1    2    3    4    5    6    7    8    9   «  

 

Praca ukazała się w „Wiadomościach lekarskich”, list.-grudz. 1994, XLVII, 21-24, pp. 868-880. Zeszyt ten ukazał się w 1996 r.

 

Patrz również w książce: "Fotodynamiczna metoda rozpoznawania i leczenia nowotworów" pod redakcją A. Graczyk (współautorzy m.in. Z. Mierczyk, M. Kwaśny), D.W. Bellona, Warszawa 1999

 

Sławomir Kaczmarek*, Zygmunt Mierczyk*, Bolesław Kuzaka**

 

ODDZIAŁYWANIE PROMIENIOWANIA

LASEROWEGO NA TKANKĘ BIOLOGICZNĄ

 

*   Z Instytutu Elektroniki Kwantowej Wojskowej Akademii Technicznej w Warszawie

**  Z Katedry i Kliniki Urologii Akademii Medycznej w Warszawie

 

 

   Oddziaływanie promieniowania laserowego z tkanką biologiczną zależy od długości fali tego promieniowania, rodzaju tkanki, a także od rodzaju promieniowania (ciągłe, impulsowe) i wartości jego parametrów, takich jak gęstość mocy i energii, wartość mocy (średniej mocy) i energii, czas ekspozycji (długość impulsu, częstotliwość  jego  powtarzania).  Możliwe oddziaływanie z tkanką zilustrowano na ryc. 1.

   Około 5%  padającego  promieniowania ulega odbiciu  Fresnela (tzw. czyste odbicie) od po-wierzchni  tkanki  z  uwagi  na  różnicę  wartości współczynników załamania tkanki i  otaczającego ją ośrodka.  Pozostała część jest transmitowana do tkanki i  doświadcza  procesu  wielo-krotnego rozpraszania i absorpcji.

 
 

Ryc. 1. Możliwe rodzaje oddziaływań promieniowania laserowego z  tkanką biologiczną.

   Tkanka jest – w przeciwieństwie do innych ciął stałych - ośrodkiem silnie niejednorodnym i w jej  przypadku  największy udział, w procesie osłabienia padającego na  nią  światła,  ma  na  ogół zjawisko  rozpraszania  światła.

   Zaabsorbowane światło przekształcone zostaje w ciepło, które  podnosi temperaturę tkanki. Stopień rozpraszania światła zależy od długości fali promieniowania  laserowego  (najsilniej  rozpraszane są długości fal najbardziej zbliżone co do wartości do odległości międzycząsteczkowych w naświetlanym  ośrodku,  ponadto  rozpraszanie   następuje   również   na niejednorodnościach) oraz własności optycznych tkanki.

Ryc. 2 ilustruje trzy występujące w rzeczywistości sytuacje modelowe: dominacja absorpcji (a), równowaga  absorpcji  i  rozpraszania (b) oraz dominacja rozpraszania (c).

   Na przykład długości fali 193, 248 i 308 nm (ultrafiolet), generowane przez lasery ekscimerowe ArK, KrF i XeCl oraz długości 2.94 i 10.6 mm promieniowania laserów Er:YAG i CO₂ są  silnie absorbowane w tkance naczyniowej. Głębokość penetracji (tzn. głębokość  przy  której  wartość intensywności światła zredukowana zostaje o czynnik e^-1)  tych  długości fal wynosi w przybliżeniu 1-20 mm. 

 
 

Ryc. 2. Mechanizmy fizyczne osłabiające wiązkę laserową wewnątrz tkanki biologicznej: a).absorpcja, b).absorpcja i rozpraszanie, c).rozpraszanie.

 

Ryc. 3. Zależność głębokości wnikania promieniowania laserowego dla wody i hemoglobiny od długości fali tego promieniowania.

  Ryc. 3 ilustruje zależność głębokości wnikania promieniowania laserowego dla wybranych rodzajów tkanek w funkcji długości fali promieniowania laserowego. Dla tych długości fal rozpraszanie jest  mało znaczące w porównaniu do absorpcji (ryc.  2a).

   Głębokość  penetracji  w/w tkanki dla długości 450-590nm, które obejmują m.in. promieniowanie lasera argonowego wynosi około  0.5-2.5mm. Istotne są tu zarówno absorpcja jak i rozpraszanie, zaś światło w tkance ma silnie skolimowaną składową, otoczoną  przez  obszar,  gdzie  światło jest  wielokrotnie  rozpraszane  (rysc.  2b).

