авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:     | 1 |   ...   | 2 | 3 || 5 | 6 |   ...   | 12 |

«МИНИСТЕРСТВО ОБРАЗОВАНИЯ И НАУКИ РОССИЙСКОЙ ФЕДЕРАЦИИ НАЦИОНАЛЬНЫЙ ИССЛЕДОВАТЕЛЬСКИЙ ЯДЕРНЫЙ УНИВЕРСИТЕТ «МИФИ» В.А. ...»

-- [ Страница 4 ] --

Для подтверждения данного тезиса приведем пример сопостав ления основных важных параметров ускорительных систем для НЗБТ, спроектированных на основе разных концептуальных под ходов. Такое исследование выполнено в работе [55]. С помощью программы MCNP авторы [55] смоделировали работу ускорителя протонов с энергией 1,95 МэВ для НЗБТ, проект которого был предложен в работе [56]. Геометрия замедления и фильтрации пуч ка, принятая при моделировании показана на рис. 9.37. Такое же моделирование было проведено и для двух других известных про тотипов ускорителя для НЗБТ, но спроектированных на энергию пучка протонов 2,5 МэВ и имеющих другую конфигурацию уст ройства замедления и фильтрации пучка [57, 58]. Результаты срав нения основных параметров приводятся в табл. 9.8 [55].

Рис. 9.37. Геометрия модели ускорительной системы, исследованной в работе [55]:

мишень –9,5 мкм естественного Li;

подложка мишени – 0,25 см Cu;

замедлитель – 5 см H2O;

защита от тепловых нейтронов – 0,01 см 6Li;

защита от фотонов – 0, см Pb Таблица 9. Сравнение ускорительных источников нейтронов для НЗБТ ОБЭ- Полная масса ADDR ОБЭ- 5 мА системы AD (ОБЭ Проект ОБЭ- Время об- мишени и (см) AR сГр/ лучения фильтрации мА-мин) (мин) (кг) YZSK [57] 8,5 4,1 7,9 32 WBGG [58] 9,2 5,0 1,3 190 5,9 4,8 7,1 35 Вблизи порога (1,95 МэВ) [55] Приведенные в таблице результаты наглядно демонстрируют преимущества системы, использующей особенности работы вблизи порога реакции [55]. Особо следует подчеркнуть экономичность и малый вес системы модификации пучка. Последнее обстоятельство существенно облегчает создание гантри для этой системы.

В заключение отметим, что бельгийская фирма Ion Beam Appli cations Incorporated в настоящее время заканчивает создание перво го полномасштабного ускорителя протонов с гантри [59] для кли нического применения НЗБТ.

3.5. Методы расчета доз в нейтрон-захватной терапии В настоящее время практическое применение находит пока лишь НЗТ с использованием реакции захвата на боре. Поэтому рассмотрим методы расчета доз, главным образом, для НЗБТ.

Ионизирующее излучение, воздействующее на пациента при НЗБТ, является сложным смешанным полем с компонентами, имеющими высокие и низкие ЛПЭ. Соотношение между компо нентами зависит от пространственного, спектрального и углового распределения падающих нейтронов, а также от геометрии и эле ментного состава мишени.

При планировании облучения и дози метрии поле излучения в общем случае делится на четыре первич ных дозовых компоненты: доза от тепловых нейтронов, доза от бы стрых нейтронов, доза от фотонов и доза 10В (доза от реакции за хвата на 10В). Доза от тепловых нейтронов Dp создается, в основ ном, за счет реакции захвата 14N(n,p)14C. Для ткани мозга вклад этой реакции в керму тепловых нейтронов составляет 96 %. Основ ной вклад в керму быстрых нейтронов Dn вносит упругое рассея ние нейтронов на ядрах водорода 1H(n,n)1H. Для ткани мозга взрослого человека этот вклад для нейтронов в энергетическом ин тервале 600 эВ 3 МэВ равняется 90 %. Другие нейтронные реак ции на ядрах 12С, 16O и 12Р создают вклад в пределах 4 8 %. Фо тонная доза D обусловлена двумя источниками: фотоны, загряз няющие нейтронный пучок за счет различных реакций захвата нейтронов в мишени и системе коллимирования;

фотоны, рож дающиеся при реакции захвата водородом ткани 1H(n,)2H. Доза DB от реакции на 10В(n,)7Li создается преимущественно тепловыми нейтронами. Она зависит также от микрораспределения борного препарата [60], времени после введения препарата [61] и индивиду альных особенностей пациента [62]. Таким образом, полная доза при НЗТ равна DT D p Dn D DB. (9.31) Расчет всех четырех дозовых компонентов является значительно более сложной задачей, чем определение доз в традиционной луче вой терапии, которое обычно опирается на полуэмпирические ал горитмы и измерения в водном фантоме. Ввиду большой сложно сти проблемы ее решение требует строгого рассмотрения транс порта нейтронов в трехмерной геометрии облучения. Поэтому в настоящее время для аккуратного планирования НЗБТ, в основном, применяется вероятностный метод Монте-Карло. Вместе с тем, в литературе имеются публикации, посвященные применению для планирования НЗБТ детерминистских методов, в частности, Sn метода [63,64]. Продолжается также работа по разработке эмпири ческих алгоритмов для расчета дозы при планировании НЗБТ [65], однако на сегодня пока еще нет алгоритма, адекватного для клини ческого применения.

В настоящее время возможности сравнения программного обес печения для планирования НЗБТ ограничено, фактически, только тремя кодами, которые используются клинически в США и Европе:

MacNCTPlan [66], созданный в Массачузеттском технологическом институте (США), BNCT_rtpe [67] и их приемник SERA [68]. Два последних кода разработаны в Национальной лаборатории инжене рии и окружающей среды (г. Идахо, США). Результаты сравнения результатов планирования для одного клинического теста BNCT, проведенные в работе [69] с использованием кодов MacNCTPlan и BNCT_rtpe, показали хорошее согласие между ними. Разнообраз ные сравнения [70] для задач расчета доз в НЗБТ были выполнены между SERA и известной программой MCNP, которая является рас четным модулем в MacNCTPlan. Они также дали вполне удовле творительные результаты. В литературе были сообщения о разра ботке систем планирования НЗТ в Австралии [71], Италии [72], Японии [73] и России [74,75]. Однако о клиническом применении этих систем сообщений пока не имеется.

Системы дозиметрического планирования (СДП) для НЗТ, как правило, опираются на транспортные программы, проводящие рас чет пространственно-энергетических распределений нейтронов и фотонов в конкретной геометрии облучения пациента. Величина поглощенной дозы определяется как сумма поглощенных доз, соз даваемых четырьмя первичными компонентами. Значения погло щенной дозы обычно аппроксимируются кермой отдельных ком понентов поля излучения [76]. Зависимость кермы нейтронов и фо тонов от энергии изучалась в ряде работ [77 – 80]. В приложении в табл. П.20 приводятся численные данные по керме нейтронов для отдельных элементов и некоторых биологически важных материа лов. На рис. 9.38 показан вклад в нейтронную керму от отдельных элементов, входящих в состав мозга взрослого человека, а на рис.

9.39 – зависимость кермы от энергии нейтронов для реакции на 10В.

Рис. 9.38. Вклад в нейтронную керму от отдельных элементов, входящих в состав мозга взрослого человека, на основе данных работ [78,79] Если известны пространственно-энергетические распределения плотности потока нейтронов n (r, E ) и фотонов (r, E ) в об лучаемом объеме, то полная мощность поглощенной дозы (в при ближении кермы) определяется из выражения:

DT (r, t ) dE (r, E ) ni (r )k,i ( E ) n j (r, t )k, j ( E ) iTissue jDrug dE n (r, E ) i ni (r )kn,i ( E ) j n j (r, t )kn, j ( E ), (9.32) Tissue Drug где ni ( r ) – весовая доля i-элемента в ткани в окрестности точки r ;

nj( r,t ) – весовая доля j-элемента, входящего в состав пре парата – нейтрон-захватного агента, в окрестности точки r в момент времени t;

k,i(E) и kn,i(E) – керма фотонов и керма нейтронов для i-элемента соответственно.

Рис. 9.39. Зависимость кермы от энергии нейтронов для различных реакций захвата на В при концентрации бора 1 мкг/г ткани [79] Формулу (9.32) можно преобразовать, выделив в ней постоян ную и переменную по времени составляющие [81]:

DT (r, t ) DTissue (r ) DA (r, t ), (9.33) где n (r ) (r, E )k,i ( E ) n (r, E )k n,i ( E );

DTissue (r ) dE i iTissue (9.34) n j (r, t ) (r, E )k, j ( E ) n (r, E )k n, j ( E ).

D(r, t ) dE jDrug (9.35) Значения полной дозы определяются интегрированием выраже ния (3.33) по времени.

Введем дополнительно величину относительного весового со держания в ткани нейтрон-захватного препарата (агента) – wA (r, t ). Для нее имеет место соотношение:

n (9.36) w A (r, t ) (r, t ).

j jDrug Концентрация нейтрон-захватных агентов в опухоли и окру жающих ее тканях является определяющим параметром для расче та доз при планировании НТЗ. Относительное содержание нейтрон захватного препарата в опухоли и окружающих ее тканей измеря ется экспериментально или рассчитывается с помощью фармоки нетических моделей миграции препаратов для различных путей их введения – интратуморальном или внутривенном. Для количест венных оценок концентрации Gd в опухоли при интратуморальном способе введения препарата Дипентаст в работе [82] на основе диффузионной модели получена следующая формула:

r R0 r R0 4 Dt ) erf ( ) erf ( r C0 4 Dt 4 Dt w A (r, t ), (9.37) 2 tissue (r R0 ) (r R0 ) 2 exp( ) ) exp( 4 Dt 4 Dt 3V где R0 3 ;

С0 = M0/V0;

D – коэффициент диффузии;

V0 – объ ем препарата, см3;

M0 – масса препарата в растворе, г.

Коэффициент диффузии, определенный для препарата Дипен таст радиоизотопным методом, оказался равным D = 0,58 10- см2/c. На рис. 9.40 приводятся результаты расчета по формуле (9.37) динамики распределения гадолиния в биологической ткани.

