Tomographie par cohérence optique plein champ

La technique de tomographie par cohérence optique

Principe L’élément de base de tout dispositif d’OCT est un interféromètre de Michelson, permettant la corrélation de l’onde réfléchie et /ou rétrodiffusée par l’objet avec une onde de référence. Les ondes issues des deux bras de l’interféromètre, séparées puis recombinées par la lame séparatrice, interférent si la différence de marche est inférieure à la longueur de cohérence temporelle de la source lumineuse. Un détecteur, généralement une photodiode, acquiert ce signal interférométrique. Pour accéder à l’information structurelle de l’échantillon en profondeur (scan de type A), le miroir de référence est translaté pendant l’acquisition par le détecteur (cf. Figure I.2) : on parle alors de tomographie par cohérence optique temporelle ou TD­OCT (pour Time Domain Optical Coherence Tomography).

Profondeur de pénétration / Profondeur d’imagerie

   Les milieux biologiques sont généralement constitués d’une assemblée hétérogène de structures de tailles, formes et compositions très diverses. Ces structures affectent la lumière au cours de sa propagation via les phénomènes d’absorption et de diffusion. Il devient alors difficile voire impossible de sonder le milieu au‐delà d’une certaine épaisseur. Cette épaisseur définit la profondeur de pénétration au sein de l’échantillon. Cependant, en pratique, la profondeur d’imagerie en OCT est bien plus faible que la profondeur de pénétration de la lumière car à partir d’une certaine profondeur les photons ont subis des diffusions multiples et ne contribuent plus au signal utile en OCT. Dans toute la suite de ce manuscrit, la profondeur de pénétration désignera la profondeur d’imagerie accessible. La profondeur d’imagerie dépend de la dynamique du détecteur et de la puissance de la source d’illumination. En effet, plus cette puissance est importante, plus l’intensité rétrodiffusée par milieu biologique est importante. Cependant, la profondeur de pénétration ne peut être augmentée indéfiniment en augmentant l’intensité lumineuse incidente, par risque d’endommager les tissus superficiels de l’échantillon. Il est donc important d’étudier sa dépendance en fonction de la nature du milieu biologique et des propriétés de la lumière incidente. Cela revient à étudier la propagation d’une onde électromagnétique dans un milieu, c’est‐à‐dire les interactions entre le champ électromagnétique et les structures du milieu.

OCT Doppler

   L’effet Doppler est le décalage de fréquence ߭஽ d’une onde entre la mesure à l’émission et la mesure à la réception dû au mouvement relatif entre l’émetteur et le récepteur. Si l’émetteur et le récepteur s’approchent l’un de l’autre, la fréquence apparente sera plus grande (߭஽ > 0). Inversement, si l’émetteur et le récepteur s’éloignent l’un de l’autre, la fréquence apparente sera plus faible (߭஽ < 0). L’OCT Doppler est un dispositif couplant l’OCT temporelle et la vélocimétrie laser [22]. La vélocimétrie laser est une technique optique, basée sur l’effet Doppler, qui mesure le décalage en fréquence entre une onde de référence et une onde rétrodiffusée par une particule en mouvement dans un fluide [23]. Ce décalage en fréquence permet ensuite de remonter à la vitesse de la particule et donc à celle du fluide. Le dispositif Doppler permet l’imagerie de fluides en mouvement dans les milieux hautement diffusants [24, 25] et a ouvert la voie à l’étude des écoulements sanguins aux très petites échelles [26].

