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CAPÍTULO TRES
Dr. Hilario Robledo
Concepto, Cálculo e Importancia Quirúrgica
de la Densidad de Energía:
Significado de la Superpulsación
Concepto de la Densidad de Energía
La densidad de energía es un parámetro de funcionamiento tan importante de un láser quirúrgico, que
debe ser entendida por el cirujano para realizar cirugía láser con seguridad y eficacia. Los conceptos de energía
y potencia se definieron en el capítulo uno, donde se explicaron estas entidades básicas.
La densidad de energía se define como la potencia radiante transmitida por unidad de área de la sección de cruce de un haz de luz láser, o la potencia radiante que choca en el objetivo del haz por la unidad del
área del objetivo iluminada por este rayo láser. En el estudio de la óptica, la densidad de energía se refiere
como intensidad. La densidad de energía es proporcional al cuadrado de la amplitud del campo eléctrico de
una onda de luz, como se ha mostrado en la figura 1-1 (capítulo 1):
Po = kocE2/8π
Ecuación 3-1,
donde Po es el tiempo medio de la densidad de energía de la onda de luz en un punto de rayo, c es la velocidad
de la luz en el espacio libre, koes la permisividad del espacio libre (ko= 1.11265 x 10-10), E es la amplitud de
la onda del campo eléctrico y π = 3.14159-------.
El perfil ideal de la densidad de energía de un haz de luz láser es el gausiano, o modo transverso TEM∞,
ya explicado en el capítulo 1. Se prefiere éste, debido a que puede ser focalizado a los diámetros eficaces más
pequeños de un objetivo. La figura 3-1 muestra la forma de un perfil gausiano en cualquier plano axial del haz.
Observe, no que esto sucede en lo más alto del eje y cae gradualmente a una intensidad cero en una distancia
infinita desde el eje. Debido a este acercamiento asintótico a cero, no hay un diámetro finito que abarque toda
la energía radiante transmitida por el haz. Sin embargo, por conveniencia, se puede definir un diámetro eficaz
como 2w (de la ecuación 1-12). A través de un diámetro circular 2w (con el eje), el haz transmite un 86.35% de
su ener-gía total. Si calculamos la energía que fluye de un círculo concéntrico cuyo radio varía de 0 a 1.50w,
ver tabla 3-1, en la cual se muestra en la columna izquierda la relación r/w, en la columna media la relación
Pr/Po (energía dentro del círculo de radio r dividido por la energía total del haz, y en la columna derecha la relación de la densidad de energía media sobre el círculo de radio r a el eje del haz. En la tabla puede observarse
que la media de la densidad de energía que se obtiene depende de forma muy importante, del valor del radio
que se elige para un círculo concéntrico.
En la tabla 3-1, se puede ver que hay una transmisión del 98.8% a través de un círculo coaxial cuyo
diámetro es 1.50 veces el diámetro eficaz. No obstante, la densidad de energía media sobre este círculo es de
solo un 22% en el eje. El diámetro eficaz es un valor conveniente para utilizar cuando se computa la densidad
de energía media en un haz gausiano. Puede verse igualmente, que la densidad de energía media, pawr sobre
este círculo es de un 43.17% en el centro.
Figura 3-1
Diagrama esquemático de un haz de luz láser que incide normalmente en un plano de la superficie del objetivo. Se ha hecho
un corte de un cuadrante del haz cilíndrico para poder observar el perfil en un plano medio de la densidad de energía en
el haz. Reimpresión de Fisher JC. Basic laser physics and interaction of laser light with soft tissue. In: Shapshay SM, ed.
Endoscopic laser surgery handbook. New York: Marcel Dekker, 1987:83.
Cálculo de la Densidad de Energía
La fórmula exacta para calcular la densidad de energía media dentro del diámetro eficaz de un rayo
láser gausiano es
Paw = 110( en vatios)/(2w en milímetros)2,
vatios (W)/centímetro2
(Ecuación 3-2)
Donde Paw es la media de la densidad de energía dentro del diámetro eficaz (2w), Po es la energía total del haz
y 2w = de, el diámetro eficaz. El factor 110 en la ecuación 3-2 puede estar aproximadamente en 100, que es
más fácil de recordar y para hacer cálculos mentales en la densidad de energía media. El factor 110 incluye el
4/π invertido del cuadrado del diámetro eficaz en el denominador (el área de un círculo es 4/π x [diámetro]2),
el 0.8635 del total de la energía transmitida desde el círculo cuyo diámetro es 2w, y el factor de 100 para
convertir los milímetros cuadradros del denominador en centímetros cuadrados de la expresión final de la
densidad de energía:
0.8635 x 100 x 4/π 0 109.94 = 110.
La fórmula aproximada utilizando un factor de 100, es lo suficientemente buena para la mayoría de los cálculos, ya que es difícil medir con exactitud el diámetro eficaz del haz.
Observe que la densidad de energía en todos los puntos del círculo concéntrico cuyo diámetro de, es
2
(1/e ) x pc, o, el 13.53% de la densidad de energía en el centro del haz.
Es importamte recordar que la densidad de energía varía inversamente con el cuadrado del diámetro
focal del haz (spot). De tal forma, que si el diámetro focal del haz se reduce por un factor de 2, la densidad de
energía aumenta por un factor de 4 y viceversa.
Para efectos prácticos, el cálculo se puede resumir con las siguientes fórmulas:
Dp = P/S, (vatios/cm2), donde Dp es la densidad de potencia (energía), P es la potencia en vatios, S es
la superficie.
La fluencia que emite un láser es la densidad de energía y está en relación con la potencia (energía)
que emite el láser y se mide en vatios, el tiempo t (en milisegundos) y la superficie irradiada (área del círculo
irradiada), S, por el haz de luz láser. Esta fluencia se mide en julios = vatios/cm2, y se calculan mediante la
siguiente fórmula:
De = Potencia * tiempo * 100
4/π * diámetro2
Medición Práctica del Diámetro Eficaz de un Láser de CO2
Un método aproximado muy simple para medir el diámetro eficaz del haz de luz que emite un láser
de CO2, es el siguiente. Configurar el láser para que emita un solo disparo con una anchura de pulso de 0,1
segundo de duración y una energía de 10 vatios. El panel de control del láser tiene una pantalla digital donde
se pueden ajustar ambos valores, energía y duración de pulso. Colocar un depresor lingual perpendicular al
punto focal del haz (spot). Disparar el láser una vez y medir el diámetro de la cavidad en el depresor con una
regla milimétrica utilizando una lente de aumento. La densidad de energía se puede calcular por la ecuación
3-2 utilizando el valor de en milímetros y el factor de aproximación de 100.
