Evaluation der 2D Bestrahlungsplanung auf Grundlage des AAPM Task Group No. 43 Protokolls mit GafChromic Filmdosimeter

II

Inhaltsverzeichnis

1  Einleitung  1

2  Grundlagen  4

2.1  IntraBeam  4

2.1.1  Einführung  4

2.1.2  Funktionsbeschreibung  4

2.1.3  Systembeschreibung  4

2.1.4  Brennfleck und Ausbeute  6

2.1.5  Röntgenspektrum  6

2.1.6  Winkelabhängige Verteilung  6

2.1.7  Stabilität und Genauigkeit  7

2.2  GafChromic Filmdosimeter  10

2.2.1  Einführung  10

2.2.2  GafChromic Filmtechnologie  10

2.2.3  Aufbau und Spezifikation GafChromic XR - T  11

2.2.4  Energieabhängigkeit  12

2.2.5  Homogenität  12

2.2.6  Optische Charakterisierung  13

2.2.7  Auswirkungen von Laserlicht  14

2.2.8  Sensitivität in Abhängigkeit des Lichtspektrums  15

2.3  Phantom  19

2.3.1  Einführung  19

2.3.2  Überprüfung der Wasseräquivalenz  19

2.3.3  Vergleich des Phantoms mit Meigooni et al.  20

2.3.4  Güte des Phantommaterials  20

2.4  Scanner  21

2.4.1  Einführung  21

2.4.2  Rauschquellen  21

2.4.3  Dunkelstrom  22

2.4.4  Photoresponse non-uniformity  22

2.4.5  Defektes Pixel  22

2.4.6  Kalibrierung einer definierten Scannregion  23

2.5  Task Group 43 Protokoll  25

2.5.1  Einführung  25

2.5.2  Vergleich mit bestehenden Modellen  25

2.5.3  Allgemeine Formel  26

2.5.4  Geometrie Faktor, G(r,θ)  27

2.5.5  Radiale Dosisfunktion, g(r)  27

2.5.6  Anisotropie Funktion, F(r,θ)  27

III

3  Material und Methoden  29

3.1  GafChromic Filmpräparation  29

3.1.1  Anbringen der Aussparung  29

3.1.2  Akquisition  29

3.1.3  Kalibrierfilme  30

3.2  Prozedur beim Bestrahlen  30

3.2.1  Versuchsaufbau  30

3.2.2  Verwendete Phantome  31

3.2.3  Dosierung mittels IntraBeam  31

3.2.4  Dosisverifizierung mit Ionisationskammer  32

3.3  Prozedur beim Scannen  33

3.3.1  Parametereinstellungen der Scannsoftware  33

3.3.2  Auflösungseinstellung  34

3.3.3  Problematik VeriSoft  35

3.3.4  Praktischer Umgang mit GfC Filmen  35

3.3.5  Praktischer Umgang mit dem Scanner  36

3.3.6  Nicht angewandte Methoden  36

3.4  Prozedur mit PlatoSunrise  37

3.4.1  Grundlagen  37

3.4.2  Versuchsaufbau PlatoSunrise  38

3.4.3  Aufbau des Dosegrids  38

3.4.4  Datenformat, extraktion und Export  39

3.5  Auswertung mit MatLab  40

3.5.1  Übersicht über die behandelten Themenbereiche  40

3.5.2  Häufig verwendete Befehle und Methoden  41

3.5.2.1  Extraktion rote Matrize  41

3.5.2.2  Wiener Filter  41

3.5.2.3  Verwendete Datenformate  41

3.5.2.4  Lokale bzw. globale Variablen  42

3.5.2.5  Nullpunktmarkierung  42

3.5.3  Programm zur Untersuchung der Filmhomogenität  43

3.5.4  Programm zur Akquisition der Referenzpunkte  44

3.5.5  Programm zur Auswertung unterschiedlicher Lichtspektren  44

3.5.6  Programm zum Erstellen der Kalibrierkennlinie  45

3.5.7  Programm zur Auswertung des Scannerbackgrounds  45

3.5.8  Programm zur Verifizierung der räumlichen Skalierung  46

3.5.9  Methoden zur Eliminierung des Filmbackgrounds einer 2 D Matrix  47

3.5.10  Programm zur pixelweisen Subtraktion von 2 D Matrizen  47

3.5.10.1  Rotationsmethode  48

3.5.10.2  Kennlinienanpassung VeriSoft  48

3.5.11  Programm zur Nachbearbeitung der Netto-Dosisverteilung  49

3.5.11.1  Setzen des Nullpunktes  49

3.5.11.2  Artefaktkorrektion  50

IV

3.5.12  Programm zur PlatoSunrise Bildverarbeitung  50

3.5.12.1  Interpolation  51

3.5.12.2  Pixelwertkonvertierung  52

3.5.12.3  Eliminierung Dosismaximum  53

3.5.12.4  Verifizierung der räumlichen Skalierung  53

3.6  Kalibrierung  53

3.7  Datengenerierung TG 43  54

3.7.1  Auflösung PlatoSunrise bzw. gescannte Matrizen  54

3.7.2  Programm zur Erzeugung der Rohdaten  54

3.7.3  Generierung der Parameter  55

3.7.4  Extrapolation  56

3.7.5  Einschränkung  56

3.8  Vergleich der Einheiten netPV bzw. netOD  57

3.8.1  Berechnung experimenteller Fehler  57

3.8.2  Berechnung Auflösung des Film-Scanner Systems  57

3.8.3  Berechnung Dynamikbereich des Film-Scanner Systems  58

4  Ergebnisse  59

4.1  Auswertung der Filmhomogenität  59

4.1.1  Berechnung Filmhomogenität  60

4.1.2  Fehlerbetrachtung Subtraktionsmethoden  60

4.1.3  Fehlerbetrachtung Temperaturdrift  61

4.2  Vergleich der unterschiedlichen Lichtspektren  62

4.3  Interpolationsfehler VeriSoft  66

4.4  Verifizierung der räumlichen Skalierung  69

4.5  Kalibrierung  70

4.6  Auswertung der Dosisverteilungen  70

4.6.1  Bestandsaufnahme der bestrahlten Filme  70

4.6.2  Untersuchungsziele  71

4.7  Auswertung TG 43  74

4.7.1  Entwicklungsstufen TG 43 Parametereingabe  74

4.7.2  Fehlerbetrachtung Anisotropieparameter  74

4.8  Vergleich der Einheiten netPV bzw. netOD  80

4.8.1  Experimenteller Fehler  80

4.8.2  Auflösung  80

4.8.3  Dynamikbereich  80

5  Zusammenfassung mit Ausblick  84

5.1  Zusammenfassung der primären Ziele  84

5.2  Erreichte und umzusetzende Ziele der Filmdosimetrie  84

5.3  Dosimetrieprotokoll für die Radiochrome Filmdosimetrie  87

V

Danksagung .......................................................................................... 89

Abbildungsverzeichnis............................................................................ VI Tabellenverzeichnis................................................................................ IX Abkürzungsverzeichnis ............................................................................ X Literaturverzeichnis................................................................................ XI

Anhang A: Flussdiagramme der MatLab Programme

Anhang B: Gemessene Dosisprofile der Applikationen Anhang C: Entwicklungsstufen der TG 43 Parametereingabe Anhang D: Kalibrierung Anhang E: Bildschirmausgabe MatLab Anhang F: Diverses Anhang G: Tabellen

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1 Einleitung

Beschreibung der Thematik:

Seit einigen Jahren wird in der Abteilung Strahlentherapie des Universitätskrankenhauses (…) bei der Behandlung des Mammakarzinoms die zusätzliche Methode der Intraoperativen Radiotherapie (IORT) angewandt. Neben der regulären postoperativen perkutanen Strahlentherapie ermöglicht die IORT die Verabreichung einer tumoriziden Bestrahlungsdosis als Einzelapplikation während des Operationsvorganges direkt im Tumorbett. Da man direkte Sicht auf das Bestrahlungsziel hat, kann die Positionierung des Tubus für die Applikation der Strahlendosis mit hoher Präzision erfolgen. Somit kann gleichzeitig eine unerwünschte Strahlenexposition von strahlenempfindlichen Nachbarorganen, Nervenstrukturen und anderem Gewebe und hier insbesondere der Haut vermieden werden [1]. Die IORT kann als multidisziplinäre Therapieform angesehen werden, sie erfordert eine gut abgestimmte Kooperation zwischen den Anästhesisten, den Operateuren und den Strahlentherapeuten. Durch diese Methode wird eine Verkürzung der perkutanen Bestrahlungszeit um eine Woche erreicht, was Kosten einspart und die Belastung für den Patienten durch den Krankenhausaufenthalt mindert. Zusätzlich erhofft man sich ein Rückgang der Rezidivrate. Aussagekräftige Ergebnisse sind jedoch erst in einigen Jahren zu erwarten.

Die IORT wurde in den 60er Jahren in Japan und den 70 Jahren in den USA insbesondere zur Behandlung von Malignomen im kleinen Becken, sowie bei intraabdominellen und intrazerebralen Neoplasien eingesetzt [1,2,3,4,5,6]. Im Hinblick auf die Remissionsraten und Palliation wurden gute Ergebnisse erzielt. Trotzdem wurde diese Therapiemöglichkeit beim Mammakarzinom erst 20 Jahre später angewandt. In den letzten Jahren wurden einige mobile Geräte zur IORT entwickelt, durch die nun die Behandlung flexibler und einfacher geworden ist [7].

Für eine Indikation dieser Methode, darf der Tumor ein bestimmtes Stadium nicht überschreiten. Mit dem Staging wird dieses Krankheitsstadium genau beschrieben und hierfür wurde das einheitliche TNM-System entwickelt. Das T steht für Tumorgröße, N für den Lymphknotenbefall und M für die Fernmetastasenbildung. Von den vier möglichen Stadien darf der Tumor T2 nicht überschreiten, was einer maximalen Größe von 5 cm entspricht. Der Lymphknotenbefall kann positiv sein, jedoch darf keine Fernmetastasenbildung diagnostiziert werden (M0).

Motivation der Arbeit:

Die Strahlung für die IORT wird mittels der Miniatur-Röntgenquelle IntraBeam erzeugt. Die bisherige eindimensionale Bestrahlungsplanung beschränkt sich auf Daten der Tiefendosiskurven des Herstellers, wobei eine mögliche Anisotropie der Punktquelle mit daraus resultierenden Dosisextrema nicht berücksichtigt werden kann. Mit dieser Arbeit wird ein erster Schritt in Richtung einer computergestützten 2D Bestrahlungsplanung gegangen, der dieses Informationsdefizit beseitigt.

Aufgabenstellung:

Das Task Group (TG) No. 43 Protokoll liefert einen geeigneten Formalismus zur Quantifizierung der Anisotropie einer Quelle. Bewusst wurde PlatoSunrise als Brachytherapie Bestrahlungsplanungssystem ausgewählt, da es die Generierung einer benutzerdefinierten

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Quelle erlaubt und die Eingabe der ermittelten Parameter nach dem TG 43 Protokoll unterstützt.

Vermessen wurde die 2D Dosisverteilung der Applikatoren 40 mm und 50 mm Durchmesser, sowie der blanken Anode der Röntgenquelle anhand radiochromer Dosimetriefilme. Für die unterschiedlichen Applikationen wurden eigens dafür entwickelte Solid Water Phantome verwendet. Zur Datensatzerhebung gemäß dem TG 43 Protokoll, wurde die 2D Dosisverteilung des in der Praxis geläufigen Applikator 40 mm benutzt.

Ziel der Arbeit:

Das primäre Ziel dieser Arbeit ist zu überprüfen, in wie fern nach Parametereingabe die berechnete Dosisverteilung des Planungssystems mit der gemessenen Referenzdosisverteilung des Applikator 40 mm übereinstimmt. Weiterhin muss überprüft werden, ob die berechneten Werte anschließend übertragbar sind. Dieses Ziel wird erreicht, indem die gemessenen 2D Verteilungen aller Applikationen miteinander verglichen werden.

Weitere Ziele:

Bei den radiochromen Filmen, dem verwendeten Scanner, sowie dem Planungssystem PlatoSunrise handelt es sich um neue, bisher nicht in die klinische Routine der Universitätsklinik (…) eingeführte Systeme. In dieser Arbeit muss deshalb ein erster Schritt zur Verifikation dieser neuen Systeme getätigt werden, um aussagekräftige Ergebnisse über die primären Ziele zu erhalten. Es wurden eigene Methoden der Verifikation entwickelt unter zu Hilfenahme der Programmiersprache MatLab. Aus diesen Gründen beschäftigt sich diese Arbeit des Weiteren mit:

Analyse des Aufbaus des vom Planungssystem ausgegebenen Dose Grid Files mit Bilddatenaufbereitung zur Darstellung in der Vergleichssoftware Analyse unterschiedlicher Auswertungsmethoden radiochromer Filme durch einen Vergleich der Dosiskennlinien unterschiedlicher Lichtspektren des Scanners Analyse der Filmhomogenität eines unbestrahlten Films mit der Entwicklung einer geeigneten Subtraktionsmethode zur Minimierung der Unsicherheit der Netto-Dosisverteilung

Bilddatenaufbereitung zur Darstellung einer Netto-Dosisverteilung in der Vergleichssoftware

Verifizierung der räumlichen Skalierung des Scanners und des Planungssystems Entwicklung einer geeigneten Methode zur präzisen Nullpunktmarkierung des Applikatormittelpunktes für die TG 43 Parametergenerierung

Einführung eines adaptiven Filters in die dosimetrische Bildverarbeitung

Da methodenbedingt in der gesamten Arbeit die Einheit netPV zur Messung einer 2D Dosisverteilung verwendet wurde, wird diese zur geläufigen Einheit netOD evaluiert. Beim Verifizieren der eigenen Programme, sowie des Dose Grid Files von PlatoSunrise wurde ein Interpolationsfehler der Vergleichssoftware entdeckt, welcher ebenfalls genauer analysiert wurde. Bei der Entwicklung eigener Methoden ist in der gesamten Arbeit größten Wert auf die Minimierung der Messunsicherheit gelegt worden, so dass als Abschluss dieser Arbeit ein Protokoll für die präzise radiochrome Filmdosimetrie vorgestellt wird.

