interactiunea radiatiilor x
TRANSCRIPT
Interactiunea Radiatiilor X
Informatia pentru un diagonostic dintr-o radiografie sau o imagine radioscopica
reprezinta cantitatea de raze X ce nu au fost indepartata de raza X a fascicolului incident.
Continutul informational al imaginii este data de procentajul de fotoni ce nu interactioneaza,
care sunt inregistrati cu succes. Exista patru mari tipuri de interactiuni ale radiatiilor X:
imprastierea (coerenta) Rayleigh, imprastierea Compton, absorbtia fotoelectrica si formarea
de perechi. Gradul de atenuare si mecanismele predominante implicate in interactiuni sunt
influentate de energia radiatiilor X si a compozitiei materialului. In domeniul energiei de
diagnostic, absorbtia fotoelectrica si imprastierea Compton sunt modurile de atenuare
predominante. Una dintre provocarile in diagnosticarea imagistica este aceea de a optimiza
achizitia de imagini prin controlarea atenuarii radiatiilor X pentru a obtine contrastul potrivit
intre tesuturi, in timp ce se administreaza pacientului o doza minima si se minimzeaza
imprastierea radiatiei in imagine. Tehnicile imagistice precum folosirea de material de
contrast si de echipament destinat mamografiei exploreaza diferentele intre aceste tipuri de
intractiunii ale radiatiei X pentru a imbunatati calitatea si utilitatea diagnosticarii a
examinarii. Imprastierea Rayleigh si generarea de perechi sunt prezentate, dar nu se produc la
orice unghi semnificant in radiografia pentru diagnostic.
Introducere
Intelegerea intractiunilor radiatiilor X este importanta dintr-o multime de motive.
Selectarea parametrilor specifici expunerii, combinarile pentru targetarea si filtrarea
radiatiilor X, impreuna cu caracteristicile tesuturilor ce sunt imaginate, toate acestea sunt
afectate de tipurile de interactiuni ce vor predomina. Interactiunea radiatiilor X predominante
vor avea in schimb un impact substantial asupra dozei administrata pacientilor, calitatea
radiografiei si utilitatea diagonsticului. Intelegerea acestor lucruri imbunatatesc abilitatea
radiologistului de a obtine imagini de diagnostic cu o calitate foarte buna, administrand o
doza minima pacientilor. In final, aceste tipuri de interactiuni sunt fundamentale in
intelegerea imagisticii medicale.
Obiectivul acestui articol este de a furniza o vedere de ansamblu asupra diferitelor
tipuri de interactiuni si a mecanismelor prin care aceste interactiuni se intampla. In plus, se
prezinta discutii despre factorii ce afecteaza modul in care radiatiile X interactioneaza si cum
1
aceste interactiuni influeteaza imaginile de radiatii X. In final, se prezinta exemple pentru
diferite interactiuni ce pot fi explorate pentru a mari utilitatea clinica a unei examinari in
vederea diagnosticarii. Modurile specifice ale interactiunilor radiatiilor X includ imprastierea
Rayleigh, imprastierea Compton, absorbia fotoelectrica si generarea de perechi. Acest articol
discuta importanta acestor interactiuni in imagistica medicala, cateva caracteristici specifice
si probabilitatea relativa de aparitie in domeniul de energie a radiatiilor X folosite pentru in
vederea diagnosticarii (de exemplu domeniul energiei pentru diagnosticare).
Imprastierea Rayleigh
In imprastierea Rayleigh, fotonul incident excita si interactioneaza cu atomul total,
opus fata de interactiunea cu electronii individuali cum se petrece la celalalte tipuri de
interactiuni ale radiatiilor X. Din cauza ca interactiunea se petrece cu raze X de energie joasa
pentru diagnostic, cum ar fi cele folosite in mamografii (15-30 keV), nu exista ionizare si
fotonul imprastiat este emis cu aproape nici o pierdere de energie relativ la fotonul incident.