La combinación de 10 W y 0.10 segundos es fácil de recordar. No deberían utilizarse valores más altos
para el tiempo y la energía, debido a que la cavidad dejada en el depresor aumenta cuando se utilizan valores
más altos de energía total entregada. Este mismo método para enfocar el haz de luz láser, se puede utilizar con
una pieza de mano o con un micromanipulador.
Medición del Diámetro Eficaz para Láseres Visibles y en el Infrarrojo Cercano
En este caso, la técnica del depresor no es adecuada para los láseres que emiten en el espectro visible
o en el infrarrojo cercano (como el KTP o el Nd:YAG), debido a que estas longitudes de onda no se absorben
bien en la madera poco coloreada del depresor y el utilizar energías más altas podría perforar el depresor. Sin
embargo, ya que la luz emitida por estos láseres puede transmitirse casi siempre por fibras ópticas de cuarzo
delgadas, hay un método sencillo para estimar el diámetro eficaz del haz cuando sale por el extremo distal de
la fibra.
Tabla 3-1
* Fracción de la energía radiante total que emerge de
círculos coaxiales de diámetro variando de 0 a 1.5 r/w
y cociente de la densidad de energía media sobre esos
círculos a la densidad de energía central en el eje para un
haz de luz gausiano. r, radio del círculo coaxial; w, radio
eficaz del haz. Pr, energía que emerge a través del círculo
coaxial de radio r. Po , energía total del haz; Par, densidad
de energía media en el círculo de radio r; Pc, densidad de
energía del haz en su eje.
Reimpresión de Fisher JC. Basic laser physics and interaction of laser light with soft tissue. In: Shapshay SM, ed.
Endoscopic laser surgery handbook. New York: Marcel
Dekker, 1987:83.
El haz de luz láser que emerge del mismo láser, siempre tiene un diámetro mayor que el núcleo de la fibra, por
eso, se utiliza una lente positiva que sirve para focalizar el haz en el extremo proximal a un diámetro menor
que el del núcleo. Esto siginifica que casi toda la energía del haz se transmite a través de la fibra, excepto una
pequeña cantidad de energía que se pierde por la reflexión con la superficie. Por simplicidad, podemos asumir
que el 100% de la energía total entra en la fibra con una pérdida del 4% por reflexión de los materiales dieléctricos, para una incidencia de los rayos próxima a lo normal.
La reflexión total interna repetida de los rayos en la interfaz núcleo y el revestimiento, origina una
trasposición de los rayos, pérdida de la coherencia espacial y un aplanamiento del perfil energía-densidad del
haz que emerge distalmente. Debido a que ya no es gausiano, el haz no tiene un diámetro eficaz, en el sentido
más estricto del término y la forma más fácil de calcular la densidad de energía media, es dividir la energía
total del haz por la sección del área del núcleo de la fibra:
Pa = Po/(πdc2/4) = 4Po/(πdc2)
Ecuación 3-3
donde Pa es la densidad de energía media dentro del haz justo en el extremo proximal, Po es la energía total
del haz y de es el diámetro del núcleo de la fibra. Sie el diámetro se expresa en milímetros, la energía en vatios
y la densidad de energía en centímetros cuadrados, la ecuacuón 3-3 pasa a ser:
Pa = 127(Po en vatios) / (de en mm)2 Ecuación 3-4.
La figura 3-2 muestra de forma esquemática una fibra óptica con un rayo láser que sale de su extremo
distal. Según a lo que ya nos hemos referido en el capítulo 2, el haz de luz láser tendrá una divergencia con
un ángulo comprendido entre los 5º y 15º. Esta divergencia permite al operador variar la densidad de potencia
alejando el exremo distal de la fibra del objetivo. Una distancia operatoria típica para una fibra no contactadora
es de un centímetro entre su extremo distal y el tejido. La densidad de energía en el tejido se puede calcular
aproximadamente mediante la ecuación 3-4, haciendo que el diámetro del haz sea igual al diámetro de la luz
guía del helio-neón en la superficie del tejido. Aunque el haz de luz del He-Ne no siempre tiene la misma divergencia que el haz de luz del láser quirúrgico, la aproximación es lo suficientemente buena como para poder
estimar la densidad de energía en el objetivo.
Figura 3-2
Diagrama esquemático de una fibra óptica con un haz de luz divergente emergiendo de su extremo distal. El haz que entra
en el extremo proximal de la fibra, se focaliza a un diámetro menor que el diámetro del núcleo de la fibra, de tal forma, que
virtualmente se transmite toda la potencia radiante del haz láser en el interior de la fibra.
Importancia Quirúrgica de la Densidad de Energía
Mecanismos de Destrucción Tisular mediante Luz Láser
Fotoquimiolisis
Los láaseres cuyas longitudes de onda están en la región ultravioleta del espectro, donde la energía
fotónica, ep, es lo suficientemente alta para romper los enlaces electrónicos entre átomos y moléculas, pueden
destruir el tejido por rotura fotoquímica de las moléculas orgánica complejas. El láser excímero está en esta
categoría. A este proceso destructivo se le denomina fotoquimiolisis.
Fototermolisis
Para todos los láseres quirúrgicos, excepto para los excímeros y los Nd:YAG de pulso ultracorto, el
medio principal por el cual se destruye tejido es la conversión de la luz láser en calor y el aumento de temperatura consecuente en el objetivo. Este tema se discutirá con gran detalle en el capítulo 4, pero en este apartado
lo deberíamos considerar aunque sea brevemente. Si el objetivo es el de producir coagulación, el tejido debe
ser calentado a una temperatura por encima de los 60º, pero por debajo de los 100º (el punto de ebullición
del agua a una presión atmosférica). A este proceso destructivo se le denomina fotopirolisis. Si el objetivo es
el de producir corte o ablación tisular, entonces la intensidad del láser debe ser lo suficiente para aumentar la
temperatura rápidamente al menos a los 100º C, de tal forma que el agua en los tejidos se convertirá en vapor
que rompe las células y destruye la arquitectura histológica. A este proceso se le llama fotovaporolisis. La
fotopirolisis y la fotovaporolisis son los procesos componentes de la fototermolisis, que es la destrucción del
tejido mediante calor por la absorción de la energía radiante.
La vaporilisis es el mecanismo primario por el cual la mayoríade los láseres quirúrgicos cortan o ablacionan el tejido. Es especialmente efectiva a cualquier longitud de onda en la cual el coeficiente de absorción
de agua sea igual o mayor de 100/cm. Las longitudes de ondas quirúrgicas en las cuales la absorción excede
los 100/cm, son aquellas que están por encima de los 2.600 nanómetros (nm). En particular, los lásers de
dióxido de carbono y de erbio:YAG, están dentro de esta categoría. El erbio:YAG no se ha utilizado de forma
rutinaria en cirugía, debido en gran parte a la falta de fibras quirúrgicas apropiadas para su transmisión. No
obstante, el erbio:YAG, tiene un gran potencial como un láser para realizar incisiones precisas y vaporizar el
tejido de cualquier parte del organismo. Su haz se puede entregar mediante un brazo articulado, como los que
se utilizan habitualmente en los láseres de CO2.