   W skład całkowitego zmierzonego odbicia w istotny sposób wchodzi promieniowanie  rozproszone wstecz; eksperymentalnie oszacowano, że odbicie stanowi 15-40% padającej intensywności światła. Pomiędzy długościami 590nm i 1.5 mm, które obejmują długości 1.06 i 1.32 mm lasera Nd:YAG, dominuje rozpraszanie, zaś głębokość penetracji zmienia się w granicach  2-8  mm.  Ponieważ  światło  przechodzi  przez tkankę, skolimowana struktura wiązki laserowej zastępowana jest przez całkowicie rozproszone światło jak pokazano na  ryc. 2c. Wielkość  zmierzonego światła odbitego jest rzędu 35-70% światła padającego.

   Oddziaływanie fali elektromagnetycznej z ośrodkiem biologicznym zmienia się zależnie od długości fali oraz własności optycznych  tkanki.

   Dla długości fali, które  są  znacznie  większe  od  średnic  komórek (częstości niższe od 300 GHz), gdzie występuje słabe rozpraszanie od struktur komórkowych, odbicie, absorpcja i  transmisja opisane są najlepiej przez teorię elektromagnetyczną. Jednak widmo elektromagnetyczne laserów leży w obszarze podczerwień-ultrafiolet; w obszarze tym występuje  istotne wielokrotne rozpraszanie w tkance z powodu porównywalnych rozmiarów komórek i długości fali promieniowania.

   Dla długości fal laserów praktyczny opis optycznej propagacji światła w tkance daje teoria transportu promieniowania. Opis teoretyczny zjawisk propagacji światła poprzez tkankę jest niezbędny do określenia własności optycznych tkanki, takich jak całkowity współczynnik osłabienia (pomiary eksperymentalne i odpowiednie wzory obliczeniowe

 
 

Ryc. 4. Ilustracja metod określania własności optycznych tkanki biologicznej. T_c - transmisja  promieniowania  nie rozproszonego,  t- grubość  tkanki,  m_t -  całkowity  współczynnik  osłabienia,   m_ef - efektywny współczynnik osłabienia,  d_ef  -   efektywna głębokość penetracji,  R_d -  dyfuzyjne  odbicie, T_d - dyfuzyjna   transmisja, m_a - współczynnik   absorpcji, m_s - współczynnik rozpraszania, m_s(1-g) - zredukowany współczynnik rozpraszania, g - funkcja fazowa.

 

wynikają z powyższych teorii,  m.in. spektroskopii),  którego wartość z kolei pozwala  na określenie czasu ekspozycji i wartości mocy lub gęstości mocy promieniowania laserowego.

   Parametrami teorii transportu promieniowania niezbędnymi do uzyskania pełnego opisu rozkładu światła w tkance są: współczynniki absorpcji, m_a i rozpraszania, m_s oraz funkcja fazowa  lub  tzw.  parametr  anizotropii rozpraszania, g.  Parametry  te  określa  się  doświadczalnie.

   Równania transportu  promieniowania  nie  można rozwiązać w sposób ścisły. Istnieją dwa przybliżone rozwiązania: światło w tkance tłumione jest eksponencjalnie, proporc-jonalnie do m_t = m_a + m_s (prawo Beera) i drugi - prędkość strumienia światła zanika  eksponencjalnie, proporcjonalnie do m_eff = m_a + (1-g) m_s (teoria dyfuzyjna). Temu ostat-niemu rozwiązaniu równoważne jest podejście Kubelki-Munka.

   Ryc. 4 przedstawia połączenie wysiłków teoretycznych i eksperymentalnych na drodze do  oszacowania  wartości  omawianych  wyżej parametrów.

Tabela I ilustruje wartości tych parametrów określone przy pomocy wspomnianych wyżej rozwiązań dla niektórych tkanek i różnych długości fali promieniowania laserów.

 

Tabela I. Własności optyczne różnych typów tkanek.       

        

 

1 - Aorta, 2 - kamienie żółciowe, 3 - mózg, 4 - wątroba, 5 - płuco, 6  - mięsień, 7 -skóra, 8 -macica, 9 - nowotwór prostaty.

