TEMA 2: INTERACCIÓN DE LA RADIACIÓN CON LA MATERIA

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1 TEMA 2: INTERACCIÓN DE LA RADIACIÓN CON LA MATERIA TEPR_IRD_T02 1 / 20 CSN-2015

2 Contenido 1. INTERACCIÓN DE PARTÍCULAS CON LA MATERIA Interacción de las partículas cargadas. Tipos de colisiones Poder de frenado y alcance Interacción de electrones en un medio de alto número atómico INTERACCIÓN DE FOTONES CON LA MATERIA Introducción Atenuación de fotones Procesos de interacción Número atómico efectivo Formación de la imagen radiológica TEPR_IRD_T02 2 / 20 CSN-2015

3 1. INTERACCIÓN DE PARTÍCULAS CON LA MATERIA Interacción de las partículas cargadas. Tipos de colisiones Cuando las partículas interaccionan con la materia producen una serie de efectos que son función del tipo de partícula, de su energía y del medio con el que interacciona (en lo referente a componentes, densidad, estado físico, etc.). Cuando se habla de la influencia del tipo de partícula se considera fundamentalmente su carga eléctrica y su masa. Las partículas cargadas y las no cargadas producen interacciones muy diferentes. Además, dentro del primer tipo de partículas, cargadas, existen a su vez dos subtipos, las consideradas "pesadas" (protones, partículas alfa, fragmentos de fisión, etc.) y las "ligeras" (electrones y positrones). Ambos tipos pierden su energía de forma diferente en las interacciones con la materia. Las partículas cargadas pierden su energía al interaccionar con la materia fundamentalmente por colisiones coulombianas, esto es, colisiones debidas a la interacción de las cargas de las partículas incidentes con las cargas de los electrones y protones de los átomos. Fundamentalmente, estas colisiones se producen a través de tres tipos de interacciones: a) Colisión elástica: la partícula choca con los átomos del medio, desviándose de su trayectoria y cediendo una cierta cantidad de energía en forma de energía cinética. No se produce alteración atómica ni nuclear en el medio. e- e- Colisión elástica b) Colisión inelástica: la partícula interacciona con los electrones atómicos transfiriéndoles a éstos pequeñas cantidades de energía. La energía transferida puede provocar que el electrón atómico escape de la atracción del núcleo produciendo la ionización del átomo. Si la energía no es suficiente para arrancar un electrón atómico, puede ser suficiente para provocar que éste pase a un estado menos ligado, un estado excitado de mayor energía. Es entonces cuando se produce la denominada excitación del átomo. TEPR_IRD_T02 3 / 20 CSN-2015

4 e - e - e- e - Excitación Ionización Cuando la interacción inelástica se produce en medios moleculares puede llegar a ocasionar fenómenos de disociación o radiólisis (ruptura de enlaces). El proceso de disociación genera radicales libres que poseen una gran reactividad química. Un ejemplo típico es la disociación del agua: c) Colisión radiativa: la partícula cargada se "frena" o se "desvía" en su interacción con los átomos del medio. Como resultado de ese choque, la energía perdida se traduce en una emisión de radiación electromagnética, denominada radiación de frenado o bremsstrahlung. Este proceso se produce con mayor probabilidad en las proximidades del núcleo atómico como consecuencia de pequeñas "desviaciones" de la partícula incidente, ocasionadas por las cargas eléctricas del núcleo. e - e - Colisión radiativa Este es el fundamento físico de la producción de rayos X; en el tubo de RX, como se verá más adelante, se aceleran electrones para ser frenados después bruscamente en un material de número atómico alto, el blanco. Se producen así fotones de RX. Este proceso es un caso particular del fenómeno general sobre generación o producción de TEPR_IRD_T02 4 / 20 CSN-2015