Fotoplasmolisis
Los láseres como el Nd:YAG, cuya longitud de onda se absorbe débilmente en los tejidos que están
ligeramente pigmentados, como la córnea, cristalino, la cápsula del ojo, puede destruir estos tejidos por un
fenómeno al que se denomina rotura óptica, o más apropiadamente, fotoplasmolisis, en el cual el campo eléctrico de la onda de luz es lo suficientemente fuerte como para ionizar los átomos del tejido y formar un plasma,
un gas caliente (a temperaturas de ahsta 15.000º C) que se compone de concentraciones iguales de electrones
libres y de iones positivos. Esto sucede a densidades de energía de 10.000.000.000 W/cm2. Este plasma absorbe ávidamente la radiación emitida a cualquier longitud de onda, y una vez formado, absorve toda la radiación emitida posteriormente y se expande súbitamente produciendo ondas de choque que destruyen de forma
mecánica la arquitectura histológica. Debido a que solamente los láseres con pulsos ultracortos son capaces de
generar densidades de energía tan altas, la extensión de la destrucción se puede controlar ajustando la energía
por pulso, que es típicamente de tan solo unos pocos milijulios.
Umbrales para la Fotoquimiolisis
La rotura fotoquímica de un tejido vivo, es un proceso de rotura de los enlaces electrónicos entre
átomos en las moléculas orgánicas mediante radiaciones energéticas de onda corta. En la región ulravioleta
del espectro, esto ocurre a densidades de energía media (media sobre el tiempo y el área) por debajo de 1 W/
cm2, aunque continuará sucediendo a densidades de energía más altas, en conjunción con otra serie de efectos
que se originan cuando la densidad de energía aumenta. Por debajo de algún límite inferior de la densidad de
energía en el tejido, incluso para longitudes de onda energéticas, no habrá una rotura neta de las moléculas
orgánicas, debido a que la rotura de los enlaces inter-atómicos se rehacen tan rápidamente como se rompen.
Este umbral depende de la longitud de onda de la luz y del tipo de molécula que la absorbe. Puede ser tan solo
una pequeña fracción de vatio por centímetro cuadrado, como en el caso de la luz del sol que cae en moléculas
coloreadas de telas expuestas al sol, cuya densidad energética en la superficie de la tierra es con frecuencia
mayor de 100 milivatios/cm2. La decoloración de los colores brillantes expuestos a la luz del sol, es una ob-
servación frecuente de las personas que viven en climas soleados. Los humanos cuya piel está expuesta al
efecto de la luz solar intensa sufren rotura del colágeno dérmico, elastina y reticulina que proporcionan a la
piel saludable una textura suave.
Umbrales de Desrtrucción para la Fototermolisis
Para cualquier longitud de onda que se absorba por el agua, hay un umbral de densidad de energía,
por debajo de la cual, el agua contenida en el objetivo no puede ser hervida por un haz de luz láser. Este
valor para el umbral es más bajo para las longitudes de onda que tengan una absorción mayor y más alto para
aquellas que tengan una absorción menor. El umbral existe debido a que el agua en la cual se absorve la luz
láser, puede transferir la energía que ha absorbido, convertida en forma de calor, por conducción térmica y <
> por convección al agua adyacente que no ha sido impactada directamente por la luz láser. Cuando la tasa de
entrada de energía radiante por unidad de volumen está por debajo del máximo posible de la tasa de exéresis
temperatura-energía por unidad de volumen, el agua solamente se calienta por la energía absorbida, pero no a
la temperatura de ebullición. En la longitudes de onda donde hay una dispersión significativa de la luz dentro
del agua, bien sea por los solutos o por los suspendidos, partículas de materia que no absorben, la densidad de
energía de la luz láser dentro del agua será menor del haz incidente, haciendo la elevación de la temperatura
en la profundidad aún más difícil, en términos de la densidad de energía necesaria en el rayo láser incidente.
A pesar de esto, las longitudes de onda en las que la absorción en el agua es baja, pero la dispersión es significante, son bastante apropiadas para una pirolisis controlada ya que cada punto dentro del agua histológica
actúa como una fuente de calor. El neodimio:YAG es la síntesis de dichos láseres.
Umbral Fotovaporolítico para Longitudes de Onda que son Fuertemente Absorbidas
Para un láser de CO2, cuya longitud de onda es de 10.600 nm, el umbral en agua libre (ej.: el agua
corporal que puede experimentar convección) está entre 20 y 100 W/cm2, dependiendo de la geometría del
agua corporal y su dimensión respecto al diámetro del haz de luz láser. Para el agua que está confinada en el
interior de las células (intracelular), o en una matriz gelatinosa (como en el humor vítreo del ojo), la convección es imposible y únicamente la conductividad térmica puede tansportar el calor fuera del sitio de impacto
del haz láser hasta que comienza la vaporización. En el agua que está confinada de esta forma, el umbral de
vaporización está en torno a 10 W/cm2.
Puede demostrarse la existencia de este umbral para el agua libre con la ayuda de la luz guía que tiene
la pieza de mano de un láser de CO2, focalizándolo a 100 W/cm2 o más, sobre la superficie del agua libre
contenida en un envase y observando como al principio la ebullición es irregular pero de forma constante y
posteriormente se para cuando la pieza de mano se aleja de la superficie hasta que la densidad de energía está
por debajo de su valor crítico.
Si se repite el mismo experimento con gelatina como objetivo, puede observarse que el umbral es muy
inferior, debido a que la matriz gelatinosa evita que las moléculas de agua experimenten convección como
ocurre en el agua corporal. Sucede lo mismo cuando se focaliza un haz de luz láser de CO2 a la superficie de
un cubo de hielo, donde también el umbral de convección está reducido.
Umbral Fotovaporolítico para Longitudes de Onda que son Débilmente Absorbidas
El umbral de ebullición para el agua histológica no convectora irradiada por un haz de un láser de
Nd:YAG, cuya longitud de onda es de 1.064 nm, muy ineficaz para vaporizar agua, está en torno a los 40.000
W/cm2 en los tejidos blandos que no están, o ligeramente poco pigmentados, como el cartílago. En los tejidos
pigmentados es algo inferior, ya que los cromóforos del pigmento absorben la luz y conducen el calor al agua
histológica que se encuentra alrededor. Para las longitudes de onda de luz verde, como el láser de KTP, el
agua pura tiene muy poca absorción, menos de 0,01/cm. Para los tejidos ligeramente pigmentados, como el
cartílago, el umbral de vaporización a una longitud de onda de 532 nm, es muy alta. En el agua pura, el umbral
está en torno a los 400.0000 W/cm2. Sin embargo, cuando hay pigmentos como la melanina o la hemoglobina,
la absorción aumenta enormemente en la longitud de onda verde y el umbral desciende a unos cuantos cientos
por centímetro cuadrado. En el capítulo 4, se discutirá acerca del cálculo de estos umbrales.
