PL EN DE RU UA
Medycyna nuklearna

Podstawy fizyki nuklearnej

Spis Budowa atomu
Promieniotwórczość - rodzaje rozpadów radioaktywnych
Rozpad α
Rozpad β-
Rozpad β+
Wychwyt elektronu
Samorzutne rozszczepienie
Rozpad klastrowy
Opóźniona emisja cząstek
Emisja promieniowania γ
Emisja elektronu konwersji
Emisja promieniowania X
Emisja elektronów Augera
Współczynnik podziału
Oddziaływanie promieniowania z materią
Oddziaływanie cząstek ciężkich naładowanych
Oddziaływanie elektronów
Oddziaływanie antycząstek
Oddziaływanie fotonów
Oddziaływanie neutronów
Działanie na organizm
Dawki promieniowania
Aktywność substancji promieniotwórczej
Natężenie promieniowania
Kinetyka rozpadu promieniotwórczego
Dozymetria
Rejestracja promieniowania i jego przetwarzanie
Rejestracja kwantu promieniowania
Gamma-kamera
SPECT i SPECT/CT
PET i PET/CT
O nuklidach najczęściej stosowanych w medycynie nuklearnej
Technet-99m
Jod-131
Pozostałe

Budowa atomu

Średnica atomu jest rzędu nanometra (miliardowa część metra). Prawie cała masa atomu umiesz­czona jest w małym jądrze. Wokół jądra krążą elek­trony, położone na różnych stanach ener­getycz­nych ("na różnych orbitach"). Elek­trony mają ładunek ujemny. Jądro składa się z nukleonów: nała­dowa­nych dodatnio protonów oraz elek­trycznie obojęt­nych neutronów; masa nukleonu jest około dwóch tysięcy razy wyższa od masy elektronu.

Celem opisania jądra określamy je liczbą atomową równą ilości zawartych w nim protonów (której odpo­wiada okreś­lony symbol pier­wiast­ka w układzie okre­sowym) oraz liczbą masową (ilość nukle­onów w jądrze). Liczba masowa odpo­wiada tylko w przybli­żeniu masie atomowej (ze względu na energię wiązania). Liczby te umiesz­czamy w indeksach przed symbolem pier­wiastka. Na przykład symbol 43Tc oznacza atom technetu (który posiada liczbę atomową równą 43), zaś symbol 53I oznacza atom jodu (liczba atomowa 53). Symbol 127I oznacza atom jodu, którego jądro posiada 127 nukleonów: 53 protony (bo taka jest liczba atomowa jodu) oraz 127-53=74 neutrony (jest to jedyny trwały izotop jodu). Symbol 99mTc oznacza izotop technetu (liczba atomowa 43) o liczbie masowej 99, znajdu­jący się w stanie metas­tabil­nym (znaczenie - patrz dalej). Ostatnie dwa atomy możemy opisać jako I-127 oraz Tc-99m. "Kompletne" symbole powyższych nuklidów są następujące:

127
53
I
oraz
99m
43
Tc
.

Atomy, których jądra zawierają tę samą ilość protonów, ale inną ilość neutronów, nazywamy izotopami; należą one do tego samego pierwiast­ka chemicz­nego (mają te same właś­ciwoś­ci chemiczne). Jądra o tej samej liczbie neutronów to izotony, zaś o tej samej liczbie masowej - izobary. Zbiór atomów o tej samej liczbie protonów i neutronów nazy­wamy nuklidem.

Zarówno elektrony na powłokach elektronowych jak i nukleony w jądrze atomowym mogą pozostawać w stanie równowagi (atomy trwałe lub stabilne), albo posiadać nadmiar energii, który musi zostać usunięty w postaci promie­niowa­nia. Atomy nietrwałe (niesta­bilne) możemy dalej podzielić na atomy znajdu­jące się w stanie wzbudzo­nym (które muszą pozbyć się nadmiaru energii natychmiast - w czasie rzędu ps lub szybciej) oraz w stanie metas­tabil­nym (mogące oddać ten nadmiar z opóźnieniem).

Model atomu
Uproszczony model atomu. Wokół jądra krążą elektrony. Dla zachowania przejrzystości pokazano tylko trzy najniższe powłoki elektronowe.