 

2. MECHANIZMY ODDZIAŁYWANIA

 

Oddziaływanie promieniowania z naświetlaną tkanką może być :

                        - fotochemiczne - P/S=mW/cm² ,

                        - termiczne - P/S=W/cm² ,

                        - fotoablacyjne - P/S=MW/cm² ,

                        - elektromechaniczne - 100 MW/cm² .

   Ryc. 5 ilustruje w/w mechanizmy w zależności od parametrów energetycznych promieniowania laserowego.

  
 

Ryc. 5. Mechanizmy  oddziaływania  promieniowania  laserowego  z   tkanką biologiczną.

 

2.1 ODDZIAŁYWANIE FOTOCHEMICZNE

 

   Wpływ niskoenergetycznego promieniowania laserowego na organizm człowieka nie został jeszcze w pełni wyjaśniony. Ostatnio przeważają poglądy na możliwość  istnienia  informacyjno-energetycznego aspektu laseroterapii. Narodziny każdego bowiem życia odbywają się w obecności promieniowania docierającego do Ziemi ze Słońca (w zakresie widzialnym i bliskiej podczerwieni), a także generowanego w wyniku procesów fotochemicznych wewnątrz organizmów. Prawdopodobnie pole elektromagnetyczne nie jest tylko czynnikiem  zewnętrznym,  ale  również integralną częścią organizmu. Badania kwantowo-mechaniczne wskazują na istnienie nie tylko koherencji (czasowej, przestrzennej) światła, ale również materii (tkanek), stąd należy  mówić o koherentnym lub niekoherentnym oddziaływaniu światła z materią, a nie tylko o koherencji samego światła. Okazało się, że efektywność przenoszenia energii wzbudzenia elektronowego (w wyniku oświetlania laserem) w układach żywych jest bardzo wysoka. Obserwuje się przekazywanie energii drogą bezpromienistą do odległych i ważnych struktur,  stwierdzając w nich przemiany fotochemiczne analogiczne do zachodzących pod wpływem światła zewnętrznego. Co ważne dla  organizmu,  nie  biorą  w  tym  mechanizmie udziału nerwy, gdyż tak niskie energie nie powodują stresów.

   Stwierdzono niewątpliwy wpływ promieniowania laserowego na zwiększenie syntezy kolagenu, białek oraz kwasu DNA, a także zachodzące zmiany w potencjale błon komórkowych. Laseroterapia niskoenergetyczna wywiera wpływ na układ immunologi-czny człowieka: np. w  reumatologicznym zapaleniu stawów promieniowanie lasera wywiera wpływ immunosupresyjny, podczas gdy w gojeniu ran przejawia się wzmożoną aktywnością żerną monocytów i neutrofilów. Bardzo ważnym dla funkcji  tkanek pozostają stwierdzone pod wpływem tego promieniowania zmiany w poziomie  hormonów, autokoidów i neuromediatorów. Stwierdzono bowiem wzrost adrenaliny i noradrenaliny zarówno w naświetlanych ranach, jak krwi i podwzgórzu zwierząt doświadczalnych. Wskazuje się również na zwiększenie stężenia histaminy i serotoniny.  Uważa się również, że wpływ na synapsy serotoninoergiczne oraz cholinergiczne wraz ze zwiększonym wydzielaniem beta-enkefalin ma znaczenie dla przeciwbólowego  działania światła laserowego. Ważną rolę należy  przypisać stwierdzonemu przez wielu autorów zwiększeniu aktywności enzymów i produkcji ATP (kwasu adenozyno-trojfosforowego). Usprawnieniu ulega dysocjacja oksyhemoglobiny, co wpływa korzys-tnie na zaopatrzenie tkanek w tlen. Stwierdzono, że wzmożenie procesów  regeneracyj-nych dotyczy tkanki łącznej i nabłonkowej zarówno in vitro jak i in vivo. Efektem tego  jest szybsze gojenie się ran, oparzeń i złamań kości.  Przyjęto, że główny mechanizm procesu regeneracji polega na przyspieszonej proliferacji komórek. Przeciwbólowe działanie promieniowania laserowego wiąże się m.in. z jego wpływem na stan  czynnoś-ciowy naczyń tętniczych i włoskowatych oraz usprawnieniem dopływu limfy z miejsc  dotkniętych stanem zapalnym. Wpływ na efekt przeciwbólowy ma mieć według niektórych autorów zwiększenie poziomu prostaglandyn oraz usprawnienie komór-kowych procesów metabolicznych.

