The scintillator’s light spectra is measured at every beam energy toobserve the PSD energy dependence and identify the “stem effect” contamination spectrum athigh energy.160 This step requires a second scintillator-free fiber to be prepared to account forthe light signal yield in the clear fiber. The two fibers were exposed to low energy beams on akV unit : 120 kVp, 180 kVp, and 220 kVp, and to high energy beams on a linear accelerator :6 MV and 23 MV. A superficial therapy Xstrahl 200 X-ray Therapy System (Xstrahl Ltd.,Camberley, UK) and a Varian Clinac iX (Varian Medical Systems, Palo Alto, CA) were usedto provide the radiation exposures.The remaining photodetectors are considered as candidates for real-time measurements. Inrespect of this constraint, their readout frequency is set to 1 Hz or above. The sensitivity isevaluated by the detector’s relative standard deviation (RSD) regarding to the exposure doserate in air. The measurement protocol is described as follow : the PSD is held in air alongwith an NRC-calibrated (Ottawa, Canada) Farmer type Exradin A-12 ionization chamber(Standard Imaging, Middleton, WI). The kV unit x-ray tube is then pulled away at multipleposition along the beam’s axis to decrease the dose rate, which spreads from 55 mGy/s downto 0.075 mGy/s. This procedure is repeated for each one of the seven photodetectors and ateach of the three energy levels.

The photodetectors comprise two active and two passive detectors, as well as three cameras.The first active detector is an avalanche photodiode (APD) C4777-01 (Hamamatsu Photonics,Japan). A photomultiplier tube (PMT) H10721-20 (Hamamatsu Photonics) is also evaluated.These devices have a high current output, but needs to be powered and provide a singlechannel. The passive detectors are a three-channel RGB PIN photodiode (Sensor-ICs TrueColor Sen-sor, MAZet GmbH, Germany) and a commercially available product, the ExradinW1 Scintillator (Standard Imaging). This last product comes with its own fiber, which iscomposed of a 3 mm long scintillator and a 3 m long clear optical fiber. It is designed for smallfield characterization and measurements of high energy beams. These two detectors do notrequire to be powered, but present a very low output. The CCD cameras detectors comprisetwo polychromatic ones and a monochromatic camera. This last one is an Alta U4020MLcamera (Apogee Imaging System, CA) cooled down to 18°C. The camera has a f/1, 50 mmfocal length lens (JML Optical Industries, NY) which requires the fiber tip to be held at a fixeddistance in front of the lens. The polychromatic CCD camera (Apogee Alta U2020CL) is verysimilar and is handled the same way. The last CCD camera (Apogee Alta U4020CL) is alsovery similar, but the difference comes from the lens that has been replaced by a custom-madeoptic taper. This optical component acts as a reducing lens made of thousands of optical fibersweld together and attached on the CCD chip. This allows the PSD fiber to be coupled directlyto the taper surface, thus increasing the light collection efficiency.While using the CCD cameras, one image is acquired every second for 50 seconds during the

167

exposure. The pixel values and relative standard deviation are then extracted and analyzed.The other detectors are connected to an electrometer (SuperMax, Standard Imaging), whichreads rate and charge 10 times per second for 50 seconds during the exposure. For bothsystems, background measurements are performed prior to exposure.

D.4.3 Application in interventional radiology

In a second time, the PSD is tested in a clinical environment to observe its potential applicationin interventional radiology. The PSD selected for this study relies on the photomultiplier tubeand is shown on Fig. D.1. Prior to its use as a dose monitoring device, the instrument hasto be calibrated on the fluoroscopy machine Allura Xper FD10 (Philips Medical Systems,Netherlands). Since the beam parameters (mAs, kVp) could not be modified manually, theAAPM TG-125 protocol has been followed to observe the PSD response regarding to kVp andmAs.120 The tabletop is lifted in order to set the phantom lower surface at the fluoroscopereference point, located 15 cm below isocentre. The PSD is set on the table below the phantom,along with an ion chamber to measure the corresponding dose rate. The fluoroscope air kermarate at reference point is recorded to compare the machine estimate to the real dose rate. Slabsof plastic water are then added successively to build up the phantom, which increase kVp andmAs, and consequently the related dose rate.Further to calibration, the PSD is inserted at different depths within the phantom in orderto measure skin and depth dose. The PSD measured dose rate is then compared to the ionchamber reading located at the same location inside the phantom.