Umbral de Fotopirolisis
El umbral de la densidad de energía en el cual la temperatura del tejido irradiado por el láser alcanzará
los niveles necróticos, depende de su longitud de onda y de la geometría del tejido irradiado. En general, es
inferior para las longitudes de onda que se absorben fuertemente (>2.600 nm), pero las longitudes de onda
en las cuales la dispersión es igual o mayor que la absorción, son más apropiadas para necrosar volúmenes
grandes de tejido, aún cuando el umbral de ebullición sea más alto. Como norma muy general, no habrá una
fotopirolisis significante en los tejidos blandos (contenido de agua igual o mayor del 75%) con una densidad
menor de 0,1 W/cm2 a cualquier longitud de onda.
Umbral de Rotura para la Fotoplasmolisis
Como se mencionó en el capítulo 2, el umbral de la densidad de energía para la fotoplasmolisis depende de la forma del tejido irradiado (ej.: el talle focal del rayo láser), el cociente entre la superficie del área y
el volumen, y la anchura de pulso (duración del pulso), ya que solamente los láseres pulsados pueden lograr la
densidad de energía necesaria. En general, el valor del umbral más inferior será aquel en el cual la fuerza del
campo eléctrico de la onda de luz sea igual a la fuerza del campo eléctrico que une al electrón más externo de
un átomo de su núcleo. La densidad de energía radiante correspondiente a esta fuerza de campo, está en torno
a 1.2 x 1010 W/cm2 para el hidrógeno, un componente muy abundante en los tejidos vivos.
Importancia Quirúrgica del Umbral Destructivo de la Densidad de Energía
Como se verá en detalle en el capítulo 4, hay toda una gama de densidades de energía dentro de las
cuales suceden una serie de efectos físicos en los tejidos vivos. Si el cirujano desea que uno de los efectos predomine sobre los otros, la densidad de energía del haz de luz láser, debe exceder el umbral en el cual suceden
los otros efectos, pero no tanto que tengan lugar otros efectos en este exceso de la densidad de energía. Estos
umbrales, como ya se ha explicado, son dependientes de la longitud de onda (figura 3-3).
Los mecanismos importantes mediante los cuales la mayoría de los láseres quirúrgicos destruyen el
tejido vivo son la fotopirolisis y la fotovaporolisis (ya explicados previamente en este capítulo), ambos están
incluídos en una categoría más general de la fototermolisis. Si un cirujano desea coagular un tejido sin vaporizarlo, claramente la densidad de energía del rayo incidente, cualquiera que sea su longitud de onda, no
deberá exceder el umbral de vaporización a esa longitud de onda. Por ejemplo, en la utilización de un láser
de Nd:YAG para la coagular el endometrio del útero en una paciente que tenga una menorragia intratable, el
cirujano debe evitar la utilización de una densidad de energía lo suficientemente alta que produzca una vaporización inmediata del tejido. Desafortunadamente, se ha aplicado el término de ablación incorrectamente por
algún ginecólogo que no entienda el significado físico de este término (literalmente cortar).
Si un cirujano decide utilizar un láser como el de dióxido de carbono para vaporizar parte del ligamento
útero-sacro para seccionar el nervio que transmite el dolor de la dismenorrea, sin lesionar el tejido adyacente
por calor, la densidad de energía que se tiene que aplicar, debe ser al menos, igual al umbral de vaporización
y preferiblemente bien por encima de él, de tal forma que la exéresis del tejido diana sea rápida y minimice
el tiempo de exposición del tejido cercano al calor conducido por el agua histológica desde el punto de ebu-
llición. La gran virtud de un láser de CO2 para realizar una cirugía atraumática y precisa, es su capacidad de
vaporizar el agua de los tejidos, usualmente a una temperatura fija, cercana o por encima de los 100º C. Esto
es debido a que el agua hierve a una temperatura constante, siempre y cuando la presión sea constante. A
presión atmosférica, esta temperatura fija es de 100º C. Debido a que la ebullición rápida del agua histológica
donde impacta el láser en el tejido ocurre a una temperatura fija, la cantidad total de la energía térmica transmitida al tejido adyacente depende del tiempo total de exposición y no de la densidad de energía del rayo láser,
siempre que esté por encima de los 100 W/cm2.
Así, la vaporilisis mediante la ebullición fulgurante del agua histológica en forma de vapor, tiene inherentemente un mecanismo de seguridad térmico automático. Siempre y cuando el vapor pueda salir fácilmente
de la superficie de ebullición, la presión tisular será prácticamente la atmosférica y el tejido adyacente a la
zona vaporizada solo se puede dañar mediante conductividad térmica desde esta región isotérmica que está
sobre los 100º C. Ya que la conductividad térmica en los tejidos blandos vivos se debe con mucho al agua no
convectora dentro y entre las células, la transferencia de calor es relativamente lenta. En modelos experimentales realizados in vivo, se ha podido demostrar que tras el impacto de un haz láser de CO2 el descenso de
temperatura más allá del cráter es exponencial con la distancia normal a la pared del cráter y que la densidad de
energía máxima que puede ser eliminada por conductividad térmica está en torno a los 10 W/cm2. Por lo tanto
si la densidad de energía aplicada a un láser de CO2 está bastante por encima de este valor, el tejido extirpado
puede eliminarse rápidamente antes de que el flujo de calor al tejido adyacente pueda originar una necrosis
térmica significativa.
Para los láseres precisos como el CO2, cuya longitud de onda se absorbe fuertemente por el agua, se
puede definir un tiempo de transferencia térmica, que es una medida de cuanto tiempo se necesita para que la
temperatura del tejido adyacente a una distancia especificada del sitio del impacto se eleve por encima de la
temperatura tisular normal. Este tiempo depende de varios factores como el calor específico, la conductividad
térmica, la densidad de masa tisular y de la elevación de temperatura permisible, así como la distancia entre
el sitio del impacto láser a la del tejido normal. Para el tejido adyacente que esté a una distancia de 0.2 mm
del sitio de impacto de un haz láser de CO2, el tiempo necesario para que se eleve la temperatura 5º C será
aproximadamente de 90 milisegundos, con una densidad de energía es de 700 W/cm2 y un diámetro del haz
incidente de 1.8 mm. Si este rayo láser irradiase el tejido solamente durante 1 milisegundo, el aumento de
temperatura a una distancia de 0.2 mm sería negligible.