 

   Średnie dawki (ekspozycje E=P×t/S,  S- naświetlana powierzchnia) promieniowania w terapii laserowej mieszczą się w zakresie 0.5-2J/cm², czas powtarzania, t =3000Hz, moc szczytowa  P=10-100  mW,  czas  trwania impulsu, t_i = kilkaset ms (moc średnia P=P×t, ×t_o ). Należy pamiętać, że efektywna energia dostarczana do tkanki jest pomniejszona o tę wielkość, która ulęgła odbiciu od powierzchni tkanki lub przez nią przeniknęła. Tak więc czas naświetlania tkanki jest:

 b(l)- współczynnik odbicia od tkanki (0.2-0.5),

 g(l)- współczynnik transmisji tkanki (0).

   W procesie biostymulacji laserowej zastosowanie znajdują lasery He-Ne (632.8 nm) - soft laser- ciągłego działania oraz półprzewodnikowe - mid laser - (około 900 nm) - impulsowe. W zakresie 600-1200 nm istnieje  tzw. okno optyczne (terapeutyczne) skóry. W oknie tym promieniowanie ma możliwość głębszego wnikania do tkanek. Ryc. 6 ilustruje wnikanie promieniowania o różnych długościach fal w skórę.

Promieniowanie lasera He-Ne wnika na głębokość 10-15mm, zaś 904 nm 20-50mm.

 

2.2 ODDZIAŁYWANIE W PROCESIE TERAPII FOTODYNAMICZNEJ

 

W ciągu ostatnich kilkunastu lat w USA, Japonii i Europie następuje szybki rozwój nowej metody diagnozy i terapii nowotworów zwanej powszechnie fotodynamiczną (ang. Photodynamic Therapy  -  PDT). Terapia ta polega  na selektywnym utlenieniu  materiału biologicznego tkanki nowotworowej przez tlen singletowy lub formy rodnikowe. Są one generowane przez  rozpuszczony  w  komórkach tlen molekularny, wprowadzony endogenny barwnik - sensybilizator i światło o odpowiedniej mocy i długości fali.

 

 

 

Ryc. 6. Wnikanie  promieniowania o różnych długościach fal w: a). oko, 1 - na drodze do siatkówki,            Ryc. 7. Schemat ideowy metody PDT.

 

              2-absorpcja w siatkówce, b).zęby, c). skórę człowieka.

 

Diagnostyka opiera się na zjawisku gromadzenia w tkance  nowotworowej barwnika, który fluoryzuje pod  wpływem  padającego promieniowania.

    Metoda terapii pozwala na wybiorcze niszczenie tkanek nowotworowych, chroniąc   jednocześnie tkanki zdrowe. Jest niskoinwazyjna i charakteryzuje się niewielkimi skutkami  ubocznymi. Stosowana jest do leczenia nowotworów skóry, dróg moczowo-płciowych,  centralnego  układu nerwowego, płuc, piersi, gardła, przełyku, głowy, szyi, jelit,  żołądka. Najbardziej skuteczna, podobnie jak  inne metody, jest przy leczeniu wczesnych faz rozwoju nowotworów.

     Technika prowadzenia PDT składa się z następujących etapów:

       - wprowadzenie  dożylnie  do organizmu  fotosensybilizatorów  w ilości 2-10mg/kg wagi ciała,

       - po osiągnięciu optymalnej  różnicy stężeń barwnika  w tkankach nowotworowych i zdrowych po czasie 24-72 godziny po iniekcji (w zależności od barwnika i tkanki), następuje naświetlanie nowotworu światłem dopasowanym do pasm absorpcji barwnika. Najczęściej stosuje się przestrajalny laser barwnikowy pompowany azotowym, a sumaryczna dawka energii wynosi  40-300 J/cm²  w kilku ekspozycjach,

       - etap reakcji fotochemicznych i destrukcji tkanek biologicznych,

       - leczenie pooparzeniowe blizn.

    Końcowy, cytotoksyczny efekt zależy głownie od  własności fototosensybilizujacych barwnika, jego zdolności do retencji w tkankach nowotworowych, ilości doprowadzo-nego światła i stopnia utlenowania tkanek. Idee metody przedstawiono na ryc. 7.

