La tomographie par cohérence optique pour l'endoscopie - École ...

La tomographie par cohérence optique
pour l’endoscopie
Annabelle Gascon
École Polytechnique de Montréal, département de Génie Physique,
C.P. 6079, succ. Centre-ville, Montréal (Québec) Canada H3C 3A7
annabelle.gascon@polymtl.ca
Abstract: La tomographie par cohérence optique (TCO) est une
méthode d’imagerie médicale à haute résolution permettant de faire des
images en profondeur de tissus biologiques. Les développement récents
ont permis l’implémentation dans un endoscope afin de visualiser des
organes internes. L’objectif est de détecter des cellules cancéreuses par un
système d’imagerie faiblement invasif, ce qui remplacerait les biopsies. Cet
article présente le principe et les considérations pratiques de la TCO dans
le domaine du temps et dans le domaine de Fourier. Il se concentre sur
les développements actuels concernant l’endoscopie et les résultats obtenus.
© 2010 École Polytechnique de Montréal
Références
1. J.M. Zara and C.A. Lingley-Papadopoulos. Endoscopic oct approaches toward cancer diagnosis. IEEE Journal
on Selected Topics in Quantum Electronics, 14(1) :70 – 81, 2008.
2. Albert A. Michelson and Edward W. Morley. On the relative motion of the earth and the luminiferous ether.
American Journal of Science, 34(203) :22, 1887.
3. A. F. Fercher, K. Mengedoht, and W. Werner. Eye-length measurement by interferometry with partially coherent
light. Opt. Lett., 13(3) :186–188, 1988.
4. Lihong V. Wang and Hsin-I WU. Biomedicals Optics : Principles and Imaging. John Wiley & Sons, 2007.
5. P. A. Flournoy, R. W. McClure, and G. Wyntjes. White-light interferometric thickness gauge. Appl. Opt.,
11(9) :1907–1915, 1972.
6. P H Tomlins and R K Wang. Theory, developments and applications of optical coherence tomography. Journal
of Physics D : Applied Physics, 38(15) :2519–2535, 2005.
7. A. F. Fercher, C. K. Hitzenberger, G. Kamp, and S. Y. El-Zaiat. Measurement of intraocular distances by backscattering
spectral interferometry. Optics Communications, 117(1-2) :43 – 48, 1995.
8. Duncan Graham-Rowe. A coherent answer to imaging. Nature Photonics, 1 :555, 2007.
9. A. Unterhuber, B. Povazay, K. Bizheva, B. Hermann, H. Sattmann, A. Stingl, T. Le, M. Seefeld, R. Menzel,
M. Preusser, H. Budka, C. Schubert, H. Reitsamer, P.K. Ahnelt, J.E. Morgan, A. Cowey, and W. Drexler. Advances
in broad bandwidth light sources for ultrahigh resolution optical coherence tomography. Physics in
Medicine and Biology, 49(7) :1235 – 46, 2004.
10. Qi Zhao and T. Buma. Spectral domain optical coherence tomography using a microchip laser-pumped photonic
crystal fiber supercontinuum source. volume 6847, pages 68472 – 1, USA, 2008.
11. Tuan Vo-Dinh. Biomedical Photonics Handbook. Boca Raton, FL : CRC Press, 2003.
12. James G Fujimoto. Optical coherence tomography for ultrahigh resolution in vivo imaging. Nature Biotechnology,
21(11) :1361, 2003.
13. Tearney Guillermo J. Bouma, Brett E. Handbook of optical coherence tomography. New York : Marcel Dekker,
2002.
14. J.M. Zara and P.E. Patterson. Polyimide amplified piezoelectric scanning mirror for spectral domain optical
coherence tomography. Applied Physics Letters, 89(26) :263901 – 1, 2006.
15. K. Aljasem, A. Seifert, and H. Zappe. Tunable scanning fiber optic mems-probe for endoscopic optical coherence
tomography. In Micro Electro Mechanical Systems, 2009. MEMS 2009. IEEE 22nd International Conference on,
pages 1003–1006, Jan. 2009.

16. Alexander Sergeev, V. Gelikonov, G. Gelikonov, Felix Feldchtein, R. Kuranov, N. Gladkova, N. Shakhova,
L. Snopova, A. Shakhov, I. Kuznetzova, A. Denisenko, V. Pochinko, Yu Chumakov, and O. Streltzova. In vivo
endoscopic oct imaging of precancerand cancer states of human mucosa. Opt. Express, 1(13) :432–440, 1997.