5 ondas electromagnéticas. Cualquier emisor de ondas electromagnéticas (por ejemplo una antena de una emisora de radio) supone un movimiento no uniforme de cargas eléctricas, es decir, un movimiento acelerado. La intensidad (I) de la onda electromagnética emitida (número de fotones emitido) resulta ser proporcional al cuadrado de la carga de la partícula (z) incidente, al cuadrado de la carga del núcleo con el que interacciona (Z, su número atómico) e inversamente proporcional al cuadrado de la masa de la partícula incidente (m). I = cte Z 2 m 2 z 2 Esto implica que a menor masa de la partícula incidente, mayor será la intensidad de la radiación de frenado, es decir, habrá mayor producción de radiación electromagnética. Por ello, la radiación de frenado para partículas pesadas, como iones o partículas alfa, es despreciable, siendo mucho más intensa para partículas ligeras como los electrones (obsérvese que una partícula alfa es aprox veces más pesada que un electrón). Asimismo, de la fórmula se deduce que a mayor número atómico del material en el que interaccionan las partículas cargadas, la intensidad de la radiación de frenado será mayor. Un tubo de rayos X se fundamenta en este proceso. Por ello, si lo que queremos es obtener radiación de frenado significativa en el espectro de los rayos X (RX) debemos hacer impactar un haz de electrones a una energía cinética adecuada contra un material de número atómico alto, por ejemplo, el Wolframio (Z= 74). La energía de la radiación de frenado dependerá de la energía inicial que porten las partículas incidentes, de manera que no se podrán conseguir fotones de RX con mayor energía que ésa. Así, si tenemos un electrón de 100 kev que sufre una colisión radiativa, la energía del fotón de radiación de frenado podrá variar entre unos pocos ev, si el electrón se frena poco, hasta un máximo de 100 kev, si es completamente frenado, pudiendo tomar valores dentro de un espectro continuo (0 a 100 kev). Para obtener un haz de radiación con fotones de unos cientos de kev, correspondientes al espectro de los rayos X, debemos, por tanto, dar una energía a los electrones incidentes de unos cientos de kev. Esto se consigue sometiendo a los electrones a una tensión de polarización de unos cientos de kv (recuerde la definición de ev) Poder de frenado y alcance El poder de frenado, S(E), representa la pérdida de energía de una partícula en la unidad de TEPR_IRD_T02 5 / 20 CSN-2015

6 recorrido en un medio material determinado atravesado por la misma. Se define para un medio y una partícula determinada a una determinada energía como: de dx S(E) = - de dx siendo de la pérdida de energía que experimenta una partícula de energía E al recorrer una distancia dx en el medio. Las unidades del poder de frenado son [E]/[L], frecuentemente MeV/cm. Lógicamente, la energía perdida dependerá del material atravesado, de su densidad y número atómico Z. Por tanto, si se quiere tabular el poder de frenado únicamente en función de la energía y tipo de partícula, se utiliza el poder de frenado másico, es decir, el poder de frenado por unidad de densidad. Así, es habitual encontrar el poder de frenado másico expresado en (MeV. cm 2 /g). Las partículas ligeras como electrones experimentan colisiones elásticas, inelásticas y radiativas, en un grado de importancia no despreciable y que depende, entre otros factores, de la energía de las mismas. Debido a la pequeña masa de estas partículas, las colisiones elásticas provocan importantes desviaciones en su trayectoria, resultando ésta, por tanto, irregular y en zigzag. Desde un punto de vista energético, estas partículas pierden su energía provocando excitaciones e ionizaciones en los átomos del medio (colisiones inelásticas, C.I.) y emitiendo fotones (colisiones radiativas, C.R.). Por tanto, la pérdida total de energía por unidad de recorrido se expresa como: de dx total de dx C.I. de + dx C.R. En el caso de partículas pesadas, tal y como hemos visto, la pérdida de energía por colisiones radiativas es despreciable. Para electrones con energía inferior a 1 MeV, como en el caso de los utilizados en un tubo de RX, la pérdida de energía por ionizaciones y excitaciones disminuye a medida que aumenta la energía de la partícula. La pérdida de energía por radiación es tanto más importante cuanto mayor es la energía de la partícula y mayor es el número atómico del medio con el que interacciona. TEPR_IRD_T02 6 / 20 CSN-2015