 

     Początki tej metody sięgają początków bieżącego stulecia. W 1900r. Raab po raz pierwszy opisał zmiany zachodzące  w  tkankach  pod  wpływem światła  i  barwników.  W 1924r. Policard zaobserwował podwyższoną, czerwoną fluorescencję obszaru nowotworu przy naświetlaniu go światłem ultrafioletowym. W 1961r. Lipson do  wykrywania nowotworów zastosował mieszaninę pochodnych hematoporfiryny (HpD). Pierwsze prace Dougherty`ego rozpoczęły szybki rozwój PDT-syntezę skuteczniejszych sensybilizatorów, badania mechanizmów fotochemicznych w tkankach, zastosowania kliniczne. W USA i w Japonii prace w dziedzinie PDT wkroczyły w III fazę klinicznych badań porównawczych.

 

2.3 ODDZIAŁYWANIE TERMICZNE

 

   Efekty oddziaływania zależą od temperatury, jaką możemy wywołać w tkance oświetlając ją laserem. Promieniowanie laserów niskoenergetycznych wywołuje podwyższenie temperatury tkanki nie więcej niż o 0.1-0.5^oC. W przypadku laserów wysoko-energetycznych (do 100 W) możliwe jest uzyskanie temperatury >150^oC. Do tempera-tury 45^oC nie obserwuje się żadnych zmian w tkance - odprowadzenie ciepła  zapobiega ewentualnym zmianom. W pobliżu 45^oC (hipertemperatura) można oczekiwać tzw. „usiadania" tkanki - zapadania się w wyniku rozrywania makromolekuł oraz zmiany struktur błony komórkowej. W przedziale 45-60^oC rozrywane zostają błony komórkowe, proteiny wychodząc na zewnątrz tworzą łańcuchy, występuje spiekanie tkanek. Przy  temperaturze  60^oC następuje nekroza tkanek w wyniku ich  koagulacji.  Przy  100^oC ostra nekroza i pełne rozbicie struktur tkanki. Przy 150^oC tkanka szybko odparowuje.

   Pod wpływem nagłego wzrostu  temperatury, płynne składniki komórki przechodzą w stan pary,  wzrasta  ciśnienie w  komórce i następuje rozerwanie błon komórkowych. Większość stałych składników komórki ulega przy tym spaleniu, a produkty spalania wyrzucane są na zewnątrz. Badania mikroskopowe tkanek ujawniają mały krater w kształcie ściętego stożka, pokryty cienką warstwą zwęglonej tkanki. Do ścianek krateru  przylega nieco szersza warstwa odbarwiona. Jest to strefa nekrozy koagulacyjnej. W obszarze tym i w jego pobliżu zamknięte zostaje światło naczyń krwionośnych i limfatycznych i to zjawisko wykorzystywane jest często przy leczeniu krwawień i zmian nowotworowych.  Spośród wielu wykorzystywanych tu laserów wymienić należy laser CO₂, Ar i Nd:YAG. Laser argonowy koaguluje raczej naczynia włoskowate, E = 25-570 J/cm² , t_E = 0.5s (mała głębokość penetracji 0.5-2.5mm), zaś laser Nd:YAG naczynia o większych średnicach, E= 600 - 2000 J/cm²,  t_E = 2s  (głębokość penetracji 2-8 mm).

   Nagrzewanie i destrukcja tkanki przez promieniowanie laserowe mogą być dokonywane w sposób ciągły i impulsowy. Granica między tymi dwoma sposobami określona jest przez charakterystyczny czas dyfuzji termicznej

t=l ²/4×c

gdzie:  l - charakterystyczny wymiar liniowy objętości  nagrzewanej tkanki,

            c - dyfuzyjność cieplna.

   Jest oczywiste, że czas ten zależy od długości fali lasera. Dla obszarów widzialnych i bliskiej podczerwieni, rozmiar  liniowy  l  równy jest średnicy plamki lasera l=r  i czas  t jest stały (dla r=0.2mm, t=0.08 s). Dla ultrafioletu oraz podczerwieni, rozmiar l  okre-ślony  jest przez wartość odwrotności współczynnika osłabienia, l = k^-1, a czas t jest mniejszy niż dla obszaru widzialnego i zmienia się od 10^-5 do 10^-2 s. Nagrzewanie tkanki będzie impulsowe, jeśli czas trwania impulsu t_p, jest dużo krótszy od czasu charakterystycznego, t:

t_p << t.

