SKRIPT
Einführung in die Strahlentherapie und
Therapie mit offenen Nukliden
Stand: Sommersemester 2004
Prof. Dr. rer. nat. Klemens Zink
Fachhochschule Gießen-Friedberg
Fachbereich KMUB
Modul:
Vorlesung:
Angewandte Medizinische Physik, MT002B
Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
Modul:
Angewandte Medizinische Physik – MT002B
Vorlesung:
Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit
offenen Nukliden – MT002B
Umfang:
3 SWS – 16 Wochen
Inhalt gemäß Modulhandbuch:
Strahlentherapie I,
- Tele- und Brachytherapie
- Strahlenquellen
- Art und Zweck der Strahlenanwendung
- Strahlenwechselwirkung
- klinische Dosimetrie
- Strahlungsfeldgrößen
- LET
- klinische Strahlenbiologie
- Dosis und Wirkung
- Dosismodifikation
- OER
- RBE
- Therapiemodelle
- Therapieplanung und Durchführung
- Verifikation
- Qualitätssicherung
- Protokollierung
- Spezielle Strahlenschutzprobleme
Prof. Dr. K. Zink
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Modul:
Vorlesung:
Angewandte Medizinische Physik, MT002B
Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
INHALTSVERZEICHNIS
1
Einleitung ................................................................................................................................ 7
1.1 Was ist Medizinische Physik........................................................................................... 7
1.2 Aufgaben der Strahlentherapie........................................................................................ 7
1.3 Literatur......................................................................................................................... 10
1.4 Historischer Rückblick.................................................................................................. 11
1.5 Systematik der in der Strahlentherapie eingesetzten Strahlenarten .............................. 12
1.6 Gesetzliche Grundlagen ................................................................................................ 14
2
Physikalische Grundlagen ................................................................................................... 15
2.1 Wechselwirkung ionisierender Strahlung mit Materie.................................................. 15
2.2 Direkt ionisierende Strahlung........................................................................................ 16
2.2.1 Stoßbremsvermögen............................................................................................ 16
2.2.2 Strahlungsbremsvermögen .................................................................................. 19
2.3 Indirekt ionisierende Strahlung ..................................................................................... 20
2.3.1 Photoeffekt .......................................................................................................... 23
2.3.2 Comptoneffekt..................................................................................................... 25
2.3.3 Paarbildung.......................................................................................................... 28
2.3.4 Kernphotoeffekt .................................................................................................. 30
3
Dosimetrie ionisierender Strahlung.................................................................................... 32
3.1 Begriffsdefinitionen ...................................................................................................... 32
3.2 Photonendosimetrie....................................................................................................... 32
3.2.1 KERMA .............................................................................................................. 32
3.2.2 Absorbierte Dosis – Energiedosis ....................................................................... 34
3.2.3 Sekundär-Elektronen-Gleichgewicht (SEG) ....................................................... 35
3.2.4 Dosismessungen nach der Sondenmethode......................................................... 40
3.2.5 Gleichgewichtssonden......................................................................................... 42
3.2.6 Bragg-Gray Sonden............................................................................................. 43
3.2.7 Fluenz – KERMA – Dosis: Ein Beispiel.............................................................45
3.2.8 Dosimetrische Äquivalenz von Phantommaterialien ..........................................47
4
Klinische Dosimetrie ............................................................................................................ 50
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Vorlesung:
Angewandte Medizinische Physik, MT002B
Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
4.1 Anforderungen an die Genauigkeit in der klinischen Dosimetrie................................. 50
4.2 Dosimeter für die klinische Dosimetrie ........................................................................51
4.2.1 Ionisationsdosimeter............................................................................................ 52
4.2.2 Eisensulfatdosimeter (Fricke-Dosimeter) ...........................................................61
4.2.3 Filmdosimetrie .................................................................................................... 61
4.2.4 Thermolumineszenzdosimeter ............................................................................ 62
4.2.5 Gel-Dosimetrie (MR-Gel) ................................................................................... 66
5
Klinische Strahlenbiologie...................................................................................................67
5.1 Linear Energy Transfer (LET) – Relative Biologische Wirksamkeit (RBW) ..............67
5.2 Strahlenwirkung auf Zellen........................................................................................... 69
5.2.1 Zelltod nach Bestrahlung .................................................................................... 72
5.2.2 Zellüberlebenskurven .......................................................................................... 73
5.3 Einflußfaktoren auf das Zellüberleben nach Bestrahlung ............................................. 74
5.3.1 Fraktionierung der Dosis..................................................................................... 74
5.3.2 Strahlenempfindlichkeit der unterschiedlichen Zellzyklusphasen......................76
5.3.3 Der Sauerstoffeffekt ............................................................................................76
5.3.4 Die 4 "R" der Strahlentherapie............................................................................ 78
5.3.5 Einfluß des LET auf die Dosis-Effekt-Kurven ................................................... 78
5.4 Das Linear-Quadratische Gesetz................................................................................... 79
5.4.1 Klinische Anwendungen des L-Q-Modells......................................................... 82
5.5 Der Zeitfaktor in der Strahlentherapie .......................................................................... 82
5.6 Tumorkontrollwahrscheinlichkeit und Komplikationsrate des gesunden Gewebes .....83
6
Erzeugung ionisierender Strahlung in der Klinik – Apparative und technische
Grundlagen ........................................................................................................................... 86
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Vorlesung:
Angewandte Medizinische Physik, MT002B
Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
6.1 Geräte für die Teletherapie............................................................................................ 87
6.2 Röntgentherapie ............................................................................................................ 88
6.2.1 Röntgenspektrum ................................................................................................ 88
6.2.2 Röntgentherapiegeräte......................................................................................... 91
6.3 Telegammageräte .......................................................................................................... 93
6.4 Kreisbeschleuniger ........................................................................................................ 95
6.4.1 Das Betatron........................................................................................................ 95
6.4.2 Das Zyklotron...................................................................................................... 99
6.5 Linearbeschleuniger .................................................................................................... 100
6.5.1 Wanderwellenbeschleuniger ............................................................................. 103
6.5.2 Stehwellenbeschleuniger................................................................................... 105
6.5.3 Pulsfolge eines medizinischen Linearbeschleunigers (Linac) ..........................107
6.5.4 Elektronen-Gun ................................................................................................. 107
6.5.5 Erzeugung von Mikrowellen............................................................................. 108
6.5.6 Hohlleiter........................................................................................................... 112
6.5.7 Modulator .......................................................................................................... 112
6.5.8 Bending-Magnet................................................................................................ 112
6.5.9 Strahler-Kopf..................................................................................................... 112
7
Dosisverteilungen in der perkutanen Strahlentherapie.................................................. 112
7.1 Charakterisierung und Eigenschaften von Dosisverteilungen .................................... 112
7.1.1 Verlauf von Tiefendosiskurven für Photonen- und Elektronenstrahlung ......... 112
7.1.2 Dosisquerverteilungen....................................................................................... 112
7.2 Klinische Volumina und Dosisbegriffe....................................................................... 112
7.3 Bestrahlungsplanung ................................................................................................... 112
7.3.1 Ablauf einer Bestrahlungsplanung .................................................................... 112
7.3.2 Bestrahlungstechniken ...................................................................................... 112
7.3.3 Beckenbereich ................................................................................................... 112
7.3.4 Evaluation von Bestrahlungsplänen .................................................................. 112
8
Brachytherapie ................................................................................................................... 112
8.1 Kontakttherapie ........................................................................................................... 112
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Modul:
Vorlesung:
Angewandte Medizinische Physik, MT002B
Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
8.2 Interstitielle Therapie .................................................................................................. 112
8.3 Intrakavitäre Therapie ................................................................................................. 112
9
Nuklearmedizinische Therapie ......................................................................................... 112
9.1 Einleitung .................................................................................................................... 112
9.2 Dosisberechnung am Beispiel der Schilddrüse ........................................................... 112
9.3 Strahlenschutzverordnung (StrlSchV) und Richtlinie Strahlenschutz in der Medizin –
Anwendung im Rahmen der nuklearmedizinischen Therapie.................................... 112
9.3.1 Aufgaben des Medizinphysik-Experten ............................................................ 112
9.3.2 Stationärer Aufenthalt des Patienten und Entlassung ....................................... 112
9.3.3 Kontaminierte Abwässer aus der Therapiestation.............................................112
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Modul:
Vorlesung:
Angewandte Medizinische Physik, MT002B
Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
1
Einleitung
1.1
Was ist Medizinische Physik
Die Medizinische Physik ist die Anwendung von physikalischen Methoden in der Medizin und
Biologie. Medizinphysiker sind in der Mehrheit in Kliniken, aber auch in Forschungseinrichtungen, Behörden und Industriebetrieben tätig. Die Schwerpunkte der Medizinischen Physik sind:
¾ Medizinische Strahlenphysik
ƒ
ƒ
ƒ
ƒ
¾
¾
¾
¾
¾
¾
Röntgendiagnostik
Strahlentherapie
Nuklearmedizin
Strahlenschutz
Magnetische Resonanzverfahren
Ultraschallverfahren
Medizinische Optik
Lasermedizin
Audiologie
Strahlenschutz bei nichtionisierender Strahlung
Weitere Informationen sind auf der Homepage der Deutschen Gesellschaft für Medizinische
Physik erhältlich, http://www.dgmp.de.
1.2
Aufgaben der Strahlentherapie
Zurzeit erkranken ca. 350.000 bis 400.000 Menschen in der Bundesrepublik Deutschland an
Krebs. Nach den Herz- Kreislauferkrankungen ist Krebs die zweithäufigste Todesursache mit ca.
200.000 Todesfällen pro Jahr, wobei bedingt durch die weiter ansteigende Lebenserwartung die
Zahl der krebsbedingten Todesfälle zunimmt. Durch die verbesserte Prävention und Therapie bei
Herz- und Kreislauferkrankungen ist damit zu rechnen, dass in 10 – 15 Jahren Krebs zur häufigsten Todesursache in Deutschland wird.
Abbildung 1: Die häufigsten Todesursachen in Deutschland 1999
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Modul:
Vorlesung:
Angewandte Medizinische Physik, MT002B
Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
Etwa 45 % – 50 % aller Krebserkrankten können heute geheilt werden, wobei die Strahlentherapie neben der Chirurgie und Chemotherapie eine der tragenden Säulen der Onkologie (Lehre von
den Geschwulsterkrankungen) ist. Etwa 50 % – 60 % aller Patienten erhalten im Rahmen der
Krebstherapie eine oder mehrere Strahlenbehandlung.
Abbildung 2: Verteilung der Mortalitätsraten pro Krankheit
Bei sehr vielen Tumorarten werden inzwischen so genannte adjuvante ("unterstützende") Therapien eingesetzt, d.h. Operation, Strahlentherapie und auch Chemotherapie werden kombiniert.
Durch diese Kombination ist es möglich die Toxizität jeder Therapiemodalität zu reduzieren.
Operation und Strahlentherapie sind dabei grundsätzlich lokale Therapien, die den Primärtumor,
eventuell noch die angrenzenden Lymphabflusswege, einbeziehen. Im Gegensatz dazu greift die
Chemotherapie ungezielt innerhalb des gesamten Organismus an.
Grundsätzlich wird in der Onkologie unterschieden zwischen palliativer (lindernder, nicht heilender) und kurativer (die Grunderkrankung heilender) Therapie, wobei ca. 50 % aller Krebsneuerkrankungen zum Zeitpunkt der Diagnose als kurativ eingestuft werden (keine Metastasen).
Neben der Behandlung maligner Erkrankungen hat auch die Strahlentherapie gutartiger Erkrankungen eine lange Tradition und wird mit Erfolg bei vielen entzündlichen Prozessen (z.B. Arthrose) eingesetzt. Mit der endovaskulären Brachytherapie von Gefäßstenosen hat sich in den letzten Jahren ein völlig neuartiges Anwendungsgebiet der Strahlentherapie gutartiger Erkrankungen
etabliert.
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Modul:
Vorlesung:
Angewandte Medizinische Physik, MT002B
Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
Durchgeführt wird die Strahlentherapie in der Bundesrepublik Deutschland in einem von 229
Strahlentherapiezentren (Stand: 2001), wobei jedes Zentrum über 1 – 3 Bestrahlungsgeräte verfügt. Dies sind in aller Regel moderne Linearbeschleuniger mit Photonenenergien im Bereich 6 –
20 MV. Die in den siebziger Jahren üblichen Kobalt-Geräte sind aufgrund ihrer schlechteren
Bestrahlungseigenschaften (geringe Photonenenergie, großer "Halbschattenbereich") aber auch
wegen der zunehmend schwierigeren Entsorgung der radioaktiven Quellen durch Linearbeschleuniger ersetzt worden.
Ziel der Strahlentherapie ist die Zerstörung des malignen Gewebes bei weitestgehender Schonung des umliegenden gesunden Gewebes. Dies erfordert je nach Tumorart eine Dosis von 30
bis 60 oder 70 Gy. Da Tumorzellen und Normalgewebe unterschiedliche Erholungs- bzw. Reparaturfähigkeiten besitzen (siehe Kapitel 5: Klinische Strahlenbiologie), erfolgt die Strahlentherapie nicht als Einzeittherapie, sondern als fraktionierte Therapie mit täglichen Fraktionen von 1,8
– 2,0 Gy. Limitierend für die Gesamtdosis ist grundsätzlich der Grad der Schädigung des gesunden Gewebes.
Tabelle 1 zeigt einen Vergleich unterschiedlicher zivilisatorischer und medizinischer Dosiswerte.
Für die dort angegebenen Dosiseinheiten gilt in diesem Zusammenhang: 1 Sv = 1 Gy.
Exposition
Dosis
Nordatlantikflug
0.1 mSv
Strahlenbelastung / Jahr (natürliche und zivilisatorische)
1,5 – 2 mSv
Oberflächendosis bei Röntgenaufnahme der Lunge
0.1 mSv
Gonadendosis bei CT-Aufnahmen des Beckens
50 mSv
Hauterythemdosis beim Menschen
8 Gy
Letaldosis beim Menschen (einzeitige Ganzkörperbestrahlung)
4,5 – 5 Gy
Strahlentherapeutische Dosis in der Onkologie
40 – 70 Gy
Sterilisationsdosis medizinischer Geräte
30 kGy
Tabelle 1: Vergleich unterschiedlicher Dosiswerte
Im Vergleich zu früheren Jahren ist heute die medizinische und physikalische Bestrahlungsplanung in der Strahlentherapie wesentlich umfangreicher und nimmt einen breiten Raum in der
klinischen Tätigkeit ein. Dieser Bereich befasst sich mit der Erfassung des zu bestrahlenden Volumens, der Ermittlung der günstigsten Bestrahlungstechnik sowie der optimalen Dosisverteilung, der Übertragung der Bestrahlungstechnik auf den Patienten und der Dokumentation der
Behandlung. In diesem hochspezialisierten medizinisch-physikalischen Bereich wird auf absehbare Zeit noch ein großer Bedarf an adäquat ausgebildeten Physikern und Ingenieuren bestehen.
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Modul:
Vorlesung:
1.3
Angewandte Medizinische Physik, MT002B
Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
Literatur
Autor
Titel
Kommentar
Krieger
Strahlenphysik, Dosimetrie und
Strahlenschutz
Band I & II
gut geeignet
Goretzki
Medizinische Strahlenkunde
Physikalisch-technische Grundlagen
Als Einführung geeignet
Laubenberger
Technik der medizinischen Radiologie
Strahlentherapie sehr kurz
Bille, Schlegel
Medizinische Physik – Teil II
Enthält Medizinische
Strahlenphysik
Scherer, Sack
Strahlentherapie
Von Ärzten – für Ärzte
Medizinische Aspekte stehen im
Vordergrund
Richter,
Feyerabend
Grundlagen der Strahlentherapie
Von Ärzten – für Ärzte
Medizinische Aspekte stehen im
Vordergrund
Richter,
Flentje
Strahlenphysik für die Radioonkologie
Physikalische Teile kommen zu
kurz
Frenzel et. al.
Strahlentherapie – ein interaktives Lernprogramm
CD-ROM – gute Einführung
wenn man überhaupt nicht weiß,
was Strahlentherapie ist
Metcalfe, Kron,
Hoban
The Physics of Radiotherapy X-Rays
from Linear Accelerators
Sehr gute Darstellung der Medizinischen Physik in der Strahlentherapie
Reich
Dosimetrie ionisierender Strahlung
Sehr ausführliche, detaillierte
Darstellung der Dosimetrie, etwas unübersichtlich
Johns,
Cunningham
The Physics of Radiology
Klassiker!!!
unübertroffene Darstellung der
physikalischen Grundlagen
Smith
Radiation Therapy Physics
Aktuelles Buch, das die neuen
Entwicklungen der Strahlentherapie beinhaltet (Advanced
studies!!!)
Webb
The Physics of three-dimensional Radia- Physik der modernen Strahlen-
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Modul:
Vorlesung:
Angewandte Medizinische Physik, MT002B
Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
Herrmann,
Baumann
tion Therapy
therapieplanung und –
applikation (Advanced studies !)
Klinische Strahlenbiologie
Übersichtliche Darstellung der
Strahlenbiologie
Tabelle 2: Literaturverzeichnis zum Selbststudium
1.4
Historischer Rückblick
1895
1896
Entdeckung der Röntgenstrahlen durch W. C. Röntgen
Erstmalige Anwendung von Röntgenstrahlen zu Heilzwecken bei einem kleinen Mädchen mit einem Tierfellnävus (stark behaartes Muttermal) durch L. Freund in Wien
M. und P. Curie isolieren Radium aus Pechblende. Erste Strahlenreaktionen wie Epilationen und Hautverbrennungen werden beschrieben
Erste Heilung von Hautkrebsen durch Sjögren und Steinbeck
Senn beschreibt die Tiefenwirkung von Röntgenstrahlen bei der Bestrahlung von
Lymphknoten bei Systemerkrankungen. Heineke begründet die Strahlenhämatologie
Erste Mehrfelderbestrahlung durch Perthes
Mitteilung von Krönig über die Therapie von Gebärmutterkrebsen
Begründung der Telecurietherapie durch R. Werner mit der perkutanen Anwendung
des Radiums (Radiumfernbestrahlung) zur Tiefentherapie. Mit einer "schwingenden"
Röhre wird erstmals von Meyer eine Bewegungsbestrahlung durchgeführt
Werner versucht die Strahlenwirkung durch chemische Substanzen zu verstärken
Christen führt den Begriff der Strahlendosis ein
Regaud berichtet über die Bedeutung des Zeitfaktors für die Strahlentherapie
Wideroe entwickelt das Konzept für einen Elektronenkreis-beschleuniger. Die Dosiseinheit "R" (Röntgen) wird international festgelegt
Wideroe baut den ersten Hochfrequenz-Linearbeschleuniger
E. Lawrence konstruiert das erste Zyklotron
Joliot und Curie entdecken die künstliche Radioaktivität
Therapie mit einem künstlichen Radioisotop (P-32) durch J. Lawrence
Kerst baut den ersten betriebsfähigen Kreisbeschleuniger
Erste klinische Anwendung eines Betatrons in Göttingen
Einführung der Telekobalttherapie in Kanada. Internationale Festlegung der Dosiseinheit "Rad". Einführung der stereotaktischen Hochdosiskonvergenzbestrahlung durch
LekseI
Aufstellung des ersten Telekobaltgerätes in Deutschland (Berlin-Buch)
Abe und Takahashi berichten über die intraoperative Strahlentherapie mit Elektronen
Einführung der computergestützten Dosisberechnung
Einführung der Computertomographie in die Bestrahlungsplanung
1898
1900
1903
1904
1907
1910
1912
1913
1919
1928
1930
1931
1934
1939
1940
1948
1951
1956
1961
1963
1980
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Modul:
Vorlesung:
1995
Angewandte Medizinische Physik, MT002B
Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
Erste klinische Anwendungen der IMRT (Intensity Modulated Radiotherapie)
Tabelle 3: Historischer Rückblick
1.5
Systematik der in der Strahlentherapie eingesetzten Strahlenarten
Zum Erreichen des strahlentherapeutischen Ziels stehen unterschiedliche Strahlen- bzw. Teilchenarten in unterschiedlichen Energiebereichen (Tabelle 4) zur Verfügung.
Gruppe
Name
Symbol
Leptonen Photon
h ⋅ν
bzw.
Ruhemasse in
Einheiten der
Elektronenmasse
Ruheenergie
[MeV]
Elektrische Ladung
Energiebereich
bzw. Beschleunigungsspannung
0
0
0
30 kV – 20 MV
4 – 20 MV
γ
Elektron
e-
1
0.511
-1
Positron
e+
1
0.511
+1
p+
1836
938
+1
70 – 200 MeV
n
1839
940
0
2 – 14 MeV
Hadronen Proton
Neutron
Ionen
Tabelle 4: In der Medizin verwendete Teilchenarten
4,5
Dosisabfall steil -> Brachytherapie
4
rel. Dosisleistun
3,5
3
2,5
2
Dosisabfall flach -> Teletherapie
1,5
1
0,5
0
0
20
40
60
80
100
Abstand in cm
Abbildung 3: Verdeutlichung des Abstands-Quadratgesetzes
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Modul:
Vorlesung:
Angewandte Medizinische Physik, MT002B
Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
Hinweis:
Die Angabe MeV (bzw. eV) ist eine Energieangabe, d.h. sie weist auf monoenergetische Teilchen hin. Die Angabe MV (bzw. V) bezeichnet in diesem Zusammenhang die Beschleunigungsspannung.
Je nach Abstand r zwischen Strahlenquelle und zu bestrahlendem Objekt unterscheidet man in
der Strahlentherapie zwischen Tele- und Brachytherapie ("Brachy": Kontakt). Ausgenutzt wird
dabei das Abstands-Quadrat-Gesetz:
D∝
1
r2
Diese nur für punktförmige Strahlenquellen gültige Gesetzmäßigkeit folgt aus der Geometrie.
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Modul:
Vorlesung:
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Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
Abbildung 4: Systematik der in der Strahlentherapie eingesetzten Strahlenarten und Bestrahlungstechniken
1.6
Gesetzliche Grundlagen
Grundlage für die Arbeit des Medizinphysikers in der Strahlentherapie ist die Strahlenschutzverordnung sowie die "Richtlinie Strahlenschutz in der Medizin". Darin ist das Aufgabengebiet, die
Verantwortlichkeit, die Anwesenheitspflicht etc. geregelt.
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Modul:
Vorlesung:
2
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Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
Physikalische Grundlagen
Einige Wiederholungen:
p2
E = m⋅ c = h =
2m
2
Energie:
*
mit p: Impuls m⋅ v des Teilchens.
Der Ausdruck E = m ⋅ c2 bedeutet dabei die Gesamtenergie des bewegten Teilchens.
Kinetische Energie:
EK = m ⋅ c2 − m0 ⋅ c2
mit m0 : Ruheenergie.
Für Teilchen mit v ≈ c (Lichtgeschwindigkeit) gilt relativistische Masse:
m=
m0
1−
v2
c2
=
m0
1− β 2
Häufig benutzte Energieeinheit in der Atomphysik: 1eV = 1,602⋅ 10−19 J
2.1
Wechselwirkung ionisierender Strahlung mit Materie
Bei der Wechselwirkung ionisierender Strahlung mit Materie muss unterschieden werden zwischen direkt ionisierender und indirekt ionisierender Strahlung.
Abbildung 5: Einteilung: direkt – indirekt ionisierende Strahlung
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Modul:
Vorlesung:
2.2
Angewandte Medizinische Physik, MT002B
Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
Direkt ionisierende Strahlung
Die WW geladener Teilchen beim Durchgang durch Materie beruht auf der Coulomb-WW:
F=
mit
1
Z ⋅ z ⋅ e2
⋅
4 ⋅ π⋅ ε 0
r2
z, Z:
r:
Ladungszahl der Stoßpartner
Abstand der Ladungen
Je nachdem, ob diese WW im Feld der Hüllenelektronen oder im Feld des Atomkernes der Materie erfolgt, wird unterschieden zwischen
⎛ dE⎞
Scoll = ⎜ ⎟
⎝ dx ⎠coll
Scoll ⎛ 1 ⎞ ⎛ dE⎞
= ⎜ ⎟⋅⎜ ⎟
ρ ⎜⎝ ρ ⎟⎠ ⎝ dx ⎠coll
¾ Stoßbremsvermögen:
Massenstoßbremsvermögen:
¾ Strahlungsbremsvermögen:
Massenstrahlungsbremsvermögen:
⎛ dE⎞
Srad = ⎜ ⎟
⎝ dx ⎠ rad
Srad ⎛ 1 ⎞ ⎛ dE⎞
= ⎜ ⎟⋅⎜ ⎟
ρ ⎜⎝ ρ ⎟⎠ ⎝ dx ⎠ rad
[Einheit:
[Einheit:
[Einheit:
[Einheit:
MeV
] bzw.
cm
MeV ⋅ cm2
].
g
MeV
] bzw.
cm
MeV ⋅ cm2
].
g
2.2.1
Stoßbremsvermögen
WW des geladenen Teilchens (Masse M, Ladung +ze, kinetische Energie E) im Feld eines
Hüllenelektrons der Materie
Abbildung 6: WW des geladenen Teilchens im Feld eines Hüllenelektrons der Materie
Klassische Physik:
∞
-
∆p =
Impulsübertrag auf Hüllenelektron e :
∫ Fy ⋅ dt = ∫
−∞
1
z ⋅ e2
⋅ 2 ⋅ cosΘ ⋅ dt
4 ⋅π ⋅ ε0 r
1
2 ⋅ z ⋅ e2
⋅
4 ⋅π ⋅ ε0 v ⋅ b
mit dem Umformungen aus Abbildung 6:
∆p =
Æ Energieübertrag auf Elektron:
⎛ 1 ⎞ z2 ⋅ e4 M
⎟⎟ ⋅
∆E(b) = ⎜⎜
⋅
2
⎝ 4 ⋅ π ⋅ ε 0 ⎠ me ⋅ b E
2
Î Je geringer die Energie des stoßenden Teilchens, desto größer der Energieübertrag!
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Modul:
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Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
Da die dem Elektron übertragende Energie zu relativistischen Geschwindigkeiten führen können,
müssen die exakten Berechnungen relativistisch und auf Grundlage der Quantenmechanik
durchgeführt werden.
Î Bethe-Bloch-Formel:
4 ⋅ π ⋅ e4 ⋅ z2
⎛ dE⎞
Scoll = ⎜ ⎟ =
n⋅ Z⋅ B
me ⋅ v 2
⎝ dx ⎠ coll
mit:
B = ln (2 ⋅ M ⋅ v2 ) − ln (l ⋅ (1− β 2 ) − β 2 )
und:
me:
v:
M:
z:
I:
Elektronenmasse
Geschwindigkeit des stoßenden Teilchens
Masse des stoßenden Teilchens
Kernladungszahl
mittlere Ionisationsenergie ( l ≈ 13,5eV ⋅ Z )
Diese Formel gilt streng nur für stoßende Teilchen mit Massen M >> me, d.h. nicht unbedingt für
die WW von schnellen Elektronen mit Materie.
Es sind zwei Energie- bzw. Geschwindigkeitsbereiche zu unterscheiden:
1.
v < c: nicht-relativistischer Bereich:
1
bleibt erhalten.
E
Diese Abhängigkeit beschreibt den BRAGG-Peak, der in den Tiefendosiskurven schwerer
Teilchen beobachtet wird.
Die bereits aus der klassischen Rechnung folgende Abhängigkeit Scoll ≈
Abbildung 7: Tiefendosiskurven schwerer Teilchen in Wasser mit Bragg-Peak
CAVE: Die nach der Bethe-Bloch-Formel berechnete Tiefendosiskurve von Elektronen existiert so nicht!!!!
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Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
Abbildung 8: Schematischer Verlauf einer Tiefendosiskurve von Elektronen.
Die Reichweite R50 beträgt je nach Elektronenenergie ca. 3 – 15 cm
Der in Abbildung 7 gezeigte Bragg-Peak für Elektronen existiert nicht. Dies liegt daran, dass
Elektronen aufgrund ihrer geringeren Massen bei den Stößen mit den Hüllenelektronen der
Materie aus ihrer Flugbahn abgelenkt werden. Der Bragg-Peak wird damit verschmiert
(Abbildung 8).
2.
v ~ c: relativistischer Bereich:
Term B = ln (2 ⋅ M ⋅ v2 ) − ln (l ⋅ (1− β 2 ) − β 2 ) wird relevant
Æ leichter Anstieg des Massenstoßbremsvermögens
Der Anstieg des Massenstoßbremsvermögens zeigt sich bei Elektronen bei einer Energie
von etwa 1 MeV, ab diesen Elektronenenergie gilt etwa v ~ c.
Abbildung 9: Massenstoß- und Massenstrahlungsbremsvermögen von Elektronen
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Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
Abhängigkeit von den Materialeigenschaften:
Scoll
1
≈
(relative Atommasse); d.h. Blei zeigt
r
Ar
ein geringeres Massenstoßbremsvermögen als Wasser.
Genaue Analyse der Bethe-Bloch-Formel liefert:
2.2.2
Strahlungsbremsvermögen
Bisher Stöße mit den Hüllenelektronen
⇒
Energieübertragung auf das Hüllenelektron wurde betrachtet, die Ablenkung des
stoßenden Teilchens wurde wegen der großen Masse des stoßenden Teilchens
vernachlässigt.
Jetzt: Betrachtung des Coulomb-Feldes des Atomkernes. Aufgrund der größeren Ladung (Ze) ist
Ablenkung des stoßenden Teilchens möglich, wobei der Atomkern selbst in Ruhe bleibt (Bindung im Kristallgitter, große Masse)
Kraft auf stoßendes Teilchen:
F=
1
z ⋅ Z ⋅ e2
⋅
4 ⋅ π ⋅ ε0
r2
mit: z: Kernladungszahl des stoßenden Teilchens
Z: Kernladungszahl des (gebundenen) Atomkernes
Fy
1
z ⋅ Z ⋅ e2
⋅
⇒ Beschleunigung des stoßenden Teilchens by = =
(siehe Abbildung 6)
m 4 ⋅ π ⋅ ε0 m ⋅ r2
Aus den Gesetzen der Elektrodynamik folgt:
Jede beschleunigte Ladung emittiert elektromagnetische Strahlung (Hertz’scher Dipol). Die
Energieabstrahlung ist proportional dem Quadrat der Beschleunigung der Ladung.
1
, wobei m die Masse des stoßenden Teilchen ist.
m2
⇒ Effekt des Strahlungsbremsvermögens Srad spielt für schwere Teilchen (Protonen, Ionen,...)
keine Rolle, ist jedoch für Elektronen relevant
⇒ Emission ~
⇒ Emission ~ Z2; d.h. Effekt sollte in Blei wesentlich ausgeprägter sein als in Materialien mit
kleiner Ordnungszahl
Relativistische Rechnungen liefern für Elektronen bis ca. 100 MeV (Heitler):
Srad
ρ
mit:
me:
Ne:
Z:
E:
E0:
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=
1 ⎛ dE⎞
1
e2
N ⋅ Z ⎡ ⎛ 2E⎞ 1⎤
⋅
⋅ e ⎢ln ⎜⎜ ⎟⎟ − ⎥
⎜ ⎟ =
2
ρ ⎝ dx ⎠ rad 4 ⋅ π ⋅ ε 0 me ⋅ c 137 ⎣ ⎝ E0 ⎠ 3 ⎦
Elektronenmasse
Anzahl der Elektronen der Materie je Gramm
Ordnungszahl der Materie
Gesamtenergie des stoßenden Elektrons
Ruheenergie des stoßenden Elektrons
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Das Massenstrahlungsbremsvermögen unterschiedlicher Materialien ist in Abbildung 9 wiedergegeben.
Das totale Bremsvermögen Stot (stopping power) ergibt sich zu:
Stot = Scoll + Srad
bzw. das totale Massenbremsvermögen (mass stopping power) zu:
Stot
ρ
=
Scoll
ρ
+
Srad
ρ
Aus der Definition des Bremsvermögens lässt sich die Reichweite der Teilchen ermitteln:
dE
S=
dx
2.3
⇒
dE
dx =
⇒
S
x=
E0
dE
S
0
∫
Indirekt ionisierende Strahlung
Da die in der Strahlentherapie am häufigsten eingesetzte Strahlenart Photonen sind, soll hier nur
auf Photonen eingegangen werden.
Die WW von Photonen mit Materie erfolgt in zwei Stufen (Abbildung 10):
1. Umwandlung von Photonenenergie in Bewegungsenergie geladener Sekundärteilchen
Die in dieser Stufe relevanten WW-Prozesse sind:
¾
¾
¾
¾
Photoeffekt
Paarbildung
Kernphotoeffekt
Comptoneffekt
Bei den ersten drei genannten erfolgt eine vollständige Absorption des Photons, der Comptoneffekt ist ein inkohärenter Streuprozess, bei dem nur ein Teil der Photonenenergie an das
gestreute Sekundärteilchen abgegeben wird. (Weitere kohärente Streuprozesse, d.h. ohne Energieübertragung an die Materie, sind: Thomson- und Rayleigh-Streuung)
Die später noch zu besprechende Dosisgröße für diese 1. Stufe ist die KERMA (Kinetic Energy Released in Matter).
2. Absorption der Bewegungsenergie der Sekundärteilchen im Material nach Abschnitt 2.2. Die
Relevante Dosisgröße ist hierbei die Energiedosis.
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Abbildung 10: WW von Photonen mit Materie
Die WW der ersten Stufe bewirken eine Schwächung des Photonenstrahls durch Absorption und
Streuung (Abbildung 11). Für die Fluenz φ des Photonenstrahles gilt:
φ = φ0 ⋅ e
− µ⋅ x
⎛µ⎞
−⎜⎜ ⎟⎟⋅ ρ ⋅ x
⎝ρ⎠
= φ0 ⋅ e
mit
µ : Linearer Schwächungskoeffizient (Einheit:
1
)
cm
x: Absorberdicke
Abbildung 11: Zum Schwächungsgesetz für Photonen
Da Schwächungskoeffizienten der unterschiedlichen WW alle proportional der Materialdichte
sind, geht man ebenso wie beim Bremsvermögen zu dichteskalierten Größen über:
Linearer Massenschwächungskoeffizient
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µ
ρ
cm2
(Einheit:
)
g
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Der Schwächungskoeffizient setzt sich Additiv aus den Koeffizienten der einzelnen WWProzesse zusammen:
µ = τ + σ C + σ K + κ + σ KP mit
τ:
σ c:
σK:
κ:
σKP:
Schwächungskoeffizient des Photoeffektes
Schwächungskoeffizient des Comptoneffektes
Schwächungskoeffizient der kohärenten Streuung
Schwächungskoeffizient der Paarbildung
Schwächungskoeffizient des Kernphotoeffektes
Bei den WW-Prozessen von Photonen mit Materie wird gemäß Abbildung 10 eine ganze Kaskade von Prozessen gestartet, wobei ein Teil der Energie gestreut wird, ein anderer Teil wird als
kinetische Energie auf geladene Sekundärteilchen übertragen. Diese wiederum geben ihre Energie entweder lokal durch Stöße an die Materie ab oder erzeugen Bremsstrahlung, die in der Materie relativ große Reichweiten besitzt. Jeden einzelnen WW-Prozess zu beschreiben ist zwar
heute durch Monte-Carlo-Berechnungen möglich, jedoch sehr zeitaufwendig.
Da jedoch die WW-Koeffizienten aus Messungen und Berechnungen heute für die unterschiedlichsten Materialen sehr genau bekannt sind, lässt sich die mittlere Energie Etr, die bei der primären WW als kinetische Energie auf Sekundärteilchen übertragen wird, sowie die mittlere lokal
absorbierte Energie Een je WW-Prozess angeben.
Anzahl der WW n in der Schicht
n = µ ⋅ N⋅ x
x:
Mit N als Anzahl der vorhandenen Photonen und µ als linearer Schwächungskoeffizient.
Für die auf Sekundärteilchen übertragene Energie folgt damit:
⎛ E ⎞
∆Etr = Etr ⋅ µ ⋅ N ⋅ ∆x = ⎜⎜ µ ⋅ tr ⎟⎟ ⋅ N ⋅ hν⋅ ∆x = µtr ⋅ N ⋅ hν ⋅ ∆x
⎝ hν⎠
Æ
µtr : linearer Energieumwandlungskoeffizient (Einheit:
1
)
Länge
Analog ergibt der lineare Energieabsorptionskoeffizient µen :
⎛
µ en = ⎜⎜ µ ⋅
⎝
Een ⎞
⎟
hν ⎟⎠
Die Differenz beider Koeffizienten beschreibt den Anteil der durch Sekundärelektronen erzeugten Bremsstrahlung. Dieser Anteil wird aufgrund der großen Reichweite der Bremsstrahlung
nicht lokal absorbiert. Einige Beispiele dieser für die Dosimetrie wichtigen Koeffizienten sind in
Tabelle 5 wiedergegeben.
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Etr
h ⋅υ
hυ [MeV]
Een
h ⋅υ
µ ⎡ cm2 ⎤
ρ ⎢⎣ g ⎥⎦
µ tr ⎡ cm2 ⎤
ρ ⎢⎣ g ⎥⎦
µ en ⎡ cm2 ⎤
ρ ⎢⎣ g ⎥⎦
[
gW 10−3
0,01
0,925
0,925
5,066
4,684
4,684
0,09
0,1
0,148
0,148
0,171
0,0253
0,0253
0,21
1,0
0,439
0,438
0,0707
0,0311
0,0310
2,22
10
0,733
0,707
0,0222
0,0163
0,0157
36
100
0,958
0,713
0,0172
0,0165
0,0123
256
]
Tabelle 5: Umgewandelte sowie absorbierte Energie mit den entsprechenden Wechselwirkungskoeffizienten
2.3.1
Photoeffekt
Abbildung 12: Schematische Darstellung des Photoeffektes
Abbildung 13: Absorptionsspektren von Blei und Wasser
Es wird die gesamte Photonenenergie hν absorbiert. Die Photonenenergie muss dabei größer als
die Bindungsenergie des Elektrons sein ( hν ≥ EB ).
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⇒ Auftreten der Stufen im Absorbtionsspektrum
(experimenteller Beweis für die Richtigkeit des Bohr’schen Atommodells)
Für die Abhängigkeit des Photoeffektes von der Energie der auftreffenden Photonen und der
Ordnungszahl Z der Materie ergibt sich:
−3
τ ∝ ρ ⋅ EPh
⋅
Z4
−3
≈ ρ ⋅ EPh
⋅ Z3
A
Abbildung 14: Winkelverteilung der aus dem Photoeffekt resultierenden Photoelektronen.
Der Pfeil deutet die Einschussrichtung der Photonen an
Dies bedeutet, in biologischem Gewebe (Z ~ 7) spielt der Photoeffekt lediglich bei sehr kleinen
Photonenenergien eine Rolle (Röntgendiagnostik).
Die beim Photoeffekt ausgelösten Elektronen weisen eine Winkelverteilung auf, die stark mit der
Photonenenergie bzw. der übertragenen kinetischen Energie variiert. Bei geringen Photonenenergien (etwa bis 100 keV) werden die Elektronen nahezu senkrecht zur Einfallsrichtung des
Photonenstrahles emittiert, bei hohen Energien praktisch nur noch in Vorwärtsrichtung
(Æ Dosis außerhalb des Nutzstrahlbündels in der Röntgendiagnostik!!!).
Das beim Photoeffekt in der Elektronenschale entstehende Loch wird sofort wieder durch Elektronen der äußeren Schalen aufgefüllt. Damit verbunden ist entweder:
¾ Emission charakteristischer Röntgenstrahlung (Röntgenfluoreszenz) oder
¾ Emission eines Auger-Elektrons: Die bei der Rekombination eines äußeren Hüllenelektrons mit dem Elektronenloch freiwerdende Energie wird direkt an ein weiteres Elektron
des Atoms übertragen, dieses Augerelektron verlässt den Atomverband mit der kinetischen Energie Ek. Dieser Prozess führt in aller Regel zu einer Entladungslawine (Augerkaskade).
Die relative Ausbeute beider konkurrierender Prozesse hängt von der Ordnungszahl der streuenden Materie ab und ist in Abbildung 15 wiedergegeben. Bei biologischem Gewebe (z ~ 7) wird
die Rekombinationsenergie praktisch zu 100 % über Augerelektronen frei. Diese überwiegend
energiearmen Elektronen besitzen nur eine geringe Reichweite und sind damit von großer Bedeutung für die lokale Energiedosisverteilung.
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Abbildung 15: Relative Ausbeute ω für die K-Schalen Röntgenfluoreszenz als Funktion der Ordnungszahl Z.
Für die Ausbeute der Augerelektronen gilt: α = 1 - ω.
2.3.2
Comptoneffekt
Abbildung 16: Comptoneffekt
Interpretation des Comptoneffektes ist nur im Teilchenbild möglich.
Energie des Photons:
E= hν
Impuls des Photons:
p=
E hν
=
c
c
Die Frequenzverschiebung des gestreuten Photons lässt sich unter der Annahme, dass das beteiligte Elektron vor dem Stoß in Ruhe war und die Bindungsenergie vernachlässigt werden kann,
aus dem Energie- und Impulssatz herleiten. Die Energie E' des gestreuten Photons als Funktion
des Streuwinkels Θ ergibt sich zu:
hν
E′ = hν ′ =
1+
hν
⋅ (1− cosΘ)
m0 ⋅ c2
Die Differenz EK = Eh⋅ν ′ − Eh⋅ν übernimmt das gestoßene Elektron als kinetische Energie. Der
hν
Anteil der auf das Elektron übertragenen Energie hängt vom Verhältnis
ab (Abbildung
m0 ⋅ c2
17).
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hν
<< 1
m0 ⋅ c2
hν
¾
>> 1:
m0 ⋅ c2
¾
Æ Praktisch die gesamte Energie verbleibt beim gestreuten Photon
Æ Praktisch die gesamte Energie wird als kinetische Energie ans Elektron übertragen.
Abbildung 17: Über alle Streuwinkel gemittelte und maximale Energie der auf das Elektron im Comptoneffekt übertragenen
kinetischen Energie (aufgetragen als Anteil der primären Photonenenergie)
Die Berechnung des linearen Schwächungskoeffizienten σc ist nur mit den Methoden der relativistischen Quantenmechanik möglich. Das Ergebnis sind die Klein-Nishina Koeffizienten für σc.
als Funktion der Ordnungszahl und der Photonen- bzw. Elektronenenergie (Abbildung 18 und
Abbildung 19).