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Abbildung 1.1: Übersicht über die primären Ziele dieser Arbeit

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2 Grundlagen

2.1 IntraBeam

2.1.1 Einführung

Das Photon-Radiochirurgie-System PRS400 mit dem Kernstück der Miniatur-Röntgenstrahlquelle XRS ist für die minimal invasive Behandlung ausgewählter Läsionen entwickelt worden [8]. Von der Spitze einer dünnen, in das vorgesehene Zielgebiet eingeführten Sonde (Länge 10 cm, Ø 3,2 mm) wird eine kontrollierte Dosis Röntgenstrahlung abgegeben. Es wird nur Röntgenstrahlung erzeugt, wenn die Quelle XRS aktiviert ist. Das Strahlungsfeld ähnelt dem von niederenergetischen Brachytherapiequellen [9,10] und die Tiefendosiskurve fällt in weichem Gewebe schnell mit ~ r ^-3 ab [8]. Die Dosisleistung ist jedoch vergleichbar hoch mit der von externen Bestrahlungsgeräten [9,11]. Strahlparameter, wie der Energiebereich und die Dosisleistung können elektronisch variiert werden. Das Energiespektrum der Photonen besteht aus 85 % Bremsstrahlung und 15 % charakteristischer Röntgenstrahlung [9]. Die maximale Beschleunigungsspannung beträgt 50 kV mit einer mittleren Energie von ~20 keV oder darunter [8].

2.1.2 Funktionsbeschreibung

Das Funktionsprinzip ist in Abbildung 2.1 dargestellt. Freie Elektronen werden in der Gun durch eine Barium Oxid Glühkathode erzeugt, welche dann auf die gewünschte Energie beschleunigt werden. Mit Hilfe von zweier X-Y Magnetspulen, welche entlang des Elektronenstrahls angebracht sind, wird die Position des Strahls in der evakuierten Sonde gesteuert, mit dem Ziel, ein symmetrisches und möglichst isotropes Photonenfeld zu erzeugen. Die Spitze der Sonde muss für Röntgenstrahlen durchlässig sein. Um dies zu erreichen, besteht sie aus Beryll (Be). Auf dessen Innenseite ist ein dünnes Gold (Au) Target angebracht. Dieses Target bedeckt die halbkugelförmige Spitze des Röntgenfensters und reicht einige Millimeter in die zylindrische Sonde hinein. Im Gegensatz zu konventionellen Röntgengeräten ist die Sonde mit dem Target eine feldfreie Region. Anforderungen an das Target:

a) Ein signifikanter Teil der Energie der einfallenden Elektronen muss im Target anstatt im Substrat (Gewebe) absorbiert werden

b) Das Target muss transparent für das Photonenspektrum über 10 keV sein. Unterhalb dieses Wertes ist die Gewebebelastung unzureichend, um klinisch relevant zu sein.

Um die Bioverträglichkeit zu gewährleisten, besteht die Oberfläche der Sonde aus einem Überzug aus Titannitrid. Um Haftung und Haltbarkeit dieser Legierung an der Oberfläche zu verbessern, dient eine Nickelschicht als Grundierung. Diese Überzüge sind für das Abschneiden des Röntgenspektrums im niederenergetischen Bereich verantwortlich.

2.1.3 Systembeschreibung

Das PRS400 umfasst mehrere Unterbaugruppen. Die bei einer Behandlung eingesetzte Systemkonfiguration besteht aus folgenden drei Hauptkomponenten:

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Röntgenstrahlquelle (XRS) mit internem Strahlungsüberwachunssystem (IRM): Aus der von der Bedienkonsole bereitgestellten niedrigen Gleichspannung (max. ±15 V) wird innerhalb des XRS-Gehäuses Hochspannung erzeugt. Es führt kein Hochspannungskabel zur XRS. Der Hochspannungsgenerator ist vollständig von einem geerdeten Metallgehäuse umgeben, um die Möglichkeit einer Verletzung des Patienten durch Hochspannung auszuschließen. Die an der Spitze der XRS erzeugte Photonenstrahlung wird von einem internen Strahlenüberwachungssystem (IRM) mittels Szintillationszähler detektiert. Das IRM sitzt im hinteren Teil der XRS und misst die Strahlung, welche über den Weg des Elektronenstrahls (Sonde) zurückkommt. Das IRM ist das Hauptüberwachungs- und Messsystem für die an den Patienten bzw. Substrat abgegebene Strahlung.

Externes Strahlungsüberwachunssystem (ERM): Hauptzweck dieses Strahlungsdetektors (Szintillationszähler), welcher sich außerhalb der Röntgenquelle XRS befindet, ist eine unabhängige Prüfung, ob die XRS während der Bestrahlung ordnungsgemäß arbeitet. Die vom ERM detektierte Strahlung wird in eine Pulsfrequenz [1/s] umgewandelt, die in Relation zur Strahlungsintensität steht.

Bedienkonsole: Die Bedienkonsole ist ein auf Mikroprozessoren basierendes Steuersystem, welches die Elektronik zur Versorgung und Steuerung der Systemkomponenten des PRS400 enthält [8]. Sie dient zur Eingabe, Steuerung, Anzeige, Aufzeichnung und zum Ausdruck ausgewählter Betriebsparameter sowohl bei der Verifizierung als auch während des Betriebes. Des Weiteren ist ein Luftdrucksensor [mm Hg] enthalten, um den Messwert einer Ionisationskammer zu korrigieren. Wichtige Betriebsparameter sind u. a.:

a) Beschleunigungsspannung, (30, 40 oder 50 kV)

b) Kathodenstrom, (5, 10, 20 oder 40 µA)

c) Behandlungszeit [min]

d) IRM-Zählrate [1/s]

e) IRM-Zählgrenze (Produkt aus Behandlungszeit [s] und IRM-Zählrate [1/s])

f) ERM-Zählrate [1/s]

Beschleunigungsspannung und Kathodenstrom sind unabhängig voneinander wählbar. Die Beschleunigungsspannung determiniert die Maximalenergie der Elektronen und somit auch die des Photonenspektrums. Die Einstellung des Strahlstroms beeinflusst die pro Zeiteinheit erzeugte Menge der Röntgenstrahlung, d.h. die Dosisleistung. Die IRM-Zählrate wird in einem Verifikationszyklus vom Gerät für jede Spannungs-, Stromkombination automatisch ermittelt. Die Wahl der Bestrahlungszeit mit der dazugehörenden IRM-Zählgrenze schließt die Eingabe der Behandlungsparameter ab.

Sicherheitsaspekte: Um den Behandlungszeitraum und damit die Dosis zu determinieren, würde die Eingabe eines Parameters genügen. Die Software führt jedoch vor Behandlungsbeginn eine Konsistenzprüfung zwischen der eingegebenen IRM-Zählgrenze und dem Produkt aus IRM-Zählrate und der eingegebenen Behandlungszeit durch. Die redundante Eingabe zweier physikalisch unterschiedlicher Größen zu einer erhöhten Sicherheit für den Patienten.

Während der Röntgenstrahlerzeugung im Behandlungsmodus überwacht die Software ständig die Zählraten von IRM und ERM sowie die abgelaufene Behandlungszeit und gibt im Falle einer Toleranzüberschreitung ein entsprechendes Fehlersignal aus. Unter normalen Umständen endet eine Behandlung, wenn die aufsummierte Gesamtzahl der IRM-Zählwerte mit der eingegebenen IRM-Zählgrenze übereinstimmt. Dadurch werden, im Gegensatz zur Zeitsteuerung, auch temporäre Schwankungen der Dosisleistung mit berücksichtigt. Tritt

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jedoch eine Toleranzüberschreitung ein, so wird die Röntgenstrahlerzeugung sofort abgebrochen und der Benutzer kann entweder die Behandlung beenden oder, je nachdem, bei welchem Gerät (IRM/ERM/Behandlungs-Timer) der Fehler aufgetreten ist, die Bestrahlung zu Ende führen und dabei auf eine Ersatzmöglichkeit zur Steuerung des Behandlungsendes zurückgreifen [8].

Unterschreitet z.B. die IRM-Zählrate ihre untere Toleranzgrenze, so liegt die Ursache wahrscheinlich in einem Verbiegen der Sonde beim Einführen. Das Behandlungsende kann nun über die Zeit gesteuert werden, vorausgesetzt das ERM arbeitet korrekt. Fallen beide Detektoren aus, so führt dies zum vollständigen Abbruch. Ein Verbiegen der Sonde, mit daraus resultierenden IRM-Zählraten außerhalb des Toleranzbereiches, sollte unter allen Umständen vermieden werden, da die durch das IRM gemessene Röntgenstrahlleistung sinkt. Der interne Regelkreis versucht dem entgegenzuwirken, indem die Strahlleistung angehoben wird. Bei einer Steuerung über die Zeit kann daher eine erhebliche Diskrepanz zwischen gemessener und tatsächlich abgegebener Dosis entstehen (ausführliche Beschreibung siehe [8]).

2.1.4 Brennfleck und Ausbeute

Die Verifikation des Brennfleckes dient zur Generierung eines standardisierten reproduzierbaren Strahlungsfeldes. Es ist jedoch Aufgabe des Herstellers das Gerät auf geeignete Einstellungen zu justieren. Zunächst muss mittels einer Blende mit zwei Durchlässen von bekanntem Abstand die Spannung der Magnetspulen kalibriert werden, damit ein Bezug zwischen Auslenkungsweg und -spannung hergestellt werden kann. Bei der eigentlichen Messung wird der Strahl mittels der Magnetspulen über eine Blende mit einem Loch geführt, dessen Durchmesser klein im Vergleich zu dem des Strahls ist, um die nötige Auflösung zu gewährleisten. Das Ergebnis der Messung hat einen Durchmesser von 0,33 mm (Breite des Peaks bei der Hälfte des Maximums) ergeben [9]. Die Ausbeute wird durch einen Vergleich der Temperaturerhöhung durch den Elektronenstrahl am Target gemessen, welcher leistungsgleich mit dem Produkt aus Kathodenstrom und Beschleunigungsspannung sein sollte. Dies ergab, dass nur ca. 70 % der Elektronen, welche die Kathode verlassen, auch tatsächlich das Target erreichen. Die restlichen 30 % werden vermutlich durch den Schaft der Sonde eingefangen, wo sie Bremsstrahlung und charakteristische Strahlung erzeugen. Diese wird wiederum durch den Sondenschaft absorbiert [9].

2.1.5 Röntgenspektrum

In Abbildung 2.2 ist ein vollständiges Spektrum für die Parameter 40 kV und 1,25 µA dargestellt. Eine detaillierte Darstellung der charakteristischen Photonenemission findet sich in Abbildung 2.3 [9]. Beschreibung der Peaks:

a) 7,36 keV: (Ni) L 3 - K, L 2 - K (Nickelgrundierung)

b) 8,12 keV: (Ni) M - K

c) 9,62 keV: (Au) M - L 3 (Goldtarget)

d) 11,42 keV: (Au) M - L 1 , M - L 2

e) 13,32 keV: (Au) frei - L 2

2.1.6 Winkelabhängige Verteilung

Die Photonenfluenz in Luft ist in Abbildung 2.4 dargestellt. Die Intensität (Anzahl Photonen pro Fläche pro Zeitintervall) ist nahezu isotrop, mit einer Schwächung von ca. 10 %

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rechtwinklig zur Sondenachse (Transversalachse) und einer Einkerbung von ca. 7 % in Vorwärtsrichtung [9]. Die Schwächung auf der Transversalachse ist vermutlich das Ergebnis der Absorption von Photonen durch das Goldtarget, die Ursache der Einkerbung bei 180° ist unbekannt. Das Fehlen von Daten zwischen 340° und 40° liegt nicht am Einbruch des Messsignals, sonder an der Schwierigkeit, den Detektor in dieser Region zu platzieren. Ein solcher Einbruch findet bei ca. 6° statt, da ab diesem Winkel der Sondenschaft den Photonenstrahl absorbiert.

Die Dosis in Wasser, welche vor allem bei der Patientenbestrahlung interessant ist, ist in einem Wasserphantom untersucht worden [9]. Abbildung 2.5 (a) zeigt den entwickelten Film rechtwinklig zur Sondenachse. Die Isodosen sind isotrop, so dass davon ausgegangen werden kann, dass die Dosisverteilung in der Ebene der Sondenachse unabhängig vom Azimutwinkel ist. Abbildung 2.5 (b) zeigt die Dosisverteilung in der Ebene der Sondenachse bei einem beliebigen Azimutwinkel. Die Isodosenverteilung ist ähnlich zu der Intensitätsmessung in Luft (Abb. 2.4), jedoch mit dem zusätzlichen Ergebnis, dass eine Zunahme der Dosis entlang des Sondenschaftes in Rückwärtsrichtung stattfindet. Dies lässt sich erklären mit dem Photonen Absorptionsmodel durch das Goldtarget. Photonen, welche zwischen 6° und 20° entweichen, werden nicht mehr durch das Goldtarget, sondern lediglich durch das Beryll geschwächt, so dass sich in Rückwärtsrichtung eine Dosiserhöhung ergibt.

2.1.7 Stabilität und Genauigkeit

Der Toleranzbereich für die ersten 5 Minuten der Röntgenstrahlabgabe ab Kaltstart liegt bei ±5 %, danach bei ±2 %. Die Zielgenauigkeit der abgegebenen Dosis ist besser als ±1 mm bei einem Behandlungsdurchmesser von 4 cm [8].

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Abbildung 2.2: PRS Röntgensspektrum (40 kV / 1,25 µA) gemessen mit einem Si(Li) Detektor (Ref. 12). Durchmesser der Lochblende beträgt 1 mm bei einem Abstand (Luft) von 1 m und 300 s Messintervall. Das Bremsstrahlungsspektrum ist flach von 14 bis 30 keV und fällt zur Maximalenergie der Elektronen von 40 keV hin ab. Die Schwächung im niederenergetischen Bereich stammt von der bereits erwähnten Legierung des Sondenschaftes. Durch Integration wird eine mittlere Energie von 19 keV ermittelt (die Aufhärtung der mittleren Energie erfolgt durch Schwächung aufgrund der Luftsäule von 1 m). In Ref. 13 wird die Messung der effektiven Energie diskutiert.