7 El alcance de una partícula en un medio se define como el recorrido total de la partícula en el material, supuesto el recorrido rectilíneo. El alcance es, por tanto, la penetración máxima de una partícula de una energía determinada en un medio. En general, es inversamente proporcional al poder de frenado Interacción de electrones en un medio de alto número atómico La producción de rayos X se explica mediante la interacción de los electrones (partículas cargadas ligeras) con un material de número atómico elevado (por ejemplo Wolframio). Cuando los electrones se aceleran en el tubo de rayos X mediante una diferencia de potencial V, adquieren una energía cinética ev, siendo e la carga del electrón. Por ejemplo, potenciales de aceleración de 100 kv suministran a los electrones una energía cinética de 100 kev. Estos electrones, al interaccionar con los átomos del ánodo (generalmente Wolframio) en un tubo de rayos X producirán, fundamentalmente, excitaciones e ionizaciones de los mismos mediante las colisiones inelásticas. En cada una de ellas el electrón transfiere parte de su energía al medio y modifica su dirección de movimiento (Figura 1). a b Rayos X característicos c d E E Superficie del blanco Energía de Bremsstrahlung P K L M Rayo delta Electrón K arrancado Electrón en reposo E = h N Figura 1. Interacción de electrones con la materia En la mayoría de los casos la energía transferida en cada interacción es pequeña, de tal forma que, por ejemplo, un electrón de 100 kev puede experimentar hasta 1000 colisiones de este tipo antes de ser totalmente frenado. Su energía va siendo depositada a lo largo de la trayectoria, dando lugar a un aumento de la temperatura del ánodo. TEPR_IRD_T02 7 / 20 CSN-2015

8 En algunas de las ionizaciones, el electrón incidente golpea un electrón de una de las capas más profundas del átomo, arrancándolo de su posición y dejando una vacante en la capa. Esta vacante será ocupada en un plazo muy corto de tiempo (centésimas de microsegundo) por otro electrón de una capa superior para volver al estado fundamental de reposo. Como consecuencia de esta transición se emite un fotón de radiación característica, de energía igual a la diferencia entre los niveles energéticos de las capas involucradas. De ahí que el espectro de radiación característica sea un espectro discreto. En ocasiones, el electrón incidente en el ánodo se aproxima tanto al núcleo de los átomos que interacciona electrostáticamente con el mismo. Como consecuencia de la fuerza eléctrica ejercida, el electrón es desviado de su trayectoria experimentando una aceleración negativa. Como es una partícula cargada, en ese proceso de frenado se emite radiación electromagnética. Si la frecuencia de la radiación emitida es, la energía del fotón que se emite es h y la energía cinética del electrón se reducirá en una cantidad equivalente. En resumen, la repentina deceleración del electrón da lugar a la emisión de radiación electromagnética conocida con el nombre de radiación de frenado o, por el término generalmente aceptado de bremsstrahlung (del alemán Bremsung = frenado y Strahlung = radiación). La intensidad de la radiación de frenado aumenta fuertemente con el número atómico del material del blanco, de ahí que interese tener un ánodo de elevado número atómico para favorecer la producción de rayos X. Si el electrón, con una energía incidente E o es frenado totalmente en una sola colisión radiativa, toda su energía E o será emitida en forma de un único fotón. El número de colisiones de este tipo es poco frecuente y da lugar a la parte más energética del espectro. En consecuencia, cuando bombardeamos el ánodo con electrones de 100 kev podemos esperar la producción de algún fotón de energía 100 kev pero ninguno de energía superior a ésta. El espectro de radiación de frenado, será por tanto, un espectro continuo desde 0 kev hasta la energía del electrón de máxima energía. Para un electrón de baja energía, las colisiones inelásticas son mucho más frecuentes que las radiativas, de forma que electrones en el tubo de rayos X pierden aproximadamente un 99% de su energía por el primer mecanismo, lo que producirá un calentamiento del ánodo. Solo el 1%, aproximadamente, será convertido en fotones de rayos X. Los procesos comentados son muy complejos y pueden ocurrir en cualquier punto de la trayectoria del electrón dentro del ánodo y, por tanto, a cualquier profundidad siempre que ésta sea menor que el alcance del electrón. La radiación emitida debe emerger del ánodo para poder ser usada y la probabilidad de que esto suceda dependerá de la frecuencia de los fotones y del camino que tenga que recorrer. TEPR_IRD_T02 8 / 20 CSN-2015