Acest tip de interactiune are o probabilitate joasa de aparitie in domeniul de energie pentru
diagnostic si apare in mai putin de 5% din cazurile de interactii ale radiatiilor X. Interactiile
Rayleigh sunt cunoscute ca imprastiere coerenta sau imprastiere clasica.
In timpul unei interactiuni Rayleigh, campul electric al undei electromagnetice al
fotonului incident imprastie energie, ce cauzeaza ca toti electronii din atomul imprastiat sa
oscileze si sa radieze in faza. Norul electronic al atomului reradiaza aceasta energie imediat,
emitand un foton de aceeasi energie, dar intr-o directie usor diferita (Figura 1).
Figura 1. Imprastierea Rayleigh. Desenul
arata fotonul incident λ1 interactionand cu
un atom, fotonul imprastiat λ2 fiind emis
cu aproximativ aceeasi lungime de unda.
Fotonii imprastiati Rayleigh sunt emisi in
mod obisnuit in directia continua, foarte
aproape de traiectoria fotonului incident.
K, L si M sunt nivele de electroni.
2
Imprastierea Compton
Descrisa de Arthur Compton in 1923, detaliile imprastierii Compton si a factorilor ce
contribuie la probabilitatea ei de aparitie sunt foarte importante in imagistica medicala.
Fotonii razelor X in curs de imprastiere Compton se realizeaza prin interactiunea cu asa
numitii electroni liberi, in care energia fotonului incident depaseste energia de legatura a
electronului de valenta ce este expulzat. De exemplu, un foton de 100 keV ce interactioneaza
cu o molecula de apa in tesutul moale, prima oara face acest lucru prin interactiuni ale
imprastierii Compton, in care energia de legatura a electronilor in moleculele de apa (atomi
de hidrogen sau oxigen) este nesemnificativa in comparatie cu energia fotonului incident. De
fapt, imprastierea Compton predomina nu doar in domeniul de energie specific diagnosticarii
a radiatiilor X in tesut (de exemplu, peste 30 keV), dar continua sa predomine si dupa
energiile specifice diagnosticarii ale radiatiilor X (pana la aproximativ 30 Mev). Cand
imprastierea Compton apare la energii mici ale radiatiei X asociate cu imagistica de
diagnostic (25-150 kVp), majoritatea energiei fotonului incident ce interactioneaza cu
electronul legat mai slab este transferata la fotonul imprastiat care, cand este detectat de
receptorul imaginii, contribuie la degradarea imaginii prin reducerea atenuarii diferentelor
fotonului primar ale tesuturilor.
Componentele imprastierii Compton pentru a tine evidenta in timpul interactiei sunt
urmatoarele: λ1 este lungimea de unda a fotonului incident si E0 este energia asociata acestuia.
Energia electronului Compton este notata cuEe−¿ ¿ , in timp ce lungimea de unda a fotonului
imprastiat este notata cu λ2 cu o energie egala cu E sc. Unghiul de deviere a fotonului
imprastiat relativ la fotonul incident este notat cu θ. In timp ce fotonul incident se supune
imprastierii Compton, fotonul imprastiat Compton rezultat si electronul ejectat apar simultan.
Procesul de imprastiere Compton este ilustrat in figura 2.
Figura 2. Imprastierea Compton. Diagrama
arata fotonul incident cu energia E0 ce
interactioneaza cu electronul de valenta, ce
rezulta in ejectia de electron Compton cu
energia Ee−¿ ¿ si emisia simultana de foton
imprastiat Compton E sc in curs de
dezvoltare la un unghi θ relativ la traiectoria
fotonului incident. K, L si M sunt nivele de
energie.