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2.2 GafChromic Filmdosimeter

2.2.1 Einführung

GafChromic Dosimetriefilme (GCF) sind radiochrome Filme (RCF) der Firma ISP. Der wesentliche Unterschied zu konventionellen Silberhalogenid Filmen (SHF) besteht im Aufbau und der Zusammensetzung der sensitiven Schicht und das daraus resultierende unterschiedliche Verarbeitungsverfahren in der klinischen Routine. So sind GafChromic Filme selbstentwickelnde Filme, welche keinen Dunkelraum und keine gefährlichen und giftigen Chemikalien im Entwicklungsprozess nach Bestrahlung benötigen. Des Weiteren sind sie bei Raumlicht benutzbar und sind wasserbeständig. Die Auswertung des Filmes erfolgt mittels eines handelsüblichen Scanners im Durchlichtverfahren. Die hohe räumliche Auflösung, die geringe Energieabhängigkeit und sowie eine gute Gewebeäquivalenz der Schwächungskoeffizienten machen sie geeignet für Messungen von Dosisverteilungen in Bestrahlungsfeldern mit hohem Dosisgradienten [15]. Der hier verwendete Film GafChromic XR Type T ist speziell für die Dosimetrie von Weichstrahlen (< 100 keV) entwickelt worden. Im Gegensatz zu anderen GfC Filmen sind deshalb in die sensitive Schicht Atome hoher Ordnungszahl eingebracht, um den geringeren Wirkungsquerschnitt bei Weichstrahlen zu kompensieren [15].

2.2.2 GafChromic Filmtechnologie

Die sensitive Schicht ist das Kernstück der GafChromic Filmtechnologie. Diese Schicht der Filme enthält ein Kristallgitter mit einem strahlungsempfindlichen Monomer (Diacetylen), welches in einer Gelatineemulsion suspendiert ist. Diacetylen, oder auch Butadiin, ist ein mehrfach ungesättigter Kohlenwasserstoff mit der chemischen Formel HC≡C−C≡CH. Wenn der Film ionisierender Strahlung, aber auch Photonen aus der UV Region ausgesetzt wird [23], beginnt eine 1,4-trans Festkörper-Polymerisation [22]. Damit überhaupt eine Polymerisation eintreten kann, müssen die Monomere so dicht gepackt sein, dass der Abstand der Dreifachbindungen von angrenzenden Monomeren geringer als 0,4 nm ist [23,24]. Nach Energiezufuhr vollzieht sich der gesamte Prozess über drei Schritte, wobei der erste die Polymerisation in Butatrien darstellt [23,25]. Für dieses bestimmte Monomer ist die Struktur nur in kurzen Ketten stabil (n ≤ 6). Bei länger werdenden Ketten (n > 6) erfolgt eine Umwandlung über ein Zwischenprodukt, bestehend aus einer Aneinanderreihung von abwechselnd Butatrien und Butin, zu schließlich Polydiacetylen. Diese Struktur besitzt ein geringeres Energieniveau [23,25] und verfügt an beiden Enden der Kette über ein Kohlenstoffatom mit zwei, durch die Polymerisation entstandenen, ungepaarten Elektronen (Diradikale). Jedes weitere Monomer kann sich dort über eine Doppelbindung anschließen [23]. Die Polymerisation im Überblick:

Ausgangsstoff: Diacetylen (Butadiin) Monomere, HC≡C−C≡CH

Nach ion. Strahlung: Butatrien Oligomer (n ≤ 6), (−HC=C=C=CH−) n

Zwischenprodukt: Oligomer aus Butatrien und Butin, (−HC=C=C=CH−HC−C≡C−CH−) ⁿ Endprodukt: Polydiacetylen, (=CH−C≡C−HC=) n

Die Festkörper-Polymerisation erfolgt nur entlang einer Achse des Kristallgitters, jedoch nicht rechtwinklig dazu [23,24]. Die einzelnen Monomere werden durch ionisierende Strahlung nach dem Zufallsprinzip initialisiert [23,26] und die daraus resultierenden Ketten wachsen unabhängig voneinander [23,24]. Einfallendes Licht wird an den Doppelbindungen absorbiert. Mit steigender Länge des Polydiacetylens steigt die Höhe der Doppelbindungskonzentration was zu einer erhöhten Absorption führt [23,27]. Durch die Polymerisation kontrahieren sich

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die frei im Kristallgitter liegenden Monomere nun auf engerem Raum zu einer Kette [23]. Daher wird der Raum zwischen der letzten Monomereinheit der Kette und dem nächsten freien Monomer bei fortschreitendem Prozess immer größer. Die Polymerisation schreitet auf beiden Enden der Kette so lange fort, bis der Raum zu einem benachbarten freien Monomer zu groß ist, um mit ihm zu reagieren [23]. Dies ist der Fall, wenn die Energie der beiden ungepaarten Elektronen (Diradikale) an einem Ende der Kette die Energiebarriere des Raumes nicht mehr überwinden können. Somit ist die Reaktionsfähigkeit der Monomere im Kristallgitter eine Funktion der räumlichen Anordnung und wird bei wachsendem Abstand aufgrund der Kettenkontraktion immer kleiner [23,28,29]. Die Phase des Übergangs zwischen dem Produkt nach Bestrahlung (Butatrien Oligomer) und dem Endprodukt Polydiacetylen beträgt bei einer Temperatur von 100 K eine Zeitdauer von 4 h [23,25], so dass anzunehmen ist, dass die Übergangsrate bei Raumtemperatur (~23 °C) deutlich höher ist bzw. unverzüglich geschieht [23,26].

McLaughlin et al. [21] berichtet, dass die Übertragung der Polymerisation nach 2 ms abgeschlossen ist bei einem einzelnen 20 Gy, 50 ns Impuls, so dass ein Großteil des Anstieges der Absorption während der Bestrahlung auftritt [23]. Polymere, welche auf Grund der genannten Prozesse nach Bestrahlung weiterreagieren, tragen weniger als 20 % zur Gesamtänderung der Absorption bei [23, ISP Corp, Produktinformation]. Die optische Dichte (OD) ist proportional zur Absorption an den Doppelbindungen. Der Verlauf der OD nach Bestrahlung als Funktion der Zeit ist asymptotisch [23,18]. Der Funktionsverlauf impliziert, dass die Polymerisationsrate, die der optischen Dichteänderung pro Zeitintervall (ΔOD / Δt) entspricht, mit fortlaufender Zeit schnell abnimmt. Bei Logarithmierung der Zeit ergibt sich eine gute Linearität der OD für den Zeitraum nach Bestrahlung. Entwicklungskennlinien des Herstellers sind aus dem GafChromic Katalog, RadPro [20] zu entnehmen. Die Konzentration der gebildeten Polymereinheiten ist proportional zur applizierten Dosis in der sensitiven Schicht und damit ist die Dosis proportional zur optischen Dichte. Das Absorptionsspektrum der durch Strahlung erzeugten Polymere (Doppelbindungen) zeigt ein Maximum im roten Wellenlängenbereich bei ca. 670 nm [20], was in Abbildung 3.2 dargestellt ist. Bei Tageslicht herrscht ein kontinuierliches Lichtspektrum vor, aus dem die Polymere den Rotanteil absorbieren, so dass der bestrahlte Film in einer dunkel blauen Färbung erscheint.

Der Polymerisationsprozess kann nur von der Strahlung selbst ausgelöst werden. Die Ketten können Monomere nicht dazu veranlassen eigenständig zu polymerisieren, sondern lediglich sich anzuschließen. Da die Initiierung somit im Kristallgitter nicht überspringen kann und es kein Entwicklungsverfahren mit Chemikalien gibt, das die Größe und Form der Partikel verändert, hat der Film eine mögliche Auflösung im µm-Bereich. Dadurch haben GafChromic Filme eine höhere räumliche Auslösung als konventionelle Silberhalogenid Filme [20].

2.2.3 Aufbau und Spezifikation GafChromic XR - T

Aufbau:

Dosisbereich: 0,1 - 15 Gy

Energiebereich: 10 - 200 keV Photonen Dosisleistungsunabhängig Keine Fraktionierungseffekte Abmessungen: 5“ x 5“

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XR Filme haben die gleiche Mischung der sensitiven Komponenten (Diacetylene Monomere) wie bereits in anderen GfC Filmen verwendet wird. Um die Sensitivität im Weichstrahlbereich zu erhöhen, sind jedoch zusätzlich Atome mit hoher Ordnungszahl (Cs und Br) eingebracht. Dadurch wird der geringere Absorptionsquerschnitt bei niederen Energien mit Hilfe des Photoeffektes kompensiert [16]. Zusammensetzung der sensitiven Schicht (Angaben bzgl. Gewicht):

Die sensitive Schicht ist zwischen zwei transparenten Polyestersubstraten ohne Klebeverbindung eingebracht, so dass der Film ausschließlich aus 3 Schichten besteht. Die Polyestersubstrate enthalten einen gelben Farbstoff, der als leichter Orangefilter wirkt und so die kurzwelligen Anteile des Lichts erhöht absorbiert. Dies hat zwei Vorteile:

a) Erhöhung des visuellen Kontrastes der durch Strahlung hervorgerufenen Farbänderung. Dies kann sich beim Auswerten (Scannen) der Filme sensitivitätssteigernd auswirken in Abhängigkeit des Spektrums der verwendeten Lichtquelle und des verwendeten Auswertealgorithmus (s. Abschnitt 2.2.8).

b) Schutz der sensitiven Schicht gegenüber UV-Strahlung und blauem Licht. Dies ermöglicht eine größere Toleranz beim Umgang des Filmes bei Raum- bzw. Tageslicht.

2.2.4 Energieabhängigkeit

Ein Ziel bei der Entwicklung des GafChromic XR - T Filmes war eine möglichst geringe Energieabhängigkeit zwischen 60 und 120 keV zu erhalten [20]. Abbildung 3.1 zeigt herstellereigene Kennlinien im Energienbereich von 20 bis 120 keV und im Dosisbereich bis

10 Gy. Die Sensitivität entspricht der Steigung der Kennlinien und ist definiert als die

Änderung der optischen Dichte pro Dosisintervall (S = ΔOD / ΔD). Die Werte der 80 keV und 120 keV Kennlinien weichen lediglich um 0,4 % ab, so dass er Film in diesem Bereich als Energie unabhängig angesehen werden kann. Die 60 keV Kennlinie sinkt um 6 % gegenüber der 80 keV Kennlinie. Zu kleineren Energien ist die Abnahme der Empfindlichkeit noch stärker, was typisch ist für die meisten Dosimeter aufgrund des geringer werdenden Wirkungsquerschnittes. Der Abfall der Sensitivität von 60 keV auf 40 keV beträgt 20 % und von 60 keV auf 20 keV beträgt der Abfall 50 %.

2.2.5 Homogenität

Laut Hersteller [20] wurden jeweils zwei Streifen von 0,5“ Breite von einem Film in horizontaler und vertikaler Richtung abgeschnitten und in 0,5“ Stücke unterteilt. Alle Stücke wurden mit 5 Gy, 120 keV, 2 mm Al bestrahlt. 24 Stunden später wurde jedes Stück mit einem Nuclear Associates Radiochromic Densitometer Model 37-443 zweimal gemessen und die netOD bestimmt. Die Homogenität, definiert als die zweifache Standardabweichung, dividiert durch den Mittelwert beträgt innerhalb des Films:

- horizontal: 3,0 %

- vertikal: 1,9 %

- gesamt: 2,6 %

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2.2.6 Optische Charakterisierung

Einzelkomponenten des Lichts: Für dosimetrische Zwecke ist es wichtig, die unterschiedlichen Komponenten des Lichts zu berücksichtigen, welche beim Scannen durch einen GafChromic Film laufen [22]. Die Interaktion eines Lichtfeldes mit einem durchsichtigen Material ist charakterisiert durch Prozesse wie Absorption, Streuung und Reflexion. Diese Eigenschaften sind vor allem der sensitiven Schicht zuzuordnen, da der Polyester lediglich einen geringen Streukoeffizienten vorweist. Der einfallende Lichtstrahl wird in der sensitiven Schicht in vier Komponenten aufgespaltet, was in Abbildung 3.3 schematisch dargestellt ist. Handelsübliche Dokumentenscanner messen im Durchlichtverfahren das gesamte transmittierte Licht, welches aus einer gestreuten Komponente T S , sowie aus einer nur durch Absorption beeinflussten Komponente T f besteht (T = T f + T S ). Das gesamte reflektierte Licht setzt sich aus einer gestreuten Komponente R S und einer gespiegelten R SP zusammensetzt (R = R SP + R S ). Die Differenz zwischen dem einfallenden Licht I 0 und der Summe von gesamt transmittierten und gesamt reflektierten Licht ergibt das im Medium absorbierte Licht I A :

[ ] ( ) ( ) + + + − = (1) R R T T I I I

0 0 A S SP S f

Komponenten im spektralen Kontext: Betrachtet man diese Komponenten im spektralen Kontext, so stellt man fest, dass das Streuverhalten des Filmes wesentlich von der Wellenlänge des einfallenden Lichtes abhängig ist. In Abbildung 3.6 ist der gesamt transmittierte T(λ), sowie reflektierte Teil R(λ) bei verschiedenen Dosen über einem Spektrum von 400 nm bist 750 nm aufgetragen. Die Minima der Kennlinien des austretenden Lichts werden durch den Hauptabsorptionspeak der Polymere hervorgerufen. Bezüglich des unbestrahlten Films kann man sehen, dass T(λ) im Bereich von 450 - 550 nm relativ konstant ist (ΔT ≈ 1,5 %) [22]. Betrachtet man jedoch die Einzelkomponenten, so stellt man fest, dass die diffuse Transmission T S (λ) zu größeren Wellenlängen hin abnimmt (Abbildung 3.4) und die Transmission der nur durch Absorption beeinflussten Photonen T f (λ), auch ballistische Photonen genannt, zu größeren Wellenlängen hin zunimmt (Abbildung 3.5). Die gesamt reflektierte Komponente R(λ) wird praktisch ausschließlich von dem gestreuten Anteil R S (λ) bestimmt, da der gespiegelte Teil R SP (λ) so gut wie unabhängig von der spektralen Wellenlänge und der bestrahlten Dosis ist und somit nur einen konstanten Faktor darstellt. Auch hier ist ein Absinken der gestreuten Reflexion zu höheren Wellenlängen hin zu beobachten.