9 2. INTERACCIÓN DE FOTONES CON LA MATERIA Introducción Los fotones son partículas con alto poder de penetración, ya que no tienen carga ni masa. La interacción de fotones con la materia se pueden interpretar de dos maneras: una macroscópica, referida a la forma de atenuar un haz de radiación para reducir el número de fotones que llega a un punto (se hablará de blindajes o filtros) y otra microscópica, referida a los procesos elementales de interacción radiación-materia, es decir, de los fotones con los átomos del material en el que inciden (de interés en técnicas de imagen radiográfica, radiobiología, etc.). Como se verá en adelante, dichas interacciones a nivel microscópico tienen distintas probabilidades de ocurrencia de acuerdo al número atómico de la materia en cuestión y de la energía de los fotones incidentes Atenuación de fotones Cuando un haz de radiación ionizante, rayos X o gamma, penetra en un medio material se observa una desaparición progresiva de los fotones que lo constituyen. Esta disminución del número de fotones incidentes se denomina atenuación, y se debe a la interacción de un cierto número de dichos fotones con los átomos que componen el medio. En la interacción de un fotón con un átomo, parte de la energía del fotón puede ser transferida a un electrón, el cual saldrá proyectado con una cierta energía cinética. El electrón consume esta energía produciendo a su vez nuevas ionizaciones de los átomos del medio. Así, parte de la energía del fotón incidente es absorbida por el medio. Esta forma de transferencia de energía es la responsable de los efectos biológicos radioinducidos. Otra parte de la energía de los fotones que interaccionan con el medio material reaparece en forma de fotones cuya energía es igual o inferior a la inicial y cuya dirección es distinta a la de incidencia. Se dice entonces que los fotones han sido dispersados. La atenuación de un haz de fotones, entendida como la disminución progresiva del número de fotones que transporta el haz, se debe por tanto a los dos tipos de procesos descritos, absorción y dispersión de fotones. TEPR_IRD_T02 9 / 20 CSN-2015

10 Figura 2. Absorción y dispersión de fotones Ley de atenuación Si un haz monoenergético de fotones, compuesto por N 0 fotones/cm 2.s, incide perpendicularmente sobre un material de espesor x, se producirá una atenuación o disminución del número de fotones del haz que depende del tipo de material, de su espesor y de la energía de los fotones incidentes. Figura 3. Atenuación de un haz de fotones. Si consideramos un espesor elemental dx situado a profundidad x y suponemos que le llegan un número N de fotones/cm 2.s, el número dn de fotones que desaparecen del haz por fenómenos de absorción o dispersión en el elemento dx es: dn = - μ N dx (1) donde μ es el coeficiente de atenuación lineal, constante de proporcionalidad que depende de una manera muy compleja de la energía de los fotones y del tipo de material absorbente TEPR_IRD_T02 10 / 20 CSN-2015