3
Probabilitatea imprastierii Compton este proportionala numarului de electroni per
gram. Numarul de electroni per gram este aproximativ constant in majoritatea materialelor cu
exceptia hidrogenului, care, din cauza lipsei de neutroni, aproape isi dubleaza densitatea
electronica. Totusi, materialele hidrogenate au o probabilitate mai mare de interactiune de
imprastiere de tip Compton decat materialele nehidrogenate de masa egala. Totusi, in
radiologie, nu comparam mase egale. Comparam regiuni ale unei imagini ce corespund
iradierii volumelor adiacente ale tesuturilor. Deci, densitatea, care contine masa de un anumit
volum, joaca un rol important. Se poate vizualiza gheata radiografic intr-un pahar cu apa
pentru a compara diferentele in densitatea ghetii comparata cu cea a apei inconjuratoare
(Figura 3).
Figura 3. Radiografia (achizitionata la 125 kVp cu o retea anti-imprastiere) a doua
cuburi de gheata intr-un recipient de plastic cu apa. Cuburile de gheata pot fi vizualizate
4
datorita densitatii lor electronice relative scazute fata de densitatea apei lichide. Obiectele
mici radiotransparente vazute la diferite locatii sunt rezultatul bulelelor de aer in apa.
Odata ce un electron Compton este ejectat din atom, isi pierde energia cinetica prin
excitarea si ionizarea atomilor in materialul inconjurator. Fotonul imprastiat Compton, pe de
alta parte, poate traversa prin mediu fara a interactiona sau poate fi supus oricarui numar de
interactii ale fotonilor aditionali, incluzand imprastierea Compton ulterioara, absorbtia
fotoelectrica, sau, daca energia fotonului este mica, imprastierea Rayleigh.
La fel ca la toate tipurile de interactii, atat energia cat si momentul se conserva. Deci,
energia fotonului incident E0 este egala cu suma energiei fotonului imprastiat E sc cu energia
cinetica a electronului ejectat Ee−¿ ¿:
E0=Esc+Ee−¿ ¿ (1)
Energia de legatura a electronului care a fost ejectat este asa de mica, comparata cu
celalalte energii implicate, incat poate fi ignorata.
Putem converti intre lungimea de unda a unui foton si energia sa in kiloelectroni volti
prin folosirea ecuatiei de conversie:
E(keV )=1.24λ(nm)
(2)
Energia joasa a fotonului relativ imprastiat la fotonul incident poate fi exprimata
alternativ pentru a creste lungimea de unda a fotonului relativ imprastiat la lungimea de unda
a fotonului incident. Altfel exprimat, lungimea de unda a fotonului imprastiat λ2 este egala cu
lungimea de unda a fotonului incident λ1 plus diferenta Δλ :
λ2=λ1+Δ λ (3)
Lungimea de unda a fotonului imprastiat depinde de unghiul θ de imprastiere relativ
la traiectoria fotonului incident. Derivat din analiza de conservare a energiei, schimbarea in
lungimea de unda dintre fotonii incidenti si fotonii rezultati din imprastierea Compton poate
fi exprimata prin urmatoarea ecuatie:
Δλ=0.00243(1−cosθ) (4)
Odata cu cresterea energiei fotonului incident, atat fotonii imprastiati cat si electronii
sunt imprastiati mai departe (figura 4). Este mai probabil ca acesti fotoni sa fie detectati de
5
receptorului de imagine, odata cu cresterea expunerii receptorului de imagine si reducerea
observabilitatii de contrast. In plus, pentru un anumit unghi de imprastiere, fractiunea de
energie transferata la fotonul imprastiat scade cu cresterea energiei fotonului incident. Astfel,
pentru fotonii de energie mai mare, majoritatea energiei este transferata la electronul
imprastiat Compton. De exemplu, la un unghi de imprastiere de 60°, rata energiei fotonului
imprastiat Esc pentru care energia fotonului Compton Ee−¿ ¿este 100 keV este de 0.9 sau 90%,
dar aproximativ 0.1 sau 10% la 5MeV.
Figura 4. Graficul ilustreaza relativ probabilitatea imprastierii Compton ca o functie a
unui unghi de imprastiere pentru fotoni de 20, 80 si 140 keV in tesut. Fiecare curba este
normalizata la 100%.