Um zwischen der auf das Elektron übertragenen Energie Etr und der beim gestreuten Photon verbliebenen Energie zu unterscheiden, wird für den Schwächungskoeffizienten σc geschrieben:
σ c = σ tr + σ s
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Abbildung 18: Klein-Nishina-Koeffizient ds/dEk als Funktion der kinetischen Energie der gestoßenen Elektronen. Die Kurven
zeigen, dass mit größerer Wahrscheinlichkeit Elektronen mit hoher oder ganz niedriger Energie beim Comptoneffekt erzeugt
werden. Die Wahrscheinlichkeit mittlerer Elektronenenergien ist wesentlich geringer.
Abbildung 19: Schwächungskoeffizienten σ und σtr für Kohlenstoff und Argon sowie für ein freies, ungebundenes Elektron. Der
Unterschied zwischen dem freien Elektron und Kohlenstoff und Argon ist auf die beim freien Elektron nicht berücksichtigte
Bindungsenergie zurückzuführen.
Abbildung 20 gibt die Richtungsverteilung der beim Comptonprozess gestreuten Photonen und
Elektronen wieder. Die Angabe der Energie bezieht sich dabei auf die Energie des primären Photons.
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Abbildung 20: (links)
(rechts)
Winkelverteilungen von Comptonphotonen (nach Evans 1958)
Auf das jeweilige Maximum normierte Winkelverteilungen von Comptonelektronen
(nach Whyte 1959)
Die Pfeile deuten die Einschussrichtung der primären Photonen an.
2.3.3
Paarbildung
Abbildung 21: Paarbildung
Oberhalb einer Photonenenergie hν = 1,022 MeV kann das Photon in der Nähe eines Atomkernes durch den Prozess der Paarbildung absorbiert werden. Es entsteht ein Elektron-Positron-Paar,
beide tragen eine Ruheenergie von 511 keV. Die oberhalb von 1,022 MeV verbleibende Energie
des Photons wird als kinetische Energie auf beide Teilchen aufgeteilt.
hν − 1,022MeV = Ekel + Ekpos
Mit deutlich geringerer Wahrscheinlichkeit kann es oberhalb einer Photonenenergie von
4 ⋅ m0 ⋅ c2 = 2,044MeV auch im Feld eines Hüllenelektrons zur Paarbildung kommen. Da auch
das Hüllenelektron einen Impuls und damit einen Teil der kinetischen Energie übernimmt,
spricht man von Triplettbildung.
Der Schwächungskoeffizient κ der Paarbildung steigt oberhalb der Grenzenergie von 1,022 MeV
stark an. Dies hat zur Folge, dass ein hochenergetischer Photonenstrahl, bei dem die Paarbildung
als Schwächungsprozess überwiegt (oberhalb ~ 20 MeV) geringere Abschirmdicken im Strahlenschutz benötigt, als ein niederenergetischer Photonenstrahl, bei dem die Schwächung im Wesentlichen aufgrund des Comptoneffektes erfolgt.
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Abbildung 22: Schwächungskoeffizient κ der Paarbildung
Abbildung 23: Energie- und Ordnungszahlabhängigkeiten der verschiedenen Photonen-WW-Prozesse
Eine Zusammenfassung der Energie- und Ordnungszahlabhängigkeiten der verschiedenen Photonen-WW-Prozesse ist in Abbildung 23 und Abbildung 24 sowie Tabelle 6 wiedergegeben.
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Wechselwirkung
f(Z,A)
f(Eγ)
Sekundärstrahlung
Photoeffekt
Z4
A
Eγ−3
e-, Röntgenstrahlung,
Auger-e-
Comptoneffekt
Z
A
Eγ 2
Klass. Streuung
Z2,5
A
Eγ−2
Paarbildung
Z2
A
log Eγ , Eγ > 1022 keV
e-, e+
Riesenresonanz
Eγ > Eschwelle
n, p, (Spaltung)
Kernphotoeffekt
−
1
γ,e-
Tabelle 6: Abhängigkeit von der Photonenenergie und Ordnungszahl Z sowie Atommasse A der unterschiedlichen WW Mechanismen
Abbildung 24: Massenschwächungskoeffizienten verschiedener Materialien
2.3.4
Kernphotoeffekt
Ähnlich wie beim Photoeffekt mit den Elektronen können hochenergetische Photonen auch mit
dem Atomkern eine Wechselwirkung eingehen: Kernphotoeffekt. Dabei wird das Photon vom
Atomkern absorbiert und in der Folge kann es zur Emission eines oder mehrerer Nukleonen und
damit zu einer Kernumwandlung kommen. Die entstehenden Tochternuklide sind in der Regel
radioaktiv, wobei die Halbwertszeiten dieser Tochternuklide bei einigen Sekunden bis Minuten
liegen (siehe Tabelle 7).
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Reaktion
12
C(γ,n)
Schwelle
(MeV)
Tochternuklid
Eγ
Zerfallsart
T½
β+,EC
20,4 min
511
(keV)
18,7
11
C*
*
N
β+
9,96 min
511
14
N(γ,n)
10,5
13
16
O(γ,n)
15,68
15
O*
β+,EC
122 s
511
O(γ,2n)
28,9
14
O*
β+,γ
70,6 s
511,2313
Al*
β+,EC,γ
6,4 s
511,1810
Cu*
β+,EC
9,73 min
511
stabil
-
-
B
stabil
-
-
N
stabil
-
-
Mg
stabil
-
-
Ni
stabil
-
-
Tl*
β-
4,8 min
-
16
27
63
Al(γ,n)
12,7
26
Cu(γ,n)
10,8
62
208
Pb(γ,n)
12
16
27
63
C(γ,p)
O(γ,p)
7,9
11
12,1
15
8,3
Cu(γ,p)
6,1
Pb(γ,p)
Pb
16,0
Al(γ,p)
208
207
8,0
26
62
207
Tabelle 7: Reaktions- und Zerfallsdaten für Kernphotoreaktionen einiger in der Radiologie wichtiger Materialien
Um ein oder mehrere Nukleonen aus dem Atomkern herauszulösen, muss das Photon mindestens
deren Bindungsenergie aufbringen. Diese liegen bei den unterschiedlichen Materialien im Bereich von ca. 6 – 20 MeV. Dies sind gerade die Energien, die mit klinischen Beschleunigern erzeugt werden, so dass der Kernphotoeffekt im Bereich der Strahlentherapie beachtet werden
muss. So sind in den Abschirm- und Baumaterialien des Beschleunigers die beim Kernphotoeffekt entstehenden Tochternuklide bzw. deren Strahlung nachweisbar. Wegen des beim Betrieb
im Bestrahlungsraum entstehenden radioaktiven Sauerstoffs ist für ausreichende Belüftung zu
sorgen.
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3
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Dosimetrie ionisierender Strahlung
Aufgrund der zentralen Bedeutung der Dosimetrie im Zusammenhang mit der Anwendung ionisierender Strahlung am Menschen sind die Meßgrößen sowie Meßverfahren der Dosimetrie heute weitgehend im nationalen sowie internationalen Bereich standardisiert.
Das deutsche Regelwerk, das die Begriffe und Verfahren der klinischen Dosimetrie festlegt, sind
die DIN-Normen, speziell die Normen DIN 6800, Teil 1 – 5, DIN 6809, Teil 1 – 5 sowie die
Reihe DIN 6814, Teil 1 – 8. Ein großer Teil dieser Normen basiert auf den internationalen Regelwerken der ICRU (International Commission on Radiation Units and Measurements).
3.1
Begriffsdefinitionen
Zur Beschreibung eines Photonenfeldes dient der Begriff der Fluenz bzw. Photonenfluenz Φ. Die
Fluenz gibt die Anzahl ∆N der Photonen an, die auf eine senkrecht zur Strahlrichtung liegenden
Fläche ∆a treffen.
Photonenfluenz:
Φ=
dN ⎡ AnzahlPhotonen⎤
⎥⎦
da ⎢⎣
Fläche
Entsprechend ergibt sich die Energiefluenz als ein Energiestrom Ψ durch die Fläche ∆a:
Energiefluenz:
3.2
Ψ=
hν dN Eph dN
=
da
da
⎡ Energie⎤
⎢⎣ Fläche⎥⎦
Photonendosimetrie
3.2.1
KERMA
Wie bereits in Kapitel 2 erwähnt wurde, ist der Energietransfer eines Photonenstrahls auf die
Materie ein mehrstufiger Prozess, der in Abbildung 25 nochmals dargestellt ist.
Abbildung 25: Schematische Darstellung des Energietransfers von einem Photon h auf die Materie. Bei der primären WW in
(a) wird ein Teil der Energie des Photons als kinetische Energie auf ein Elektron übertragen. Dieses gibt seine Energie entlang (b)
in vielen Stößen an die Materie ab, bzw. erzeugt Bremsstrahlung oder erzeugt ein so genanntes δ-Elektron durch Übertragung
eines Teiles seiner Energie auf ein weiteres Elektron der Materie.
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Die im ersten WW-Schritt auf die Materie übertragene Energie heißt KERMA (Kinetic Energy
released in Material):
K=
Kerma:
dEtr
1 dE
= ⋅ tr
dm ρ dV
⎡ Energie⎤
⎢⎣ Masse⎥⎦ ;
Einheit:
[K] =
J
= Gy
kg
Dabei bedeutet m: Masse, V: Volumen und ρ Dichte der Materie, Etr ist die im Volumenelement
dm auf die Elektronen der Materie übertragene mittlere kinetische Energie. Aus der Definition
der KERMA wird klar, dass diese vom Material m abhängt. Aus diesem Grund ist das Bezugsmaterial stets anzugeben (Luftkerma, Wasserkerma, ...).
Zusammenhang der KERMA mit Strahlungsfeldgröße Fluenz:
n = µ ⋅ N ⋅ ∆x
Schwächungsgesetz:
mit
n: Anzahl der WW in der Schicht ∆x
µ: linearer Schwächungskoeffizient
N: Anzahl der Photonen die auf Schicht ∆x treffen
auf Material übertragene kinetische Energie:
∆Etr = n ⋅ Etr = µ ⋅ N ⋅ ∆x ⋅ Etr
KERMA:
K=
mit
Φ=
µ
µ
∆Etr
1 ∆E
1
∆x µ
= ⋅ tr = ⋅ µ ⋅ N ⋅ Etr ⋅
= ⋅ Etr ⋅ Φ = tr ⋅ h ⋅ν ⋅ Φ = tr ⋅ Ψ
ρ
∆m ρ ∆V ρ
∆V ρ
ρ
N
Fläche
⎛µ⎞
Das Produkt ⎜⎜ ⎟⎟ ⋅ Φ gibt die Anzahl der WW je Masseneinheit des Materials an, wenn es mit
⎝ρ⎠
der Fluenz Φ bestrahlt wird. µtr ist hierbei der Energieumwandlungskoeffizient (siehe auch Kapitel 2.3), Ψ die Energiefluenz.
In aller Regel hat man es nicht mit monoenergetischen Photonen zu tun, sondern es liegt ein
Spektrum Φ(hν) vor, wobei sowohl der lineare Schwächungskoeffizient µ als auch die mittlere
auf das Material übertragenen Energie Etr Funktionen der Photonenenergie hν sind. Dies bedeutet, dass zur Berechnung der KERMA über das gesamte Photonen- bzw. Fluenzspektrum
∆Φ (hν) / ∆hν integriert werden muss:
K=
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∆Etr
=
∆m
hν max
∫
0
dΦ ⋅ (hν ) µ ⋅ (hν )
⋅
Etr ⋅ (hν ) d hν
ρ
d hν
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Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
Die KERMA ist eine eher konzeptionelle Größe in der Dosimetrie, die sich sehr leicht aus den
Strahlungsfeldgrößen herleiten lässt, jedoch sehr schwer messbar ist. Die in der Strahlentherapie
und Strahlenbiologie wichtigere Größe ist die absorbierte Dosis, diese ist ein Maß für die strahlungsbedingten Zellschädigungen.
3.2.2
Absorbierte Dosis – Energiedosis
Der Unterschied zwischen KERMA und absorbierter Energie kann der Abbildung 25 entnommen werden. Im Punkt (a) wird Energie an ein Elektron übertragen, jedoch nur ein Teil dieser
Energie wird in der Umgebung des Punktes (a) auf das Material übertragen, ein Teil wird durch
erzeugte Bremsstrahlung aus der Umgebung des Punktes (a) heraustransportiert.
Die absorbierte Energie ist nur der Anteil der KERMA, der durch Stöße entlang der Bahnspur
der in Bewegung gesetzten Elektronen durch Ionisation oder Anregung auf die Materie übertragen wird. Da die Elektronen eine endliche Reichweite in dem Material haben, ist der Ort an dem
die KERMA entsteht und derjenige an dem die Energie absorbiert wird stets unterschiedlich. Die
Messgröße der absorbierten Energie ist die Energiedosis gemessen in Gray:
Energiedosis:
D=
∆Een
∆m
Einheit: [D] =
J
= Gy
kg
ältereEinheit: 1 rad = 10−2 Gy
Da ebenso wie bei der KERMA die Eigenschaften des Materials m in die Energiedosis eingehen,
ist das Material in dem die Energie absorbiert wird, stets anzugeben. In der Strahlentherapie ist
das Bezugsmaterial in aller Regel Wasser, d.h. es wird die Wasserenergiedosis DW bestimmt.
Da die Übertragung der kinetischen Energie auf das Elektron (KERMA) nicht am gleichen Ort
wie die Absorption im Material erfolgt, ist der Zusammenhang zwischen der Strahlungsfeldgröße Fluenz und der absorbierten Energie D nicht so einfach herzustellen. Dies gelingt nur unter
vereinfachenden Annahmen: Sekundär-Elektronen-Gleichgewicht.
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Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
Sekundär-Elektronen-Gleichgewicht (SEG)
Abbildung 26: Zum Verständnis des Sekundär-Elektronen-Gleichgewichts (siehe Text).
Abbildung 26 zeigt ein stark vereinfachtes Schema zu Herleitung des SEG. Es wird angenommen, dass die von links einfallenden Photonen Sekundärelektronen erzeugen, die alle in Vorwärtsrichtung gestreut werden. Des Weiteren sollen diese Sekundärelektronen ihre gesamte Energie durch Stöße an das Material abgeben d.h.: Keine Bremsstrahlerzeugung durch die sekundären Elektronen.
Im oberen Teil der Abbildung 26 (a) und (b) sind schematisch die in der jeweiligen Schicht (A,
B, C, ...) in Bewegung gesetzten Elektronen wiedergegeben. Die Länge der Pfeile entspricht der
mittleren Reichweite R der Elektronen. In Abbildung 26 (a) wurde zusätzlich die Annahme gemacht, dass keine Absorption der Photonen stattfindet (µ = 0 !!!). Dies bedeutet, in jeder Schicht
A, B, C, ... wird die gleiche Anzahl von Elektronen in Bewegung gesetzt. In Abbildung 26 (a)
sind dies 100 in jeder Schicht. Die KERMA ist damit in jeder Tiefe A, B, C identisch (Punkte in
Abbildung 26 (a)). Die im Material absorbierte Dosis steigt dagegen erst langsam an, erreicht
nach der Tiefe R ihren maximalen Wert, der dann konstant bleibt und dem Wert der KERMA
entspricht.
Der vordere Teil bis zur Tiefe R ist der Bereich des Aufbaueffektes (build-up-region), dahinter
schließt sich der Bereich des Sekundär-Elektronen-Gleichgewichtes an. Der Bereich des SEG ist
dadurch gekennzeichnet, dass in jedem Massenelement ebenso viel an kinetischer Energie erzeugt wird, wie durch Stöße der in Bewegung gesetzten Elektronen an das umgebende Material
abgegeben wird. Diese elementare Bedingung der Dosimetrie ist in Abbildung 27 nochmals in
anderer Form dargestellt.
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In Abbildung 26 (b) wird die Annahme µ = 0 fallengelassen. Der lineare Schwächungskoeffizient ist so gewählt, dass die primäre Photonenstrahlung in jeder Schicht A, B, C um 5 % reduziert wird. In der (logarithmischen) Darstellung ergibt sich für die KERMA damit eine abfallende Gerade (Punkte). Für die absorbierte Dosis ergibt sich identisch zu Abbildung 26 (a) zunächst
ein Aufbaueffekt, ein SEG bildet sich jedoch im strengen Sinne nicht mehr aus, da in jeder
Schicht mehr an Energie absorbiert wird, als durch die primären Photonen an kinetischer Energie
an Sekundärelektronen abgegeben wird ("Quasigleichgewicht").
Abbildung 27: Erläuterung des Begriffes Sekundär-Elektronen-Gleichgewicht aus der Bilanz der in das Massenelement hineinund aus ihm heraustransportierten Energie (Gleichheit der Energie, die in den dick gezeichneten Bahnspuren innerhalb und außerhalb des Volumens umgesetzt wird).
Die absorbierte Dosis wird unter diesen stark vereinfachenden Annahmen ebenso wie die KERMA hinter der Region des Aufbaueffektes einen exponentiellen Verlauf haben, dabei jedoch stets
einen etwas größeren Wert aufweisen als die KERMA. (Die Dosis z.B. in der Schicht F ist ein
Resultat der in den davor liegenden Schichten in Bewegung gesetzten Sekundärelektronen!!!).
Für den idealisierten Grenzfall des SEG lässt sich die absorbierte Dosis aus der KERMA ermitteln (siehe Definition der KERMA (Kapitel 3.2.1)und Kapitel 2.3):
⎛µ
⎛µ ⎞
⎛µ ⎞
⎛µ⎞
D = Φ ⋅ ⎜⎜ ⎟⎟ ⋅ Een = Φ ⋅ ⎜⎜ en ⎟⎟ ⋅ h ⋅ν = Ψ ⋅ ⎜⎜ en ⎟⎟ = Ψ ⋅ ⎜⎜ tr
⎝ ρ
⎝ ρ ⎠
⎝ ρ ⎠
⎝ρ⎠
⎞
⎟⎟ ⋅ (1− g) = K ⋅ (1− g) = Kcol
⎠
Dabei bedeutet g der Anteil der von den Sekundärelektronen in Bremsstrahlung umgewandelten
Energie (unter 4 MeV gilt: g ≈ 0). Das Produkt K ⋅ (1− g) = Kcol wird Stoßkerma genannt und
beschreibt den Anteil der KERMA, der in Stößen der erzeugten Sekundärelektronen zur Dosis in
der Umgebung des primären WW-Ortes führt. Da in der Realität niemals ein exaktes SEG
herrscht, allenfalls ein Quasi-SEG (vergl. Abbildung 26 b), ist das Verhältnis von Dosis und
Stoßkerma bei gemessenen Tiefendosiskurven nicht exakt 1, sondern um einen Bruchteil größer.
Das Verhältnis von Dosis zu Stoßkerma wird Energietransportfaktor β genannt und ist für einige
Energien in Tabelle 8 angegeben.
hν (MeV)
U (MV)
Material
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Feldgröße
[cm × cm]
D
=β
Kcol
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D
= β ⋅ (1− g)
K
katt
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1,25 MeV
(60Co)
Wasser, Luft
Wasser, Luft
Aluminium
6 MeV
21MeV
Aluminium
Wasser
Luft
10 × 10
4×4
10 × 10
4×4
ausgedehnt
20 × 20
20 × 20
1,0051
1,0059
1,0043
1,0049
1,017
1,023
1,022
1,0011
1,0019
0,998
0,997
0,966
1,001
1,000
0,997
0,991
0,997
0,991
0,948
0,910
0,908
Tabelle 8: Verhältnis der Energiedosis D zur Stoßkerma Kcol und zur Kerma K für Photonenstrahlung verschiedener Energien im
Tiefenbereich des Quasigleichgewichtes.
Für die Dosimetrie sind die drei folgenden Feststellungen zum SEG von besonderer Bedeutung:
¾ Bei SEG verhalten sich die in zwei verschiedenen Materialien m1. m2 durch die gleiche
spektrale Photonenfluenzverteilung erzeugten Energiedosen wie die Massenenergieab⎛µ ⎞ ⎛µ ⎞
sorptionskoeffizienten ⎜⎜ en ⎟⎟ , ⎜⎜ en ⎟⎟
⎝ ρ ⎠1 ⎝ ρ ⎠2
⎛ µ en ⎞
⎟
⎜
Dm1 ⎜⎝ ρ ⎟⎠1
=
Dm2 ⎛ µ en ⎞
⎟⎟
⎜⎜
⎝ ρ ⎠2
Dies folgt direkt aus obiger Gleichung des Zusammenhanges von Dosis und Kerma im
Falle des SEG.
¾ SEG an einem Punkt muss zur Voraussetzung haben, dass sich, bis zu einer Entfernung
der Reichweite R der Sekundärelektronen, um diesen Punkt herum die spektrale Verteilung der Sekundärelektronen nicht ändert.
¾ Die letzte Aussage kann auch umgekehrt werden: Zonen mit SekundärelektronenUngleichgewicht in einem Medium sind zu erwarten, wenn sich die Photonenfluenz, die
die Sekundärelektronen auslöst, räumlich, in ihrer Intensität oder spektral stark ändert.
Dies ist stets am Rande eines Strahlenbündels oder bei Inhomogenitäten innerhalb des
Mediums zu erwarten (z. B. Übergang Muskel/Knochen).
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Abbildung 28: Verhältnis der Massen-Energieabsorptionskoeffizienten
⎛ µ en ⎞
⎟⎟
⎜⎜
⎝ ρ ⎠m
verschiedener Materialien zu dem der Luft
Nach den obigen Feststellungen ist SEG nur dort zu erwarten, wo die Photonenfluenz innerhalb
der Reichweite R der Sekundärelektronen nur geringe Änderungen aufweist. Eine Abschätzung
der Größenänderung der Photonenfluenz über die Reichweite R der Sekundärelektronen ist in
der Tabelle 9 gegeben. Danach ist bereits bei einer Photonenenergie von 3 MeV innerhalb der
Reichweite R mit einer rund fünfprozentigen Änderung der Photonenfluenz zu rechnen. Bei höheren Energien nimmt die prozentuale Änderung der Photonenfluenz innerhalb der Reichweite R
noch stark zu. In der klinischen Dosimetrie geht man davon aus, dass das Prinzip des SEG bei
Energien oberhalb von etwa 3 MeV nicht mehr zu erfüllen ist.
Photonen Energie
[MeV]
0,1
0,2
0,5
1,0
200
300
500
10000
20000
50000
1000000
Max. Elektronen
Energie
[MeV]
0,1
0,2
0,4
0,8
1,8
2,8
4,76
9,8
19,70
49,70
99,70
Reichweite R, in
Wasser mit Elektronen mit gegebener Energie (Spalte 2)
⎡ g ⎤
⎢⎣ cm2 ⎥⎦
,014
,045
,128
,329
,865
1,40
2,40
4,82
9,10
19,600
32,500
Totaler Schwächungskoeffizient
⎡ cm2 ⎤
⎥
⎣ g ⎦
Wasser ⎢
,1706
,1370
,0969
,0707
,0494
,0397
,0303
,0222
,0182
,0167
,0172
Prozent der
Schwächung bezogen auf Reichweite R
,24
,62
1,2
2,3
4,3
5,7
7,3
11, 00
18, 00
39, 00
75, 00
Tabelle 9: Schwächung eines Photonenstrahls der Energie hν innerhalb der Reichweite R der Sekundärelektronen. Die maximalen Elektronenenergien sind aus dem Comptoneffekt berechnet.
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Die Betrachtung der Abbildung 27 ermöglicht noch eine weitere grundlegende Interpretation des
SEG, die vor allem wichtig für den Bau von Messsonden (Ionisationskammern) ist:
Die im abgebildeten Volumen- bzw. Massenelement absorbierte Dosis ergibt sich aus der Energiebilanz sämtlicher in das Massenelement eintretender und wieder austretender Teilchen (Photonen und Elektronen):
D=
(
1
γ
γ ,e
δ
e
e,δ
⋅ Einγ − Eex
− Eex
+ Eine − Eex
− Eex
+ Einδ − Eex
∆m
)
Darin bedeuten die Indizes "in" und "ex" die in das Massenelement hinein- bzw. heraustransportierte Energie, γ steht für Photonen, e für Sekundärelektronen, δ für Deltaelektronen (Elektronen
der zweiten oder dritten Generation), γ,e kennzeichnet den Energieabtransport durch Sekundärelektronen, die ihre Energie im Massenelement von einem Photon erhalten haben (primäre WW),
e,δ kennzeichnet den Energieabtransport durch δ-Elektronen, die ihre Energie im Massenelement
∆m von einem Sekundärelektron erhalten haben.
Im Falle des Sekundärelektrongleichgewichts vereinfacht sich diese Gleichung erheblich, da sich
die Energiebeiträge der Sekundär- und δ-Elektronen im Massenelement ∆m zu null addieren. Es
verbleiben lediglich die Photonenterme in der Energiebilanz:
D=
(
1
γ
⋅ Einγ − Eex
∆m
)
Eine Messsonde, die unter diesen Bedingungen eingesetzt wird, heißt deshalb Photonendetektor.
Obige Gleichung macht auch nochmals klar, warum unter den Bedingungen des SEG der Massenenergieabsorptionskoeffizient µen die dosisbestimmende Größe ist.
Dass dies ein Sonderfall ist, wird einem sofort klar, wenn man daran denkt, dass der Koeffizient
µen den primären Wechselwirkungsvorgang der Photonen mit den Elektronen beschreibt. Die
Energiedosis D im Medium rührt jedoch von den nachfolgenden WW der Sekundärelektronen
mit dem Medium, d.h. durch Stöße der Sekundärelektronen mit den Atomen bzw. Molekülen der
Materie. Danach müsste viel eher der Koeffizient dieses WW-Schrittes die dosisbestimmende
Größe sein. Der Koeffizient, der die Energieübertragung der Sekundärelektronen auf die Materie
beschreibt, ist das Massenstoßbremsvermögen Scol der Sekundärelektronen (vergl. Kapitel 2.2
ff).
Genau dies ist der Fall, wenn die BRAGG-GRAY-Bedingungen eingehalten werden, die im
nächsten Abschnitt besprochen werden.
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3.2.4
Dosismessungen nach der Sondenmethode
Für die Dosismessung hochenergetischer Photonen- und Elektronenstrahlung werden in aller
Regel Ionisationskammern eingesetzt. Diese bestehen aus einem luftgefüllten Messvolumen,
sowie den notwendigen Elektroden.
Abbildung 29: Links: Aufbau einer Ionisationskammer
Rechts: Handelsübliche Ionisationskammer (Fa. PTW) für den Einsatz in der Strahlentherapie
Soll mit einer Ionisationskammer die Dosis in einem Phantommaterial (i.a. Wasser) gemessen
werden (siehe Abbildung 30), so ergibt sich das Problem, das durch das Einbringen eines luftgefüllten Hohlraumes am Messort P die Fluenz der Photonen oder auch Sekundärelektronen gestört
werden kann und daraus ein falsches Messergebnis resultiert. Darüber hinaus ist bedingt durch
die unterschiedlichen WW-Koeffizienten in den unterschiedlichen Medien (Wasser – Luft) der in
der luftgefüllten Ionisationskammer gemessene Wert nicht ohne weiteres in den Wert umzurechnen, den man Idealerweise im Wasser gemessen hätte.
Abbildung 30: Zur Problematik der Dosismessung mittels Ionisationskammer: Gesucht ist die Energiedosis Dw im Punkt P im
Wasser. Gemessen wird mit einer Ionisationskammer, die ein luftgefülltes Messvolumen hat. Unter welchen Voraussetzungen
lässt sich aus dem Messwert in P’ die Wasserenergiedosis Dw im Punkt P bestimmen?
Die Verhältnisse beim Durchgang von Photonenstrahlung durch einen luftgefüllten Hohlraum
(Medium a), der sich in einem Medium m befindet, sind in der Abbildung 3.7 dargestellt. Die
effektive Ordnungszahl des Mediums Zmeff sei größer als Zaeff der Luft (z.B.: für Wasser als Medium m ist dies erfüllt). Vereinfachend wird angenommen, daß die Schwächung der Photonen
über die angegebene Tiefe z vernachlässigbar ist, d.h. eine konstante Photonenfluenz herrscht.
Darüber hinaus sei die Richtungsverteilung der Sekundärelektronen isotrop. Abbildung 31 (a)
zeigt die Fluenz Φ der Sekundärelektronen. Diese sei im Medium m größer als in Luft (Φm >
Φa). In der Nähe der Grenzflächen m → a geht die Fluenz der Sekundärelektronen stetig vom
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größeren Wert in m zum kleineren Wert in a über. Die Breite des Übergangsbereiches in jedem
Medium beträgt jeweils eine mittlere Reichweite R der Sekundärelektronen.
Abbildung 31: Wandeffekte beim Durchgang eines Photonenstrahlbündels in z-Richtung durch ein Medium m mit luftgefülltem Hohlraum a (zur Erläuterung siehe Text)
Abbildung 31 (b) zeigt den Verlauf der KERMA und der Energiedosis, wenn die Breite des luftgefüllten Hohlraumes in der Größenordnung der mittleren Reichweite R der Sekundärelektronen
liegt. Das Verhältnis der KERMA K in m und a ergibt sich aus den Massenenergieumwandlungskoeffizienten (µtr/ρ):
⎛ µ tr ⎞
⎟⎟
⎜⎜
Km ⎝ ρ ⎠ m
=
Ka ⎛ µ tr ⎞
⎟⎟
⎜⎜
⎝ ρ ⎠a
Wesentlich komplexer ist der Verlauf der Energiedosis beim Übergang m → a, da im Übergangsbereich kein Sekundärelektronengleichgewicht herrscht. Da die Energiedosis D durch Stöße der Sekundärelektronen mit dem Medium zustande kommt, muss diese im Allgemeinen proportional zur Fluenz Φe der Sekundärelektronen sein. Wie viel je Stoß bzw. Wegstrecke der Elektronen an die Materie abgegeben wird, beschreibt das Stoßbremsvermögen Scol (siehe Kapitel
2.2 ff). Daraus ergibt sich für die Energiedosis der allgemeine Zusammenhang:
⎛S ⎞
D = Φ e ⋅ ⎜⎜ col ⎟⎟
⎝ ρ ⎠
Hierin bedeutet Φe die Elektronenfluenz, E die Energie der Elektronen. Da die von den Photonen
in Bewegung gesetzten Elektronen nicht monoenergetisch sind, sondern ein ganzes Energiespektrum an Sekundärelektronen erzeugt wird, muss über dieses Spektrum gemittelt werden, so
dass sich ein mittleres Stoßbremsvermögen ergibt:
D=
Emax
∫
0
dΦ e ⋅ (E) ⎛ Scol ⎞
⎟⎟
⋅ ⎜⎜
dE
⎝ ρ ⎠E
⎛S ⎞
dE = Φ ⋅ ⎜⎜ col ⎟⎟
⎝ ρ ⎠
Im Medium m der Abbildung 31 (b) nimmt die Dosis bei Annäherung an die Grenze m → a
proportional zu der Anzahl Φ der Sekundärelektronen ab. Im Medium a erreicht die Dosis, nach
einer Strecke, die etwa der mittleren Reichweite R der Sekundärelektronen entspricht, wieder
den Wert der KERMA: Es herrscht Sekundärelektronengleichgewicht!!! Der dort vorliegende
Dosiswert ergibt sich aus dem Verhältnis der Massenenergieabsorptionskoeffizienten µen der
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beiden Medien. Der Dosissprung direkt an der Grenzfläche ist auf die Änderung des mittleren
Massenstoßbremsvermögens Scol in beiden Medien zurückzuführen. Da Scol mit steigender Ordnungszahl kleiner wird (vergl. Abbildung 9) ist im Beispiel der Abbildung 31 (b) die Dosis an
der Grenze im Medium a größer als im Medium m.
Die Höhe und das Vorzeichen des Dosissprunges sind abhängig von den Materialien an der
Grenzfläche. Grundsätzlich gilt, dass beidseits der Grenzflächen zwischen zwei Materialien in
einer Breite von jeweils einer mittleren Reichweite der Sekundärelektronen starke Abweichungen zwischen KERMA und Dosis vorliegen. Außerhalb dieses Bereiches herrscht SEG (oder
Quasi-SEG) und die Dosis folgt dem Verlauf der KERMA.
Würde man mit der in Abbildung 31 (b) gezeigten Messkammer die Dosis bestimmen wollen, so
würde ein falsches bzw. nicht interpretierbares Messergebnis resultieren, da die Ionisationskammer über die Ausdehnung der Kammer nicht konstanten Dosiswert Da mitteln würde.
Durch eine spezielle Konstruktion der Sonden kann nun versucht werden, die zwangsläufig entstehenden Randeffekte des Dosiswertes Da im Kammervolumen zu eliminieren:
¾ Einhaltung des SEG im gesamten Meßvolumen der Kammer oder
¾ Einhaltung der Bragg-Gray-Bedingungen
3.2.5
Gleichgewichtssonden
Das Problem der Randeffekte kann vernachlässigt werden, wenn die Ausdehnung des luftgefüllten Hohlraumes groß gegen die Reichweite R der Sekundärelektronen ist, wie in Abbildung 31
(c) dargestellt. Im Inneren des Hohlraumes herrscht SEG und die Dosis im Wasser kann aus dem
Messwert im lufterfüllten Hohlraum sowie dem Verhältnis der Massenenergieabsorptionskoeffizienten µen berechnet werden. Dieser Weg kann jedoch nur gewählt werden, um Messkammern
zu bauen, die für Röntgenstrahlung mit einer maximalen Hochspannung von etwa 30 kV geeignet sind. Oberhalb dieser Energie haben die Sekundärelektronen bereits eine so große Reichweite, dass die Bedingung Hohlraumtiefe t >> R nicht mehr einzuhalten ist, da in diesem Fall über
die Entfernung t bereits eine merkliche Abnahme der primären Photonenfluenz vorhanden ist
und damit eine Voraussetzung des SEG verletzt ist (vergl. Abbildung 32).
Ein genialer Trick die Randeffekte zu unterdrücken und damit diese so genannten Gleichgewichtssonden auch bei höheren Energien (bis ca. 3 MeV) einzusetzen, besteht darin, den Bereich
innerhalb des Hohlraumes, in dem kein SEG herrscht, in die Kammerwand zu verlegen. Dies ist
in Abbildung 30 (b) durch die vertikalen gestrichelten Linien angedeutet. Dies ist so zu verstehen, dass die Wand aus dem gleichen Material wie der Hohlraum besteht, es zwischen Wand und
Hohlraum also keine KERMA- und Dosisänderung mehr gibt. Die Dicke der Wand muss danach
mindestens der Reichweite R der Sekundärelektronen entsprechen. In diesem Fall ist die Dosis
im gesamten Messvolumen des luftgefüllten Hohlraumes konstant (SEG!!!), aus dem in Luft
bestimmten Messwert kann auf die Dosis im Medium m über das Verhältnis der Massenenergieabsorptionskoeffizienten µen beider Medien geschlossen werden.
Die Forderung, dass die Kammerwand aus dem gleichen Material besteht, wie die Füllung des
Hohlraumes (Luft!!!) ist so zu verstehen, dass nicht die chemischen Eigenschaften übereinstimmen müssen, sondern beide Materialien hinsichtlich des Wertes der KERMA identisch sind.
Dies bedeutet, der Massenenergieumwandlungskoeffizient µtr beider Materialien muss identisch
sein. Im Energiebereich der Photonen 250 keV bis ca. 4 MeV ist dies für Kohlenstoff und Luft
erfüllt (siehe Abbildung 28), d.h. im angegebenen Energiebereich ist Kohlenstoff "luftäquivalent", weshalb Ionisationskammern Graphitwände besitzen.
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Die Beschränkung dieser Methode auf eine Energie von ca. 4 MeV ist wieder darauf zurückzuführen, dass einerseits die Wandstärke d größer als die Reichweite der Sekundärelektronen in
dem Material sein muss, andererseits über das gesamte Kammervolumen keine merkliche
Schwächung des Photonenstrahls auftreten darf, da sonst die Bedingung des SEG nicht erfüllt ist.
Es muss also gelten:
⎛µ⎞
ρ ⋅ d + ρ ′ ⋅ t << ⎜⎜ ⎟⎟
⎝ρ⎠
−1
(vergleiche Tabelle 10)
ρ bedeutet darin die Dichte des Mediums (i.a. Wasser), ρ' die Dichte des Hohlraumes (Luft), d
und t sind die Abmessungen der Kammerwand (d) bzw. des Hohlraumes (t), m der Schwächungskoeffizient des Mediums (Wasser).
3.2.6
Bragg-Gray Sonden
Ein anderer Weg, aus dem mit der Sonde gemessenen Wert verlässlich auf die Dosis am gleichen
Ort im Medium zu schließen ist, den Hohlraum so klein zu machen, dass die Sekundärelektronen
ohne merkliche Energieverluste diesen durchqueren. Dies ist in Abbildung 31 (d) angedeutet.
Dies ist der Fall, wenn die Ausdehnung t des Hohlraumes klein gegen die Reichweite R der Sekundärelektronen ist. In diesem Fall treten praktisch keine "Randeffekte" der Dosis auf, der
Messwert im Kammervolumen ist durch das (gemittelte) Massenstoßbremsvermögen der Elektronen (Scol/ρ) gegeben.
Ein Detektor, der diese Bedingung erfüllt, heißt Bragg-Gray-Sonde. Die Bragg-Gray Bedingungen lauten im Einzelnen:
1. Die Ausdehnung t des Detektors in Strahlrichtung muss so klein sein, dass die Flussdichte
sowie die Winkel- und Energieverteilung der Elektronen der ersten Generation durch den
Detektor nicht verändert werden.
2. Die Energie, die von den im Detektor durch Photonen ausgelösten Sekundärelektronen auf
das Detektormaterial übertragen wird, muss im Verhältnis zu der insgesamt auf den Detektor
übertragenen Energie verschwindend klein sein.
3. Die spektrale Flussdichteverteilung der Elektronen aller Generationen innerhalb des Detektors muss ortsunabhängig sein.
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Die zweite Bedingung bedeutet, dass zum Messsignal innerhalb des Detektors nur die Elektronen
beitragen, die Sonde wirkt also wie ein für Photonen unempfindlicher Elektronendetektor. Die
Energiedosis am gleichen Ort im Medium ergibt sich aus dem Verhältnis der (gemittelten) Massenstoßbremsvermögen der beiden Materialien:
⎛ Scol ⎞
⎟
⎜⎜
ρ ⎟⎠ m
⎝
Dm =
⋅ Da
⎛ Scol ⎞
⎟⎟
⎜⎜
⎝ ρ ⎠a
Die ersten beiden Bedingungen lassen sich erfüllen, indem die Ausdehnung der Sonde klein gegen die mittlere Reichweite R der Elektronen gemacht wird. Die untere Grenze der Photonenenergie, bis zu der dieses machbar ist, ist etwa 0,6 MeV. Unterhalb dieser Grenze wären die
Kammerdimensionen so klein, dass dieses nicht mehr herstellbar ist.
Problematisch bei der Erfüllung dieser Bragg-Gray-Bedingungen sind die niederenergetischen δElektronen, die in nicht zu vernachlässigender Anzahl durch die Sekundärelektronen in Bewegung gesetzt werden. Sollte auch für diese die Bedingung gelten, dass deren Fluenz nicht merklich durch die Sonde gestört wird, so müssten die Sonden so klein sein, dass kein brauchbares
Messsignal mehr vorhanden wäre. Andererseits verursachen diese δ-Elektronen in der Sonde
einen zu Abbildung 31 vergleichbaren, störenden Effekt. Dieser lässt sich aber durch den gleichen Trick wie bei den Gleichgewichtssonden ("luftäquivalente" Wände) vermeiden. Dadurch
erhält man innerhalb des Messvolumens ein so genanntes Gleichgewicht der δ-Elektronen.
Die Anforderungen hinsichtlich der Wanddicken der Detektoren zur Erfüllung der Bragg-GrayBedingungen sowie für eine Gleichgewichtssonde sind in Tabelle 10 und Abbildung 32 nochmals zusammengefasst.
Sonden
GGS
BGS
Wanddicke
d, ρd
d≥R
ρd ≥ 2
mg
cm2
Wand- plus
Detektordicke
⎛µ⎞
ρd + ρ' t << ⎜⎜ ⎟⎟
⎝ρ⎠
d + t << R
Anforderungen
an ZWd und ZDet
Energiebereich
[MeV]
ZWd ≈ ZDet = ZBez
Photonen:
0,01 bis 3
ZWd ≈ ZDet = ZBez
Photonen und
Elektronen:
1 bis 50
−1
Tabelle 10: Anforderungen an die Konstruktion von Gleichgewichtssonden (GGS) und Bragg-Gray-Sonde (BGS)
Bedeutung der Symbole:
d,ρ:
Wanddicke und –dichte
t, ρ': Detektordicke- und –dichte
R:
Mittlere bzw. maximale Reichweite der Elektronen
Z:
Effektive Ordnungszahl
Det: Detektor
Bez: Bezugsmaterial der vorgesehenen Messgröße
Wd: Wandmaterial
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Abbildung 32: Bereiche der möglichen Abmessungen von Gleichgewichtskammern und Bragg-Gray-Kammern berechnet für
Luft bzw. luftäquivalente Materialien. Die Abmessungen werden durch die Halbwertschichtdicke für Photonen und Reichweiten
ρR für Elektronen in Luft bzw. luftäquivalenten Material bestimmt. Die nummerierten Kurven zeigen:
1: Halbwertschichtdicke der primären Photonen
2: Mittlere Halbwertschichtdicke der gestreuten Photonen
3: Maximale Reichweite der sekundären Elektronen aus Photo- Comptoneffekt und Paarbildung
4: Mittlere Reichweite ρR sekundären Elektronen
5: Erforderliche Schichtdicke zur Erzeugung von Deltaelektronengleichgewicht
3.2.7
Fluenz – KERMA – Dosis: Ein Beispiel
Gegeben ist das in Abbildung 33 wiedergegebene Phantom, das aus Muskelgewebe und Knochen besteht. Photonen mit einer Energie von 1,25 MeV (Gammastrahlung des 60Co) bzw. 50
keV werden von links eingestrahlt. Die Fluenz fällt entsprechend dem Schwächungsgesetz
⎛µ⎞
−⎜⎜ ⎟⎟⋅ ρ ⋅ x
⎝ρ⎠
Φ = Φ0 ⋅ e
⎛µ⎞
−⎜⎜ ⎟⎟⋅ ρ ⋅ x
⎝ρ⎠
bzw. Ψ = Ψ0 ⋅ e
exponentiell ab, wobei der Abfall im Knochengewebe steiler ist, da der Koeffizient (µ/ρ)⋅ρ für
beide Energien im Knochen größer als im Muskelgewebe ist. Beim Übergang vom Muskel zum
Knochen ist der Fluenzverlauf stetig, d.h. in den Punkten R und S, bzw. den Punkten B und C
herrscht die gleiche Fluenz. Entsprechendes gilt für die Punkte K, L und D, E.