11 (de su número atómico y densidad). Tiene dimensiones de L -1 (p. ej. cm -1 ). La expresión anterior, reformulada como: dn / N dx muestra que μ representa la fracción de fotones que interaccionan en la materia (dn/n) por unidad de espesor del material absorbente (dx) y, por tanto, la probabilidad de interacción por unidad de recorrido. De la expresión anterior se deduce que la disminución relativa en el número de fotones en cada elemento de espesor dx es siempre la misma. Si integramos la expresión (1), considerando μ constante obtenemos: N = No e - μx (2) Como se ha dicho, μ es función del material considerado y de la energía de la radiación incidente, μ(e, ρ, Z). La figura 4 muestra cómo, para un mismo espesor atravesado, los haces muy energéticos se atenúan en mucha menor medida que los de menor energía. Para un material determinado, si el haz de fotones incidente es monoenergético, la intensidad del haz se atenúa de forma exponencial al atravesar un absorbente, tal y como indica la expresión (2). Dicha expresión, por tanto, solamente es válida cuando se trata de: - fotones monoenergéticos - haz muy colimado (estrecho), superficie transversal del haz sobre el material muy pequeña. - espesor de material absorbente muy delgado. Figura 4. Curvas de atenuación de haces de fotones de distintas energías Para haces monoenergéticos, se llama espesor de semirreducción o capa hemirreductora TEPR_IRD_T02 11 / 20 CSN-2015

12 (CHR) al espesor de un material determinado necesario para reducir la intensidad del haz a la mitad de su valor inicial. A partir de su medida se puede analizar la calidad del haz de radiación, puesto que cuanto más penetrante sea éste, se necesitará un mayor espesor para reducir la intensidad. Su valor, calculado a partir de la expresión (2) es: CHR = Ln 2 0,693 = De igual forma se puede definir la capa decimorreductora (CDR) como aquélla capaz de reducir la intensidad del haz a su décima parte, y su valor es: CDR= Ln 10 Puede ser útil, en ocasiones, al igual que ocurría con el poder de frenado, utilizar una magnitud que sea independiente de la densidad del medio, el coeficiente de atenuación másico, μ m =μ/ρ. μ/ρ se medirá normalmente en cm 2 /g, y dado un fotón de una energía determinada será el mismo para cada medio independientemente de la densidad Procesos de interacción Los fotones interaccionan con la materia fundamentalmente por tres tipos de procesos: el efecto fotoeléctrico (EF), la dispersión Compton (DC) y la creación de pares (CP). a) Efecto fotoeléctrico En el efecto fotoeléctrico, un fotón interacciona con el átomo invirtiendo toda su energía en arrancar un electrón de las capas más profundas, es decir, con mayor energía de ligadura. Esa energía es cedida al electrón en forma de energía cinética. (Figura 5). L K Electrón libre (h ) - E e Fotón g (h ) Núcleo TEPR_IRD_T02 12 / 20 CSN-2015

13 hv = Energía ligadura + Energía cinética del electrón del electrón Figura 5. Efecto fotoeléctrico El 80% de las interacciones de este tipo se producen con electrones de la capa más ligada, la K. Para ello, el fotón ha de tener energía suficiente para "arrancarlos"; de otra manera, podrá arrancar un electrón de la L, M, y así sucesivamente. La probabilidad de que se produzca una interacción por efecto fotoeléctrico, cuantificada mediante el coeficiente de atenuación lineal fotoeléctrico μ EF tiene las siguientes características: - disminuye rápidamente cuando aumenta la energía de los fotones (aproximadamente como 1/E 3 ). - aumenta de forma importante cuando aumenta el número atómico del material (proporcionalmente como Z n, n > 3). En el rango de energías del radiodiagnóstico, la probabilidad de una interacción por efecto fotoeléctrico aumenta proporcionalmente con Z 3. - es proporcional a la densidad del medio. La interacción por efecto fotoeléctrico es, para energías por debajo de 100 kev (radiodiagnóstico), la más probable que se da en tejidos biológicos. Cuando un fotón interacciona por efecto fotoeléctrico con dichos tejidos biológicos, prácticamente toda su energía se deposita en el medio y se traducirá en efectos biológicos radioinducidos. b) Dispersión Compton Se trata de una interacción que se produce mayoritariamente entre el fotón y los electrones atómicos poco ligados (los de las capas más externas). En la interacción Compton, parte de la energía es cedida al electrón poco ligado en forma de energía cinética, y otra parte de la energía del fotón se convierte en un nuevo fotón dispersado, de menor energía que el incidente. La energía cinética del electrón será prácticamente igual a la diferencia de energía entre ambos fotones (Figura 6). TEPR_IRD_T02 13 / 20 CSN-2015