Die Kennlinien bezüglich der gestreuten Anteile des Lichts in Abbildung 3.4 verleihen den Eindruck, dass der Streukoeffizient nicht nur abhängig von der Wellenlänge ist, sondern auch von der Dosis. Dies ist jedoch nicht der Fall. Ein Absinken des Streulichtes bei steigender Dosis beruht hauptsächlich auf der Tatsache, dass die mittlere Weglänge des Lichtes im Medium aufgrund der Streuung erhöht ist und bei steigender Dosis die Wahrscheinlichkeit einer Absorption ebenfalls steigt.

Auswirkung auf die Ortsauflösung: Verwendet man einen GafChromic Film um eine räumliche Dosisverteilung darzustellen, so mindert das Streuverhalten des Mediums die Ortsauflösung des Auswertebildes. Nur ein ballistisches Photon, welches den Film auf einer orthogonalen Bahn durchquert trägt zur Ortsauflösung bei, wird es abgelenkt, so geht dessen räumliche Information verloren. Der Streukoeffizient sinkt mit zunehmender Wellenlänge und dominiert über dem der Absorption in einem Wellenlängenbereich von 400 - 500 nm, siehe Abbildung 3.2. Der Absorptionskoeffizient überwiegt ab einer Wellenlänge von 600 nm, selbst wenn der Film nur mit einer geringen Dosis bestrahlt worden ist [22]. Ein günstiges Absorptions-, Streuverhältnis ist somit Vorraussetzung um eine räumliche Dosisverteilung

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mit einer guten Ortsauflösung darzustellen. Um dies zu erreichen, sollte der Film im roten Wellenlängenbereich ausgewertet werden.

Der Vollständigkeit wegen sollte noch gesagt werden, dass bei Messungen im Durchlichtverfahren die reflektierte Komponente R(λ) nicht erfasst wird und somit auch der gestreute Anteil R S (λ) keine negativen Auswirkungen auf das räumliche Auflösungsvermögen hat, sondern nur der nach vorne gestreute Teil T S (λ). Dies bedeutet aber auch, dass die gemessene Absorption nicht mit der tatsächlichen Absorption im Film gleichzusetzen ist, da R(λ) nicht erfassbar ist und somit als absorbiert gilt (vgl. Gleichung 1). Die bei einer Einzelmessung gemessene Absorption (OD) ist somit immer höher als die tatsächliche Absorption. Dieser systematische Fehler verringert sich durch das Bilden der Netto-Absorption aus bestrahltem und unbestrahltem Film und wird gänzlich neutralisiert beim Erstellen einer Kalibrierfunktion, da bei Kalibrierfilmen die gleichen Effekte auftreten.

2.2.7 Auswirkungen von Laserlicht

Licht ist eine Transversalwelle mit einem Wellenvektor in Längsrichtung zur Ausbreitung und einem Feldvektor orthogonal dazu. Im dreidimensionalen Raum ist ein Freiheitsgrad noch offen, die Rotation des Feldvektors um den Wellenvektor. Nimmt der Feldvektor eine feste Position ein, so spricht man von linear polarisiertem Licht. Kohärenz bezeichnet die Eigenschaft einer Welle über einen zeitlichen Bereich hinweg eine definierte Phasenbeziehung aufzuweisen. Unter den verschiedenen Scannern, welche für die radiochrome Filmdosimetrie eingesetzt werden, befinden sich viele, die einen Laser als Lichtquelle verwenden, dessen Licht kohärent und polarisiert ist. Diese beiden Welleneigenschaften können jedoch unerwünschte Auswirkungen mit sich führen:

a) Kohärentes Licht: Dempsey et al. [16,17] zeigte, dass die Kohärenz des Laserlichts zu Interferenzartefakten führen kann und machte Empfehlungen für deren Beseitigung.

b) Polarisiertes Licht: GafChromic Filme zeigen eine relativ geringe Variation der OD wenn das Licht eines Scanners linear polarisiert ist und die Filme um 360° rotiert werden [15,16,18,19]. Sind jedoch Lichtquelle und Detektor linear polarisiert, so erhöhen sich die Abweichungen bei einer Rotation und können bis zu 15 % betragen [15,16,19].

Die unter b) genannte Fehlerquelle kann minimiert werden, indem man die Filme markiert und anschließend immer unter gleichem Rotationswinkel scannt. Besser geeignet für optische Dichtemessungen in der RCF Dosimetrie ist jedoch das Licht eines Scanners mit Weißlichtquelle (Breitbandemissionsspektrum), da dieses nicht kohärent und unpolarisiert ist und deshalb keine dieser Korrektionen bedarf. Bei der Verwendung von Laserlicht ergeben sich weitere mögliche Fehlerquellen:

Energieübertragung: He-Ne Laser, welche bei einer Leistung von 0,1 mW arbeiten, verursachen einen Anstieg der Absorption eines GafChromic MD-55 Films innerhalb von 5 min. Dieser Effekt ist höher für Filme oder Regionen mit geringerer Dosis [23,30]. Aus diesem Grund sollten Laser mit geringer Leistung verwendet werden um Polymerisationen aufgrund der durch das Licht übertragenen Hitze zu vermeiden. Oberhalb von 60 °C schmelzen die Kristalle und der Film wechselt die Farbe von blau zu rot [23,21].

Variation des Absorptionspeaks: Wie in der Literatur mehrfach berichtet, verschiebt sich der Absorptionspeak bei steigender Dosis zu geringeren Wellenlängen [21,22,23,32]. Dieser Effekt ist in den Abbildungen 3.4 - 3.6 zu erkennen. Eine Verschiebung des Peaks zu geringeren Wellenlängen erfolgt auch bei einer Temperaturerhöhung (λ max = 677,5 nm bei

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18,6 °C, 673 nm bei 28,0 °C für 6,9 Gy) [18,23,31]. Dieser Effekt ist reversibel, wenn die

Temperaturänderung während des Auswertens erfolgt, jedoch nicht während der Bestrahlung [23,31]. In der Literatur gibt es widersprüchliche Aussagen über das Verhalten der Absorption in Abhängigkeit der Temperatur. Einige berichten von einem Sinken der Absorption [18,23,31], andere von einem Steigen der Absorption [23,33,34] bei Erhöhung der Temperatur. Diese Diskrepanz ist durch die Wahl der Auswertewellenlänge für die Absorptionsmessungen erklärbar [23]. Ist die Wellenlänge kleiner als λ max , so tritt bei Temperaturerhöhung eine Absorptionszunahme ein, ist die Wellenlänge größer, so tritt eine Absorptionsabnahme ein. Wertet man nur bei einer Wellenlänge aus (Laser, LED), so müssen diese Effekte berücksichtigt werden, um Fehlinterpretationen zu vermeiden.

2.2.8 Sensitivität in Abhängigkeit des Lichtspektrums

Die Sensitivität eines GafChromic Filmes entspricht der Steigung der Funktion netOD = f(Dosis) und ist für ein Dosisintervall an der Stelle x definiert als S = ΔnetOD / ΔDosis. Jedoch wird die Sensitivität nicht nur, wie eingangs bereits erwähnt, von der atomaren Zusammensetzung der sensitiven Schicht beeinflusst, sondern auch von dem verwendeten Lichtspektrum des Scanners. Wird der Absorptionsquerschnitt gegenüber Photonenstrahlung verändert, so verändert sich die Höhe des Absorptionspeaks der Polymere bei gleicher applizierter Dosis. Das heißt, dass sich durch das Einbringen von Atomen höherer Ordnungszahl der Absorptionspeak erhöht und damit der Film sensitiver gegenüber Photonenstrahlung wird.

Durch das Scannen der Filme im Durchlichtverfahren wird die Transmissionskurve, die der Fläche der Absorptionskurve entspricht, in Abhängigkeit des verwendeten Lichtspektrums in einen Pixelwert umgewandelt. Die Pixelwertänderung ΔPV und somit auch die optische Dichteänderung ΔOD bei einer bestimmten Dosis ist dabei proportional dem Quotienten aus der Fläche der Transmissionskurve und der Fläche des verwendeten Lichtspektrums. Die Fläche des Lichtspektrums dient dabei als Referenzwert. Beide Flächen werden in denselben Grenzen (λ min , λ max ) berechnet und die Skalierung der y-Achse kann in beliebigen Einheiten von null bis voller Transmission (0...1) erfolgen. Unter Annahme eines kontinuierlichen Spektrums und einsetzen der Grenzen, vereinfacht sich Gleichung 2 zu Gleichung 3:

│ΔPV│ ~ ΔOD ~ ∫

│ΔPV│ ~ ΔOD ~

Aus Gleichung 3 ist nun ein direkter Zusammenhang zwischen der Sensitivität der optischen Dichte und der Breite des Lichtspektrums zu erkennen. Verringert man die Breite des Spektrums um das Absorptionsmaximum der Filme im roten Wellenlängenbereich, so ist die Abnahme der Referenzfläche im Nenner größer als die Abnahme der Fläche der Absorptionskurve im Zähler, was zu einer Sensitivitätssteigerung führt. Somit kann zusammengefasst werden:

- Die Sensitivität der Absorptionskurve ist abhängig vom Wirkungsquerschnitt gegenüber Photonenstrahlung und muss als filmspezifisch gegeben angesehen werden.

- Die Sensitivität des Pixelwertes ist abhängig von der Breite des Lichtspektrums um den Absorptionspeak der Polymere und kann vom Anwender beeinflusst werden.

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Es sind bei gegebener Absorptionskurve drei Auswertespektren denkbar:

a) Breitbandspektrum einer Weißlichtquelle (ca. 400 - 700 nm) mit den Farbbereichen Blau, Grün und Rot. Gesetzt den theoretischen Fall, dass nur Absorptionsänderungen im roten Bereich vorkommen, so kann die optische Dichte nur höchstens ⅓ ihres maximalen Wertes annehmen, da Fläche Rot / Fläche RGB = ⅓. Dies entspricht der geringsten Sensitivität. In der Praxis jedoch können bei hohen Dosen Absorptionsänderungen in die beiden anderen Bereiche hineinragen (s. Abbildung 3.2)

b) Roter Wellenlängenbereich (ab ca. 590 nm): Sobald die Absorptionskurve den gesamten roten Wellenlängenbereich ausfüllt, erreicht die OD ihr Maximum.

c) Es ist kein Lichtspektrum vorhanden, sondern nur eine Wellenlänge, die der Wellenlänge des Absorptionsmaximums angepasst ist (Laser oder LED bei ca. 670 nm). Durch die Minimierung der Flächen erreicht die OD ihr Maximum sobald der Absorptionspeak für diese Wellenlänge keine Transmission mehr zulässt. Dies entspricht der höchsten Sensitivität.

Die Wahl des geeigneten Lichtspektrums muss im Vorfeld von der Frage abhängig gemacht werden, welcher Dosisbereich untersucht werden soll. Je schmalbandiger das Auswertespektrum ist (c), desto höher die Sensitivität, jedoch wird auch der messbare Dosisbereich geringer bevor das Maximum der optischen Dichte erreicht wird. Erweitert man das Spektrum, so erweitert sich auch der Dosisbereich. Grundsätzlich gilt, dass die Sensitivität unter Berücksichtigung des Dosisbereiches maximiert werden sollte, um die Messunsicherheit zu minimieren. Des Weiteren gilt es bei Darstellung einer 2D Dosisverteilung das Streulicht, welches vorwiegend aus dem blauen und grünen Wellenlängenbereich stammt, durch die Auswertung im roten Bereich, zu minimieren.

Aus Abbildung 3.1 ist ersichtlich, dass der XR Type T Film im interessierenden Dosisbereich bis 10 Gy mit einem Linienspektrum (LED, optimiert an λ max ) ausgewertet worden ist, ohne dass die optische Dichte einen Grenzwert erreicht hat, d.h. in den Bereich der optischen Sättigung geraten ist. Somit wird mit dem zur Verfügung stehenden Scanner (Weißlichtquelle) ausschließlich der rote Wellenlängenbereich ausgewertet, um eine Verbesserung der Sensitivität zu erreichen. Die Auswertung im roten Wellenlängenbereich kann durch 2 Methoden geschehen:

Mittels eines Rotfilters (Tiefpassfilter). Die Anwendung eines Filters ist nicht ganz unproblematisch. Es wurde beobachtet, dass sich Newtonringe bilden, wenn man einen Filter einfach auf den Film legt. Diese Newtonringe entstehen, wenn Lufteinschlüsse zwischen zwei Flächen kleiner als die Wellenlänge des Lichts sind. Auf die Anwendung eines Anti Newton Sprays wurde verzichtet, da der optische Einfluss unklar ist. Eine weitere Möglichkeit ist die Platzierung des Filters mit Distanzhaltern über dem Film. Dies macht den Messaufbau aufwendig und es ist unklar, ob sich der Filter beim Auflegen bei gegebener Filmgröße durchbiegt. Da aber damit gerechnet werden muss, dass ein zusätzliches optisches Gerät im Strahlgang den Streufaktor erhöht und die Lichtintensität auch im roten Wellenlängenbereich mindert, wurde auf den Einsatz von Filtern verzichtet. Extraktion der roten Matrize mittels externer Software (MatLab). Aus Korrespondenzen mit der Uniklinik Hamburg und aus der Literatur [15,16] scheint dies Stand der Technik zu sein. Dabei wird der Film normal im Durchlichtverfahren gescannt und anschließend die rote Matrize mit MatLab aus dem abgespeicherten File extrahiert.