Für die KERMA gilt:
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K=
µ tr
⋅Ψ
ρ
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Abbildung 33: Verlauf von KERMA und Dosis an den Grenzflächen unterschiedlicher Materialien (Muskelgewebe und Knochen) bei unterschiedlicher Photonenenergie (E60Co ≈ 1,25 MeV). Die Dichte des Muskelgewebes beträgt 1 g/cm3, diejenige des
Knochens 1,65 g/cm3.
60
Co
50keV
Material
⎛ µ ⎞ ⎡ cm2 ⎤
⎜⎜ ⎟⎟ ⎢
⎥
⎝ρ⎠⎣ g ⎦
Muskel
,0626
,588MeV
,0294
2,55
5000
Knochen
,0604
,588MeV
,0283
2,37
3000
Muskel
,2240
9,13keV
,0409
15,3
,04
Knochen
,3471
22,9keV
,1590
11,3
,03
Etr = Eab
⎛ µ en ⎞ ⎡ cm2 ⎤
⎜⎜
⎟⎟ ⎢
⎥
⎝ ρ ⎠⎣ g ⎦
⎡
cm2 ⎤
Scol ⎢MeV
g ⎥⎦
⎣
Reichweite [mm]
Tabelle 11: Notwendige Absorptionsdaten zur Berechnung der KERMA und Dosis für den in Abbildung 33 gezeigten Fall. Für
die angegebenen Energien gilt Etr ≈ Eab, entsprechend µtr ≈ µen, d.h. die im ersten WW-Schritt an die Sekundärelektronen übertragene Energie wird in Gänze in der Nähe des WW-Ortes auch absorbiert, Bremsstrahlung wird von den Sekundärelektronen
praktisch nicht erzeugt (vergl. Abbildung 9). Scol - Stoßbremsvermögen der Sekundärelektronen.
Die KERMA ist damit in beiden Geweben der Energiefluenz Ψ proportional, wobei der Verlauf
an den Grenzflächen unstetig ist, der Wert der KERMA ändert sich an der Grenzfläche sprunghaft gemäß:
⎛ µtr ⎞
⎜ ⎟
KMuskel ⎜⎝ ρ ⎟⎠ Muskel
=
KKnochen ⎛ µtr ⎞
⎜⎜ ⎟⎟
⎝ ρ ⎠ Knochen
Wie Abbildung 33 zeigt, ist dieser Sprung für die beiden gezeigten Energien gerade entgegengesetzt, bei der Energie des 60Co nimmt die KERMA im Knochen ab, da der Wert µtr/ρ = µab/ρ im
Muskelgewebe größer als im Knochen ist. Bei der Energie E = 50 keV steigt die KERMA im
Knochen dagegen um den Faktor (0,159/0,0409) an.
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Für die Dosis gilt unter der Voraussetzung, dass SEG herrscht:
D=
µ en
⋅Ψ
ρ
Bei 50 keV Photonen beträgt die mittlere Reichweite der Sekundärelektronen etwa 0,03 – 0,04
mm, so dass bei der in Abbildung 33 gezeigten Auflösung stets SEG herrscht und damit Dosis
und KERMA praktisch identisch sind. Bei der Energie der 60Co Strahlung von ca. 1,25 MeV
beträgt dagegen die mittlere Reichweite der Sekundärelektronen 3 – 5 mm (Tabelle 11), so dass
vor und hinter den Grenzflächen in einem Bereich von ca. einer Reichweite der Sekundärelektronen deutliche Abweichungen zwischen KERMA und Dosis auftreten. Beim Eintritt von der
umgebenden Luft ins Muskelgewebe steigt die Dosis zunächst im Bereich einer Reichweite der
Sekundärelektronen von 0 auf den Maximalwert, der etwas größer als der Wert der KERMA ist.
Hinter dem Maximum fällt die Dosis entsprechend der KERMA ab, hat jedoch stets einen etwas
größeren Wert, da die Dosis das Resultat der in den vorhergehenden Schichten ausgelösten Sekundärelektronen ist.
An der Grenzfläche Muskel/Knochen herrscht kein SEG, die Dosis ergibt sich also nicht aus den
Massenenergieabsorptionskoeffizienten µen/ρ, sondern wird durch die WW-Koeffizienten der
Sekundärelektronen Scol/ρ bestimmt. Wie der Tabelle 11 entnommen werden kann, nimmt das
Massenstoßbremsvermögen beim Übergang vom Muskel zum Knochen um den Faktor 2,55/2,39
= 0,93 ab, entsprechend fällt die Dosis auf den Punkt S in Abbildung 33. Nach ca. 3 mm
(Reichweite der Sekundärelektronen im Knochen) hat sich im Knochen erneut das SEG eingestellt, und die Dosis folgt dem Verlauf der KERMA, wobei die Dosis wiederum etwas größer als
die KERMA ist. Vor dem Eintritt in das Knochengewebe steigt die Dosis im Muskelgewebe ein
wenig an (Punkt R in Abbildung 33), dies ist auf die verstärkte Rückstreuung aus dem Knochengewebe zurückzuführen.
Das Beispiel zeigt, dass der Dosisverlauf an Grenzflächen innerhalb eines Bereiches, der der
Reichweite der Sekundärelektronen entspricht, äußerst komplex ist.
3.2.8
Dosimetrische Äquivalenz von Phantommaterialien
In vielen dosimetrischen Situationen müssen Meßergebnisse in Ersatzsubstanzen ("Phantomenmaterialien") anstelle der medizinisch relevanten Gewebsarten ermittelt werden. Das Übertragen
der Messergebnisse vom Phantommaterial auf das Gewebe ist nur dann zulässig, wenn diese die
gleichen WW-Eigenschaften wie das Gewebe haben. Dies bedeutet, die Koeffizienten der wichtigsten WW-Mechanismen (Photoeffekt, Comptoneffekt, Paarbildung) sowie deren Energie- und
Dichteabhängigkeiten müssen für beide Materialien identisch sein. Für die Elektronen ist dann
noch ein identisches Stoß- und Strahlungsbremsvermögen zu fordern. In diesem Fall spricht man
von globaler dosimetrischer Äquivalenz.
Eine solche globale Äquivalenz verschiedener Materialien ist gleichzeitig für alle Energiebereiche nicht zu erfüllen. Bei der Suche nach dosimetrisch äquivalenten Phantommaterialien hilft
einem jedoch die bei allen WW-Prozessen vorhandene Abhängigkeit der WW-Koeffizienten von
der Ordnungszahl Z und Massenzahl A sowie der Dichte weiter.
Es gilt für sämtliche Wechselwirkungen die Proportionalität:
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k~ρ⋅
Zn
A
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Hierin bedeutet k den jeweiligen WW-Koeffizient (µ, σ, ...) und n einen Exponent, der für die
unterschiedlichen Wechselwirkungen einen Wert im Bereich 1 – 4 aufweist (siehe Kapitel 2;
Tabelle 12).
Wechselwirkung
Exponent n
Photoeffekt
4
Comptoneffekt
1
Paarbildung
2
Stossbremsung Elektronen
1
Strahlungsbremsung Elektronen
2
Elektronenstreuung
2
Tabelle 12: Exponent n der Ordnungszahl der verschiedenen WW in der Proportionalität k ~ ρ
Zn/A.
In aller Regel werden sowohl das biologische Gewebe als auch die Phantommaterialien Stoffgemische sein, für die effektive Ordnungszahlen bestimmt werden:
⎛Z ⎞
Z
⎜⎜ ⎟⎟ = ∑ pi ⋅
Ai
i
⎝ A ⎠ eff
n
i
n
∑ a ⋅Z
=
∑ a ⋅A
i
n
i
i
i
i
i
pi steht dabei für den relativen Massenanteil der Atomart i in der chemischen Verbindung. Dies
ist in der zweiten Gleichung durch chemische Verbindungszahl ai ersetzt worden (wie "2" in
H2O für den Wasserstoff). Für die dosimetrische Äquivalenz zweier Substanzen gilt dann:
Die Substanzen 1 und 2 sind dosimetrisch äquivalent, wenn für sie an jedem Raumpunkt
im Medium gilt:
⎛ Zn ⎞
⎛ Zn ⎞
⎟⎟ = ρ 2 ⋅ ⎜⎜ ⎟⎟
⎝ A ⎠ eff ,1
⎝ A ⎠ eff ,2
ρ1 ⋅ ⎜⎜
Tabelle 13 zeigt eine Zusammenstellung der effektiven Ordnungszahlen verschiedener Gewebsarten sowie Phantommaterialien nach obiger Gleichung. Die sehr gute dosimetrische Äquivalenz
von Wasser mit Muskel- und Fettgewebe bei allen relevanten physikalischen WW ist deutlich zu
erkennen.
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Dichte
⎛ g ⎞
ρ ⋅⎜ 3 ⎟
⎝ cm ⎠
n=1
n=2
⎛ Zn ⎞
⎜⎜ ⎟⎟
⎝ A ⎠ eff
n=4
1,0
0,555
3,66
227
0,001293
0,499
3,67
223
Acryl(Plexi)glas
1,18
0,539
3,16
147
Polystyrol
1,06
0,538
2,84
99,6
Polyäthylen
0,92
0,570
2,71
92,5
Paraffin
0,88
0,573
2,70
92,0
Kork
0,3
0,529
3,37
175,4
Muskel
1,05
0,549
3,60
230
Lunge
0,3
0,557
3,67
227,7
Fett
0,92
0,558
2,87
111,0
Knochen
1,5
0,530
4,63
847
Substanz
Wasser
Luft
Tabelle 13: Dichte ρ sowie Werte der effektiven Ordnungszahl verschiedener Substanzen für die unterschiedlichen Exponenten n. Die Zuordnung der Exponenten zu den physikalischen WW und damit zu den Energiebereichen kann der Tabelle 11 entnommen werden.
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4
Klinische Dosimetrie
4.1
Anforderungen an die Genauigkeit in der klinischen Dosimetrie
Die zu fordernde Genauigkeit in der klinischen Dosimetrie ergibt sich aus den strahlenbiologischen Dosis-Wirkungs-Beziehungen für Tumor- und Normalgewebe, die für alle Gewebsarten
einen sigmoid-förmigen Verlauf aufweisen (Abbildung 34).
Abbildung 34: Dosis-Wirkungs-Beziehungen von Tumor- und Normalgewebe (schematisch)
Während hinsichtlich der Tumorvernichtung eine möglichst hohe Dosis anzustreben ist, limitieren die Schädigungen des Normalgewebes (gesunde Organe etc.) die in der Strahlentherapie applizierte Dosis. Da die Kurvenverläufe der Dosis-Wirkungs-Beziehungen der meisten Gewebe
einen recht steilen Verlauf aufweisen, können bereits Abweichungen von 10 % und weniger von
der therapeutisch angestrebten Dosis gravierende Auswirkungen haben.
Der Gesamtfehler bei der Dosisbestimmung im Patienten im Rahmen einer Strahlentherapie setzt
sich aus mehreren Teilfehlern bzw. –Unsicherheiten zusammen, wovon die Wichtigsten in der
Tabelle 14 zusammengefasst sind.
Unsicherheit der Bestrahlungsplanung
5%
Unsicherheit der Bestrahlung
4%
Lagerungsbedingte Unsicherheit
2%
Kalibrierung des Dosimeters
2%
Kenndosisleistung am Referenzpunkt
3%
Gesamtunsicherheit
7,6 %
Tabelle 14: Abschätzung der Fehler der Dosisbestimmung bei strahlentherapeutischen
Behandlungen. Die angegebenen Zahlenwerte sind als grobe Schätzwerte zu betrachten
Teilt man die Teilunsicherheiten der Dosisbestimmung in "medizinische" und "physikalische"
Teilunsicherheiten ein, so beläuft sich im günstigsten Fall der über alle medizinischen Maßnahmen (Lagerung des Patienten, Beweglichkeit der Organe etc) kumulierte Dosisfehler auf etwa
6 – 7 %. Damit verbleiben für die Summe der "physikalischen" Unsicherheiten bei der Dosisbestimmung im Patienten lediglich 3 – 4 % (ohne Bestrahlungsplanung), um die in der Tabelle 14
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angegebenen ca. 8 % nicht zu überschreiten. In diesen 3 – 4 % ist dann bereits die gesamte Kette
von der Kalibrierung des Dosimeters bis zur Bestimmung der Kenndosisleistung am Bestrahlungsgerät enthalten. Die Kalibrierung der Dosimeter ist Aufgabe des Herstellers bzw. der Eichämter und ist mit einer Unsicherheit von etwa 2 % behaftet, so dass für die klinische Dosimetrie
eine Unsicherheit von rund 2 % zu fordern ist.
Da nach neueren strahlenbiologischen Einschätzungen zumindest für einen Teil der zu behandelnden Tumorarten eine Gesamtunsicherheit der Dosisbestimmung von nur noch 5 % gefordert
wird, reduziert sich die zulässige Fehlertoleranz in der klinischen Dosimetrie auf lediglich 1 –
1,5 %.
4.2
Dosimeter für die klinische Dosimetrie
Tabelle 15 zeigt eine Zusammenstellung der physikalischen Strahlungseffekte sowie die darauf
beruhenden Verfahren zur Dosisbestimmung. Eine 1 bedeutet: Häufig verwendetes, empfehlenswertes Verfahren; eine 2: In bestimmten Fällen vorteilhaft anwendbares Verfahren.
Messeinrichtung
oder
Meßverfahren
Strahlungseffekt
Ionisation im
Gas
Ionisation im
Festkörper
Szintillation,
Lumineszenz
Chemische
Effekte
Wärme
Sonstige
Effekte
Ionisationskammer
Proportionszählrohr
Auslösezählrohr
Halbleiterkristall
Leitfähigkeitsdetektor
Szintillation
Thermolumineszenz
Radiophotolumineszenz
Lycolumineszenz
Photograph, Filme
Chemische Dosimeter
Verfärbung fester Stoffe
Elektronenspinresonanz
Dosiskalorimeter
Exoelektronen
Biologische Effekte
Anwendung in
Strahlentherapie
Röntgenstrahlendiagnostik
1
1
1
2
2
1
2
2
2
1
1
2
1
Strahlenschutz
Verfahrenstechnik
1
1
1
2
2
1
1
1
2
1
2
2
1
2
1
2
2
1
1
1
1
2
Tabelle 15: Messverfahren in der Dosimetrie
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4.2.1
Ionisationsdosimeter
Die Ionisationsdosimetrie nach der Sondenmethode (Kapitel 3.2.4) ist die Basismethode der klinischen Dosimetrie, sowohl in der Strahlentherapie als auch in der Röntgendiagnostik und zumindest bei einigen Anwendungen in der Nuklearmedizin (Aktivimeter). Der Strahlendetektor,
die Ionisationskammer, wird in unterschiedlichsten Bauformen (siehe Abbildung 35) mit Messvolumina von 0,1 cm3 bis zu mehreren Litern angeboten.
Abbildung 35: Bauformen von Ionisationskammern (vereinfachte Darstellungen)
a): Parallelplattenkammer für die Standarddosimetrie (M: Messvolumen, B: Strahlblenden, Pfeil: Einstrahlrichtung, schraffiert:
an Spannung liegende Kondensatorplatten)
b): Durchstrahlkammer (M: Messfeld)
c): Flachkammer (L: Belüftungsöffnung, M: Messfeld)
d): Extrapolationskammer (der schraffierte Kammerkörper kann durch eine Mikrometerschraube zurückgezogen werden)
e): Zylinderkammer
f): Fingerhut- oder Kompaktkammer
g): Kondensatorkammer (zum Aufladen wird der untere Kontakt an die Spannungsquelle angeschlossen, punktiert: Isolation) –
außer in der Personendosimetrie heute ohne Bedeutung
h): Schachtionisationskammer mit 4π-Geometrie (P: Probe, V: Messvolumen)
In der Strahlentherapie werden Ionisationskammern sowohl zur Bestimmung der Absolutdosis
der Bestrahlungsgeräte (Linearbeschleuniger, 60Co-Bestrahlungsgeräte, Röntgentherapie bis 400
kV), als auch für Relativmessungen eingesetzt (Qualitätssicherung). Diese Messungen werden in
aller Regel in einem Wasserphantom durchgeführt, die eine Bewegung der Messkammer in allen
drei Raumrichtungen ermöglichen und damit die Aufnahme von 1- und 2- dimensionalen Dosisverteilungen ermöglichen. Um eine möglichst hohe Ortsauflösung zu erhalten werden Kammern
mit Volumina von 0,125 cm3 oder 0,3 cm3 eingesetzt.
Aufgrund der herausragenden Bedeutung im Bereich der Strahlentherapie sind die Verfahren und
Messbedingungen der Ionisationsdosimetrie in einer DIN-Norm festgelegt:
DIN 6800, "Dosismessverfahren nach der Sondenmethode für Photonen- und Elektronenstrahlung – Teil 2: Ionisationsdosimetrie"
Ein Ionisationsdosimeter besteht aus der Ionisationskammer und dem damit verbundenen "Anzeigegerät", das die Hochspannungsversorgung für die Ionisationskammer (300 V – 500 V) beherbergt, sowie ein empfindliches Elektrometer zur Messung des Ionisationsstromes, der im Bereich von 10-10 A liegt. Handelsübliche Dosimeter sind sowohl in der Lage eine Dosis als auch
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eine Dosisleistung zu messen. Darüber hinaus gehört zu jedem klinischen Dosimeter eine "radioaktive Kontrollvorrichtung" zur Korrektur des Einflusses der Luftdichte auf das Messsignal.
4.2.1.1 Ionisationsdosimetrie nach dem Wasserdosiskonzept
Die Dosisgröße im Bereich der Strahlentherapie ist die in Gy gemessene Wasserenergiedosis Dw
bzw. die Wasserenergiedosisleistung Dw/t (in Gy/min). Das Bezugsmaterial ist also stets Wasser
als gewebeäquivalentes Material. Die Umrechnung vom Detektormaterial Luft auf die am
gleichen Ort in Wasser herrschende Dosis (siehe Abbildung 36) erfolgt dabei im Prinzip
entweder aus dem Verhältnis der Massenenergieabsorptionskoeffizienten µen/ρ beider
Materialien (bei herrschendem SEG) oder aus dem Verhältnis des mittleren
Massenstoßbremsvermögens Scol/ρ der Sekundärelektronen in beiden Materialien (unter BraggGray-Bedingung):
¾ Sekundärelektronengleichgewicht:
¾ Bragg-Gray-Bedingung:
⎛ µ en ⎞
⎟
⎜⎜
ρ ⎟⎠a
⎝
DW =
⋅ Da
⎛ µ en ⎞
⎟⎟
⎜⎜
⎝ ρ ⎠W
⎛ Scoll ⎞
⎟
⎜⎜
ρ ⎟⎠a
⎝
DW =
⋅ Da
⎛ Scoll ⎞
⎟⎟
⎜⎜
⎝ ρ ⎠W
Abbildung 36: Messgeometrie in der Strahlentherapie. Ziel ist die Bestimmung der Wasserenergiedosis Dw im Punkt P (links)
aus dem Messwert im Punkt P' gemessen in Luft.
Dieser Weg der Absolutdosimetrie wird jedoch nur in Eich- bzw. Kalibrierlaboren beschritten
(z.B. Physikalisch-Technische Bundesanstalt – PTB). Sämtliche für die klinische Dosimetrie in
der Strahlentherapie zugelassene Ionisationsdosimeter werden in Eich- bzw. Kalibrierlaboren
kalibriert, d.h. es wird ein Kalibrierfaktor NW bestimmt, so dass sich unter Bezugsbedingungen
die Wasserenergiedosis Dw aus dem Produkt von Anzeige M des Dosismeters und Kalibrierfaktor NW ergibt:
DW = NW ⋅ M
Dabei wird der Bezugspunkt der Kammer bei der Kalibrierung (entspricht geometrischem Mittelpunkt der Ionisationskammer) an den Messort P im Wasser gebracht.
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Daraus folgen einige Konsequenzen für die praktische Dosimetrie, die unbedingt einzuhalten
sind.
¾ Jede Ionisationskammer in der Strahlentherapie ist ein Individuum, für die im Kalibrierlabor ein individueller Kalibrierfaktor NW ermittelt worden ist. Dieser wird im Kalibrierschein gemeinsam mit den Bezugsbedingungen dokumentiert (Abbildung 37).
¾ Der Kalibrierfaktor N wird (in Deutschland) für die Kombination Ionisationskammer /
Anzeigegerät bestimmt, d.h. eine Ionisationskammer darf nur mit dem im Kalibrierschein
aufgeführten Anzeigegerät betrieben werden, sonst gilt der Kalibrierfaktor NW nicht!
¾ Weichen die Messbedingungen von den Bezugsbedingungen ab, so sind am Anzeigewert
zusätzliche Korrekturen anzubringen, um den Wert der Wasserenergiedosis Dw am Messort zu erhalten:
DIN 6800 – Teil 2: Aus der Anzeige M einer Kammer, die mit ihrem Bezugspunkt an einem beliebigen Punkt P in einem Wasserphantom aufgestellt ist, ergibt sich die Wasserenergiedosis Dw am effektiven Messort Peff bei Abwesenheit der Kammer aus der Anzeige M des Dosimeters aus der Beziehung:
DW (Peff ) = k ⋅ NW ⋅ M
Der Korrektionsfaktor k ergibt sich dabei aus dem Produkt der Einzelkorrekturen:
für Photonenstrahlung:
k = kQ⋅kρ⋅kr⋅kS⋅kP⋅kT⋅kF⋅kz
für Elektronenstrahlung:
k = kE⋅kr⋅kr⋅kS⋅kP⋅kT
D.h. sämtliche Abweichungen von den Bezugswerten werden durch den multiplikativen
Korrektionsfaktor k berücksichtigt, lediglich die Verschiebung des effektiven Messortes
Peff gegenüber dem Ort des Bezugspunktes (Kammermitte) muss extra berücksichtigt
werden.
Die Bezugswerte unter denen der Kalibrierfaktor bestimmt worden ist, sind stets im Kalibrierschein des Dosimeters vermerkt, eine Auswahl dieser Bezugswerte ist in der Tabelle 16 zusammengestellt.
Die Bezugs-Strahlenqualität ist für alle Strahlenarten (Photonen, Elektronen, Neutronen....) im
Bereich der Strahlentherapie die Gammastrahlung von 60Co (1,17 MeV und 1,33 MeV). Im Bereich der Röntgentherapie können davon abweichend auch andere Strahlenqualitäten zur Kalibrierung herangezogen werden.
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Einflußgrösse, Prüfgröße
Bezugswert
Prüfwerte(bereich)
Lufttemperatur
20°C
19 bis 25°C
Relative Luftfeuchte
50 %
30 bis 75 %, ρW ≤ 10
Luftdruck
101,3 kPa
vorhandener Luftdruck
Dosisleistung
wie bei Kalibrierung
≥ (Bezugswert minus 10 %)
Äußere elektromagn. Felder
null
vernachlässigbar
Streustrahlung, Kammereinheit
null
so klein wie möglich
Streustrahlung, Anzeigegerät
null
< 10
g
m3
µGy
h
Tabelle 16: Auswahl einiger Bezugs- und Prüfwerte für Dosimeter mit Ionisationskammern
Die Bedeutung der einzelnen Korrektionsfaktoren ki für Photonenstrahlung und des Selbstablaufes wird im Folgenden erläutert (siehe DIN 6800 – Teil 2):
effektiver Meßort Peff:
Wenn die Bragg-Gray-Bedingungen bei Röntgenstrahlung E > 3
MeV ideal erfüllt wären, würde der effektive Messort einer
Kompaktkammer mit dem geometrischen Mittelpunkt der
Kammer (Bezugsort) zusammenfallen. Durch das Ersetzen des
Wassers durch die Luft der Messkammer wird das Strahlungsfeld jedoch etwas gestört ("Verdrängungseffekt"). Die im Kammergas erzeugte Ionisation entspricht nicht mehr der Energiedosis am Ort des Mittelpunktes der Kammer, sondern dem Wert in
einer geringeren Tiefe, also bei Messungen im abfallenden Teil
der Tiefendosiskurve einem größeren Wert. Dies wird bei Messungen durch die so genannte Messortverschiebung deff berücksichtigt. Die Größe der Messortverschiebung deff beträgt deff =
0,5 ⋅ r, wobei r der innere Radius der Messkammer ist und die
Verschiebung in Richtung zum Fokus der Strahlenquelle hin erfolgt.
Für Dosismessungen in der Tiefe z ist also der Bezugspunkt
bzw. Mittelpunkt der Kammer in die Tiefe z + deff zu bringen.
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Abbildung 37: Kalibrierschein einer Ionisationskammer für den klinischen Gebrauch. Die Kalibrierung erfolgt stets für Kammer
und Anzeigegerät ("Dosimeter") gemeinsam. Die in der Mitte stehende Tabelle gibt die Kalibrierfaktoren NW für die unterschiedlichen Photonenenergien wieder. Im unteren Teil ist die Anzeige der Kammer in der oben angegebenen radioaktiven Kontrollvorrichtung unter Bezugsbedingungen angegeben.
Selbstablauf:
Da das Anzeigegerät eines Ionisationsdosimeters ein äußerst
empfindliches elektrisches Messgerät ist, zeigt dieses in aller
Regel einen Nulleffekt oder Selbstablauf. Der Selbstablauf wird
über einen bestimmten Zeitraum (meist 60 sec) aufintegriert und
muss bei allen folgenden Messungen vom eigentlichen Messwert abgezogen werden. Bei der Messung des Selbstablaufes ist
darauf zu achten, dass keine Strahlenquelle in der Nähe ist.
Korrektionsfaktor kQ:
Dieser Korrektionsfaktor berücksichtigt die Änderung der zu
messenden Photonenenergie von der Bezugs-Strahlenqualität
(i.a.: 60Co). Die mit modernen Beschleunigern produzierten Photonenstrahlen sind nicht monoenergetisch, sondern genau wie
bei einer Röntgenröhre wird ein Spektrum von Photonenenergien produziert, deren Grenzenergie der Erzeugungsspannung
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des Beschleunigers entspricht (je nach Gerät und Betriebsart
zwischen 4 und 18 MV). Da das im Beschleuniger erzeugte Photonenspektrum nicht nur von der Beschleunigungsspannung,
sondern auch vom Material und der Dicke des Targets und auch
vom Ausgleichskörper abhängt, ist für die Charakterisierung der
Strahlenqualität die Angabe der Erzeugungsspannung nicht ausreichend. Hierzu ist der so genannte Strahlungsqualitätsindex
Q eingeführt worden, der experimentell für jeden Beschleuniger
und jede nominelle Erzeugungsspannung bestimmt wird.
Abbildung 38: Wertebereich des Strahlungsqualitätsindex Q als Funktion der Erzeugungsspannung U
Der Strahlungsqualitätsindex ergibt sich aus dem Verhältnis der
Anzeigen M20/M10 eines Ionisationsdosimeters in 20 cm und 10
cm Tiefe in einem Wasserphantom bei einem konstantem Fokus-Messort-Abstand von 100 cm und einer Feldgröße von 10
cm x 10 cm am Messort. Der Wertebereich von Q in Abhängigkeit der Erzeugungsspannung U des Beschleunigers ist in
Abbildung 37 wiedergegeben.
Anmerkung:
Q kann auch aus einer Tiefendosiskurve aus den Anzeigewerten
m10 und m20 bei einem Fokus-Oberflächenabstand FOA = 100
cm bestimmt werden (siehe dazu DIN 6800 – Teil 2).
Nach DIN 6800 wird der Faktor kQ wird in zwei Teilfaktoren
zerlegt:
kQ = k'Q⋅k''Q.. k'Q stellt dabei die Änderung des Massenstoßbremsvermögens (Bragg-Gray-Kammern) beim Übergang von
60
Co-Strahlung zu der zu messenden Strahlenqualität dar. Werte
für k'Q sind in Tabelle 17 wiedergegeben.
Der Korrektionsfaktor k''Q stellt dagegen eine kleine, von der
Bauart der Kammer abhängige Korrektur dar, die in der Größenordnung einiger Promille liegt. Dieser resultiert aus der Störung des primären Photonenfeldes durch das Ersetzen des Mediums Wasser durch das Material der Kammerwandung (in der
Regel Graphit). Werte des Faktors k''Q sind in Tabelle 18 wiedergegeben.
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Q
kQ′
0,50
0,53
0,56
0,59
0,62
0,65
0,68
0,70
0,72
0,74
0,76
0,78
0,80
0,82
0,84
1,002
1,001
0,999
0,997
0,995
0,991
0,998
0,985
0,981
0,975
0,970
0,962
0,953
0,944
0,935
Bezugstiefe
[cm]
5
5
5
5
5
5
5
5
10
10
10
10
10
10
10
Tabelle 17: Werte des Korrektionsfaktors k'Q in Abhängigkeit des gemessenen Strahlungsqualitätsindexes Q
kQ′′
Q
552
C*
PMMA
Graphit
Polystyrol
60
Co
1,000
1,000
1,000
1,000
0,50
1,001
1,004
1,001
0,998
0,60
1,000
1,000
0,999
1,000
0,70
0,999
1,002
0,997
1,005
0,75
1,000
1,003
0,997
1,007
0,80
1,001
1,006
0,998
1,008
0,84
1,003
1,009
1,001
1,007
Tabelle 18: Werte des Korrektionsfaktors k''Q in Abhängigkeit des Strahlungsqualitätsindexes Q für einige Materialien.
*
Das Material 552C ist ein luftäquivalenter leitender Kunststoff
Korrektionsfaktor kρ:
Da die Ionisation in einem gegebenen Volumen V bei gegebener
Fluenz proportional der darin enthaltenen Anzahl von Luftmolekülen ist, muss bei offenen Ionisationskammern eine Luftdichtekorrektur durchgeführt werden, wenn die Messungen nicht bei
Bezugsbedingungen (p0, T0) durchgeführt werden:
kρ =
p0 ⋅ T
p ⋅ T0
(ideale Gasgleichung)
In der Praxis wird die Luftdichtekorrektur nicht nach obiger
Gleichung durchgeführt, sondern mittels einer so genannten radioaktiven Kontrollvorrichtung. Diese besteht aus einem radioaktiven Präparat (meist 90Sr, Halbwertszeit 28,2 Jahre) und
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einer Halterung, in der die Ionisationskammer reproduzierbar
eingebracht werden kann. Im Kalibrierlabor (Hersteller oder
Eichamt) wird die Anzeige des Dosimeters unter Bezugsbedingungen (p0, T0) in dieser Kontrollvorrichtung gemessen und im
Kalibrierschein vermerkt (Wert kp) (siehe Abbildung 37)
Vor jeder Benutzung des Dosimeters muss die Anzeige km der
Ionisationskammer in der radioaktiven Kontrollvorrichtung gemessen werden. Der Korrektionsfaktor kρ ergibt sich dann aus:
kρ =
kρ
km
Dabei ist zu beachten, dass der dem Kalibrierschein entnommene Wert kp entsprechend der Halbwertszeit des Nuklids korrigiert wird.
Korrektionsfaktor kr:
Dieser Korrekturterm steht in engem Zusammenhang mit der
Messortverschiebung (siehe effektiver Messort) und berücksichtigt die unterschiedliche Behandlung des Verdrängungseffektes
bei der Kalibrierung des Dosimeters und der Messung in der
Klinik.
Bei der Kalibrierung der Messkammer, d.h. der Bestimmung des
Faktors N, wird die Messortverschiebung nicht berücksichtigt.
Dies wird durch den Term kr wieder korrigiert. Die Messortverschiebung und der Korrektionsfaktor kr müssen immer gemeinsam angewendet werden. Werte des Term kr für handelsübliche
Ionisationskammern sind in Tabelle 19 zusammengefasst.
PTW
PTW
PTW
M30001
M23332
M233641
M31003
M23331
1,008
1,006
1,007
1,010
PTW
NE 2561
NE 2571
CAPINTEC PR
06C
1,009
1,008
1,008
Über zugelassene Ionisationskammerbauarten gibt Auskunft:
1.
Physikalisch-Technische Bundesanstalt, Postfach 3345, D-38023 Braunschweig
2.
Normenausschuß Radiologie, Geschäftsstelle, Postfach 3260, D-91050 Erlangen
Tabelle 19: Werte des Korrektionsfaktors kr für unterschiedliche Ionisationskammertypen
Korrektionsfaktor kS:
Bei hohen Dosisleistungen tritt ein Verlust an Ionen innerhalb
der Messkammer durch Rekombination ein ("unvollständige
Sättigung"). Der Effekt hängt, außer von der Dosisleistung, von
der Geometrie der Kammer und der angelegten Kammerspannung ab. Er wird durch den Korrektionsfaktor kS berücksichtigt.
Bei gepulster Strahlung und sehr hohen Strahlungsimpulsfrequenzen kann es zu einer Überlagerung der Ladungsverteilungen und damit erhöhter Rekombination innerhalb der Messkammer kommen. Zu diesem Effekt kann es kommen, wenn die
Zeit T, die für das Absaugen der gesamten entstandenen Ladung
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innerhalb der Ionisationskammer kleiner als die Zeit zwischen
zwei Strahlungsimpulsen ist.
Eine merkliche Abweichung des Wertes kS von 1 könnte bei den
mit sehr hoher Wiederholfrequenz arbeitenden Beschleunigern
der neuesten Generation auftreten.
Korrektionsfaktor kp:
kp berücksichtigt den Effekt der durch eine Änderung der Polarität der Kammerspannung hervorgerufen wird. Da kommerzielle
Ionisationsdosimeter so gebaut sind, dass an der vorgegebenen
Polarität der Kammerspannung keine Änderungen vorgenommen werden können, ist dieser Faktor stets gleich 1.
Korrektionsfaktor kT:
Berücksichtigt Temperatureinflüsse auf das Anzeigegerät. Da
die Anzeigegeräte heute alle temperiert sind, ist der Faktor kT
stets gleich 1.
Korrektionsfaktor kF und kz: Diese Korrektionsfaktoren berücksichtigen Änderungen der
Feldgröße und Messtiefe gegenüber den Bezugsbedingungen.
Der Einfluss kann oberhalb einer Photonenenergie von 1 MeV
vernachlässigt werden.
4.2.1.2 Ionisationsdosimetrie nach dem Luftdosiskonzept
Im Bereich der Röntgendiagnostik ist das Bezugsmaterial der Ionisationsdosimetrie nicht Wasser, sondern Luft. Die Messgröße solcher Dosismeter ist die Luftkerma Ka in Gy. Eng verknüpft
mit der Luftkerma ist die so genannte Ionendosis bzw. Standard-Ionendosis Js:
JS =
dQ
dQ
=
;
dma ρ a ⋅ dV
[ JS ] =
C
kg
Die Ionendosis ist die durch Bestrahlung eines Luftvolumens unmittelbar oder mittelbar in dem
Volumen erzeugte elektrische Ladung eines Vorzeichens dividiert durch die Masse dma der bestrahlten Luft. Die frühere Einheit der Ionendosis war das Röntgen (R):
1 R= 2,58 ⋅ 10−4
C
kg
Zwischen der Luftkerma Ka und der Ionendosis JS existiert der sehr einfache Zusammenhang:
Ka =
W 1
W
⋅
⋅ JS ≈ ⋅ JS
e0 1− g
e0
Darin bedeutet der Faktor g den Bremsstrahlungsverlust, also den Anteil der Energie, der von
den Sekundärelektronen wieder in Bremsstrahlung umgewandelt wird. Da dieser im Energiebereich bis 400 kV nur wenige Promille beträgt, ergibt sich die Luftkerma in guter Näherung einfach aus dem Produkt der Ionendosis JS und dem Faktor W/e0. W/e0 heißt Ionisierungskonstante
für Luft und entspricht der mittleren Energie, die zur Erzeugung eines Ionenpaares in Luft (unter
Normalbedingungen) notwendig ist. Ihr Wert beträgt:
W
J
= 33,97 = 33,97V .
e0
C
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Dieser Wert ist etwa doppelt so groß wie die Ionisierungsenergie eines Luftmoleküls, da etwa die
Hälfte aller Stöße der Sekundärelektronen lediglich zu nicht-ionisierenden Anregungen der
Luftmoleküle führen.
4.2.2
Eisensulfatdosimeter (Fricke-Dosimeter)
Æ Siehe Praktikum Strahlen-Biophysik
Das Eisensulfatdosimeter zählt zu den chemischen Dosimetern. Durch die Bestrahlung werden
die in einer H2SO4-Lösung enthaltenen Fe2+-Ionen praktisch irreversibel zu Fe3+-Ionen oxidiert.
Die Konzentration der Fe3+-Ionen ist dabei proportional zur absorbierten Energiedosis D. Da mit
der Oxidationsstufe der Eisenionen ein bestimmtes Absorptionsverhalten im sichtbaren bzw.
nahen UV-Bereich verknüpft ist, kann aus Messungen des Absorptions- bzw. Transmissionskoeffizienten die Konzentration der Fe3+-Ionen und damit die Energiedosis bestimmt werden. Die
Fricke-Dosimetrie war bis zum Jahr 2000 die klinische Standardmethode zur Verifikation der
absoluten Dosis an den Bestrahlungsgeräten. Hierzu wurden von der Physikalisch-Technischen
Bundesanstalt (PTW) im Rahmen eines Kalibrierdienstes Ampullen mit 1 – 10 ml der Lösung
verschickt und nach Bestrahlung in der Klinik dort ausgewertet. Die Messunsicherheiten des
Verfahrens lagen bei nur 1 %, gestatteten damit also eine sehr genaue Verifikation der klinischen
Dosimetrie. Die Fricke-Dosimetrie ist heute jedoch durch die Thermolumineszenzdosimeter verdrängt worden.
4.2.3
Filmdosimetrie
Filmdosimeter zählen ebenso wie das Gel zu den chemischen Dosimetern. Durch die Einwirkung
ionisierender Strahlung kommt es in der photografischen Schicht zur Reduktion von Silberionen
zu metallischem Silber. Die Empfindlichkeit der Methode ist vergleichbar zu Zählrohren. Durch
die Einwirkung eines Photoelektrons können zwischen 108 und 1011 Silberatome reduziert werden. Die Dosis-Wirkungs-Beziehung bei der Filmdosimetrie (Wirkung: Filmschwärzung = optische Dichte) ist nicht linear, sondern s-förmig und hängt von den Parametern der Filmentwicklung ab.
In der Strahlentherapie werden Filme aufgrund ihrer sehr hohen räumlichen Auflösung zur Verifikation von Dosisverteilungen eingesetzt, wobei allerdings die relative Unsicherheit der Dosisbestimmung bei diesem Verfahren kaum unter 5 % zu drücken ist.
Im Strahlenschutz werden Filmdosimeter aufgrund ihrer hohen Empfindlichkeit für die Personendosimetrie eingesetzt ("Filmplaketten").
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4.2.4
Thermolumineszenzdosimeter
Die Thermolumineszenzdosimetrie setzt die Kenntnis des Bändermodells von Festkörpern voraus, das im Folgenden kurz zusammengefaßt wird. In dem stark vereinfachten Modell der
Abbildung 39 sind links die diskreten Energiezustände eines Einzelatoms dargestellt (Bohr'sches
Atommodell). Bei einem zweiatomigen Molekül kommt es zu einer Überlappung der Wellenfunktionen (Energiezustände) beider Atome und zu einer Aufspaltung der Energieniveaus (PauliPrinzip!!!).
Abbildung 39: Entstehung von Energiebändern und verbotener Zonen im Festkörper
Diese Aufspaltung setzt sich bei drei-, vier-, oder fünfatomigen Molekülen fort und führt bei
einem idealen Festkörper, der aus n Atomen besteht, zu quasi kontinuierlichen Energiebändern,
die durch "verbotene Zonen" energetisch voneinander getrennt sind. Das oberste vollständig besetzte Band wird Valenzband genannt, das darüber liegende leere oder auch teilweise gefüllte
Band heißt Leitungsband. Die Frage, ob ein Festkörper ein elektrischer Leiter oder Isolator ist,
hängt von der Besetzung der Bänder mit Elektronen ab. Ist ein Band vollständig gefüllt, so können die Elektronen dieses Bandes nicht am Stromtransport teilnehmen. Ein fließender Strom
bedeutet nämlich, dass Elektronen bei der Bewegung durch den Festkörper kinetische Energie
aufnehmen, also energetisch in einen höheren Zustand gehoben werden. In einem vollständig
besetzten Band ist dies jedoch nicht möglich. Elektrische Leiter sind damit Festkörper mit einem
nur teilweise gefüllten Leitungsband (z. B. Cu, Fe,...). Halbleiter sind dadurch gekennzeichnet,
dass hier die Energielücke zwischen Valenz- und Leitungsband Eg < 3 eV (z.B. Germanium: Eg
≈ 1 eV) ist, Isolatoren besitzen eine Energielücke Eg > 3 eV. Thermolumineszenz-Dosimeter
zählen zu den Halbleitern, der wichtigste Vertreter hierbei ist das LiF.
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Abbildung 40: Spezifischer elektrischer Widerstand und Bandstrukturen der Festkörper.
Die mit Elektronen besetzten Energiezustände sind grau dargestellt. Bei den Leitern der zweiten Art ist das Valenzband zwar voll
besetzt, überlappt jedoch mit dem Leitungsband.
Durch den Einbau von Atomen anderer Wertigkeit in einen Halbleiter-Wirtskristall (Dotierung)
können ortsfeste Energiezustände in der verbotenen Zone entstehen. So führt z.B. der Einbau
von Elementen der Gruppe 5 in Silizium-Kristallen zu einem lokalisierten Energiezustand innerhalb der Energielücke, der energetisch knapp unterhalb des Leitungsbandes liegt (Donator = Elektronenspender). Der Einbau eines Atoms der Gruppe 3 dagegen führt zu einem Energiezustand knapp oberhalb des Valenzbandes (Akzeptor = Elektronenverbraucher). Das übliche Aktivatormaterial im LiF ist Mn bzw. Ti.