17. K. Aljasem, A. Werber, A. Seifert, and H. Zappe. Fiber optic tunable probe for endoscopic optical coherence
tomography. Journal of Optics A : Pure and Applied Optics, 10(4) :044012 – 1, 2008.
18. Desmond C. Adler, Chao Zhou, Tsung-Han Tsai, Joe Schmitt, Qin Huang, Hiroshi Mashimo, and James G.
Fujimoto. Three-dimensional endomicroscopy of the human colon using optical coherence tomography. Optics
Express, 17(2) :784 – 786, 2009.
1. Introduction
Les technologies d’imagerie médicale sont en constante évolution. En effet, détecter et diagnostiquer
des maladies comme le cancer est un défi majeur qu’elles tentent de relever. Plusieurs
types de cancers apparaissent dans le tissu épithélial (tissu recouvrant la surface interne des
organes) [1]. Ces cancers se développent à faible profondeur, environ 600 µm sous la surface.
Pour les détecter, les technologies existantes sont l’imagerie par ultrasons, la vidéoendoscopie
et la biopsie combinée à l’histopathologie. L’imagerie par ultrasons permet d’imager en profondeur
de façon non invasive, mais est limitée à une résolution de 100 µm. La vidéoendoscopie
permet de voir la paroi interne des organes, mais pas de visualiser les tissus en profondeur.
Pour avoir cette information, on réalise une biopsie à des endroits potentiellemet cancéreux ;
une histopathologie permet alors de voir en détail les cellules. Cependant, la biopsie est invasive
et est limitée à un faible nombre d’échantillons, d’où un risque de faux négatif. De plus,
l’histopathologie prend quelques heures, et ainsi ne permet pas au chirurgien de visualiser le
tissu en temps réel.
Il y a donc un véritable besoin pour un nouveau système d’imagerie médicale. Celui-ci doit
pouvoir imager en profondeur de façon non-invasive, à haute résolution (environ 10 µm), en
temps réel et être assez petit pour être inséré dans un endoscope. Cet article montre que la
tomographie par cohérence optique (TCO) en endoscopie répond à ces multiples besoins.
Le principe de base de la TCO n’est pas récent, il remonte à la fin du XIX e siècle avec l’interféromètre
de Michelson [2]. L’interférométrie s’est ensuite développée avec l’introduction
de sources large bande, pour faire de l’interférométrie à faible cohérence. Ces principes ont été
appliqués à l’imagerie médicale à la fin des années 80. La première application clinique a été
l’imagerie de la rétine, qui a l’avantage d’être peu dispersive pour les longueurs d’onde du visible
[3]. Plus récemment, la TCO dans le domaine de Fourier a permis de réaliser de l’imagerie
en trois dimensions ou en temps réel.
Cet article présente le principe de la tomographie par cohérence optique, les considération
pratiques nécessaires à sa mise en œuvre, l’implémentation dans un endoscope et quelques
avancées récentes.
2. Principe de la tomographie par cohérence optique
Le principe de la tomographie par cohérence optique est bien connu et peut être expliqué en
décrivant les faisceaux incidents et réfléchis comme des combinaisons d’ondes monochromatiques.
Le livre Biomedical Optics : Principle and Imaging [4] est une référence en biophotonique
et possède un chapitre traitant de la TCO.
2.1. Interféromètre de Michelson
Le principe de base de la TCO est l’interféromètre de Michelson décrit sur la figure 1. Une
source de lumière est dirigée vers un cube séparateur de faisceau, qui sépare la lumière sur deux
bras, appelés bras de référence et bras de l’échantillon. À l’extrémité du bras de référence se
trouve un miroir mobile, qui sert de référence pour la position selon l’axe z de l’échantillon.