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2.3 Phantom

2.3.1 Einführung

Das verwendete Phantom ist ein Festkörperphantom aus dem Material Solid Water, welches von der Firma Gammex entwickelt worden ist. Der mittlere Energiebereich, bei dem es in Verbindung mit der Röntgenstrahlquelle IntraBeam betrieben wird, liegt bei ~20 keV. Die herstellerseitig ausgemessenen Tiefendosiskurven des IntraBeam beziehen sich auf Wasser. Um diese Werte auf ein Festkörperphantom aus Solid Water übertragen zu können, muss untersucht werden, inwiefern eine Wasseräquivalenz, speziell für diesen niederen Energiebereich, gegeben ist.

Die Materialeigenschaften von Solid Water sind bereits im Detail für hochenergetische Photonen im MeV Bereich untersucht und mit Wasser verglichen worden [35]. Nur sehr begrenzte Informationen sind verfügbar, für die Äquivalenz von Solid Water zu Wasser für niederenergetische Photonen. Für eine ¹⁹² Ir Quelle mit einem Energiespektrum von 200 bis

800 keV ist die Äquivalenz von Solid Water zu Wasser gezeigt worden [36]. In diesem Energiebereich ist jedoch die Comptonstreuung der vorherrschende Wechselwirkungsprozess und dosimetrische Unterschiede innerhalb des Materials stammen von Unterschieden der Elektronendichte. Der niedere Energiebereich des IntraBeam lässt sich am ehesten mit dem einer ¹²⁵ I Quelle (ca. 22 keV bis 35 keV) vergleichen. Dort ist der Photoeffekt die dominierende Wechselwirkung. Da dieser von der Ordnungszahl der Atome, als auch von der Elektronendichte abhängt, ist die Wahl des Phantommaterials schwieriger als für ¹⁹² Ir.

2.3.2 Überprüfung der Wasseräquivalenz

Meigooni et al. [37] prüfte in seiner Arbeit verschiedene Festkörpersubstanzen, u. a. auch Solid Water, im Energiebereich einer ¹²⁵ I Quelle auf ihre Wasseräquivalenz. Die Absolutwerte der Tiefendosiskurven [cGy/h] wurden mit der Monte Carlo Methode für Solid Water und Wasser bis in eine Tiefe von 7 cm berechnet und zusammen mit gemessenen Werten für Solid Water verglichen. Das Ergebnis zeigt eine gute Übereinstimmung der Dosisleistungswerte der einzelnen Tiefendosiskurven [37].

Die Massenenergieabsorptionskoeffizienten (µ en /ρ) wurden ebenfalls über Monte Carlo Berechnungen in 1-cm-Schritten über eine Tiefe von 10 cm ermittelt. Da sich das Energiespektrum der Photonen in Abhängigkeit der Tiefe ändert, sind die Koeffizienten des zu untersuchenden Materials für jede Tiefe auf die Werte des Bezugsmaterials Wasser gleicher Tiefe normiert worden. Die Schwankung der Koeffizienten in Abhängigkeit der Tiefe ist gering, so dass für Solid Water ein mittlerer Massenenergieabsorptionskoeffizient von 0,91 relativ zu Wasser angegeben werden kann [37]. Dies entspricht einer Abweichung von -9 % gegenüber dem Koeffizient von Wasser (1,00).

Zwei Substanzen sollten als äquivalent gelten, wenn ihre Massenschwächungskoeffizienten (µ/ρ) oder ihre Massenenergieumwandlungskoeffizienten (µ tr /ρ) in bestimmten Photonenenergiebereichen übereinstimmen [39]. Im vorliegenden Bericht [37] werden jedoch die Massenenergieabsorptionskoeffizienten (µ en /ρ) zur Beurteilung der Äquivalenz herangezogen. Der Zusammenhang zwischen µ en /ρ und µ tr /ρ ist durch folgende Formel definiert, es gilt:

µ en /ρ = µ tr /ρ (1 - G) (4)

G ist derjenige Teil der Energie, der durch die freigesetzten Sekundärelektronen in Bremsstrahlung umgesetzt wird. Ist die kinetische Energie der Sekundärelektronen kleiner als

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511 keV, so unterscheiden sich µ en /ρ und µ tr /ρ nur geringfügig [39]. Die durch IntraBeam bzw. einer ¹²⁵ I Quelle maximal übertragene kinetische Energie ist deutlich kleiner als 511 keV, so dass kaum Bremsstrahlung erzeugt wird. Das heißt, die lokal erzeugte kinetische Energie kann in Form von Bremsstrahlung nicht entweichen und wird lokal absorbiert. Somit kann für den verwendeten Energiebereich µ en /ρ = µ tr /ρ gesetzt werden und damit die Werte für den Massenenergieabsorptionskoeffizienten zur Bewertung der Äquivalenz herangezogen werden.

2.3.3 Vergleich des Phantoms mit Meigooni et al.

Meigooni et al:

- Hersteller: Radiation Measurements Inc. (RMI)

- Dichte: ρ = 1,015 g/cm 3

- Zusammensetzung:

H (8,09 %); C (67,22 %); N (2,40 %); O (19,84 %); Ca (2,32 %); Cl (0,13 %)

In dieser Arbeit:

- Hersteller: Gammex; Solid Water RMI 457

- Dichte: ρ = 1,046 g/cm 3

- Zusammensetzung:

H (8,02 %); C (67,23 %); N (2,41 %); O (19,91 %); Ca (2,31 %); Cl (0,14 %)

Die Parameter des von Meigooni et al verwendeten Solid Water Materials lassen sich in Punkto elementarer Zusammensetzung und Dichte mit dem Solid Water in dieser Arbeit vergleichen. Des Weiteren ist das mittlere Energiespektrum des IntraBeam von ca. 20 keV mit einer ¹²⁵ I Quelle vergleichbar, so dass sich die Ergebnisse von Meigooni et al. auf diese Arbeit übertragen lassen.

2.3.4 Güte des Phantommaterials

Die Güte eines Phantommaterials wird im DGMP-Bericht Nr. 5 [38] durch den Vergleich der linearen Schwächungskoeffizienten beurteilt. Weichen diese von der Bezugssubstanz nicht mehr als 10 % ab, so wird das Phantommaterial als gut eingestuft, bei einer Abweichung bis

20 % als brauchbar. Verwendet man diesen Maßstab zur Beurteilung des Massenenergie-absorptionskoeffizienten, so kann Solid Water mit einer Abweichung von -9 % als gutes wasseräquivalentes Phantommaterial für den Energiebereich von 22 keV bis 35 keV eingestuft werden.

Zum Vergleich: Die Massenenergieabsorptionskoeffizienten der im gleichen Bericht [37] getesteten Phantommaterialien PMMA (Plexiglas, ρ = 1,180 g/cm ³ ) und Polystyrol (Styropor, ρ = 1,044 g/cm ³ ) wichen in diesem Energiebereich um +67 % bzw. +170 % von Wasser ab.

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2.4 Scanner

2.4.1 Einführung

Bei dem verwendeten Scanner handelt es sich um den Dokumentenscanner Agfa DuoScan T2000XL. Obwohl Dokumentenscanner nicht für GafChromic Filmdosimetrie entwickelt worden sind, sind sie bereits in der Vergangenheit für Messungen in verschiedenen Filmdosimetrie Applikationen verwendet worden [40,41]. Der Agfa DuoScan T2000XL, welcher im Handel nicht mehr erhältlich ist, ist ein Desktop Flachbettscanner mit der Option im Durchlichtverfahren zu arbeiten. Er ist entwickelt worden für das qualitativ hochwertige Scannen von hoch auflösenden Bildern. Der Scanner besitzt eine maximale Auflösung von

600 zu 1200 dpi. Er enthält eine fluoreszierende Lichtquelle mit einem Breitband Emissionsspektrum. Die spektrale Emission der Weißlichtquelle ist in Abbildung 4.2 dargestellt. Die maximal zu Verfügung stehende Scannfläche im Durchlichtmodus ist 203 mm x 254 mm. Als Detektor wird ein „linear 10600-Element color type CCD array“ verwendet. Die Farberkennung mittels eines CCD Detektors wird durch RGB Farbfilter erreicht. Die monochrome Kennlinie in Abbildung 4.3 ist das Antwortverhalten ohne Filter. Das spektrale Ansprechverhalten pro Farbkanal ist eine Faltung der monochromen Kennlinie mit der des jeweiligen Farbfilters. Die Grün- und Blaufilter sind als Bandpassfilter ausgelegt, deren Transmissionsmaxima mit dem Emissionsmaxima der Lichtquelle übereinstimmen müssen. Der rote Filter fungiert als Tiefpassfilter. Da er im Wellenlängenbereich >700 nm immer noch transparent ist, bzw. die beiden anderen Filter wieder transparent werden, wird der nahe Infrarot Bereich durch systemeigene „cut off“ Filter kontrolliert [42].

2.4.2 Rauschquellen

Wenn der Scanner in der Dosimetrie für die Auswertungen der Filme verwendet wird, so wird er als Messgerät eingesetzt. In diesem Falle ist es wichtig, mögliche Fehlerquellen näher zu betrachten, die die Messunsicherheit beeinflussen. Ohne eine exakte Bestimmung und Analyse der Fehlerquellen ist eine qualitative Aussage über das Messergebnis nicht möglich. Da hier zwei Messgeräte zum Einsatz kommen (Film und Scanner) ist eine Differenzierung unumgänglich, um die jeweilige Fehlerquelle dem jeweiligen Detektor zuordnen zu können. Das Rauschen ist definiert als ein ungewolltes Signal jeglicher Herkunft, welches dem Messwert addiert ist. In einer idealen Digitalkamera, bzw. Scanner, bestimmt der CCD Sensor die Rauscheigenschafen, nicht die Systemelektronik. In der Praxis ist dies jedoch nicht zutreffend. Man kann zwei Arten von Rauschquellen unterscheiden: Zeitlich (temporal) und räumlich (spatial) bedingtes Rauschen [43]. Zeitliches Rauschen kann reduziert werden durch die Mittelung mehrerer Bilder, wobei diese Verfahren das räumliche Rauschen nicht beeinflusst. Durch die Methode der Bildsubtraktion kann das räumliche Rauschen reduziert werden. An dieser Stelle soll jedoch angemerkt werden, dass die Subtraktion zweier Bilder das temporale Rauschen gemäß dem Fehlerfortpflanzungsgesetz um den Faktor 2 erhöht.

Überblick über temporale Rauschquellen:

- Photon shot noise

- Dark current

- Reset transistor noise

- Clocking noise

- Output amplifier noise mit a) White Noise (thermal noise)

b) Flicker Noise (1/f noise)

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Überblick über spatiale Rauschquellen:

- Photoresponse non-uniformity

- Dark current non-uniformity

Die „shot noise“ entspricht dem Rauschen, welches mit dem stochastischen Auftreffen der Photonen auf jeglichen Detektor verbunden ist [43]. Sie ist das natürliche Limit eines jeglichen Photonen-, bzw. Teilchen-Detektionssystems. Bei N detektierten Elektronen in CCD Sensor entspricht der Fehler N . Bei der Fehlerquellenbetrachtung soll hier jedoch nur auf den Dunkelstrom (dark current) und die räumliche Inhomogenitäten (spatial non-uniformities) näher eingegangen werden.

2.4.3 Dunkelstrom

Das Signal eines CCD Sensors ohne einfallendes Licht ist definiert als das Background Signal. Das Background Signal ist das Ergebnis von thermisch emittierter Ladung, welche sich im CCD Chip ansammelt [44]. Deshalb ist die Höhe des Signals erheblich von der Betriebstemperatur des Sensors abhängig. Aufgrund von Materialtoleranzen im Siliziumhalbleiter kann das Backgroundsignal von Pixel zu Pixel variieren. Diese Variation wird das Dunkelsignalrauschen genannt. Der Dunkelstrom ist definiert als der Mittelwert aller Pixel eines völlig dunklen Bildes. Der Dunkelstrom verdoppelt sich bei einer Zunahme der CCD Betriebstemperatur um 9 K [44].

Die maximale optische Dichte, welche mit einem Scanner messbar ist, wird technisch begrenzt von der Höhe des Background Signals und wird wie folgt berechnet:

⎞ ⎛

⎜ ⎜ = ln OD

max

⎝

BGR

I 0 entspricht dabei dem Pixelwert bei voller Illumination. Die Größe der beiden Pixelwerte richtet sich nach der gewählten Farbtiefenauflösung (2 ⁸ , 2 ¹⁶ ). Der Quotient aus beiden ist jedoch unabhängig davon. Lediglich die Unsicherheit bei der Bestimmung der netOD wird größer, wenn man eine geringere Farbtiefenauflösung wählt.

2.4.4 Photoresponse non-uniformity: Die Inhomogenität des räumlichen Ansprechverhaltens äußert sich in Peak-to-peak Variationen des Ausgangssignals bei homogener Illumination (PRNU). Der Faktor, der die PRNU hauptsächlich beeinflusst sind die externen Farbfilter. Selbst geringe Unterschiede in der Filterdicke verursachen ein unterschiedliches Antwortverhalten von Pixel zu Pixel. So haben Farb CCDs eine höhere Varianz als Monochrome CCDs [44].

2.4.5 Defektes Pixel: Die Definition eines defekten Pixels ist, wenn dessen Illumination signifikant von dem Mittelwert der anderen Pixel abweicht. Die beiden oben genannten Fehlerquellen determinieren ein defektes Pixel. In Abbildung 4.1 ist das ideale Antwortverhalten eines Pixels neben einem Pixel mit Dunkelsignalfehler und einem mit erhöhter bzw. verminderter Sensitivität dargestellt. Die maximal erlaubte Abweichung eines Pixels ist abhängig von der Qualität des CCD Sensors als auch von den Ansprüchen des Anwenders. Die Anzahl und Art der Defekte ist somit auch vom Verwendungszweck abhängig und kann von 0 bis mehr als 1000 Defekte zählen. Ein einfacher Algorithmus um ein defektes Pixel zu korrigieren ist dessen Wert mit dem Mittelwert der umliegenden Pixel zu ersetzen [44].