14 Núcleo L K Electrón libre Fotón g j Fotón g Figura 6. Efecto Compton La cantidad de energía que se transfiere al electrón atómico varía con la energía del fotón incidente, siendo mayor a medida que aumenta la energía de éste. A bajas energías, el electrón se expulsa con muy poca energía, llevando el fotón dispersado casi toda la energía del incidente. La probabilidad de que se produzca una interacción Compton, expresada mediante el coeficiente de atenuación lineal Compton μ DC : - disminuye al aumentar la energía de los fotones (aproximadamente como 1/E). - varía poco con el número atómico del material (Z). - es proporcional a la densidad atómica del medio, (ρ). En tejidos biológicos, la interacción Compton es la interacción predominante que se da a energías intermedias, entre 100 y kev. c) Creación de pares Cuando la energía de un fotón es superior a 1020 kev (1,02 MeV), ésta puede ser absorbido y dicha energía materializada en un fotón en un electrón y un positrón (la antipartícula del electrón). Se dice entonces que ha tenido lugar una interacción por creación de pares. Puesto que las energías a las que se puede dar este tipo de interacción son prácticamente un orden de magnitud mayor que las utilizadas en radiodiagnóstico, esta interacción escapa del contenido del curso. TEPR_IRD_T02 14 / 20 CSN-2015

15 Núcleo Electrón libre Fotón g (Energía > 1,022 MeV) Positrón gg Fotón Fotón 0,511 MeV 0,511 MeV Figura 7.- Creación de pares. Coeficiente de atenuación total El coeficiente de atenuación total μ de un medio, para fotones de una energía dada, es la suma de los coeficientes de atenuación fotoeléctrica, Compton y de creación de pares. En nuestro caso este último es nulo. EF DC CP En la Figura 8 se representan los coeficientes de atenuación del agua para cada proceso en función de la energía de los fotones. Figura 8. Variación con la energía, de los coeficientes de atenuación másicos del agua TEPR_IRD_T02 15 / 20 CSN-2015

16 Número atómico efectivo Hasta ahora, hemos hablado siempre del número atómico del material, que es propio de cada elemento químico, pero en la práctica, los materiales con los que interaccionan los fotones están formados por varios elementos químicos. Para obviar esta dificultad se utiliza un "número atómico efectivo" que permite tratar globalmente el material a efectos comparativos con otros materiales puros. El número atómico efectivo, Z eff, de un material compuesto es el número atómico que tendría un material puro que se comportase, en cuanto a la interacción de fotones de la misma forma que lo hace el compuesto. En la Tabla 2 se especifican los números atómicos efectivos junto con otras propiedades físicas para materiales de interés en radiodiagnóstico. Como se puede observar, y tal y como se dijo antes, el número atómico efectivo de las sustancias de contraste es mucho mayor que el de los tejidos, prácticamente 5 veces superior a los huesos y unas 8 superior a los músculos. TABLA 2 DATOS DE MATERIALES DE INTERÉS EN RADIODIAGNÓSTICO Material Densidad (Kg/m 3 ) Z efectivo electrones/gramo x Carbón ,97 Oxígeno 1, ,01 Aluminio ,90 Cobre ,75 Plomo ,38 Aire 1,293 7,78 3,01 Agua ,51 3,34 Músculo ,64 3,31 TEPR_IRD_T02 16 / 20 CSN-2015