L’échantillon est placé à l’extrémité de l’autre bras. Les deux faisceaux sont ensuite recombinés

FIGURE 1. Interféromètre de Michelson. Le faisceau incident est divisé par un cube
séparateur vers un miroir de référence (bras R) et un échantillon (bras S). Les faisceaux
réfléchis sont recombinés vers le détecteur.
et détectés. Si on suppose que la source est monochromatique et que le miroir et l’échantillon
sont des réflecteurs parfaits, les champs électriques réfléchis par les bras de référence (R) et de
l’échantillon (S) peuvent s’écrire, au niveau du détecteur :
E in = exp[−i(ωt + kl in )] (1)
E R = 1 2 exp{i[k(l in + 2l R + l out ) − ωt]} (2)
E S = 1 2 exp{i[k(l in + 2l S + l out ) − ωt]} (3)
où l in , l R , l S et l out sont les distances entre le séparateur de faisceau et respectivement la source,
le miroir de référence, l’échantillon et le détecteur. L’intensité est :
I(t) = 〈|E R + E S | 2 〉 (4)
I(t) = 1 2 E2 in + Ein 2 cos(2k(l R − l S )) (5)
} {{ }
déphasage
où on a négligé les déphasages éventuels dus au cube séparateur. Le déphasage est :
∆φ = 2k∆l = 2 2πn ∆l = 2 nω 0
∆l (6)
λ 0 c
où ∆l = l R −l S est la différence de longueur entre les bras de référence et d’échantillon, où λ 0 et
ω 0 sont respectivement la longueur d’onde dans le vide et la fréquence angulaire de la source,

c est la vitesse de la lumière dans le vide et où on a supposé que l’indice de réfraction n est le
même pour les deux bras. Ainsi, en mesurant l’intensité, on peut connaitre la valeur de ∆l.
2.2. Interféromètre à faible cohérence
Afin d’obtenir une plus grande précision sur la valeur de ∆l, il est possible d’utiliser une
source large bande. Cette idée a entre autres été utilisée pour mesurer l’épaisseur de couches
minces [5]. Une source large bande peut être décrite comme étant la combinaison linéaire
de plusieurs sources monochromatiques de longueurs d’onde différentes. Ainsi, il y aura interférence
constructive pour ∆l = 0.
Quantitativement, une source large bande peut être caractérisée par sa longueur de cohérence,
l c . Le temps de cohérence, τ c , correspond à la largeur à mi-hauteur de la fonction d’autocorrélation
de la source et τ c = l c
c
. Avec E(t) le champ électrique, la fonction d’autocorrélation
est :
∫ +∞
G(t) = E(t)E(t + τ)dt (7)
−∞
Pour une source de forme gaussienne, la longueur de cohérence est donnée par :
l c = 4ln(2)
π
Ainsi, lorsque ∆λ est grand, la source est large bande et est dite à faible cohérence. Ce type
d’interférométrie est dit à faible cohérence. L’interférogramme obtenu a un pic d’interférence
constructive de largeur l c pour ∆l = 0.
2.3. Tomographie optique cohérente dans le domaine du temps
On peut maintenant reprendre les équations de la section 2.1, mais en ajoutant un composante
en ω pour la source et pour la réponse en réflexion de l’échantillon, comme utilisé dans une
revue de littérature faite par P. H. Tomlins et R. K. Wang [6]. À un facteur de phase près, on
obtient :
λ 2 0
∆λ
E in = s(ω)exp(−iωt) (9)
E R = 1 2 E in exp(−i∆φ) (10)
(8)
E S = 1 2 E inH(ω) (11)
où s(ω) est le spectre en amplitude de la source et H(ω) est la réponse spectrale de
l’échantillon. On peut à nouveau donner l’intensité au détecteur par la formule (4). Donc
I(ω,φ) = 1 4 |s(ω)|2 |H(ω)| 2 + 1 4 |H(ω)|2 + 1 2 |s(ω)|2 R{H(ω)exp(−i∆φ)} (12)
Puisqu’il y a interférence constructive seulement autour de ∆φ = 0, c’est-à-dire si ∆l = 0, il
suffit de mesurer l’intensité en fonction du déplacement du miroir de référence. En faisant varier
la distance l R du miroir de référence en fonction du temps, on effectue un balayage de
l’échantillon selon l’axe z. Les pics observés sur l’interférogramme indiquent donc la localisation
des éléments réfléchissants de l’échantillon (voir figure 2). Le signal obtenu est une
convolution du coefficient de réflexion de l’échantillon avec la fonction d’autocorrelation de
la source. Lors de l’affichage les amplitudes sont représentées par des niveaux de gris et typiquement
en echelle logarithmique pour compenser l’attenuation exponentielle des photons
balistiques par l’echantillon, explicitée à la section 3.2.

FIGURE 2. Exemple d’interférogramme pour une TCO dans le domaine du temps. Les pics
d’interférence constructive ont une largeur à mi-hauteur l c , sont situés autour de ∆l = 0.