Conservarea energiei si a momentului da anumite limite pentru unghiul de imprastiere
si a transferului de energie. De exemplu, maximul transferului de energie a electronului
Compton (si deci, reducerea maxima in energia fotonului incident) se intampla cu o
retroimprastiere a fotonului de 180°. De fapt, energia maxima a fotonului imprastiat este
limitata la 511 keV, fapt ce se intampla la un unghi de imprastiere de 90° si un maxim de
255 kEV in timpul unui eveniment de retroimprastiere. Aceste limite maxime a energiei unui
foton sunt mentinute chiar si atunci cand fotonii cu energii extrem de mari (de exemplu,
domeniul energiei terapeutice) interactioneaza printr-un eveniment de tip imprastierea
Compton. Unghiul de imprastiere pentru un electron ejectat se poate petrece la orice unghi de
pana la 90° si cel a fotonului imprastiat Compton la orice unghi pana la 180° retroimprastiat.
6
In contrast cu fotonul imprastiat, practic toata energia electronului ejectat va fi absorbita
local.
O problema ce implica imprastierea Compton este prezentata pentru a reintroduce
cateva din conceptele discutate anterior. Consideram ca un foton de 80 keV in curs de
imprastiere Compton cu un electron liber a unui atom de oxign ce are o energie de mai putin
de 10 eV. Prima intrebare este “Care este minimul energiei a fotonului imprastiat” si a doua
intrebare este “Care este maximul energiei transferate la electronul ejectat Compton”.
Prin inlocuirea θ cu 180° (energia minima a fotonului imprastiati) in ecuatia (4),
schimbarea in lungimea de unda este egala cu 0.00486 nm. Prin folosirea ecuatiei (2),
lungimea de unda a unui foton cu energie de 80 keV este 0.0155 nm, care, adaugata diferentei
lungimii de unda de 0.00486 nm, este 0.2031 nm. Energia fotonului imprastiat este calculata
ca fiind 61 keV prin folosirea ecuatiei (2). Acum, ne amintim ca energia electronului
Compton ejectat este egala cu diferenta dintre energiile fotonilor incidenti si imprastiati;
putem observa ca energia cinetica asociata cu electronul ejectat Compton este egala cu 19
keV (80 keV – 61 keV). Exercitiul ilustreaza un concept important despre energia fotonilor
imprastiati. Chiar cu pierderea energiei maximale, fotonii imprastiati tot au o energie relativ
mare si deci, o probabilitate buna de detectie.
Absorbtia fotoelectrica
Absorbtia fotoelectrica este un alt mecanism de atenuare a razelor X important in
diagnosticarea imagistica in care fotonul incident interactioneaza cu o legatura strans
electronica (de obicei, din nivelul K sau L). Fotonul razei X este absorbit complet si
electronul este ejectat (acum ne referim la el ca fiind un fotoelectron) cu o energie cinetica
egala cu energia fotonului incident minus energia de legare a electronului ejectat. Pentru ca
absorbtia fotoelectrica sa se petreaca, energia fotonului trebuie sa fie cel putin egala, sau mai
mare, decat energia de legatura a electronului ce este ejectat.
Electronul ejectat este cel mai probabil unul a carui energie de legatura este cel mai
aproape de, dar mai mic decat, energia fotonului incident. Dupa aceasta interactie, atomul
este lasat intr-o stare ionizata si excitata cu un loc liber in invelisul interior. Un electron cu o
energie mai mica de pe un nivel apropiat ocupa locul liber, creand un atom mai stabil din
punct de vedere energetic. Aceasta tranzitie creaza un alt loc liber, care este umplut de
electronii de pe nivelele cu energii mai mari. Deci, se petrece o cascada de electroni pe nivele
7
de la energii mai mari la energii mai mici. Diferenta in energie este eliberata ca raze
caracteristice X sau electroni Auger.