   Analogiczny  warunek  ogranicza  maksymalną  wartość prędkości powtarzania impulsu, f:

f<< t ^-1.

   Dla obszaru widzialnego i bliskiej podczerwieni t^-1 = 12 Hz,  zaś  dla ultrafioletu  i  podczerwieni zmienia się od 2×10² do 1.3 ×10⁵ Hz. Oddziaływanie promieniowania lasera CW (t_p>>t) na tkankę charakteryzuje tzw. próg destrukcji dla mocy lasera oraz wartość głębokości krateru destrukcji dla stałej mocy. Próg destrukcji to wartość mocy lasera, dla której występują objawy destrukcji tkanki (temperatura tkanki osiąga wartość T =100^oC). Dla małych wartości k (lasery widzialne i podczerwone):

 

P = 4×p×r×c×q/k

 

gdzie:  r - gęstość tkanki,

           q - energia właściwa destrukcji  (równa  sumie  energii właściwych  nagrzewania  tkanki  od  temperatury normalnej T_n = 37^oC do T_b = 100^oC oraz energii ciepła parowania wody).

I tak dla lasera Ar⁺  P_th  = 1.3 W, zaś dla Nd:YAG P_th = 5.9 W.

   Dla dużych wartości k:

P ³ p×r×l×(T_b -T_n )

   Dla laserów CW z zakresu ultrafioletu i podczerwieni moc progowa jest więc stała (P_th  = 0.02 W dla r = 0.2 mm) i zależy tylko od promienia plamki lasera.

   Wartość głębokości destrukcji określa wzór rekurencyjny:

h^-1ln(h/r₁ ) = 2×p×l×(T_b -T_n )/P

gdzie:    r₁  - wartość promienia, na którym T_b - T_n = DT.

   Wartości h oraz innych omawianych wyżej parametrów laserowej obróbki tkanki przedstawiono w tabeli II. W tabeli podano również wartość progową dla gęstości energii wymaganej do  destrukcji  tkanki w przypadku promieniowania impulsowego, szacowaną z zależności:

E_th  = C×r×(T_b - T_n )/k

gdzie:  C - pojemność cieplna tkanki.

   Tak więc termiczna  destrukcja  tkanki  przez  promieniowanie  lasera zalety od pięciu parametrów: wejściowej mocy lasera (energii impulsu), czasu ekspozycji (czasu trwania    impulsu), rozmiaru plamki promieniowania, przewodnictwa cieplnego tkanki (dyfuzyj-ność) i współczynnika osłabienia dla danej długości fali.

   Termiczne oddziaływanie promieniowania laserowego z tkanką dotyczy takich proce-sów, jak cięcie tkanki i jej koagulacja oraz rekanalizacja naczyń. Najczęściej stosowanym tu laserem jest laser Ar⁺, który oprócz koagulacji naczyń włoskowatych, wykorzystuje się do celów hemostatycznych (tamowanie krwawień z wrzodów,  żylaków), w chirurgii plastycznej (usuwanie tatuażu) i przy rekanalizacji naczyń. Laser Nd:YAG wykorzystuje się do tamowania krwawień w przełyku, żołądku i dwunastnicy, w urologii do koagulacji  guzów  pęcherza  moczowego, rozbijania kamieni.

 

2.4 ODDZIAŁYWANIE ABLACYJNE

 

   Efekty takie występują w przypadku oddziaływania na  tkankę  krótkich impulsów o  mocy powyżej MW/cm². Fotoablację charakteryzuje progowa wartość mocy oraz szybkość ablacji. Destrukcja tkanki jest w przypadku ablacji bardziej efektywna, zaś uszkodzenia termiczne otaczających warstw są minimalne (t_p <10^-5  s).

   Laserowa ablacja tkanki jest objętościową eksplozją, która spowodowana jest przez rozłożenie znacznej części materiału (około 5%) w objętości, gdzie zachodzi ablacja, na małe molekuły w wyniku zabsorbowania fotonów. Zastąpienie długiego łańcucha białkowego przez małe molekuły oraz obecność energii nadmiarowej po zerwaniu  wiązań, powoduje lokalny przyrost ciśnienia, który znajduje upust w objętościowej eksplozji.