À l’aide de l’amplitude des pics et en considérant le coefficient d’atténuation (voir section
3.2), on peut déterminer le coefficient de réflexion de la couche correspondante de
l’échantillon.
2.4. Tomographie optique cohérente dans le domaine de Fourier
L’équation (12) peut être utilisée directement dans le domaine des fréquences (ou de Fourier)
pour connaître la position des éléments réfléchissants de l’échantillon. En effet, H(ω) contient
cette information. On peut simplifier l’équation en posant ∆l = 0, ce qui équivaut à ne plus
déplacer le miroir. L’équation simplifiée est [6] :
I(ω) = 1 4 |s(ω)|2 (|H(ω)| + 1) 2 (13)
On connait S(ω) et on mesure I(ω), on peut donc connaitre la valeur de H(ω) qui est la réponse
spectrale de l’échantillon.
Pour balayer toutes les fréquences, il existe deux possibilités : nous pouvons utiliser un
laser accordable ou un spectromètre [7]. On mesure ainsi I(ω), l’intensité en fonction de la
fréquence. L’avantage de cette méthode est qu’il n’est plus nécessaire de déplacer le miroir de
référence pour faire une mesure en profondeur. Il est possible de faire une mesure beaucoup
plus rapidement (60 fois plus rapidement que si on fait de la TCO dans le domaine du temps)
et d’améliorer le rapport signal sur bruit [8].
3. Considérations pratiques
3.1. Sources et détecteurs
Comme mentionné à la section 2.2, la source doit avoir une grande largeur de bande pour
assurer une faible longueur de cohérence. Les sources utilisées sont la diode superluminescente
(SLD) [6], le laser Titane-Saphir [9] et une source à supercontinuum [10]. La diode superluminscente
est la plus fréquemment utilisée en raison de son faible coût, de son spectre large
(largeur à mi-hauteur de 10 à 70 nm) et de la forme quasi-gaussienne de son spectre.
Les détecteurs utilisés fonctionnent tous selon le principe de la photodiode. L’intensité
détectée est :
i(t) = ηe I(t)
(14)
hν 2Z 0

où η est l’efficacité quantique du détecteur, e est la charge électrique, hν est l’énergie du photon,
Z 0 est l’impédance du vide et I(t) est l’intensité moyenne des champs électriques telle
que définie à l’équation (4) [4]. Ainsi, on cherche un détecteur ayant la meilleure efficacité
quantique possible afin de récupérer le maximum de signal ce qui nous permettra d’obtenir une
meilleure sensibilité.
3.2. Caractéristiques des tissus biologiques
Les tissus biologiques sont en autres caractérisés par leur coefficient d’absorption, par leur
coefficient de diffusion et par leur indice de réfraction, respectivement µ a , µ s et n. La loi de
Beer-Lambert nous donne l’intensité lumineuse en fonction de la profondeur z :
I(z) = I 0 exp(−(µ a + µ s )z) (15)
Nous chercherons donc la longueur d’onde incidente pour laquelle les coefficients sont les
plus petits possibles afin d’augmenter la probabilité qu’un photon atteigne une particule et soit
détecté après un aller-retour 2z.
La diffusion, ou scattering en anglais, intervient lorsque la lumière rencontre une particule
d’indice de réfraction différent ; sa direction est alors modifiée. Pour les particules dont le rayon
est plus petit que la longueur d’onde, µ s est défini par l’approximation de Rayleigh [4]. Les
multiples organelles présentes dans les cellules sont suffisament petites pour valider cette approximation.
8
µ s = N s
3 πk4 α 2 (16)
où N s est la densité des diffuseurs, α la polarisabilité de la particule et k le vecteur d’onde : k =
2πn b
λ
, avec n b l’indice de réfraction du milieu. Ainsi le coefficent de diffusion est inversement
proportionnel à λ 4 . On utlise donc une longueur d’onde la plus grande possible pour minimiser
la diffusion.
L’absorption dans un tissu biologique est dominée par l’absorption de l’hémoglobine, de
la mélanine et de l’eau. Le coefficient d’absorption pour la mélanine et l’hémoglobine est
faible pour λ >600 nm. Par contre, le coefficient d’absorption de l’eau augmente rapidement
à partir d’environ 1300 nm. La bande entre ces deux longueurs d’onde est appelée fenêtre
thérapeutique.