Pentru a conserva energia in timpul fiecarei tranzitii de electroni, razele caracteristice
X sunt emise cu o energie care egaleaza diferenta intre energiile de legatura ale electronilor
de la nivelul initial la nivelul final. Consideram tranzitia unui electron de la nivelul L la
nivelul K in iod, in care energia de legatura de nivelul L este 5 keV. O raza caracteristica Kα
de 34-5 = 29 keV va fi eliberata (figura 5). Nomenclatura folosita pentru a identifica razele X
caracteristice este stabilita astfel incat litera mare indica destinatia finala a electronului din
cascada si litera greceasca indica daca tranzitia s-a petrecut de la un nivel adiacent sau
neadiacent. De exemplu, o raza caracteristica Lα indica o tranzitie de la nivelul M la nivelul
L, in care α indica ca originea electronului din cascada a fost nivelul alaturat M. O raza
caracteristica Kβ indica o tranzitie a electronului de la nivelul K la un nivel neadiacent (de
exemplu, nivelul M).
Figura 5. Absorbtia fotoelectrica. Diagrama arata un foton cu 100 keV ce se supune
absorbtiei fotoelectrice cu un atom de iod. In acest caz, electronul de pe nivelul K este ejectat
cu o energie cinetica egala cu diferenta dintre energia fotonului incident si energia de legatura
a nivelulul K de 34 keV sau 66 keV. Locul liber creat in nivelul K rezulta din tranzitia unui
electron de pe nivelul L pe nivelul K. Diferenta in energiile de legatura (de exemplu 34 si 5
keV) rezulta intr-o raza caracteristica Kα de 29 keV. Aceasta cascada de electroni va
continua, rezultand in producerea de alte raze X caracteristice de energii mai joase. A se nota
8
ca suma de energii a razelor caracteristice egaleaza energia de legatura a fotoelectronilor
ejectati. Desi nu se observa in aceasta diagrama, electronii Auger de diferite energii ar putea
fi emisi in locul emisiilor de raze X caracteristice.
Alta forma de disipare a energiei este emisia de electroni Auger. In acest proces,
energia care altfel ar aparea ca o raza caracteristica X dupa o tranzitie a electronului este
transferata la un electron orbital a carui energie de legatura este mai mica decat a razei X
caracteristice si ulterior ejectat. Energia cinetica a electronului Auger este egala cu cea a razei
caracteristice X minus energia de legatura a electronului ejectat. De exemplu, ca o alternativa
la emisia unei raze X caracteristice Kα de 29 keV, acea energie poate fi folosita pentru a
ejecta un electron de pe nivelul M cu o energie de legatura de 0.6 keV din cadrul aceluiasi
atom. Electronul Auger ar fi avut energia cinetica de 29 - 0.6 = 29.4 keV. In masura in care
energiile de legatura ale electronului a hidrogenului si oxigenului in tesut sunt foarte joase si
energia cinetica asociata cu electronii Auger ar fi mai mica decat alternativa energiei razei
caracteristice, atat emisia fotonulul razei X caracteristice cat si emisia electronul Auger vor fi
local absorbite.
Avantajul absorbtiei fotoelectrice este acela ca nu exista fotoni aditionali care sa
degradeze imaginea; totusi, depunerea locala de energie creste doza de radiatie intr-o zona
relativ mica si acest efect trebuie considerat avand in vedere impactul asupra dozimetriei.
Legile de conservare a energiei dicteaza ca suma energiilor razei X caracteristice si a
electronului Auger egaleaza energia de legatura a fotoelectronului ejectat. Probabilitatea ca
emisia de electron Auger sa se produca creste odata cu cresterea numarului atomic (Z) a
absorbantului, si deci, acest proces nu se intampla frecvent pentru interactiunilor radiatiilor X
in tesutul moale.