Reduciendo el tiempo de irradiación tisular, se puede disminuir el daño térmico de la zona adyacente.
Esto se puede lograr mediante una de las dos formas siguientes: 1. Elevando la densidad de energía a fluencias
tan altas que el tejido se destruye en un tiempo muy corto; y 2. Aplicando densidades de energía altas pero
controlables al tejido en secuencias regulares mediante pulsos muy cortos, con periodos de enfriamiento relativamente largos de potencia cero entre ellos. La primera técnica requiere mucha destreza y coordinación por
parte del cirujano para no destruir más tejido del necesario, por lo que la segunda es la preferida. A este método
se le denomina mediante el término de superpulso (luz emitida por láseres superpulsados).
Superpulsación con Láseres de CO2
La superpulsación es un modo temporal temporal especial de emisión cíclica de luz por parte de un
láser de dióxido de carbono al tejido para mantener una densidad de energía alta durante una secuencia de
pulsos cortos que están separados por periodos relativamente largos de energía cero. Habitualmente se logra
mediante un sistema de encendido y apagado de la fuente de alimentación que bombea el láser. En teoría, este
superpulso podría efectuarse mediante un Q-switchado repetitivo del láser, aunque esto no se ha fabricado
comercialmente para láseres quirúrgicos.
Propósitos del Superpulso
Figura 3-3
Efectos biológicos de la radiación láser entre 100 nm y 10.600 nm como funciones de la media (sobre el tiempo y el espacio)
de una densidad de energía en los tejidos blandos. Las líneas correspondientes al límite en declive entre regiones de efectos
diferentes denota el hecho de que el coeficiente de absorción y < > o energía fotónica varían con la longitud de onda. El pico
de cada uno de los tres límites inferiores se corresponden a la longitud de onda que tiene el coeficiente de absorción más
bajo en un tejido en particular y las curvas ascendentes y descendentes de las líneas se corresponden a la longitud de onda
que tiene el coeficiente de absorción más alto. El límite más inferior es prácticamente independiente de la longitud de onda
y representa la variación del umbral de la densidad de energía de la rotura óptica como una función de la duración del pulso
y la geometría focal del haz de luz láser. Reimpresión de Fisher JC. Basic laser physics and interaction of laser light with
soft tissue. In: Shapshay SM, ed. Endoscopic laser surgery handbook. New York: Marcel Dekker, 1987: Fig. 29, p. 109.
El superpulso tiene dos propósitos:
1. Permitir al cirujano controlar la fracción de tiempo de destrucción tisular, manteniendo una densidad
de energía alta en el haz del láser.
2. Minimizar el daño térmico del tejido adyacente.
Como ya se ha mencionado anteriormente, se podría limitar el daño térmico simplemente utilizando
una densidad de energía muy alta en modo contínuo, pero muy pocos, si existe algún cirujano que tenga la
necesaria coordinación visual, mental y manual lo sufientemente rápida para controlar la destrucción tisular a
densidades de energía tan altas como las obtenidas en el superpulso.
Ondas Típicas de la Superpulsación, Energía-Tiempo
Láseres Estimulados por una Corriente Eléctrica Directa
En la figura 3-4 se muestra, de forma esquemática, un láser de CO2 (A) cuya fuente de alimentación
de enciende y se apaga mediante un interruptor, en la figura 3-4B, se muestra la onda de circulación de voltaje en relación al tiempo, algo idealizado, como una serie de pulsos de forma rectangular. Actualmente, en
la mayoría de los láseres de CO2 estimulados mediante una corriente directa, estas ondas pueden aproximarse
a lo representado en la figura por sistemas de interrupción electrónica. Observe que la onda de salida no es
rectangular, sino que muestra una elevación abrupta, casi exponencial, a un valor de pico que está entre 5 y 20
veces por encima de la media del máximo de energía para el mismo láser en modo contínuo, seguido por una
curva descendente que puede constar de tres fases exponenciales diferentes con una constante de tiempo más
larga. La última de estas fases descendentes, puede tener una constante de tiempo más larga de tal forma que
el pulso llega a cero, más que en el medio del intervalo del pulso siguiente.
El primer pico agudo de energía radiante está originado por la inversión rápida de población en el
tubo del láser, producido por el bombeo fuerte y repentino. Posteriormente desciende de forma constante
según se depleciona la población del nivel superior del láser por la emisión estimulada de las moléculas del
CO2. Las colas exponenciales más bajas, más lentas son originadas por la excitación de las moléculas de CO2
por colisión con los electrones que tienen una energía baja en el tubo, ya que los electrones y los iones no se
recombinan de forma inmediata. La corriente eléctrica no cae a cero instantáneamente, debido a la inductancia y a la capacitancia en el circuito. En el tubo persiste una población inversa de nitrógeno estimulado, aún
después de interrumpir la corriente (= 0), porque el nivel estimulado de moléculas de N2 es metastable y tiene
una curva descendente solamente por colisiones con moléculas de CO2.
Intuitivamente parece evidente que una cola larga y lenta en el pulso de energía de salida, como la que
se muestra en la figura 3-4C, es antogónica con el objetivo de limitar el daño térmico al tejido adyacente. La
forma de la onda ideal de salida de energía es un pulso rectangular que tiene un tiempo de elevación y de descenso cercano a cero, como en los pulsos de voltaje aplicado que se muestra en la figura 3-4B. Con una onda
como la que se muestra en la figura 3-4C, ambos, el objetivo y el tejido adyacente al impacto láser continúan
recibiendo calor, el primero por conversión directa de luz en calor y el segundo por conducción térmica desde
la zona quirúrgica durante la lenta cola de energía de salida. Por el contrario, para una frecuencia de repetición,
los cortes bruscos de la energía radiante al objetivo, permiten un enfriamiento máximo entre los pulsos del
tejido adyacente a la zona de impacto láser.
Algunos fabricantes cuyos láseres producen este tipo de energía de salida multiexponencial residual
entre los cortes durante una operación con superpulso, han tratado de hacer creer que esta cola multiexponencial es beneficiosa porque produce una mayor hemostasia y al mismo tiempo ofrecen las ventajas del superpulsado. Tales afirmaciones son absurdas. La hemostasia y la ablación tisular mediante fotovaporolisis sin
daño térmico residual son propósitos mutuamente excluyentes. Hasta el punto donde se realce uno, el otro
se degrada. La hemostasia lograda mediante cualquier otro medio que la oclusión mecánica o la esclerosis
química requiere coagulación térmica del vaso.
