δr = λ
πθ, (2.10)
où θ est le demi-angle au sommet. La résolution propre à notre système plein champ sera précisée dans le chapitre 3.
Une grande ouverture numérique de collection permet donc d’augmenter la résolution latérale. Cependant, dans le cas très général, un tel choix conduit à sacrifier la profondeur sur laquelle l’échan-tillon est sondé [Tomlins and Wang, 2005]. En effet la profondeur de champ DOF15 varie comme l’inverse de l’ouverture numérique et est donnée par la formule [Born and Wolf, 1999] :
DOF = 2 nλ
NA2 (2.11)
Le signal venant de profondeurs plus grandes que la profondeur de champ est atténué voire ignoré : il existe donc un certain domaine de profondeurs inaccessibles à l’analyse OCT, déterminé par l’ouverture numérique principalement. Il y a donc un compromis à faire entre une bonne résolution latérale et une bonne profondeur d’analyse. Le problème est donc présent pour les montages type Fd-OCT et Td-OCT dans lesquels la référence seule est translatée. La solution consiste à pouvoir focaliser sur l’échantillon de manière dynamique pendant l’acquisition, ce qui est le cas de l’OCT plein champ pour laquelle ce problème ne se pose pas.
2.4 Extensions de l’OCT
L’essor considérable de l’OCT a conduit à diversifier les montages. Il existe ainsi de nombreuses extensions des montages standards Td-OCT et Fd-OCT dont les principaux dispositifs sont présen-tées dans cette partie [Fercher et al., 2003, Tomlins and Wang, 2005].
D’autre systèmes, hybrides, combinent plusieurs techniques d’imagerie avec l’OCT pour optimiser les performances du système. Par exemple on remarque dans la littérature un dispositif couplant la technique d’optique adaptative, élaborée initialement pour l’astronomie, à l’OCT pour l’étude de la rétine de l’oeil [Blavier et al., 2009]. Le dispositif associe la haute résolution transverse de l’imagerie par optique adaptative, qui compense les aberrations du montage et de l’oeil, à la haute résolution axiale de l’OCT, ce qui en fait un système de haute résolution spatiale dans toutes les directions de l’espace.
2.4.1 Spectroscopie par OCT
La spectroscopie par OCT (SOCT) est un développement de l’OCT classique qui consiste à ana-lyse spectralement le signal d’interférence [Kulkarni and Izatt, 1996, Morgner et al., 2000] tant dans le domaine temporel que dans le domaine de Fourier [Leitgeb et al., 2000]. Le signal interférométrique est généralement analysé par transformée de Fourier .
Il s’agit donc d’une mesure spectroscopique résolue spatialement dans la mesure où l’opération de transformée de Fourier est uniquement appliquée au signal d’interférence d’une profondeur donnée. La figure 2.12 illustre le principe d’une mesure spectroscopique par OCT résolue en profondeur : à partir d’une mesure interférométrique OCT on peut soit étudier l’enveloppe des interférogrammes, ce qui conduit à faire de l’imagerie, ou bien en faire une analyse spectrale ce qui conduit à faire de la spectroscopie par OCT.
λ
λ
λ
Echan llon Mesure OCT
Imagerie
Spectroscopie
z
z
z
Figure 2.12 – Principe d’une mesure spectroscopique par OCT résolue en profondeur
La spectroscopie par OCT permet d’apporter une information supplémentaire à l’image tomogra-phique obtenue par OCT standard. En effet, en précisant la signature spectrale de l’élément observé dans l’image OCT on améliore la caractérisation de l’échantillon. De cette manière les développements de l’OCT pour la spectroscopie ont d’abord consisté à définir une grandeur métrologique pour évaluer les modifications spectrales au sein de l’échantillon, généralement dues à l’absorption de la lumière.
Une méthode classique consiste à calculer le centre de masse du spectre mesuré en chaque point de l’image [Morgner et al., 2000, Dubois et al., 2008]. Un élément absorbant fortement dans le bleu aura une réponse spectrale dont le centre de masse est très décalée dans le rouge. On trace alors une image d’intensité où la luminance caractérise l’intensité du champ rétrodiffusé (imagerie) et la teinte le décalage spectral du centre de masse (spectral), on parle alors de contraste spectroscopique. La figure 2.13, issue de la référence [Dubois et al., 2008], présente une telle mesure effectuée sur un échantillon biologique ex vivo. Le décalage spectral dans certaines zones de l’image, de l’ordre de 30 nm vers
2.4. Extensions de l’OCT 41 les hautes longueurs d’onde, caractérise la présence de mélanocytes. L’information spectrale est ici qualitative et ce sont les différences spectrales au sein de l’échantillon qui améliorent le contraste.
Figure2.13 – Analyse SOCT d’un embryon de tétard Xenopus Laevis [Dubois et al., 2008]. (A) Image OCT classique. (B) Image OCT avec contraste spectroscopique. Les zones apparaissant rouges in-diquent un décalage spectral prononcé vers le rouge, ce qui souligne la présence de mélanocytes.
De la même manière que le centre de masse a été utilisé, le résultat de l’autocorrélation d’un spectre peut être défini comme grandeur métrologique [Adler et al., 2004]. Appliquée dans le cas d’échantillons constitués de multiples centres diffuseurs de concentration et de taille différentes, l’au-tocorrélation du spectre de la lumière rétrodiffusée est modulée. Il a été montré qu’il est alors possible de différencier des milieux de natures différentes par contraste spectroscopique basé sur l’autocorré-lation du spectre.