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2.4.6 Kalibrierung einer definierten Scannregion

Der exakteste Weg um eine Homogenität des räumlichen Antwortverhaltens über den gesamten Illuminationsbereich zu erreichen, vorausgesetzt einer Linearität aller Pixel, wäre eine Zweipunktkalibrierung einer definierten Scannregion:

a) Als erster Schritt wäre die Generierung einer Referenz Background Matrix des gewünschten Scannbereiches bei einer definierten Temperatur zu nennen. Diese Matrix erhält man durch die Pixel zu Pixel Mittelung mehrer Bilder um das temporale Rauschen zu minimieren. Der temporale Fehler verhält sich bei n Mittelungen wie 1/ n [45]. Durch das Subtrahieren der Referenzmatrix erhält man einen gleichen Nullpunkt bzw. identischen Offset aller Pixel, d.h. einen homogenen Background.

b) Der zweite Kalibrierungsschritt wäre die Erzeugung einer Referenzmatrix bei voller Illumination, wiederum durch die Mittelung mehrer Bilder. Von dieser Matrix wird die Referenz Background Matrix subtrahiert und der Quotient aus I SOLL /I IST pro Pixel bildet dann die zweite Referenzmatrix. Eine Multiplikation mit dieser Matrix kalibriert die einzelnen Steigungen (Sensitivitäten) der Pixel, so dass neben einem homogenen Dunkelstrom nun auch die PRNU homogen ist.

Diese Kalibrierung kann nicht direkt am Scanner eingegeben werden, sondern müsste über ein externes Programm (z.B. MatLab) erfolgen. Die Korrektion der Detektionsinhomogenität müsste nach dem Scannen eines jeden Bildes mit Hilfe der beiden Kalibriermatrizen vorgenommen werden. Diese Methode wurde vom Autor erst nach Abschluss der experimentellen Arbeit entwickelt, so dass sie in den folgenden Auswertungen dieser Arbeit keinen Einfluss findet. Sie soll vielmehr einen Ausblick darstellen, um zukünftige Messungen mit einer noch größeren Präzision durchführen zu können.

Eine einfachere Methode um die spatiale Inhomogenität des Scanners zu minimieren, ist die Pixel zu Pixel Subtraktion zweier Bilder, wie eingangs schon erwähnt. Diese Methode wird in dieser Arbeit angewandt, jedoch aus anderen Gründen. Damit das räumliche Rauschen durch eine Matrixsubtraktion reduziert wird, müsste der Film pixelgenau an derselben Stelle in Scannausschnitt positioniert werden, was jedoch nicht praktikabel ist. Durch den Scann von bestrahltem und unbestrahltem Film erhöht sich das temporale Rauschen um den Faktor 2 und durch die unterschiedliche Lage des Films erhöht sich ebenfalls das spatiale Rauschen um den Faktor 2 . Die oben vorgestellte Methode ist geeignet um letzteres zu minimieren, was jedoch zu überprüfen bleibt.

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Abbildung 4.3: Spektrales Ansprechverhalten der RGB Farbfilter des CCD Sensors KLI-8023

des Agfa Scanners. Hersteller des CCD Sensors ist Kodak. Der Rotfilter wirkt als Tiefpassfilter.

Der nahe Infrarotbereich >700 nm wird durch systeminterne Filter kontrolliert [42].

Grundlagen Seite 25

2.5 Task Group 43 Protokoll

2.5.1 Einführung

Das Task Group No. 43 Protokoll [46] ist ein Formalismus, mit dem die Dosimetrie von interstitiellen Brachytherapiequellen eindeutig beschrieben werden kann. Vor 1988 gab es in der Literatur eine Vielzahl unterschiedlicher Publikationen, die sich mit der dosimetrischen Datenerhebung von interstitiellen Brachytherapiequellen beschäftigten. Um diese uneindeutige Situation zu klären, formte das „Radiation Therapy Committee of the American Association of Physicists in Medicine“ (AAPM) 1988 die Task Group No. 43, um die jüngst verfassten Publikationen aufzuarbeiten und ein geeignetes Protokoll zu empfehlen. Im Abschlussbericht 1994 wird ein Formalismus präsentiert, der die erforderlichen physikalischen Größen klar definiert:

a) Luftkerma

b) Dosisleistungskonstante

c) Geometrie Faktor

d) Radiale Dosis Funktion

e) Anisotropie Funktion

Alle Gleichungen, welche benötigt werden, um aus den genannten Parametern die Dosis für eine einzelne Quelle zu berechnen sind ebenfalls aufgeführt. Das empfohlene Protokoll basiert auf direkt messbaren Größen. Gleichzeitig wird durch das Protokoll eine Reihe miteinander verknüpfter Größen voneinander entkoppelt. Es erlaubt ebenfalls die Berechnung von zweidimensionalen (2D) Dosisverteilungen.

2.5.2 Vergleich mit bestehenden Modellen

Das grundlegende Problem von älteren Formalismen ist, dass diese auf der Verteilung der Photonenfluenz um die Quelle in Luft basieren, wohingegen klinische Applikationen die Dosisverteilung in einem streuenden Medium, wie es tatsächlich in einem Patienten vorherrscht, benötigen. Die Bestimmung von 2D Dosisverteilungen in einem streuenden Medium von der Kenntnis der 2D Photonenfluenzverteilung in Luft ist auf einfache Art nur für eine isotrope Punktquelle möglich. Eine reale Brachytherapiequelle erzeugt aber eine nicht zu vernachlässigende Anisotropie und für solche Quellen ist es unmöglich, auf akkurate Weise, eine 2D Dosisverteilung in einem streuenden Medium aus einer 2D Verteilung der Photonenfluenz in Luft zu gewinnen.

Des Weiteren arbeiten ältere Protokolle mit Exposure Rate Konstanten und Buildup Faktoren, welche spezifische Eigenschaften des Nuklids sind und Gewebeschwächungskoeffizienten. Von diesem Ansatz distanziert sich das TG 43 Protokoll und beschreitet einen neuen Weg. Die Eingabedaten des neuen Formalismus sind Dosisleistungswerte, welche in einem gewebebzw. wasseräquivalenten Phantom direkt gemessen werden. Diese gemessenen Werte sind abhängig von der Konstruktion und Geometrie der Quelle, dem Photonenspektrum und dem Phantommaterial. Durch das direkte Messen der Dosisverteilung von einer Quelle in einem wasseräquivalenten Medium werden fundamentale Probleme älterer Berechnungsmodelle gelöst. Es bleibt jedoch anzumerken, dass durch die Einführung des TG 43 Protokolls sich die absolute Dosisleistung um bis zu 17 % im Vergleich zu konventionellen Daten ändern kann [47-52].

Der neue Formalismus erlaubt 2D Dosisberechnungen für symmetrische, zylindrische Quellen, wohingegen der alte lediglich eindimensionale isotrope Punktquellen darstellen konnte. Um 2D Verteilungen beschreiben zu können, mussten zwei neue Funktionen in

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Abhängigkeit von Radius r und Winkel θ eingeführt werden. Im Folgenden sind alte und neue Größen gegenübergestellt:

Gegenwärtige Aktivität, A app → Luftkerma, S ^k Exposure Rate Konstante, (Γ δ ) x → Dosisleistungskonstante, Λ

Abstandsquadratgesetz, (1/r ² ) Gewebeschwächungsfaktor, T(r) Anisotropie Konstante, Φ an

Um verschiedene physikalische Faktoren voneinander zu entkoppeln, wurde die Radiale Dosis Funktion g(r) und die Anisotropie Funktion F(r,θ) eingeführt. Da beide relative Größen sind, ist die Unsicherheit in ihrer Bestimmung reduziert. Die einzige Größe im neuen Formalismus, in welcher die Einheit der absoluten Dosisleistung beinhaltet ist, ist die Dosisleistungskonstante Λ. Falls künftig genauere Werte für die Anisotropie Funktion oder die Radiale Dosis Funktion aufgrund von exakteren Messungen oder Berechnungen verfügbar sind, so können diese leicht nachgebessert werden. Dies ist ein weiterer Vorteil des Entkoppelns von physikalischen Größen.

2.5.3 Allgemeine Formel

Eine 2D Dosisverteilung wird im TG 43 Protokoll durch ein Polarkoordinatensystem beschrieben, mit dem Ursprung im Quellenmittelpunkt. Die Ortskoordinaten eines jeden Punktes der 2D Verteilung sind durch den Radius r und den Winkel θ eindeutig definiert. Der Winkel θ bezieht sich auf die Längenachse der Quelle. Somit lautet der allgemeine Ansatz für die Dosisleistung D/t an einem Punkt P(r,θ) einer symmetrischen zylindrischen Quelle der Länge L:

•

θ = ) , ( S r D k

Der Punkt (r 0 ,θ 0 ) fungiert als Normierungspunkt und liegt im Abstand von r 0 = 1 cm vom Mittelpunkt auf der Transversalachse der Quelle bei θ 0 = π/2 (90°). Obige Formel kann klar in absolute und relative Größen unterteilt werden. Die relative 2D Dosisverteilung wird durch die relativen Parameter G(r,θ), g(r) und F(r,θ) beschrieben, welche auf den Punkt (r 0 ,θ 0 ) normiert sind. Das Produkt aus den absoluten Größen S k * Λ bezieht sich ebenfalls auf den Normierungspunkt, so dass für P( r 0 ,θ 0 ) gilt (mit Einheiten):

[ ] [ ] ^{1 •} cGyh ^{− −} θ ^{1 2 1} Λ = (7) 1 * . ) , ( ⎥ ⎢ h cGycm S cGyh r D

^{0 0} − k ^{1 2} ⎦ ⎣ h cGycm

Die relative 2D Dosisverteilung ist nur von dem geometrischen Aufbau der Quelle abhängig und wird im Idealfall nicht von der Dosisleistung (S k * Λ) beeinflusst. Durch das Trennen in absolute und relative Parameter muss somit eine Quelle bei Änderung der absoluten Größe Dosisleistung nicht neu ausgemessen werden. Gemäß Gleichung 6 stellt sie den Umrechnungsfaktor von der Relativverteilung zur Absolutverteilung dar und bezieht sich, wie bereits erwähnt, auf den Normierungspunkt P(r 0 ,θ 0 ). Im Weiteren wird auf die absoluten Größen nicht weiter eingegangen, da in dieser Arbeit lediglich die relative 2D Dosisverteilung von Interesse ist. Diese Parameter werden nun genauer erläutert.

Grundlagen Seite 27

2.5.4 Geometrie Faktor, G(r,θ)

Der Geometrie Faktor beschreibt die 2D Photonenfluenz der Quelle in Luft. Die Absorptions-

und Streueigenschaften in einem gewebe- bzw. wasseräquivalenten Medium werden durch

ihn nicht berücksichtigt. Der Quotient G(r,θ) / G(r 0 ,θ 0 ) in Gleichung 6 stellt die relative

Photonenfluenz Verteilung dar. Im TG 43 Protokoll wird der allgemeine Geometrie Faktor

einer Quelle der Ausdehnung L, sowie die vereinfachte Form einer Punktquelle genannt. Da

sich die Quellen in dieser Arbeit als Punktquellen beschreiben lassen, soll hier nur der

Geometrie Faktor einer Punktquelle genannt werden:

⁻ G θ ² = r ) , ( (8) r

Dieser Faktor beschreibt somit eine hypothetische 2D Dosisverteilung und ignoriert dabei die

in einem Medium vorkommenden Wechselwirkungsprozesse. Wie aus Gleichung 8 zu sehen

ist, ist der Geometrie Faktor einer Punktquelle unabhängig vom Winkel und somit für alle

Winkel gleich.

2.5.5 Radiale Dosisfunktion, g(r)

Durch die radiale Dosisfunktion werden nun die Effekte wie Absorption- und Streuung in

einem Medium entlang der Transversalachse der Quelle (θ 0 = π/2) berücksichtigt. Die

Definition lautet:

^• θ θ ) , ( ) , ( r G r D

^{0 0 0} = (9) ) ( r g

^• θ θ ) , ( ) , ( r G r D

0 0 0

Durch das direkte Messen der Dosisleistung D/t(r,θ 0 ) entlang der Transversalachse, geht auch

die Selbstfiltration der Quelle und die Filterung der Photonen durch die Umkapselung oder

eines Applikators mit in die relative Verteilung ein. Das Produkt aus der Funktion D/t(r,θ 0 )

und dem Quotienten G(r 0 ,θ 0 ) / D/t(r 0 ,θ 0 ) bewirkt eine Normierung der Dosisleistungskurve

D/t(r,θ 0 ) auf die der Geometriefunktion G(r,θ 0 ) im Punkt (r 0 ,θ 0 ). Somit gibt die Funktion g(r)

nun den Abweichungsfaktor der beiden Kurven in Form des Quotienten D/t(r,θ 0 ) / G(r,θ 0 ) in

Abhängigkeit des Radius r an, wenn beide Kurven im Punkt (r 0 ,θ 0 ) normiert sind.

2.5.6 Anisotropie Funktion, F(r,θ)

Äquivalent zur radialen Dosisfunktion berücksichtigt auch die Anisotropie Funktion durch

das direkte Messen von D/t(r,θ) die Wechselwirkungsprozesse in einem Medium und die

bereits genannten Filterungseffekte der Photonen. F(r,θ) beschreibt die Anisotropie einer 2D

Dosisverteilung relativ zur Transversalachse und ist allgemein definiert als:

^• θ θ ) , ( ) , ( r G r D θ ⁰ = (10) ) , ( r F

^• θ θ ) , ( ) , ( r G r D

0

Ähnlich der radialen Dosisfunktion bewirt auch hier das Produkt aus der Funktion D/t(r,θ)

und dem Quotienten G(r,θ 0 ) / D/t(r,θ 0 ) eine Normierung der Funktion D/t(r,θ) auf die

Funktion G(r,θ) entlang der Transversalachse. Sind beide Funktionen in Abhängigkeit des

Radius entlang der Transversalen normiert, so ergibt der Quotient D/t(r,θ) / G(r,θ), ebenfalls

in Abhängigkeit des Radius, die Anisotropie Funktion F(r,θ) für verschiedene Winkel. Auf

Grundlagen Seite 28

eine weiterführende Diskussion dieser Gleichung wird an dieser Stelle verzichtet, da die

verwendeten Quellen, wie bereits erwähnt, Punktquellen sind und deshalb einen isotropen,

winkelunabhängigen Geometriefaktor besitzen. Nach Gleichung 8 gilt somit:

θ θ = ) , ( ) , ( (11) r G r G

0

^• θ ) , ( r D θ = ) , ( (12) r F

^• θ ) , ( r D

0

Durch Einsetzen der Gleichung 11 in Gleichung 10 vereinfacht sich diese zu Gleichung 12.