Figura 3-4
Diagrama esquemático de una fuente de alimentación de un láser de CO2 estimulada mediante corriente directa en una operación con superpulsos. A: La fuente de alimentación se interrumpe cíclicamente por un interruptor. B: Onda rectangular de
voltaje aplicado al tubo del láser. C: Onda de energía radiante de salida del láser. Nótese la naturaleza multiexponencial de
la onda de salida y su larga trayectoria descendente.
Láseres Estimulados por una Corriente Alterna en Radiofrecuencias
Ya que la corriente eléctrica en el tubo de un láser estimulado mediante radiofrecuencia pasa sinusoidalmente terminando en cero (dirección inversa) muchos millones de veces por segundo, el gas del láser se
desioniza rápidamente, el doble en cada ciclo de corriente. Esta desionización rápida permite que la estimulación de las moléculas del gas de CO2 cese dos veces en cada ciclo de corriente y la emisión estimulada de
radiación a 10.600 nm para bruscamente dentro de una fracción de un microsegundo después del tránsito de
la onda de corriente con caída cero. Debido a que este rápido descenso a cero de estimulación sucede en una
pequeña fracción de microsegundo, la forma del tiempo de los pulsos de salida de energía radiante de un láser
de CO2 estimulado mediante radiofrecuencia es casi perfectamente rectangular. Claramente, esta es la forma
de onda ideal para limitar la transferencia térmica al tejido adyacente.
Hace unos años, un fabricante se distinguió, Coherent, por la comercialización de un láser quirúrgico
de CO2, llamado Ultrapulse® (hoy día distribuído por Lumenis) estimulado mediante radiofrecuencia y que
entrega pulsos rectangulares de energía radiante, cada uno de los pulsos tiene una duración de 600 microsegundos (hoy día variables hasta 1 ms) con una energía por pulso y frecuencias de repetición con un rendimiento de 100 vatios de potencia media. Con este láser, no es necesario operar en el modo contínuo, excepto para
conseguir coagulación térmica. El láser que en su día fabricó Coherent bajo el nombre de Ultrapulse ha hecho
que otros fabricantes respondan con productos comparables.
Figura 3-5
Diagrama esquemático de una fuente de alimentación de un láser de CO2 estimulada mediante radiofrecuencia en una operación con superpulsos. A: La fuente de alimentación se interrumpe cíclicamente por un interruptor. B: Pulsos rectangulares
de energía radiante de salida. C: Pulsos de energía radiante de salida de un láser de CO2 típico d.c. estimulado con una onda
de circulación de voltaje idéntica a las formas rectangulares en el tiempo de voltaje aplicado a un láser estimulado mediante
radiofrecuencia.
Parámetros Técnicos del Superpulso
Duración de Pulso
Con el objeto de ser mínimamente traumático al tejido adyacente, un láser superpulsado de CO2 debe
operar con una duración de pulso menor a un milisegundo:
tp < 1 x 10-3 segundos
Ecuación 3-5
Esta afirmación se hace sin prueba física, que se apoya en el cálculo de la difusión térmica en los tejidos blandos divididida por el producto de la densidad de masa y el calor específico del tejido, y especificación
del diámetro de un pequeño volumen de tejido que absorbe específicamente la radiación incidente. Anderson
y Parrish quienes hicieron un análisis del calentamiento transitorio de los vasos sanguíneos por una radiación láser, concluyeron que la duración en el tiempo de los pulsos de radiación láser a una longitud de onda
fuertemente absorbida en la sangre (577 nm) debería ser de un milisegundo o menos para conseguir un daño
selectivo en los vasos de 10 a 200 micrómetros de diámetro. Sin embargo, estos análisis se basan en varias
asunciones de simplificación que se satisfacen en el tejido vivo real, que es muy heterogéneo y raramente
isotrópico.
A pesar de las incertidumbres de cálculos matemáticos de la distribución de temperaturas en el tejido
vivo calentado por rayos láser, las medidas empíricas pueden ser hechas en situaciones particulares usando
pequeños termopares implantados en el tejido a varias distancias de la región impactada. Tales medidas verifican, de un modo general, el concepto que una duración de pulso de láser de menos de 1 milisegundo, producirá
una zona dañada adyacente al cráter de un láser CO2 que es menor de 0.1 mm de ancho. La anchura actual
de la zona dañada disminuirá cuando la duración de pulso del láser se hace más corta, a condición de que la
densidad de la densidad de energía del rayo láser no sea tan alta como para causar ondas expansivas o explosiones en el tejido. Para láseres de CO2, el umbral de daño fotoacústico es de sobre 1.000.000 W/cm2.
Sin embargo, cuando el pulso del poder de salida es multiexponencial como mostrado en la figura
3-5B, la definición apropiada de la anchura de pulso no es tan obvia. Definiremos arbitrariamente la duración
de tal pulso como
tp = Energía Total de Pulso
Pico de Potencia Máxima del Pulso
Frecuencia de Repetición del Superpulso
En la figura 3-5, la frecuencia de repetición de los pulsos está dada por
fr = 1/rr’
Ecuación 3-6
Ecuación 3-7
donde rr’ es el período de repetición de la cadena de pulsos. En los láseres disponibles comercialmente, ofrecen
superpulsos con una variedad de 50 a 750 pulsos por segundo (hercio - hz).
Factor Duty de los Superpulsos
En la figura 3-5, el factor duty de la cadena de pulsos se define como
d = tp / tr
Note que el factor duty también puede ser expresado como
d = tpfr
Ecuación 3-8
Ecuación 3-9
Definiremos aquí a otro principio de la superpulsación eficaz: para la reducción óptima del daño termal
adyacente al sitio de impacto de un rayo láser CO2, el factor duty no debería exceder 0.05. Desafortunadamente, algunos lásers de dióxido de carbono disponibles comercialmente para cirugía ofrecen un factor duty
de hasta el 50 %. Por el contrario, el láser CO2 ultrapulsadp de Coherent puede entregar hasta 100 W de potencia media en el modo superpulsado; en una potencia media de 90 W, su factor duty es sólo del 24 %.
Un factor duty más alto puede ser, por supuesto, utilizado, pero sólo a expensas de aumentar el grosor
de la zona adyacente de la necrosis térmica.
Relación de la Energía Media con el Pico de Energía en la Superpulsación
En la ecuación 3-6 definimos la duración en el tiempo de un pulso de energía no rectangular como
(energía total del pulso)/(pico de potencia máxima del pulso), o tp = Ep/(Pp)max. Por tanto podemos expresar
la energía máxima por pulso como
(Pp)max = Ep / tp
Ecuación 3-10
La ecuación 3-10 es válida para pulsos de cualquier forma, y en particular, para los pulsos rectangulares como aquellos en la figura 3-5B.