Abbildung 41: Entstehung von Lumineszenz in Festkörpern.
a): Lumineszenz durch Rekombination eines Elektrons aus dem Leitungsband mit einem Loch im Valenzband
b): Trapping von Elektronen mit anschließender Anregung der getrappten Elektronen ins Leitungsband und Rekombination mit
einem Loch im Valenzband
Durch Anregung von Halbleitern mit Licht im sichtbaren bzw. nahen UV-Bereich oder auch
durch Bestrahlung mit hochenergetischer Photonen- oder Elektronenstrahlung entstehen Elektronen-Loch-Paare, die unter Emission im sichtbaren Spektralbereich wieder Rekombinieren können (Lumineszenz). Sind durch Dotierung des Halbleiters entsprechende Zustände in der verbotenen Zone vorhanden, so können die im Leitungsband frei beweglichen Elektronen nach Anregung auch in diesen Zuständen eingefangen werden ("Elektronentraps"). Die energetische Tiefe
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Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
dieser Traps liegt in der Größenordnung einiger meV, d.h. die thermische Energie bei Raumtemperatur ist nicht ausreichend, die Elektronen aus diesen Traps zu befreien (1 K entspricht 8,6⋅10-5
eV). Wird der Kristall jedoch aufgeheizt, so dass die thermische Energie ausreicht, die getrappten Elektronen ins Leitungsband zu heben, so werden diese unter Aussendung von sichtbarem
Licht mit Löchern rekombinieren. Diese wärmestimulierte Lichtemission heißt Thermolumineszenz.
Da die Anzahl der bei einer Bestrahlung erzeugten Elektronen-Loch-Paare und damit die Anzahl
der getrappten Elektronen der absorbierten Energiedosis proportional sind, eignen sich diese
Thermolumineszenzkristalle in hervorragender Weise als Dosimeter für ionisierende Strahlung.
Die absorbierte Dosis wird gespeichert und kann in einem später folgenden Ausleseverfahren
bestimmt werden. Diese Auswertung erfolgt mittels Messung so genannter Glowkurven
(Abbildung 42). Hierzu wird der Kristall langsam aufgeheizt und gleichzeitig das emittierte Licht
detektiert. Die vom Kristall absorbierte Dosis ist proportional der Fläche unter der Glowkurve.
Abbildung 42: Schematischer Darstellung der energetischen Lage verschiedener Elektronentraps in der verbotenen Zone und die
dazugehörige gemessene Emission als Funktion der Temperatur des Kristalls (Glowkurve)
Liegen die Trapzustände zu dicht am Leitungsband, so kann es bereits bei Zimmertemperatur zu
einer teilweisen Entleerung dieser Zustände in Leitungsband und damit zu einer Verfälschung
des Dosiswertes kommen ("Fading"). Um dies zu vermeiden, werden bei Thermolumineszendosimetern nur die tiefer liegenden Traps. D.h.: Nur die bei höherer Temperatur emittierte Strahlung zur Dosisbestimmung herangezogen (Abbildung 43).
Thermolumineszenzdosimeter eignen sich damit in hervorragender Weise für den Strahlenschutz
("Fingerringdosimeter") und für die Patientendosimetrie in der Strahlentherapie (Dosisbestimmung am Patienten während der Bestrahlung zu Verifikationszwecken). Dies liegt vor allem an
der hohen Ortsauflösung aufgrund der Größe der TLD's (einige mm3), sowie an der sehr guten
Gewebeäquivalenz des Materials LiF. Dosimetrische Eigenschaften einiger TLD-Materialien
sind in der Tabelle 20 zusammengestellt.
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Abbildung 43: Glowkurven von LiF TLD's
In jüngster Zeit werden TLD's auch verstärkt zu Zwecken der Qualitätssicherung eingesetzt.
Hierzu werden von einer zentralen Stelle (z.B.: PTW-Freiburg) TLD's verschickt, die unter vorgegebenen Bedingungen in den Kliniken bestrahlt werden müssen. Die Auswertung erfolgt im
zentralen Kalibrierlabor. Dieses Verfahren wird in den nächsten Jahren bei der so genannten
"Messtechnischen Kontrolle" von Therapiedosimetern angewendet werden. Das Verfahren wird
die bisherige Eichung der Dosimeter ersetzen. Eine Auswertung einer von der ESTRO (European Society of Therapeutic Radiooncology) nach diesem Verfahren durchgeführten Studie ist in
Abbildung 44 wiedergegeben. Beteiligt an dieser Studie waren etwa 100 Strahlentherapiezentren
in Europa mit insgesamt 235 Bestrahlungsgeräten. Wie der Abbildung zu entnehmen ist, liegen
bis auf wenige Ausnahmen alle Kliniken in einem Toleranzbereich von ±3 %.
TL-Material
(: Dotierung)
LiF:Mg, Ti
Li2B4O7:Mn
CaSO4:Dy
CaSO4:Mn
BeO
CaF2:Dy
CaF2:Mn
CaF2 (nat.)
Dosisbereich
[Gy]
10-5 – 103
10-4 – 104
10-7 – 102
10-7 – 102
10-4 – 102
10-6 – 103
10-4 – 3 ⋅ 103
10-4 – 102
Lin. Dosisbereich [Gy]
< 3,0
< 1,0
< 30
< 50
< 0,5
<6
< 2000
< 50
Empfindlichkeit
(rel. zu LiF)
1,0
0,02 – 0,5
30
70
1,2
15 – 30
3
23
Unabhängigkeit
von der Dosisleistung bis
1,5 ⋅ 109 Gy/s
1010 Gy/s
5 ⋅ 109 Gy/s
Tabelle 20: Dosismessbereich, linearer Dosismessbereich, Empfindlichkeit relativ zu LiF sowie Unabhängigkeit von der
Dosisleistung einiger TLD-Materialien
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Abbildung 44: Auswertung eines von der ESTRO (European Society for Therapeutic Radiology and Oncology) mittels TLD
durchgeführten Dosimetrievergleichs in ca. 100 Zentren. Qm bedeutet die im zentralen Labor bestimmte Dosis der bestrahlten
TLD's, Qs ist die in der Klinik bestimmte Dosis, mit denen die TLD's bestrahlt worden sind.
4.2.5
Gel-Dosimetrie (MR-Gel)
Neben der TLD-Dosimetrie hat sich vor allem die so genannte Gel-Dosimetrie für die Verifikation von Dosisverteilungen in der Strahlentherapie in den letzten Jahren etabliert. Hierbei handelt
es sich ähnlich wie bei der Fricke-Dosimetrie um ein chemisches Dosimetrieverfahren. Durch
die Erzeugung freier Radikale (OH-) durch ionisierende Strahlung wird ein Polymerisationsprozeß von Monomeren in Gang gesetzt, die in eine Gel-Matrix eingebettet sind. Da das Polymer
eine andere MR-Relaxationszeit T2 besitzt als die Monomere, kann die Verteilung der Polymere
im Gel mittels MR-Tomographie gemessen werden, so dass die Aufnahme dreidimensionaler
Dosisverteilungen möglich ist. Das Gel hat die Aufgabe, eine Diffusion der Polymerketten zu
verhindern, um die "Verschmierung" der Dosisverteilung in der Zeit von der Bestrahlung bis zur
MR-Auswertung zu vermeiden.
Abbildung 45: Durch die strahlungsbedingte Erzeugung von freien Radikalen eingeleitete Polymerisation im Dosimetrie-Gel
("BANG-Gel"). Im untersten Bild ist die endgültige Polymerisationsstufe gezeigt.
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Vorlesung:
5
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Klinische Strahlenbiologie
Die bisher eingeführte Messgröße der (Wasser-) Energiedosis Ew = ∆E/∆m ist zwar physikalisch
korrekt und auch mit hoher Präzision messbar, aber bei der Beschreibung der biologischen Wirkung der ionisierenden Strahlung eigentlich nicht adäquat. Sowohl in der Strahlentherapie als
auch im Strahlenschutz ist man vielmehr daran interessiert, wie viele Zellen durch die Strahlung
geschädigt werden oder wie groß das Risiko einer bestimmten Organschädigung ist. Vor allem in
der Strahlentherapie ist der Wunsch nach einer "biologischen Dosisverteilung" sehr groß. Dieser
Wunsch wird klar, wenn man an Dosisoptimierungen denkt. Physikalische Optimierungskriterien
wie große Homogenität im Zielvolumen etc. müssen nicht dem Optimum in biologischer Hinsicht entsprechen.
Leider sind die Zusammenhänge im menschlichen Gewebe viel zu komplex, um detaillierte, vor
allem quantitative mathematische Modelle der biologischen Wirkung ionisierender Strahlung
aufstellen zu können. Dass diese Zusammenhänge sehr komplex sind, kann allein aus dem zeitlichen Verlauf der Wirkung ionisierender Strahlung abgeschätzt werden. Diese können sich erst
Jahre nach einer Bestrahlung zeigen (Abbildung 46: Späteffekte, induzierte Tumoren).
Abbildung 46: Zeitskala der Wechselwirkung ionisierender Strahlung mit biologischem Gewebe
5.1
Linear Energy Transfer (LET) – Relative Biologische Wirksamkeit (RBW)
Wie bereits in Kapitel 2 diskutiert, beruht die biologische Wirkung ionisierender Strahlung auf
den Stößen der geladenen Teilchen mit dem umgebenden Medium. Hierdurch werden Moleküle
ionisiert und chemische Bindungen brechen auf. Bei direkt ionisierender Strahlung wie Elektronen, Protonen oder Ionen sind es die Stöße dieser geladenen Teilchen selbst, bei indirekt ionisierender Strahlung sind es die Stöße der entstehenden Sekundärteilchen. Je größer die je Wegstrecke ∆s deponierte Energie ∆E, desto größer die biologische Wirkung:
⎡ keV⎤ ∆E
Linearer-Energie-Transfer: LET ⎢
⎥=
⎣ µm ⎦ ∆s
Diese Definition des LET entspricht genau dem in Kapitel 2 für Elektronen eingeführten Massenstoßbremsvermögen Scol. Wie bereits darin gezeigt, hängt das LET von der Energie der
geladenen Teilchen ab, darüber hinaus auch von der Art der geladenen Teilchen. Das LET
schwerer Teilchen ist größer als das von leichten Teilchen wie Elektronen (Abbildung 47). Das
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Teilchen ist größer als das von leichten Teilchen wie Elektronen (Abbildung 47). Das mittlere
LET einiger Teilchenarten ist in Tabelle 21 wiedergegeben. Strahlenarten mit hoher LET werden
oftmals als dicht ionisierend bezeichnet, entsprechend bezeichnet dünn ionisierende Strahlung
eine Strahlung mit geringer LET.
Abbildung 47: Zur Verdeutlichung des LET unterschiedlicher Strahlenarten. Die Punkte bedeuten jeweils ein Wechselwirkungsakt mit dem Medium.
Strahlenart
Energie in MeV
LET in keV/µm
α-Strahlen
5,0
90
schnelle Neutronen
6,2
21
Protonen
2,0
17
Röntgenstrahlen
0,2
2,5
Co-Strahlung
1,25
0,3
β-Strahlung
2,0
0,3
Elektronen
2,0
0,2
Hoher LET
Niedriger LET
60
Tabelle 21: Linearer Energie-Transfer verschiedener Strahlenarten.
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Neben dem LET wird die biologische Wirkung der Strahlung noch durch den physiologischen
Zustand des Objektes, durch die räumliche und zeitliche Dosisverteilung etc. beeinflusst. In
strahlenbiologischen Untersuchungen wurde deshalb eine relative Bezugsgröße eingeführt: Die
Relative Biologische Wirksamkeit. Dabei wird die Wirkung einer Strahlung mit derjenigen von
60
Co verglichen, die den gleichen biologischen Effekt erbringt:
RBW=
Energiedos
isin Gy von 60Co− Strahlung
Energiedos
isin Gy der zuuntersuchendenStrahlung
Der zugrunde gelegte biologische Effekt (beispielsweise Tod von 50 Prozent der bestrahlten Zellen etc.) muss dabei stets angegeben werden.
RBW-Faktoren sind rein phänomenologische Faktoren. Je nach beobachtetem biologischen Effekt existiert eine Fülle dieser Faktoren. Für ein quantitatives strahlenbiologisches Modell sind
diese Faktoren denkbar ungeeignet. Im Strahlenschutz haben sich zur Bewertung der unterschiedlichen Strahlenarten Qualitätsfaktoren durchgesetzt, die unabhängig von einem bestimmten biologischen Effekt sind.
Strahlenart
Qualitätsfaktor
α-Strahlung
20
schnelle Neutronen
10
Röntgenstrahlung
1
60
1
Co-Strahlung
β-Strahlung
1
Elektronen
1
Tabelle 22: Qualitätsfaktoren zur Berücksichtigung der relativen biologischen Wirksamkeit unterschiedlicher Strahlenarten im
Strahlenschutz. Die Faktoren sind so zu interpretieren, dass 1 Gy α-Strahlung die 20-fache biologische Wirkung von Röntgenstrahlung besitzt.
5.2
Strahlenwirkung auf Zellen
Ionisierende Strahlung ist in der Lage, eine Vielzahl chemischer Verbindungen zu verändern.
Dies kann entweder auf direktem Wege erfolgen, d.h. die Energiedeposition erfolgt im betrachteten Molekül (z.B.: DNA) selbst oder die chemische Änderung des Moleküls erfolgt auf indirektem Wege über einen oder mehrere Zwischenschritte. Die initiale Wirkung der ionisierenden
Strahlung ist dabei die Erzeugung von Radikalen, die aufgrund ihrer ungepaarten Elektronen
chemisch äußerst reaktiv sind (z.B. Bildung von OH und H-Radikalen aus dem zellulären Wasser). Diese Radikale besitzen im zellulären System eine große Beweglichkeit, wodurch eine Oxydation oder Reduktion weiterer biologischer Moleküle möglich ist.
Besonders bedeutsam sind die strahlenbedingten Effekte an der DNA, da in dieser die gesamte
genetische Information der betroffenen Zelle gespeichert ist. Ionisierende Strahlung kann auf
direktem oder auch indirektem Wege Einzel- und Doppelstrangbrüche, Basenschäden und abnorme Verbindungen von Molekülteilen innerhalb der DNA auslösen (Abbildung 48). Zur Erhaltung der genetischen Integrität hat die Natur Reparaturmechanismen geschaffen, die die weit
überwiegende Mehrzahl aller DNA-Schädigungen effizient repariert. Nicht – bzw. falsch repaProf. Dr. K. Zink
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rierte Doppelstrangbrüche werden heute als wichtigster Mechanismus für die biologische Wirkung ionisierender Strahlung im Rahmen der Strahlentherapie angesehen.
Abbildung 48: Radiogene Schädigung der DNA: Einzel- und Doppelstrangbrüche, Basenschädigung- und Freisetzung.
Dass die Reparaturmechanismen der Zelle äußerst effizient sind, erkennt man daran, dass nach
Bestrahlung mit 1 Gy je Zelle etwa 4.000 – 5.000 DNA-Schädigungen nachgewiesen werden
können, die in weit überwiegender Zahl repariert werden und nicht zum Tod der Zelle führen
müssen. Am häufigsten sind Basenschädigungen (ca. 3.000) gefolgt von Einzelstrangbrüchen
(ca. 1.000). Die Zahl der Doppelstrangbrüche liegt etwa bei 40 je Zelle und Gy. Die Reparatur
der Schädigungen erfolgt über die so genannte Exzisionsreparatur, wobei am Ort der Schädigung
unter Mithilfe von Enzymen stets ein ganzes Teilstück der DNA ausgetauscht wird (Abbildung
49).
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Abbildung 49: Schematische Darstellung der Exzisions-Reparatur innerhalb der DNA.
Dafür, dass die biologische Wirkung der ionisierenden Strahlung tatsächlich in der DNA zu suchen ist und nicht im Zytoplasma gibt es heute recht gute Hinweise:
¾ Mikrobestrahlungen zeigen, dass eine Zellabtötung bei Bestrahlung des Zytoplasmas wesentlich höhere Dosen erfordert als eine Bestrahlung des Zellkerns
¾ Isotope mit kurzreichweitiger Strahlung töten Zellen nur effizient ab, wenn sie in die
DNA eingebaut werden;
¾ Chromosomenabberationen nach Bestrahlung korrelieren eng mit der Zellabtötung
¾ Faktoren, die die Zellabtötung durch Bestrahlung verändern (z.B.: LET), verursachen
gleichzeitig auch Chromosomenschäden;
¾ Bestimmte genetische Erkrankungen, die mit einer Einschränkung der DNA-Reparatur
einhergehen, sind mit einer erhöhten zellulären Strahlenempfindlichkeit verbunden.
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Stand: SS 2004
Seite 71 von 159
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5.2.1
Zelltod nach Bestrahlung
Nach einer Bestrahlung "sterben" die meisten Zellen nicht sofort, sondern bleiben zunächst aktiv
und können sich in der Regel noch einige Male teilen. Für den Begriff des Zelltodes gibt es dabei
unterschiedliche Definitionen, zellbiologische bzw. morphologische und den für die Strahlentherapie wichtigen Begriff des klonogenen Zelltodes.
Abbildung 50: Schematische Darstellung des Zellzyklus mit dem Zellzyklus-Kontrollsystem. G1: Zellwachstum
S:
Synthese der DANN
G2: Zellwachstum, Kontrolle, ob DNA-Replikation erfolgreich
M: Mitose (Zellteilung)
G0: Ruhephase, die Tage, Wochen oder Jahre dauern kann, bevor Zelle durch Stimulans von außen wieder in Zellzyklus eintritt
Zellbiologisch bedeutet der Zelltod, dass diese ihre Funktionsfähigkeit (Produktion von Proteinen, Enzymen etc) verliert und sich durch Nekrose oder Apoptose auflöst:
¾ Nekrose: Auflösung der Zelle durch Denaturierung von Proteinen und enzymatischer
"Verdauung" der Zellbestandteile. Letztlich kommt es zur Auflösung der Zellmembran,
damit gelangen Bestandteile der Zelle in den extrazellulären Raum, wodurch Entzündungsreaktionen ausgelöst werden können;
¾ Apoptose: Programmierter Zelltod, der im Vergleich zur Nekrose schnell abläuft und
durch die intrazellulären Kontrollmechanismen (Abbildung 50) ausgelöst wird. Im Unterschied zur Nekrose kommt es bei der Apoptose zu keinem Entweichen von Zellbestandteilen in den extrazellulären Raum, so dass keine Entzündungsreaktionen ausgelöst werden.
¾ Klonogener Zelltod: Klonogene Zellen besitzen die Eigenschaft, unbegrenzt teilungsfähig zu sein. Ihr Anteil in menschlichen Tumoren wird auf etwa 0,01 % – 1 % geschätzt.
Der Verlust der unbegrenzten Teilungsfähigkeit wird als klonogener Zelltod bezeichnet.
Ziel der Strahlentherapie ist die Vernichtung der klonogenen Zellen des Tumors. Der
Verlust der unbegrenzten Teilungsfähigkeit kann bedeuten, das die klonogene Zelle
durch Nekrose oder Apoptose vernichtet wird oder auch dass eine Differenzierung der
Zelle induziert bzw. beschleunigt wird. Differenzierte Zellen besitzen nicht das Potential
der unbegrenzten Teilungsfähigkeit und tragen damit nicht mehr zum Tumorwachstum
bei.
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Abbildung 51: Schicksal bestrahlter Zellen. Zelle in A überlebt und bildet Kolonien von Tochterzellen. Zellen in B – D verlieren
unbegrenzte Teilungsfähigkeit und sterben über verschiedene Mechanismen (Interphasetod: durch Zellkontrollmechanismen
induzierte Apoptose, Mitosetod: Durch Zellkontrollmechanismus wird Mitose verhindert.
5.2.2
Zellüberlebenskurven
Die Wirkung einer Bestrahlung auf Zellen kann aus in-vitro Experimenten mit Zellkolonien bestimmt werden, wobei Untersuchungen gezeigt haben, dass die daraus resultierenden strahlenbiologischen Gesetzmäßigkeiten auch auf den Patienten übertragbar sind. Ergebnis sind Zellüberlebenskurven wie in Abbildung 52 wiedergegeben. In halblogarithmischer Darstellung zeigen diese Überlebenskurven bei höheren Dosiswerten einen linearen Verlauf. Bei kleinen Dosiswerten flacht die Kurve ab ("Schulter"). Das Auftreten dieser Schulter wird auf das Reparaturvermögen strahlungsbedingter Schädigungen innerhalb der Zelle zurückgeführt. Bei höheren
Dosiswerten sind die Schädigungen so stark, dass die Reparaturmechanismen unwirksam werden
und ein exponentieller Kurvenverlauf resultiert. Die Steigung der Überlebenskurve sowie die
Breite der Schulter variiert erheblich mit dem Zelltyp, sind aber auch für einen Zelltyp von Patient zu Patient sehr variabel.
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Abbildung 52: Zellüberlebens- oder Dosiseffektkurven bestrahlter Zellen
5.3
Einflußfaktoren auf das Zellüberleben nach Bestrahlung
5.3.1
Fraktionierung der Dosis
Unter Fraktionierung versteht man die Aufteilung der Gesamtdosis in mehrere Einzeldosen.
Liegt zwischen den Bestrahlungen eine ausreichende Zeitspanne, so zeigt sich in den Überlebenskurven erneut eine Schulter, d.h. gegenüber einer einmaligen Bestrahlung ergibt sich ein
Überlebensgewinn der bestrahlten Zellen (Abbildung 53), der vor allem für das bei jeder Bestrahlung auch betroffene gesunde Gewebe von großer Bedeutung ist.
Abbildung 53: Überlebensgewinn durch Fraktionierung der Gesamtdosis
Das erneute Auftreten der Schulter in der Dosis-Effekt-Kurve wird auf das intrazelluläre Reparaturvermögen subletaler Strahlenschäden zurückgeführt. Da die Reparaturmechanismen in Zeiträumen von Stunden ablaufen, muss die Zeit zwischen zwei Bestrahlungen ebenfalls einige
Stunden betragen (in der Klinik: Mindestens 6, meistens 24 Stunden). Ist die Zeitspanne zu kurz,
so werden die Reparaturvorgänge nicht abgeschlossen, die Schulter in der Überlebenskurve ist
weniger stark ausgeprägt und damit der mit der Fraktionierung verbundene Überlebensgewinn
der Zellen verringert.
Die Ausprägung der Schulter in den Zellüberlebenskurven und damit die Kapazität der Zellen
zur Reparatur subletaler Strahlenschäden hängen von der Art des Gewebes ab. Glücklicherweise
ist es so, dass das Reparaturvermögen der Tumorzellen geringer als dasjenige von gesundem
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Gewebe ist und Zellüberlebenskurven von Tumorgewebe eher der in Abbildung 54 links gezeigten Darstellung entsprechen. Von der Fraktionierung profitiert in der Regel eher das gesunde
Gewebe, dessen Überlebenskurven eine ausgeprägte Schulter aufweisen.
Abbildung 54: Einfluss der Fraktionierung auf Zelltypen mit kleiner a) und weiter b) Schulter.
Das heute üblichste Fraktionierungschema ist eine Fraktion pro Tag mit einer Einzeldosis von
1,8 – 2 Gy. Bei bestimmten Tumorarten haben sich aber auch davon abweichende Schemata etabliert. Tabelle 23 gibt einen Überblick über die verschiedenen Fraktionierungsschemata.
Konventionell
Akzeleriert
Hypofraktioniert
Hyperfraktioniert
Geeignet für Tumoren mit folgender
Wachstumsrate
Durchschnittlich
Schnell
Langsam
Durchschnittlich
Frühreaktionen
(normales Gewebe)
Übliches Maß
Stärker
Geringer
Übliches Maß oder
größer
Spätreaktionen
(normales Gewebe)
Übliches Maß
Stärker
Übliches Maß oder
stärker
Geringer
Vorteile
Etabliert,
praktikabel,
geringes Risiko
Abtötung von mehr
Tumorzellen, wirkt
Repopulierung
entgegen; verkürzte
Therapiedauer
Abtötung von mehr
Tumorzellen
Reoxigenierung
und Stammzellrepopulierung werden
begünstigt, das
Risiko von Spätfolgen wird gemindert
Nachteile
Ungeeignet für
Tumoren mit
sehr langsamer
oder sehr
schneller Proliferation
Starke Akutreaktionen zwingen nicht
selten zur Therapiepause
Bei hohen Einzeldosen
Gefahr von schweren
Spätreaktionen
Größerer organisatorischer Aufwand
Tabelle 23: Fraktionierungsschemata. Akzelerierte Bestrahlung bedeutet, dass die Gesamtbehandlungszeit gegenüber der normalen Fraktionierung verkürzt ist, was sich durch zweimalige Bestrahlung am Tag (z.B. 2 x 2 Gy) realisieren lässt. Eine Hyperfraktionierung bedeutet eine höhere Zahl von Fraktionen, wobei die Einzeldosis gesenkt wird (z.B. 2 x 1,2 Gy am Tag), die Gesamtbehandlungsdauer gegenüber der normalen Fraktionierung wird nicht geändert. Wenn die Einzeldosis erhöht und die Behandlungszeit verlängert wird, so wird dies Hypofraktionierung oder protahierte Bestrahlung genannt.
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5.3.2
Strahlenempfindlichkeit der unterschiedlichen Zellzyklusphasen
Abbildung 55 zeigt die Empfindlichkeit der verschiedenen Zellzyklusphasen gegenüber ionisierender Strahlung bzw. die Überlebenskurven der unterschiedlichen Zellzyklusphasen, die allerdings von Zelltyp zu Zelltyp stark variieren können. Bei der Bestrahlung einer Zellpopulation
werden zunächst diejenigen Zellen abgetötet, die sich in empfindlichen Zyklusphasen befinden,
die resistenteren Zellen werden vermehrt überleben. Dadurch kommt es zu einer partiellen Synchronisation der Zellen. Während der Pause zwischen zwei Bestrahlungen geht diese Synchronisation wieder weitgehend verloren, es erfolgt eine Redistribution der Zellen innerhalb des Zellzyklus.
Abbildung 55:
Links: Strahlenempfindlichkeit in den einzelnen Zellzyklusphasen
Rechts: Dosis-Effekt-Kurven der einzelnen Phasen des Zellzyklus
5.3.3
Der Sauerstoffeffekt
Die zelluläre Strahlenempfindlichkeit hängt wesentlich von der Sauerstoffversorgung der Zellen
ab. Unter oxischen Bedingungen (gute Sauerstoffversorgung) sind die Zellen deutlich strahlenempfindlicher als unter anoxischen bzw. hypoxischen Bedingungen (schlechte Sauerstoffversorgung) (Abbildung 56).
Abbildung 56: Links: Zellüberlebenskurven unter oxischen und anoxischen Bedingungen
Rechts: Relative Strahlenempfindlichkeit als Funktion des Sauerstoffpartialdruckes. Eine Verdopplung der
Strahlenempfindlichkeit wird bereits bei einem pO2-Druck von 3 mmHg erreicht
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Der Sauerstoffverstärkungsfaktor OER (oxygen enhancement ratio) ist definiert als:
OER=
Strahlendosis unter anoxischenBedingungen
Strahlendosis unter oxischenBedingungen
Typische Werte des OER liegen unter klinikrelevanten Bedingungen bei etwa 2 – 2,5 bei Strahlung mit niedrigem LET (Photonen). Der Zusammenhang zwischen Sauerstoffpartialdruck und
Strahlensensibilität zeigt dabei bei kleinen Werten des O2-Partialdruckes zunächst einen steilen
Anstieg, bis bei Werten von etwa 30 mmHg eine Sättigung erreicht ist (Abbildung 56 rechts).
Die Ursachen des Sauerstoffeffektes auf molekularer Ebene sind noch weitgehend unklar, jedoch
geht man davon aus, dass die strahlenbedingte Radikalbildung hier die wesentliche Rolle spielt.
Locker ionisierende Strahlung führt direkt oder indirekt zur Bildung von hoch reaktiven Radikalen innerhalb der DNA. Molekularer Sauerstoff besitzt eine hohe Affinität zu diesen Radikalen
und kann diese fixieren (Sauerstoff-Fixations-Hypothese). Nicht mit Sauerstoff fixierte Radikale
innerhalb der DNA können repariert werden, bei einer Bindung mit Sauerstoff ist dies nicht mehr
möglich, so dass die Wahrscheinlichkeit von Doppelstrangbrüchen zunimmt.
Bei Strahlung mit hohem LET bzw. RBW (Protonen, Neutronen, ...) ist der Sauerstoffeffekt nur
wenig ausgeprägt bzw. überhaupt nicht vorhanden (Abbildung 57). Dies wird auf die stärkere
Schädigung der DNA bei dicht ionisierender Strahlung zurückgeführt.
Abbildung 57: Abhängigkeit des Sauerstoffeffektes und der relativen biologischen Wirksamkeit vom LET
Sauerstoff wirkt damit zumindest bei Niedrig-LET-Strahlung "sensibilisierend" (radiosensitizer), was theoretisch auch klinisch nutzbar wäre. Wird der Sauerstoffpartialdruck kurz vor
und während der Bestrahlung durch Einatmen von reinem Sauerstoff in den Zellen erhöht, so
sollte dadurch eine erhöhte Strahlenempfindlichkeit der Zellen gegeben sein. Eindeutige klinische Ergebnisse hierzu liegen jedoch derzeit nicht vor. Problematisch ist, dass die Diffusionslänge des Sauerstoffs von den Blutgefässen ins Gewebe begrenzt ist und damit im Tumorgewebe
stets schlecht sauerstoffversorgte Zellen vorhanden sind (Abbildung 58)
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Abbildung 58: Hypoxische Tumorzellen aufgrund der begrenzten Diffusionslänge des Sauerstoffs im Gewebe
Bei der Bestrahlung eines Tumors werden damit zunächst die gut mit Sauerstoff versorgten Zellen absterben, der Anteil hypoxischer, strahlenresistenterer Zellen steigt. Im Verlauf einiger
Stunden nach einer Bestrahlung sinkt dieser Anteil jedoch wieder, es kommt zu Reoxygenierung. Dies kann durch die Öffnung temporär verschlossener Gefäße oder durch eine verbesserte
Mikrozirkulation durch sinkenden Tumorgewebsdruck bedingt sein.
5.3.4
Die 4 "R" der Strahlentherapie
Die in den vorangegangenen Unterkapiteln besprochenen strahlenbiologischen Effekte werden
oftmals zu den 4 "R" der Strahlentherapie zusammengefasst:
¾
¾
¾
¾
Reparatur (Kapitel 5.3.1)
Redistribution (Kapitel 5.3.2)
Reoxygenierung (Kapitel 5.3.3)
Repopulation Proliferation (Vermehrung) der klonogenen Tumorzellen während der
Therapie
5.3.5
Einfluß des LET auf die Dosis-Effekt-Kurven
Strahlung mit einem hohen LET (Neutronen, Protonen, ...) zeigen gegenüber einer locker ionisierenden Strahlung wie Photonen eine Reihe strahlenbiologischer Unterschiede (Abbildung 59),
die sie für spezielle Anwendungen attraktiv machen:
¾ Zellüberlebenskurven von Hoch-LET-Strahlung zeigen eine deutlich kleinere oder gar
keine Schulter. Dies bedeutet, der gleiche biologische Effekt ist im Vergleich zu Photonenstrahlung mit deutlich geringerer Dosis zu erzielen.
¾ Aufgrund der geringen Schulter ist die RBW von Hoch-LET-Strahlung bei kleinen Dosen
größer als bei höheren Dosen;
¾ Zellschädigungen durch Hoch-LET-Strahlung sind deutlich größer als bei Niedrig-LETStrahlung, so dass die Erholung von subletalen Strahlenschäden weniger ausgeprägt
oder gar nicht vorhanden ist. Dies bedeutet auch, dass der Fraktionierungseffekt nur sehr
schwach ausgeprägt oder gar nicht vorhanden ist;
¾ Der Sauerstoffeffekt ist nur wenig ausgeprägt oder gar nicht vorhanden
¾ Der Effekt der Bestrahlung hängt nur wenig von der Zellzyklusphase ab.
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Abbildung 59: Überlebenskurven eines Zelltyps nach Bestrahlung mit Photonen und Neutronen. Die Relative Biologische Wirksamkeit (RBW bzw. englisch: RBE) der Neutronen ist deutlich größer als diejenige der Photonenstrahlung.
5.4
Das Linear-Quadratische Gesetz
Abbildung 60: Linear-Quadratisches Modell
Bei der mathematischen Behandlung von Zellüberlebenskurven hat sich heute das LinearQuadratische Model (L-Q-Modell) von Kellerer und Rossi (1973) durchgesetzt. Dieses Modell
ist gut geeignet, den "Schulterbereich" der Kurven im klinisch relevanten Dosisbereich von etwa
1 – 5 Gy zu beschreiben. Es ist vor allem geeignet, Fraktionierungseffekte in unterschiedlichen
Gewebearten zu quantifizieren und hat damit eine erhebliche klinische Relevanz erlangt.
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Die experimentell bestimmten Überlebenskurven lassen sich nach dem L-Q-Modell mittels
zweier Exponentialkurven beschreiben:
ln S = −α ⋅ D − β ⋅ D2
Darin bedeutet S die Zahl der nach Bestrahlung überlebenden Zellen, D die applizierte Energiedosis, α und β sind Parameter die vom Zelltyp abhängen (Tabelle 24).
Obwohl eine wissenschaftlich fundierte Erklärung des L-Q-Modells auf molekularer Ebene nicht
existiert, werden in der Literatur häufig die folgenden Interpretationen der beiden Terme α und β
gegeben: Die lineare Komponente wird durch zwei räumlich eng benachbarte DNAStrangbrüche verursacht, die durch ein einzelnes strahlungsbedingtes Ereignis (Sekundärelektron) verursacht werden und damit ein linearen Dosiszusammenhang aufweisen. Die quadratische
Komponente wird so interpretiert, dass hier zwei voneinander unabhängige Ereignisse innerhalb
der DNA stattgefunden haben, die jeder für sich zunächst subletal also reparabel sind. Sind diese
DNA-Schädigungen jedoch räumlich und zeitlich ausreichend dicht beieinander, so führt dies
zum Tod der Zelle. Die Wahrscheinlichkeit jedes einzelnen Ereignisses steigt linear mit der Dosis. Die Wahrscheinlichkeit, dass zwei voneinander unabhängige Ereignisse zum Tod der Zelle
führen, ist somit proportional D2. Unterstützt wird diese Interpretation durch strahlenbiologische
Untersuchungen bei kleinen Dosisleistungen. Wird die Dosisleistung immer stärker reduziert, so
verschwindet praktisch der quadratische Anteil in den Überlebenskurven, was so interpretiert
werden kann, dass jetzt ausreichend Zeit zur Verfügung steht, subletale Einzelereignisse durch
die zelleigenen Reparaturmechanismen zu reparieren, bevor ein räumlich benachbartes zweites
subletales Ereignis eintreten kann. Es sei jedoch angemerkt, dass diese Interpretationen des L-QModells einer detaillierteren Analyse nicht standhalten.
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Tabelle 24: Werte für α/β für einige Gewebearten und Tumoren
Das Verhältnis α/β im L-Q-Modell ist diejenige Dosis in Gy, bei der der lineare und quadratische Anteil zur Überlebensrate gleich ist. Ist das Verhältnis α/β groß, so überwiegt der lineare
Anteil, die Ausprägung der Schulter und damit ist der Fraktionierungseffekt gering (typischerweise Werte von α/β > 8 Gy). Ein kleiner Wert von α/β (typischerweise 1 – 4 Gy) bedeutet eine
ausgeprägte Schulter, damit einen großen Fraktionierungseffekt und deutet damit auf eine hohe
Kapazität des Gewebes hin, strahlenbedingte Schädigungen zu reparieren. Die α/β-Werte von
Tumorgewebe liegen in der Regel bei α/β ≈ 8 – 10 Gy (siehe Tabelle 24).
Eine genauere Betrachtung der α/β-Werte zeigt, dass diejenigen Gewebsarten mit großen Werten
von α/β die früh reagierenden Gewebe sind, d.h. Schäden die unmittelbar nach der Bestrahlung
(1 Tag bis mehrere Wochen) auftreten, während spät reagierendes Gewebe (Schädigung Monate
bis Jahre nach Bestrahlung) kleine Werte von α/β aufweisen.
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5.4.1
Klinische Anwendungen des L-Q-Modells
Der oben angegebene linear-quadratische Zusammenhang zwischen Anzahl S überlebender Zellen und der Dosis d einer Bestrahlung lässt sich sehr leicht umformen, so dass Umrechnungen
verschiedener Fraktionierungsschemata möglich werden. Da bei einer fraktionierten Bestrahlung
jede Fraktion n den gleichen Anteil an Zellen vernichtet, gilt:
S = exp(-αd – βd2) ⇒ Sn = exp (n (-αd – βd2) mit n: Anzahl der Fraktionen
⇒ E = -n ln(S) = n (αd + βd2)
⇒ E = -n ln(S) = α D + β d D = (α/β) D + d D
mit D = n d
Gesamtdosis
E bezeichnet nunmehr in etwas allgemeinerer Form einen strahlenbiologischen Effekt wie in
Tabelle 24 angegeben. Damit lassen sich Fraktionierungsschemata umrechnen, die zum gleichen
Effekt E führen.
Beispiel: Bei einer Bestrahlung sollen 70 Gy in Fraktionen zu 2 Gy appliziert werden. In einem
neuen Fraktionierungsschema ist eine Einzeldosis von 3 Gy vorgesehen, wobei die Akutreaktion
der Haut nicht verstärkt werden darf. Nach obiger Gleichung lässt sich damit die neue Gesamtdosis D berechnen:
⎞
⎛α
α
⋅ Dref + dref ⋅ Dref Dref ⋅ ⎜⎜ + dref ⎟⎟
β
⎠
⎝β
1=
=
α
⎛
⎞
α
⋅ D+ d ⋅ D
D ⋅ ⎜⎜ + d ⎟⎟
β
⎝β
⎠
Mit Dref = 70 Gy, dref = 2 Gy , d = 3 Gy und dem Wert α/β = 7,5 Gy aus Tabelle 24 ergibt sich
eine neue Gesamtdosis von 66,5 Gy.
5.5
Der Zeitfaktor in der Strahlentherapie
Das L-Q-Modells beschreibt zwar richtig die Effekte unterschiedlicher Fraktionierungsschemata,
berücksichtigt jedoch keinen Zeitfaktor für unterschiedlich lange Behandlungsdauern, wie sie bei
akzelerierten oder protrahierten Behandlungsschemata auftreten. Das der Zeitfaktor eine Rolle
spielt ist klar, da sich zwischen den Bestrahlungen die noch aktiven, klonogenen Tumorzellen
weiterhin teilen, d.h. das Tumorgewebe proliferiert (Repopulation). Dass eine verkürzte Gesamtbehandlungsdauer die Wahrscheinlichkeit der Heilung erhöht, ist in vielen Studien belegt worden (Abbildung 61).
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Abbildung 61: 50%-Tumor-Kontroll-Dosis TCD-50 bei Kopf-Hals-Tumoren als Funktion der Gesamtbehandlungsdauer. Die
Punkte repräsentieren unterschiedliche klinische Studien, wobei die Anzahl der Patienten in der Studie durch die Punktgröße
symbolisiert wird. Die Zunahme von TCD-50 mit der Behandlungsdauer ist statistisch signifikant.
Einen Zusammenhang zwischen Gesamtdosis D Anzahl N der Fraktionen und Gesamtbehandlungszeit T ist bereits vor etwa 30 Jahren von Ellis angegeben worden:
D = NSD⋅ N0,24 ⋅ T0,11
SD bezeichnet darin die so genannte Nominale Standarddosis in ret (rad equivalent therapy), d.h.
eine zu einem bestimmten biologischen Effekt gehörige konstante Dosis. Diese Formel hat aufgrund ihrer Einfachheit große Verbreitung in der Strahlentherapie gefunden und wird auch heute
noch von vielen Therapeuten angewendet, obwohl einige Annahmen, die dieser Formel zu
Grunde liegen heute als falsch angesehen werden müssen
¾ Die aufgestellte Gesetzmäßigkeit basierte lediglich auf strahlenbiologischen Untersuchungen der Haut. Aus seinen Untersuchungen postulierte Ellis, dass es keinen Unterschied zwischen den einzelnen Gewebsarten (außer Knochen und Gehirn) hinsichtlich ihrer Strahlensensibilität gibt (gleicher Exponent für N und T für alle Normalgewebsarten);
¾ Die von Ellis herangezogenen älteren Untersuchungen anderer Autoren sind falsch ausgewertet worden, bei mathematisch korrekter Auswertung würde sich kein Potenzgesetz
ergeben.
5.6
Tumorkontrollwahrscheinlichkeit und Komplikationsrate des gesunden
Gewebes
Das Ausmaß strahlenbedingter Nebenwirkungen auf das gesunde Gewebe bzw. die Wahrscheinlichkeit für das Auftreten bestimmter Nebenwirkungen (ntcp: normal tissue complication probability) ist heute durch die langjährigen klinischen Erfahrungen recht genau bekannt und wird in
Werten der Toleranzdosis TD 5/5 bzw. TD50/5 angegeben. Der erste Index bezeichnet dabei die
Wahrscheinlichkeit für das Auftreten der Nebenwirkung, der zweite Index den Zeitraum für das
Auftreten. So bedeutet ein Wert TD50/5 von 50 Gy für eine Hirnnekrose als Spätfolge der Bestrahlung, dass diese bei einer Bestrahlung des Schädels mit 50 Gy mit 50 %iger Wahrscheinlichkeit in einem Zeitraum von 5 Jahren beobachtet wird. Neben der Dosis spielt auch der beProf. Dr. K. Zink
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strahlte Volumenanteil des Organs für das Auftreten einer Schädigung eine große Rolle ("Volumeneffekt").
Organ
Strahlenfolge
TD 5/5
[Gy]
TD 50/5
[Gy]
Gesamtes Organ
oder Teilorgan
Hoden
Ovar
Knochenmark
Linse
Leber
Lunge
Niere
Magen
Darm
Rückenmark
Herz
Großhirn
Haut
Ösophagus
Rektum
Harnblase
Knochen (Erw.)