   Aby ablacja  została  zapoczątkowana, musi zostać osiągnięty próg gęstości energii padającej na tkankę wiązki:

F>F_th = h_a ×D

 

gdzie :  D - głębokość osłabienia tkanki (D=k^-1 ),

             h_d - ciepło ablacji (na jednostkę objętości),

             F = I×t, t - czas trwania  impulsu,  I - intensywność promieniowania.

Front ablacji porusza się w głąb tkanki ze stałą prędkością:

 

gdzie:  l - głębokość krateru.

   W tabeli II podano próg ablacji dla przypadku płytek artherosklerotycznych poddanych naświetleniu różnymi długościami fal promieniowania laserowego. Typowa wartość prędkości ablacji to  1000 m/s, zaś głębokość krateru 100 mm.

                             

Tabela II. Parametry promieniowania laserowego i tkanki przy rekanalizacji naczyń

 

 

Na ryc.  8 i 9 przedstawiono zależności głębokości krateru i prędkości ablacji od mocy  promieniowania  laserowego  (szczytowej)  dla lasera Ho:YAG.

   Metodą ablacji odparowuje się  tkankę nowotworową, przeprowadza rekanalizację naczyń krwionośnych, usuwa skrzepy naczyniowe, a także wykonuje niektóre zabiegi w oftalmologii.

   Wykorzystuje się tu lasery TEA-CO₂ , Er:YAG,  Ho-YAG oraz Nd:YAG, a także lasery z zakresu 450-500 nm (barwnikowe), 308 nm  (XeCl-excimer)  i ok. 200 nm (193 nm ArF-excimer i piąta harmoniczna 213 nm Nd:YAG). Przy doborze odpowiedniego  lasera  należy  pamiętać  o  strefie   uszkodzeń termicznych dookoła obszaru ablacji. Dla TEA-CO₂ - 50 mm,  Er:YAG - 30 mm, ArF - 1 mm, Nd:YAG - kilka mm.

 

 

 

Rys. 8. Zależność głębokości krateru od mocy promieniowania laserowego  Rys. 9. Zależność prędkości ablacji od mocy promieniowania laserowego dla lasera Ho:YAG.

 

 

2.5 ODDZIAŁYWANIE ELEKTROMECHANICZNE

 

   Występuje ono przy bardzo dużych wartościach gęstości mocy promieniowania laserowego - 100 MW/cm² i nie zależy od wartości współczynnika pochłaniania tkanki. Wykorzystywane jest w ośrodkach o dużej wartości transmisji promieniowania. W  miejscu  skupienia  wiązki laserowej występuje bardzo silne pole elektryczne, rzędu 10⁹ V/cm, w wyniku czego ośrodek zostaje zjonizowany. Pojawia się efekt optycznego przebicia, powstaje mikroplazma, czyli mikroobszar (10 - 15 mm) o wysokiej gęstości swobodnych elektronów (o temperaturze ok. 10000^o K). Plazma ta zaczyna się bardzo szybko (z prędkością około 4km/s) rozszerzać. W rezultacie w ośrodku powstaje silna fala uderzeniowa, która prowadzi do powstania sił mechanicznych niszczących  strukturę tkanki (ciśnienie wzrasta o 20-60 kbar). Oprócz tego mikroplazma święcąca  w zakresie widzialnym i bliskiej podczerwieni nagrzewa sąsiednią tkankę. Rozmiar strefy uszkodzenia zależy od: długości fali promieniowania, natężenia promieniowania i całkowitej dostarczonej energii, czasu utrzymywania się plazmy, mechanicznych własności tkanki (gęstość, masa, elastyczność). Np. dla lasera  Nd:YAG,  promień całkowitej destrukcji w przypadku impulsów o energii 1 mJ nie przekracza 0.1 mm.