POWRÓT do początku podstrony

Promieniotwórczość - rodzaje rozpadów radioaktywnych

Jądro atomowe, lub atom jako całość, nie będące w stanie równowagi musi wypromieniować nadmiar energii - w postaci promie­niowa­nia elek­tromag­netycz­nego lub korpus­kular­nego (cząs­tecz­kowego). Trwałość lub nietrwałość jądra jest zależna od ilości protonów i neutronów w jądrze oraz od ich wzajem­nej konfi­guracji. Podobnie jest w przypadku konfi­guracji powłok elektronowych.


POWRÓT do początku podstrony

Rozpad alfa

Rozpad alfa (oznaczany α) to wypromieniowanie z jądra tak zwanej cząstki alfa (α), czyli jądra atomu helu-4 (składa­jącego się z 2 protonów i 2 neutronów). Jądro potomne (powsta­jące w wyniku takiego rozpadu) jest w porównaniu z jądrem macie­rzys­tym (sprzed rozpadu) lżejsze o 4 atomowe jednostki masy (u), ładunek zaś (czyli liczba atomowa, odpo­wiada­jąca liczbie porząd­kowej w układzie okre­sowym) o 2 niższy. Energia rozpadu alfa (energia kine­tycz­na wyrzu­conej z jądra cząstki α) wynosi kilka MeV (mega­elek­trono­woltów) i jest stała i charakterys­tycz­na dla danego nuklidu. Rozpad α spotyka się w zasadzie tylko u jąder o liczbie masowej powyżej 150.

Przykład rozpadu α:
222
88
Ra218
86
Rn + 4
2
He(6,7 MeV)


POWRÓT do początku podstrony

Rozpad beta-minus

Rozpad beta minus (oznaczany β-) to emisja elektronu (negatonu) oraz antyneutrina elek­trono­wego. W wyniku tego rozpadu powstaje jądro o tej samej liczbie masowej oraz o liczbie atomowej o jeden wyższej. Zachodzi w przypadku jąder o nadmiarze neutronów w stosunku do protonów. Energia rozpadu β- wynosi od niewielu keV do kilku MeV i jest wprawdzie charak­terys­tyczna i stała dla danego nuklidu, ale zostaje ona w sposób przypad­kowy podzie­lona pomiędzy elektron i anty­neut­rino; dlatego w przypadku każdego nuklidu β--promie­niotwór­czego mówimy o energii średniej (ang.: mean energy) i energii maksy­malnej (ang.: end energy) emito­wanego elektronu.
Przykład rozpadu β-:

90
39
Y90
40
Zr + e- + antyneutrino

Energia maksymalna tego rozpadu (suma energii elektronu i antyneutrina) wynosi 2,28 MeV, w tym średnia energia emitowanego elektronu: 0,93 MeV.



POWRÓT do początku podstrony

Rozpad beta-plus

Rozpad beta plus (oznaczany β+) to emisja pozytonu (czyli elektronu o dodatnim ładunku elek­trycz­nym, będącego anty­cząs­tką nega­tonu) i neutrina elek­trono­wego. Energia emito­wanych cząstek jest dzielona pomiędzy nie podobnie, jak w przypadku rozpadu β-. Ten rodzaj rozpadu jest typowy dla jąder lekkich, o nadmiernej w stosunku do neutronów ilości protonów. W jego wyniku powstaje atom o tej samej liczbie masowej i o liczbie atomowej o jeden niższej.

Przykład rozpadu β+:
18
9
F18
8
O + e+ + neutrino


POWRÓT do początku podstrony

Wychwyt elektronu

Wychwyt elektronu (ang.: electron capture, skrót: EC, oznaczany też ε) polega na przechwy­ceniu jednego z elektronów (z powłok elek­trono­wych) przez jądro. W efekcie jeden z protonów zamienia się w neutron, czemu towa­rzyszy emisja neutrina. Skutek tej przemiany jest podobny, jak w rozpadzie β+. Ten rodzaj rozpadu dotyczy z reguły jąder cięższych, niż te, które podle­gają rozpa­dowi β+, chociaż w wielu przypad­kach mogą wystę­pować oba procesy (na przykład jod-124).

Przykład rozpadu poprzez wychwyt elektronu (EC):
68
32
Ge68
31
Ga + neutrino


POWRÓT do początku podstrony

Samorzutne rozszczepienie

Rozszczepieniem (ang.: fission) nazywamy "pęknięcie" jądra na dwie, rzadziej trzy lub więcej, nierówne części. Najczęś­ciej towa­rzyszy mu emisja kilku neutronów. Dotyczy w zasadzie tylko jąder najcięż­szych (transu­ranowce, czyli sztucznie wytwo­rzone pierwias­tki cięższe od uranu), u których bywa główną drogą rozpadu (np.: Fm-256 - 92 %, Cf-254 - 99,7 %). Nieco rzadziej ma miejsce jednak także u nuklidów wystę­pujących natu­ral­nie (np.: U-238 - 5,45*10-5 %).