Для внутривенного введения препарата расчет динамики кон центрации нейтрон-захватного агента (10В) проводится на основе камерных моделей фармакокинетики (рис. 9.41) [33,35,83,84].

Пример расчета по такой модели с использованием фармакокине тических коэффициентов, определенных по экспериментальным данным динамики концентрации нейтрон-захватных агентов в био логических тканях и физиологических жидкостях эксперименталь ных животных [83, 84], показан на рис. 9.42.

Рис. 9.40. Динамика пространственного распределения Gd в ткани для глубины инжекции 2 см, массы препарата Gd-DTPA М0 = 0,0137 г и объема введенного раствора V0 = 0,1 см3 [83] Рис. 9.41. Камерная модель миграции препарата при внутривенном введении [83] Рис. 9.42. Временная зависимость концентрации 10В в крови и опухоли (инфузия препарата BPA в дозе 350 мг/кг животного в течение 1,5 ч.) [83] Выше отмечалось, что так как разные первичные компоненты дозы при НЗТ имеют разные значения ЛПЭ и, следовательно, раз ные значения ОБЭ, то международные организации рекомендуют [85,86] регистрировать и публиковать поглощенные дозы отдельно для каждого из четырех компонентов. Однако для внутреннего ис пользования и качественных сравнений характеристик пучков при оценке влияния разной фильтрации те же рекомендации не препят ствуют применению так называемой биологически взвешенной дозы. Хотя по поводу этого термина в литературе (например, [87]) имеются обоснованные возражения (см. ниже) и предлагается тер мин взвешенная доза. Эта характеристика Dw определяется сум мированием значений четырех первичных дозовых компонентов, умноженных на весовые множители. Расчетное выражение имеет вид:

Dw w D wn Dn w p D p wB DB ;

Гр-экв, (9.38) где wi – весовые множители;

Di выражены в Гр. Во многих рабо тах множители w, wn, w p называют коэффициентами относитель ной биологической эффективности (ОБЭ), а множитель wB – ком паунд-зависимый фактор (ОБЭ и микрораспределение бора).

Весовые множители, строго говоря, зависят от многих факторов, в том числе и от микродозиметрических распределений. В литера туре имеется ряд работ (например, [34,86,89]), в которых предла гаются свои варианты численных значений для этих множителей. В настоящее время условно приняты следующие значения весовых множителей [90]: w 1;

wn 3,2 ;

w p 3,2 ;

wB 1,3 для нор мальной ткани и wB 3,8 для опухоли.

3.6. Базовые расчеты пространственного распределения кермы Для определения корректности результатов расчета дозовых распределений в различных системах планирования важное значе ние имеет наличие некоторого базового набора данных по этим распределениям, полученным с высокой точностью в типичной для НТЗ геометрии облучения. Ранее попытки получить набор стандартизованных данных ограничивались геометрией прямо угольных водных фантомов. Такие данные полезны для тестирова ния транспортных программ, например, реализующих метод Мон те-Карло. Однако для тестирования систем дозиметрического пла нирования больше подходят данные, полученные для более реали стических моделей, таких как фантом Снайдера для головы с его кривыми поверхностями, гетерогенной композицией и соответст вующими биологическими материалами. Именно в подобной гео метрии были проведены базовые расчеты глубинных распределе ний мощности кермы для пучков нейтронов разных энергий, па дающих на голову модифицированного фантома Снайдера [90].

Расчеты выполнялись методом Монте-Карло по программе MCNP4B. Для пересчета спектров нейтронов и фотонов в керму использовались данные работы [78], а для таких элементов, как 10B, Na, S, Cl и K керма факторы были рассчитаны авторами [90].

Оригинальный фантом Снайдера для головы [91] состоит из двух эллипсоидов, разделяющих голову на область черепа и об ласть мозга. В модифицированном фантоме добавлена третья об ласть толщиной 5 мм, моделирующая кожу [92]. Приводимые ниже уравнения специфицируют эти области:

x y z 2 1;

(9.39) 6 9 6, 2 2 x y z 1;

(9.40) 6,8 9,8 8, 2 2 x y z 1.

(9.41) 7,3 10,3 8, На рис. 9.43 показаны поперечные сечения фантома, описывае мого уравнениями (9.39) – (9.41).

Рис. 9.43. Поперечные сечения модифицированного фантома Снайдера для головы в плоскостях y = 0 (слева) и x = 0 (справа) [90] Дополнительно были сгенерировани три воксельных модели фантома головы для связи с КТ, от которых передаются данные в системы планирования. Все три модели состоят из кубических во кселей со сторонами 16, 8 и 4 мм. Каждый воксель заполнен сме сью четырех первичных материалов (воздух, кожа, кость и мозг) с 10 %-ными инкрементами (воздух окружает фантом снаружи). Бо лее подробные детали генерации моделей и заполнения вокселей приводятся в электронной базе данных EPAPS [93]. На рис. 9. проводится сравнение воксельных моделей с аналитической.

Рис. 9.44. Геометрия облучения фантома головы и сравнение воксельных моделей с аналитической [90]. Ось пучка направлена вдоль оси z на рис. 9. Расчет глубинных распределений мощности кермы проведен для моноэнергетических пучков нейтронов с энергиями 0,0253 эВ, 1, 2, 10, 100 и 1000 кэВ и моноэнергетических пучков фотонов с энергиями 0,2, 0,5 1, 2, 5 и 10 МэВ. Кроме того, выполнены расче ты для пучка эпитепловых нейтронов, смешанных с 1 %-ным вкла дом быстрых нейтронов (10 кэВ – 2 МэВ) и 10 %-ным вкладом теп ловых нейтронов (0,001 – 0,5 эВ). Такой пучок близок по составу нейтронов к клиническим пучкам при НЗБТ. Внутри отдельных энергетических интервалов эпитеплового пучка принимался спектр ~ 1/E. В каждом расчете моделировали 50 млн. историй. Статисти ческая погрешность результатов была меньше 1 % в максимуме распределений. Все пучки имели диаметр равный 10 см и разыгры вались равномерно по площади. Интенсивность всех пучков нор мировалась на 1010 частиц/(см2с) как для нейтронов, так и для фо тонов. Концентрация 10В в ткани принималась равной 1 мкг/г. Ре зультаты расчетов для отдельных компонентов поля с использова нием аналитической модели представлены на рис. 9.45. При ис пользовании воксельных моделей результаты близки (различие в пределах 2 – 3 %) к аналитической модели только при размере сто роны 4 мм (рис. 9.46). Авторами [90] получено также существенное различие в мощности дозы, создаваемой тепловыми нейтронами, при использовании в расчетах модели свободного газа и функций S(,).

Рис. 9.45. Глубинные распределения мощности кермы, создаваемой тепловыми нейтронами (А), вторичными фотонами (Б), быстрыми нейтронами (В) и реакцией захвата на 10В (Г), при падении пучков нейтронов разных энергий на модифициро ванный фантом Снайдера для головы (аналитическое представление) при концен трации 10В в ткани 1мкг/г [90] 4. Преимущества и ограничения весовых факторов и взвешенной дозы в нейтронной и нейтрон-захватной терапии Разные виды ЛТ можно классифицировать по количеству ос новных компонентов дозы. Традиционная ЛТ является простейшим случаем, так как первичное и вторичное излучение имеет одинако во низкое ЛПЭ и, соответственно, одинаковую ОБЭ. По этой при чине она может называться однокомпонентной. Терапия быстрыми нейтронами (ТБН), с этой точки зрения, является более сложным случаем, так как в пучках быстрых нейтронов всегда имеется за грязнение гамма-излучением (от 3 % и больше). Следовательно, ТБН включает компонент с высоким ЛПЭ (быстрые нейтроны) и низким ЛПЭ (фотоны), т.е. является двухкомпонентной. Еще более сложный случай – нейтрон-захватная борная терапия (НЗБТ), в ко торой поглощенная доза состоит из четырех компонентов с разны ми ЛПЭ.

Рис. 9.46. Влияние размера стороны кубического вокселя на глубинное распреде ление мощности кермы, создаваемой тепловыми нейтронами (а), и процентная разница между расчетами с разными воксельными моделями и аналитической мо делью (b) [90]. Учитывая громадный опыт, накопленный в лечении онкозабо леваний с помощью традиционной ЛТ, можно понять желание час ти радиобиологов и радиационных онкологов перенести этот опыт на другие виды лучевой терапии. С этой целью вводятся весовые множители, называемые ОБЭ, понятие биологически взвешенной дозы (или биологически эквивалентной дозы) и единица ее измере ния грэй-эквивалент (Гр-экв). С помощью таких понятий пытаются адаптировать результаты, полученные в традиционной ЛТ, к дру гим новым видам лучевой терапии. Рассмотрим обоснованность такой линии, опираясь на работу [86].

4.1. Однокомпонентный случай В традиционной терапии биологические эффекты прямо корре лируют с поглощенной дозой. Однако применение фракционирова ния облучения осложняет проблему. Фоулер [93] предложил ис пользовать линейно- квадратичную модель для определения биоло гически эффективной дозы при разных схемах фракционирования.

Эта модель основывается на сохранении отношений (/), которые рассчитываются из экспериментально полученных данных по оп ределению изоэффекта при разных режимах фракционирования.

Главное преимущество такого подхода заключается в независимо сти этих отношений от уровня наблюдаемого изоэффекта. Соглас но этой модели эффект E определяется следующим образом:

E n(d d 2 ), (9.42) где n – число фракций;

d – поглощенная доза за фракцию.

Уравнение (9.42) можно переписать в виде:

E d, (9.43) D где D – полная поглощенная доза.

Коэффициент представляет одинарную поломку и легко нахо дится из кривой 1/D = f(d). Биологически эффективная доза (Deff) определяется в линейно-квадратичной модели как полная доза, требуемая для возникновения специфического эффекта E при очень малой дозе за одну фракцию [95]:

d Deff = (1 (9.44) ).

( / ) Однако значения Deff, рассчитанные для разных отношений (/), не строго сравнимы. Например, в случае разных поглощен ных доз за фракцию, d1 и d2 полная Deff сумма двух парциальных толерантных PE1 и PE2 равна:

d d Deff PE1 PE2 D1 1 1 D2 1 2. (9.45) ( ) ( ) Линейно-квадратичная модель дает направление для сравнения и комбинации разных режимов (схем) фракционирования, но при определенных ограничениях. Главными ограничениями являются применимость к пациентам и неопределенность в значениях отно шений (/), измеренных в экспериментах с животными и извле ченных из ретроспективного анализа результатов ЛТ пациентов. К сожалению, они, в основном, проводились до появления современ ных высоких технологий.