Wie aus dieser Gleichung zu sehen ist, ist eine zusätzliche Normierung, wie bei der radialen

Dosisfunktion (Gl. 9) oder der allgemeinen Anisotropie Funktion (Gl. 10) erforderlich, nun

nicht mehr vorhanden. Es kann auf vergleichsweise einfache Art die radiale Dosisleistung in

Abhängigkeit des Winkels mit der radialen Dosisleistung auf der Transversalen verglichen

werden. Der Quotient bildet dann die 2D Anisotropie Funktion. Es sei an dieser Stelle noch

einmal ausdrücklich darauf hingewiesen, dass Gleichung 12 ausschließlich für Punktquellen

gilt. Zylindrische symmetrische Quellen der Ausdehnung L besitzen einen winkelabhängigen

Geometriefaktor und müssen nach Gleichung 10 in einer der Gleichung entsprechenden,

aufwendigeren Art und Weise verifiziert werden.

Material und Methoden Seite 29

3 Material und Methoden

3.1 GafChromic Filmpräparation

3.1.1 Anbringen der Aussparung

Damit die Filme für die Bestrahlung verwendet werden können, muss eine Aussparung entsprechend den Maßen des Anodenschaftes bzw. des verwendeten Applikators angebracht werden. Die Ergebnisse der anfänglichen Versuche, dies von Hand mittels eines scharfen Messers zu erledigen, waren unbefriedigend. Das Schneiden des Kreises für den Applikator gestaltete sich schwierig, die Genauigkeit ließ dabei zu wünschen übrig und die von der Schnittkante beim Scannen erzeugten Artefakte waren sehr breit. Da die Artefakte vor allem in der zu untersuchenden Region um den Applikatorkopf lagen, wurde entschieden, die Filme von der Firma GfM [60] maschinell schneiden zu lassen. Die Qualität ist hervorragend. Die Passgenauigkeit ist sehr gut, die Toleranzen klein und die durch die Schnittkante erzeugten Artefakte gingen auf ein Minimum zurück.

3.1.2 Akquisition

Das Ziel der Darstellung ist die alleinige Anzeige der räumlichen Dosisverteilung ohne den Film als Trägermedium. Hierzu muss der Scann des bestrahlten Filmes mit dem des unbestrahlten Filmes verrechnet werden. Die hier angewendete Methode ist eine Pixel zu Pixel Subtraktion, welche im Kapitel 3.5 „Auswertung mit MatLab“ detailliert beschrieben wird. Hierzu müssen beide Filme pixelgenau übereinander gelegt werden. Eine Möglichkeit dies zu erreichen ist die Größe und Lage des Scannfensters konstant zu halten und die Filme immer an exakt gleicher Position im Scanner zu platzieren. Dann wäre gewährleistet, dass in der erzeugten Bildmatrix die Filme immer an gleicher Position sind. Unter den gegebenen Bedingungen hat sich dies jedoch nicht als praktikabel erwiesen, so dass zwei Akquisitionspunkte eingeführt worden sind, welche die Lage und Rotation eines jeden Filmes eindeutig beschreiben, unabhängig der Position innerhalb der gescannten Bildmatrix. Allgemeine Anforderungen an die Referenzpunkte:

a) Parallel zur horizontalen Außenkante, um alle Netto-Dosisverteilungen in der Vergleichssoftware VeriSoft [61] mit gleichem Rotationswinkel (0°) darstellen zu können. Der exakte Abstand zur horizontalen Kante spielte dabei keine Rolle, da dieser von unbestrahltem zu bestrahltem Film gleich bleibt.

b) Möglichst großer Abstand der Referenzpunkte zueinander, um den Fehler bei der Winkelermittlung klein zu halten.

Die Lage der Punkte wurde auf die Seite des Applikatorschaftes gelegt, da sie dort die zu untersuchende Dosisverteilung am wenigsten stören. Um eine gute Ortsauflösung der Punkte zu erreichen, wurden sie mit Hilfe eines spitzen Gegenstandes eingestochen. Dadurch entsteht in der Bildmatrix ein Pixelwertminimum, nach dem ein dafür entwickelter MatLab Algorithmus innerhalb eines definierten Fensters scannt, um die Koordinaten des Punktes zu ermitteln. Dadurch ergeben sich spezielle Anforderungen an diese Punkte:

c) Ausreichend großer Abstand zu den Außenkanten in Abhängigkeit der Größe des Scannfensters. Liegt ein Punkt zu nahe an einer Schnittkante, so kann durch deren Artefakte die Position des Punktes nicht mehr ermittelt werden.

Material und Methoden Seite 30

d) Verhindern eines Durchstechens, da sonst eine willkürliche Position eines Minimums um die Durchstichstelle ermittelt wird.

Es wurde bewusst das Verfahren der Detektierung eines Minimums angewandt. Die Alternative wäre das Durchstechen und die Ermittlung eines Maximums. Dies ist jedoch mit Problemen behaftet. Wählt man ein zu kleines Loch, so kann dies bei der hier verwendeten Auflösung nicht zuverlässig detektiert werden. Wählt man ein zu großes, so ist zwar die Ermittlung gewährleistet, jedoch mit eventuellen Einbußen der Ortsauflösung.

3.1.3 Kalibrierfilme

Die Kalibrierfilme wurden auf eine Abmessung von 3 cm x 3 cm geschnitten. Dies konnte von Hand erledigt werden, da zur Ermittlung der Dosis ein Fenster von 5 x 5 Pixeln in Filmmitte genügte und dies von Artefakten nicht beeinflusst werden konnte. Zur Determinierung des Mittelpunktes wurden zwei Referenzpunkte auf der vertikalen und ein Punkt auf der horizontalen Achse gesetzt.

Bei den Kalibrierfilmen waren die Referenzpunkte der Bestrahlung ausgesetzt. Es wurde beobachtet, dass die Koordinaten eines bestrahlten Referenzpunktes nicht mehr unbedingt mit denen vor Bestrahlung übereinstimmen müssen. Dies liegt daran, dass die sensitive Schicht an der Einstichstelle verdrängt wird. Die Bestrahlung bewirkt somit nur eine optische Dichteänderung in der umliegenden Region, so dass dort ein weitaus größeres Minimum als das der Einstischstelle entstehen kann. Da die pixelgenaue Bestimmung der Ortskoordinaten bei den Kalibrierfilmen eine untergeordnete Rolle spielte, war dieser Fehler bei der Ermittlung des Mittelpunktes tolerierbar. Will man diesen Fehler aber generell vermeiden, so käme die angesprochene Alternative in Betracht oder man schützt die Referenzpunkte mit einem für Strahlung undurchlässigen Material.

Alle Filme wurden mit dem Buchstaben „F“ gekennzeichnet, um ein spiegelverkehrtes Scannen zu vermeiden und entsprechend durchnummeriert, um die Zuordnung von bestrahltem und unbestrahlten Film und den Strahlparametern wie Dosierungspunkt mit Dosis sicherzustellen.

3.2 Prozedur beim Bestrahlen

3.2.1 Versuchsaufbau: Der Versuchsaufbau bestand aus folgenden Einzelkomponenten:

Bestrahlungsgerät IntraBeam der Firma Carl Zeiss [57], bestehend aus Bedienkonsole und Miniaturbeschleuniger

Applikatoren der Firma Carl Zeiss [57] mit den Durchmessern 40 mm und 50 mm Solid Water Phantome, Einzelanfertigungen der Firma GfM [60] GafChromic XR Type T Dosimetrie Filme der Firma ISP [58] mit dem Deutschlandvertrieb durch die Firma RadPro [59]

Absolutdosimetrie: Weichstrahlkammer PTW M 23342 mit geeichtem Dosimeter Unidos der Firma PTW [61]

Einer Halterung für den Miniaturbeschleuniger für einen stabilen und sicheren Versuchsaufbau Einer mobilen Strahlenschutzwand

Material und Methoden Seite 31

Da das Bestrahlungsgerät IntraBeam in der klinischen Routine eingesetzt wird und der Sondenschaft empfindlich gegen ein Verbiegen ist, wurde vor jeder Messbestrahlung ein Verifikationszyklus gemäß Benutzerhandbuch [8] absolviert, um konstante

Versuchsbedingungen zu gewährleisten.

3.2.2 Verwendete Phantome

Gemessen wurde die Dosisverteilung der beiden Applikatoren sowie der blanken Anode. Dazu mussten drei verschiedene Festkörperphantome gebaut werden. Jedes Phantom besteht aus einer Ober- und Unterschale mit den entsprechenden Aussparungen für die Applikatoren bzw. die Anode. Alle Filme haben die originale Außenabmessung von 5 x 5 Inch (12,7 x 12,7 cm) und können in die Unterschale, ihrer Dicke entsprechend, versenkt eingelegt werden. Das dritte Einzelteil des Phantoms dient zur Aufnahme einer Weichstrahlkammer und wird mit der Unterschale verschraubt. Hierzu ist eine Aussparung angebracht, in der die Weichstrahlkammer PTW M 23342 oberflächenbündig, gemäß DIN 6809 Teil 4 [38], eingelegt werden kann. Die Lage des Eintrittsfensters der Weichstrahlkammer befindet sich auf der Sagittalachse der Transversalebene der Quelle. Eine direkte Anordnung im Referenzpunkt auf der Transversalachse der Frontalebene gemäß TG 43 Protokoll ist in einem Festkörperphantom, bedingt durch die Platzierung des Filmes, nicht ohne weiteres möglich. Wenn man von einer isotropen Dosisverteilung auf der Transversalebene gemäß Abbildung

2.5 (a) ausgeht, ist dieses Vorgehen aber durchaus zulässig.

Die Aussparung für die Ionisationskammer kann mit einem massiven Teil aus Phantommaterial geschlossen werden. Die geometrische Lage des Strahleneintrittsfensters wurde darauf markiert, so dass die Position des Mittelpunktes der Kalibrierfilme exakt mit der Ionisationskammermessung übereinstimmt.

Lage des Dosierungspunktes: Eine Diskrepanz besteht in der Wahl des Abstandes des Referenzpunktes von der Applikatoroberfläche. In der bisherigen klinischen Routine wurde auf Applikatoroberfläche dosiert, das TG 43 Protokoll empfiehlt jedoch einen Dosierungspunkt in 10 mm Tiefe. Bedingt durch die Randartefakte des Films liegen auf Applikatoroberfläche keine Messergebnisse, sondern nur Extrapolationsergebnisse vor. Deswegen empfiehlt sich eine Dosierung mit anschließender normierter Darstellung der Werte auf Applikatoroberfläche nicht. Ein Kompromiss ist gefunden worden, bei dem der Referenzpunkt in 5 mm Tiefe gelegt wurde. Die Dicke der Unterschale ist bei den Applikatorphantomen so bemessen, dass ein gleicher Abstand von 5 mm von Applikatoroberfläche zu Messkammer gewährleistet ist. Dieser Abstand wurde beim Anodenphantom auf 10 mm erhöht, da sonst die Unterschale zu dünn und mechanisch instabil geworden wäre. Abbildung

20.6 im Anhang F zeigt die verwendeten Phantome.

3.2.3 Dosierung mittels IntraBeam

In der klinischen Routine, sowie in den hier durchgeführten Versuchen, sind die Strahlparameter Beschleunigungsspannung und Kathodenstrom auf die Maximalwerte von 50 kV und 40 µA eingestellt. Grundlage der Dosierung sind die folgenden vom Hersteller in Wasser verifizierten Daten:

a) Tiefendosiskurve der Dosisleistung [Gy/min]

b) Transferfaktoren der Applikatoren

Die Tiefendosiskurven sind spezifisch für jede Beschleunigungsspannung / Kathodenstrom Kombination, so dass hier nur die Dosisleistungswerte der Maximalwertkombination von 50 kV und 40 µA interessieren. Die Datenblätter der Transferfaktoren (T F ) sind spezifisch für

Material und Methoden Seite 32

jeden Applikator in Abhängigkeit der Dosierungstiefe. Bei Bestrahlungen der blanken Anode wurde der Transferfaktor auf den Wert „1“ gesetzt, da die Dosisleistungswerte in diesem speziellen Fall nicht durch einen Applikator beeinflusst werden und dadurch keiner Korrektion bedürfen. Wie im Grundlagenteil bereits geschildert, erfordert IntraBeam die Eingabe zweier physikalisch unterschiedlicher Größen um den Behandlungszeitraum, und damit die Dosis, festzulegen. Diese werden wie folgt berechnet:

= [min] • t

⁻ [ ¹ = min] / [ 60 * [min] * ] (14) s t s IRM IRM Rate Grenze

In Gleichung 13 entspricht D der gewählten Dosis auf den Dosierungspunkt und die Werte der Dosisleistung (D/t) und des Transferfaktors (T F ) sind den Datenblättern entsprechend der Dosierungstiefe zu entnehmen. Der IRM-Rate in Gleichung 14 entspricht dem Ergebnis aus dem Verifikationszyklus für die Strahlparameterkombination von 50 kV und 40 µA. Es sei hier angemerkt, dass die Werte der Datenblätter des Herstellers in Wasser gemessen worden sind. Das hier verwendete Solid Water Phantom wird als wasseräquivalent eingestuft. Die Abweichung des Massenenergieabsorptionskoeffizienten eines vergleichbaren Solid Water Phantoms in einem vergleichbaren Energiebereich beträgt jedoch zu Wasser -9 %.