OCT fréquentielle avec une source à balayage spectral

   L’OCT fréquentielle avec une source à balayage spectral ou SS­OCT (pour Swept Source Optical Coherence Tomography) utilise une source de faible largeur spectrale, accordable en longueur d’onde. L’acquisition consiste dans cette configuration en un balayage de la longueur d’onde d’illumination et l’acquisition du signal interférométrique par un monodétecteur comme illustré sur la Figure I.11 [40‐42] : on remplace donc l’acquisition simultanée de toutes les longueurs d’onde à l’aide d’un spectromètre par une acquisition des différentes longueurs d’onde au cours du temps.
• Principe de fonctionnement
Une source de faible largeur spectrale est envoyée dans l’interféromètre de Michelson. Dans le bras objet, les structures de l’échantillon, situées à différentes profondeurs, réfléchissent et/ou rétrodiffusent la lumière alors que dans le bras de référence, la lumière est réfléchie par un miroir de position fixe. Ces faisceaux issus des deux bras de l’interféromètre possèdent un décalage temporel déterminé par la différence de chemin optique parcourue et donc la profondeur des structures au sein de l’échantillon. Comme la fréquence de l’onde d’illumination est balayée au cours du temps, le signal échantillon va posséder un décalage fréquentiel par rapport au signal de référence. En interférant, les deux signaux vont produire un signal modulé à une fréquence déterminée par ce décalage. Les structures situées à des profondeurs différentes vont posséder des décalages différents et donc produire des périodes de modulation distinctes. En enregistrant le signal interférométrique au cours du temps grâce à une photodiode, on peut, grâce à une transformée de Fourier du signal, connaître les différents décalages temporels et donc la la distribution axiale des structures au sein de l’échantillon.

Configurations possibles d’OCT plein champ

   Plusieurs configurations d’OCT plein champ sont envisageables (cf. Figure I.13). La première configuration utilisée est le dispositif de type Michelson [45]. Dans cette configuration, la lumière issue d’un objectif de microscope est séparée à l’aide d’un cube séparateur1 entre un bras échantillon, contenant le milieu biologique à étudier, et un bras référence, contenant une surface dite de référence de réflectivité adaptée. Les positions de l’objectif de microscope et de la surface de référence sont réglées de telle façon que la surface de mise au point coïncide avec la surface de référence. Les distances de travail des objectifs de microscope étant relativement courtes (de l’ordre de quelques millimètres), ce dispositif possède l’avantage d’être très compact, donc très stable mécaniquement. L’utilisation d’un objectif de faible ouverture numérique est cependant nécessaire pour avoir une distance frontale suffisamment grande pour focaliser le faisceau en dehors du cube séparateur et avoir peu d’aberrations, ce qui limite considérablement la résolution transverse de ce type de dispositif. Une deuxième configuration possible est un dispositif de type Mirau. Dans cette configuration, l’objectif de microscope contient une lame séparatrice placée dans le faisceau convergent. Du fait de sa finesse, la lame séparatrice n’introduit pas d’aberrations notables, contrairement à un cube séparateur, et permet de travailler avec des objectifs de plus grande ouverture numérique, donc de meilleures résolutions transverses. Cependant, ce montage compact présente deux inconvénients majeurs :
‐ la partie centrale de l’objectif est occultée par le miroir de référence, ce qui réduit l’ouverture numérique effective de l’objectif ainsi que le flux parvenant à l’échantillon et le flux collecté par l’objectif
‐ l’impossibilité d’utiliser des objectifs à immersion, qui rend la dispersion due à la traversée du milieu biologique difficile à compenser. Une troisième configuration possible est un dispositif de type Linnik. Dans cette configuration, deux objectifs de microscope identiques sont placés dans les bras de l’interféromètre, après séparation de la lumière par un cube séparateur. Les objectifs pouvant être amenés au plus près de l’échantillon ou de la surface de référence, des objectifs de grande ouverture numérique peuvent être utilisés, permettant d’obtenir des résolutions transverses élevées. La réflectivité du miroir de référence peut être adaptée selon l’échantillon étudié, permettant d’optimiser le contraste du signal interférométrique et donc la sensibilité de détection du dispositif. La différence de marche et la focalisation dans chaque bras de l’interféromètre peuvent également être réglées de façon totalement indépendante. Des objectifs à immersion dans l’eau peuvent être utilisés afin de minimiser la dispersion entre les deux bras, éventuelle disparité de dispersion qui peut être compensée par l’ajout d’une lame de verre d’épaisseur adaptée. Ce type de configuration est donc très modulaire, idéale pour une expérience de recherche.