4.2. Двухкомпонентный случай Быстрые нейтроны как излучение с высоким ЛПЭ имеют ОБЭ значительно превосходящее ОБЭ фотонов. Однако ОБЭ не являет ся постоянной величиной, она изменяется с дозой, выбранным био логическим эффектом и микродозиметрическим спектром в кон кретной точке. Кроме того, пучки быстрых нейтронов всегда за грязнены фотонами, относительное количество которых изменя ется от 3 до 10 % и выше в зависимости от размера поля, глубины в фантоме и расстояния от оси пучка.

Результаты измерения ОБЭ и микродозиметрических спектров для пучков нейтронов, генерируемых в реакциях от p(4)Be до p(65)Be, показывают, что она в зависимости от качества излучения изменяется до 50 % [95] и связана также с выше отмеченными па раметрами. В качестве примера на рис. 9.47 демонстрируется оцен ка ОБЭ для уровня выживания 10 % [96]. В этом случае она равня ется 2,97. Однако из рисунка хорошо видно, что при других уров нях выживания, значение ОБЭ будет другое.

На основе таких данных в работе [97] делается вывод, что ОБЭ зависит от поглощенной дозы и может считаться постоянной толь ко вдоль изодозовых поверхностей. Следовательно, перенос значе ний толерантных доз для нормальных тканей и критических орга нов из ТР в ТБН неправомерен. Это обусловлено, в первую очередь тем, что кривые доза-эффект имеют разную форму, и что вероят ность репарации после фотон/электронного облучения отличается от таковой после нейтронного облучения. В результате критиче ский орган при ТБН может иметь, например, толерантную дозу равную только 30 % от толерантной дозы при ТР. Это является еще одним аргументом в поддержку утверждения, что нельзя одним па раметром описать биологический эффект от различных видов из лучения.

Рис. 9.47. Определение ОБЭ для уровня выживания 10 % для BE11 клеток человеческой ме ланомы [96]. Сплошная линия для нейтронов реакции d(14)Be, пунктирная – для 240 кВ рентгеновского излучения Тем не менее для целей планирования облучения иногда приме няется средний весовой фактор ( равный 3) к поглощенной дозе от гамма-излучения для определения нейтрон-эквивалентной по глощенной дозы от гамма-излучения. Таким образом, полную эф фективную дозу определяют как DE Dn D /, (9.46) где Dn – поглощенная доза от нейтронов.

Европейский протокол [85] признает правомерность примене ния одного параметра только для ежедневных предписаний. В то же время в публикации МКРЕ 29 [98] говорится, что эта величина не должна быть официально утверждаемой. Только полная погло щенная доза DT и поглощенная доза гамма-излучения (в скобках) являются официально утверждаемыми величинами:

DT Dn D ( D ). (9.47) 4.3. Четырехкомпонентный случай Как отмечалось выше, при нейтрон-захватной борной терапии существуют четыре отдельных компонента поглощенной дозы: а) борная доза DB, обусловленная реакцией 10B(n,)7Li, в результате которой образуются частица ион 7Li c пробегами 9 и 5 мкм соот ветственно;

б) доза с высоким ЛПЭ Dp (протоны), обусловленная реакцией 14N(n,p)14C;

в) нейтронная доза Dn, обусловленная, в ос новном, быстрыми и эпитепловыми нейтронами;

г) доза от гамма излучения D, обусловленная как реакцией захвата 1H(n,)2D, так и гамма-излучением, содержащимся в самом пучке. Полная погло щенная доза равняется сумме четырех компонентов (см. 9.31). Ре комендуется [85, 86] всегда определять и публиковать как полную поглощенную дозу DT, так и четыре ее компонента. Однако эти компоненты не должны между собой сравниваться и складываться при рассмотрении биологических эффектов. Для рутинной практи ки и внутренних сравнений допускается применение полной взве шенной дозы (см. (3.38)) как суммы четырех взвешенных компо нентов.

Рассмотрим слабые места процедуры взвешивания.

• Весовые факторы должны определяться из сравнения резуль татов расчетов, зависящих от четырех переменных, с измерением четырех дозовых компонентов. Учитывая ограниченность экспе риментальных данных, можно ожидать достаточно высоких по грешностей в найденных значениях весовых множителей (до 10 % и больше).

• Для определения дозы от захвата на боре важно знать микро распределение бора в организме. Оно же обычно не известно.

•Так как кривые доза-эффект имеют для четырех компонентов разную форму, то ОБЭ сильно зависит от поглощенной дозы. По этому, чтобы предсказать эффекты вдоль изодозовых поверхно стей, должны быть приняты во внимание ОБЭ, изменяющиеся с поглощенной дозой для каждого компонента. Это, конечно, нико гда не делается.

• Конечные биологические эффекты для четырех компонентов не подлежат прямому сравнению. Так как механизм взаимодейст вия при ядерных реакциях и при взаимодействии фотонов разли чен, невозможно найти единый параметр для прогнозирования ко нечного биологического эффекта.

• На вероятность ядерных реакций, вызываемых быстрыми, эпи тепловыми и тепловыми нейтронами, сильное влияние оказывает спектральное распределение нейтронов. В то же время мировые центры НЗБТ имеют существенно отличающиеся спектры пучков.

К тому же спектры меняются с глубиной. Данные эффекты никогда точно не оценивались, что естественно увеличивает неопределен ность в значениях взвешивающих коэффициентов.

• Имеют существенное значение и химические свойства препа ратов и тип органов и тканей, подвергающихся НЗБТ.

• Взвешивающие факторы, определенные in vitro и в экспери ментах на животных, применяются непосредственно к человеку.

Это еще больше увеличивает неопределенность в их значениях (при применении к чедовеку).

Отмеченные обстоятельства ставят под большое сомнение пра вомерность использования понятия фотонной эквивалентной дозы единиц, подобных грэй-эквивалент, для прогнозирования результа тов в НЗБТ.

Контрольные вопросы к главе 1. Какие радиобиологические особенности имеет облучение бы стрыми нейтронами?

2. Что такое кислородный эффект?

3. Назовите преимущества и недостатки облучения нейтронами по сравнению с облучением гамма-излучением.

4. Сформулируйте требования, предъявляемые к нейтронным об лучательным установкам.

5. Опишите способы получения клинических пучков быстрых нейтронов.

6. Каким требования должны удовлетворять материалы, исполь зуемые в фантомах для клинической нейтронной дозиметрии?

7. Как проводится преобразование дозовых распределений, изме ренных в фантоме, к дозовым распределениям в ткани?

8. Назовите группы фантомных материалов, имеющих близкие дозовые распределения.

9. Опишите основные особенности эмпирической модели тонкого луча нейтронов, основанной на экспериментальных данных.

10. Опишите основные особенности эмпирической модели тонко го луча нейтронов, основанной на расчетных данных.

11. Как аппроксимируются компонент первичных нейтронов и компонент рассеянных нейтронов в дозовом ядре тонкого луча?

12. Опишите принципы нейтрон-захватной терапии.

13. Какие способы применяются для усиления нейтронной тера пии с помощью реакции захвата нейтронов бором?

14. На сколько процентов удается усилить в настоящее время те рапию быстрыми нейтронами с помощью реакции захвата нейтро нов бором?

15. Почему для нейтрон-захватной терапии рекомендуется ис пользовать пучки эпитепловых нейтронов?

16. Какие проблемы имеются в области применения ядерных ре акторов для нейтрон-захватной терапии?

17. Какие проблемы имеются в области применения ускорителей для нейтрон-захватной терапии?

18. Опишите основные моменты в модернизации выходных кана лов ядерных реакторов для целей нейтрон-захватной терапии.

19. Что такое достижимая глубина и терапевтическое отноше ние для клинических пучков нейтронов, используемых для ней трон-захватной терапии, и какие способы существуют для их по вышения?

20. Как производится расчет дозовых распределений в нейтрон захватной терапии?

21. Из каких составляющих состоит поглощенная доза в нейтрон захватной терапии?

22. Как проводились базовые (опорные) расчеты доз в нейтрон захватной терапии?

23. Назовите преимущества и ограничения в использовании био логически взвешенной дозы в нейтронной и нейтрон-захватной те рапии.

Список литературы 1. Мардынский Ю.С. Место нейтронной терапии в лечении злокачественных новообразований.// Мед. Физ. 2001. № 9. С.37 – 39.

2. A. Wambersie, F. Richard, N. Bretan, Development of fast ne tron therapy worldwide: Radiobiological, clinical and technical as pects. Acta oncol., v. 33, p. 261– 274, 1994.

3. R.S. Stone, Neutron therapy and specific ionization. AJR, v.

59, p.771 – 785, 1948.

4. P. Scalliet, Trouble with neutron. Eur. J. Cancer, v. 27, p. – 230, 1991.

5. E.J. Hall, Radiobiology for radiologist. Ed.3, Philadelphia, (J.B. Lippincott, 1988).

6. Рабочая группа Совета по науке, технологиям и образова нию при президенте Российской Федерации, Концепция развития ядерной медицины и лучевой терапии на 2008 – 2015 г. (Аналити ческая справка). Часть 4.2. Нейтронная и нейтрон-захватная тера пия. М.: 2007. С. 15 – 18.

7. Е. Bourhis-Martin et al., Empirical description and Monte Car lo simulation of fast neutron pencil beams as basis of a treatment plan ning system. Med. Phys., v. 29(8), p. 1670 – 1677, 2002.

8. Е. Bourhis-Martin et al., Validation of a pencil beam model based treatment planning system for fast neutron therapy. Med. Phys., v. 30(1), p. 21 – 26, 2003.

9. D.T.L. Jones et al., Neutron fluence and kerma spectra of a p(66)/Be(40) clinical source. Med. Phys., v. 19(5), p, 1286 – (1992).

10. Клепов А.Н., Кураченко Ю.А., Левченко В.А., Матусевич Е.С. Применение методов математического моделирования в ядер ной медицине.// Под ред. Е.С. Матусевича. Обнинск, 2006.