17 Grasa 916 6,46 3,34 Hueso ,31 3,19 Iodo ,51 Bario , Formación de la imagen radiológica En el rango de energía de los fotones utilizados en radiodiagnóstico, de 20 a 120 kev, los procesos de interacción con tejidos biológicos son los ya descritos: interacción fotoeléctrica e interacción Compton. La primera de ellas representa la absorción total de la energía del fotón, mientras que en la interacción Compton aparece un fotón dispersado de energía menor o igual que la del fotón incidente, por lo que sólo se produce un depósito parcial de la energía del mismo. La imagen radiológica se forma cuando un haz de fotones atraviesa un paciente y parte de los fotones del mismo son transmitidos, alcanzando el sistema de registro de la imagen. Esos fotones que alcanzan el sistema de imagen son, por un lado, los fotones primarios que han pasado a través del paciente sin interaccionar y, por otro, los fotones dispersados originados en los procesos de interacción Compton en el paciente. Los fotones primarios son los que contribuyen a la formación de la imagen, ya que la intensidad del haz transmitido en cada zona del paciente depende de las diferencias de absorción de los fotones en los distintos tejidos atravesados. Así, la imagen radiológica puede considerarse una sombra del objeto producida por los rayos X; los tejidos muy atenuantes (p. ej. huesos) absorberán prácticamente todos los fotones incidentes, obteniéndose en la imagen una zona blanca, mientras que los tejidos poco atenuantes (pulmones) dejarán pasar la mayor parte de dichos fotones, obteniéndose como resultado una zona negra en la imagen. Desde el punto de vista de formación de la imagen radiológica, el efecto fotoeléctrico es la interacción que contribuye a la correcta formación de una imagen radiológica de buena calidad, porque aumenta el contraste natural entre los distintos tejidos. Dicho contraste se debe a que algunos tejidos absorben mayor número de fotones que otros y, por tanto, aumenta cuando las diferencias de absorción en los tejidos adyacentes son grandes. Así, debido al efecto fotoeléctrico, se producirán en la imagen zonas claras ante estructuras de TEPR_IRD_T02 17 / 20 CSN-2015

18 mucha densidad atómica y otras oscuras ante tejidos más radiotransparentes. Debido a que las diferencias de absorción por efecto fotoeléctrico dependen de la tercera potencia del número atómico, Z 3, pequeñas diferencias en la composición química de dos tejidos (diferencias en el número atómico efectivo de dichos tejidos, Z ef ) originan importantes diferencias de absorción. Desde el punto de vista de la dosis impartida al paciente, el efecto fotoeléctrico no es deseable puesto que toda la energía del fotón incidente es absorbida, es decir, cedida al paciente. Por otra parte, la probabilidad de que un fotón sea absorbido por efecto fotoeléctrico disminuye de forma muy importante cuando aumenta la energía de los fotones y en consecuencia el contraste disminuye al aumentar la tensión aplicada al tubo (la tensión regula la energía máxima de los fotones). Para obtener suficiente contraste entre estructuras de contraste intrínseco similar como son, por ejemplo, la grasa y el músculo, o un parénquima glandular, es necesario usar tensiones bajas, de 25 a 30 kv, que son las utilizadas en mamografía. Para poder visualizar determinados tejidos cuyo número atómico efectivo es muy similar al resto de estructuras contiguas, en determinadas situaciones se utilizan en la práctica radiológica sustancias denominadas contraste. Dicha sustancia cuenta con un número atómico bastante más alto que el tejido blando, por lo que atenúa mucho más los rayos X incidentes. Así, al ser administrado al paciente permite visualizar las vías de entrada del mismo (p. ej. venas o arterias) como si se tratara de estructuras con mucho contraste intrínseco. Las sustancias más utilizadas son los compuestos yodados y los de bario. Como se ha visto anteriormente, en la interacción Compton se generan fotones dispersados en distintas direcciones a la de incidencia en el tejido. A medida que aumenta la energía media del haz, aumenta la intensidad de fotones dispersos generados, así como al aumentar el volumen de tejido atravesado, puesto que el haz tiene más átomos con los que interaccionar. La probabilidad de que se produzca una dispersión Compton es poco dependiente del número atómico, proporcional a la densidad y varía mucho más lentamente con la energía que en la interacción fotoeléctrica. Los fotones dispersados emergen del material, en general, en otra dirección diferente a la de incidencia, por lo que pueden ir a parar a cualquier punto del receptor de imagen. Así pues, producirán un ennegrecimiento en distintos puntos de la imagen que no se corresponderá con el contraste intrínseco de las estructuras atravesadas. Esos fotones que llegan aleatoriamente al receptor producirán, además, un velo uniforme sobre la imagen que deteriora aún más el contraste, es decir, son perjudiciales para la calidad de imagen. La dispersión Compton proporciona, por tanto, mucho menos contraste entre tejidos con distinto número atómico que el efecto fotoeléctrico. Para evitar este deterioro en la imagen, se recurre a la utilización de las llamadas rejillas antidifusoras, que pueden eliminar hasta un 90% de la radiación dispersa que llega al receptor. TEPR_IRD_T02 18 / 20 CSN-2015