Knochen (Kind)
Große Gefäße
Uterus
Sterilisation
Sterilisation
Aplasie, Panzytopenie
Katarakt
Hepatitis
Pneumonitis
Nephrosklerose
Ulkus, Perforation
Ulkus, Perforation
Nekrose
Peri-, Pankarditis
Nekrose
Dermatitis
Ösphagitis, Ulkus
Ulkus, Striktur
Schrumpfung
Fraktur, Sklerose
Wachstumsstillstand
Sklerose
Perforation, Nekrose
1
2-3
2,5/30
3
15/25
15/30
15/20
45
45/50
45
45
50
55
60
60
60
60
10
> 80
> 100
2
6-12
4,5/40
6
20/40
25/50
20/25
55
55/65
55
55
60
70
75
80
80
100
30
> 100
> 200
Ganz
Ganz
Ganz/partiell
Ganz
Ganz/partiell
Ganz/100 cm²
Ganz/partiell
100 cm²
400 cm²/100 cm²
10 cm
50%
Ganz
100 cm²
75 cm²
100 cm²
Ganz
10 cm²
10 cm²
10 cm²
Ganz
Tabelle 25: Toleranzdosen menschlicher Gewebe nach Bestrahlung
So kann der Tabelle 25 entnommen werden, dass z.B. bei der Leber der Wert TD 5/5 für das
Auftreten einer Hepatitis 15 Gy beträgt, wenn die ganze Leber bestrahlt wird. Wird jedoch nur
ein Teil des Organs bestrahlt, so steigt die Dosis auf 25 Gy. Dieser Volumeneffekt ist die Grundlage der so genannten "tumorkonformen Strahlentherapie", bei der versucht wird, das Bestrahlungsgebiet so an den Tumor anzupassen, dass der Volumenanteil der mit bestrahlten Risikoorgane minimiert wird.
In der klinischen Praxis orientiert man sich in aller Regel an den Toleranzdosen TD 5/5, d.h. bei
der Bestrahlungsplanung ist darauf zu achten, dass diese Dosiswerte nicht überschritten werden.
Aufgrund der teilweise sehr steilen Dosis-Wirkungs-Beziehungen (Abbildung 62) könne bereits
geringfügige Überschreitungen des Wertes TD 5/5 zu einem drastischen Anstieg der Komplikationsrate führen.
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Abbildung 62: Dosis-Wirkung-Beziehung von Tumor und Normalgewebe. Die Gesamtdosis einer Strahlentherapie wird durch
die Nebenwirkungen des gesunden Gewebes limitiert. Eine Komplikationsrate von 5 % gilt in der klinischen Praxis als akzeptabel.
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6 Erzeugung ionisierender Strahlung in der Klinik – Apparative und
technische Grundlagen
Die in der klinischen Routine eingesetzten Strahlenarten sind Photonenstrahlung mit Erzeugungsspannungen im Bereich ca. 20 kV – 20 MV sowie Elektronenstrahlen mit Energien im Bereich 4 – 25 MeV. Eine Bestrahlung mit Protonen bzw. schweren Ionen erfolgt bislang nur an
zwei Zentren in Deutschland:
¾ Berlin:
Hahn-Meitner-Institut (HMI): Bestrahlung von Augentumoren mit Protonen – etwa 40
bis 50 Patienten pro Jahr
¾ Darmstadt:
Gesellschaft für Schwerionenforschung (GSI). Bestrahlung von Hirntumoren mit Kohlenstoffionen, etwa 30 bis 40 Patienten pro Jahr1
Beide Standorte sind aufgrund der baulichen Situation (beides sind Standorte physikalischer
Grundlagenforschung) für einen klinischen Routinebetrieb nicht geeignet. Zur Zeit befinden sich
3 ausschließlich für den klinischen Betrieb konzipierte Zentren für die Hadronentherapie in Planung (Erlangen, München, Heidelberg), wobei die Kosten für jedes dieser Zentren in der Größenordnung von 250 Millionen bis 500 Milliarden Euro liegen dürfte.
Der klinische Einsatz der Neutronentherapie ist bis Ende der achtziger Jahre in Deutschland an
vier Standorten erfolgt (Dresden, München, Hamburg, Essen). Da die klinischen Ergebnisse jedoch nicht den Erwartungen entsprochen haben, sind die Zentren für den Patientenbetrieb geschlossen worden.
Grundsätzlich unterscheidet man in der Strahlentherapie zwei Bestrahlungsgeometrien, die eine
unterschiedliche apparative Ausstattung voraussetzen:
¾ Teletherapie oder perkutane Therapie
¾ Brachytherapie
Die bei modernen Teletherapiegeräten im Energiebereich 4 – 18 MeV üblichen Abstände vom
Fokus zum Bestrahlungsobjekt betragen 100 cm, bei der Röntgentherapie liegen diese Abstände
etwa im Bereich von 10 – 50 cm. Dagegen liegen diese Abstände in der Brachytherapie in der
Größenordnung von mm bis cm. Der Verlauf von Tiefendosiskurven in Wasser bzw. biologischem Gewebe ist von den 3 Faktoren
¾ Energie der Strahlung (Abbildung 64)
¾ Anteil der Streustrahlung
¾ 1/r2-Gesetz (Abbildung 63)
bestimmt, wobei das Abstands-Quadrat-Gesetz mit abnehmendem Abstand zum Fokus bzw. zur
Strahlenquelle zunehmend an Bedeutung gewinnt.
1
Zum Vergleich: In einer typischen strahlentherapeutischen Klinik mit zwei Beschleunigern werden etwa 1.200 1.500 Patienten pro Jahr behandelt.
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Abbildung 63: Verlauf von Tiefendosiskurven konstanter Energie in Wasser für verschiedene Fokus-Oberflächen-Abstände. Die
Energie der Strahlung liegt im Bereich von 100 kV
Damit sind die Tiefendosiskurven in der Brachytherapie in erster Näherung unabhängig von der
Energie der Strahlung und werden vornehmlich durch das Abstands-Quadrat-Gesetz bestimmt.
6.1
Geräte für die Teletherapie
Zur Ausstattung einer modernen strahlentherapeutischen Klinik gehören heute in aller Regel
mindestens zwei Linearbeschleuniger mit zwei unterschiedlichen Photonenenergien sowie mehrerer Elektronenenergien. Hinsichtlich der Ausstattung und der dosimetrischen Eigenschaften
sollten beide Geräte identisch sein, damit bei den leider nicht vermeidbaren Geräteausfällen eine
kontinuierliche Therapie des Patienten gewährleistet ist. Zur Zeit sind etwa 400 Teletherapiegeräte in Deutschland installiert, wovon etwa 90 % Linearbeschleuniger sind. Die in Deutschland
noch vorhandenen etwa 40 – 50 Telekobaltgeräte werden zum großen Teil nur noch für Spezialanwendungen wie der Ganzkörperbestrahlung eingesetzt.
Neben diesen Großgeräten sind in den Kliniken in der Regel noch 1 – 2 Röntgentherapiegeräte
mit Erzeugungsspannungen im Bereich 10 – 400 kV installiert.
Abbildung 64:
Links: Tiefendosiskurven unterschiedlicher Photonenenergien;
Rechts: Nur Bereich des Aufbaueffektes für niederenergetische Photonenstrahlung sowie Elektronenstrahlung.
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Abbildung 65: Dosisverlauf bei opponierenden Gegenfeldern für unterschiedliche Photonenenergien, bei einer Objektdicke von
30 cm. Die zunehmende Schonung des Unterhautgewebes bei steigender Photonenenergie ist deutlich erkennbar.
Die Wahl der Strahlenart, sowie deren Energie im Rahmen einer Strahlentherapie richtet sich
nach der Lage des Tumors im Patienten (oberflächennah bzw. –fern). Auswahlkriterium ist dabei
der Verlauf der Tiefendosiskurven (Abbildung 64 und Abbildung 65).
6.2
Röntgentherapie
6.2.1
Röntgenspektrum
Beim Auftreffen beschleunigter Elektronen auf ein Target entsteht Röntgenbremsstrahlung
(vergl. Kapitel 2). Eine quantitative Berechnung des emittierten Spektrums ist nur unter der vereinfachenden Annahme möglich, dass das Target so dünn ist, dass jedes Elektron nur eine einzige Wechselwirkung erfährt2. In diesem Fall lässt sich zeigen, dass die Energiefluenz Ψ, die in
jedem Intervall ∆E emittiert wird, bis zur Grenzenergie, die der kinetischen Energie der Elektronen entspricht, konstant ist (a – e in Abbildung 66). Daraus folgt für die Photonenfluenz
Ψ
der in Abbildung 66 a' gezeigte Verlauf.
Φ=
h ⋅ν
Ein "dickes" Target lässt sich nunmehr aus n "dünnen" Targets aufbauen, wobei in jeder einzelnen Targetschicht nur jeweils eine Wechselwirkung erfolgen soll. Das resultierende Spektrum
des dicken Targets ergibt sich dann einfach als Summe der Spektren von n dünnen Targets, wobei sich die Grenzenergie von Schicht zu Schicht zu kleineren Energien verschiebt, da die kinetische Energie der Elektronen von Schicht zu Schicht abnimmt. Das Energiefluenzspektrum eines
dicken Targets zeigt damit einen einfachen linearen Zusammenhang mit der Energie (gestrichelte
Linien in Abbildung 66):
Ψ ∝ (Egrenz − E)
2
Eine exakte Berechnung des Spektrums ist jedoch mit Monte-Carlo-Methoden möglich
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Wobei Egrenz die Energie der beschleunigten Elektronen vor dem Auftreffen auf das Target bedeutet. Der qualitative Verlauf des Spektrums einer Röntgenröhre und eines Linearbeschleunigers ist damit bis auf den unterschiedlichen Energiebereich identisch.
Abbildung 66: Theoretisches Röntgenspektrum aus n "dünnen" Targets. Die gestrichelten Linien zeigen den Verlauf, wie er
innerhalb der Röhre gemessen werden könnte, die durchgezogenen Linien das außerhalb der Röhre vorhandene Spektrum (Filterung). Die Abbildungen a – e zeigen die theoretischen Spektren die in einem "dünnen" Target entstehen: die emittierte Energiefluenz als Funktion der Energie ist bis zur Grenzenergie konstant. Die Anzahl der emittierten Photonen je Energieintervall
zeigt entsprechend einen 1/E – Verlauf.
Da die niederenergetischen Anteile der Strahlung einer Röntgenröhre bereits durch den Glaskolben der Röhre absorbiert werden, zeigt ein außerhalb der Röhre gemessenes Spektrum den in
Abbildung 66 als durchgezogene Linie wiedergegebenen Verlauf. Bei einem Beschleuniger erfolgt das Herausfiltern der niederenergetischen Anteile im Target selbst, so dass der qualitative
Verlauf eines Beschleunigerspektrums bis auf den unterschiedlichen Energiebereich ebenfalls
der durchgezogenen Linie in Abbildung 66 entspricht.
Dem Bremsstrahlungsspektrum überlagert ist die vom Anoden- bzw. Targetmaterial abhängige
charakteristische Röntgenstrahlung, so dass typische Spektren von Röntgenröhren dem in
Abbildung 67 wiedergegebenen Verlauf zeigen. Die in Abbildung 67 a und b gezeigten Spektren
sind im Prinzip identisch, die Kurven unterscheiden sich lediglich in der physikalischen Größe,
die auf der y-Achse aufgetragen ist. In Abbildung 67 a ist dies die Photonenfluenz, in Abbildung
67 b die Energiefluenz. Beide Spektren können ineinander umgerechnet werden.
Während der qualitative Verlauf der Spektren einer Röntgenröhre und eines Beschleunigers
praktisch identisch ist, sind die Richtungen unter denen die Strahlung emittiert wird in beiden
Fällen unterschiedlich. Bei Elektronenenergien im Bereich ≈ 100 keV erfolgt die Emission der
Bremsstrahlung überwiegend unter 90 Grad zur Einstrahlrichtung der Elektronen (Abbildung 68
b). Liegt die Elektronenenergie dagegen im MeV-Bereich, so wird die Bremsstrahlung praktisch
nur in Vorwärtsrichtung emittiert, d.h. bei einem Beschleuniger ist die Richtung der Nutzstrahlung identisch zur Einstrahlrichtung der Elektronen auf das Target. Die relative Fluenzverteilung
der Bremsstrahlung hinter einem Wolframtarget bei Beschuss mit Elektronen im Energiebereich
einiger MeV zeigt die Abbildung 69. Mit zunehmender Energie wird der Raumwinkel unter dem
die Bremsstrahlung emittiert wird immer kleiner.
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Modul:
Vorlesung:
Angewandte Medizinische Physik, MT002B
Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
Abbildung 67: Röntgenspektren einer Wolfram-Anode. Aufgetragen ist links die Photonenfluenz Φ
Rechts: Energiefluenz Ψ = hν⋅Φ
Abbildung 68:
a) Energiefluenz emittierter Bremsstrahlung von 90 keV Elektronen, die auf ein "dickes" Target treffen. Die
Fluenz nimmt in Anodenrichtung aufgrund der Absorption in der Anode deutlich ab (Heel-Effekt).
b) Polardiagramm der Energiefluenz der emittierten Bremsstrahlung beim Auftreffen beschleunigter Elektronen auf ein "dünnes" Target. Bei zunehmender Energie erfolgt die Emission zunehmend in Vorwärtsrichtung.
Abbildung 69: Relative Verteilung der emittierten Bremsstrahlung hinter einem Wolframtarget für verschiedene Elektronenenergien.
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Stand: SS 2004
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Modul:
Vorlesung:
Angewandte Medizinische Physik, MT002B
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6.2.2
Röntgentherapiegeräte
Bis in die fünfziger Jahre waren Röntgengeräte mit Erzeugungsspannungen bis etwa 400 kV die
einzigen therapeutischen Strahlenquellen. Mit der Entwicklung von Kobaltgeräten und Beschleunigern ist die technische Weiterentwicklung der Röntgentherapiegeräte praktisch eingestellt worden, so dass ein großer Teil der heute noch in den Kliniken installierten Geräte auf dem
technologischen Stand der fünfziger Jahre ist. Eingesetzt werden Röntgentherapiegeräte noch bei
dermatologischen Tumoren (Melanome etc. - Erzeugungsspannungen 10 – 50 kV) sowie bei
nicht-malignen Erkrankungen (Entzündungsbestrahlungen: Fersensporn, Gelenkarthrose etc, Erzeugungsspannungen 120 – 400 kV).
Im Gegensatz zu diagnostischen Röntgenröhren sind therapeutische Röhren wegen der höheren
Dauerbelastung immer als Stehanodenröhren ausgeführt.
Abbildung 70: Bauformen von Röntgentherapieröhren
Die Dosimetrie von Röntgenstrahlung im Bereich bis 400 kV Erzeugungsspannung erfolgt mit
Ionisationskammern, die in diesem Bereich als Gleichgewichtssonden arbeiten. Gemessen wird
die Wasserenergiedosis Dw im Wasserphantom bzw. im Plexiglasphantom (Weichstrahlgeräte
bis etwa 70 kV). Der für die Dosimetrie wichtige Begriff der Strahlungsqualität orientiert sich
dabei nicht an der Erzeugungsspannung, sondern an der Halbwertschichtdicke, die in mm Al
oder mm Cu angegeben wird.
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Modul:
Vorlesung:
Angewandte Medizinische Physik, MT002B
Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
Abbildung 71: Erste und zweite Halbwertschichtdicke s1 und s2 für Röntgenstrahlung mit einer Erzeugungsspannung von ca. 200
kV aus einer Schwächungsmessung in Luft im engen Strahlenbündel (Streuung!!!)
Tabelle 26 zeigt die von der PTB (Physikalisch Technische Bundesanstalt) angegebenen Strahlungsqualitäten im Bereich der Röntgentherapie mit Angabe der Halbwertschichtdicke. Für diese
Strahlungsqualitäten werden Ionisationskammern (Flach- oder Kompaktkammern) kalibriert.
Kurzzeichen,
Nuklid
U
T 7,5
T 10
T 15
T 20
T 30
T 40
T 50
T 70
T100
T120
T140
T150
T200
T250
T280
137
Cs
60
Co
7,5 kV
10
15
20
30
40
50
70
100
120
140
150
200
250
280
662 keV
1173 + 1332
hν
Feste Filter1
in mm
1,5 Be
1,5 Be
1,5 Be
1,5 Be
1,5 Be
1,5 Be
1,5 Be
4,0 Al
4,0 Al
4,0 Al
4,0 Al
4,0 Al
4,0 Al
4,0 Al
4,0 Al
Zusatzfilter
in mm
0,05 Al
0,15 Al
0,5 Al
0,8 Al
1,0 Al
0,5 Al
2,0 Al
5,0 Al
0,5 Cu
1,0 Cu
1,6 Cu
3,0 Cu
Abstand vom
Fokus2 in cm
1. Halbwertdicke2, 3 in mm
30
30
30
30
30
30
30
30, 100
30, 100
100
100
100
100
100
100
ca. 50 bis 150
ca. 50 bis 150
0,02
0,03
0,07
0,11
0,36
0,71
0,94
2,8
4,4
AL
Cu
0,09
0,17
0,28
0,50
0,85
1,65
2,5
3,4
Tabelle 26: Charakterisierung der Strahlenqualität von Röntgenstrahlung im Bereich der Erzeugungsspannung von 7,5 – 280 kV
nach der Halbwertschichtdicke in mm Al bzw. mm Cu
1
Einschließlich Eigenfilterung von Röntgenröhre und Röhrenschutzgehäuse
2
Die angegebenen Werte sind Richtwerte
3
Die wahren Werte der Halbwertdicke können je nach verwendeter Röntgeneinrichtung um einige Prozente von den Richtwerten abweichen
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Modul:
Vorlesung:
6.3
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Telegammageräte
Durch die Entwicklung von Kernreaktoren (Fermi, 1943) war es erstmals möglich, künstliche
radioaktive Elemente in größeren Mengen zu erzeugen. Hierzu zählt auch 60Co. Dieses wird aus
59
Co durch Neutroneneinfang hergestellt: 59Co (n,γ) 60Co. Das 60Co zerfällt durch β-Zerfall in
den angeregten Zustand des 60Ni. Beim Übergang in den Grundzustand werden in einem ZweiStufen-Prozess zwei γ-Quanten mit einer Energie von 1,17 und 1,33 MeV emittiert (Abbildung
72). Diese γ-Strahlung wird seit den 50er Jahren für die perkutane Strahlentherapie genutzt, da
aufgrund der hohen Energie die Durchdringungsfähigkeit ausreicht, auch tiefer liegende Tumoren zu bestrahlen. Darüber hinaus wird durch den Aufbaueffekt (das Dosismaximum liegt in einer Tiefe von 0,5 cm) eine Schonung der Haut erreicht. Die Photonenenergie des Co entspricht
etwa der Energie eines mit 4 MV arbeitenden Beschleunigers.
Abbildung 72: Termschema des 60Co. Der mit 1 bezeichnete Übergang hat eine Übergangswahrscheinlichkeit von lediglich
0,08 %, ist also bedeutungslos. Die mit 1 und 2 bezeichneten Übergänge haben Energien von 1,17 und 1,33 MeV.
Die Halbwertszeit des 60Co beträgt 5,27 Jahre.
Die in der Strahlentherapie eingesetzten 60Co Quellen haben eine Aktivität von 74 – 370 TBq,
woraus Dosisleistungen im typischen Bestrahlungsabstand von 80 cm von etwa 1 Gy/min resultieren. Das 60Co liegt dabei in Form kleiner Kugeln ("Pellets" - Durchmesser 1 mm) oder in
Form massiver Scheiben vor, die in eine Hülle aus Edelstahl gefüllt werden, um die nicht gewünschte β-Strahlung zu absorbieren (Abbildung 73).
Im Normalfall befindet sich die Co-Quelle im Bestrahlungsgerät in einem Tresor, um die Strahlenbelastung für das Personal während der Lagerung und Positionierung des Patienten am Gerät
so gering wie möglich zu halten. Erst wenn das Personal den Bestrahlungsraum verlassen hat,
wird vom Schaltraum aus die Quelle motorisch in die Bestrahlungsposition gebracht. Für diesen
Verschluss existieren unterschiedliche Konstruktionen, eine Möglichkeit ist ebenfalls in der
Abbildung 73 wiedergegeben.
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Abbildung 73:
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Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
Links:
Co-Quellen für die perkutane Strahlentherapie. Die Ummantelung besteht aus einem Edelstahlzylinder zur Abschirmung der β-Strahlung und hat einen Durchmesser von 1,5 – 2 cm.
Das 60Co liegt in Form von Pellets oder massiven Scheiben vor (rechts)
Mitte/Rechts: Verschlusskonstruktionen von Co-Anlagen (W: Wolfram, Q: Quelle).
Die Quelle sitzt im Bestrahlungskopf, der um 360° um den liegenden Patienten herum rotieren
kann, zusätzlich kann der Kopf selbst noch ausgelenkt werden, so dass der Patient aus einer
Vielzahl von Einstrahlrichtungen bestrahlt werden kann. Abbildung 74 zeigt einen Schnitt durch
einen Bestrahlungskopf eines Co-Gerätes modernerer Bauart. Die Feldgröße mit der der Patient
bestrahlt wird, ist durch Blenden in x- und y-Richtung einstellbar (Kollimator), so dass quadratische und rechteckige Felder im Bereich 4 x 4 bis ca. 30 x 30 cm2 bestrahlt werden können.
Abbildung 74: Schnitt durch einen Bestrahlungskopf einer 60Co Anlage. Der Kollimator besteht aus zwei unabhängigen Blendenpaaren, mit denen die zu bestrahlende Feldgröße eingestellt wird. Solange sich die Co-Quelle im Tresor befindet, wird das
Feld mittels einer Lampe auf den Patienten projiziert, um die Einstellung am Patienten zu erleichtern.
Co-Geräte sind äußerst robuste Bestrahlungsanlagen, deren Ausfallzeiten (Defekte, Reparatur,
...) praktisch null sind. Trotzdem sind diese Geräte heute in den meisten Strahlentherapien durch
Linearbeschleuniger ersetzt worden, was auf die deutlichen Nachteile der Co-Geräte gegenüber
modernen Linearbeschleunigern zurückzuführen ist:
¾ Durch die Halbwertszeit des 60Co von 5,27 Jahren muss die Quelle alle 5 – 6 Jahre ausgetauscht werden. Da die Entsorgung von radioaktiven Abfällen in Europa immer problematischer wird, sind die Kosten für einen Quellenwechsel stetig angestiegen
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Modul:
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¾ Co-Geräte liefern nur eine Photonenenergie (mittlere Energie 1,25 MeV),
Linearbeschleuniger produzieren dagegen in der Regel 2 unterschiedliche
Photonenenergie (bis ca. 20 MV) sowie zusätzlich Elektronenstrahlung;
¾ Aufgrund des Durchmessers der Co-Quelle von ca. 1,5 cm zeigen die Dosisquerverteilungen keinen steilen Dosisabfall am Feldrand, sondern einen so genannten Halbschattenbereich, der therapeutisch nicht gewünscht ist (Abbildung 75)
Abbildung 75: Halbschatten durch endliche Größe der Co-Quelle. Links ist der Idealfall einer punktförmigen Quelle gezeigt,
woraus ein steiler Dosisabfall am Feldrand resultiert (Dosisprofil im unteren Teil des Bildes). Die beiden rechten Teilbilder
zeigen den zunehmenden Halbschattenbereich (HS) bei zunehmendem Quellendurchmesser. Das Zustandekommen des Halbschattenbereiches ergibt sich aus der Betrachtung zweier Quellenpunkte an den lateralen Enden.
6.4
Kreisbeschleuniger
6.4.1
Das Betatron
Die ersten klinisch eingesetzten Beschleuniger zur Erzeugung hochenergetischer Photonen- und
Elektronenstrahlung im Energiebereich bis ca. 40 MeV waren Betatrons (Wideroe, Stenbeck
1922, klinischer Einsatz ab ca. 1950). Diese im Vergleich zu modernen Linearbeschleunigern
technisch sehr einfach aufgebauten Geräte haben heute nur noch historische Bedeutung. Eines
der letzten Betatrons in Deutschland, das allerdings nicht mehr für die Patientenbestrahlung genutzt wird, steht im Universitätsklinikum Frankfurt.
Im Prinzip entspricht das Betatron einem einfachen elektrischen Transformator, mit dem Unterschied, dass die beim Transformator vorhandene Sekundärspule durch freie, in einer Vakuumröhre umlaufende Elektronen ersetzt ist. Die Elektronen bewegen sich auf einer Kreisbahn mit
dem Radius R und werden durch die vom zeitlich veränderlichen magnetischen Feld B der Primärspule induzierte Spannung Uind bzw. durch die daraus resultierende elektrische Feldstärke E
kontinuierlich beschleunigt.
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Abbildung 76: Links:
Querschnitt durch ein Betatron. Die Elektronen laufen auf einer Kreisbahn mit dem Radius R. Psp
sind die Primärspulen, M der Spulenkern, S0 und St sollen die Soll- und Steuerfeldstärke des magnetischen Feldes symbolisieren.
Rechts: Draufsicht auf das Betatron. S0 ist der Sollkreis der Elektronen, Rechts ist die Gun dargestellt, die
durch Glühemission freie Elektronen erzeugt. Nach Erreichen der Endenergie der Elektronen wird
durch ein weiteres Spulenpaar E kurzzeitig eine Störfeld erzeugt, das dafür sorgt, dass die Elektronen
die Sollbahn verlassen und auf das Target treffen, wo hochenergetische Photonenstrahlung entsteht.
Abbildung 77: Links:
In einer Leiterschleife, die sich in einem zeitlich veränderlichen magnetischen Feld befindet, wird
eine Spannung U bzw. V induziert. Daraus resultiert ein elektrisches Feld E tangential zur
Leiterschleife. Beim Betatron wird die Leiterschleife ersetzt durch freie Elektronen, die auf einer
Kreisbahn gehalten werde. Durch das induzierte elektrische Feld erfolgt eine kontinuierliche
Beschleunigung der Elektronen.
Rechts: Durch die Primärspulen erzeugtes, zeitlich veränderliches magnetisches Feld B. Die Spulen werden
mit Wechselstrom (50 Hz) betrieben, eine Beschleunigung der Elektronen erfolgt nur solange das
magnetische Feld ansteigt, also nur während einer Viertel Schwingungsperiode (0 – C). Das danach
abnehmende magnetische Feld würde zu einer Abbremsung der Elektronen führen. Nachdem das
magnetische Feld seinen Scheitelpunkt erreicht hat, werden die Elektronen durch ein Störfeld aus der
Sollbahn geführt und treffen auf ein Target.
Das die Elektronen beschleunigende elektrische Feld ergibt sich aus der induzierten Spannung:
Für die beschleunigende Kraft auf die Elektronen gilt damit:
F=
dB
e⋅ Uind 1
dp
= ⋅ e ⋅ R⋅
= − e⋅ E = −
.
dt
2⋅ π ⋅ R 2
dt
Beide Seiten können sofort integriert werden:
p=
mit:
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1
⋅ e⋅ R⋅ B
2
p: Impuls der Elektronen
B: Die über die Kreisbahn gemittelte magnetische Feldstärke
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Modul:
Vorlesung:
E=
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Uind
für die induzierte Spannung gilt:
2⋅π ⋅ R
Uind = −
dφ
dB
= − π ⋅ R2 ⋅
dt
dt
Um die Elektronen auf einer Kreisbahn zu halten bedarf es einer Lorentz-Kraft:
FL = e ⋅ν ⋅ Bsteu
Deren Stärke muss mit zunehmender Geschwindigkeit bzw. Energie der Elektronen zunehmen.
Wie groß muss nun diese Feldstärke Bsteu im Vergleich zur Feldstärke B sein?
Die Bedingung einer stationären Kreisbahn lautet:
e ⋅ν ⋅ Bsteu =
m ⋅ν 2 p ⋅ν
=
R
R
⇒
p = e ⋅ R⋅ Bsteu
darin bedeutet v die Geschwindigkeit der Elektronen, p deren Impuls. Aus dem Gleichsetzen der
beiden erhaltenen Beziehungen für den Elektronenimpuls ergibt sich:
1
B = Bsteu (Wideroe’sche Bedingung)
2
Dies bedeutet, das durch die Primärspulen erzeugte magnetische Feld B stellt gleichzeitig das für
die Lorentzkraft notwendige Feld, um die Elektronen auf einer stationären Kreisbahn zu halten.
Durch geeignete Formung der Polschuhe des Magneten kann dafür gesorgt werden, dass obige
Bedingung eingehalten wird.
Abbildung 78:
Links: Elektronengeschwindigkeit als Funktion der (kinetischen) Energie
Rechts: Relativistische Masse von Elektronen als Funktion der Energie
Wie groß ist nun die Energie der Elektronen, die in einem Betatron erreichbar sind? Da die Geschwindigkeit der Elektronen sehr schnell die Lichtgeschwindigkeit c erreichen (Abbildung 78),
muss dies relativistisch berechnet werden. Die relativistische kinetische Energie ist:
Ek = m ⋅ c 2 − m 0 ⋅ c 2 =
m0 ⋅ c 2
1−
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2
v
c2
− m0 ⋅ c 2
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Für den Impuls galt:
p = m ⋅v =
1
⋅ e ⋅ R⋅ B
2
⇒
p=
m0 ⋅ v
1−
2
v
c2
=
1
⋅ e ⋅ R⋅ B
2
⇒
1
1−
2
v
c2
=
e ⋅ R⋅ B
2 ⋅ m0 ⋅ v
Wird der letzte Ausdruck in die obige Gleichung für die kinetische Energie Ek eingesetzt, so resultiert daraus:
Ek
2
2
1 m0 ⋅c
1 m0 ⋅c
2
=
⋅
⋅ e ⋅ R⋅ B − m 0 ⋅ c ≈
⋅
⋅ e⋅ R⋅B
2 m0 ⋅v
2 m0 ⋅v
Wie die folgende Rechnung zeigen wird, ist die Energie der Elektronen im Vergleich zu ihrer
Ruheenergie m0 ⋅ c2 recht groß, so dass diese in der obigen Abschätzung vernachlässigt worden
ist. Setzt man nun für die Elektronengeschwindigkeit v ≈ c, so folgt daraus:
1
Ek = ⋅ c ⋅ e ⋅ R⋅ B
2
Einsetzen typischer Werte für das magnetische Feld B = 1 Vsm-2 und den Radius eines Betatrons
R = 0,2 m ergibt3:
1
Vs
m
Ek = ⋅ 3 ⋅ 108 ⋅ 1,602⋅ 10−19 As⋅ 0,2m ⋅ 1 2 = 0,48 ⋅ 10−11VAs= 3 ⋅ 107 eV = 30MeV
2
m
s
1
s (Abbildung
200
77). Geht für eine einfache Abschätzung davon aus, dass die Elektronen während der gesamten
Zeit bereits Lichtgeschwindigkeit haben, so ergibt sich ein Weg der Elektronen in dem Betatron
von:
Die Beschleunigung der Elektronen erfolgt dabei während einer Zeit von t =
I = c ⋅ t = 3 ⋅ 108
m 1
⋅
s = 1,5 ⋅ 106 m = 1500 km
s 200
Die maximal mit einem Betatron erreichbaren Elektronenenergien liegen bei ca. 200 MeV.
(Warum ist diese Maximalenergie begrenzt?)
3
1
⎛
⎞
eV
1 VAs= 1 J= ⎜
−19 ⎟
⎝ 1,602⋅ 10 ⎠
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Stand: SS 2004
Seite 98 von 159
Modul:
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6.4.2
Das Zyklotron
Kernstück eines Zyklotrons ist ein in zwei D-förmigen Hälften geteilter flacher Hohlzylinder, der
sich in einem evakuierten Gefäß zwischen den Polschuhen eines Magneten befindet (Abbildung
79). Zwischen den beiden Dee's wird eine elektrische Wechselspannung mit Amplituden bis zu
einigen 10 kV angelegt, der die Teilchen beim Durchlaufen der Spalte zwischen den Dee's beschleunigt. Das äußere Magnetfeld B hält die Teilchen auf einer Kreisbahn, deren Durchmesser
mit zunehmender Energie der Teilchen zunimmt.
Abbildung 79: Beschleunigungselektroden (Dee's) eines Zyklotrons. Die Ionen- oder Protonenquelle sitzt in der Mitte. Senkrecht zu den Dee's herrscht ein äußeres konstantes Magnetfeld B.
Die Bedingung, dass sich ein Teilchen auf einer Kreisbahn (Radius R) bewegt ist wieder die
Gleichheit von Lorentzkraft und Zentripetalkraft:
e⋅ v ⋅ B =
m ⋅ v2
für die Bahngeschwindigkeit gilt: v = ω ⋅ r
r
mit ω =
⇒
e⋅ B = m⋅ω
2⋅π
2⋅π m
folgt daraus: T =
⋅
T
B e
Dies bedeutet, die Umlaufzeit T ist unabhängig von der Energie der beschleunigten Teilchen und
damit auch unabhängig vom Radius der Kreisbahn, solange die Teilchenmasse m nicht relativistisch ist. Damit kann zwischen den Dee's eine konstante Wechselspannung angelegt werden, die
Teilchen werden stets in richtiger Phasenlage der Wechselspannung den Spalt durchlaufen und
so stets ein beschleunigendes Feld antreffen. Bei Teilchengeschwindigkeiten v ≈ c sorgt der relativistische Massenzuwachs dafür, dass die Umlaufdauer zunimmt und die Teilchen damit nicht
mehr synchron zur angelegten Wechselspannung sind.
Aus diesem Grund kann das Zyklotron nicht für die Beschleunigung von Elektronen eingesetzt
werden, jedoch für die Beschleunigung von Protonen bzw. Ionen. So lassen sich Protonen bis zu
einer Energie von etwa 15 MeV mit einem Zyklotron beschleunigen. In Kliniken werden Zyklotrons im Bereich der Nuklearmedizin eingesetzt, um kurzlebige radioaktive Nuklide für PETUntersuchungen4 direkt in der Klinik zu erzeugen.
4
PET: Positronen-Emissions-Tomographie
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6.5
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Linearbeschleuniger
Elektronen-Linearbeschleuniger sind heute die Standardgeräte in der Strahlentherapie zur Erzeugung hochenergetischer Photonen- und Elektronenstrahlung. Die Beschleuniger bieten dabei in
der Regel 2 Photonenenergien, die im Bereich 4 – 8 MeV und im Bereich 14 – 20 MeV liegen,
sowie 5 – 6 verschiedene Elektronenenergien, die den gesamten Bereich von 4 – 20 MeV abdecken. Das Beschleunigungsprinzip ist in Abbildung 80 wiedergegeben. Die Elektronen durchlaufen in einem Vakuumrohr eine lineare Strecke d, auf der sie durch das im Rohr herrschende elektrische Feld beschleunigt werden und damit Energie aufnehmen (das elektrische Feld wird in
Abbildung 80 durch eine an die beiden ersten Elektroden angelegte Spannung V erzeugt). Haben
die Elektronen die erste Beschleunigungsstrecke d durchlaufen, so muss die Spannung zwischen
der zweiten und dritten Elektrode umgeschaltet werden, so dass nunmehr Elektrode 2 negativ
und Elektrode 3 positiv ist.
Abbildung 80: Prinzip Linearbeschleuniger
Eine einfache Abschätzung ergibt, mit welcher Frequenz die Polarität zwischen den Elektroden
umgeschaltet werden muss:
Geht man davon aus, dass die Elektronen bereits Lichtgeschwindigkeit c haben und der Abstand
zwischen den Elektroden 10 cm sei, so ergibt sich die Frequenz ν aus:
t=
d
0,1m
=
= 0,3 ⋅ 10−19 s ⇒ ν = 3 ⋅ 10−19 Hz = 3 GHz
m
c 3 ⋅ 108
s
Das heißt: Die Frequenz muss im Bereich der Mikrowellen liegen.
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Nun sind in einem Beschleunigerrohr keine Elektroden eingebaut, zwischen denen die Spannung
im Takt von 3 GHz umgeschaltet wird, sondern es wird durch ein Rohr (Wellenleiter) eine Mikrowelle geleitet, der elektrische Feldvektor dieser elektromagnetischen Welle hat dabei im Rohr
eine axiale Richtung, so dass die Elektronen eine Beschleunigung erfahren5 (Abbildung 81).
Abbildung 81: Momentaufnahme des elektrisches Feldes und der Ladungsverteilung einer laufenden elektromagnetischen
Welle durch eine Wellenleiter (Rohr aus leitendem Material). Die Richtung des elektrischen Feldes ändert sich
in Abständen von λ/2.
Unten: Änderung der Feldverteilung im Wellenleiter und der Ladungsverteilung in den Wänden des Wellenleiters durch Einbringen von Irisblenden ("disc-loaded waveguide"). Es entstehen so genannte Kavitäten ("cavities"), deren Länge λ/4 beträgt. Durch das Einbringen der Irisblenden wird unter anderem in
diesen Cavities eine höhere Feldstärke erreicht, außerdem hat es zur Folge, dass jede zweite Cavity
stets feldfrei ist.
Abbildung 82 zeigt das Phantombild eines Linearbeschleunigers. Ein Blockdiagramm, in dem
die wesentlichen Komponenten des Beschleunigers aufgeführt sind, ist in Abbildung 83
wiedergegeben.
5
Im Vakuum breiten sich elektromagnetische Wellen als Transversalwellen aus, d.h. sowohl elektrischer als auch
magnetischer Feldvektor stehen senkrecht zur Ausbreitungsrichtung der Welle. Bei Ausbreitung in leitenden Materialien dagegen steht unabhängig von der Ausbreitungsrichtung der elektrische Feldvektor auf der Oberfläche des
Materials stets senkrecht zu dieser. Es kommt zu einer Vielzahl von Schwingungsmoden im Wellenleiter, je nachdem in welchem Verhältnis die Abmessungen des Wellenleiters zur Wellenlänge stehen. Diese Schwingungsmoden
werden mit TM (transversal-magnetisch) bzw. TE (transversal-elektrisch) bezeichnet, je nachdem welcher Vektor in
transversaler Richtung schwingt.
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Stand: SS 2004
Seite 101 von 159
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Abbildung 82:
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Phantombild eines Linearbeschleunigers
(a): Bendingmagnet
(b): Beschleunigerrohr
(c): Gun (am Beginn des Beschleunigerrohres) (die Mikrowellenquelle ist nicht gezeigt)
(d): Ausgleichskörper bzw. Streufolien für Elektronenstrahlung
(e): Primärkollimator und Dosismonitor
(f): Blenden
Abbildung 83: Blockdiagramm Linearbeschleuniger
Auf die einzelnen in Abbildung 82 und Abbildung 83 dargestellten Komponenten wird in den
folgenden Kapiteln eingegangen.
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Stand: SS 2004
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6.5.1
Wanderwellenbeschleuniger
Bei der Konstruktion der Beschleunigerrohre ("waveguides") existieren zwei unterschiedliche
Konzepte, die sich in der Art unterscheiden, wie sich das Feld der Mikrowellen, welches die Elektronen beschleunigt, im Rohr ausbreitet. Beim Wanderwellenkonzept werden die Mikrowellen auf der Seite des Rohres eingekoppelt, auf der auch die Elektronen injiziert werden, und
durchlaufen das Rohr mit Lichtgeschwindigkeit. Das Rohr ist in 4 Cavities je Wellenlänge aufgeteilt, wobei nur in jeder vierten Cavity das elektrische Feld zu einer Beschleunigung der injizierten Elektronen führt.
Abbildung 84: Wanderwellenrohr. Im oberen Teil ist die im Rohr herrschende elektrische Feldstärke aufgetragen, wobei zu
beachten ist, dass der Vektor der elektrischen Feldstärke nicht in transversaler, sondern in axialer Richtung schwingt. Im unteren
Teil ist die aus dem elektrischen Feld resultierende Ladungsverteilung in den Wänden der Cavities wieder gegeben. Nur in jeder
vierten Cavity herrscht eine Feld- bzw. Ladungsverteilung, die für eine Beschleunigung der injizierten Elektronen sorgt. Nach
dem Fortschreiten der Welle um λ/4 sind die Ladungs- bzw. Feldverteilungen um eine Cavity weiter nach rechts gewandert.
Damit die Elektronen in den Cavities stets ein beschleunigendes Feld vorfinden, müssen sich
diese mit der gleichen Geschwindigkeit durch das Rohr bewegen wie die Mikrowelle, also mit
Lichtgeschwindigkeit. Diese Geschwindigkeit haben die Elektronen ab einer Energie von etwa 1
MeV erreicht (siehe Abbildung 78). Bei der Injektion ins Beschleunigerrohr haben die Elektronen jedoch lediglich eine Energie von etwa 100 – 200 keV, ihre Geschwindigkeit beträgt als nur
einen Bruchteil der notwendigen Lichtgeschwindigkeit. Die Synchronisation zwischen Elektronengeschwindigkeit und Ausbreitungsgeschwindigkeit der Mikrowellen wird dadurch erreicht,
dass im vorderen Teil des Rohres die Phasengeschwindigkeit der Mikrowellen herabgesetzt
wird. Dies kann dadurch erreicht werden, dass die Durchmesser der Irisblenden, die die Cavities
abtrennen verändert werden (Abbildung 85).
Der Bereich, in dem die Phasengeschwindigkeit der Mikrowellen herabgesetzt wird, heißt "Bunchersection", in diesem Bereich kommt es zur Ausbildung der Elektronenbunches oder Elektronenpakete, die im Anschluss das Rohr mit Lichtgeschwindigkeit durchlaufen (Abbildung 86 und
Abbildung 87).
Abbildung 85: Aufgeschnittenes Beschleunigerrohr. Die Injektion der Elektronen erfolgt auf der linken Seite. Der Durchmesser
der Irisblenden ist auf dieser Seite deutlich größer, um die Phasengeschwindigkeit der Mikrowellen herabzusetzen. Gleichzeitig
ist die Länge der Cavities wegen der daraus resultierenden geringeren Wellenlänge verkürzt. Haben die Elektronen Lichtge-
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schwindigkeit erreicht, so haben die Cavities eine gleichmäßige Ausdehnung. Bei modernen Beschleunigern ist nur noch eine
bzw. eine halbe Cavity notwendig, um die Elektronen auf Lichtgeschwindigkeit zu beschleunigen.
Abbildung 86: Schnitt durch ein Wanderwellenrohr mit Elektronengun (Kanone) und Einkopplung der Mikrowellen. Nach
Durchlaufen des Rohres werden die Mikrowellen am Ausgang des Rohres in einem "Sumpf vernichtet", d.h. in einem Wasserreservoir absorbiert. Die gesamte Baulänge eines Wanderwellenrohres beträgt etwa 2,5 m für Elektronenenergien von rund 20
MeV.
Abbildung 87: "Bunching" oder Phasenfokussierung der Elektronen: Elektronen, die in die erste Cavity eintreten, wenn dort das
maximale elektrische Feld herrscht (gestrichelter Bereich in Abbildung 87), erfahren die größte Beschleunigung. Elektronen die
zu einem früheren Zeitpunkt in die Cavity eingetreten sind, sind einem geringeren elektrischen Feld ausgesetzt, werden entsprechend weniger beschleunigt und werden von den "phasenrichtigen" Elektronen eingeholt. Elektronen, die zu früh in die Cavity
eintreten (im Bild vor der ersten gestrichelten Linie), sind ebenfalls einer geringeren Feldstärke ausgesetzt und fallen gegen die
phasenrichtigen Elektronen noch weiter zurück und sind damit für den Beschleunigungsvorgang "verloren". Durch diese Phasenfokussierung kommt es in den ersten Cavities zur Ausbildung von Elektronenpaketen, die dann stets phasenrichtig die weiteren
Cavities durchlaufen. Nur max. 1/3 aller injizierten Elektronen sind in diesen Elektronenpaketen enthalten, der Rest landet früher
oder später an den Rohrwänden und führt zur Erwärmung des Rohres.