Probabilitatea ca absorbtia fotoelectrica sa creasca foarte mult cu numarul atomic a
absorbantului (de exemplu, proportional cu Z3). In schimb, probabilitatea ca absorbtia
fotoelectrica sa scada foarte mult cu cresterea energie fotonului incident (de exemplu,
proportional cu 1/E03 ¿. Astfel, pentru un anumit material absorbant, exista, in general, o
scadere rapida in atenuarea energiei fotonice crescuta. Cu toate acestea, la energiile fotonilor
egale cu energia de legatura a electronilor din invelisul interior, apare o crestere rapida a
atenuarii. Această crestere rapida este mentionata ca o limita de absorbtie, in care punct,
numarul electronilor disponibili pentru interactiune cresc considerabil, rezultand intr-o
crestere rapida in atenuarea sectiunii transversale.
9
Fenomenul absorbtiei la limita de absorbtie este folosit in substantele de contrast
radiografic, cum ar fi iodul si bariul. Pentru aceste materiale, limitele de absorbtie de 33 si 37
keV, creeaza valori crescute substantial ale atenuarii relative a tesuturilor inconjuratoare.
Numarul atomic mare al acestor substant de contrast cresc de asemenea foarte mult
probabilitatea absorbtiei fotoelectrice si scad radiatia imprastiata, ce altfel ar degrada
radiografia. De fapt, absorbtia fotoelectrica este modul principal de interactie a razelor X de
diagnostic cu ecranul de fosfor, materialele de contrast si osul.
Este prezentata o problema ce priveste absorbtia fotoelectrica pentru a sprijini o parte
din aceste concepte. Consideram o substanta de contrast A cu numarul atomic 25, ce este
iradiata cu fotoni de energie de 50 keV si o substanta de contrast B cu numarul atomic 50, ce
este iradiata cu fotoni de energie 100 keV. Care este probabilitatea ca absorbtia fotoelectrica
in materialul A sa fie aceeasi ca a materialului B pentru aceeasi grosime a materialului?
Pentru ca probabilitatea de absorbtie fotoelectrica este proportionala cu Z3/E03, probabilitatea
absorbtiei fotoelectrice se schimba cu variatia numarui atomic la rata de (25/50)3=1/8 sau
0.125. Probabilitatea absorbtiei fotoelectrice se schimba cu variatia energiei fotonului, fiind
1/(50/100)3, care este egala cu 8. Asadar, efectul general al scaderii la o optime a
probabilitatii de absorbtie fotoelectrica pentru un material cu un numar atomic scazut,
combinat cu o probabilitate de crestere de 8 ori in absorbtia fotoelectrica asociata fotonilor de
energie joasa, rezulta intr-o diferenta neneta in probabilitatea absorbtiei fotoelectrice.
La energii ale fotonilor de sub 50 keV, procesul fotoelectric joaca un rol important in
imagistica tesutului moale. Procesul de absorbtie fotoelectric poate fi folosit pentru a
amplifica diferentele in atenuarea intre tesuturi cu numere atomice usor diferite, ce
imbunatatesc contrastul. Un exemplu excelent de cunoastere a absorbtiei diferentiale poate fi
exploatat pentru a imbunatati contrastul este cel al mamografiei.
Un studiu de caz il reprezinta dezvoltarea razei X cu ajutorul unui tub de tintire de
molibden si filtru de molibden pentru sisteme de mamografie dedicate. Razele X
caracteristice de 17 si 19.5 keV sunt produse in spectrul energiei de iesire a tubului de raze X.