POWRÓT do początku podstrony

Rozpad klastrowy

Rozpad klastrowy, nazywany też "rozpadem egzotycznym" lub "promieniotwórczością ciężkojonową" (ang.: cluster emission, cluster decay) to bardzo rzadko spotykany rodzaj emisji "klastra", czyli jądra cięższego od cząstki α. Mogą to być jądra 12C, 14C, 20O, a nawet jądra neonu, magnezu i krzemu. Emisja clustera zachodzi w przypadkach jąder niektórych izotopów pierwiastków ciężkich typu rad, frans, aktyn, protaktyn, tor, uran i transuranowce. Te pierwiastki rozpa­dają się zazwyczaj poprzez emisję cząstek alfa, emisja klastera jest rzadką alternatywą (od 10-5 do 10-16).

Przykład emisji klastera:
222
88
Ra208
82
Pb + 14
6
C (energia: 30,97 MeV, częstość: ok. 3,7*10-8%)


POWRÓT do początku podstrony

Opóźniona emisja cząstek

Opóźniona emisja neutronu, protonu lub innych cząstek - dotyczy jąder o bardzo dużej dys­pro­por­cji ilości neutronów i protonów. Zachodzi prawie natych­miast po innym rodzaju rozpadu (np. beta lub rozszczepienie).

POWRÓT do początku podstrony

Emisja gamma

Jest to wyemitowanie przez jądro nadmiaru energii w postaci kwantu promieniowana elektromagnetycz­nego gamma (oznaczanego γ). Może towarzyszyć innemu rodzajowi rozpadu (np. β-, jak w przypadku kobaltu-60) i zachodzić prawie natych­miast po tym rozpadzie, może też istnieć jako samo­dzielny rozpad w przypadku tak zwanych jąder metas­tabil­nych, na przykład Tc-99m. Wówczas emisja ta nosi nazwę "przejście izome­ryczne" (ang.: isomeric tran­sition, skrót: IT). Energia takiego rozpadu zawiera się zwykle w przedziale od kilku­dziesię­ciu keV do kilku MeV.

Emisja gamma
Emisja kwantu gamma z jądra

Przykład emisji γ towarzyszącej rozpadowi β-:
60
27
Co60
28
Ni + e- + antyneutrino + γ (1,17, 1,33 MeV)


Przykład emisji γ wskutek przejścia izomerycznego:
99m
43
Tc99
43
Tc + γ (142 keV)


POWRÓT do początku podstrony

Emisja elektronu konwersji

Emisja ta polega również na wyemitowaniu nadmiaru energii z jądra. Różnicą jest, że energia ta zostaje przeka­zana jednemu z elektronów krążących wokół jądra. Elektron ten zostaje wyrzucony z atomu. Jego energia kinetyczna jest, w odróżnieniu od energii elektronu powsta­jącego w procesie rozpadu beta, zawsze taka sama w przypadku tego samego nuklidu. W wyniku emisji elek­tronu kon­wersji powstaje atom z nietrwałą konfi­guracją elek­tronów (brakujący elektron na jednej z powłok wewnętrz­nych), co musi zostać wyrów­nane w kas­kadzie dalszych procesów. Emisja elek­tronu kon­wersji jest alter­naty­wą dla emisji kwantu gamma i w różnych atomach te dwa procesy wystę­pują w różnych charak­terys­tycznych propor­cjach. Przykładem atomu, w którym prefe­rowana jest emisja elek­tronu konwersji, jest Sn-117m. Przykładem atomu, który preferuje emisję gamma, jest Tc-99m.

Oczywistym warunkiem umożliwiającym zajście tego procesu jest to, że energia wiązania elektronu (czyli energia potrzebna do jego oderwania od macie­rzys­tego atomu) musi być niższa od energii emi­towa­nego przez jądro kwantu γ. Energia kine­tycz­na elek­tronu konwersji jest różnicą między energią wiązania tego elek­tronu a energią emito­wanego przez jądro kwantu gamma.

Emisja elektronu konwersji, ze względu na podobieństwo do zjawiska fotoelektrycznego, bywa nazywana "efektem foto­elek­trycz­nym wew­nętrz­nym". Zasadnicza różnica pomiędzy tymi dwoma procesami polega na tym, że w przypadku elektronu konwersji energia zostaje przeka­zana elek­trono­wi z tego samego atomu. Inną nazwą tego procesu jest "konwersja wewnętrzna" (ang.: internal conversion, skrót: IC).