   Wzrost ciśnienia objawia się powstaniem pęcherzyka kawitacyjnego. Energia  kinety-czna  plazmy zamienia się w energię potencjalną magazynowaną w rozszerzającym się pęcherzyku. W czasie krótszym od  ms pęcherzyk imploduje. Gdy pęcherzyk wiotczeje w pobliżu  brzegu  stałego, wytwarza się bardzo szybki strumień cieczy skierowany  do  tego brzegu. Gdy pomiędzy pęcherzykiem i stałym brzegiem nie ma warstwy wody, strumień może powodować wysoki nacisk  udarowy na brzeg. Dynamika kawitacyjnego pęcherzyka, a szczególnie powstanie w/w strumienia zależy od bezwymiarowej odległości g między pęcherzykiem i brzegiem: g=s/R_B, gdzie: s- odległość między pę-cherzykiem i brzegiem, R_B - maksymalny promień pęcherzyka (ok. 2 mm dla 5 mJ).

   Dla celów klinicznych niezbędna jest zawsze sekwencja  kilku  impulsów laserowych, a po niej pęcherzyki kawitacyjne są większe, większe też zniszczenia naświetlanej  tkanki. Aby tego niekorzystnego zjawiska uniknąć należy stosować impulsy o mniejszej energii i krótszym czasie trwania. I tak np. dla impulsów pikosekundowych o czasie  trwania 30-40 ps  (otrzymywanych na ogół w wyniku synchronizacji modów) energia potrzebna do uzyskania efektu przebicia  optycznego  jest  niższa  15-90 razy aniżeli dla impulsów nanosekundowych.

   Opisany wyżej efekt mechanicznego działania wiązki laserowej w mikroobszarze wykorzystywany jest głownie  w  mikrochirurgii  przedniego odcinka oka.

 

P I Ś M I E N N I C T W O

 

1. T.I. Karu, IEEE J.Quantum Electronics, vol.QE-23, No 10, oct.1987, 1703-1717 – 2. G. Yoon,  A.J. Welch,  M. Motamedi,  M.C.J. Gemert, IEEE J.Quantum Electronics,  vol.QE-23, No 10, Oct.1987.- 3. N.P. Furzikov, IEEE,  J.Quantum  Electronics,  vol.QE-23, No 10, Oct.1987 –  4. A.D. Zweig, H.P. Weber, IEEE, J.Quantum Electronics, vol.QE-23, No 10, Oct.1987 – 5. Wai-Fung, S.A. Prahl, A.J. Welch, IEEE, J.Quantum Electronics, vol.26,No 12, Dec.1990, p.2166 – 6. A. Vogel, P. Schweiger,   A. Frieser, M.N. Asiyo,  R. Birngruber, IEEE,  J.Quantum Electronics, vol.26, No 12, Dec.1990 - 7 - J.A. Izatt, N.D. Sankey, F. Partovi, M. Fitzmaurice, R.P. Rova, I. Itzkov, M.S. Feld, IEEE,  J.Quantum  Electronics, vol.26, No 12, Dec.1990, p.2261 – 8. J.P. L'Huillier, Photodynamic Therapy and Biomedical Lasers, 1992, p.923 – 9. R. Srinivasan, K.G. Casey, J.D. Haller, J. Quantum Electronics,  vol.26, No 12, 1990 – 10. W. Nowakowski, "Oddziaływanie  promieniowania laserowego z tkanką biologiczną", VII Krajowa Szkoła Optoelektroniki, Zegrze 1993r.

11. T. Mika,  "Lasery niskoenergetyczne w  terapii fizykalnej", VII Krajowa Szkoła Optoelektroniki, Zegrze 1993 – 12. B.W.Henderson ,T.J.Dougherty, Photochem.  Photobiol., 55, (1992), p.145 – 13. T.J.Dougherty, Photochem, Photobiol.,45, (1987), p.879 – 14. O.Raab , Z. Biol.,19, (1900), p.524 - 15 - A.Policard, Comp. Rend. Soc. Biol., 91, (1924), p.1423 – 16. R.L.Lipson, E.J.Blades, E.M.Olsen, J. Nat. Cancer Inst.., 26, (1961), p.1 – 17. T.J.Dougherty, ibid, 55, (1975), p.115 – 18. T.J.Dougherty, Cancer Res., 38, (1978), p.2628 –19. M.Kwaśny, A.Graczyk, Wiad. Chemiczne, 44, (1990), p.147 – 20. T.Orłowski, E.Stanowski, M.Kalczak, A.Graczyk i in., Pol. Tyg. Lek., 16 (1986), p.741.

Otrzymano: 1994.04.23.

Adres autorów: Bolesław Kuzaka, Klinika Urologii, ul. Lindleya 4, 02-005 Warszawa.