11. International Commission on Radiation Units and Measure ments. Report No. 26, Neutron dosimetry for biology and medicine.

(Washington, D.C., 1977).

12. D.R. White, Tissue substitutes in experimental radiation phys ics. Med. Phys., v. 5(6), p, 467 – 479, 1978.

13. N.A. Frigerio, R.F. Coley, M.J. Sampson, Phys. Med. Biol.

v.17, p. 792, 1972.

14. L.J. Goodman, Health Phys., v. 16, p. 763, 1969.

15. S.W. Alderson et al., Am. J. Roentgenol., v. 87, p. 185, 1962.

16. R. Schmidt, A. Hess, Int. J. Radiat. Oncol. Biol. Phys., v. 8, p.

1511, 1982.

17. F.W. Hensley, J. Rassow, A. Temme, Tissue equivalence in clinical neutron dosimetry: Comparison of dose distribution in nine tis sue substitutes for a d(14)Be neutron beam. Med. Phys., v. 12(3), p.

350 – 356, 1985.

18. M. Awschalom, I. Rosenberg, R.K. Haken, Scaling neutron absorbed dose distributions from one medium to another. Med. Phys., v. 10(4), p. 436 – 443, 1983.

19. M.B. Chadwick et al., A consistent set of neutron kerma coefficients from thermal to 150 MeV for biologically important mate rials. Med. Phys., v. 26 (6), p. 974 – 991, 1999.

20. M. Awschalom, I. Rosenberg, A. Mravea, Med. Phys., v. 10, p.

395, 1983.

21. International Commission on Radiation Units and Measure ments. Report No. 23, Report of task group on reference man. Perga mon, New York, 1975.

22. J.B. Smathers et al., Med. Phys., v. 4, p. 74, 1977.

23. W. Baumhoer, Rechnergestutzte bestrahlungsplannung fur tu mortherapiemit schnellen an der essener neutronentherapie – Anlage CIRCE. Strahlentherapie, v. 159, p. 411 – 421, 1982.

24. P. Meissner, A pencil model for calculation of neutron and photon absorbed dose of d(14)Be – neutrons. In Proceedings of the World Congress of medical physics and biomedical engineering, edited by W. Bleifeld, D. Harder et al. (Hamburg, Germany, 1982).

25. J.J. Broerse, B.J.Mijnheer, J.R. Williams, European protocol for neutron dosimetry for external beam therapy, Br. J. Radiol. v. 54, p.

882 – 898, 1981.

26. Моисеев А.Н, Климанов В.А. Дозовое распределение в ци линдрическом водном фантоме от тонкого луча нейтронов для групп энергий в диапазоне 0 – 14,5 МэВ.// Медицинская физика, 2008, №, С. 25 – 34.

27. G.E. Laramore et al., Fast neutron and mixed (netron/photon) beam teletherapy for grade III and IV astrocytomaa. Cancer, v. 42, p.

96 – 106, 1978.

28. M.Catterall et al.,Fast neutron compared with megavoltage x rays in the treatment of patient with supratentrial gliobalastomas: a con trolled pilot study. Int. J. Radiat. Oncol. Biol. Phys., v. 6, p. 261 – 266, 1980.

29. F.M. Waterman et al., The use of 10B to enhance the tumor dose in fast-neutron therapy. Phys. Med. Biol., v. 23, p. 592 – 602, 1978.

30. D.W. Nigg et al., Modification of the University of Washing ton Neutron Radiotherapy Facility for optimization of neutron capture enhancement fast neutron therapy. Med. Phys., v. 27, p. 359 – 367, 2000.

31. J. Burmeister et al., Boron neutron capture enhancement of fast neutron radiotherapy utilizing a moderated fast neutron beam. Med.

Phys., v. 32(3), p. 666 – 672, 2005.

32. R.L. Maugham et al., Progress towards boron neutron capture enhancement of fast neutron therapy at Harper Hospital Neutron Thera py Facility. In: “Frontiers in Neutron Capture Therapy,” edited by M.F. Hawthorne et al., v. 1, p. 703 – 708 (Plenum, New York, 2001).

33. W.S. Kiger III, M.R. Palmer, K. J. Riley et al., A pharmakinet ic model for the concentration of 10B in blood after boronophenylalanne fructose administration in humans. Radiat. Res., v. 155, p. 611 – 618, 2001.

34. O.K. Harling et al., The fission converter-based epithermal neutron irradiation facility at the Massachusetts Institute of Technolo gyReactor. Nucl. Sci. Eng., v. 140, p. 223 – 240, 2002.

35. W.S. Kiger III et al.,Pharamacokinetic modeling for borono pherylalanine-fructose in human patient with glioma and metastatic me lanoma. J. Neuro-Oncol., v. 62, p. 171– 186, 2003.

36. K.J. Riley, P.J. Binns, O.K. Harling, A state-of-art epithermal neutron irradiation facility for neutron capture therapy. Phys. Med. Bi ol., v. 49, p. 3725 – 3735, 2004.

37. Y. Nakagawa, President’s Adress. Boron neutron capture ther apy in Japan-from past to the future. In: Advances in neutron capture therapy 2006. Proceeding of 12th International Congress on Neutron Capture Therapy.

38. P.M. Busse et al., A critical examination of the results from the Harvard-MIT NCT program phase I clinical trial of neutron capture therapy for intracranial disease. J. Neuro-Oncology, v. 62, p. 111-121, 2003.

39. A.Z. Diaz, Assessment of results from the phase I/II boron neutron capture therapy trials at the Brookhaven National Laboratory from a clinicians point of view. J. Neuro-Oncology, v. 62, p. 101-109, 2003.

40. J. Godel, Ed., Description of facilities and mechanical compo nents, Medical Research Reactor (MRR). BNL-600, 1960.

41. F.J. Wheeler et al., Reactor physics design for the Brookhaven Medical Research Reactor Epithermal Neutron source. In: Neutron Beam Design, Development, and Performance for Neutron Capture Therapy, edited by O.K. Harling et al., p. 83 – 95 (Plenum, New York, 1990).

42. F.J. Wheeler et al., Boron neutron capture therapy (BNCT):

Implication of neutron beam and boron compound characteristics.

Med. Phys., v. 26 (7), p.1237 – 1244, 1999.

43. P. Watkins, Design of the epithermal neutron beam using the code MCNP.” In: Proceedings of the CLINCT workshop.” Edited by I.

Auterinen and M. Kallio (Helsinki, 1994).

44. I. Auterinen, P. Hiismaki, Design of an epithermal neutron beam for TRIGA reactor in Otaniemi. In: [43].

45. Зайцев К.Н. и др. Разработка технологии нейтрон-захватной терапии злокачественных опухолей и проведение предклинических исследований на ядерном реакторе МИФИ.// Инженерная физика, 2007, № 2. С. 122 – 140.

46. Зайцев К.Н. и др. Оценка качества нейтронных пучков проектируемой базы нейтрон-захватной терапии на ядерном реак торе ИРТ МИФИ. В сборнике научных трудов научной сессии МИФИ-2008. Т. 3. С. 30 – 32.

47. K. Harling et al., User center for neutron capture therapy re search. Report on ISNCT-11, 2004.

48. C. Wang, T.E. Blue, R. Gahbauer, A neutronic study of an accelerator-based neutron irradiation facility for boron neutron capture therapy. Nuclear Technology, v. 84, p. 93 – 107, 1989.

49. G.L. Brownell, J.E. Kirsch, J. Kehayas, Accelerator produc tion of epithermal neutron capture therapy. In: Proceedings of the second international symposium on neutron capture therapy, (Tokyo, Japan, 1985).

50. D.L. Bleuel et al., Designing accelerator-based epithermal neu tron beams for for boron neutron capture therapy. Med. Phys., V.

25(9), p. 1725 – 1734, 1998.

51. Proceedings of the First international workshop on accelerator based neutron sources for boron neutron capture therapy. Ed. D.W.

Nigg, CONF-940976, Idaho National Engineering Laboratory, 1994.

52. R.E. Klinkowstein et al., Operation of a high-current tandem electrostatic accelerator for boron neutron capture therapy. In: Ad vances in neutron capture therapy. v.1, p. 522, Elsevier, (Amsterdam, 1997).

53. D.A. Allen, T.D. Beyon, A design accelerator-based epither mal neutron beams for BCNT. Phys. Med. Biol., v. 40, p. 807 – 821, 1995.

54. V.N. Kononov et al., Accelerator-based intense and directed neutron source for BCNT. In: [52], p. 528.

55. C.L. Lee et al., A Monte Carlo dosimetry-based evaluation of the 7Li(n,p)7Be reaction near threshold for accelerator boron neutron capture therapy. Med. Phys., v. 27(1), p. 192 – 199, 2000.

56. C.L. Lee, The design of intense accelerator-based epithermal neutron beam prototype for BCNT using near-threshold reaction. Ph.D.

dissertation, Massachusetts Institute of Technology, 1998.

57. J.C. Yanch et al., Accelerator-based epithermal neutron beam design for neutron capture therapy. Med. Phys., V. 19, p. 709 – 721, 1992.

58. J.E. Woollard et al., Evaluation of moderator assemblies for use in accelerator for boron neutron capture therapy. Nucl. Technol., v.

123, p. 320 – 333, 1998.

59. F. Stichelbaut, E. Forton, Y. Jongen, Design of a beam shaping assembly for an accelerator-based BNCT system. In: [37], p. 308 – 311.

60. J.A. Coderre at al. Derivations of relative biological effective ness for the high-let radiations produced during boron neutron capture irradiations of the 9Lgliosarcoma in vitro and in vivo. Int. J. Radiat.

Oncol. Biol. Phys., v. 27, p. 1121– 1129, 1993.

61. G.M. Morris et al., Central nervous system tolerance to boron neutron capture with p-boronophenylalanine. Br. J. Cancer, v. 76, p.

1623 – 1629, 1997.

62. W.S. Kiger III et al., A pharmakinetic model for the concen tration of 10B in blood following BPA-f administration in humans. In [32], p. 249 – 256.

63. D.W. Nigg et al. Demonstration of three-dimensional determi nistic radiation transport theory dose distribution analysis for boron cap ture therapy. Med. Phys., v. 18, p. 43 – 53, 1991.