L’indice de réfraction est compris entre 1,3 et 1,55 selon le tissu considéré [11].
3.3. Performances
Un des paramètres importants lors du choix de la méthode d’imagerie est la résolution. En
tomographie par cohérence optique, une mesure donne l’information sur l’échantillon sur une
ligne en profondeur, selon l’axe du faisceau incident. La résolution en profondeur est appellée
résolution axiale et elle est donnée par :
∆z =
l c
2n tissu
(17)
où n tissu est l’indice de réfraction du tissu.
La résolution perpendiculaire au faisceau incident est appelée résolution transversale. À la
section 4.1, on décrit les différents mécanismes pour obtenir une image 2D. Cependant, la
résolution transversale dépend peu de ces mécanismes ; elle dépend principalement de l’ouverture
numérique, NA, de l’objectif de microscope servant à imager l’échantillon [4] :
∆r = 2λ 0
πNA
(18)

as R
source large
bande
miroir de référence
coupleur
collimateur
miroir pour balayage
transversal
bras S
spectromètre
objectif de
microscope
z
échantillon
FIGURE 3. Schéma pour un montage de TCO fibrée. Une source large bande fibrée est
divisée par un coupleur optique vers un miroir de référence fixe et un échantillon. Un collimateur
et un objectif de microscope focalisent le faisceau sur l’échantillon à la profondeur z
voulue. Les faisceaux réfléchis sont à nouveau couplés dans les fibres optiques, recombinés
par le coupleur et détectés par un spectromètre.
La profondeur pour laquelle cette résolution est conservée est limitée par la profondeur de focale
de la lentille du microscope, z f = π∆r2
2λ
= 2λ . La profondeur maximale de caractérisation
0 ON 2
de l’échantillon est limitée par l’absorption et la diffusion ; il est possible d’atteindre 2 à 3
mm [12].
Pour une source typique, la SLD-37-HP vendue par Superlum Diodes qui a les caractéristiques
suivantes : λ 0 = 840nm et ∆λ = 50nm et une NA typique de 0,49, on obtient :
l c ≃ 80µm,∆z ≃ 30µm,∆r ≃ 1µm.
3.4. Utilisation de fibres optiques
L’utilisation de fibres optiques dans un montage de tomographie par cohérence optique permet
d’avoir un montage miniaturisé et plus stable, caractéristiques essentielles à l’application
clinique. Les fibres optiques doivent être unimodales afin de conserver la résolution axiale
prédite par l’équation (17). Le séparateur de faisceau est remplacé par un coupleur. Les autres
composants sont identiques. La figure 3 montre un exemple de schéma utilisé pour la TCO dans
le domaine de Fourier.

4. Implémentation dans un endoscope
En plus des modèles de table et des modèles portatifs, des modèles pouvant être insérés dans
des endoscopes sont utilisés [13]. Ces derniers sont les plus difficiles à construire, puisqu’ils
doivent respecter un diamètre maximal de quelques millimètres et doivent être flexibles. Ils permettent
cependant de faire des images in vivo d’organes internes, c’est pourquoi les recherches
récentes se sont concentrées sur ce type de modèle.
4.1. Mécanismes pour l’imagerie 2D et 3D
Selon l’échantillon à observer, on peut utiliser différentes géometries de balayage : sectoriel
vers l’avant ou vers le côté, linéaire vers le côté ou circonférentiel [1]. Les balayages sectoriels
sont réalisés avec un miroir situé devant l’échantillon, dont on fait varier l’angle. C’est le
mécanisme utilisé sur le schéma de la figure 3. En tirant ou poussant la fibre optique, on fait un
balayage linéaire vers le côté. Le balayage circonférentiel est plus complexe puisqu’il requiert
un moteur externe dont la force sera transmise via l’endoscope. Il est idéal pour imager la paroi
interne des artères.
Afin d’effectuer ces différents types de balayage, il doit y avoir un actionneur externe ou
interne fonctionnant à une vitesse suffisamment grande pour faire de l’imagerie en temps réel.
Différents mécanismes ont été proposés et ils visent tous 30 images par seconde. Par exemple,
un piézoélectrique peut être utilisé à sa fréquence de résonance pour déplacer le miroir situé
juste devant l’échantillon [14]. D’autres utilisent des microsystèmes actionnés par des plaques
électrostatiques parallèles pour incliner le miroir selon deux axes [15].