Il faut distinguer deux origines physiques de la modification spectrale de la lumière rétro-diffusée, et donc mesurée par OCT : la dépendance spectrale de l’absorption, qui vient des propriétés optiques du matériau via son indice complexe, et la dépendance spectrale de la diffusion, qui vient des propriétés morphologiques de la particule.
Les propriétés d’absorption de colorants, ou de milieux constitués de particules absorbantes lar-gement plus petite que le volume focal (c’est-à-dire plus petites que la résolution du dispositif), ont fait l’objet de mesures quantitatives [Leitgeb et al., 2000, Morgner et al., 2000, Latour et al., 2010]. Cependant ces mesures n’ont généralement été réalisées que dans le but de démontrer la faisabilité et la pertinence de la mesure spectroscopique par un dispositif.
Pour des échantillons comportant des particules diffusantes dont la taille est de l’ordre de la lon-gueur d’onde, la théorie de Mie indique que la signature spectrale est alors fonction de la taille et la forme des diffuseurs (cas d’une sphère). On note dans la littérature des travaux théoriques cherchant à relier la signature spectrale mesurée par OCT aux caractéristiques géométriques de particules, mais aussi en fonction de la densité de particules dans le milieu [Xu et al., 2005, Yi et al., 2009]. Dans ce cas la mesure spectrale n’est pas utilisée pour caractériser les centres diffuseurs suivant leur spectre d’absorption mais bien suivant leur géométrie. A terme l’idée est donc de suivre quantitativement l’évo-lution de la taille et de la forme de cellules cancéreuses dans des tissus biologiques. Nous décrirons plus en détail dans les chapitres 5 et 6 l’interaction physique en OCT sur des particules diffusantes et les conséquences sur la mesure spectroscopique.
2.4.2 Swept source OCT
Les montages Swept-Source OCT (SS-OCT) sont fondamentalement des dispositifs Fd-OCT dans le sens où le signal d’interférence est enregistré en fonction de ω. Cependant on n’utilise pas de spectromètre en sortie mais un détecteur unique car c’est la source elle-même qui est modulée en fréquence [Chinn et al., 1997]. Le signal ∆I(ω) (eq. 2.1) est de cette manière enregistré de manière séquentielle et non plus optique.
Il s’agit donc d’une alternative au montage Fd-OCT standard et la rapidité d’acquisition en fait une technique tout autant adaptée aux mesures in vivo. L’inconvénient est la mise en oeuvre, lourde, de la modulation en fréquence de la source, ce qui est généralement fait à l’aide de miroir de Bragg, filtres ou cavités lasers dont les réflecteurs consistent en des réseaux rotatifs.
2.4.3 Doppler OCT
L’OCT dite Doppler(D-OCT) consiste à mesurer les vitesses des éléments diffusants à partir de la mesure interférométrique OCT. L’effet Doppler, du nom du physicien autrichien Christian Johan Doppler (1803 − 1853), intervient lorsqu’une vibration lumineuse de pulsation ωo est réfléchie par un élément se propageant à la vitesse vD. La pulsation effective ω est alors :
ωef f = ωo1 −vcD L’interférogramme oscille donc avec une période λef f = ω2πc
ef f, il est alors possible de remonter jusqu’à la mesure de vD, qui caractérise l’échantillon.
Les dispositifs Doppler-OCT ont fait leur preuve pour visualiser et mesurer les flux sanguins, et ce dans les vaisseaux superficiels de la peau et de la rétine. La vitesse est mesurée à partir de la
2.4. Extensions de l’OCT 43 fréquence Doppler.
2.4.4 Polarisation-Sensitive OCT
Le principe des dispositifs Polarisation-Sensitive OCT (PS-OCT) est de mesurer l’état de polari-sation de la lumière, qui, après propagation dans un milieu biréfringent, a pu être modifié [de Boer et al., 1997]. La lumière rétrodiffusée par l’échantillon interfère avec la référence suivant les axes lents ou rapides de l’échantillon, et cela toujours de manière résolue en profondeur.
La biréfringence est généralement causée par l’échantillon, constitué de molécules intrinsèquement anisotropes, par la structure des couches qui le constituent ou par la diffusion anisotrope de la lumière par certains éléments. Il est possible de déterminer la matrice de Muller et les paramètres de Stokes à l’aide de ces montages optiques.
Les systèmes Polarisation-Sensitive PS-OCT sont adaptés aux études dentaires dans la mesure où l’émail est un milieu biréfringent mais également en ophtalmologie et en dermatologie.
2.4.5 Quantum OCT
La résolution axiale des dispositifs d’OCT classiques, dans le domaine temporel et dans le domaine de Fourier, dépend principalement de la longueur de cohérence temporelle de la source. Or plus la source est spectralement large plus elle est sujette à la dispersion introduite par l’échantillon. On a vu avec l’équation 2.9 que la résolution axiale diminue lorsque la dispersion augmente. Les dispositifs qui compensent la dispersion impliquent de connaître celle de l’échantillon avant même de le sonder, ou du moins d’en faire une approximation. Récemment, un développement de l’OCT dans le domaine quantique, appelé Quantum OCT (QOCT), permet d’annuler complètement les problèmes de disper-sion et améliore la résolution axiale d’un facteur deux tout ayant une sensibilité plus grande que les montages classiques [Nasr et al., 2003].
Dans ce système la source de lumière est une paire de photons intriqués, créés par un laser-pompe sur un cristal non linéaire. Comme dans un montage Td-OCT classique l’un des photons se réfléchit sur le miroir de référence, translaté en z, tandis que l’autre est réfléchi à une cote z dans l’échantillon. En aval du montage deux détecteurs comptent le nombre de coïncidences tandis que la référence est trans-latée. Le taux de coïncidence en fonction de z permet alors d’identifier les interfaces dans l’échantillon.