64. D.T. Ingersoll et al., Comparison of TORT and MCNP dose calculations for BNCT treatment planning. In Advances in Neutron Capture Therapy, edited by B. Larsson, J. Crawford, R. Weinreich, v.

1, p. 95 – 99 (Elsevier, Amsterdam, 1997).

65. C.P. Raaijmakers et al., A fast and accurate treatment planning method for boron neutron capture therapy. Radiother. Oncol., v. 46, p.

321 – 332, 1998.

66. R. Zamenhof et al., Monte Carlo-based treatment planning for boron neutron capture therapy using custom designed models automati cally generated from CT data. Int. J. Radiat. Oncol. Biol. Phys., v. 35, p. 383– 397, 1996.

67. D.W. Nigg et al., Computational dosimetry and treatment planning for boron neutron capture therapy. J. Neuro-Oncol., v. 33, p.

93 – 104, 1997.

68. D.E. Wessol et al., SERA: Simulation enviroment for radiothe rapy applications user’s manual version 1B0. (Montana State Universi ty, 1999.

69. T. Goorley et al., A comparison of two treatment planning programs: BNCT_rtpe and MacNCTPlan. In [32], p. 207 – 212.

70. J.R. Albritton, Analysis of SERA treatment planning system and its use in boron neutron capture synovectomy. M.S. thesis, Massa chusetts Institute of Technology, 2001.

71. S.A. Wallace, B.J. Allen, J.N. Mathur, Monte Carlo neutron photon treatment planning calculations: Modeling from CT scans with variable voxel size. In Cancer Neutron Capture Therapy, edited by Y. Mishina, p. 295 – 302 (Plenum, New York, 1996).

72. N. Cerullo, G. Daquino, ’CARONTE,’ A treatment planning system based on real boron distribution and MCNP-4A code: Result and discussion. In [32], p. 225 – 230.

73. H. Kumada et al., Development of patient setting system for BCNT at JRR-4. In: Proceedings of the 9th international Symposium on Neutron Capture Therapy for Cancer, p. 281 – 282 (Osaka, Japan, 2000).

74. Шейно И.Н., Кулаков В.Н., Хохлов В.Ф. Разработка систем планирования в дозсаплиментарной лучевой терапии рака.// Рос сийский биотерапевтический журнал, Т. 4(1), 2005.

75. Зайцев К.Н. и дрСистемы дозиметрического планирования для нейтрон-захватной терапии злокачественных опухолей – со временное состояние и тенденции. В сб. Научная сессия МИФИ.

Т. 5, 2006.

76. A.B. Chilton, J.K. Shultis, R.E. Faw, Principles of Radiation Shielding, (Prentice-Hall, Englewood Cliffs, 1984).

77. ICRU 46, Photon, electron, proton and neutron interaction data for body tissues, International Commission on Radiation Units and Measurements, (Bethesda, MD, 1992).

78. ICRU 63, Nuclear data for neutron and proton radiotherapy and for radiation protection, (Bethesda, MD, 2000).

79. M.B. Chadwick et al., A consistent set of neutron kerma coef ficients from thermal to 150 MeV for biologically important materials.

Med. Phys., v. 26 (6), p. 974 – 991, 1999.

80. I.N. Sheino, Dose-supplementary therapy of malignant tumors.

In Advances in Neutron Capture Therapy,” Proceedings of the 12th In ternational Congress on Neutron Capture Therapy, (Japan, 2006).

81. Шейно И.Н., Хохлов В.Ф., Кулаков В.Н., Зайцев К.Н. Раз работка методов оценки дозовых распределений при лучевой тера пии на основе фармакинетических моделей. В сб.: “Научная сес сия МИФИ.” Т. 5, М., 2003, МИФИ.

82. V.N. Kulakov et al., Experimental pharmakokinetic studies of Gd and 10B-containing compounds at the MEPhI reactor. 11-th World Congress on Neutron Capture Therapy, Abstracts (Boston, USA, 2004).

83. Зайцев К.Н. и др. Определение 10В и Gd в биологических тканях нейтронно-активационными методами.// Российский биоте рапевтический журнал. Т. 4 (1), 2005.

84. J.J. Broerse et al. European protocol for neutron dosimetry of external beam therapy. Br. J. Radiol., v. 54, p. 882 – 898, 1981.

85. A.Wambersie et al., Dose and volume specification for report ing NCT: An ICRU-IAEA initiative.Current Status of Neutron Capture Therapy, Report No. IAEA-TECDOC-1223, p. 9 – 10, 2001.

86. J. Rassow et al., Advantage and limitations of weightings fac tor and weighted dose quantities and their units in boron neutron capture therapy. Med. Phys., v. 31 (5), p. 1128 – 1134, 2004.

87. J.A. Coderre, G.M. Morris, The radiation biology of boron neutron capture therapy. Radiat. Res., v. 151, p. 1 – 8, 1999.

88. O.K. Harling, K.J. Riley, A critical assessment of NCT beams from fission reactor. In Reseach and development in neutron capture therapy. Monduzzi Editore, p. 159 – 162, 2002.

89. J.T. Goorley, W.S. Kiger, R.G. Zamenhof, Reference dosime try calculations for neutron capture therapy with comparison of analyti cal and voxel models. Med. Phys., v. 29 (2), p. 145 – 156, 2002.

90. W.S. Snyder et al., Estimates for absorbed fractions for mo noenergetic photon sources uniformly distributed in various organs of a heterogeneous phantom. J. Nucl. Med. Suppl., v. 3, p. 47, 91. O.K. Harling et al., Head phantoms for neutron capture thera py. Med. Phys., v. 22, p. 579 – 583, 1995.

92. See EPAPS Document No. MPHYA-29-0092201 for supporting materials for paper [64]. This document may be retrieved via EPAPS homepage (http://www.aip.org/pubservs/epaps.html).

93. J.F.Fowler, Review: Total doses in fractionated radiotherapy – implications of new radiobiological data. Int. J. Radiat. Biol., v. 46, p.

103 – 120, 1984.

94. E.J. Hall, Radiobiology for Radiologist. 4th ed. (Lippincott, Philadelphia, 1994).

95. C. Streffer, D. van Beuningen, G. Berthold (personal commu nucation). Cited according to J. Rassow, TLD-300 ltntcnjrs for separate measurement of total and gamma absorbed dose distribution of single, multiple, and moving-field neutron treatment. In: Advances in Dosi metry for Fast Neutrons and Heavy Charged Particles for Therapy Ap plications. P. 141– 173 (IAEA, Technical Report Series, 1984).

96. F. Zywietz et al., A biological and microdosimetric intercom parison of 14 MeV d-T and 6 MeV cyclotron neutrons. Int. J. Radiat.

Biol., v. 42, p. 223 – 228, 1982.

97. ICRU Report No.29, Dose specification for reporting external beam therapy with photons and electrons. Washington D.C., 1978.

Глава 10. Лучевая терапия с поперечной модуляцией интенсивности пучка (IMRT) 1. Общее описание и сравнение конформной лучевой терапии и лучевой терапии с поперечной модуляцией интенсивности пучка 90-е годы прошлого века стали свидетелями драматических из менений в дозиметрическом планировании и способах облучения в лучевой терапии, обусловленных стремительным развитием облу чающей аппаратуры, дозиметрического и программного обеспече ния. Эти успехи, подкрепленные разработкой высокоточных и в то же время достаточно быстрых 3-мерных методов расчета и методов практической реализации (передачи) требуемых дозовых распреде лений, привели к созданию и практическому внедрению 3-мерной конформной лучевой терапии (3М КЛТ, англ. 3D CRT). Целью 3М КЛТ являлось согласование предписанного дозового распределе ния с формой объема мишени и одновременная минимизация дозы в прилегающих структурах, состоящих из нормальных тканей и критических органов.

На первом этапе 3М КЛТ реализовывалась с помощью согласо вания формы поперечного сечения пучков с проекциями объема мишени на направление облучения (рис.10.1) и применением мно гопольного или ротационного облучения, т.е. чисто геометриче ским подходом. Радиационные пучки имели однородное попереч ное распределение интенсивности (в плоскости, перпендикулярной к оси пучка), или при необходимости применялись такие дополни тельные модифицирующие устройства, как клиновидные фильтры и блоки.

Высокая конформность дозовых распределений с объемом опу холи, присущая 3М КЛТ, приводит к уменьшению объема нор мальных тканей вне объема мишени, которые облучаются высокой предписанной дозой. Это позволяет, в свою очередь, увеличивать предписанные дозы при сохранении на том же уровне вероятности осложнений в нормальных тканях. Порядок уменьшения суммар ной дозовой нагрузки на нормальные ткани демонстрирует такой пример.

Рис. 10.1. Иллюстрация различия между традиционной ЛТ (а) и конформной ЛТ (б). В первой применяются, в основном, стандартные прямоугольные поля, крити ческие органы при необходимости защищают блоками. В конформной ЛТ форма поля согласовывается с формой проекции объема мишени на плоскость, перпен дикулярную к направлению облучения [1] Пусть сферический объем мишени диаметром D облучается че тырьмя прямоугольными ортогональными полями. Предписанная доза в этом случае создается в объеме примерно кубической формы со стороной D и объемом D3. Пусть теперь та же сфера облучается изоцентрически со всех направлений мононаправленными пучками с поперечными сечениями в виде круга диаметром D. Область с высокой дозой будет теперь иметь объем, равный (4/3) (D/2)3=(/6)D 3. Таким образом, уменьшение объема, получающего предписанную дозу, составляет /6=0,524.

Так как в 3М КЛТ применяются пучки c гомогенным (однород ным) распределением флюенса внутри пучка, то стандартной прак тикой является направление всех пучков в изоцентр аппарата, ко торый, в свою очередь, совмещается с центром мишени. Такой подход упрощает и определение мониторных единиц. Однако хотя пучки называются гомогенными, дозовое распределение всегда имеет некоторую вариацию в пределах портала (пучок с фиксиро ванного направления облучения) и быстрый спад дозы вблизи гра ниц портала. Сочетание данной особенности с нерегулярным кон туром и внутренними гетерогенностями пациентов приводит к не однородности полной дозы по объему мишени. Международные рекомендации (например, МКРЕ-50 и 62) поэтому часто определя ют пределы дозовой вариации, включая максимальную допусти мую дозу в «горячем пятне» и минимальную допустимую дозу.