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6.5.2
Stehwellenbeschleuniger
Bei dem Prinzip des Stehwellenbeschleunigers wird die eingekoppelte Mikrowelle am Ende des
Rohres reflektiert, so dass sich eine stehende Welle ausbildet. Die Schwingungsbäuche und
Schwingungsknoten dieser stehenden Welle sind ortsfest (Abbildung 88).
Abbildung 88: E-Feld Vektor einer stehenden Welle im Beschleunigerrohr zu drei verschiedenen Zeiten. Oben ist die von links
nach rechts laufende Welle, unten die reflektierte Welle gezeigt. Zur Zeit t1 addieren sich die E-Felder beider Wellen in den
Cavities 1, 3 und 5. Die Cavities 2 und 4 sind feldfrei. (Die Amplitude der unteren Welle ist negativ, da diese aber eine entgegengesetzte Ausbreitungsrichtung im Vergleich zu oberen hat, haben die E-Feld-Vektoren die gleiche Richtung). Zur Zeit t2 sind
beide Wellen um λ/4 weitergelaufen, nun sind die Cavities 1, 3 und 5 feldfrei, in den Cavities 2 und 4 addieren sich die EFelder zu null. Im unteren Teil ist die Situation zur Zeit t3 dargestellt, bei dem beide Wellen wiederum um λ /4 weitergelaufen
sind.
Die Feldstärke in einem Stehwellenrohr ist durch die Überlagerung der vor- und zurücklaufenden Wellen damit doppelt so hoch wie in einem vergleichbaren Wanderwellenrohr. Der
Abbildung 88 kann darüber hinaus entnommen werden, dass bei einem Stehwellenrohr jede
zweite Cavity zu allen Zeiten feldfrei ist, in diesen also keine Beschleunigung der Elektronen
erfolgt. Damit ist es möglich, diese Cavities nach außen zu verlegen und das Rohr um rund den
Faktor 2 zu verkürzen (Abbildung 89). Die gesamte Baulänge eines Stehwellenrohres für Elektronenenergien von 20 MeV beträgt damit nur rund 1,2 m, für Elektronenenergien von 6 MeV
beträgt die Länge sogar nur noch rund 30 cm. Dies bedeutet, dass bei Beschleunigern die nur
über eine Energie von 6 MeV verfügen, das Beschleunigerrohr senkrecht eingebaut werden
kann.
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Abbildung 89: Verkürzen der Baulänge eines Stehwellenrohres durch Verlagern jeder zweiten Cavity nach außen. (a): nicht
verkürztes Rohr, (b) Verkürzen des Rohres durch Verkürzen der feldfreien Cavities, (c) und (d): seitliche Verlagerung jeder
zweiten Cavity, damit etwa Halbierung der Baulänge. Die Aufgabe der seitlichen Cavities ist nur, das Passieren der Mikrowellen
zu ermöglichen. Durch Optimierung der Form der Cavities (Resonatoren!!) wird in diesen eine praktisch konstante Feldstärke
über die gesamte Baulänge der Cavity erreicht.
Damit wird die gesamte Strahlumlenkung mittels Bending-Magnet eingespart, was einerseits
Kosten reduziert, andererseits auch die Reparaturanfälligkeit dieser Maschinen senkt6.
Energy-switch: Varian p3-34
6
Typischerweise existiert in jeder strahlentherapeutischen Klinik mindestens ein Beschleuniger mit 2 unterschiedlichen Photonenenergien (etwa 6 und 18 MV) und entsprechenden Elektronenenergien. Ideal wären zwei baugleiche
Geräte, um bei Ausfall eines Beschleunigers die Patienten ohne Änderung des Bestrahlungsplanes am zweiten Gerät
zu bestrahlen. An vielen Kliniken sind jedoch die vorhandenen Co-Geräte nicht durch einen solchen "großen" Beschleuniger ersetzt worden, sondern aus Kostengründen oder aus Gründen des Strahlenschutzes (keine ausreichend
dicken Wände des Bestrahlungsraumes) durch einen Beschleuniger ersetzt worden, der lediglich eine Photonenenergie im Bereich 4 – 6 MV liefert. Unabhängig von den oben erwähnten Vorteilen besitzen diese Geräte den Nachteil,
dass nicht alle Tumorarten damit bestrahlt werden können bzw. bestrahlt werden sollten. So eignet sich 6 MVPhotonenstrahlung nicht für die Bestrahlung tief liegender Tumoren, d.h. Tumoren im Beckenbereich.
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6.5.3
Pulsfolge eines medizinischen Linearbeschleunigers (Linac)
Die zur Beschleunigung der Elektronen notwendige Mikrowellenleistung liegt im Bereich einiger MW. Da solch hohe Leistungen weder von einem Klystron noch von einem Magnetron kontinuierlich zu Verfügung gestellt werden können, arbeiten die Linearbeschleuniger im gepulsten
Betrieb. Die typische Frequenz, mit der die Mikrowellenpulse erzeugt und in das Beschleunigerrohr eingekoppelt werden, liegt bei 200 Hz. Eine detaillierte Beschreibung der Pulsfolge ist in
Abbildung 90 gegeben.
Abbildung 90: Typische Pulsfolge von medizinischen Linearbeschleunigern. Die beschleunigten Elektronenpakete verlassen das
Beschleunigerrohr im zeitlichen Abstand von 330 ps (entspricht der Frequenz 3 GHz). Die räumliche Ausdehnung der Elektronenpakete ist aufgrund der Phasenfokussierung klein im Vergleich zur Wellenlänge der Mikrowellen, die Pulsdauer eines Elektronenpaketes beträgt lediglich 30 ps. Jeder dieser 30 ps-Pulse enthält dabei etwa 104 Elektronen. Die Einkopplung der Mikrowellenleistung ins Beschleunigerrohr erfolgt nicht kontinuierlich, sondern gepulst. Typische Längen der Mikrowellenpulse sind
5 µs, so dass ein solcher 5 µs-Puls aus etwa 2⋅104 "Mikroimpulsen" besteht, also rund 2⋅108 Elektronen enthält. Die Frequenz mit
der die Mikrowellen gepulst sind, beträgt etwa 200 Hz.
6.5.4
Elektronen-Gun
Die Erzeugung der freien Elektronen, die in der Waveguide beschleunigt werden, erfolgt in der
Gun, die im Prinzip der Glühkathode einer Röntgenröhre entspricht (Abbildung 91). In den meisten Fällen handelt es sich um indirekt geheizte Kathoden, die aus Barium bestehen (Betriebstemperatur der Kathode ca. 700°C, entspricht der Schmelztemperatur des Bariums). Die Form der
Kathode entspricht einem Hohlspiegel. Da die Kathode auf einem negativen Potential von etwa
20 – 50 kV liegt, führt das resultierende elektrische Feld zu einer Fokussierung der Elektronen in
Richtung des Beschleunigerrohres. Vor der Kathode befindet sich ein Steuergitter, das auf einem
gegenüber der Kathode negativen Potential liegt. Über die am Gitter anliegende Spannung lässt
sich der Elektronenstrom ins Beschleunigerrohr steuern. Da sämtliche Beschleuniger im gepulsten Betrieb arbeiten, arbeitet auch die Gun im gepulsten Betrieb, d.h. es werden an das Steuergitter Pulse angelegt und damit bei jedem Puls Elektronen in das Rohr injiziert7. Dort wo die Gun
an das Beschleunigerrohr angeflanscht ist, befindet sich stets eine Vakuumpumpe, mit der das
Rohr evakuiert wird. Diese verhindert auch, dass aus der Kathode austretendes Barium in das
Beschleunigerrohr eintritt.
7
Im Prinzip kann auf das Steuergitter in der Gun verzichtet werden und die an der Kathode anliegende Hochspannung gepulst werden. Aus technischer Sicht ist die Konstruktion mit dem Steuergitter jedoch von Vorteil für den
stabilen Betrieb des Beschleunigers.
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Abbildung 91: Elektronen-Gun und erste Kavitäten des Beschleunigerrohres . Durch die Form der Kathode und das daraus
resultierende elektrische Feld werden alle aus der Kathode austretenden Elektronen in Richtung des Beschleunigerrohres beschleunigt.
6.5.5
Erzeugung von Mikrowellen
Alle medizinisch genutzten Linearbeschleuniger nutzen zur Beschleunigung der Elektronen Mikrowellen mit einer Frequenz von etwa 3 GHz (S-Band). Bei Beschleunigern mit einer Elektronenenergie bis etwa 10 MeV werden überwiegend Magnetrons mit Spitzenleistungen bis ca. 3
MW eingesetzt. Bei Beschleunigern mit Energien bis 20 MeV sind noch höhere Mikrowellenleistungen notwendig, hier kommen überwiegend Klystrons zum Einsatz, die Spitzenleistungen
bis etwa 10 MW liefern. Der Vorteil eines Magnetrons gegenüber einem Klystron ist die geringere Baugröße, so dass diese überwiegend in der Gantry eingebaut werden können.
6.5.5.1 Klystron
Das Klystron arbeitet in einem Linearbeschleuniger als Mikrowellenverstäker, d.h. es werden
Mikrowellen mit einer Leistung von < 1W ins Klystron eingekoppelt und dort auf einige MW
Pulsleistung verstärkt. Das Prinzip des Klystrons ähnelt demjenigen eines Beschleunigerrohres
(Abbildung 92). Während jedoch die ins Beschleunigerrohr injizierten Elektronen aus dem elektrischen Feld der Mikrowellen Energie aufnehmen, ist dies beim Klystron genau umgekehrt. Die
ins Klystron injizierten Elektronen geben ihre Energie an das im Resonator vorhandene elektromagnetische Feld ab. Die Arbeitsweise des Klystrons verdeutlicht die Abbildung 92.
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Abbildung 92: Prinzip des Klystrons
Abbildung 93: Erzeugung der Mikrowellen im zweiten Hohlraumresonator. Gezeigt ist der Durchgang eines Elektronenpaketes
durch diesen Resonator zu drei verschiedenen Zeitpunkten. Bei Eintreten des Elektronenpaketes werden aufgrund der CoulombKraft die in der Resonatorwand frei beweglichen Elektronen im Bild nach rechts wandern (A). Bei Austritt des Elektonenpaketes
läuft dieser Prozess umgekehrt ab (C). Damit fließt in der Resonatorwand ein elektrischer Wechselstrom mit einer Frequenz, die
der zeitlichen Abfolge der Elektronenpakete durch den Resonator entspricht. Dies bedeutet, im Resonator wird ein elektromagnetisches Feld aufgebaut, dessen Frequenz derjenigen des ersten Resonators entspricht.
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Abbildung 94: Technische Bauform eines Klystrons
Das Klystron besteht im Wesentlichen aus einer Kathode und einer als Elektronenfänger ausgebildeten Anode zwischen denen eine Hochspannung von 100-150 kV liegt. Zwischen Kathode
und Anode befinden sich zwei Hohlraumresonatoren, im kathodennahen Resonator werden Mikrowellen geeigneter Frequenz mit Leistungen im Bereich einiger mW bis etwa 1 W eingekoppelt. Je nach Phasenlage des Mikrowellenfeldes im Resonator erfahren die in den Resonator eintretenden Elektronen eine mehr oder weniger starke Beschleunigung bzw. Abbremsung, d.h. es
erfolgt eine Geschwindigkeitsmodulation der Elektronen. Dem ersten Resonator schließt sich
eine Driftstrecke an, auf der es aufgrund dieser Geschwindigkeitsmodulation zur Ausbildung von
Elektronenpaketen kommt ("Bunching" bzw. Phasenfokussierung, vergl. Kap. 6.5.1). Beim
Durchgang dieser Elektronenpakete durch den zweiten Resonator wird dort eine elektromagnetische Schwingung aufgebaut (Abbildung 93), deren Leistung vom Elektonenstrom abhängt. Die
Leistung, die aus dem zweiten Resonator ausgekoppelt werden kann, liegt im Bereich einiger
MW. Der Verstärkungsfaktor, also das Verhältnis von im ersten Resonator eingekoppelter Leistung zu ausgekoppelter Leistung im zweiten Resonator, beträgt zwischen 107 – 109 (Pulsbetrieb,
Pulsdauern einige µs).
Abbildung 94 zeigt die technische Bauform eines Klystrons für einen medizinischen Linearbeschleuniger. Um die notwendigen hohen Verstärkungsfaktoren zu erzielen, sind in diesem Fall 4
Resonatoren hintereinander angeordnet. Ausgekoppelt wird die Mikrowellenenergie aus dem
letzten Resonator. Die gesamte Baulänge eines solchen Klystrons beträgt etwa 1,5 m. Um die im
Kollektor entstehende Wärme abzuführen, befindet sich das gesamte Klystron in einem Ölbad.
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6.5.5.2 Magnetron
Die Funktionsweise des Magnetrons ist im Prinzip identisch zu demjenigen des Klystrons, lediglich die Bauform ist etwas modifiziert. Die Elektronen aus der Kathode durchfliegen nicht die
linear angeordneten Resonatoren, sondern werden durch ein äußeres Magnetfeld auf einer Kreisbahn um die Kathode gehalten und fliegen damit an den radial angeordneten Resonatoren vorbei
(Abbildung 95) Die zwischen Kathode und Anode angelegte Hochspannung beträgt etwa 100
kV. Ebenso wie bei Klystron kommt es durch das elektromagnetische Feld der Mikrowellen in
den Resonatoren zu einer Geschwindigkeitsmodulation der Elektronen und damit zur Ausbildung von Elektronenpaketen. Beim Vorbeifliegen der Elektronenpakete an den Resonatoren
kommt es wiederum zu einer Ladungsverschiebung der Elektronen im Resonatormaterial und
damit zu einer Verstärkung der Mikrowellen im Resonator (siehe Klystron).
Herrscht in den Resonatoren noch kein elektromagnetisches Feld der Mikrowellen, so fängt das
System von allein an mit der Resonanzfrequenz der Hohlraumresonatoren zu schwingen, da diese Frequenz aus dem stets vorhandenen "Rauschen" in den Resonatoren verstärkt wird8. Vorteile
des Magnetrons gegenüber dem Klystron ist die kompaktere Bauform, wobei die maximale Mikrowellenleistung eines Magnetrons bei ca. 2 – 3 MW liegt (Pulsleistung).
Abbildung 95: Aufbau eines Magnetrons. (a) Draufsicht; (b) Technische Bauform.
Die Bedeutung der Abkürzungen ist: A: Anode
K: Kathode
HR: Hohlraumresonator
E: Im Magnetfeld umlaufende Elektronenpakete
S:
Antenne zum Auskoppeln der Mikrowellen
Um die Elektronen auf einer Kreisbahn um die Kathode umlaufen zu lassen, befindet sich das Magnetron in einem magnetischen
Feld, dessen Richtung senkrecht zur Kreisbahn der Elektronen ist.
8
Im Prinzip könnte man ein leistungsschwaches Magnetron nutzen, um die im ersten Resonator eines Klystrons
einzukoppelnden Mikowellen zu erzeugen. Heutzutage kommen aber auch andere Mikrowellenosszillatoren wie
Gunn-Dioden für diese Aufgabe in Frage.
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6.5.6
Hohlleiter
Um die Mikrowellen vom Magnetron bzw. Klystron zum Beschleunigerrohr führen zu können
auf Grund der hohen Leistungen keine Koaxial-Kabel benutzt werden, sondern es werden Hohlleiter eingesetzt. Das Prinzip eines Hohlleiters ist in Abbildung 96 dargestellt. Typische Querschnittsabmessungen von Hohlleitern im Frequenzbereich von 3 GHz sind etwa 7 x 3,5 cm2.
Wären die Hohlleiter mit Luft gefüllt, so käme es aufgrund der sehr hohen elektrischen Feldstärke im Hohlleiter zu Überschlägen also zum Kurzschluß zwischen oberer und unterer Platte. Um
dies zu vermeiden, werden sämtliche Hohlleiter im Linearbeschleuniger mit einem dielektrischen
Gas gefüllt. Dies ist zumeist SF6 (Schwefel-Hexafluorid). Kommt es durch Undichtigkeiten im
Hohlleitersystem zu einem Eindringen von Luft, kann dies zur Zerstörung der Hohlleiter führen.
Aus diesem Grund wird an den Linearbeschleunigern der SF6-Druck täglich kontrolliert.
Abbildung 96: Prinzip des Hohlleiters. Links: Querschnitt durch einen Wellenleiter bestehend aus zwei zueinander parallelen
Metallplatten. Die Ausbreitungsrichtung der elektromagnetischen Wellen ist senkrecht zur Papierebene. Entspricht die Breite des
Hohlleiters gerade der halben Wellenlänge der Wellen, so ergibt sich über den Querschnitt die gezeigte Verteilung des elektrischen Feldvektors, d.h. am Rande der Platten ist die elektrische Feldstärke 0. Damit können die beiden Platten auch problemlos
leitend miteinander verbunden werden, ohne dass es zu einem Kurzschluss kommt. Dies ist das Prinzip des Hohlleiters. Rechts ist
neben dem in senkrechter Richtung verlaufenden E-Feld das dazu senkrechte magnetische Feld eingezeichnet.
Abbildung 97: Querschnitt in Ausbreitungsrichtung der elektromagnetischen Wellen. Das elektrische Feld steht senkrecht zur
Papierebene (Schnitt entlang Linie A-A in (C)), die gestrichelt gezeichneten magnetischen Feldlinien bilden konzentrische Ringe
um die E-Feldlinien9
9
Der gezeigte Schwingungsmodus im Hohlleiter wird TE-Mode (transversal-elektrisch) bezeichnet, da der elektrische Feldvektor senkrecht zur Ausbreitungsrichtung der Wellen schwingt. Es sind auch andere Schwingungsmoden
in einem Hohlleiter möglich (siehe Abschnitt 6.5). Welcher Schwingungsmode sich im Hohlleiter ausbildet, hängt
lediglich von den geometrischen Abmessungen des Hohlleiters ab.
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6.5.7
Modulator
Die für den Betrieb eines Klystrons oder Magnetrons notwendigen Hochspannungen von etwa
100 – 150 kV werden im so genannten Modulator erzeugt. Dies sind Hochspannungsnetzteile,
die in der Lage sind, Hochspannungspulse mit sehr hoher Leistung (einige MW) zu erzeugen.
Der prinzipielle Aufbau eines Modulators ist in Abbildung 98 wiedergegeben. Wesentliche
Komponenten sind die mit C1 – C5 bezeichneten Kondensatoren in Abbildung 98 und
Abbildung 99, die über die Spulen L1 und L2 – L5 aufgeladen werden. Bei Schließen des Schalters S3 fließt die gespeicherte Ladung über den Widerstand R2 ab. Der Widerstand R2 entspricht
dem Klystron bzw. Magnetron. Die Kaskade, bestehend aus den Kondensatoren und Spulen,
wird im Allgemeinen als PFN (Puls Forming Network) bezeichnet. Die Spannung, mit der die
Kondensatoren typischerweise aufgeladen werden, liegt bei ca. 10 kV.
Abbildung 98: Prinzipieller Aufbau des Modulators
Abbildung 99: Technische Realisierung eines Modulators. Zu erkennen ist die bereits in Abbildung 98 gezeigte KondensatorKaskade, die aufgeladen wird. Der Schalter S3 ist ersetzt worden durch das Thyratron V2. Bevor die Pulse zum Magnetron bzw.
Klystron gehen, werden sie mittels des Transformators T1 im Verhältnis etwa 1:4 bis 1:11 (je nach Bauart und Typ des
Magnetrons bzw. Klystrons) hochtransformiert.
Der in Abbildung 98 gezeigte mechanische Schalter S2 zur Entladung der PFN wird bei der
technischen Realisierung eines Modulators ersetzt durch eine Triode (Thyratron). Gleichzeitig zu
den Pulsen für die Gun (Injektion der Elektronen ins Beschleunigerrohr - Abschnitt 6.5.4) wird
das Thyratron angesteuert und damit ein Mikrowellenpuls vom Klystron oder Magnetron erzeugt. Im Unterschied zur Abbildung 98 erkennt man in Abbildung 99 einen zusätzlichen Transformator (T1), der die von der PFN kommenden Pulse im Verhältnis 1:4 bis 1:11, je nach Bauart
des Magnetrons bzw. Klystrons, hochtransformiert. Hinter dem Transformator T1 schließt sich
direkt das Magnetron bzw. Klystron an.
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6.5.8
Bending-Magnet
Aufgrund der Baulänge der Beschleunigerrohre von ≈ 1,3 m (Stahwellenbeschleuniger) bzw. ≈
2,5 m (Wanderwellenbeschleuniger) werden die Rohre in der Regel waagerecht in die Gantry
des Beschleunigers eingebaut. Dies bedeutet, dass der Elektronenstrahl um 90° abgelenkt werden
muss, bevor er auf das Target trifft, bzw. therapeutisch genutzt werden kann. Die Umlenkung
erfolgt mittels des so genannten Bending-Magneten, bei dem zwei Bauformen existieren: die
90°-Umlenkung (Abbildung 100) sowie die 270°-Umlenkung (Abbildung 101).
Abbildung 100: 90°-Bending-Magnet. Das homogene magnetische Feld wird von Spulen erzeugt, die Feldlinien stehen senkrecht zur Papierebene. Die Abbildung verdeutlicht die Nachteile dieser einfachen 90°-Ablenkung: der Bending-Magnet wirkt
nicht als achromatische Linse10, sondern das magnetische Feld sorgt für eine spektrale Aufspaltung des Elektronenstrahls (a). Bei
einem nicht ideal kolllimierten Elektronenstrahl kommt es darüber hinaus zu einer weiteren unerwünschten Aufspaltung des
Strahls ((b) und (c)).
10
Der Begriff achromatisch bedeutet "unabhängig von der Farbe" und kommt aus der Optik. Eine achromatische
optische Linse besitzt die Eigenschaft, dass die Brennweite für alle Farben (d.h. Energien) identisch ist. Um dies bei
einer optischen Linse zu erreichen, muss diese besonders vergütet werden.
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Abbildung 101: 270°-Bending-Magnet. Durch spezielle Formung der Polschuhe wird eine achromatische Linse erreicht, d.h. die
Elektronen treffen unabhängig von ihrer Energie hinter dem Bending-Magnet wieder in einem Punkt zusammen. An diesem Ort
befindet sich das Target. Um einen möglichst monoenergetischen Elektronenstrahl zu erhalten, verwenden einige Hersteller einen
zusätzlichen Spalt innerhalb des Bending-Magneten, der so bemessen ist, dass die Abweichung von der Sollenergie der Elektronen ± 2 % nicht übersteigt. Zusätzliche Spulen ("Steering-Coils") sorgen dafür, dass die Elektronen auf der Sollbahn bleiben
(siehe Abschnitt 6.5.9).
Aufgrund der in Abbildung 100 verdeutlichten Nachteile des 90°-Bending-Magneten sind heutige Beschleuniger durchgängig mit einem 270° Magneten ausgestattet.
6.5.9
Strahler-Kopf
Die wichtigsten Komponenten des Strahlerkopfes zeigt die Abbildung 102. Direkt unterhalb des
Bending-Magneten befindet sich das Target, das im Elektronenbetrieb aus dem Strahlengang
entfernt wird. Am unteren Ende des Primärkollimators schließt ein Beryllium-Fenster den evakuierten Teil des Beschleunigers (Beschleunigerrohr - Bending-Magnet - Target) ab. Darunter befindet sich das so genannte Karrousel, auf dem sich die Ausgleichsfilter für den Photonen- sowie
die Streufolien für den Elektronenbetrieb befinden. Je nach gewählter Energie- und Strahlenart
werden diese in den Strahlengang gebracht. Auf die Funktion der Ausgleichsfilter sowie den
Aufbau der in Abbildung 102 gezeigten Monitorkammer (Ionisationskammer) wird weiter unten
ausführlicher eingegangen. Die gezeigten motorisch verfahrbaren Blendenpaare ("Jaws") dienen
dem Einstellen der gewünschten Feldgröße. Bei den meisten Beschleunigern ist dabei jede Blende einzeln einstellbar und kann über den Zentralstrahl hinaus bewegt werden ("Asymmetrische
Blenden"). Um irregulär geformte Felder zu bestrahlen, verfügen moderne Linacs darüberhinaus
über einen Multileaf-Kollimator (MLC)11, die entweder ein Blendenpaar ersetzen (Fa. Siemens)
oder unterhalb des zweiten Blendenpaares im Kopf installiert sind (Fa. Varian). Die MLC's bestehen je nach Hersteller und Typ aus 54 – 120 einzelnen, motorisch einstellbaren WolframLamellen (Abbildung 103). Die Projektion der Lamellenbreite im Isozentrum liegt zwischen 0,5
und einem Zentimeter.
11
Existiert kein MLC, so kann die irreguläre Feldform durch Bleiblöcke im Strahlengang erreicht werden, die individuell für den Patienten hergestellt werden.
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Abbildung 102: Strahlerkopf eines Beschleunigers
Abbildung 103: Multileaf-Kollimator. Durch die individuelle Positionierung jeder Lamelle lassen sich fast alle klinisch relevanten Feldformen realisieren.
Für spezielle Anwendungen der Strahlentherapie, bei denen mit sehr kleinen Feldern bestrahlt
wird (Stereotaxie, Bestrahlungen im Kopf-Hals-Bereich), werden MLC's angeboten, bei denen
die aufs Isozentrum projizierte Lamellenbreite lediglich 2,5 – 3 mm beträgt. Dies sind Zusatzgeräte, die bei Bedarf an den Kopf des Beschleunigers angeflanscht werden.
Die im Target erzeugte Bremsstrahlung wird im Energiebereich von einigen MeV stets in Vorwärtsrichtung emittiert, die hinter dem Target resultierende Fluenzverteilung ist praktisch gaußförmig (Abbildung 104). Um über die gesamte Feldgröße ein homogenes Feld zu erreichen, wird
in den Strahlengang ein Ausgleichskörper gebracht. Die Form des Ausgleichkörpers ist so gewählt, dass die Absorption der Strahlung im Zentralstrahl am größten ist und nach außen hin
abnimmt, so dass ein homogenes Feld resultiert. Die Form des Ausgleichkörpers muss für jede
Photonenenergie unterschiedlich sein (Abbildung 105).
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Abbildung 104: Funktion des Ausgleichskörpers (Photonenbetrieb)
Links: Fluenzverteilung hinter dem Target ohne Ausgleichkörper; Rechts: Mit Ausgleichskörper
Abbildung 105: Ausgleichkörper für verschiedene Energien. (a): Blei für niedrige Energien (b) Blei oder Wolfram für Energien
von etwa 15 MeV; (c) Eisen mit Bleikern für Photonenenergie von etwa 25 MeV; (d) Aluminium oder Stahl für Energien E > 25
MeV.
Bedingt durch die unterschiedliche Weglänge der Strahlung durch den Ausgleichsfilter kommt es
zu einer unterschiedlichen Aufhärtung der Strahlung. Diese ist im Bereich des Zentralstrahles am
stärksten, an den Feldrändern am geringsten. Die unterschiedliche spektrale Zusammensetzung
der Strahlung ist der Grund dafür, dass sich die Form der in Wasser gemessenen Querverteilungen mit der Messtiefe ändert (Abbildung 106). Während in geringen Tiefen die Dosisleistung
vom Zentralstrahl zum Feldrand zunimmt, flachen die Verteilungen mit zunehmender Messtiefe
immer mehr ab, da in den äußeren Bereichen aufgrund der geringeren mittleren Photonenenergie
der mittlere Massenschwächungskoeffizient und damit die Absorption größer ist.
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Stand: SS 2004
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Abbildung 106: In Wasser gemessene Dosisquerverteilungen eines Linearbeschleunigers in unterschiedlichen Messtiefen. Mit
zunehmender Messtiefe werden die Verteilungen immer flacher (siehe Text).
Voraussetzung für homogene, symmetrische Querverteilungen ist in jedem Fall, dass die Spitze
des Ausgleichsfilters genau unterhalb des Auftreffpunktes der Elektronen (Fokus) sitzt. Ist dies
nicht der Fall, so kommt es zu klinisch nicht akzeptablen asymmetrischen bzw. inhomogenen
Querverteilungen wie in Abbildung 107 dargestellt.
Abbildung 107: Auswirkungen eines nicht richtig justierten Elektronenstrahls im Photonenbetrieb eines Beschleunigers.
(a): Optimale Justierung
(b): Strahl trifft nicht senkrecht auf Target
(c): Strahl trifft versetzt auf das Target
(d): Zu starke Divergenz des auftreffenden Elektronenstrahls
Um eine optimale Justierung des Elektronenstrahls zu gewährleisten, befinden sich im BendingMagneten und am Ende des Beschleunigerrohres Spulenpaare ("Steering-Coils" – siehe
Abbildung 101 und Abbildung 108), mit denen der Auftreffpunkt sowie der Divergenzwinkel
unter dem die Elektronen auf das Target treffen, korrigiert werden können. Die Regelsignale für
diese Spulen werden dem Dosismonitorsystem entnommen (Abbildung 108).
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Abbildung 108: Dosismonitorsystem und daraus abgeleitete Regelsignale für die "Steering-Coils" sowie für die Dosimetrie.
MU1 und MU2 bedeuten die Monitorunits der beiden Messkammern. Die eigentliche Messkammer ist blau eingerahmt und zur
Verdeutlichung weit auseinander gezogen. Die Bauhöhe einer derartigen Kammer beträgt etwa 1 cm.
Das Dosismoinitorsystem besteht aus zwei vollständig unabhängig arbeitenden Systemen von
Ionisationskammern, die sich direkt im Strahlengang, oberhalb der Blenden, befinden
(Abbildung 102). Jedes dieser Monitorsysteme besteht aus 4 einzelnen Ionisationskammern. Die
jeweils größeren, inneren beiden Kammern liefern die Anzahl der bestrahlten Monitoreinheiten
(Signale A+B und Signale C+D in Abbildung 108).
Das Abschalten der Strahlung nach der vom Benutzer gewählten Anzahl von Monitoreinheiten
(MU) erfolgt im Normalfall durch den Monitor 1. Der Dosismonitor 2 ist so eingestellt, dass
dieser nach einer um ca. 5 % höheren Dosis abschaltet. Dadurch ist gewährleistet, dass selbst bei
Ausfall des Monitorsystems 1 der Patient mit keiner nennenswert erhöhten Dosis bestrahlt wird.
Im Gegensatz zu den in der klinischen Dosimetrie eingesetzten Ionisationskammern (vergl. Kapitel 4.2.1.1) sind die im Strahlerkopf eingesetzten Dosismonitore geschlossene Ionisationskammern, d.h.: Das Messsignal ist praktisch unabhängig vom herrschenden Luftdruck und der
Temperatur.
Welcher Dosis im Wasserphantom eine Monitoreinheit entspricht, wird durch die Kalibrierung
des Monitorsystems festgelegt. Dies ist Aufgabe des Medizinphysik-Experten. In den meisten
Kliniken wird der Beschleuniger so kalibriert, dass 100 MU einer Dosis von 1 Gy in 10 cm Wassertiefe bei einer Feldgröße von 10 x 10 cm2 entsprechen.
Das Verhältnis von der Dosis, die im Wasserphantom gemessen wird, zur Anzahl der bestrahlten
Monitoreinheiten hängt einerseits von der Messtiefe und dem Abstand Fokus-Messkammer ab,
andererseits auch von der eingestellten Feldgröße. Die Feldgrößenabhängigkeit wird durch den
so genannten Outputfaktor (OF) charakterisiert:
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OF( A, z) =
D( A, z)
D( Aref , z)
Darin bedeutet A die Feldgröße, Aref die Referenzfeldgröße (i.a.: 10x10 cm2) und z die Messtiefe.
Abbildung 109: Outputfaktor eines Beschleunigers mit einer Photonenenergie von 15 MV12 als Funktion der Länge des eingestellten quadratischen Feldes in cm. Die rote Linie dient lediglich zur Verdeutlichung des steilen Anstiegs bei kleinen Feldgrößen.
Per Definition ist der Outputfaktor bei A = Aref gleich 1, bei größeren Feldgrößen nimmt der
Outputfaktor wegen der zunehmenden Streustrahlung aus dem bestrahlten Volumen zu. Der steile Abfall des OF bei kleinen Feldgrößen ist auf mehrere Gründe zurückzuführen:
¾ Weniger Streustrahlung aus der Umgebung des Messpunktes;
¾ Fehlendes laterales Sekundärelektronen-Gleichgewicht (siehe Abbildung 110);
¾ Zunehmende Rückstreuung von den Blendenpaaren auf die Monitorkammer (siehe
Abbildung 102).
Die Rückstreuung von Photonen zurück in die Monitorkammer findet vor allem an dem fokusnahen Blendenpaar statt. Dies erkennt man besonders deutlich bei der Dosimetrie schmaler
rechteckiger Felder, z.B. bei Feldkonfigurationen wie 3 x 30 cm2 und 30 x 3 cm2. In beiden Fällen ergeben sich Unterschiede in der Dosis/MU. In dem Fall, wo die kurze Seite des Rechtecks
durch das obere Blendenpaar gegeben ist, wird die Dosis/MU aufgrund der größeren Rückstreuung kleiner sein als im umgekehrten Fall.
Abbildung 110 verdeutlicht den Begriff des lateralen Sekundär-Elektronen-Gleichgewichtes.
Dabei wird in einem Gedankenexperiment ein Phantom, das mit Photonen bestrahlt wird, in vertikale Schichten geteilt. Aufgrund der endlichen Reichweite der entstehenden Sekundärelektronen wird ein Teil dieser Sekundärelektronen die Schicht seitlich verlassen. Andererseits werden
12
Die Bezeichnung "Photonenenergie von 15 MV" ist physikalisch nicht korrekt. Gemeint ist damit das resultierende Photonenbremsspektrum von Elektronen, die mit einer Energie von 15 MeV auf ein Target treffen. Dieser Sachverhalt wird meist verkürzt umschrieben mit "Photonenenergie von 15 MV-X"
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aus den benachbarten Schichten Sekundärelektronen in die betrachtete Schicht hineingestreut, so
dass ein Gleichgewicht zwischen hinein und hinaus gestreuten Elektronen herrscht. Lediglich am
Feldrand bricht dieses Gleichgewicht zusammen. Werden die Felder am Beschleuniger so klein
gewählt, dass deren Ausdehnung in der Größenordnung der Reichweite der Sekundärelektronen
liegt (je nach Photonenenergie ≈ 1 – 2 cm), so ist auf dem Zentralstrahl des Feldes kein laterales
Sekundärelektronen-Gleichgewicht mehr gegeben, d.h. ein Teil der erzeugten Sekundärelektronen deponiert seine Energie außerhalb der geometrischen Feldgrenzen und die auf dem Zentralstrahl gemessene Dosis/MU ist deutlich geringer als bei Feldgrößen, bei denen in Feldmitte laterales Sekundärelektronen-Gleichgewicht herrscht13.
Abbildung 110: Laterales Sekundär-Elektronen-Gleichgewicht. Die primären Photonen sind durch Pfeile dargestellt, die Sekundärelektronen durch die punktierten Linien.
13
Vergleiche Excel-Datei "Convolution.xls". Wird in dem Tabellenblatt das Feld immer kleiner gemacht, so zeigt
sich in den Querprofilen ab einer gewissen Größe eine deutliche Abnahme der Dosis in der Feldmitte.
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7
Dosisverteilungen in der perkutanen Strahlentherapie
7.1
Charakterisierung und Eigenschaften von Dosisverteilungen
Der Begriff der Dosisverteilung bezeichnet die räumliche Verteilung der Energiedosis (in Gy
oder Prozent) im Patienten. Die Darstellung von Dosisverteilungen erfolgt in aller Regel in Form
von Isodosenlinien oder kurz Isodosen, d.h. Kurven, die innerhalb einer Ebene Punkte gleicher
Dosis verbinden. Weitere häufig benutzte Begriffe sind
¾ Dosisprofil: Dosisverteilung entlang einer (beliebigen) Geraden;
¾ Tiefendosisverteilung oder Tiefendosiskurve: Dosisverteilung entlang des Zentralstrahles eines Feldes. Der Zentralstrahl bezeichnet die Gerade, die vom Fokus durch das
Isozentrum läuft bzw. vom Fokus durch den geometrischen Schwerpunkt des Bestrahlungsfeldes (bei nicht isozentrischen Bestrahlungsgeräten);
¾ Dosisquerprofil: Dosisverteilung entlang einer Geraden senkrecht zum Zentralstrahl;
¾ Dosisquerverteilung: Dosisverteilung in einer Ebene senkrecht zum Zentralstrahl
Da die Dosisverteilungen bei jedem Bestrahlungsgerät individuell sind, selbst wenn es sich um
Geräte des gleichen Typs oder Fabrikats handelt, werden diese bei Neuinstallation eines Beschleunigers im Wasserphantom extensiv gemessen. Die Daten stellen einerseits die Grundlage
der regelmäßigen Qualitätssicherung dar und werden andererseits für viele Bestrahlungsplanungssysteme als Grundlage für die Dosisberechnung benötigt, bzw. werden zum Anpassen der
Rechnermodelle an den individuellen Beschleuniger benötigt.
7.1.1
Verlauf von Tiefendosiskurven für Photonen- und Elektronenstrahlung
Der Verlauf von Tiefendosiskurven hängt gemäß der physikalischen Wechselwirkungen der
Strahlung mit der Materie von den folgenden Faktoren ab:
¾
¾
¾
¾
Strahlenart
Energie der Strahlung
Fokus-Oberflächen-Abstand (1/r2 – Gesetz!!)
Größe des durchstrahlten Volumens bzw. bei konstanter Objektdicke Größe des Feldes
(Streuung!!!)
¾ Eigenschaften des Mediums
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Abbildung 111: Links: Relative Tiefendosiskurven in Wasser für verschiedene Photonenenergien
Rechts: Relative Tiefendosiskurven in Wasser für verschiedene Elektronenenergien
Während die Tiefendosiskurven von Photonenstrahlung nach Durchlaufen des Maximums einen
exponentiellen Abfall mit der Tiefe zeigen, zeigt sich bei Elektronenstrahlung hinter dem plateauartigen Maximum ein steiler Dosisabfall auf etwa 3 – 5 % des Dosismaximums. Dieser
Strahlungsuntergrund ist die Bremsstrahlung, die in den Streufolien entsteht. Die Aufgabe der
Streufolien bei Elektronenstrahlung ist das Aufstreuen des sehr feinen Elektronenstrahles, so daß
im Abstand des Isozentrums homogene Strahlungsfelder in einer Größe bis etwa 30 x 30 cm2
entstehen. Die verschiedenen Begriffe zur Charakterisierung von Elektronentiefendosiskurven
sind in Abbildung 112 erläutert.
Abbildung 112: Verlauf der Tiefendosiskurve bei Elektronenstrahlung. Die darin angegebenen Bezeichnungen der Reichweite
haben die folgende Bedeutung:
R100: Tiefe des Dosismaximums R85: therapeutische Reichweite (je nach Klinik oft auch R90 oder R80)
R50: Halbwerttiefe
Rp: Praktische Reichweite
Rmax: Maximale Reichweite
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Abbildung 113 zeigt die Änderung der Tiefendosisverlaufes mit der Feldgröße bzw. mit der Änderung des durchstrahlten Volumens für Photonen- und Elektronenstrahlung. Die Fluenz der
Primärstrahlung ist dabei in allen Fällen identisch, die Zunahme der Dosis ist auf die seitliche
Streuung der Primärstrahlung zurückzuführen. Da die Winkelverteilung der Streustrahlung von
der Energie der Primärstrahlung abhängt (vergl. Kapitel 2) ist die Dosisänderung bei Änderung
der Feldgröße eine Funktion der Primärstrahlenergie. So erfolgt bei sehr hohen Photonenenergien (ab ca. 40 MeV) die Streuung praktisch nur in Vorwärtsrichtung, so dass der Einfluss der
Feldgröße auf die Dosis vernachlässigbar ist. Umgekehrt nimmt der Anteil der in seitlicher Richtung gestreuten Primärstrahlung mit abnehmender Energie zu, so dass die Abhängigkeit der Dosis von der Feldgröße bei niedrigen Energien deutlich ausgeprägt ist.
Abbildung 113: Abhängigkeit des Tiefendosisverlaufes von Photonenstrahlung (links) und Elektronenstrahlung (rechts) von der
eingestellten Feldgröße FG.
In diesem Zusammenhang ist der Begriff der äquivalenten Feldgröße von großer Bedeutung.
Felder werden als äquivalent bezeichnet, wenn sie bei ansonsten identischen Parametern (Energie, FOA, ...) jedoch unterschiedlichen Feldgrößen einen identischen Tiefendosisverlauf zeigen,
d.h. identische Streuverhältnisse herrschen. In guter Näherung gilt:
s=
2⋅ a ⋅ b
a+ b
a und b bezeichnet dabei die Kantenlängen eines rechteckigen Feldes, s die Seitenlänge des äquivalenten quadratischen Feldes. Damit ist z.B. ein rechteckiges Feld der Kantenlänge 5 x 20
cm2 einem quadratischen Feld der Seitenlänge 8 cm2 (in erster Näherung) äquivalent. Das Konzept der äquivalenten Felder hatte vor allem in Zeiten, als es noch keine Bestrahlungsplanungscomputer gab eine große Bedeutung, wird jedoch auch heute noch benutzt, um vom Computer
errechnete Bestrahlungspläne auf manuellem Wege zumindest in einzelnen Punkten (meist im
Isozentrum) zu verifizieren.
Da die physikalischen Wechselwirkungsprozesse einerseits von den Eigenschaften der Strahlung
abhängen, andererseits natürlich auch von den Eigenschaften der Materie, in der die Wechselwirkungen stattfinden, hängt natürlich auch die Dosisverteilung im Medium von diesem selbst
ab. Bei gegebener Art und Energie der Strahlung hängen die linearen Wechselwirkungskoeffizienten und damit die Dosisverteilungen im Wesentlichen von der Dichte des Materials ab. Den
Einfluss unterschiedlicher Inhomogenitäten auf den Tiefendosisverlauf von Photonen- und Elektronenstrahlung zeigt die Abbildung 114, wobei die Verhältnisse im Übergangsbereich der Medien stark vereinfacht wiedergegeben sind. Aufgrund der unterschiedlichen Streuverhältnisse in
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den verschiedenen Medien ergibt sich an den Grenzflächen innerhalb einer Reichweite der Sekundärelektronen ein wesentlich komplexerer Dosisverlauf.