Independientemente de la forma de pulso, la energía medi del tren de superpulsos sobre cualquier
número entero de pulsos es
(Pp)av = Epf
Ecuación 3-11
Si dividimos la energía media de la ecuación 3-11 por la energía máxima de la ecuación 3-10, conseguimos una expresión para la proporción de promedio al poder máximo del tren de superpulso:
(Pp)av / (Pp)max = ftp = d
Ecuación 3-12
Ahora tenemos todas las fórmulas importantes en relación al superpulso. En particular, es útil notar
que, si la energía por pulso es fija, como lo es a menudo en los láseres de CO2 d.c. (estimulación directa) estimulados, entonces la media de energía entregada por un tren de superpulsos es proporcional a la frecuencia
de esos pulsos. Sin embargo, la elevación de la energía media aumentando la frecuencia requiere también
aumentar el factor duty y la zona de daño térmico adyacente será entonces más amplio. En algunos láseres d.c.
estimulados, la duración de pulso también aumenta cuando se necesita una energía media más alta y producen
un aumento adicional de la zona de la necrosis térmica.
Debido a que técnicamente es más fácil y a menudo es de menor coste, para un fabricante la utilización
de estimulación mediante corriente directa para un láser de CO2, pocas compañías en el presente, ofrecen
sistemas estimulados por radiofrecuencia para cirugía. Excepciones son las de Luxar Corporation (Bothell,
CA, USA), Coherent, Inc. (Palo Alto, CA, USA) (ahora distribuido por Lumenis) y Laser Engineering, Inc.
(Milford, MA, USA). La mayoría de las compañías fabricantes de láseres de CO2 d.c. estimulados ofrecen
modos superpulsados que están por debajo de lo ideal, ya que el coste de un d.c. láser diseñado para producir
pulsos rectangulares de energía constantes de menos de 1 milisegundo es alto.
Transferencia Dinámica de Calor al Tejido Adyacente de la Zona Quirúrgica
Los científicos y los médicos académicos se deleitan con la escritura de ecuaciones parciales, diferentes y complicadas que describen la transferencia de calor en condiciones pasajeras, e intentan solucionarlas analíticamente para varias geometrías asumidas del tejido impactado por un láser e idealizaciones de las
propiedades del tejido. Al autor se le ha pedido, como un revisor editorial para publicaciones conocidas con
escala nacional, escudriñe numerosos papeles analíticos de esta clase. La complejidad del tejido vivo es tal que
está lejos de ser homogéneo e isotrópico, y entonces la solución de las ecuaciones diferenciales complicadas
de transferencia de calor biológico, como los métodos computerizados, es difícil sin algunas asunciones de
simplificación. Éstos con frecuencia hacen los resultados numéricos muy inexactos y su aplicación a situaciones reales.
Para el médico o cirujano practicante medio, un método mucho más útil de estudiar la dinámica de la
transferencia de calor en el tejido vivo, es el método empírico de medir temperaturas implantando pequeños
termopares de transmisores en el tejido vivo irradiado, o viendo su superficie con una termocámara infrarrojasensible. Los modelos termales de las verdaderas situaciones quirúrgicas que están basadas sobre tales
medidas pueden dar la información mucho más inmediatamente, útil e interpretable para el médico practicante
que la lucha con páginas de ecuaciones esotéricas.
Los estudios pioneros de Mihashi, Jako, y cols. con un láser de CO2 en 1975 produjeron algunas
perspicacias muy básicas en la termodinámica de la ablación del tejido mediante láser. La figura 3-6 muestra
esquemáticamente el corte transversal del plano medio de un cráter producido en tejido blando por un rayo de
láser gausiano. La micromecánica de la ablación del tejido en tal cráter será examinado con mayor detalle en
el capítulo 4. Aquí estamos interesados en el hecho que el tejido es ablacionado en la pared de este cráter por la
conversión de la luz de un láser de 10.600 nm en calor y la ebullición repentina del agua histológica formando
vapor, que amplía y rompe las células y los enlaces intercelulares.
Figura 3-6
Diagrama esquemático de un corte transversal del plano medio de un cráter producido en el tejido blando por un rayo de
láser CO2 gausiano que está inmóvil en el objetivo. Los puntos N, M y F se encuentran dentro de 1 mm de la pared del
cráter en el instante mostrado.
A densidades de energía entre 100 y 10.000 W/cm2, la presión en la pared del cráter está a presión atmosférica o por encima de ella en estado estable, o en ablación transitoria que ocurre en tiempos mayores de
10 microsegundos. Por lo tanto, la ebullicón de la pared está en o aproximadamente los 100º C. En esta situación, la transferencia de calor al tejido cercano al cráter tendrá lugar solamente por conductividad térmica, ya
que la convección es imposible a una escala mayor que el diámetro de una célula.
Miremos tres puntos a lo largo de la línea R en la figura 3-6, que se extienden lejos de la perpendicular del cráter en la ebullición de la pared, en alguna profundidad bajo la superficie, pero encima del ápice del
cráter. Elijamos un punto cercano, N, a 0.1 mm de la pared; un punto medio, M, a 0.5 mm de la pared y un
punto lejano, F, a 1.0 mm de la pared del cráter. Implantemos un pequeño termopar en cada uno de los puntos
mencionados y midamos su elevación de temperatura con el tiempo después de que el rayo láser ha impactado,
asumiendo que el cráter tiene la forma que se muesra en la figura 3-6 en el instante que se acciona el láser (es
decir, el haz del láser había formado antes el cráter, fue apagado hasta que la temperatura en N, M, y F había
alcanzado el valor corporal normal de 37 º C, y se encendió entonces de nuevo en el tiempo = 0).
Definiremos arbitrariamente el diámetro de ebullición del haz como dentro del cual la densidad de
energía está en todas sus partes por encima de los 100º C, el valor tiene que asegurar la ebullición del agua
libre corporal. Si el haz fuera aplicado a este tejido durante muchos segundos, produciría un agujero cilíndrico
que tendría un diámetro igual al diámetro de ebullición o quizás ligeramente más grande.
La figura 3-7 muestra las curvas de temperatura en relación al tiempo después de haber accionado el
láser, para los puntos N, M y F. Vamos a llamar a estas temperaturas mediante TN, TM y TF. La descripción
matemática exacta de cada una de las curvas no es importante. Lo que es importante, es el hecho que hay una
curva contínua, única de temperatura en relación al tiempo para cada punto a partir del tiempo t = 0, hasta el
instante en el cual el haz láser se apaga otra vez, t = t0. La forma de cada curva de calentamiento cerca del origen es aproximadamente exponencial y la cuesta inicial de cada curva está determinada sólo por la proximidad
al cráter: la TN será la más escarpada, TM una cuesta intermedia, y TF la subida más gradual en t = 0. Es decir,
qN > qM > qF, como se muestra en la figura 3-7.