Suportul tubului, ce este facut din beriliu, are un numar atomic scazut (Z = 4) pentru a
permite ca toti fotonii importanti sa fie transmisi. Din pacate, o mare parte din fotonii de
energie joasa (<15 keV) sunt absorbiti in piept si o mare parte din fotonii cu energie mare
(>20 keV) reduc contrastul. Utilizarea unui filtru de molibden (de obicei cu o grosime de 25-
30 µm) permite transmisia preferentiala a razelor X caracteristice dorite pentru ca energiile
10
sunt sub limita de absorbtie. La energii mai joase, fotonii razelor X sunt absorbtie si, la
energii sub limita de absorbtie K, cresterea atenuarii datorita absorbtiei fotoelectrice reduce
transmisia fotonilor cu energii mare prin filtru. Un spectru pseudo-monoenergetic este deci
realizat; acest spectru maximizeaza contrastul subiectului a tesutului moale din san cu o doza
de radiatie minima.
Aluminiul este materialul cel mai des folosit pntru filtre folosite pentru tuburile
radatiilor X in radiografie; totusi, molibdenul este folosit pentru mamografie. Limita de
absorbtie a nivelului K a aluminiului nu este in domeniul energetic de interes pentru aplicatii
mamografice, ceea ce rezlta in atenuari suboptimale ale spectrului, permitand transmisia
crescuta a fotonilor de energie mare si deci a reducerii substantei de contrast (Figura 6).
Figura 6. Spectrul de iesire a unei tinde de molibden nefiltrata, la 30 kVp, avand curbe de
atenuare si spectre filtrate pentru un filitru de 0.03 mm si un filtru de aluminiu de 0.5 mm
direct sub pe stanga si respectiv pe dreapta.
Aceste efect este ilustrat cu ajutorul unei mamografii fantoma ce a fost imaginata atat
cu filtru de molibden, cat si cu filtru de aluminiu.
11
Figura 7. Imagini ale unei mamografii facuta din methyl methacrylate polimerizat, ce
au fost obtinute cu un mamograf cu o tinta de molibden si un filtru de molibden (a) si cu o
tinta de molibden si cu un filtru de aluminiu (b). Imbunattariea in contrast pentru a determina
calcificarile si a alor subiecti in timpul testului fantoma este evident in a.
Impactul clinic a spectrelor de energie ale razelor X poate fi vazut in figura 8, ce arata
mamografii ale aceluiasi san obtinute la 10 ani diferenta. Schimbarile in tehnicile imagistice
de-a lungul timpului rezulta in imbunatatiri semnificative in contrast. Mamograma obtinuta la
inceputul anulilor 1980 folosea 30 kVp. Cea mai ridicata energie efectiva, impreuna cu
tehnilogia scanarii filmului de la vremea respectiva si absenta compresiilor substantiale au
rezultat in reducerea contrastului (figura 8a). Mamograma contemporana a fost obtinuta cu
26 kVp. Un tub cu o tensiune mai scazuta si mai mult control al imaginii expluse automata
rezulta in tunarea spectrului de energie pentru a furniza un fascicol de energie considerabil
mai scazuta (figura 8b). O imbunatatire substantiala in contrastul de radiografie este atinsa
prin avansarile in domeniul de scanare a filmului, cum ar fi cresterea gradientului curvei
caracteristice ca raspuns la film si a compresiunii semnificative a sanului.
12
Figura 8. Mamografii ale aceluiasi san la o diferenta de 10 ani (a).
Procesul fotoelectric predomina cand fotonii de energii joase interactioneaza cu
materiale de numar atomic mare (figura 9). In domeniul energiei de diagnostic, procesul
fotoelectric predomina in materiale precum plumbul folosit in sorturi protectoate, agenti de
contrast. Pe de alta parte, imprastierea Compton va predomina la energii mari are fotonului cu
materiale de numar atomic scazut precum tesutul si aerul.