Abbildung 114:
Links:
Verlauf von Tiefendosiskurven von 8 MV-Photonenstrahlung in Wasser mit einer Inhomogenität,
die aus Lungengewebe bzw. Knochen besteht.
Rechts: Tiefendosisverlauf von 20 MeV-Elektronen mit einer aus Lunge bzw. Knochen bestehenden
Inhomogenität.
Abbildung 115: Zum Begriff der radiologischen Tiefe d'
d' errechnet sich gemäß: d' = d1 ⋅ ρ1 + d2 ⋅ ρ2 + d3 ⋅ ρ3
Die adäquate Berücksichtigung von Gewebeinhomogenitäten ist auch heute noch bei vielen
kommerziellen Bestrahlungsplanungsrechnern mangelhaft. In den meisten Fällen wird, wie auch
in Abbildung 114 lediglich eine einfache eindimensionale Korrektur der Inhomogenitäten bei der
Primärstrahlung nach dem Konzept der "radiologischen Tiefe" vorgenommen (z.B. bei PencilBeam-Algorithmen). In Analogie zum Konzept des Massenschwächungskoeffizienten wird die
Primärstrahlfluenz nicht in der Tiefe d des Mediums bzw. des Patienten berechnet, sondern bei
dem Wert ρ ⋅ d, wobei ρ die Dichte innerhalb des Mediums ist. Bei diesem eindimensionalen
Konzept wird vernachlässigt, dass die Ausbreitung der entstehenden Streustrahlung durch vorhandene Inhomogenitäten in allen drei Dimensionen verändert wird. Der Einfluss unterschiedlicher Methoden zur Berücksichtigung von Gewebsinhomogenitäten auf die Dosisverteilung ist in
Abbildung 116 wiedergegeben. Im mittleren Teil ist eine eindimensionale Korrektur gezeigt, im
rechten Teil der Abbildung ist die Dosisverteilung wiedergegeben, wenn eine korrekte dreidimensionale Korrektur der Gewebeinhomogenitäten durchgeführt wird.
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Abbildung 116: Dosisverteilungen eines 18 MV-Photonenstehfeldes in Wasser berechnet mit unterschiedlichen Algorithmen.
Das schwarze Quadrat stellt eine luftgefüllte Inhomogenität dar. Bei der Berechnung im linken Teil wurde die Inhomogenität
überhaupt nicht berücksichtigt, im mittleren Teil erfolgte eine eindimensionale Inhomogenitätskorrektur (üblich bei sogenannten
Pencil-Beam-Algorithmen). Im rechten Teil der Abbildung erfolgte eine korrekte dreidimensionale Berechnung der Streustrahlung mit Berücksichtigung der Inhomogenitäten. Diese Klasse von Algorithmen werden "Collapsed Cone" oder "SuperpositionsAlgorithmen" genannt.
7.1.2
Dosisquerverteilungen
Der typische Verlauf von in Wasser gemessenen Dosisquerverteilungen bei Photonenstrahlung
ist in Abbildung 117 wiedergegeben. Entspricht die Messtiefe etwa der Tiefe des Maximums der
Tiefendosiskurve, so zeigen die Querverteilungen vom Zentralstrahl nach außen hin einen leichten Anstieg, was auf die spezielle Form des Ausgleichsfilters zurückzuführen ist (Abbildung
117). Da die Dicke des Ausgleichsfilters im Bereich des Zentralstrahles am größten ist und nach
außen hin abnimmt, ist damit auch eine Änderung der Strahlenqualität über den Bereich des Feldes verbunden. Im Zentralstrahl ist die Strahlenqualität am größten, da die niederenergetischen
Anteile deutlich stärker herausgefiltert werden als in den äußeren Bereichen des Feldes. Mit zunehmender Messtiefe der Querverteilungen nimmt die Homogenität der Querverteilungen zu, da
die Absorption im Wasser in den äußeren Feldbereichen aufgrund der geringeren Strahlenqualität größer ist als im Bereich des Zentralstrahles. Nimmt die Messtiefe noch weiter zu, so zeigt
sich aufgrund dieser Tatsache sogar ein Abflachen der Querverteilung nach außen hin. Die Ausgleichsfilter sollten so bemessen sein, dass in einer Tiefe von ca. 10 cm ein ausgeglichenes, d.h.
homogenes Feld resultiert.
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Abbildung 117: Relative Dosisquerverteilungen von 6 MV-X Photonenstrahlung in verschiedenen Messtiefen im Wasserphantom
Die Form der Querverteilungen kann durch den Einsatz von Keilfiltern verändert werden, um bei
bestimmten Bestrahlungsgeometrien die Homogenität der Dosis in dem zu bestrahlenden Volumen zu erhöhen. Keilfilter werden von den Firmen entweder als physikalische Keile angeboten,
die zusätzlich am Bestrahlungskopf für die jeweilige Bestrahlung angebracht werden (Abbildung
118) oder als so genannte dynamische Keilfilter. Während bei physikalischen Keilfiltern die
Wirkung einfach auf der Absorption der Strahlung in dem unterschiedlich dicken Material beruht, erfolgt bei dynamischen Keilfiltern durch eine Bewegung einer Blende während der Bestrahlung eine Modulation der Fluenz.
Abbildung 118: Änderung des Isodosenverlaufs durch Keilfilter mit unterschiedlichem Keilfilterwinkel (15°, 30°, 45°, 60°). Die
Angabe des Keilfilterwinkels bezieht sich dabei nicht auf die Neigung des Keiles, sondern auf die Neigung der Isodosen.
Abbildung 119: Physikalischer Keilfilter
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7.2
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Klinische Volumina und Dosisbegriffe
Für die Bestrahlungsplanung sind durch den ICRU-Report 50 Termini eingeführt worden, die
international Anwendung finden und im folgende erläutert werden sollen. Wegen ihrer internationalen Bedeutung sind diese Bezeichnungen auch in das deutsche Normenwerk übernommen
worden (DIN 6814-8 und DIN 6827-1).
Makroskopisches Tumorvolumen (Gross Tumor Volume – GTV):
Volumen, in dem mit diagnostischen Methoden Tumorgewebe nachweisbar ist.
Tumorausbreitungsgebiet:
Volumen außerhalb des makroskopischen Tumorvolumens, bei dem angenommen werden muss,
dass es Tumorzellen enthält, obwohl diese diagnostisch nicht nachweisbar sind. Der Begriff des
Tumorausbreitungsgebietes existiert in ICRU-50 nicht. Dort entspricht es im Wesentlichen dem
clinical target volume (s.u.).
Abbildung 120: Veranschaulichung der verschiedenen onkologischen Volumina nach ICRU 50
Klinisches Zielvolumen (Clinical Target Volume – CTV):
Volumen, das räumlich zusammenhängende onkologische Volumina umschließt, in denen ein
bestimmtes radioonkologisches Behandlungsziel erreicht werden soll. Sollen in räumlich zusammenhängenden onkologischen Volumina unterschiedliche Energiedosen erreicht werden, so
werden entsprechend unterschiedliche Klinische Zielvolumina festgelegt.
Planungszielvolumen (Planning Target Volume – PTV):
Volumen, das unter Berücksichtigung
¾ räumlicher Verlagerungen des klinischen Zielvolumens (z.B. durch Atmung etc.);
¾ von Größenänderungen des tumortragenden Organs oder Gewebes, (z.B. durch unterschiedliche Füllungszustände der Blase oder bei ödematösen Reaktionen etc);
¾ der begrenzten Reproduzierbarkeit der Lagerung und Positionierung des Patienten
das klinische Zielvolumen enthält.
Behandeltes Volumen (Treated Volume):
Volumen, das von derjenigen Isodosenfläche begrenzt wird, auf der die Energiedosis als ausreichend für das Erreichen des Behandlungsziels angesehen wird (i.a.: die Minimaldosis im PTV,
also 95 %).
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Wie groß die Unterschiede zwischen klinischem Zielvolumen und Planungszielvolumen sind,
hängt damit einerseits von dem Organ bzw. der Körperregion ab, die bestrahlt wird, andererseits
von der Qualität einer reproduzierbaren Lagerung des Patienten. Da diese durchaus von Klinik
zu Klinik variieren kann, ist es Aufgabe der einzelnen Kliniken, Regeln aufzustellen, wie groß
der "Saum" um das klinische Zielvolumen sein muss, um zum Planungszielvolumen zu gelangen. Die Größe des "Saumes" kann dabei durchaus in den verschiedenen Richtungen unterschiedlich sein.
Die Praxis beim Einzeichnen der onkologischen Volumina in die CT-Studie des Patienten ist
dabei von Klinik zu Klinik durchaus unterschiedlich. In einigen Kliniken wird vom Arzt sofort
das Planungszielvolumen gezeichnet, in anderen Kliniken wird das klinische Zielvolumen eingezeichnet, mit der Maßgabe an den Medizinphysiker, in den verschiedenen Raumrichtungen einen
Saum von x, y, z Millimetern hinzuzufügen, um das Planungszielvolumen zu erhalten. Unabhängig von der Art des Vorgehens muss allen an der Bestrahlungsplanung Beteiligten klar sein, was
mit dem vom Arzt eingezeichneten Zielvolumen gemeint ist.
Berechnete Dosisverteilungen in CT-Studien werden meistens als relative Dosisverteilungen
dargestellt, wobei die Dosis im Referenzpunkt 100 % beträgt. Für die Wahl des Referenzpunktes
existieren einige Regeln, die eingehalten werden sollten.
¾ Die Dosis im Referenzpunkt sollte repräsentativ für das Planungszielvolumen sein
¾ Die Lage des Referenz-Dosispunktes sollte in einfacher und eindeutiger Weise beschrieben werden können
¾ Der Referenz-Dosispunkt sollte nicht in einem Gebiet mit hohem Energiedosisgradienten
liegen
Liegt das Isozentrum im Planungszielvolumen, so wird dieses im Allgemeinen als DosisReferenzpunkt gewählt.
Vom Dosis-Referenzpunkt ist der so genannte Zielpunkt oder geometrische Referenzpunkt zu
unterscheiden. Der Zielpunkt ist ein Punkt im Patienten oder an dessen Oberfläche, der durch die
Positionierung des Patienten mit einem ausgezeichneten Punkt des Koordinatensystems der
Gantry (meist dem Isozentrum) zur Deckung gebracht wird. Der Zielpunkt dient der Übertragung
der im Rechner durchgeführten CT-Planung auf den Patienten sowie der Positionierung des Patienten am Beschleuniger.
Hinsichtlich der Dosishomogenität fordert die ICRU-50 eine minimale Dosis von 95 % innerhalb
des Planungszielvolumens, als Maximalwert sollte der Wert von 107 % nicht überschritten werden. Diese Forderung ist nicht in jedem Falle einzuhalten.
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7.3
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Bestrahlungsplanung
Ziel der therapeutischen Anwendung ionisierender Strahlung ist die Vernichtung aller maligner
Zellen, bei weitestgehender Schonung des umliegenden, gesunden Gewebes (Vernichtung ≅ klonogener Zelltod). Das Erreichen dieses Zieles bedeutet die gleichzeitige Optimierung sämtlicher
physikalisch-technischer Bestrahlungsparameter, die Einfluss auf die Dosisverteilung im Patienten haben:
¾
¾
¾
¾
Art und Energie der eingesetzten Strahlung
Anzahl der Bestrahlungsfelder sowie deren geometrische Anordnung
Form und Größe der Felder
Modulation der Fluenz der Bestrahlungsfelder mittels Keilfilter oder Kompensatoren
Werden alle angeführten "Freiheitsgrade" der Bestrahlung in diesen Optimierungsprozess einbezogen, so führt dieses zunächst einfach erscheinende mathematische Problem zu einem nichtkonvexen Optierungsproblem, das nicht eindeutig lösbar ist. Wird jedoch nur ein Teil der freien
Parameter berücksichtigt (Modulation der Fluenz der Felder bei gegebener Bestrahlungsgeometrie), so kann diese Problem numerisch gelöst werden. Dieses Verfahren wird inverse Bestrahlungsplanung genannt, die entsprechende Bestrahlungstechnik die "Intensitätsmodulierte Strahlentherapie" – IMRT (Intensity Modulated Radio-Therapy). In einigen Kliniken in Deutschland
wird das Verfahren bereits eingesetzt, mit einer Überführung in die klinische Routine ist in der
nächsten Jahren zu rechnen.
Stand der Technik im klinischen Alltag bei der Erstellung eines akzeptablen Bestrahlungsplanes
ist jedoch noch immer das "trial and error" Verfahren, wobei die strahlentherapeutische Erfahrung des Planenden von sehr großer Bedeutung ist.
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7.3.1
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Ablauf einer Bestrahlungsplanung
Abbildung 121: Ablauf einer Bestrahlungsplanung in der Strahlentherapie. Die dunkelgrau unterlegten Aufgaben sind rein ärztliche Aufgaben, an den hellgrau unterlegten sind Ärzte und Medizinphysiker beteiligt, die weiß dargestellten Aufgaben sind rein
medizinphysikalische Aufgaben.
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Beginn einer Bestrahlungsplanung ist stets die stabile und reproduzierbare Lagerung des Patienten. Dies kann entweder direkt am CT erfolgen oder vorab am Simulator (s.u.). Dabei werden
dem Patienten in der Nähe der zu bestrahlenden Körperregion die von den isozentrischen Lasern
auf der Haut sichtbaren Striche aufgemalt. Diese bleiben während der gesamten Zeit der Bestrahlungsserie erhalten. In den meisten Fällen wird zusätzlich ein so genannter Zielpunkt oder geometrischer Referenzpunkt dergestalt markiert, dass dieser auch auf den CT-Aufnahmen sichtbar
ist. Dieser Punkt wird als Koordinatenursprung für die Übertragung des im Computer erstellten
Planes auf den Patienten benötigt.
Die CT-Aufnahmen werden grundsätzlich in der Position durchgeführt, in der der Patient auch
bestrahlt wird. Zusätzlich können MR- oder PET-Aufnahmen angefertigt werden, wenn die CTAufnahmen keine ausreichende Information hinsichtlich Tumorausbreitung etc. ermöglichen.
Grundlage der Bestrahlungsplanung sind jedoch grundsätzlich CT-Aufnahmen, da nur diese die
für die Dosisberechnung notwendigen Informationen der Gewebedichte enthalten. Die zusätzlichen Informationen aus MR- oder PET-Aufnahmen können durch Überlagerung mit den CTBildern übertragen werden ("Matching").
Bei der Segmentierung oder Konturierung werden das Planungszielvolumen (PTV) sowie sämtliche Risikoorgane und die Außenkontur des Patienten eingezeichnet. Eine automatische Segmentierung ist dabei nur in wenigen Fällen möglich, bislang nur dort, wo große Dichteunterschiede und damit große Grauwertunterschiede in den Bildern vorhanden sind (Außenkontur,
Lunge).
7.3.2
Bestrahlungstechniken
Wie bereits in Kapitel 7.3 bemerkt ist die Erstellung eines "optimalen" Bestrahlungsplanes kein
triviales Problem, das zu einem nur schwer oder gar nicht lösbaren Optimierungsproblem führt.
Aus diesem Grunde haben sich in den Kliniken mehr oder weniger standardisierte Bestrahlungsgeometrien durchgesetzt, bei denen die Anzahl der Felder sowie deren ungefähren Einstrahlrichtungen kaum noch variiert werden. Diese Standardtechniken müssen nicht die "besten" Bestrahlungsgeometrien darstellen, haben sich jedoch im Laufe der Jahrzehnte bewährt und zeichnen
sich vor allem durch ihre problemlose und reproduzierbare Einstellung aus.
Grundsätzlich lassen sich diese Standardtechniken in zwei Gruppen einteilen:
¾ Stehfeldbestrahlungen mit einem bis etwa sechs Einzelfeldern unterschiedlicher Einstrahlrichtung
¾ Rotationsbestrahlungen mit einem oder mehreren Segmenten
Welcher dieser beiden Techniken in den Kliniken der Vorrang gegeben wird, hängt in vielen
Fällen weniger von objektiven Kriterien ab, als eher von der Herkunft, d.h. der Ausbildung, des
Chefarztes. Zur objektiven Beurteilung der Vor- und Nachteile der beiden Techniken sollten
diese stets am individuellen Patienten diskutiert werden, wobei bei vergleichbaren Dosisverteilungen stets dem "einfacheren" Plan der Vorzug gegeben werden sollte (Reproduzierbarkeit!!!).
Im Folgenden sollen stellvertretend für die Vielzahl möglicher Bestrahlungsgeometrien die Prostatabestrahlung und die Bestrahlung des Mammacarcinoms besprochen werden.
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7.3.3
Beckenbereich
Im Bereich des Beckens (Prostata, Rektum, Cervix, Collum) werden neben dem eigentlichen
Tumorgebiet in aller Regel auch die so genannten lokoregionären Lymphknoten (Abbildung
122) bestrahlt, so dass ein recht großes Bestrahlungsvolumen resultiert. Aus diesem Grund werden einfache 3 oder 4-Felder-Techniken mit Photonenstrahlung eingesetzt (Abbildung 123). Variiert werden dabei lediglich die Gewichtung der einzelnen Felder oder die Keilfilter (bei 3Felder-Methoden) zur Erzielung einer homogenen Dosis im PTV. Wegen des großen Abstandes
des PTV von der Patientenoberfläche sollte grundsätzlich die höchste zur Verfügung stehende
Photonenenergie eingesetzt werden.
Abbildung 122: Verlauf der lokoregionären Lymphknoten im Bereich des Beckens, die in der Regel mitbestrahlt werden.
Abbildung 123: Dosisverteilungen typischer 4-Felder-Methoden. Das PTV ist nicht dargestellt, entspricht jedoch im Prinzip der
100 %-Isodose. Geändert wurde in B die Photonenenergie (4 MV-X), was zu einer deutlich schlechteren Dosisverteilung führt. In
C ist die Gewichtung der lateralen Felder etwas zurückgenommen worden, um die Dosisbelastung im Weichteilgewebe etwas zu
verringern.
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Abbildung 124: An die individuelle Patientenanatomie angepasste Feldform (Simulatorbilder). Die Form der Felder wird im
Bestrahlungsplanungssystem festgelegt (3-D-Planung). Die gestrichelt gezeichneten Linien entsprechen dem Feldern der BoostBestrahlung (ab etwa 54 Gy), die durchgezeichneten Linien entsprechen den Feldern bis 54 Gy.
Die Form der Felder wird mittels Multi-Leaf-Kollimator oder gegossener Blenden der individuellen Anatomie des Patienten angepasst (Abbildung 124).
Aufwendigere Bestrahlungstechniken werden bei der Boost-Bestrahlung der Prostata eingesetzt,
bei der nur die Prostata ohne Lymphabflußgebiet bestrahlt wird (ab ca. 54 Gy). Da die resultierenden Felder kleiner sind (Abbildung 124), ergeben sich mehr Möglichkeiten, durch eine geeignete Bestrahlungsgeometrie die in der Nähe befindlichen Risikoorgane – Rektum und Blase – zu
schonen. Meist wird dabei eine 6-Felder-Methode oder eine Bewegungsbestrahlung benutzt
(Abbildung 125 und Abbildung 126).
Abbildung 125: Bi-Segmentelle Bewegungsbestrahlung der Prostata (Boost). In beiden Fällen werden Keilfilter eingesetzt, um
die geforderte Dosishomogenität zu erzielen. Die rechts gezeigte Geometrie führt im Allgemeinen zu einer besseren Schonung
des Rektums.
Abbildung 126: Boost-Bestrahlung der Prostata mit 6 Feldern. Durch den Wegfall des ventralen ("vom Bauch") und dorsalen
("vom Rücken") Feldes ergibt sich eine deutliche Schonung von Rektum und Blase.
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7.3.3.1 Mamma
Bei der Bestrahlung der weiblichen Brust muss in der Regel nicht nur der Brustdrüsenkörper
bestrahlt werden, sondern auch die Lymphablußwege (Abbildung 127), was in einigen Fällen zu
erheblichen Problemen führt.
Abbildung 127:
Links: Lymphabflußwege der (weiblichen) Brust
Rechts: Schematische Darstellung der Bestrahlungsfelder beim Mammacarcinom
Der Brustdrüsenkörper wird über tangentiale Gegenfelder, wie in Abbildung 127 und Abbildung
128 gezeigt, bestrahlt. Der Gantrywinkel zwischen den beiden Feldern beträgt dabei nicht 180°,
sondern etwas mehr, um die Divergenz der Felder auszugleichen (Abbildung 127 rechts) und
damit einen gerade mediale Feldgrenze zur Lunge hin zu erreichen. Bei den Patientinnen, bei
denen die axillären und clavikulären (Clavikel = Schlüsselbein) Lymphknoten bestrahlt werden
müssen, wird das Isozentrum an die obere Feldgrenze der tangentialen Felder gelegt, um überschneidungsfrei ein Stehfeld zur Bestrahlung der Lymphknoten ansetzen zu können.
Abbildung 128: Bestrahlung des gesamten Brustdrüsenkörpers über tangentiale Gegenfelder. Zur besseren Schonung der Lunge
beträgt der Winkel zwischen den Feldern nicht 180°, wie links dargestellt, sondern die Divergenz der Felder wird durch den
Gantrywinkel ausgeglichen (rechts). Um eine homogene Dosisverteilung zu erzielen, werden Keilfilter in beiden Feldern eingesetzt.
Prof. Dr. K. Zink
Stand: SS 2004
Seite 135 von 159
Modul:
Vorlesung:
Angewandte Medizinische Physik, MT002B
Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
Abbildung 129: Aneinandersetzen von tangentialen Feldern und Stehfeld zur Erfassung der clavikulären und axillären Lymphknoten bei der Bestrahlung des Mamacarcinoms. Das Isozentrum der tangentialen Felder ist nicht an die obere Feldgrenze gelegt
worden, so dass Überschneidungen mit dem Stehfeld in der Tiefe resultieren (nicht gezeigt). Zusätzlich ist eine Felddrehung
durchgeführt worden, um die tangentialen Felder an die Thoraxwand anzupassen. Die daraus resultierende Überschneidung mit
dem Stehfeld kann durch eine Ausblendung verhindert werden (rechts).
Gelb: Bei modernen Beschleunigern mit asymmetrischen Blenden wird das Isozentrum auf die gemeinsame Feldgrenze von
tangentialen Feldern und Stehfeld gelegt und die Anpassung der Feldform an die Thoraxwand wird nicht mit einer Felddrehung
sondern mittels Ausblendung mit Hilfe des Multi-Leaf-Kollimator durchgeführt (gelb schraffiert). Die Breite des bestrahlten
"Lungensaumes" beträgt etwa 2,5 cm.
7.3.4
Evaluation von Bestrahlungsplänen
Bei der Bestrahlungsplanung werden für einen Patienten in allgemeinen mehrere alternative Planungsvorschläge erarbeitet. Um einen Bewertung dieser Alternativen durchzuführen, müssten
die Dosisverteilungen in allen CT-Schichten (15 – 30 Schichten) miteinander verglichen werden.
Einen schnelleren Überblick über die Güte einer Dosisverteilung ermöglicht das DosisVolumen-Histogramm (DVH). Ein differentielles DVH ist die Verteilungsfunktion der Volumenanteile, die einen bestimmten Dosiswert erhalten (Abbildung 130)
Abbildung 130: Dosis-Volumen-Histogramme für ein Planungszielvolumen und für ein Risikoorgan. Die dick gezeichneten
Linien geben das kumulative DVH wieder (Skalierung: y-Achse links), die dünn gezeichneten Linien entsprechen dem differentiellen DVH (Skalierung: y-Achse rechts)
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Stand: SS 2004
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Modul:
Vorlesung:
Angewandte Medizinische Physik, MT002B
Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
Für das Planungszielvolumen (PTV) sollte ein differentielles DVH im Idealfall die Form einer
Deltafunktion bei D = 100 % besitzen. Im Realfall ergeben sich mehr oder weniger breite Verteilungen, die eine schnelle Aussage darüber ermöglichen, ob die ICRU-Vorgaben (95 % < DPTV <
107 %) eingehalten wurden.
Neben der Darstellung als differentielles DVH existiert noch die Darstellung als kumulatives
oder integrales DVH, die in den Kliniken gebräuchlicher ist. Dabei wird auf der y-Achse der
Volumenanteil aufgetragen, der mindestens die auf der x-Achse angegebene Dosis erhält. Für ein
ideales DVH des PTV sollte sich damit ein Rechteck ergeben, mit dem Wert 100 % auf der yAchse für D < 100 % und 0 für D > 100 %.
Der Vergleich von Dosis-Volumen-Histogrammen verschiedener Pläne des gleichen Patienten
ermöglicht in vielen Fällen eine schnelle Bewertung der vorliegenden Planvarianten und ist damit eine wichtige Entscheidungshilfe für den Arzt (Abbildung 131). Voraussetzung für die Berechnung der DVH's ist die komplette Segmentierung aller Risikoorgane auch in den Schichten,
in denen kein Planungszielvolumen existiert und die Dosisberechnung muß sich über alle CTSchichten erstrecken in denen noch segmentierte Risikoorgane existieren.
Problematisch ist der Vergleich von Dosis-Volumen-Histogrammen, die sich "kreuzen" wie in
Abbildung 131 für den Fall des Rektums. Bei der 4-Felder-Technik ist der Volumenanteil, der
mit einer geringeren Dosis belastet wird im Vergleich zur 6-Feldertechnik größer, dafür der Anteil im Bereich der hohen Dosiswerte kleiner. Die Frage, welche Dosisverteilung in einem solchen Fall günstiger ist, kann mittels Dosis-Volumen-Histogrammen nicht beantwortet werden.
Aus diesem Grund sind in letzter Zeit verstärkte Anstrengungen unternommen worden, biologische Modelle in die Bestrahlungsplanung einzubeziehen. Das am weitesten verbreitete Modell ist
das in Kapitel 5.6 erwähnte NTCP-Modell (NTCP: Normal Tissue Complication Probability),
das im Prinzip auf strahlentherapeutischen Erfahrungswerten beruht. Dieses Modell läßt sich mit
einigen Annahmen auch auf inhomogene Dosisverteilungen anwenden, die NTCP kann dann
auch aus Dosis-Volumen-Histogrammen errechnet werden. Es soll jedoch nicht verschwiegen
werden, dass es eine große Zahl von Kritikern dieser biologischen Modelle gibt. Hauptkritikpunkt ist dabei stets, dass die Grundlagen der Modelle, also letztlich die Dosis-WirkungsBeziehungen für die einzelnen Organe nicht im ausreichenden Maße bekannt sind.
Abbildung 131: Vergleich der Dosis-Volumen-Histogramme einer Prostataplanung mit 6 Feldern (Gantrywinkel: 55° / 90° /
125° / 235° / 270° / 305° - gelbe Linien im CT-Schnitt) im Vergleich zu einer Planung mit 4 Feldern (GAntrywinkel: 0° / 90° /
180° / 270°). Sowohl die Belastung der Blase und mit Einschränkungen auch diejenige des Rektums sind bei der 6-Felderplanung
günstiger. Die DVH's des Planungszielvolumens ist in beiden Fällen nicht identisch, was auf eine nicht korrekte Normierung in
einem der beiden Planungen hinweist.
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Stand: SS 2004
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Modul:
Vorlesung:
8
Angewandte Medizinische Physik, MT002B
Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
Brachytherapie
Im Gegensatz zur perkutanen oder Teletherapie wird bei der Brachytherapie (Kurz-DistanzTherapie) versucht, unmittelbar am Tumor ionisierende Strahlung zu applizieren, d.h. den Strahler in unmittelbaren Kontakt zum Tumor zu bringen. Dies kann durch den direkten Kontakt mit
radioaktiven Flüssigkeiten (198Au oder 90Y in kolloidaler Lösung), die Spickung oder Implantation radioaktiver Drähte oder Stifte (125J-Seeds oder 192Ir) oder über von außen zugängliche Hohlkatheter (Applikatoren), die dann im Afterloadingverfahren (Nachlade-Verfahren) mit radioaktiven Strahlern beladen werden, erfolgen. Durch den direkten Kontakt des Strahlers mit dem Tumor ergeben sich einige Vorteile gegenüber der Teletherapie:
¾ Der steile Dosisabfall (1/r2) schont benachbarte Risikoorgane
¾ Gesundes Gewebe muss nicht erst durchstrahlt werden, um den Tumor zu erreichen
¾ Die Dosisverteilung passt sich bei günstiger Positionierung der Strahler weitgehend dem
Zielvolumen an
¾ Die integrale Dosis im Tumor kann ein vielfaches der üblicherweise in der perkutanen
Therapie erreichbaren Werte betragen
¾ Die Mobilität des Tumors und die Patientenlagerung während der Therapie besitzen bei
am Tumor fixierten Applikatoren eine untergeordnete Bedeutung
Das Verfahren ist jedoch stets auf Zielvolumina beschränkt, die mit Applikatoren erreichbar
sind, d.h. in der Regel auf den Tumor selbst. Müssen neben dem Tumor auch die Lymphabflusswege bestrahlt werden, so ist die Brachytherapie nicht einsetzbar. In vielen Fällen erfolgt
jedoch nach einer perkutanen Bestrahlung eine Dosisaussättigung ("Boost") des Tumorgebietes
mittels Brachytherapie (z.B.: Prostata-Ca, Collum-Ca, Cervix-Ca).
In der Strahlentherapie werden ausschließlich umschlossene radioaktive Strahler angewendet.
Die radioaktive Substanz ist dabei von einer Edelstahlhülle umgeben, so dass eine Kontamination der Umgebung in der Regel ausgeschlossen ist. Die Dichtigkeit der Umhüllung ist dabei in
regelmäßigen Abständen (i.a. jährlich) zu kontrollieren. Aufgrund des geringen Abstandes von
Strahler zu Bestrahlungsgebiet ist für die Dosisverteilung die Energie des benutzten Nuklids eher
von untergeordneter Bedeutung. Tabelle 27 zeigt die wichtigsten in der Brachytherapie eingesetzten Nuklide, wobei Radium heute vollständig aus den Kliniken verschwunden ist. Der Grund
hierfür ist die im Vergleich zu anderen Nukliden geringe spezifische Aktivität, die lange Halbwertszeit (Verlust eines Strahlers) sowie die größere Gefahr von Undichtigkeiten der Umhüllung
aufgrund der entstehenden Radon-Emanation beim Zerfall des Radiums.
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Modul:
Vorlesung:
Isotop
226
60
Angewandte Medizinische Physik, MT002B
Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
mittlere γ-Energie
Halbwertzeit Klinische Anwendung
Ra
0,83 MeV
1626 a
temporär, intrakavitär, interstitiell
Co
1,25 MeV
5,25 a
temporär, Kontakt, intrakavitär, interstitiell
137
Cs
662 keV
30 a
198
temporär, intrakavitär, interstitiell
Au
412 keV
2,7 d
Permanent, interstitiell
182Ta
670 keV
115 d
temporär, interstitiell
192
360 keV
74 d
temporär, interstitiell, intrakavitär
28 keV
59 d
permanent, interstitiell, temporär intrakavitär, Kontakt
Ir
125
J
Tabelle 27: Einige Eigenschaften der wichtigsten in der Brachytherapie eingesetzten Nuklide
8.1
Kontakttherapie
Für eine oberflächennahe Therapie bieten sich β-strahlende Nuklide an. So werden 90Sr / 90YStrahler häufig als planare oder gewölbte Applikatoren für dermatologiosche ("Dermaplatten")
Anwendungen oder Anwendungen am Auge ("Augenapplikatore") eingesetzt. Augenapplikatoren werden dabei häufig temporär implantiert, d.h. für eine gewisse Zeit direkt auf den Augapfel
genäht. Ist eine größere Tiefenwirkung notwendig, so werden γ-emittierende Nuklide (60Co,
106
Ru, 198Au, ...) eingesetzt.
8.2
Interstitielle Therapie
Bei der interstitiellen Therapie (interstitiell: Im Zwischengewebe liegend) werden die radioaktiven Strahler temporär oder permanent direkt in das Tumorgewebe eingebracht. Für die temporäre Implantation eignen sich besonders Nadeln, radioaktive Drähte oder Strahlenquellen die im
Afterloadingverfahren in vorher gelegte Katheter oder Hohlnadeln eingebracht werden. Je größer
das zu bestrahlende Volumen, umso mehr Drähte bzw. Applikatoren werden in das Gewebe
eingebracht.
Permanente Implantate werden auf Dauer im Tumorgewebe belassen, das heutzutage dafür verwendete Nuklid ist 125J. Die Seeds werden mit einer Hohlnadel in das Tumorgewebe eingebracht,
wobei das gesamte Tumorgewebe "gespickt" wird (Abbildung 133). Die Seed-Implantation wird
häufig bei frühen Stadien des Prostata-Carcinoms, bei dem nur eine Bestrahlung der Prostata und
nicht des Lymphablußgebietes erforderlich ist, durchgeführt. Diese Behandlung hat gegenüber
der perkutanen Bestrahlung den Vorteil, dass der Patient nur zur Implantation der Seeds in die
Klinik kommen muss und diese sofort nach dem Eingriff wieder verlassen kann.
Abbildung 132: Darstellung eines 125J Seeds
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Stand: SS 2004
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Modul:
Vorlesung:
Angewandte Medizinische Physik, MT002B
Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
Abbildung 133: Spickung der Prostata
Vor Einbringen der Seeds durch die Hohlnadeln wird deren gleichmäßige Verteilung in der Prostata mit einer in das Rektum eingeführten Ultraschallsonde verifiziert.
Neben den permanenten Implantaten werden für die Dosisaufsättigung bei der Prostata (bei fortgeschrittenem Tumorstadium) und in einigen Kliniken auch beim Mammacarcinom temporäre
Applikatoren gelegt, in die nacheinander ein radioaktiver Strahler nach dem Afterloadingverfahren eingebracht wird.
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Stand: SS 2004
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Modul:
Vorlesung:
8.3
Angewandte Medizinische Physik, MT002B
Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
Intrakavitäre Therapie
Bei der intrakavitären Therapie werden natürliche oder auch künstlich geschaffene Hohlräume
im menschlichen Körper benutzt, um den Strahler einzubringen. Typische Beispiele sind: Uterus
der Frau, Mund und Speiseröhre. Begonnen hat die intrakavitäre Therapie bereits kurz nach Entdeckung des Radiums bei gynäkologischen Tumoren, so dass heute jahrzehntelange Erfahrungen
auf diesem Gebiet existieren. Die Radium-Quellen, die etwa 1 cm lang und einen Durchmesser
von ca. 2 mm hatten wurden vom Gynäkologen in einen Applikator gelegt, der der anatomischen
Form des Uterus entsprach. Dieser so mit Radium bestückte Applikator wurde schließlich in den
Uterus der Frau eingebracht, die damit ca. 10 – 20 Stunden in der Klinik in einem besonders
strahlengeschützten Raum liegen musste. Wegen der mit dieser Prozedur verbundenen hohen
Strahlenbelastung vor allem des Gynäkologen hat man in den letzten 20 Jahren AfterloadingVerfahren entwickelt, bei denen zunächst der leere Applikator gelegt wird. An diesen Applikator
wird eine ferngesteuerte Quelle angeschlossen, die aus einem Tresor in den Applikator einfahren
kann, sobald das Personal den Bestrahlungsraum verlassen hat. Das Radium ist aus oben bereits
erwähnten Gründen durch Nuklide wie 137Cs, bevorzugt aber durch 192Ir ersetzt worden
(Abbildung 134)
Abbildung 134: Kopf eines modernen 24-Kanal Afterloadinggerätes (Anschluss von bis zu 24 Applikatoren möglich)
Je nach Dosisleistung der Quelle unterscheidet man zwischen:
¾ HDR Afterloading (HDR: high-dose-rate):
Dosisleistung im typischen Bestrahlungsabstand: DR > 12
Gy
h
¾ MDR Afterloading (MDR: medium-dose-rate):
Dosisleistung im typischen Bestrahlungsabstand: 2
Gy
Gy
< DR < 12
h
h
¾ LDR Afterloading (LDR: low-dose-rate):
Dosisleistung im typischen Bestrahlungsabstand: DR < 12
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Gy
h
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Modul:
Vorlesung:
Angewandte Medizinische Physik, MT002B
Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
Entsprechend den Dosisleistungen verhalten sich auch die typischen Bestrahlungszeiten für die
unterschiedlichen Quellentypen. Das LDR Afterloading entspricht hinsichtlich der Bestrahlungszeiten etwa dem Radium, beim HDR-Afterloading dagegen liegen die Bestrahlungszeiten für die
gleiche Tumordosis im Bereich einiger Minuten. Selbstverständlich ist es auch strahlenbiologisch ein großer Unterschied, ob die Dosis in einem Zeitraum von Minuten oder Stunden appliziert wird (siehe Kapitel 5). Da die kurzen Bestrahlungszeiten beim HDR-Afterloading für den
Patienten angenehmer sind und dieses sich besser in den klinischen Alltag integrieren lässt, wird
heute überwiegend mit HDR-Afterloading Geräten gearbeitet. Die dabei typischerweise eingesetzten 192Ir Quellen haben bei Lieferung eine Aktivität von ca. 370 GBq bei einer aktiven Länge von ca. 2 – 3 mm und einem Durchmesser von 0,5 – 1 mm. Entsprechend der Halbwertszeit
von 74 Tagen wird die Quelle ca. alle 2 – 3 Monate gewechselt.
Abbildung 135: Typischer "Ring-Stift"-Applikator für die Behandlung des Cervix-Carcinoms (Gebärmutterhals-Ca)
Abbildung 135 zeigt einen typischen Applikator für gynäkologische Anwendungen. Der Applikator besteht im Prinzip aus zwei Applikatoren, einem geraden und einem ringförmigen (weiß in
Abbildung 135). Die radioaktive Quelle fährt nacheinander in beide Applikatoren. Bevor die
Quelle in den Applikator fährt wird durch zwei orthogonale Röntgenaufnahmen zunächst der
richtige Sitz des Applikators kontrolliert. Zur Kontrolle der Dosis werden in Rektum und Blase
Sonden (Halbleiterdosimeter) eingeführt, die die Dosis während der Bestrahlung messen
(Abbildung 136).
Abbildung 136: Orthogonale Röntgenaufnahmen zur Verifikation des richtigen Sitzes des Applikators.
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Modul:
Vorlesung:
Angewandte Medizinische Physik, MT002B
Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
Typische Dosisverteilungen für eine "Ring-Stift" Applikator und einen einfachen geraden Applikator sind in Abbildung 137 wiedergegeben. Zur Erzeugung der Dosisverteilungen wird die
praktisch punktförmige Quelle zwischen verschiedenen Haltepunkten bewegt. Nach dem Ausfahren fährt die Quelle zunächst in die Applikatorspitze, nach einer berechneten Haltezeiten zieht
sie sich um eine vorgegebene Schrittweite (ca. 5 mm) zurück und verharrt dort die berechnete
Haltezeit, bis alle Haltepositionen "abgearbeitet" sind.
Abbildung 137: Dosisverteilung durch Bewegung einer 192Ir Punktquelle. (a): gerader Applikator – die Haltezeiten in der Applikatorspitze sind größer als am Ende des Applikators. (b): etwa gleichmäßige Haltezeiten der Quelle an allen Haltepunkten. (c):
Dosisverteilung um einen "Ring-Stift"-Applikator. Die Quelle fährt zunächst in den geraden Applikator mit gleichmäßigen Haltezeiten. Anschließend fährt die Quelle in den ringförmigen Applikator mit ebenfalls gleichmäßigen Haltezeiten. (d) vergleichbar
zu (a) nur Umkehrung der Haltezeiten. Die Isodosen sind von außen nach innen: (a) und (c): 20 %, 40 %, 60 %, 80 %, 100 %,
150 % (b) und (d): 20 %, 40 %, 60 %, 80 %, 100 %. Ein Kästchen markiert 1 cm.
Da die Dosis mit der Haltezeit linear verknüpft ist, ergibt sich die Dosisverteilung einfach aus
der Überlagerung der Dosis der unterschiedlichen Haltepunkte und (in einfacher Näherung) dem
Abstands-Quadrat-Gesetz. Die Quellstärke oder Dosisleistung der Quelle ist bekannt. Die Berechnung der für eine gewünschte Dosisverteilung notwendigen Haltezeiten ist damit ein relativ
einfaches Optimierungsproblem.
In vielen Fällen wird bei einfacher Applikatorgeometrie keine individuelle, CT-basierte Planung
durchgeführt, sondern es wird ein für den gewählten Applikator vorhandener Standardplan angepasst. wobei zumindest bei einer Kombination Brachytherapie / Teletherapie eine Überlagerung
der Isodosen aus beiden Bestrahlungsmethoden wünschenswert ist.
Da die errechnete Dosisverteilung eine exakte Positionierung der Quelle voraussetzt, wird diese
regelmäßig, in aller Regel arbeitstäglich, kontrolliert. Hierzu verfügen moderne Afterloadinggeräte neben der radioaktiven Quelle über einen nicht-aktiven "Dummy". Mit diesem kann die genaue Positionierung mit Hilfe eines durchsichtigen Applikators visuell überprüft werden. Die
exakte Positionierung der aktiven Quelle kann mittels Direktradiographie verifiziert werden.