19 Cuando los fotones interaccionan predominantemente por efecto Compton, la energía depositada en el paciente es una pequeña fracción de la energía del fotón incidente, y no toda la energía transportada, por tanto al aumentar el número de interacciones Compton disminuye la dosis impartida al paciente. En ocasiones, para conseguir que en una misma película aparezcan imágenes correctas de dos regiones con opacidad radiológica muy distinta (p. ej. en una imagen de tórax, pulmón y hueso), hay que reducir el contraste de la imagen. Esto puede conseguirse utilizando tensiones elevados (las exposiciones de tórax suelen realizarse a kvp). En resumen, las interacciones por efecto fotoeléctrico, que predominan a tensiones bajas, son deseables desde el punto de vista de la calidad de la imagen porque proporcionan un alto contraste sin producción de radiación dispersa, pero desafortunadamente la dosis impartida al paciente es más alta que cuando se produce la interacción Compton, a valores de kv mayores. En consecuencia, la elección del kv adecuado para la obtención de una imagen radiológica ha de ser un compromiso entre los requerimientos de baja dosis al paciente y una calidad de imagen óptima. En la Figura 9 se ha representado la variación con la energía de los coeficientes de atenuación másico para distintos materiales y/o tejidos, entre ellos hueso y tejido blando. La diferencia entre estos dos coeficientes es muy grande a bajas energías y disminuye a medida que aumenta ésta. Se puede ver, por tanto, que disminuye el contraste entre ambos tejidos al aumentar la energía. Independientemente de la formación de la imagen, hay que tener presente que los fotones dispersados son los responsables de las dosis de radiación que reciben público y personal de la instalación, pues dan lugar a unos ciertos niveles de radiación dispersa en la sala. Estos niveles, que será necesario evaluarlos de cara a la protección radiológica, serán objeto de próximos temas. Una adecuada colimación del haz y una compresión del tejido irradiado reducen la intensidad de la radiación dispersa y contribuyen por tanto a mejorar la calidad de la imagen como a la protección radiológica del profesional. TEPR_IRD_T02 19 / 20 CSN-2015

20 Coef. de atenuación másico Curso de TÉCNICO EXPERTO EN PROTECCIÓN RADIOLÓGICA EN INSTALACIONES DE RADIODIAGNÓSTICO Yodo Plomo 1 Hueso Músculo Grasa 0, Energía de los rayos X (kev) Figura 9. Variación con la energía del coeficiente de atenuación másico para varios materiales TEPR_IRD_T02 20 / 20 CSN-2015