Generarea de perechi
In generarea de perechi, un foton de energie mare, sub influenta nucleilor atomici, este
convertit intr-o pereche de materie si antimaterie, numite electron si pozitron. Pragul de
energie al fotonului cerut pentru aceasta interactie este de 1.02 MeV, care este egal cu cel al
restului de materie echivalent al perechii pozitron-electron. Electronul isi pierde energia
cinetica prin excitare si ionizare si devine asociat cu alt atom sau este eventual absorbit intr-o
multime de electroni liberi. Pozitronul (o forma de antimaterie) isi pierde de asemenea
energia cinetica prin excitare si ionizare, dar destinul sau este mult mai diferit decat cel al
electronului. Pozitronul se va combina eventual cu un electron intr-o reactie de anihilare, in
care restul energiei a perechii pozitron-electron este convertita complet in radiatie
13
electromagnetica in forma a doi fotoni de 511 keV. Acest fotoni, emisi la aproximativ 180°
unul de celalalt, sunt referiti ca fiind radiatie de anihilare si sunt prezentati in figura 10.
Procesul de generare a perechii nu este o consecinta in radiografia de diagnostic din
cauza energiilor foarte mari folosite pentru a genera perechea. De fapt, generarea de perechi
nu devine importanta pana cand energiile fotonului nu depaseste energia minima de 1.02
MeV. Cum s-a aratat mai devreme, imprastierea Compton predomina in tesut la energii de
diagnostic si peste pana la aproximativ 30 MeV. Dupa o reactie a generarii de perechi, orice
energie in exces este distribuita ca energie cinetica la perechea pozitron-electron. Totusi,
pozitronii, sunt importanti in imagistica nucleara, deoarece anumite tipuri de materiale
radioactive emit pozitroni ca o forma de descompunere radioactiva. Radiatia de anihiliare
rezultanta emisa de pacient poate fi detectata de tomografia cu emisie de pozitroni (PET).
Figura 9. Graficul arata contributia la procesul de atenuare fotoelectrica (stanga) si la
atenuare Compton (dreapta) pentru diferite tesuturi ca o functie de energie. Cand fotonii
emisi de energia de diagnostic interactioneaza cu materiale de numar atomic redus (tesuturi
moi), procesul Compton este predominant
14
Figura 10. Generarea de perechi. Desenul ilustreaza procesul de generare de perecchi in care
un foton incident cu energie mare, sub influenta nucleului atomic, este convertit intr-o
pereche materie-antimaterie. Electronul isi extinde energia cinetica prin excitare si ionizare,
la fel ca pozitronul. Totusi, cand pozitronul vine, se combina cu un elecron, producand cei
doi fotoni de anihilare de 511 keV. K,L si M sunt invelisuri electronice.
Figura 11. Graficul deseneaza imprastierea Rayleigh, absorbtia fotoelectrica, imprastierea
Compton si generarea de perechi si eficienta atenuarii masei total pentru tesutul moale (Z=7)
ca o functie de energie
15
Concluzii
Am descris 4 tipuri de interactiuni: imprastierea Rayleigh, imprastierea Compton,
absorbtia fotoelectrica si generarea de perechi. Dupa cum se poate observa din rezumatul de
atenuarea a coeficientilor de masa in tesutul moale ca o functie de energie, generarea de
perechi nu contribuie substantial la tipurile de interactiuni importante in domeniul de energie
folosit in radiologia de diagnostic. Absorbtia fotoelectrica este un proces important in studiile
de diagnosticare in care substantele de contrast sunt folosite datorita numarului atomic mare a
absorbantului. Este de asemenea important in aplicatiile speciale precum mamografia, in care
procesul de generare de perechi ajuta abilitatea de a amplifica diferente subtile in tesut.
Interactiunile imprastierii Compton predomina asupra majoritatii domeniului de diagnostic I
ntesut moale, in care substanta de contrast este derivata din diferentele de densitate a
tesutului. Detectarea fotonilor Compton imprastiati de catre receptorul de imagine rezulta in
pierderea de contrast radiografic.
O intelegerea a cum aceste interactii se produc si efectele lor asupra substantelor de
contrast aplicate subiectilor si asupra doza permit controlarea variabilelor achizitiei de
imagini si echipamentului de producere de raze X pentru a reda cea mai buna informatie de
diagnostic posibila cu o doza cat mai mica administrata pacientului.
16