Другой критерий включает процент объема мишени, покрываемый предписанной дозой. Это предписание зачастую настолько жест кое, что ограничивает другие, отличные от изоцентрических, на правления пучков.

Планирование 3М КЛТ имеет относительно мало степеней сво боды. Планировщики в типичном случае могут выбирать одну из двух энергий пучков ускорителя, определяющих проникающую способность излучения, глубину области накопления и ширину об ласти пенумбры (полутени). Они могут выбрать наиболее подхо дящие, с точки зрения анатомии, количество и направления пучков, а также их веса (фактически, время облучения с данного направле ния). И наконец, они могут использовать для модификации дозо вых распределений различные формирующие приспособления, клинья и защитные блоки. Все это позволяет находить эффектив ные дозиметрические планы с точки зрения покрытия объема ми шени предписанной дозой для мишеней с не очень сложной гео метрической формой. Однако для мишеней сложной формы, как например мишени со сложными изгибами, внутренними пустотами и бифуркациями, технические возможности 3М КЛТ не могут обеспечить желаемую конформность дозовых распределений. В качестве примеров можно указать на опухоли простаты, которые часто тесно примыкают в задней части к прямой кишке, а в перед ней – к мочевому пузырю;

опухоли головы, близко расположенные вокруг оптического нерва, и др. Этот недостаток является следст вием отсутствия в 3М КЛТ эффективного механизма для селектив ного снижения дозы в критических структурах. Изодозовые рас пределения в 3М КЛТ имеют выпуклые поверхности и они не мо гут быть «обернуты» вокруг критических структур. Простая защи та проекции критического органа на данное направление с помо щью блока или многолепесткового коллиматора приводит к гетеро генности результирующего дозового распределения, которое не возможно скомпенсировать облучением с других порталов (на правлений).


Относительно жесткие ограничения на однородность дозового распределения в мишенном объеме не допускают частичную бло кировку радиационных порталов. Один из вариантов решения этой проблемы заключается в ограничении мишенной дозы и примене нии смешанного облучения разными видами излучения, например фотонами и электронами. Но такой подход, с одной стороны, дале ко не всегда может быть реализован. С другой стороны, он редко позволяет решить важнейшую задачу увеличения дозы в мишени при непревышении толерантных доз в нормальных тканях и крити ческих органах.

Поэтому практически сразу после внедрения в практику лечения 3М КЛТ сообщество медицинских физиков и радиационных онко логов начало искать пути, позволяющие создавать конформные с мишенью дозовые распределения при одновременном ограничении облучения критических структур. Новая парадигма требовала снять ограничения на негомогенность распределения флюенса в падаю щем на пациента пучке и позволить флюенсу изменяться в преде лах портала. Характер и глубина этих изменений (модуляций) оп ределяется с помощью сложных математических алгоритмов. Этот процесс иногда называют «обратной задачей» или «обратным ме тодом» планирования облучения.

Рис. 10.2. Модуляция распределения флюенса в пучках при облучении сложной мишени (штрихованная область) и критического органа (круг) для разных опти мизационных критериях: а – фиксированные пучки;

б, в, г – дуговая ЛТМИ [2] Использование модуляции флюенса не удаляет пучок из крити ческих структур при таком подходе, а ограничивает дозу в струк туре, создаваемую этим пучком (рис. 10.2). Образующиеся при этом в опухоли холодные области компенсируются увеличением флюенса в других пучках. Такая дополнительная модуляция флю енса привела к термину лучевая терапия с модуляцией интенсив ности (ЛТМИ, англ. IMRT). Этот термин является не совсем кор ректным, так как на самом деле проводится модуляция поперечно го распределения флюенса, а не интенсивности. Однако историче ски наибольшее распространение получила именно такая термино логия, и мы будем, в основном, ее придерживаться.

Использование ЛТМИ требует «регулируемости» флюенсов в пределах ограничений, накладываемых технологиями «передачи»

доз. В настоящее время разработано несколько технологий пере дачи дозы в ЛТМИ. Во всех технологиях имеется множество ин дивидуальных элементов флюенса – значение флюенса в неболь ших площадках-бикселях (англ. bixels), которые расположены в виртуальной плоскости, перпендикулярной к оси пучка. Ранее в 3М КЛТ распределение флюенса было близко к однородному, а теперь в ЛТМИ оно требуют корректировки. Эта корректировка слишком сложна для ручного планирования. Модификация интенсивности отдельного бикселя должна проводиться с учетом интенсивности бикселей в других пучках, пересекающих выделенное направление.

Учитывая уровень сложности задачи, очевидно, что оптимизация интенсивностей бикселей может выполняться только с помощью специальных программ для компьютеров. Как следствие, потреб ности практики вызвали развитие методов обратного планирования и оптимизации, которые привели к глубоким изменениям в самой концепции дозиметрических планов облучения.

Впервые именно ЛТМИ позволила «обернуть» изодозовые рас пределения вокруг мишенных объемов, обходя селективно крити ческие структуры. Радиационные онкологи и медицинские физики получили возможность формулировать свои предписания, осно ванные на дозах и геометрии мишени и критических органов, а не на геометрии передачи дозы. Конечно, энергия пучка и направле ния облучения продолжают оказывать влияние на результирующее дозовое распределение, но оно теперь перестало быть определяю щим.

Однако у каждой революции есть своя цена. Обозначим некото рые из серьезных проблем, которые возникают при использовании ЛТМИ.

• Компенсация уменьшения флюенса в пределах критических структур не является пока совершенной, что приводит к увеличе нию дозовых гетерогенностей внутри мишени по сравнению с 3М КЛТ. В то время как ранее планировщики считали нормальными горячие пятна в пределах нескольких процентов, то теперь они должны считать приемлемыми горячие пятна до 10 – 15 %. Также увеличилась величина холодных пятен. Сегодня в некоторых сис темах планирования предлагается инструментарий для модифика ции и регулировки этих дозовых гетерогенностей (ActiveRx, Corvus, Cranberry Township, Pa), но он еще требуют всесторонней проверки.

• В настоящее время на практике наибольшее распространение получили два метода (см. далее) реализации оптимального распре деления флюенса. С точки зрения данного обсуждения, их принци пиальная особенность заключается в том, что доза излучения пере дается, используя последовательность относительно небольших и сложных по конфигурации полей (порталов). До эпохи ЛТМИ в научной литературе велась активная дискуссия по поводу точности протоколов дозовых распределений для таких полей. Например, калибровка и гарантия качества небольших полей, применяемых в стереотаксической лучевой терапии, требовала специального обо рудования и методики для гарантии того, что результаты не иска жены усреднением по объему дозовых распределений с большим пространственным градиентом. В традиционной лучевой терапии с использованием линейных ускорителей были изобретены матема тические модели источников, в соответствии с которыми источни ком тормозного излучения считается не только электронная ми шень, но также и сглаживающий фильтр, первичный и вторичный коллиматоры. Для больших полей влияние этих дополнительных источников было изучено достаточно хорошо. Однако в случае ма лых полей относительный вклад этих источников является более сложным и требует более изощренных методов моделирования до зовых вкладов, создаваемых различными компонентами флюенса излучения, выходящего из головки ускорителя. В ЛТМИ размеры полей внутри данного сеанса облучения могут изменяться от отно сительно больших до чрезвычайно малых размеров. Такая особен ность сильно осложняет дозовое моделирование и технику экспе риментальной верификации дозовых планов.

• Процедура облучения в ЛТМИ во многих отношениях подобна таковой в стандартной конформной ЛТ. Принципиальное различие заключается в существенно более высоких требованиях к правиль ной укладке пациента и, самое сложное, в необходимости обеспе чить стационарность (неподвижность) пациента и его внутренних органов в процессе всего курса облучения.

При традиционной конформной терапии движение пациента во время облучения приводит к небольшим изменениям дозы внутри контуров порталов и значительному изменению дозы вблизи их границ. Однако при определении планируемого объема облучения (PTV) в его границы включают также ожидаемые смещения орга нов, так что мишень всегда остается внутри границ портала. Ис ключение из этого правила может иметь место при использовании компенсирующих фильтров и клиньев. В таких случаях движение пациента во время облучения изменяет дозы внутри пучка на вели чину, пропорциональную поперечному градиенту флюенса. На пример, дозовый градиент для 45-градусного клина обычно состав ляет 4 – 5 % см–1, следовательно, смещение внутри границ портала на 5 мм приводит к погрешности в отпускаемой дозе ~ 2 – 3 %.

Дозовое распределение в ЛТМИ создается последовательностью падающих флюенсов, каждый из которых потенциально может иметь большой поперечный градиент. В работе [3] утверждается, что погрешность в передаче флюенса теоретически может дости гать фактора два, когда передача дозы с помощью динамического МЛК сочетается с дыхательными движениями. Однако в более поздней работе [4] авторы показывают, что при определенных предположениях погрешность в отпускаемой дозе при реальном облучении существенно ниже и усреднение по многим фракциям размазывает общий эффект от движения мишени по результирую щему дозовому распределению.

2. Краткий исторический обзор Многие из идей, составляющих сегодня основу концепций 3М КЛТ и ЛТМИ, были предложены почти пятьдесят лет назад груп пой С. Такахаши с коллегами [5]. Они впервые проводили дози метрическое планирование и динамическое облучение пациентов с использованием коллимационного устройства, которое можно на звать первым прототипом многолепестковой системы коллимиро вания. В этой системе применялся механический способ контроля и управления для согласования апертуры пучка с формой проекции мишени при вращении гантри ускорителя вокруг пациента.

В конце пятидесятых годов прошлого века пионерское исследо вание в области ЛТМИ проводилось в клинике Массачузетского технологического института [6, 7]. Методика облучения, приме ненная здесь, была похожа на методику, использованную группой С. Такахаши. Еще одна пионерская работа в том же направлении была выполнена в Королевском северном госпитале в Великобри тании в шестидесятые годы прошлого века [8]. Работавшая здесь группа разработала серию облучательных установок с 60Со, кото рые автоматически позиционировались во время ротационной те рапии, используя электромеханические устройства для перемеще ния гантри и стола с пациентом. В семидесятых годах значимые успехи в области ЛТМИ были достигнуты в Медицинской школе Гарварда [9, 10].