3.2.4 Dosisverifizierung mit Ionisationskammer

Die tatsächlich applizierte Dosis wird durch die Weichstrahlkammer PTW M 23342 im Dosierungspunkt gemessen. Die Anzahl der im Messkammervolumen (Luft) durch Strahlung erzeugten Ionen pro Zeitintervall ist proportional zum Strom (I = Q/t). Dieser Strom wird durch das mit der Messkammer geeichte Dosimeter PTW Unidos gemessen. Dieses Dosimeter ist nicht in der Lage den direkten Dosiswert in [Gy] auszugeben, sondern zeigt den Ionisationsstrom in [pA] an, so dass eine Messwertweiterverarbeitung notwendig ist. Da die Kammer offen ist, müssen die Messwerte an die aktuelle Temperatur und den aktuellen Luftdruck angepasst werden. Den Korrektionsfaktor hierzu liefert IntraBeam. In die Bedienkonsole sind entsprechende Sensoren eingebaut und bei Abschluss des Verifikationsdurchgangs wird der Korrektionsfaktor π ausgegeben. Zur Bestimmung der Absolutdosis wird der Ionisationsstrom über den Behandlungszeitraum t gemessen. Dieser ist proportional zur Dosisleistung (I = Q/t ~ D/t) und da er keinen relevanten Schwankungen unterworfen ist, wurde bei längeren Bestrahlungszeiten größere Messintervalle gewählt. Anschließend wurden die Stromwerte gemittelt und die Dosis nach folgender Formel berechnet:

⁻ π ¹² = (15) min] / [ 60 * ] / [ * ] / [ * 10 * * [min] * ] [ ] [ s R Gy f C R f t pA I Gy D Kal

mit: f Kal = 1,208 * 10 ¹¹ R/C

f = 0,00881 Gy/R

Dabei dient in Gleichung 15 der Wert 10 ^-12 zur Umrechnung von pA in A, f Kal ist der Kalibrierfaktor der Messkammer und wandelt die Ladung Q [C] in die Ionendosis J S [R] um und f ist der Faktor, welcher die Ionendosis J S [R] in die Wasserenergiedosis D [Gy] transformiert.

Material und Methoden Seite 33

Anforderungen an eine Weichstrahlkammer: Durch den verwendeten Energiebereich erfolgt die Messung der Dosis mittels einer Weichstrahlkammer, an die spezielle Anforderungen gestellt sind. Die Dicke der Folie des Eintrittsfensters muss folgende Aufgaben erfüllen [38]:

a) Bei „weichster“ Strahlenqualität (10 keV; ohne Filter) soll für Photonen nur geringe Absorption erfolgen

b) Bei „härtester“ Strahlenqualität (100 keV; 0.3mm Cu-Filter) dürfen keine Sekundärelektronen von außen in das Messvolumen eindringen

Eine Schwächung der Photonen an einem 30 µm dicken Fenster aus Polyethylen ist selbst bei niedersten Energien gering, so dass davon ausgegangen werden kann, dass sich die Strahlenqualität und das Ansprechvermögen nicht wesentlich ändern [38]. Photonen mit einer Energie von 100 keV übertragen auf Comptonelektronen eine maximale Energie von 30 keV, was einer Reichweite in Wasser von 12 µm entspricht [38]. Die höchste Photonenenergie liegt im verwendeten Spektrum bei 50 keV, somit ist es für Comptonelektronen nicht möglich das Fenster zu durchdringen und einen unerwünschten Dosisbeitrag zu liefern. Lediglich Photoelektronen ist es möglich ab 40 keV in das Messvolumen zu gelangen [38]. Um sekundäre Elektronen abzuhalten, wird eine Verwendung einer Schutzfolie erst ab 50 keV empfohlen [38], so dass die Messungen ohne durchgeführt werden.

3.3 Prozedur beim Scannen

3.3.1 Parametereinstellungen der Scannsoftware

Zum Scannen der Filme wurde in dieser Arbeit ein Agfa DuoScan T2000XL verwendet mit der dazugehörenden Software Agfa FotoLook 32 V3.6. Da keine eigenen Tests beim Umgang mit dem Scanner möglich waren, sind die Empfehlungen von Devic et al. [16] für die Parametereinstellungen der Scannsoftware übernommen worden:

a) 48 Bit RGB Mode mit 16 Bits (2 Byte) pro Farbe. Im Gegensatz zu 8 Bits pro Farbe ist die Auflösung der Farbtiefe um den Faktor 512 besser

b) Setzen des Dichte Bereichs von Automatic (default) auf Maximum (D min und D max )

c) Um neutrale und gleich bleibende Bedingungen für alle Scanns zu schaffen, sind alle Filter und Bildkorrektur Optionen auszuschalten

d) Speicherung der Bilder im TIFF Format, um eine Weiterverarbeitung in MatLab zu ermöglichen

Aus privaten Korrespondenzen mit S. Devic ging hervor, dass der Auflösungsmodus auf „continuous tone“ mit der Bildausgabe in der Einheit [ppi] und nicht auf „halftone“ mit Ausgabe in [dpi] einzustellen ist. Anfängliche Tests haben gezeigt, dass die Skalierung in der Vergleichssoftware VeriSoft nicht mit den Bildmaßen übereinstimmt, wenn ein Scann in [dpi] vorgenommen worden ist. VeriSoft benötigt Bilder mit der Auflösung in der Einheit [ppi], damit die Skalierung mit den Originalmaßen übereinstimmt. Um die Bildmaße trotzdem originalgetreu in VeriSoft darstellen zu können, wurde eine Kalibrierungsmatrize in Verbindung mit einem MatLab Algorithmus entwickelt. Dieser ist in der Lage, Scanns der Einheit [dpi] in die benötigte Einheit [ppi] umzuwandeln. Scannt man jedoch direkt in der Einheit [ppi], so stimmen die Maße in VeriSoft mit den Originalmaßen gut überein. Eine

Material und Methoden Seite 34

zusätzliche Kalibrierung der Auflösung wurde auch bei Scanns der Einheit [ppi] durchgeführt und bringt eine geringfügige Verbesserung der Genauigkeit der Skalierung. Eine Dokumentation des Algorithmus befindet sich in Kapitel 3.5 „Auswertung mit MatLab“. Es sei an dieser Stelle noch einmal angemerkt, dass eigene Tests mit dem Scanner und der Scannsoftware nicht möglich waren, so dass abschließend nicht gesagt werden kann, welche Auswirkungen die unterschiedlichen Modi auf die Pixelwerte haben oder ob es im „halftone“ Modus eine Parametereinstellung gibt, bei der die Auflösung bzw. Skalierung mit [ppi] übereinstimmt.

3.3.2 Auflösungseinstellung

Aufgrund der Empfehlung von S. Devic und der guten Übereinstimmung der Skalierung wurden alle Scanns, die zur Auswertung herangezogen worden sind, in der Einheit [ppi] gescannt mit zwei unterschiedlichen Auflösungen von 150 ppi und 101 ppi. Dies entspricht den Auflösungen von 0,169 mm/pixel und 0,251 mm/pixel (1 inch = 25,4 mm). Bei der Wahl der Auflösung sind folgende Faktoren berücksichtigt worden:

- Rechenzeit in MatLab bei der Weiterverarbeitung

- Ortsauflösung der gescannten Matrix

Die Größe der abgespeicherten Datei hängt vom verwendeten File Format, der Größe der Scannregion und der eingestellten Auflösung ab. Das File Format (TIFF) und die Scannregion (etwas größer als Filmabmessung von 12,7 x 12,7 cm) sind fixe Größen, so dass nur eine Anpassung der Dateigröße über die Auflösung erfolgen kann. Anfängliche Tests mit einer Auflösung von 300 dpi, was einer Dateigröße von ca. 32 MB entspricht, ergaben in Verbindung mit dem verwendeten PC (1,5 GHz, 256 MB RAM) inakzeptable Rechenzeiten. Auch wurde beobachtet, dass das System dazu neigt instabil zu werden. So muss in Abhängigkeit der verwendeten Hardware ein Kompromiss zwischen Ortsauflösung und Rechenzeit gefunden werden. Nach Umstellung der Einheit auf [ppi] ergaben Scanns der Auflösung 150 ppi eine Dateigröße von ca. 4,35 MB was zu praktikablen Rechenzeiten führte, mit einem noch immer guten maximalen spatialen Fehler von 0,120 mm. Der maximale Fehler der Ortkoordinaten wird wie folgt berechnet:

σ ^max = (16) ] / [ Re * ] [ pixel mm s mm 2 spatial

Diese Strecke ist gemessen vom Pixelmittelpunkt diagonal zu einer der Ecken unter Vorraussetzung eines quadratischen Pixels und entspricht der maximalen Abweichung, von dem der Pixelmittelpunkt von einem Bildpunkt auf dem Original abweichen kann. Dieser Fehler ist ein Quantisierungsfehler, da kontinuierliche original 2D Bildpunkte durch das Scannen diskreten Pixelpositionen endlichen Ausmaßes zugeordnet werden müssen. Der maximale Fehler ist dabei nur von der Auflösung abhängig, bei Unterstellung der ungünstigsten Lage des Pixelrasters zum interessierenden Punkt. Diesen Fehler möglichst klein zu halten ist besonders wichtig bei der Bestimmung des Matrizennullpunktes in VeriSoft. Ist der Nullpunkt mit einer zu großen Unsicherheit behaftet, so muss beim Vergleich zweier Dosisverteilungen bzw. Profile vor allem in Regionen hoher Dosisgradienten mit einer Abweichung gerechnet werden, deren Ursprung in einer zu geringen Auflösung liegt. Dabei gilt zu beachten, dass sich der maximale Fehler der Ortskoordinaten einer Vergleichsmatrix addiert aus den Nullpunktfehlern der jeweiligen Einzelmatrizen.

Material und Methoden Seite 35

3.3.3 Problematik VeriSoft

Ein weiteres Ziel dieser Arbeit ist die TG 43 Parametergenerierung aus bestrahlten Filmen mit anschließendem Vergleich der gerechneten und gemessenen Dosisverteilungen. Damit in VeriSoft [61] zwei Matrizen miteinander verglichen werden können, müssen sie dieselbe Auflösung besitzen [54]. Bei der default Einstellung, mit der auch gearbeitet wurde, wird beim Einlesen in VeriSoft die Matrize geringerer Auflösung an die mit höherer Auflösung durch einen Interpolationsalgorithmus anpasst. Der exakte Algorithmus ist dem Autor nicht bekannt, es wurde jedoch festgestellt, dass es nach der Auflösungsanpassung zu gewissen Pixelwertabweichungen bei der Matrize geringerer Auflösung, vor allem in Regionen hoher Dosisgradienten, aufgrund der Interpolation kommt. Des Weiteren wurde beobachtet, dass beim Einlesen zweier Matrizen gleicher Auflösung es zu diesen Abweichungen nicht kommt. Um diese geringen, aber dennoch vorhandenen Abweichungen bei Matrizen unterschiedlicher Auflösung zu eliminieren, wurde versucht, die Auflösung der Platomatrize anzuheben und gleichzeitig die des GafChromic Filmes abzusenken. Durch eine MatLab Interpolationsroutine, auf die in der Programmbeschreibung unter 3.5.12 noch genau eingegangen wird, wurde die Auflösung ein Vielfaches von 25,4 ppi angehoben. Unter Berücksichtigung, dass die zu vergleichende GafChromic Matrize dieselbe Auflösung haben sollte, wurde für Plato eine Auflösung von 101,6 ppi gewählt, damit in der Testphase die Datei nicht zu groß und die Rechenzeit zu lang wird. Für die GafChromic Filme wurde eine Auflösung von 101 ppi gewählt, da die Eingabe von Kommawerten in der FotoLook Software nicht möglich ist. Bei diesem Vorgehen muss in Betracht gezogen werden, dass sich durch eine Absenkung der Auflösung der Fehler der Ortkoordinaten erhöht, was zu einer Erhöhung der Unsichersicherheit bei der Bestimmung des Nullpunktes führt. Eine Analyse dieses Vorgehens mit daraus resultierenden Empfehlungen findet sich im Ergebnisteil unter 4.3.

3.3.4 Praktischer Umgang mit GfC Filmen

Obwohl die Filme für den Umgang bei Raumlicht entwickelt worden sind, wurde es vermieden, sie unnötiger Strahlung auszusetzen. Sie wurden nur zum Bestrahlen und während des Scannens aus den lichtundurchlässigen Umschlägen entfernt. Um die netto optische Dichte (netOD bzw. netPV) zu erhalten wurden die Filme vor und nach der Bestrahlung jeweils ein Mal gescannt. Während der ersten Stunde nach Bestrahlung ist der Entwicklungsgradient in Form der optischen Dichteänderung pro Zeitintervall am höchsten. Die OD erreicht nach einer Stunde ca. 90 % ihres Wertes nach 24 Stunden. Da der Zeitabstand zwischen Bestrahlen und Scannen in der Praxis nicht für alle Filme exakt gleich gehalten werden kann, wurde der Scannzeitpunkt 24 Stunden nach Bestrahlung angesetzt, in einer Region der Entwicklungskennlinie, in der der Gradient nur noch gering ist. Dadurch erhält man eine größere Toleranz des Scannzeitpunktes, ohne dass sich die OD signifikant ändert. Der Scann 24 bzw. 48 Stunden nach Bestrahlung stellt in der Literatur eine gängige Praxis im Umgang mit GafChromic Filmen dar und wird auch vom Hersteller (ISP Corp., Produktinformation) empfohlen. Entwicklungskennlinien des Filmes bei dessen Aussetzung gegenüber Raumlicht bzw. nach Bestrahlung finden sich im GafChromic Katalog [20].

Alle Filme wurden mit gleicher Orientierung auf der Glasplatte des Einschubschachtes platziert und anhand des markierten „F“ konnte ein spiegelverkehrtes Auflegen vermieden werden. Eine nicht zu vermeidende geringfügige Rotation der Filme spielt dabei keine Rolle, diese wird anhand der Akquisitionspunkte durch die Bildweiterverarbeitung ausgeglichen. Es wurde versucht, die Lage der Filme im Einschubschacht immer an gleicher Stelle zu halten um spatiale Sensitivitätsunterschiede, die sich über das gesamte Scannbett ergeben können, zu minimieren.