Figura 3-7
Curvas de temperatura en relación al tiempo en los puntos N, M y F después de activar el láser en la figura 3-6. Nótese
que la pendiente inicial de la curva de calentamiento para cada punto depende solamente de su proximidad a la pared del
cráter y que la pendiente inicial de enfriamiento depende sólo de la temperatura realmente alcanzada antes de que el láser
sea apagado. Note también que la constante de tiempo de enfriaminento es el mismo para las tres curvas.
Si el láser se hubiera dejado encendido durante varios segundos, cada una de las tres temperaturas
podría alcanzar un valor final dependiente de la proximidad a la pared del cráter. TN podría alcanzar casi la
temperatura de ebullición del agua, 100º C. TM podría alcanzar algún valor entre los 37 y los 100º C. TF podría
alcanzar un valor de equilibrio cerca de los 37º C. Claro que si la media de la densidad de energía media en
el rayo láser hubiera sido muy alta, por ejemplo 10.000 W/cm2, entonces el haz láser rápidamente haría un
agujero a una profundidad por debajo de los tres puntos N, M y F, y la transferencia de calor cesaría, porque
los rayos del haz serían entonces paralelos a la pared del cráter en el nivel de estos puntos y en la pared cilíndrica del agujero final no habría ninguna absorción adicional de la luz de láser. Sin embargo, si la densidad de
energía media del rayo fuese sólo unos cientos de vatios por centímetro cuadrado, entonces la excavación del
agujero llevaría varios segundos y habría un tiempo para cada una de las tres temperaturas para alcanzar un
valor casi de equilibrio (estado estable) antes de que la pendiente del agujero pasase por debajo de la línea R.
Debemos asumir que el rayo láser sea apagado antes de lograr una temperatura de equilibrio en cualquier punto en la línea R. En la figura 3-8, sólo miramos la temperatura en relación con el tiempo. Si el láser
es apagado en t0 antes de que la TM alcance el valor último TuM, entonces la TM caerá exponencialmente con
el tiempo hasta que vuelva a 37 º C. Asumimos aquí que ha habido un almacenaje insignificante del calor en
el tejido entre la pared de cráter y punto el M, de modo que la TM comience a caer inmediatamente en t0. Si
mirásemos diversos puntos a varios milímetros de distancia de la pared del cráter, veríamos que sus temperaturas se siguen elevando un tiempo después de t0, debido al calor almacenado en el tejido más cercano al cráter,
que sigue fluyendo al exterior después de haberse apagado el rayo láser. Notamos que la cuesta inicial de la
curva de enfriamiento en el punto M es dependiente sólamente del valor de la temperatura TM en t0: f aumenta
con TM, pero de tal modo que el tiempo de enfriamiento constante, tc , es siempre el mismo.
Figura 3-8
Temperatura en relación con el tiempo en el punto M.
En la figura 3-8, está claro que podemos hacer el aumento actual de la temperatura, DTM, tan pequeño
como deseemos haciendo el tiempo de encendico del rayo láser tp, lo suficientemente corto. También está
claro que podemos dejar caer la temperatura TM por debajo de los 37º C, haciendo que el intervalo de tiempo
antes del siguiente pulso, tr, sea lo suficientemente largo. Este es la razón fundamental para la superpulsación:
mantener el aumento de temperatura causada por cada pulso de energía del láser arbitrariamente pequeño y
permitir que la temperatura del tejido caiga de nuevo entre los pulsos sucesivos en el punto el M no alcanzando
el umbral de la necrosis térmica.
En la figura 3-9 se han idealizado las curvas de calentamiento y de enfriamiento de la figura 3-8
mostrándose como segmentos de líneas rectas, con una frecuencia de repetición constante y las tres duraciones
de pulso diferentes de un tren de superpulsos rectangulares. En la figura 3-9A, el factor duty es del 40%, en
la figura 3-9B es del 20% y en la figura 3-9C es del 10%. Es lógico que la duración de pulso corta y un factor
duty bajo pueden limitar la temperatura final del tejido en el punto M a un valor relativamente bajo. Esta temperatura final es la cumbre de una escalera de peldaños hacia arriba agudos a lo largo de la curva de calentamiento y peldaños hacia abajo graduales a lo largo de la curva de enfriamiento de la figura 3-8. Recuerde que
la pendiente de cada escalón superior disminuye, y la pendiente de cada escalón inferior aumenta según se
eleva la TM, de modo que la cumbre de la escalera (la temperatura máxima después de muchos pulsos) está
limitada con un valor, TMmax, que aumenta con la anchura de pulso y el factor duty para cualquier punto dado
en M.
Usando pulsos más cortos de 1 milisegundo y factores duty menores del 5 %, la anchura de la zona
de necrosis térmica adyacente al cráter del láser puede ser relativamente pequeña. Es importante notar, en la
figura 3-9, que la energía máxima en cada pulso, Pmax no afecta al tamaño del escalón superior de temperatura
mientras que la densidad de energía de cada pulso esté entre 100 y 100.000 W/cm2.
Figura 3-9
Curvas de temperatura de calentamiento y de enfriamiento de la figura 3-8, idealizadas como segmentos de líneas rectas
para el encendido y apagado de la fuente de alimenatación de un láser de CO2. La escalera de la temperatura tisular (TM)
se muestra para cada uno de tres factores duty diferentes del tren de pulsos de energía. Note que un factor duty alto produce una escalera escarpada en el aumento de temperatura.
La figura 3-10 muestra el contraste asombroso entre la zona estrecha (50 µ m) de daño termal conseguido por el CO2 lser en factor del 9.0 % D y 37.5 W de poder medio en tejido cervical uterino humano
excising y la zona mucho más amplia (420 µ m) de necrosis causada por láser CO2 en 40 operación de onda
continua W mientras excising el mismo tejido.
La superpulsación puede ser hecha con lásers de otras longitudes de onda. Como veremos en el capítulo
4, cualquier longitud de onda en el espectro visible e infrarrojo cercano puede hacer hervir el agua al instante si
la densidad de energía del rayo incidente es lo suficientemente alta. Con el fin de alcanzar tales densidades de
energía como se necesitan para una longitud de onda como 1.064 nm (el láser Nd:YAG), es necesaria la pulsación del láser. Sin embargo, los fabricantes de láseres como el KTP y Nd:YAG no son conscientes todavía
de las ventajas que se pueden obtener con la operación superpulsada.
A
B
Figura 3-10
Corte histológico de piel humana incidida por un láser de CO2 ultrapulsado que muestra el control preciso de la profundidad de la herida, en la figura 3-10A se mustra una incisión de 150 micras (µ), en la figura 3-10B de 1000 micras, observe
la práctica ausencia de daño térmico residual en el tejido adyacente.