К сожалению, состояние компьютерных технологий в то время не удовлетворяло требований к объему памяти и быстродействию компьютеров, которые предъявляют 3М КЛТ и ЛТМИ. Однако эти исследования проложили путь для будущих успехов в области ЛТМИ.

Первоначальная форма динамической модуляции интенсивно сти, динамический клин, была разработана на основе применения независимых коллимационных шторок [10, 11]. Следующий шаг в развитии ЛТМИ связан с появлением на рынке первых коммерче ских МЛК [12]. МЛК заменили (или дополнили в зависимости от производителя ускорителей) прямоугольную систему коллимации на систему независимо перемещаемых относительно узких пластин (лепестков) из вольфрама. Типичная проекция в изоцентре у пер вых лепестков МЛК была равна 1– 1,25 см. На базе использования этих устройств в начале 90-х годов 20-го века в США были созда ны первые версии систем планирования и передачи дозы для ЛТМИ. Однако федеральное правительство и страховые компании не согласились с необходимостью более высокой платы за лечение с применением ЛТМИ и значительными капитальными вложения ми в новую технологию, так как для ее реализации были необхо димы ускорители с принципиально новыми системами управления [13].


Потребовалось несколько лет, чтобы на смену применяемых в то время типов ускорителей, фирмы завершили разработку машин с компьютерными системами управления. В новых типах ускори телей появилась возможность осуществлять под компьютерным контролем независимое движение лепестков МЛК и управлять скоростью их движения. Это позволило создавать требуемые апер туры пучков, и изменять их автоматически в процессе ротации ган три и/или коллиматора и перемещении стола с пациентом. Таким образом, были созданы все технические предпосылки для реализа ции сложных технологий ЛТМИ. Очень важно, что в течение и 2000 г.г. изменилась и финансовая система оплаты медицинских услуг в области онкологии со стороны страховых компаний. Как часть этой системы был разработан механизм дифференциальных платежей, направленный на поощрение применения новых более эффективных технологий. Эти события дали решающий импульс быстрому развитию и внедрению ЛТМИ в лечебную практику сна чала в США, а затем и в других развитых странах.

Сегодня ЛТМИ – это область высоких медицинских технологий, включающая 3-мерное определение и оконтуривание объема ми шени, компьютерную оптимизацию дозовых распределений, по зволяющая применять облучение полями с модулированной интен сивностью, контролируемую компьютером передачу (реализацию) оптимизированного плана облучения и рентгенологическую вери фикацию положения пациента на столе облучения в течение всего курса лучевого лечения.

3. Методы получения пучков с модулированной интенсивностью При трехмерном планировании облучения задача создания же лательного дозового распределения во всем облучаемом объеме распадается на подзадачи формирования требуемых дозовых рас пределений в отдельных 2М (2-мерных) срезах (сечениях) (англ.

slide) этого объема. Чтобы получить дозовое распределение, кон формное с формой мишени, в отдельном 2М срезе, в ЛТМИ чаще всего применяется комбинация пучков с 1М модуляцией (см. рис.

10.2). Эти пучки, коллимированные в виде узкой полосы, падают на выбранный срез, имея при необходимости разную модуляцию интенсивности. Процедура повторяется для каждого среза мишени.

Такой способ получения 3М конформного дозового распределения называют копланарным облучением, потому что все срезы яв ляются параллельными и вращение гантри происходит вокруг од ной оси для всех срезов.

Таблица 10. Методы создания пучков с 1-мерной модуляцией флюенса (интенсивно сти) в поперечном направлении к полю облучения [14] Метода Преимущества Недостатки Требования Относи тельная эффек тивность для срезаб Класс I. Все плоскости Требует много Устройства 1.Индиви- облучаются времени для вы дуальные одновременно;

резания и 2-мерные не требуется литья;

компенсато- электромеха- программы ры нического для проек перемещения тирования Класс 2 Постоянная интен- Учет полутени, Шторки/ 2. Динами- сивность излуче- рассеяния, утечки;

лепески ческая ния;

однонаправ- необходимость должны коллима- ленное движение решения оптими- контроли цияв 1в шторок/ лепестков;

зационной роваться непрерывность задачи по мини- компьюте пучка мизации времени ром и пе облучения и оп- ресекать ределения скоро- централь сти лепестков ную ось 3. Дуговая Меньшее время, чем Иногда требуется Необходи ЛТМИ при динамичес- многократные мость ком движении ле- ротации гантри интерпре 1г пестков;

при широ- татора ком поле меньшая погрешность от нак лонного падения Класс 3 Интуитивная связь Необходимость в Множество 4. МЛК позиций лепестков повторных вклю- облучений leaf-sweep с профилем интен- чениях и выклю- со статиче сивности чениях источника ским МЛК 1д фотонов, что уменьшает эф фективность 5. МЛК Такие же, как и в 1е close-in leaf-sweep Продолжение табл. 10. Метода Преимущества Недостатки Требования Относи тельная эффек тивность для срезаб Класс 4 Дополнительное ус- Ограниченное Требуется 6. Томоте- тройсво ускорителя;

пространственное специали рапия (вари- надежность элек- разрешение зированное ант М. Каро- тропневматического программ ла [15, 16]) контроля;

непреры- ное обеспе вное вращение ган- чение три 7. Томотера- Облучение по ана- Сложное плани- Требуются пия (вариант логии со спираль- рование облуче- дополни Т. Маки и ным КТ, поэтому ния тельные др. [17]) нет горячих пятен;

специаль непрерывное враще- ные уст ние гантри ройства Класс 5 Простая конструк- Каждая попереч- Простое 8. Сканиро- ция ная плоскость инженерное вание блока должна получить решение ослаблящего одинаковую мо излучение дуляцию;

невозможность генерировать не которые профили 9. Сканиро- Легкость создания Очень маленькая Движущие вание узкого эффективность ся шторки блока с раз ной скоро стью Класс 6 При комбинирова- Большая ширина Имеется 10. Скани- нии с методом №2 сканирующего только на Racetrack рующий пу- может уменьшить пучка чок фотонов время облучения микротроне а. Указывается главная специфическая особенность метода;

более детальное описание дается в тексте.

б. Методы 1 5 и 10 можно использовать для облучения всех срезов одновре менно, в то время как с помощью методов 6, 7 облучаются только один или два среза одновременно. Таким образом, истинная эффективность методов 7, 8 может оказаться в конечном счете существенно меньше единицы.

в. Различные 1-мерные профили для каждой ориентации гантри, требуемые для разных томографических срезов, нуждаются в применении МЛК. Если вариациии флюенса в перпендикулярном к томографическому срезу направлении игнориру ются, то модуляция может выполняться только за счет движения коллимационных шторок.

г. Зависит от максимальной скорости лепестков и сложности профиля.

д. При определении эффективности необходимо учитывать также выключение пучка во время движения лепестков.

е. Динамический клин является специальным случаем движения одной шторки.

Имеются и другие специальные некопланарные способы об лучения, в которых пучки с 2М модулированной интенсивностью не могут быть созданы посредством комбинации параллельных 1М модулированных пучков, однако в этой главе мы ограничимся, в основном, обсуждением копланарного облучения. В монографии [14] методы создания пучков с 1М модуляцией интенсивности раз деляются на шесть основных классов, внутри которых имеются свои подклассы (табл. 10.1). Рассмотрим кратко эти классы, ис пользуя материалы монографии [14] и оригинальные работы [15 – 29].

3.1. Класс 1: 2-мерные компенсаторы Двумерную модуляцию интенсивности пучка можно создать, помещая компенсатор на специальные крепления гантри ускорите ля. Название «компенсатор» это устройство получило, так как пер воначально оно применялось для компенсации «недостатка» био логической ткани при облучении нерегулярных поверхностей.

Здесь термин «компенсатор» употребляется для обозначения спе циального случая формирования пучков с модулированной интен сивностью.

Компенсаторы представляют собой металлические блоки, ло кальная толщина которых изменяется с позицией в поперечном се чении для обеспечения дифференциального ослабления пучка. Ме тодика расчета компенсаторов детально разработана в работах [18, 19] и кратко рассматривалась в главе 3. При конструировании ком пенсаторов следует стремиться к минимальному поглощению из лучения и адекватному пространственному разрешению.

Основной недостаток заключается в необходимости изготов лять компенсаторы для каждого поля, что требует достаточно мно го времени и специального оборудования.

3.2. Класс 2: динамическая коллимация Динамической коллимацией (ДК) называют метод, при котором два согласованных лепестка МЛК, определяющие конкретный срез, перемещаются в одном направлении с различной скоростью в зави симости от времени (рис. 10.3 и 10.4). Этот метод называют также скользящее окно, погоня лепестков и др. В последние годы он получил серьезное теоретическое развитие. Если анатомическими изменениями в нормальном к срезу направлении можно пренеб речь, то те же принципы модулирования интенсивности примени мы к паре коллимационных шторок ускорителя [11].

Т. Бортфельд в работе [20] сформулировал требования к аппара туре и программному обеспечению для практической реализации метода ДК. Все лепестки должны дистанционно управляться, иметь скорость движения больше 2 см/с и точный контроллер их положе ния.

Рис. 10.3. Схематическая иллюстрация поперечного модулирования интенсивно сти пучка фотонов. Показано только одно поле. Излучение, выходящее из источ ника S, проходит через МЛК, который формирует геометрическую форму поля F, соответствующую форме мишени с точки зрения источника (BEV). Лепестки дви жутся в направлении их длины с разной скоростью [14] Рис. 10.4. Схематическое изображение основной геометрии метода ДК. Излучение падает нормально к направлению движения лепестков (или шторок основного коллиматора), краевой эффект не учитывается. F(x) – распределение флюенса Не существует единственного решения для скоростей двух ле пестков, приводящих к данной модуляции интенсивности. Вместо этого проблема рассматривается так же, как проблема оптимизации (см. главу 11) – определение профилей скорости в зависимости от ограничения на максимальную практическую скорость лепестков при условии достижения минимального времени облучения.

Для пояснения проблемы рассмотрим пока только одну пару ле пестков, создающих 1М модуляцию флюенса. Направление дви жения пары соответствует ориентации выбранного среза пациента.