Emisja elektronu konwersji
Emisja elektronu konwersji

POWRÓT do początku podstrony

Emisja promieniowania X

Jest to emisja kwantu promieniowania elektromagnetycznego spowodowana przechodzeniem elektronu z wyższego na niższy stan ener­getycz­ny (z wyższej na niższą "orbitę"). Fizycznie, oprócz pocho­dzenia, kwant X (rent­genow­ski) nie różni się od kwantu gamma, chociaż jego energia jest zazwyczaj niższa (od kilku eV do ponad stu keV). Dla danego atomu widmo promie­niowa­nia jest charakterystyczne.

Proces ten jest nieco różny od wytwarzania promieniowania X w aparatach rentgenowskich. W lampie rent­genow­skiej rozpę­dzone do wysokich energii (prędkości) elektrony zostają wyha­mowane podczas przela­tywania w pobliżu jąder metalu ciężkiego (zazwyczaj wolfram); towa­rzyszy temu emisja promie­niowa­nia hamo­wania ("bremsstrahlung"), którego fotony mają bardzo różną energię (widmo ciągłe). Czasami elektron taki wybija elek­trony z powłok elek­trono­wych tego atomu - wówczas następuje dodatkowo typowa opisana powyżej emisja charak­terys­tycznego promie­niowania X.

Emisja X
Emisja kwantu promieniowania rentgenowskiego

Przykład emisji promieni X towarzyszącej rozpadowi EC:
201
81
Tl201
80
Hg* + neutrino

i dalej:
201
80
Hg*201
80
Hg + X (~70-80 keV)

(gwiazdka oznacza, że powstały atom jest w stanie wzbudzonym, czyli bardzo nietrwałym, i musi natychmiast wyemitować nadmiar energii).

POWRÓT do początku podstrony

Emisja elektronów Augera

Jest to proces spowodowany przez te same przyczyny, jak emisja promieniowania X. Różnicą jest, że energia, zamiast zostać wypro­mienio­wana w postaci promie­niowania elek­tromag­netycz­nego, zostaje przez elektron zmienia­jący swój stan ener­getycz­ny przeka­zana innemu elek­tronowi. Wskutek tego powstaje atom, któremu na jednej z powłok brakuje dwóch elek­tronów. Niektóre atomy, jak na przykład I-125, mogą emitować podczas rozpadu nawet około 20 elek­tronów Augera.

Emisja elektronu Augera
Emisja elektronu Augera

POWRÓT do początku podstrony

Współczynnik podziału

Wiele nuklidów może podlegać rozpadowi na kilka sposobów. Miarą udziału określonej drogi rozpadu w danym nuklidzie (czyli "częstości rozpadu") jest t.zw. "współ­czyn­nik podziału" lub "współ­czyn­nik rozga­łęzienia" (ang.: branching ratio). Na przykład miedź-64 może rozpadać się na trzy sposoby: poprzez wychwyt elektronu, rozpad β- oraz rozpad β+. Współ­czyn­niki podziałów dla tych sposobów rozpadu Cu-64 wynoszą: 43 % dla EC, 39 % dla β- oraz 18 % dla β+.

POWRÓT do początku podstrony

Oddziaływanie promieniowania z materią

Oddziaływanie promieniowania z materią jest odpowiedzialne za ewentualne skutki szkodliwe i/lub lecznicze promie­niowania, a także umoż­liwia jego wykrycie. Oddzia­ływanie to jest zależne od masy, energii kine­tycz­nej i ładunku elek­trycz­nego cząstek, a w przypadku promie­niowania elek­tromag­netycz­nego od energii kwantów.