Table des matières

Introduction générale
I. Etat de l’art de la tomographie par cohérence optique pour l’imagerie des milieux biologiques
I.1 La technique de tomographie par cohérence optique
I.1.1 Principe
I.1.2 Les différentes méthodes de balayage
I.1.3 Performances
I.1.4 OCT fonctionnelle
I.1.5 Les différentes configurations d’OCT
I.2 Tomographie par cohérence optique fréquentielle
I.2.1 OCT dans le domaine spectral
I.2.2 OCT fréquentielle avec une source à balayage spectral
I.2.3 Avantages du FD‐OCT par rapport au TD‐OCT
I.3 Tomographie par cohérence optique plein champ
I.3.1 Principe
I.3.2 Performances
I.3.3 Bilan : avantages et inconvénients de l’OCT plein champ
I.4 Applications de la tomographie par cohérence optique
I.4.1 Applications dans le domaine médical
I.4.2 Applications dans le domaine non médical
I.5 Conclusion
II. Amélioration de la profondeur de pénétration ‐ Tomographie par cohérence optique plein champ sur deux gammes de longueurs d’onde
II.1 Dispositif expérimental : présentation et caractérisation
II.1.1 Principe général : détecteurs Si et InGaAs
II.1.2 Montage expérimental
II.1.3 Calcul des images tomographiques et traitements numériques
II.1.4 Performances du dispositif
II.2 Exemples d’images
II.2.1 Premiers tests : images d’un cheveu
II.2.2 Images d’un milieu diffusant : le papier
II.2.3 Images de milieux biologiques
II.2.4 Images de cornée – Application au traitement du glaucome
II.3 Conclusion
III. Développement de nouvelles sources lumineuses pour la tomographie par cohérence optique plein champ
III.1 Combinaison de diodes électroluminescentes 
III.1.1 Techniques de combinaison
III.1.2 Optimisation numérique du spectre global
III.1.3 Mise en place et performances de la source lumineuse
III.1.4 Performances comme source pour l’OCT plein champ
III.1.5 Application spectroscopique
III.1.6 Perspectives : le projet BUNDEL
III.2 Fluorescence d’un cristal de Ti‐Saphir
III.2.1 Présentation du cristal de Ti:Al2O3
III.2.2 Principe général de la source
III.2.3 Caractérisations optiques du cristal de Ti‐Saphir
III.2.4 Performances de la source lumineuse
III.2.5 Performances comme source pour l’OCT plein champ
III.2.6 Application à l’imagerie in vivo : vers le régime impulsionnel
III.2.7 Perspectives : fluorescence d’un cristal de Cr:LiSAF
III.3 Bilan
IV. Amélioration de la vitesse d’acquisition – Etude et suppression des artefacts de mouvement en tomographie par cohérence optique plein champ
IV.1 Artefacts de mouvement en OCT plein champ
IV.1.1 Signal parasite en présence d’un mouvement transverse
IV.1.2 Perte de contraste en présence d’un mouvement axial
IV.1.3 Solution envisagée
IV.2 Dispositif expérimental 
IV.2.1 Principe général du décalage de phase instantané
IV.2.2 Montage expérimental
IV.2.3 Alignement et calibration des caméras
IV.2.4 Performances du dispositif d’imagerie
IV.3 Suppression des artefacts de mouvement
IV.3.1 Suppression du signal parasite lié au mouvement transverse
IV.3.2 Réduction de la perte de contraste liée au mouvement axial
IV.4 Exemple d’images in vivo
IV.5 Conclusion
V. Couplage de l’OCT plein champ et de la microscopie de fluorescence sous excitation à deux photons
V.1 Microscopie de fluorescence sous excitation à 2 photons 
V.1.1 Le processus d’émission de fluorescence
V.1.2 Emission de fluorescence sous excitation à deux photons
V.1.3 La microscopie de fluorescence sous excitation à deux photons
V.1.4 Intérêt pour l’étude des milieux biologiques
V.2 Dispositif expérimental de microscopie de fluorescence sous excitation à 2 photons
V.2.1 Etude de la source lumineuse
V.2.2 Mise en place du microscope de fluorescence à deux photons
V.2.3 Performances
V.2.4 Imagerie de fluorescence sous excitation à deux photons
V.3 Couplage de l’OCT plein champ et de la microscopie de fluorescence sous excitation à 2 photons
V.3.1 Montage expérimental
V.3.2 Images couplées
V.4 Conclusion
Conclusion générale
Annexe : Calcul de la résolution axiale en OCT plein champ
Liste des publications et conférences
Références bibliographiques

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