4.2. Biopsie optique
Afin de détecter des cancers dans le tissu épithélial (peau et paroi interne des organes creux),
on procède traditionnellement à une biopsie. Une biopsie consiste à prélever un échantillon, le
congeler, le trancher finement, le colorer et effectuer un examem histopathologique qui permettra
de déterminer si les cellules sont saines ou malignes. La première difficulté consiste à se
rendre près du tissu épithélial : pour cela, on utilise un endoscope équipé d’une caméra et d’un
outil de prélèvement. Cependant, c’est une intervention invasive où le risque d’hémorragie est
élevé ce qui limite le nombre de biopsies. Face à ce problème, plusieurs équipes développent
des biopsies optiques, où les tranches sont virtuelles : on remplace l’outil de prélèvement par
une sonde de TCO. D’autres techniques d’imagerie biophotonique comme la microscopie par
fluorescence, la microscopie confocale ou l’imagerie moléculaire sont aussi en développement
pour être intégrées dans un endoscope.
Ainsi, un organe complet peut être imagé en profondeur, ce qui diminue la fréquence de faux
positifs par rapport à la biopsie. Les tumeurs reliées aux cancers précoces se trouvent à une
profondeur de 600 à 1000 µm, ainsi la profondeur de quelques millimètres obtenue en TCO
n’est pas limitative. La biopsie optique permet donc d’améliorer le dépistage des cancers et la
probabilité de guérison.
5. Développements récents en tomographie par cohérence optique pour l’endoscopie
Les recherches actuelles portant sur la tomographie par cohérence optique sont très nombreuses
et permettent une amélioration rapide de la technologie. Plusieurs se concentrent sur
l’amélioration de la résolution, sur l’optimisation du traitement d’image et sur l’augmentation
de la vitesse d’acquisition des données. D’autres tentent des premières études cliniques sur
des patients humains pour vérifier la validité du système pour la détection des maladies. Cette
section donne trois exemples de développements réalisés au cours des dernières années.

5.1. Application à l’étude in vivo des muqueuses
Les muqueuses sont propices à l’imagerie par tomographie par cohérence optique, car il est
possible d’y approcher un endoscope par les voies naturelles. Sergeev et al. ont publié en 1997
un article décrivant le système utilisé et leurs résultats pour l’imagerie du système digestif, des
voies respiratoires et urinaires [16].
L’endoscope utilisé a un diamètre total de 1 cm et la sonde de TCO est insérée dans le
canal habituellement réservé à la biopsie. Un système microélectronique permet d’effectuer
un balayage latéral sur 2 mm et un modulateur piezo-optique, qui introduit une différence de
longueur sur le bras de référence, permet de faire un balayage en profondeur de 3 mm. Il faut
une seconde pour réaliser une image de 200 par 200 pixels, ce qui est suffisamment rapide pour
que l’image ne soit pas trop déformée par le mouvement de l’organe, mais pas assez pour faire
de l’imagerie en temps réel.
L’étape la plus délicate est l’analyse des images. Pour ce faire, le groupe de Sergeev et al. a
effectué une analyse par histologie des couches tissulaires et des différents éléments comme les
glandes et les vaisseaux sanguins pour des muqueuses saines. En TCO, chaque couche réfléchit
une intensité différente. Par exemple, l’épithélium (la couche supérieure) réfléchit moins que la
lamina propria, elle est donc plus foncée. Les vaisseaux sanguins absorbent beaucoup et sont de
formes circulaires allongées et sont en moyenne plus petits que les glandes (20 à 40 µm pour
les vaisseaux et 30 à 300 µm pour les glandes). Ils ont ensuite comparé les dimensions et les
formes des couches et des éléments entre le tomogramme et l’histologie. Ils en ont conclu que
les valeurs correspondent.
L’étude de tumeurs cancéreuses leur a montré que la structure en couches est détruite et est
remplacée par une grande homogénéité. De plus il y a une plus grande vascularisation que dans
un tissus non cancéreux. Les résultats des cette étude ont motivé les recherches ultérieures en
TCO en endoscopie, puisqu’ils démontraient la validité de la TCO comme méthode de discernement
en cancérologie.
