Skript Angewandte Medizinische Physik
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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 Stand: SS 2004 Seite 2 von 159 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 3 von 159 Modul: 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 4 von 159 Modul: 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 5 von 159 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 6 von 159 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 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 7 von 159 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 8 von 159 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 9 von 159 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- Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 10 von 159 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 11 von 159 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 12 von 159 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 13 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 14 von 159 Modul: Vorlesung: 2 Angewandte Medizinische Physik, MT002B 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 15 von 159 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! Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 16 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B 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!!!! Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 17 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 18 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B 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: Prof. Dr. K. Zink = 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 Stand: SS 2004 Seite 19 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 20 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 µ ρ cm2 (Einheit: ) g Seite 21 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 22 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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 ). Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 23 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden ⇒ 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 24 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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). Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 25 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 26 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 27 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 28 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 29 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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). Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 30 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 31 von 159 Modul: Vorlesung: 3 Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 32 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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= Prof. Dr. K. Zink ∆Etr = ∆m hν max ∫ 0 dΦ ⋅ (hν ) µ ⋅ (hν ) ⋅ Etr ⋅ (hν ) d hν ρ d hν Stand: SS 2004 Seite 33 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 34 von 159 Modul: Vorlesung: 3.2.3 Angewandte Medizinische Physik, MT002B 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 35 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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 Prof. Dr. K. Zink Feldgröße [cm × cm] D =β Kcol Stand: SS 2004 D = β ⋅ (1− g) K katt Seite 36 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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). Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 37 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 38 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 39 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 40 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 41 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 42 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 43 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 44 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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: Prof. Dr. K. Zink K= µ tr ⋅Ψ ρ Stand: SS 2004 Seite 45 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 46 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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: Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 k~ρ⋅ Zn A Seite 47 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 48 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 49 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 50 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 51 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 52 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 53 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 54 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 55 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 56 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 57 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 58 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 59 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 60 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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"). Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 61 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 62 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 63 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 64 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 65 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 66 von 159 Modul: Vorlesung: 5 Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 67 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 68 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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 Stand: SS 2004 Seite 69 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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). Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 70 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 71 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 72 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 73 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 74 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 75 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 76 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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) Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 77 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 78 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 79 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 80 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 81 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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). Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 82 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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 Stand: SS 2004 Seite 83 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 84 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 85 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 86 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 87 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 88 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 89 von 159 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 90 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 91 von 159 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 92 von 159 Modul: Vorlesung: 6.3 Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 93 von 159 Modul: Vorlesung: Abbildung 73: Angewandte Medizinische Physik, MT002B 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 94 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 95 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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: Prof. Dr. K. Zink 1 ⋅ e⋅ R⋅ B 2 p: Impuls der Elektronen B: Die über die Kreisbahn gemittelte magnetische Feldstärke Stand: SS 2004 Seite 96 von 159 Modul: Vorlesung: E= Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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− Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 2 v c2 − m0 ⋅ c 2 Seite 97 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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 ⎠ Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 98 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 99 von 159 Modul: Vorlesung: 6.5 Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 100 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 101 von 159 Modul: Vorlesung: Abbildung 82: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 102 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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- Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 103 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 104 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 105 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 106 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 107 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 108 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 109 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 110 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 111 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 112 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 113 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 114 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 115 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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). Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 116 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 117 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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). Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 118 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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: Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 119 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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" Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 120 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 121 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 122 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 123 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 124 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 125 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 126 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 127 von 159 Modul: Vorlesung: 7.2 Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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 %). Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 128 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 129 von 159 Modul: Vorlesung: 7.3 Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 130 von 159 Modul: Vorlesung: 7.3.1 Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 131 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 132 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 133 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 134 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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) Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 136 von 159 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 137 von 159 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 138 von 159 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 139 von 159 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 140 von 159 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Gy h Seite 141 von 159 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 142 von 159 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 143 von 159 Modul: Vorlesung: 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. Prof. Dr. K. Zink 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 Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 146 von 159 Modul: Vorlesung: 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. Prof. Dr. K. Zink 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 Stand: SS 2004 Seite 150 von 159 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 Stand: SS 2004 Seite 151 von 159 Modul: 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 Stand: SS 2004 131 J beim β-Zerfall ebenfalls frei Seite 152 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 153 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B 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 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 155 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B 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 Stand: SS 2004 Seite 156 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 157 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B Einführung in die Strahlentherapie und Therapie mit offenen Nukliden 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. Prof. Dr. K. Zink Stand: SS 2004 Seite 158 von 159 Modul: Vorlesung: Angewandte Medizinische Physik, MT002B 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 Seite 159 von 159