Полученные результаты можно приложить к любой паре из набора лепестков, создающих вместе 2М модуляцию флюенса.

3.2.1. Решение Конвери и Розенблюма Задача определения скорости движения лепестков, создающей заданный профиль флюенса, была впервые решена симплекс методом Д. Конвери и М. Розенблюмом [21]. Результат имеет фор му диаграммы, показывающей позиции xi(t) для каждого лепестка ( i 1 для ведомого лепестка, i 2 для ведущего лепестка) в зави симости от кумулятивного (суммарного) количества мониторных единиц или в зависимости от кумулятивного времени t (рис. 10.5).

.

Рис. 10.5. Диаграмма положений лепестков (или шторок коллиматора) в зависимо сти от кумулятивного количества МЕ (MU) для пары лепестков (или шторок) при ДК (1 – ведомый лепесток, 2 – ведущий лепесток) Кумулятивные значения времени и числа мониторных единиц начинают отсчитываться от начала облучения. И обратно, диа грамма показывает кумулятивные время t(xi) или количество MU, при которых лепестки находятся в каждом положении. Отсюда следует, что расстояние по горизонтали между двумя кривыми (для каждого лепестка) на этой диаграмме представляет собой профиль флюенса I(x), создающий модуляцию флюенса как функцию поло жения (см. рис. 10.5) при условии постоянной мощности ускорите ля, т.е I ( x) t1 ( x) t 2 ( x), (10.1) где x – положение лепестка;

t и I выражены в мониторных едини цах. Так как dx dI dI, (10.2) dt dt dx то при постоянной мощности ускорителя dI/dt скорость лепестка dx/dt будет минимальной там, где скорость изменения профиля флюенса dI/dx является максимальной и наоборот. С первого взгля да, такой вывод интуитивно кажется странным, тем не менее он правильный. Поэтому более сложной задачей является создание медленно изменяющегося профиля флюенса, чем быстро изме няющегося, так как лепестки должны двигаться быстро. Это может потребовать большей скорости, чем максимально допустимая ско рость лепестков данного типа МЛК.

В работе [21] показано также, что увеличение максимально до пустимой скорости лепестков приводит к уменьшению общего времени облучения, но не в обратной пропорциональности. Эффек тивность метода ДК всегда ниже, чем для статического коллимато ра, однако в типичном случае это ухудшение не превышает 50 % (зависит от формы требуемой модуляции) [21].

Если метод ДК используется для набора лепестковых пар (на пример, в МЛК), то желательно применение оптимизационного ал горитма, так как для разных срезов при одном и том же угле гантри требуется различная модуляция и, следовательно, разное кумуля тивное время облучения. В результате пучок не выключается не сколько дольше, чем требуется для всех пар лепестков за исключе нием пары, требующей наибольшего времени облучения. Однако средняя потеря в эффективности в таких случаях не превышает 4 % [21]. Эта особенность ДК, позволяющая формировать 1М профили флюенса для всех срезов одновременно, является принципиальным преимуществом метода ДК, реализующимся на практике при ис пользовании МЛК.

После публикации работы Д. Конвери и М. Розенблюма [21] не сколько групп начали изучение проблемы ДК и предложили новые решения для быстрой (по времени расчета) оптимизации процесса [22] – [26].

3.2.2. Решение Р. Свенссона и др.

Из уравнения (10.1) получаем:

dI dt1 ( x) dt 2 ( x). (10.3) dx dx dx Если vi(x) обозначает скорость i-го лепестка в положении x, то dI 1. (10.4) dx v1 ( x) v 2 ( x) Р. Свенссон и др. [22] рассмотрели применение уравнения (10.4).

Предположим, что в конце xend передачи 1М профиля пара лепест ков максимально сближается, т.е. просвет между ними закрывается (так требуется, когда много 1М профилей передается несколькими парами лепестков). Целью в данном случае является минимизация кумулятивного времени t2(xend).

Если градиент dI/dx профиля флюенса положительный, то в оп тимальном решении ведущий лепесток (i = 2) всегда движется с максимальной скоростью v, чтобы отрицательный член уравнения (10.4) был минимальным. Тогда поле открывается максимально быстро, а модуляция осуществляется ведомым лепестком (i = 2). И наоборот, если dI/dx является отрицательным, то в оптимальном решении с максимальной скоростью v всегда перемещается ведо мый лепесток (i = 1), чтобы минимизировать положительный член уравнения (10.4), а модуляция флюенса проводится ведущим лепе стком (i = 2). В результате получаем следующие формулы:

v 2 ( x) v dI 0 (10.5) для v v1 ( x) dx 1 v (dI / dx) и v1 ( x) v dI 0. (10.6) для v v 2 ( x) 1 v (dI / dx) dx На рис. 10.6 иллюстрируется принцип изменения скорости пере мещения лепестков при модулировании профиля с двумя максиму мами.

Так как ускорение a определяется следующими выражениями:

dv dx dv dv a v, (10.7) dt dt dx dx то, дифференцируя уравнение (10.4), получаем:

d 2 I a 2 ( x) a1 ( x) 3. (10.8) dx 2 v 2 ( x) v13 ( x) Рис. 10.6. Схематическое изображение изменения скорости движения пары лепе стков в зависимости от знака градиента профиля флюенса dI/dx;

v максималь ная скорость Если лепестки модулируют положительный градиент dI/dx, то ведущий лепесток движется с максимальной скоростью v и нуле вым ускорением a2(x) = 0. В этом случае ускорение ведомого лепе стка, определяемое из уравнения (10.8), равно:

1 dI d 2I d 2I a1 ( x) ( x) v13 ( x) 2 ( x) ( x). (10.9) v dx dx dx Аналитическая форма уравнений ((10.5), (10.6), (10.9)) допуска ет получение любых значений (включая бесконечные) для скоро стей и ускорений. На практике, если эти уравнения применять бук вально для расчета движения лепестков, обеспечивающего желае мый профиль флюенса, то в результате могут получиться нереали стичные значения скоростей и ускорений. Например, в области экстремума профиля от лепестка может потребоваться движение в широком диапазоне скоростей от очень малых до максимально больших значений и наоборот (в зависимости от вида лепестка и экстремума (минимум или максимум)). В области малого градиента dI/dx от лепестка может потребоваться движение со скоростью, превышающей максимально допустимую для конкретного аппара та. Эти проблемы подробно обсуждаются в работе [22] и предла гаются способы их преодоления с помощью контролирования дви жения не одного, а обоих лепестков и не точного, а приближенного воспроизведения области экстремума.

3.2.3. Решение Д. Стейна и др.

Группа Д. Стейна и др. [23] независимо пришла к тем же выво дам, что и группа Р. Свенсона при формулировании особенностей движения лепестков. На основе этих выводов Д. Стейн и др. [23] предложили новый итеративный алгоритм для расчета траекторий ведущего и ведомого лепестков для случая постоянного флюенса выше по пучку (над системой ДК). В алгоритме производится ите ративная подгонка виртуального профиля (VP), который перво начально устанавливается равным во всех точках желательному профилю флюенса (DP). Далее минимизируется общее время облу чения в соответствии с правилами модуляции, сформулированны ми в предыдущем разделе.

Профили специфицируются N точками DP(xi), i = 1, 2, …..,N.

Первоначально I(xi) устанавливается равным VP(xi). Руководству ясь указанными правилами, в работе [23] сформулирован следую щий алгоритм для определения временных профилей t1(xi) и t2(xi):

если I ( xi ) I ( xi 1 ), то для i =2, 3, ……., N t 2 ( xi ) t 2 ( xi 1 ) t min (10.10) и t1 ( xi ) I ( xi ) / I 0 t 2 ( xi ), (10.11) где I0 – величина постоянной плотности потока выше по пучку (размерность – [МЕ/T или MU/T], где T – время);

tmin – минималь ное время, требуемое для перемещения лепестка между позициями xi и xi+1. Оно равняется расстоянию между i-й и (i + 1)-й точками, деленному на максимальную скорость лепестка. Отметим, что в этом алгоритме время выражается в единицах [T], а не в монитор ных единицах, как в формуле (10.1).

В обратном варианте, если I ( xi ) I ( xi 1 ), то для i =2, 3, …, N t1 ( xi ) t1 ( xi 1 ) t min (10.12) и t 2 ( xi ) I ( xi ) / I 0 t1 ( xi ). (10.13) Начальными значениями берутся (10.14) t1 ( x1 ) I ( x1 ) / I и t 2 ( x1 ) 0. (10.15) Алгоритм минимизирует полное время, необходимое для пере сечения апертуры ведомым лепестком. Полное время T для моду лирования профиля равно сумме временных приращений, в тече ние которых ведомый лепесток проходит все точки xi. Из прове денных выше уравнений следует, что это время равно:

I (l ) T dt1 ( xi ) Nt min min max, (10.16) i I xi где l – индекс интервалов профиля, где флюенс возрастает;

I min max (l ) – приращение флюенса между локальным минимумом и последующим l -м локальным максимумом.

Для поля шириной W и максимальной скорости лепестка v ( dxi / t min ), учитывая, что W = Ndxi, окончательно получаем:

I (I ) W T min max. (10.17) i v I Уравнение (10.17) является очень полезным для оценки полного времени облучения в зависимости от сложности профиля.

После первого шага по определению траекторий лепестков на ходится реализуемый профиль флюенса (RP). Под RP понимается профиль, который действительно будет создаваться этим переме щением лепестков с учетом полутеней (пенумбры), создаваемых лепестками, и рассеянного излучения в плоскости лепестков. Авто ры работы [23] использовали аналитические аппроксимации этих функций, полученные с помощью подгонки под эксперименталь ные данные.

Пусть P1(x1(t), xi) представляет профиль полутени, генерируе мый первым лепестком, когда он находится вблизи точки x1(t), и флюенс измеряется в точке xi. Аналогично P2(x2(t), xi) представляет профиль полутени, генерируемый вторым лепестком, когда он на ходится вблизи точки x2(t), и флюенс измеряется в точке xi. Тогда RP рассчитывается из следующего уравнения:



Pages:     | 1 |   ...   | 2 | 3 || 5 | 6 |   ...   | 12 |
 





 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.