POWRÓT do początku podstrony

Oddziaływanie cząstek ciężkich naładowanych

Oddziaływanie cząstek ciężkich naładowanych (np. protony, cząstki alfa, fragmenty po rozszczepieniu) jest zależne od energii kine­tycz­nej: w przyb­liże­niu - czym niższa energia, tym większe jej przeka­zywanie materii ota­czają­cej (liniowe przeka­zywanie energii - linear energy transfer lub LET). Wynika z tego, że cząstki o wysokiej energii wytracają począt­kowo małe jej ilości (słabe działanie szkodliwe i/lub lecznicze), a po osiągnię­ciu odpo­wied­nio niskiej energii (po wyhamowaniu do odpowied­niej pręd­kości) przeka­zywanie jest większe (a więc znaczne działanie szkodliwe i/lub lecznicze - tak zwany "pik Bragga"). Mechanizm przeka­zywania energii polega na jonizacji ośrodka, w którym ten proces zachodzi ("odrywanie" elektronów z otaczających atomów); jeżeli energia powsta­jących w ten sposób elek­tronów jest wystar­czająca, mogą również one powo­dować jonizację. Ze względu na masę, tor takich cząstek jest w przybli­żeniu linią prostą. Zasięg ciężkich dodatnio nała­dowa­nych cząstek w powietrzu dla typowych energii (a więc np. cząstki alfa o energii rzędu kilku MeV) wynosi kilka centymetrów, w wodzie (a więc także w żywych komórkach) kilka mikro­metrów - jest więc porów­nywalny z rozmiarem pojedyn­czej komórki. Wynika stąd, że prak­tycznie cała energia takiej cząstki może być przeka­zana jednej komórce.

POWRÓT do początku podstrony

Oddziaływanie elektronów

Oddziaływanie elektronów (cząstek beta) jest także zależne od ich energii, ale efekt Bragga jest słabiej wyra­żony, niż w przypadku cząstek o dużej masie. Pierwszy mecha­nizm wytra­cania energii jest również związany z jonizacją, czyli "odry­waniem" elek­tronów od atomów ośrodka, w którym zachodzi wyha­mowy­wanie. Jeżeli elek­trony powsta­jące w wyniku takiej joni­zacji mają także energię wystar­czającą do jonizo­wania, nosza one nazwę "elek­tronów δ - delta" (jeżeli te z kolei są zdolne do wytwa­rzania w wyniku joni­zacji elek­tronów o odpo­wied­nio wysokiej energii, to nazywają się one "elek­tronami ε - epsilon"). Drugim mecha­nizmem jest wypro­mienio­wywanie nadmiaru energii - odbywa się ono podczas przelotu w sąsiedztwie (cięższych) jąder atomów, kwanty uwol­nionego w ten sposób promie­niowania X noszą nazwę "bremsstrahlung".

Droga elektronu jest, ze względu na małą masę, podobna do szybkiej piłeczki ping-pongowej odbijającej się od licznych przeszkód. Zasięg cząstek beta o typowej energii w powietrzu wynosi kilka­dziesiąt cm do około metra, w wodzie - kilka mili­metrów do ponad centy­metra. Oznacza to, że taka cząstka powo­duje uszko­dzenie wielu komórek, ale gęstość joni­zacji jest znacznie mniejsza, niż w przypadku np. cząstek alfa.

POWRÓT do początku podstrony

Oddziaływanie antycząstek

Oddziaływanie antycząstek (np. pozytonów) polega na anihilacji po spotkaniu z odpowiednią cząstką: para cząstka-antycząstka po prostu "znika" pozos­tawiając po sobie energię. W przypadku pary negaton-pozyton są to naj­częś­ciej dwa fotony o energiach ok. 511 keV (energia spo­czyn­kowa elek­tronu, wyni­kająca z prostego przeli­czenia masy na energię według znanego wzoru Einsteina), których kierunek względem siebie jest prawie ten sam, a zwrot przeciwny.

POWRÓT do początku podstrony

Oddziaływanie fotonów

Oddziaływanie fotonów z materią odbywać się może w pięciu mechanizmach: rozpraszanie Rayleigh'a, efekt Comptona, efekt foto­elek­tryczny, tworzenie par negaton-pozyton oraz wywo­ływanie reakcji nukle­arnych. Pierwsza z wymienionych reakcji ma znaczenie w przypadku fotonów o małej energii (poniżej 50 keV, a więc mniejszej, niż spotykane w medycy­nie nukle­arnej) i polega na (chwilowym) przeka­zaniu całej energii atomowi, a następnie wypro­mienio­waniu jej w całości w innym kierunku. Dwa ostatnie mecha­nizmy zachodzą dla energii wyższych, niż spoty­kane w medy­cynie nukle­arnej. Ważne z punktu widzenie medy­cyny nukle­arnej są efekt Comptona i efekt foto­elek­tryczny. Pierwszy z nich polega na prze­kaza­niu jednemu z elek­tronów jednego z atomów ośrodka, w którym zachodzi pochła­nianie promie­niowania, części energii. W re­zul­tacie elek­tron zostaje z atomu wybity (z pewną energią kine­tyczną) oraz powstaje foton, ale o mniejszej energii i o innym kierunku. Istnieje ścisła zależ­ność między energią fotonu pada­jącego na atom, fotonu potom­nego (a więc również ilości energii przeka­zanej elek­tronowi) oraz kątem zawartym między kierunkami tych dwóch fotonów. W zjawisku foto­elek­trycznym całość energii fotonu zostaje przeka­zana elek­tronowi. Podobnie, jak w przypadku cząstek nała­dowa­nych, istnieje zależność linowego przeka­zywania energii od wartości tej energii (zasięg promie­niowania o wyższej energii jest w materii większy, niż promie­niowania o małej energii).