5.2. Microlentilles à focale accordable
À la section 3.3, on remarque que la résolution transversale est inversement proportionnelle à
l’ouverture numérique et que la profondeur de champ est inversement proportionnelle au carré
de l’ouverture numérique. Ainsi, si on choisit une ouverture numérique grande, la résolution
sera bonne au détriment de la profondeur de champ. Afin de contourner ces problèmes, il est
possible d’utiliser une lentille à focale accordable [17]. Le but est de déplacer le point focal de
la lentille en même temps que s’effectue le balayage axial. Cette solution fonctionne seulement
pour la TCO dans le domaine du temps, où on déplace le miroir de référence pour pour faire
le balayage en profondeur. Ceci réduit la profondeur de champ nécessaire et permet l’utilsation
d’une lentille à ouverture numérique plus grande. La résolution latérale est améliorée et elle est
conservée sur toute la profondeur.
Le système permettant l’accordabilité de la longueur focale doit respecter certaines
contraintes : les tensions électriques doivent être faibles pour les applications in vivo, le système
doit être petit (de l’ordre de quelques millimètres) et la plage d’accordabilité doit être grande.
En particulier, le groupe de Aljasem et al. a réussi à concevoir un système répondant à ces
critères. Le système comporte une cavité microfluidique possédant un trou pour le remplissage
de liquide et un orifice circulaire recouvert par du polydiméthylsiloxane (PDMS), un polymère
flexible et biocompatible. Lorsque la pression du liquide augmente, la membrane se déforme et
le rayon de courbure diminue : la distance focale se réduit.

FIGURE 4. Image typique d’une tomographie optique cohérente. Coupe selon trois plans
perpendiculaires du modèle 3D d’un colon humain. Reproduit avec l’autorisation de J.
Fujimoto [18].
5.3. Application à l’imagerie du colon
Le groupe de Adler et al. a rapporté une étude clinique portant sur les pathologies colorectales
en utilisant la tomographie par cohérence optique en endoscopie comme méthode de
discernement [18]. Ils utilisent un laser accordable ayant une longueur d’onde centrale de 1310
nm, une largeur à mi-hauteur de 122 nm et une plage d’accordabilité de 180 nm. Ils obtiennent
une résolution axiale pour les tissus biologiques après le traitement d’image de 6 µm. Le balayage
est de type circonférentiel et linéaire : la fréquence de rotation est située entre 30 et 60
Hz et la sonde est retirée à une vitesse de 0,5 à 1 mm/s. À chaque rotation, près de 1000 balayages
en profondeur sont effectués, d’où un espacement transversal d’une dizaine de microns.
L’image peut être affichée en coordonnées polaires pour l’imagerie en temps réel et peut être
transformée en image à trois dimensions. À partir de ce modèle 3D, on peut obtenir des coupes
selon n’importe quel plan.
Cette sonde a permis de faire des images de colons, la figure 4 en donne un exemple. Par
comparaison entre des organes affectés et sains, ils sont capables de détecter des pathologies et
d’évaluer la progression d’une pathologie. Leurs premiers tests leur permettent de dire que la
TCO en endoscopie peut remplacer les biopsies régulières.
6. Conclusion
La tomographie par cohérence optique répond à la plupart des besoins exprimés pour la
détection de cancers épithéliaux. L’imagerie en profondeur est possible jusqu’à une épaisseur
de trois millimètres, de façon non-invasive. L’utilisation des fibres optiques et d’actionneurs
micrométriques autorisent l’implémentation dans un endoscope : on peut ainsi imager des organes
internes. La réduction de la longueur d’onde par rapport à l’imagerie par ultrasons a
amélioré d’au moins un ordre de grandeur la résolution atteignable. Cette résolution a encore
été améliorée par les microlentilles accordables. Enfin, la TCO dans le domaine de Fourier et
les mécanismes de balayages ultra-rapides nous permettent d’obtenir un nombre d’images par
seconde suffisament élevé pour imager en temps réel. Dernièrement, des équipes ont réussi à
faire des images 3D in vivo d’organes internes suffisament précises pour discerner la présence
de tissus pathologiques.
Plusieurs groupes de recherche continuent à améliorer la fonctionnalité de la TCO afin

d’étendre les applications cliniques. Ils utilisent d’autres types de TCO non décrits dans ce document,
comme la TCO sensible à la polarisation ou la TCO Doppler. Ces techniques ajoutent
de l’information, améliorant la spécificité des images. De premières applications cliniques
existent déjà ; elles permettront certainement un meilleur dépistage de certains cancers et un
taux de guérison plus élevé.