Nach jedem Quellenwechsel ist eine Dosimetrie der neuen Quelle notwendig, was Aufgabe der
Medizinischen Physik ist. Nach DIN 6809-2 ist die Kenndosisleistung einer umschlossenen radioaktiven Quelle als Luftkermaleistung Ka,100 in 100 cm Abstand vom Schwerpunkt der Aktivitätsverteilung anzugeben. Eine Messung der Kenndosisleistung in einem Meter Abstand ist
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Stand: SS 2004
Seite 143 von 159
Modul:
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Angewandte Medizinische Physik, MT002B
Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
selbst bei HDR-Afterloadingquellen wegen der in dieser Entfernung zu niedrigen Dosisleistung
mit üblichen kleinvolumigen Messkammern kaum möglich. Deshalb wird die Dosisleistung in
einem Plexiglasphantom in einem Abstand von 8 cm von der Quelle gemessen. Im Prinzip läßt
sich aus dieser Messung im Plexiglassphantom die Kenndosisleistung Ka,100 bestimmen. Wenn
mit einem in Wasserenergiedosis kalibrierten Dosimeter gearbeitet wird, ergibt sich Ka,100 aus:
⎛ µ en ⎞
⎟⎟
⎜⎜
1
⎛ 0,08 ⎞ ⎝ ρ ⎠ a
(Ka )a (1m) = kzp ⋅ ⎜
⋅
⋅ kw − pmma ⋅ kλ ⋅ Nw ⋅ M
⎟ ⋅
⎝ 1 ⎠ ⎛ µ en ⎞ 1− gw
⎟⎟
⎜⎜
⎝ ρ ⎠w
2
Darin bedeutet:
(Ka )a (1m)
⎛ 0,08 ⎞
⎜
⎟
⎝ 1 ⎠
Luftkermaleistung in 1m Abstand gemessen frei Luft (identische Bezeichnung wie Ka,100)
2
Faktor der die unterschiedliche Dosisleistung in 8 cm zu 1 m berücksichtigt (1/r2 – Gesetz).
kzp
Korrektionsfaktor für die Änderung der Strahlungsfeldbedingungen durch
Anwesenheit des Phantoms (muss für jedes Phantom einzeln bestimmt werden)
⎛ µ en ⎞
⎟⎟
⎜⎜
⎝ ρ ⎠a
⎛ µ en ⎞
⎟⎟
⎜⎜
⎝ ρ ⎠w
Übergang vom Medium Wasser zu Luft (Sekundärelektronengleichgewicht!!!)
1
1− gw
Bremsstrahlungsverluste im Wasser
kw-pmma
Korrektionsfaktor für den Übergang Wasser zu PMMA (Plexiglas)
kλ
Korrektionsfaktor für die Abweichung der Strahlungsenergie von Kalibrierbedingungen (d.h.
von 60Co Strahlung). Wenn dieser nicht für 192Ir Strahlung verfügbar ist, kann aus den Werten
bei 60Co (k = 1) und der höchsten im Kalibrierprotokoll enthaltenen Röntgenstrahlung interpoliert werden
Nw
Kalibrierfaktor der Kammer unter Bezugsbedingungen
M
Anzeige des Dosimeters
Zusätzlich sind die Korrektionen für Luftdruck und Temperatur durchzuführen.
Prof. Dr. K. Zink
Stand: SS 2004
Seite 144 von 159
Modul:
Vorlesung:
Angewandte Medizinische Physik, MT002B
Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
In der klinischen Praxis wird dieser recht komplizierte Weg nicht beschritten. Für das Afterloadinggerät wird als Eingabe die Aktivität der Quelle benötigt, die Dosisleistung in einem bestimmten Punkt folgt daraus. Die Korrektur der Haltezeiten durch den Zerfall des 192Ir wird von
den Geräten selbst durchgeführt. Für die Aktivitätsbestimmung existiert ein Plexiglasphantom
mit einem Kalibrierfaktor, der aus einer Messung der Dosisleistung in dem Phantom die Berechnung der Aktivität ermöglicht:
A = k ⋅ kλ ⋅ Nw ⋅ M
Darin bedeutet:
A
Aktivität der Quelle
k
Kalibrierfaktor des Phantoms zur Umrechnung Gy -> Bq
kλ
Korrektionsfaktor für die Abweichung der Strahlungsenergie von Kalibrierbedingungen (d.h.
von 60Co Strahlung). Wenn dieser nicht für 192Ir Strahlung verfügbar ist, kann aus den Werten
bei 60Co (k = 1) und der höchsten im Kalibrierprotokoll enthaltenen Röntgenstrahlung interpoliert werden
Nw
Kalibrierfaktor der Kammer unter Bezugsbedingungen
M
Anzeige des Dosimeters
Zusätzlich sind auch hier die Korrektionen für Luftdruck und Temperatur durchzuführen.
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Stand: SS 2004
Seite 145 von 159
Modul:
Vorlesung:
Angewandte Medizinische Physik, MT002B
Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
9
Nuklearmedizinische Therapie
9.1
Einleitung
Offene Radionuklide werden zur Therapie gutartiger und bösartiger Erkrankungen eingesetzt
(Tabelle 28). Im Gegensatz zur nuklearmedizinischen Diagnostik, bei der stets reine γ-Strahler
angewendet werden (99Tcm,...), werden in der nuklearmedizinischen Therapie β-Strahler genutzt.
Durch die geringe Reichweite der Elektronen im Gewebe, die im Bereich von Millimetern liegt
(Abbildung 138), ergibt sich eine sehr gute Schonung des gesunden Gewebes.
Abbildung 138: Maximale Reichweite von Elektronen in verschiedenen Materialien in Abhängigkeit der Elektronenenergie. Bei
den in der nuklearmedizinischen Therapie eingesetzten Nukliden liegt die mittlere Elektronenenergie im Bereich von etwa 0,2 –
1 MeV. Die maximalen Reichweiten im Gewebe betragen damit etwa 0,5 – 5 mm. Die mittleren Reichweiten sind ca. 50 %
geringer.
Der Nachteil reiner β-Strahler bei der Therapie ist, dass die Verteilung des Nuklids innerhalb des
Patienten nicht von außen messbar ist. Aus diesem Grund werden bevorzugt Nuklide eingesetzt,
die ihre Energie zwar zum überwiegenden Teil in Form von β-Strahlung emittieren, zu einem
gewissen Anteil aber auch als γ-Strahlung emittieren. Typische Vertreter sind 131J und 186Re. So
wird beim radioaktiven Zerfall des 131J ca. 95 % der frei werdenden Energie in Form von βStrahlung und ca. 5 % in Form von γ-Strahlung (Eγ = 360 keV) freigesetzt. Zwar führt dieser γAnteil zu einer nicht gewünschten Strahlenbelastung des gesunden Gewebes beim Patienten,
dieser Nachteil wird jedoch durch die folgenden Vorteile ausgeglichen:
¾ Die Verteilung des Nuklids innerhalb des Gewebes ist mittels γ-Kamera messbar
¾ Der zeitliche Aktivitätsverlauf im Gewebe ist messbar, was Voraussetzung für die Dosisberechnung im Gewebe ist.
Die Applikation des Nuklids im Rahmen der nuklearmedizinische Therapie erfolgt entweder
¾ durch Einschleusen eines radioaktiven Nuklids in den Stoffwechsel des Patienten. Dies
erfolgt entweder durch intravenöse Gabe oder durch Schlucken der radioaktiven Lösung.
Durch metabolische Prozesse erfolgt eine Anreicherung des Nuklids in dem betroffenen
Gewebe oder
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Stand: SS 2004
Seite 146 von 159
Modul:
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Angewandte Medizinische Physik, MT002B
Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
¾ durch Einbringen des Nuklids von außen in Körperhöhlen (Kniegelenk, Pleurahöhle,...).
Diese so genannte Instillation erfolgt durch einfaches Spritzen des Nuklids direkt in die
Körperhöhle. Das Nuklid liegt dabei in Form eines Kolloids vor, so dass eine Resorption
durch Blut- oder Lymphgefäße nicht erfolgen kann, somit das Nuklid nicht in den Stoffwechsel eintreten kann, sondern in der Körperhöhle verbleibt.
Beim Einschleusen des radioaktiven Nuklids in den Stoffwechsel des Patienten wird das Nuklid
chemisch an ein Pharmakon gebunden ("Tracer"). Dieser Tracer hat eine bestimmte metabolische Funktion und sorgt damit für eine Anreicherung des Nuklids im betreffenden Zielgewebe.
Je nach Anreicherung lassen sich Dosiswerte erzielen, die weit über die Dosis einer perkutanen
Strahlentherapie hinausgehen (Tabelle 29). Besonders hoch ist die Anreicherung von Jod in der
Schilddrüse, aus diesem Grund ist die Therapie gut- und bösartiger Schilddrüsenerkrankungen
die am häufigsten durchgeführte nuklearmedizinische Therapie. So lassen sich bei einem Schilddrüsenkarzinom in den Schilddrüsenresten, die nach einer Operation verblieben sind, Dosiswerte
bis 800 Gy erzielen. Demgegenüber erzielt man in Knochenmetastasen lediglich eine lokale Dosis von 10 – 20 Gy in den Metastasen, obwohl in etwa die gleiche Aktivität wie bei einem
Schilddrüsenkarzinom appliziert wird. Der Grund hierfür liegt in der weit geringeren Anreicherung des Pharmakon (Tracer mit 186Re) in den Knochenmetastasen im Vergleich zur Anreicherung des Jods in der Schilddrüse.
Um die in Tabelle 29 aufgeführten Herdosen zu erzielen, werden Aktivitätsmengen im Bereich
200 – 5.000 MBq appliziert.
Zielgewebe bzw. bereich
Indikation / Erkrankung
Nuklid
Blutbildendes
Knochenmark
Polycythaemia vera
32
Schmerzlinderung
(palliativ)
89
Knochenmetastasen
Pleurahöhle
Pleuraerguß
90
Bauchhöhle
Aszites
Gelenke
(oft Kniegelenke)
Gelenkergüsse, Entzündungen
Schilddrüse
Hyperthyreose, Adenome, Struma, Karzinom
max.
Energie
Halbwertszeit
P
1,71 MeV
14.3 Tage
Sr
Re
1,46 MeV
1 MeV
51 Tage
89 Stunden
Y
2,27 MeV
64,8 Stunden
90
Y
2,27 MeV
64,8 Stunden
90
Y
2,27 MeV
64,8 Stunden
0,61 MeV
8 Tage
186
131
J
Tabelle 28: Anwendungsspektrum der nuklearmedizinischen Therapie (nicht vollständig). Existieren mehrere β-Übergänge, so
ist nur derjenige mit der größten Wahrscheinlichkeit angegeben. Die für eine Dosisberechnung relevante mittlere β-Energie
beträgt in guter Näherung Emittl = 0,3 ⋅ Emax.
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Stand: SS 2004
Seite 147 von 159
Modul:
Vorlesung:
Angewandte Medizinische Physik, MT002B
Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
Erkrankung
Zielgewebe
Dosis im Zielvolumen
Hyperthyreose (Morbus Basedow) Schilddrüse
80 – 150 Gy
Adenom (Schilddrüse)
Schilddrüse
300 – 400 Gy
Euthyriote Struma
Schilddrüse
150 Gy
Schilddrüsen-Karzinom
Schilddrüse
OP)
Knochenmetastasen
Metastasen
(SD-Reste
nach
bis 800 Gy
10 – 20 Gy
Tabelle 29: Typische Dosiswerte im Zielvolumen bei nuklearmedizinischen Therapien.
Die Aktivitätsmenge und damit die Dosis im Zielvolumen wird genauso wie in der perkutanen
Therapie durch die zu erwartenden Nebenwirkungen limitiert. So ließe sich z.B. die Dosis in den
Knochenmetastasen durch Applikation einer größeren Aktivitätsmenge problemlos erhöhen, dies
würde jedoch schwerwiegende Komplikationen für den Patienten zur Folge haben: Als Tracer
für das Nuklid wird in diesem Fall eine Substanz eingesetzt, die in den Calcium-Stoffwechsel
eingreift. Damit wird das Nuklid in sämtliche Knochen eingebaut. Da der Calcium-Umsatz in
Knochenmetastasen jedoch verstärkt ist, erfolgt hier eine Anreicherung. Durch den Einbau des
Nuklids in das gesamte Skelett ist damit eine Strahlenbelastung des für die Blutbildung relevanten roten Knochenmarks verbunden, mit der möglichen Folge einer Veränderung des Blutbildes
des Patienten.
9.2
Dosisberechnung am Beispiel der Schilddrüse
Im Folgenden soll der physikalische Zusammenhang zwischen applizierter Aktivität und der im
Zielvolumen erreichten Dosis betrachtet werden. Dieser Zusammenhang wird am Beispiel der
Schilddrüse, d.h. für das Nuklid 131J hergeleitet, da etwa 90 % aller nuklearmedizinischen Therapien Schilddrüsentherapien sind. Die Rechnung kann jederzeit auch auf andere Nuklide angewendet werden, wenn die nuklidspezifischen Daten ersetzt werden.
Abbildung 139 zeigt den am Patienten gemessenen zeitlichen Aktivitätsverlauf in der Schilddrüse nach Applikation von 131J. Dieser für Jodpatienten typische Verlauf weist die folgenden Charakteristika auf:
¾ Die Aktivität in der Schilddrüse erreicht nach ca. 10 – 24 h ihren maximalen Wert
¾ Es gelangt nicht die gesamte applizierte Aktivität in die Schilddrüse, der Anteil der gespeicherten Aktivität hängt vom individuellen Patienten ab
¾ Der zeitliche Aktivitätsverlauf folgt nicht der physikalischen Halbwertszeit (T½ = 8 Tage
= 192 h), sondern einer effektiven Halbwertszeit Teff die stets kleiner ist
Prof. Dr. K. Zink
Stand: SS 2004
Seite 148 von 159
Modul:
Vorlesung:
Angewandte Medizinische Physik, MT002B
Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
Abbildung 139: Zeitlicher Aktivitätsverlauf in der Schilddrüse eines Patienten nach Applikation von 131J. Appliziert wurde zur
Zeit t = 0 eine Aktivitätsmenge von 100 %. Bei Messung des Aktivitätsverlaufs wird die ebenfalls beim Zerfall des 131J emittierte
g-Strahlung gemessen.
Der Aktivitätsverlauf ist Grundlage der Dosisberechnung und wird daher für jeden Patienten
gemessen. Der Verlauf lässt sich durch gut durch die Kombination zweier Exponentialfunktionen anpassen:
A( t ) = S⋅ A0 ⋅ (1 − e ε ⋅t ) ⋅ e ( λ + δ ) t
Darin bedeutet A0 die applizierte Aktivität, S der Anteil der gespeicherten Aktivität. Der Ausdruck (1 - e-εt) beschreibt den Aktivitätsanstieg in der Schilddrüse nach Applikation, der zweite
Exponentialterm den Abfall, wobei λ die physikalische Zerfallskonstante bedeutet (λ = ln2/T½)
und δ die biologische Ausbaurate. In vielen Fällen wird für die Dosisberechnung der Anstieg
vernachlässigt, für den Aktivitätsverlauf folgt dann:
A(t ) = S ⋅ A0 ⋅ e
−
ln 2
⋅t
Teff
In diesem Fall ist S der auf t = 0 extrapolierte Wert der Speicherung, die effektive Halbwertszeit
Teff = ln2/(λ+δ) kann aus der gemessenen Kurve bestimmt werden.
Prof. Dr. K. Zink
Stand: SS 2004
Seite 149 von 159
Modul:
Vorlesung:
Angewandte Medizinische Physik, MT002B
Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
Therapie
Radionuklid
Ausscheidung [%]
Schilddrüsenkarzinom
131
Jod
80 bis 90 %
Hyperthyreose
131
Jod
40 bis 70 %
Schilddrüsenadenom
131
Jod
35 bis 60 %
Struma
131
Jod
40 bis 65 %
Polycythaemia vera
32
Phosphor
ca. 20 %
Schmerztherapie
89
Strontium
ca. 20 %
Erguss, Aszites
90
Yttrium
0%
Tabelle 30: Typische Wertebereiche der Ausscheidung der applizierten Aktivität nach Applikation. Die Speicherung p entspricht
dem Wert (1 - Ausscheidung)
Die aufgrund der β-Strahlung applizierte Dosis in der Schilddrüse ergibt sich einfach aus:
D=
E mittlereEnergieje β - Zerfall⋅ Anzahlder Zerfälle
=
m
Masseder Schilddrüs
e
Die mittlere β-Energie je Zerfall ergibt sich aus dem Termschema des Nuklids (Abbildung 140),
wobei die Übergangswahrscheinlichkeiten berücksichtigt werden müssen.
Abbildung 140: Termschema
scheinlichkeit
131
J sowie Berechnung der mittleren β-Energie je Zerfall. p bedeutet darin die Übergangswahr-
Die Anzahl der in der Schilddrüse stattgefundenen Zerfälle N ergibt sich einfach aus der Integration der Aktivitätskurve:
∞
−
N = S⋅ A0 ⋅ ∫ e
ln 2
⋅t
Teff
dt = S⋅ A0 ⋅
0
Teff
ln 2
Damit ergibt sich für die Dosis in der Schilddrüse der einfache Zusammenhang:
D [Gy] =
Prof. Dr. K. Zink
T
1
( S⋅ A0 ⋅ E ⋅ 1,602 ⋅ 10 −19 ⋅ 86400 ⋅ eff )
mSD
ln 2
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Modul:
Vorlesung:
Angewandte Medizinische Physik, MT002B
Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
Die applizierte Aktivität ist dabei in Bq einzusetzen, die Halbwertszeit Teff in Tagen und die
Masse der Schilddrüse in kg14.
Die Werte der Speicherung und die effektive Halbwertszeit müssen vor Therapiebeginn bekannt
sein. Daher wird vor Therapiebeginn ein so genannter Schilddrüsen-Uptake aufgenommen. Dabei wird dem Patienten eine geringe Aktivität 131J appliziert (einige kBq) und die individuellen
Werte von S und Teff werden aus dem gemessenen zeitlichen Aktivitätsverlauf bestimmt. Mit
diesen Werten wird die Therapie geplant. Unter Therapie werden S und Teff erneut gemessen und
die tatsächliche Dosis in der Schilddrüse berechnet.
Die Messungen erfolgen mit Hilfe einer einfachen NaJ-Sonde, wobei der Patient sich hinter einer
Bleiwand befindet, die seinen Körper unterhalb der Schilddrüse abschirmt, so dass tatsächlich
nur die in der Schilddrüse gespeicherte Aktivität gemessen wird. Gemessen wird der γ-Anteil der
beim Zerfall des 131J emittierten Energie (Abbildung 140). Diese Messungen werden mindestens
einmal am Tag durchgeführt und liefern Aktivitätskurven die vergleichbar zu Abbildung 140
sind.
Kritisch bei der Dosisberechnung ist die Bestimmung der Schilddrüsenmasse mSD, die anhand
eines planaren Szintigramms (Abbildung 141) und aus Ultraschallaufnahmen vom Arzt bestimmt
wird. Diese Massen- bzw. Volumenbestimmung ist lediglich mit einer Genauigkeit in der Größenordnung von 10 – 20 % möglich, stellt damit den größten Fehler innerhalb der Dosisberechnung dar.
Abbildung 141: Volumenbestimmung der Schilddrüse aus einem planaren Szintigramm
14
Der Faktor 1,602⋅10-19 resultiert aus der Umrechnung eV in J, der Faktor 86.400 aus der Umrechnung s in Tage
Prof. Dr. K. Zink
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Seite 151 von 159
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Vorlesung:
9.3
Angewandte Medizinische Physik, MT002B
Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
Strahlenschutzverordnung (StrlSchV) und Richtlinie Strahlenschutz in der
Medizin – Anwendung im Rahmen der nuklearmedizinischen Therapie
9.3.1
Aufgaben des Medizinphysik-Experten
Die Bedeutung und Verantwortung des Medizinphysik-Experten ist durch die neue Strahlenschutzgesetzbung (StrlSchV: 20.7.2001, Richtlinie Strahlenschutz: Neufassung noch nicht verabschiedet) im Bereich der nuklearmedizinischen Therapie deutlich gestiegen.
So ist im §81 Absatz 3 der StrlSchV festgelegt:
Vor der Anwendung radioaktiver Stoffe oder ionisierender Strahlung zur Behandlung am Menschen muss von einem Arzt ... und einem Medizinphysik-Experten ein auf den Patienten bezogener Bestrahlungsplan schriftlich festgelegt werden. Die Dosis im Zielvolumen ist bei jeder zu
behandelnden Person ... individuell festzulegen.
Damit ist gesetzlich geregelt, dass für den Betrieb einer nuklearmedizinischen Therapiestation
mindestens ein Medizinphysik-Experte vorhanden sein muss. Diese Regelung wird (wahrscheinlich) durch die neue Richtlinie Strahlenschutz in der Medizin etwas aufgeweicht werden, dort
heißt es:
5.1.3 Behandlung mit offenen radioaktiven Stoffen
In Durchführung des §81 (3) StrlSchV ist vor der Behandlung mit offenen radioaktiven Stoffen
vom Arzt [...] zusammen mit dem Medizinphysik-Experten ein auf den individuellen Patienten
bezogener Bestrahlungsplan schriftlich festzulegen […]
Für eine Standardbehandlung des Patienten, die keiner individuellen Bestrahlungsplanung bedarf, muss gegenüber der zuständigen Behörde der Nachweis erbracht werden, dass ein Medizinphysik-Experte verfügbar ist. Dies kann z.B. durch eine vertragliche Vereinbarung erfolgen.
Zu den hier angesprochenen Standardtherapien werden (wahrscheinlich) die Behandlungen von
Gelenkerkrankungen sowie palliative Behandlungen bei Knochenmetastasen zählen. Sämtliche
Formen der Schilddrüsen-Therapie sind sicherlich keine Standardtherapien, erfordern also eine
im Vorfeld durchgeführte individuelle Dosisplanung sowie Dosisberechnung nach Therapie.
9.3.2
Stationärer Aufenthalt des Patienten und Entlassung
Da die Applikation eines radioaktiven Nuklids mit einer Strahlenexposition nicht nur des Patienten, sondern auch für die übrige Bevölkerung verbunden ist15, müssen im Falle der nuklearmedizinischen Therapie die Patienten in der Regel stationär aufgenommen werden. Dies ist in 6.6.2
und 6.6.3 der Richtlinie Strahlenschutz in der Medizin geregelt:
6.6.2 Stationäre Aufnahme
Bei der Untersuchung mit offenen radioaktiven Stoffen am Menschen ist eine stationäre Aufnahme des Patienten aus Strahlenschutzgründen nicht erforderlich. Die häufig angewendeten Untersuchungsverfahre, bei denen die diagnostischen Referenzwerte nach S 81 Abs. 2 StrISchV berücksichtigt werden, führen bei Personen in der Umgebung des Patienten nicht zu einer 1 mSv
im Kalenderjahr überschreitende effektiven Dosis. Der Patient soll durch Einhaltung der Ver-
15
Die Strahlenbelastung der Umgebung resultiert aus der γ-Strahlung, die wie bei
wird.
Prof. Dr. K. Zink
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131
J beim β-Zerfall ebenfalls frei
Seite 152 von 159
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Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
haltensregeln nach S 81 Abs. 6 StrISchV dazu beitragen, dass Einzelpersonen der Bevölkerung
keiner erhöhten Strahlenexposition ausgesetzt werden.
Patienten, die offene radioaktive Stoffe zur Behandlung erhalten haben, sind - außer bei den in
Nummer 6.6.3 genannten ambulanten Behandlungen - nach der Verabreichung mindestens 48
Stunden stationär in den Kontrollbereich einer Therapiestation aufzunehmen. Die Möglichkeit
der Entlassung ist in Nummer 10 geregelt.
6.6.3 Ambulante Behandlungen
Für die u.a. Behandlungen (1) bis (3) sind aus Gründen des Strahlenschutzes der Bevölkerung
keine stationären Aufenthalte der Patienten notwendig, da eine Kontamination der Umgebung
durch radioaktive Stoffe und eine Überschreitung der Dosis von 1,0 mSv in einem Abstand von
zwei Metern im Kalenderjahr nicht möglich ist. Aus Gründen des Strahlenschutzes und der Qualitätssicherung ist nur solchen Einrichtungen die Genehmigung für die Behandlungen nach (l)
bis (3) zu erteilen, die die Voraussetzungen zur Behandlung mit offenen radioaktiven Stoffen
nach Nummer 6.3 besitzen.
(1) Intraartikuläre Behandlung, z.B. Radiosynoviorthese mit Yttrium-90, Rhenium-186 oder
Erbium-169
(2) Behandlung mit Radium-224-Radiumchlorid bei Spondylitis ankylosans
(3) Palliative Behandlung von Knochenmetastasen z.B. mit Strontium-89, Yttrium-90, Samarium-153 und/oder Rhenium-186 mit üblicherweise applizierten Aktivitäten (150 MBq für
Strontium-89 und Yttrium-90, 1,3 GBq für Rhenium-186 und 2,6 GBq für Samarium-153)
Für andere hier nicht aufgeführte Behandlungsverfahren sind die Einhaltung folgender Kriterien
nachzuweisen, wenn die Behandlung ambulant erfolgen soll:
- Die äußere Exposition und die Exposition durch Inkorporation überschreiten nicht die
Grenzwerte nach § 46 StrISchV für die Bevölkerung,
- die äußere Exposition und die Exposition durch Inkorporation überschreiten nicht einige Millisievert im Kalenderjahr bei andauerndem Aufenthalt helfender Personen (Nummer 3.2) in
zwei Metern Abstand.
Wann ein Patient aus der Therapiestation entlassen werden kann, richtet sich danach, wie hoch
die potentielle Strahlenexposition der übrigen Bevölkerung durch diesen Patienten ist. Der
Grenzwert für die Bevölkerung liegt hier bei 1 mSv/a. Die Entlassung ist in 10.1 der Richtlinie
Strahlenschutz in der Medizin geregelt:
10.1 Grundsätze für die Entlassung
Die Entlassung eines Patienten aus stationärer Behandlung nach Applikation offener radioaktiver Stoffe oder im Körper verbleibender Strahler ist durch den Arzt mit der erforderlichen Fachkunde im Strahlenschutz möglich, wenn aufgrund der Messung der Ortsdosisleistung in definierter Entfernung vom Patienten und der Annahme der für den Gesundheitszustand des Patienten zu
erwartenden Personenkontakte die daraus resultierende Strahlenexposition für andere Personen
abschätzt und sich daraus ergibt, dass der Grenzwert der effektiven Dosis von 1.0 mSv für Einzelpersonen der Bevölkerung im Kalenderjahr nicht überschritten wird.16
16
Diese Regelung erscheint noch nicht ganz eindeutig, da der Abstand in dem zu messen ist, nicht angegeben ist.
Aus Absatz 10.2.1 könnte man entnehmen, dass im Normalfall in einem Abstand von einem Meter die Dosis von
einem mSv nicht überschritten werden darf.
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Stand: SS 2004
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Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
Es ist empfehlenswert, die Äquivalentdosisleistung zu messen, da die Restaktivitäten von bestimmten medizinischen Verfahren und individuellen Eigenschaften des Patienten abhängig sind.
Wird der Patient voraussichtlich mehr als einmal im Jahr behandelt, so ist dies entsprechend zu
berücksichtigen. Die Regelungen für die Entlassung gelten auch bei der Verlegung in andere
Abteilungen oder andere Krankenhäuser. Vor der Entlassung von Patienten sind diese - je nach
Anwendungsart - auf Grundlage der Patienteninformationen und Empfehlungen (Anlagen A 12
bis A 14) über ihr Verhalten zum Schutz anderer Personen aufzuklären. Ihnen ist ggf. das Begleitpapier (Anlage A 15) auszuhändigen. Diese Grundsätze betreffen nicht die ambulanten Behandlungen nach Nummer 6.6.3.
10.2 Ausnahmeregelungen bei der Entlassung
Von den Grundsätzen unter Nummer 10.1 kann unter folgenden Bedingungen abgewichen werden:
10.2.1 Mitteilungsbedürftige Ausnahmeregelung
-
-
Der Patient muss nach Applikation offener radioaktiver Stoffe mindestens 48 Stunden stationär aufgenommen gewesen sein,
die Strahlenexposition für Einzelpersonen der Bevölkerung darf im Abstand von zwei Metern
1mSv im Kalenderjahr nicht überschreiten. Eine entsprechende Dosisabschätzung ist der zuständigen Behörde vorzulegen und
die Entlassung ist der zuständigen Behörde mitzuteilen.
10.2.2 Zustimmungsbedürftige Ausnahmeregelung
Falls die Strahlenexposition für Personen der Bevölkerung im Abstand von zwei Metern vom
Patienten mehr als 1 mSv im Kalenderjahr betragen kann, bedarf die Entlassung des Patienten
der schriftlichen Zustimmung der zuständigen Behörde, die vorab mündlich erteilt werden kann.
Die Zustimmung der Behörde wird in der Regel erteilt, wenn medizinische oder soziale Gründe
eine Entlassung erforderlich machen und durch Verhaltensregelungen für die Beteiligten eine
Gefährdung anderer Personen und der Umgebung ausgeschlossen werden kann. Dieses setzt
voraus, dass der Patient nach Applikation offener radioaktiver Stoffe mindestens 48 Stunden
stationär aufgenommen gewesen war und die Entlassung der zuständigen Behörde angezeigt
wird.
Der Strahlenschutzverantwortliche oder der Strahlenschutzbeauftragte hat den Patienten und
ggf. die Familienangehörigen hinreichend aufzuklären und geeignete Maßnahmen anzuweisen.
Der Patient oder die Angehörigen müssen nach ärztlichem Ermessen in der Lage sein, die Anweisungen zu befolgen.
Der Behörde ist eine Abschätzung der Dosis vorzulegen, die Personen in der Umgebung des
Betroffenen unter Einhaltung der Anweisungen erhalten können.
Helfende Personen sind nach Nummer 3.2 über geeignete Verhaltensweisen zu unterrichten, um
die Strahlenexposition möglichst niedrig zu halten.
Die Entlassung eines Patienten kann somit erfolgen, wenn die Strahlenbelastung der übrigen
Bevölkerung 1 mSv/a nicht überschreitet, bzw. in Ausnahmefällen eine Dosis von 1 mSv/a in 2
Metern Abstand nicht überschritten wird. Bei welcher aktuellen Dosisleistung des Patienten bzw.
bei welcher noch gespeicherten Aktivität Am wird jedoch dieser Grenzwert nicht überschritten?
Die alte Richtlinie Strahlenschutz enthielt hierzu noch eine Tabelle, bei der Entlassungsaktivitäten und Dosisleistungen bei Entlassung für verschiedene Nuklide angegeben waren (Tabelle 31).
Prof. Dr. K. Zink
Stand: SS 2004
Seite 154 von 159
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Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
Radionuklid
⎡ µSv⎤
Äquivalentdosisleistung ⎢
⎣ h ⎥⎦
Restaktivität [MBq]
125
131
I
182
I
Ta
192
Ir
198
Au
1,0
5,4
0,5
0,6
16,0
690,0
95,0
2,5
4,5
255,0
Tabelle 31: Entlassungsaktivitäten und Dosisleistungen bei Entlassung eins Patienten aus der nuklearmedizinischen Therapiestation für verschiedene Nuklide nach alter Richtlinie Strahlenschutz in der Medizin.
CAVE: Die angegebenen Werte beziehen sich auf den alten Grenzwert von 1,5 mSv in einem Meter Entfernung.
Um den Zusammenhang zwischen aktueller Dosisleistung bzw. momentan gespeicherter Aktivität Am im Patienten und der Strahlenbelastung der Umgebung zu ermitteln, muss der Zusammenhang zwischen Aktivität A und der daraus resultierenden Dosis D hergestellt werden17:
2
[Γ20 ] = mGym
D = Γ20 ⋅ A
hGBq
Darin bedeutet Γ20 die Dosisleistungskonstante für Photonenstrahlung mit Energien E > 20 kev.
Werte von Γ20 sind in der Tabelle 32 wiedergegeben. Damit ergibt sich der Zusammenhang zwischen der pro Jahr in der Umgebung eines Patienten akkumulierten Dosis D und der Entlassungsaktivität bzw. maximalen Dosisleistung bei der Entlassung aus:
∞
−
A
D = Γ20 ⋅ 2 ∫ e
r 0
ln2
⋅t
T1
2
T1
A 2
dt = Γ20 ⋅ 2 ⋅
r ln2
17
Im Unterschied zu Kapitel 5.2 ist hier nicht der Zusammenhang zwischen Aktivität und Dosis aufgrund der βEnergie gemeint, sondern die Dosis, die aus der Emission von γ-Strahlung resultiert. Nur diese verlässt den Patienten und trägt damit zur Strahlenbelastung der Umgebung bei. Die β-Strahlung verbleibt zu 100 % im Patienten und
trägt nichts zur Strahlenbelastung der Bevölkerung bei.
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Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
RN
Γ20
RN
Γ20
RN
Γ20
RN
Γ20
RN
Γ20
22
0,281
65
0,0727
99
0,0141
133
0,0121
182
0,162
0,429
67
0,0182
109
0,0380
133
0,0701
192
0,109
0,129
111
0,0754
134
0,207
197
0,00760
0,0484
113
0,0649
137
0,0768
198
0,0548
0,343
113
0,0418
139
0,0288
201
0,0104
0,0689
123
0,0377
141
0,0105
203
0,312
125
0,0339
153
0,0203
226
0,0341
131
0,0518
169
0,0432
241
24
Na
Na
Zn
Ga
51
Cr
0,00418
68
54
Mn
0,110
75
0,0133
82
0,129
85
0,147
88
0,307
99
57
58
59
60
Co
Co
Fe
Co
Ge
1
Se
Br
Sr
Y
Mo
Tcm
Cd
In
Sn 1
In
I
I
I
m
Xc
Ba
Cs
Cs 1
Ce
Ce
Gd
Yb
Ta
Ir
Hg
Au
Tl
Hg
Ra
0,0307
1,2
Am
0,197
0,00576
Tabelle 32: Dosisleistungskonstante Γ20 für Photonenstrahlung. Für die Zwecke des Strahlenschutzes müssen obige Werte mit
1,141 multipliziert werden. Zahlenwerte für ΓH in mSv m2h-1 GBq-1
1
Im Gleichgewicht mit Folgeprodukten
2
Gefiltert mit 0,5 mm Pt
Anwendungsbeispiel 1:
Wie groß darf die Aktivität von 131J im Patienten sein, damit die Strahlenbelastung der Umgebung den aktuellen Grenzwert von 1 mSv/a im Abstand von einem Meter nicht überschreitet?
A=
Mit:
ln2 ⋅ D ⋅ r 2
T1/ 2 ⋅ Γ20
und den Werten:
D = 1mSv
r = 1m
T½ = 8 Tage = 192 h
Γ20 = 0,0591 mSv m2 h-1 GBq-1
ergibt sich: A = 61 MBq. Die daraus resultierende Dosisleistung im Abstand r = 1m beträgt:
& = A ⋅ Γ20 = 3,6 µSv
D
r2
h
Die berechneten Werte unterscheiden sich gerade um den Faktor 1,5 von denjenigen aus Tabelle
31, was auf den nach alter Richtlinie Strahlenschutz geltenden Grenzwert von 1,5 mSv/a
zurückzuführen ist. Bei Entlassung eines Patienten aus der nuklearmedizinischen Therapiestation
sollte die mit einer NaJ-Sonde gemessene Entlassungsaktivität protokolliert werden, zusätzlich
sollte die Dosisleistung vor der Entlassung mit einem geeichten Dosisleistungsmessgerät gemessen und protokolliert werden.
Theoretisch wäre eine Entlassung des Patienten bei einer höheren aktuellen Dosisleistung bzw.
mit einer höheren Aktivität, als in obigen Beispiel berechnet worden ist, möglich. Bei der obigen
Berechnung ist angenommen worden, dass der Aktivitätsverlauf im Patienten gemäß der physikalischen Halbwertszeit erfolgt. Dies ist jedoch nicht richtig, die Abnahme der Aktivität erfolgt
mit der effektiven Halbwertszeit Teff, die bei Radiojodpatienten meist bei 3 – 5 Tagen liegt. Dies
bedeutet, in obigen Gleichungen kann eigentlich mit der effektiven Halbwertszeit gerechnet
werden, ohne dass der in der Richtlinie Strahlenschutz angegebene Grenzwert von 1 mSv/a überProf. Dr. K. Zink
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schritten wird. Das Einsetzen der physikalischen Halbwertszeit bedeutet in diesem Fall eine sehr
"konservative" Abschätzung, d.h. eine Abschätzung des maximal möglichen Wertes.
Anwendungsbeispiel 2:
Ein Patient erhält zur Behandlung eines Adenoms der Schilddrüse eine Aktivität von 960 MBq
131
J appliziert. Die unter Therapie durchgeführten Messungen mit der NaJ-Sonde ergeben eine
maximale Speicherung von 28 % (aus dem Messwert nach 24 h auf t = 0 extrapolierter Wert)
und eine effektive Halbwertszeit von 5,5 Tagen. Das Volumen des Adenoms wird vom Arzt mit
19 cm3 angegeben (ρ = 1).
Wie hoch ist die Dosis im Adenom, und wie viel Tage nach Applikation kann der Patient entlassen werden, damit die Strahlenbelastung der Umgebung im Abstand von einem Meter 1 mSv
nicht überschreitet?
Dosis in der Schilddrüse aufgrund der β-Strahlung:
1
J
s 5,5 d ⎞
⎛
⋅ ⎜ 0,28 ⋅ 960 MBq ⋅ 0,183MeV ⋅ 1,602 ⋅ 10 −19
⋅ 86 .400 ⋅
⎟ = 284 Gy
0,019 kg ⎝
eV
d 0,693 ⎠
Entlassung des Patienten:
D [Gy] =
Nimmt man die konservative Abschätzung aus dem Anwendungsbeispiel 1 an, so kann der Patient entlassen werden, wenn die Aktivität in der Schilddrüse den Wert von 61 MBq erreicht hat:
−
A = S⋅ A0 ⋅ e
ln2
⋅t
Teff
⇒ t=
Teff
5,5
⎛ S⋅ A0 ⎞
⎛ 0,28 ⋅ 960 ⎞
⋅ ln⎜
⋅ ln⎜
⎟=
⎟ = 11,8 Tage≈ 12Tage
ln2 ⎝ A ⎠ 0,693 ⎝
61 ⎠
Bei der Berechnung der Entlassungsaktivität von 61 MBq ist von einer Halbwertszeit von 8 Tagen ausgegangen worden. Wird bei der Berechnung der Entlassungsaktivität die effektive Halbwertszeit des Patienten eingesetzt, so ergibt sich aus dem Anwendungsbeispiel 1 eine Entlassungsaktivität:
A=
ln2 ⋅ D ⋅ r 2
0,693⋅ 1mSv⋅ 1m2 ⋅ GBq⋅ h
=
= 88 MBq
Teff ⋅ Γ20
5,5d ⋅ 0,0591mSv⋅ m2
Nach obiger Rechnung würde sich damit die Zeit, in der der Patient stationär aufgenommen werden muss, verkürzen. Anstatt nach 12 Tagen könnte der Patient bereits nach rund 9 Tagen das
Krankenhaus verlassen, die Strahlenbelastung der Umgebung würde dabei den Grenzwert von 1
mSv nicht überschreiten. Für die nach Absatz 10.2.1 der Richtlinie Strahlenschutz möglichen
Entlassung bei einer Strahlenbelastung von 1 mSv in 2 m Entfernung würde sich das Folgende
ergeben:
¾ Die Entlassungsaktivität könnte um den Faktor 4 höher sein (siehe Anwendungsbeispiel
1), also 244 MBq
¾ Daraus ergäbe sich eine Liegedauer des Patienten von weniger als 2 Tagen, d.h. der Patient könnte nach den in der Richtlinie vorgeschriebenen 48 Stunden entlassen werden.
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9.3.3
Kontaminierte Abwässer aus der Therapiestation
Die Ausscheidung des radioaktiven Jods im Falle einer Schilddrüsentherapie erfolgt sowohl über
Blase und Darm des Patienten, als auch über seine Schweißdrüsen. Dies bedeutet, sämtliche
Abwässer aus dem Patientenzimmer sind kontaminiert und dürfen damit nicht einfach in die Kanalisation eingeleitet werden. Aus diesem Grund verfügen alle nuklearmedizinischen Therapiestationen über eine so genannte Abklinganlage, in der sämtliche Abwässer aus den Patientenzimmern gesammelt werden. Die Kapazität der Abklinganlagen liegt etwa bei 10 – 15 m3 je Patientenbett. Die Abwässer klingen in den Tanks solange ab, bis der gesetzliche Grenzwert erreicht ist. Die Ableitung kontaminierter Abwässer und Abluft ist in §47 StrlSchV geregelt, dort
speziell im Absatz (4). In diesem Absatz wird auf Anlage VII Teil D verwiesen, in dem sich eine
Tabelle der zugelassenen Aktivitätskonzentrationen im Abwasser bzw. der Abluft befindet. Die
Werte für 131J sind in Tabelle 33 wiedergegeben.
Aktivitätskonzentrationen aus Strahlenschutzbereichen:
Nuklid
131
J
Tabelle 33: Grenzwerte der Ableitung von
⎡ Bq⎤
in der Luft ⎢ 3 ⎥
⎣m ⎦
⎡ Bq⎤
im Abwasser ⎢ 3 ⎥
⎣m ⎦
5 ⋅ 10−1
5 ⋅ 103
131
J Aktivitätskonzentrationen aus Strahlenschutzbereichen gemäß StrlSchV
Die Überwachung der Abklinganlage obliegt in der Regel dem Medizinphysik-Experten. Er hat
sicher zu stellen, dass die Tankinhalte erst nach Erreichen des gesetzlichen Grenzwertes in die
Kanalisation abgelassen werden. Dazu wird aus jedem Tank der gefüllt ist, eine Probe entnommen (i.a. 1 Liter) und die Aktivitätskonzentration mit Hilfe eines Bohrlochmessplatzes bestimmt18. Dieser Messplatz muss kalibriert sein, dazu versendet die Physikalisch Technische
Bundesanstalt (PTP) einmal jährlich geeichte 131J Präparate, mit denen diese Kalibrierung erfolgen kann.
Da die Therapiepatienten das 131J auch über die Schweißdrüsen absondern, sind im Prinzip alle
Gegenstände, die von den Patienten berührt werden kontaminiert, insbesondere die Bettwäsche
und das Essgeschirr. Aus diesem Grunde werden heute die Therapiestationen so konzipiert, dass
sich eine Waschmaschine sowie ein Geschirrspüler auf der Station befinden, die an der Abklinganlage angeschlossen sind. Alle privaten Gegenstände, die der Patient nach der Therapie wieder
nach Hause nehmen möchte, müssen vor Verlassen des Kontrollbereiches mit Hilfe eines Kontaminationsmonitors untersucht werden.
18
Ein Bohrlochmessplatz besteht aus einem großvolumigen Szintillationszähler (NaJ), in dem Probenvolumen von
einem Liter gemessen werden können. Ein solcher Messplatz ist speziell für geringe Aktivitäten ausgelegt.
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Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden
Abbildung 142: Nuklearmedizinische Therapiestation. Sämtliche Abwässer aus der Toilette, dem Waschbecken und der Dusche
des Patientenzimmers gelangen in Tanks (Abklinganlage), wo die Aktivität zunächst abklingt, bevor der Tankinhalt in die öffentliche Kanalisation abgeleitet wird. Der Grenzwert der Aktivität für kontaminiertes Wasser liegt für das Nuklid 131J bei 5 Bq/l
Prof. Dr. K. Zink
Stand: SS 2004
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Skript Angewandte Medizinische Physik