POWRÓT do początku podstrony

Oddziaływanie neutronów

Oddziaływanie neutronów podlega nieco bardziej skomplikowanym regułom. Jako cząstki pozbawione ładunku elektrycz­nego nie powodują bez­poś­redniej joni­zacji materii. Wytra­canie energii nastę­puje począt­kowo wskutek zderzania z jądrami atomów ośrodka. Zderzenia te mogą być elas­tyczne lub niee­las­tycz­ne. Podczas zderzeń elas­tycz­nych energia kine­tyczna neutronu zostaje rozdzie­lona między neutron a jądro, z którym on się zderzył (przeka­zanie części energii jądru); w wyniku tego neutron traci część energii, a "trafione" jądro zostaje odrzu­cone (cząs­teczka, w skład której wchodzi, zostaje znisz­czona, a samo jądro staje się dodatnim jonem o wysokiej energii, zdolnym do joni­zacji). Podczas zderzenia niee­lastycz­nego część energii kine­tycznej zostaje zamie­niona na kwant gamma. Swobodny neutron, po wyt­raceniu części energii kine­tycznej, najczęś­ciej łączy się z jakimś jądrem wyzwa­lając jakąś reakcję jądrową. W warunkach biolo­gicznych wytra­canie energii odbywa się najczęś­ciej podczas zderzeń z protonami (jądrami wodoru), a na końcu neutron łączy się z jądrem azotu-14 (powstaje wyso­koe­nerge­tyczny proton oraz promie­niotwórczy węgiel-14), rzadziej z kolejnym protonem (powstaje deuter oraz wyso­koe­nerge­tyczny kwant gamma). Nieco mniejsze znaczenie iloś­ciowe, ale duże znaczenie w do­zy­metrii, ma wychwyt neutronu przez jądro natu­ralnego sodu (Na-23). Powstający Na-24 jest promie­niotwórczy (β-, γ, T(1/2): 14,96 h), jego zawartość może zostać zmierzona na przykład we krwi. Neutron swobodny może też zamienić się w proton i elektron, ponieważ jest promie­niotwór­czy. Podobnie, jak w przy­padkach cząstek przed­stawio­nych powyżej, neutron przeka­zuje energię zależnie od swej energii kine­tycznej (przy wysokich energiach jej przeka­zywanie jest mniejsze).

Do najczęściej wykorzystywanych w praktyce reakcji z udziałem neutronów należy tak zwana "aktywacja" atomów. Jądra wielu atomów mają zdolność pochła­niania neutronu, czemu zazwyczaj towa­rzyszy emisja kwantu γ - są to tak zwane "reakcje (n,γ)". W ten sposób produ­kowane są liczne radio­nuklidy (jak np. Co-60) dla zas­tosowań prze­mys­łowych czy medycz­nych. Dość szcze­gólne miejsce zajmuje reakcja rozsz­czepienia jądra ato­mowego pod wpływem neutronu. Polega ona na "pęknięciu" jądra na dwie, rzadziej trzy lub więcej, nierówne części i wyz­woleniu ogromnej energii (około 200 MeV). Reakcji tej ule­gają niek­tóre jądra ciężkie (najważ­niejsze przykłady: U-235 i Pu-239). Ponieważ proce­sowi temu towa­rzyszy emisja kilku neu­tronów, może on się "sam napędzać", jeśli przek­roczona została t.zw. "masa krytyczna". Proces wyko­rzysty­wany jest w re­ak­torze jądrowym oraz w bom­bie ato­mowej. Dosyć ciekawą reakcją jest "pękanie" niek­tórych lżejszych jąder pod wpływem neut­ronów, czemu nie towarzyszy emisja neut­ronów. Przyk­ładem jest jądro boru-10. Powstałe w tym procesie frag­menty (jądro helu-4, czyli cząstka α, oraz jądro litu-7) posia­dają ogromną energię, dzięki czemu poten­cjalnie mogą być wyko­rzysty­wane do terapii (BNCT - boron neutron capture therapy).