D.5 Results

D.5.1 Photodetector evaluation

The PSD’s response has been evaluated for every photo-detector according to their ratio ofthe standard deviation of their signal over the mean value of this signal, which is also definedas the relative standard deviation (RSD). The Fig. D.2 describes the RSD variation of thephotodetectors when the PSD is exposed to a 120 kVp orthovoltage unit beam. The x-raybeam parameters are listed in Table D.1. It can be shown that every photodetector is ableto measure dose rate down to 10 mGy/s while the RSD remains below 2%. At lower doserates, the active photodetectors (PMT, APD) present the lowest RSD, especially the PMT,suggesting a potential application in low dose rates interventional radiology procedures. Thepassive photodetectors (PIN, W1) as well as the taper CCD camera, offer similar results. Polyand Mono CCD cameras are the less sensitive detectors. However, CCD cameras are able tomeasure multiple fibers simultaneously.

The RSD curves decrease when the beam energy in-creases to 180 kVp and 220 kVp due to

168

Tableau D.1 – Orthovoltage and fluoroscope x-ray parameters

Orthovoltage FluoroscopeEnergy potential (kVp) 120 80Tube current-second (mAs) 10 18

Filtration0.5 mmBe0.5 mmAl0.1 mmCu

2.5 mmAl0.8 mmAl (table)

Measured air kerma at skin level (mGy/s) 33 1.44Air kerma rate at reference point (mGy/s) N/A 1.05

Figure D.2 – Relative standard deviation for every PSD photodetectors when exposed to120 kVp beam on an orthovoltage unit

169

Figure D.3 – PSD spectrum at every energy potential. The Cerenkov contamination is shownfor high energy beams.

the scintillator’s response dependence with beam energy, as described in Fig D.3. The polysty-rene mass energy-absorption coefficient (µen/ρ) is responsible of this increase. At megavoltageenergy, the Cerenkov contamination signal has to be removed from the scintillator light si-gnal. This contamination signal is also shown on the Fig D.3 when the scintillator-free fiberis exposed to a linear accelerator 10 cm × 10 cm field at isocentre

D.5.2 In vivo measurements

As observed in Fig D.2, the PMT is the most sensitive detector at low dose rate and it wasselected for the interventional radiology study. Among the preliminary results, the depth doserate measurement has been performed with plastic water slabs. The scintillator was insertedat depth of 1 mm up to 24 cm inside the phantom. The fluoroscope parameters were keptconstant as listed in Table D.1. The air kerma rate estimated by the fluoroscope is 37% lowerthan the measured air kerma at the reference point. The Fig D.4 presents the dose rate valuesalong with ion chamber measurements. The difference between the PSD and the ion chambervalues are less than 2% at every measured depth. This suggests that this design is well suited

170

0 5 10 15 20 25

0.0

0.2

0.4

0.6

0.8

1.0

1.2

1.4

Dos

e ra

te in

air

(mG

y/s)

Depth (cm)

Ion chamber PSD

Figure D.4 – Depth dose measured by the PMT-PSD and the calibrated ion chamber whenexposed to a fluoroscopy beam

to measure and monitor real-time skin dose or even organ dose during interventional radiologyprocedures with an excellent accuracy.

D.6 Discussion

Many photodetectors are candidates for real-time dose measurement. However, their sensitivityto the scintillator’s light signal is not the only feature on which the PSDs can be compared. TheCCD cameras are able to measure dozens to hundreds of scintillating fibers simultaneously,thus allowing 2D or 3D scintillator arrays. The passive and active detectors used in thiswork are limited to a single fiber, but some manufacturers also offer linear arrays of suchdetectors. Another consideration is the Cerenkov contamination removal technique at highenergy, which either need a multichannel detector or a second scintillator-free fiber. This lastapproach may be cumbersome as two equivalent detectors must be used simultaneously orelse the same detector successively measures the same exposure on both fibers. Interventionalradiology has been described as one potential application for low energy beam dose monitoring.

171

However, the PSD can find itself useful in many imaging modalities where radiation dose is aconcern, such as mammography, CT exams, radiotherapy on-board imaging, etc. The PSD isradiogically translucent, which avoid the probe to be mistaken for a surgical instrument andis not responsible of any known artefact.

D.7 Conclusion

The purpose of this work was to develop and optimize a plastic scintillation detector, and tovalidate its application during in vivo interventional radiology procedures. Six photodetectorswere tested in conjunction with the same scintillating fiber to evaluate their response andrelative standard deviation. A commercially available product was also added to the analysis,although it employs its own scintillating fiber. A spectrometer was also used to observe thescintillator light spectrum and its dependence to beam energy. The PMT was found to be themost sensitive detector and thus was selected for in vivo measurements during interventionalradiology procedures. The results indicate that this dosimeter is able to accurately measurelow dose rate at the skin-level during radiology exams. The plastic scintillation detector is asimple instrument that can be used in both low and high energy dosimetry. It is not solelyintended to perform quality assurance, as it can find itself useful for patient in vivo real-time monitoring, providing an immediate dosimetry feedback. Such information could be veryvaluable to the treatment planning verification and organ at risk dose reporting.

172

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