Miarą prawdopodobieństwa zajścia reakcji jądrowej pod wpływem cząstek (m.in. neutronów) jest t.zw. "przekrój czynny". Wielkość ta jest różna dla różnych wartości energii neutronu.

POWRÓT do początku podstrony

Działanie na organizm

Działanie biologiczne promieniowania jonizującego posiada trzy fazy. Najpierw dochodzi do re­akcji fizycz­nych (powyżej opisanych) - to trwa bardzo krótko. Potem nas­tępuje faza chemiczna - przek­ształ­cenie lub rozpad związków chemicz­nych znajdu­jących się w pobliżu miejsc, gdzie energia była przeka­zywana. Ta faza trwa zaz­wyczaj od mikrosekund do sekund. Ostatnia faza - faza działań biolo­gicznych - może trwać nawet przez wiele lat. Więcej o dawkach spoty­kanych w źródłach natu­ralnych oraz w medycynie, jak również o ich działaniu na organizm ludzki można przeczytać tutaj.

POWRÓT do początku podstrony

Dawki promieniowania

Dawki promieniowania jonizującego mierzymy w zależności od tego, jaka energia (fizycznie) zostanie przeka­zana ośrod­kowi (na przyk­ład orga­niz­mowi) lub od tego, jaki efekt biolo­giczny ta energia spowo­duje (tylko orga­nizmy żywe). Dawką fizyczną (ekspo­zycyjną) jest grej (1 Gy), który odpo­wiada przeka­zaniu energii joniza­cyjnej równej jednemu dżulowi ośrod­kowi o masie jednego kilog­rama [1Gy=1J/1kg]. Według starych jednos­tek 1 Gy był równy 100 radom (rad - Radiation Absorbed Dose). Jednostką dawki biolo­gicznej (pochło­niętej, zaab­sorbo­wanej) jest sievert (1 Sv), starą jednostką jest rem (Rentgen Equi­valent Man, 1Sv=100rem). Aby przeliczyć greje na sieverty należy przem­nożyć dawkę ekspo­zycyjną (greje) przez tak zwany "współ­czyn­nik jakości promie­niowania" Q, który jest zależny od rodzaju promie­niowania i jego energii. Przykła­dowo dla elek­tronów i kwantów gamma wynosi on około 1, dla cząstek alfa około 20, dla neutronów (w za­leż­ności od energii) od kilku do o­ko­ło 20. Tak duża rozpię­tość tego współ­czyn­nika wynika w głównej mierze z różnej gęstości joni­zacji: cząstki o dużej gęstości joni­zacji mają wysoki współ­czynnik Q, a więc wyższą szkod­liwość biolo­giczną. Więcej o dawkach spoty­kanych w źródłach natu­ralnych oraz w medycynie, a także o ich działaniu na organizm ludzki można prze­czytać tutaj.

POWRÓT do początku podstrony

Aktywność substancji promieniotwórczej

W fizyce oraz w medycynie nuklearnej nie jest ważne, jaką masę dana substancja czy też dany lek posiada, tylko jaką energię ze sobą niesie. Miarą ilości substancji promie­niotwór­czej jest zatem ilość rozpadów radio­aktyw­nych danej próbki na sekundę. Jeden rozpad na sekundę to aktywność równa 1 Bq (bekerel - od nazwiska Antoine Henri Becquerel'a - laure­ata nagrody Nobla wspólnie z M. Skłodowską i jej mężem w 1903 roku). Starszą jednostką jest Kiur (Ci, od nazwiska M. Skłodow­skiej-Curie), którego defi­nicja mówi, że jest to aktyw­ność (ilość rozpadów radio­aktyw­nych na se­kundę) równa aktyw­ności 1 grama czystego radu-226 (przy czym 1 Ci = 3,7*1010Bq). Jako cieka­wostkę można nadmienić, że próbka jodu-131 o aktywności 1 GBq (czyli 1 mi­liarda rozpadów na sekundę - w Polsce tak wysokich aktyw­ności nie można stosować w lecz­nictwie otwartym) waży około 200 ng (0,2 μg).

Na jednej z naszych podstron można przeliczać jednostki aktywności (tradycyjne na nowe i na odwrót), a także aktywność substancji promieniotwórczej na jej masę (i na odwrót).

Tabela: przeliczenie starych jednostek aktywności substancji promieniotwórczej [mCi] na jednostki pochodne układu SI [MBq] w zakresie najczęściej stosowanym w medycynie nuklearnej
mCiMBq
137
274
3111
4148
5185
6222
7259
8296
9333
10370
mCiMBq
11407
12444
13481
14518
15555
16592
17629
18666
19703
20740
mCiMBq
21777
22814
23851
24888
25925
26962
27999
281036
291073
301110
mCiMBq
311147
321184
331221
341258
351295
361332
371369
381406
391443
401480
mCiMBq
411517
421554
431591
441628
451665
461702
471739
481776
491813
501850
mCiMBq
511887
521924
531961
541998
552035
562072
572109
582146
592183
602220
mCiMBq
612257
622294
632331
642368
652405
662442
672479
682516
692553
702590


POWRÓT do początku podstrony

Natężenie promieniowania

Moc dawki (natężenie promieniowania) gamma jest wprost proporcjonalna do aktywności źródła promie­niotwór­czego oraz do stałej charak­terys­tycznej dla danego nuklidu. Jest ona także odwrotnie propor­cjonalna do kwadratu odległości od źródła (efekt pochła­niania promie­niowania w ośrodku pomi­nięto). Oznacza to, że dwukrotne zwiększenie odleg­łości od źródła promie­niotwórczego zmniejsza natę­żenie promie­niowania γ czterok­rotnie. Dla promie­niowań innego rodzaju zależ­ności te w próżni są zacho­wane, w ośrodkach innych jednak mają one bardziej złożony charakter.



POWRÓT do początku podstrony

Kinetyka rozpadu promieniotwórczego

Rozpad promieniotwórczy zachodzi zgodnie z równaniem:
N(t)=N(0)e-λt (jest to równanie rozpadu),
gdzie:
- t - czas,
- N(t) - ilość atomów nuklidu po upływie czasu t,
- N(0) - ilość początkowa atomów nuklidu,
- λ - stała rozpadu, charakteryzująca szybkość rozpadu danego nuklidu; 1/λ=T(ż) ("czas życia"), czyli czas, po którym dana próbka nuklidu mogłaby się rozpaść, gdyby proces rozpadu miał do końca stałą prędkość.
Aktywność (A) danej substancji promieniotwórczej jest proporcjonalna do ilości jej atomów: A=λN, więc równanie powyższe może mieć postać:
A(t)=A(0)e-λt.

Ponieważ istnieje prosta zależność pomiędzy t.zw. czasem połowicznego zaniku (T(1/2) - patrz dalej) a λ: T(1/2)λ=ln2, więc równanie rozpadu może przyjąć następującą postać:
N(t)=N(0)2-t/T(1/2).

Wielkość T(1/2) jest charakterystycznym dla każdego nuklidu tak zwanym czasem połowicz­nego zaniku, czyli czasem, w którym aktywność danej próbki promie­niotwór­czej zmniejsza się o połowę. Proces ma charakter ekspo­nencjalny, to znaczy, że po upływie 2 czasów poło­wicznego zaniku pozos­taje jedna czwarta ilości począt­kowej, po 5 - jedna trzy­dziesta druga, po 10 - poniżej jednej tysiącz­nej, po 20 - mniej niż jedna milio­nowa. Przykła­dowe czasy połowicz­nego zaniku (fizyczne) dla nuklidów najczęś­ciej stoso­wanych w medy­cynie nukle­arnej wynoszą: dla 131I - 8,02 dnia oraz dla 99mTc - 6,01 godzin. Ponieważ w organizmie, po podaniu radio­izo­topu, zachodzi nie tylko jego elimi­nacja fizyczna, ale także biolo­giczna, tzw. "efek­tywny czas poło­wicz­nego zaniku" jest krótszy, niż fizyczny: odwrot­ność czasu efek­tywnego jest równa sumie odwrot­ności czasów fizycz­nego i bio­logicz­nego:
1/T(1/2)ef = 1/T(1/2)fiz + 1/T(1/2)biol .

Wykres rozpadu - czas połowicznego zaniku i czas życia
Kinetyka rozpadu promieniotwórczego. Kolorem czerwonym zaznaczono ilość nuklidu, który podlega rozpadowi z czasem połowicznego zaniku (T(1/2)) równym 1. Linią niebieską zaznaczono ilość tego nuklidu, gdyby jego rozpad następował cały czas z prędkością początkową. W takiej sytuacji całość nuklidu rozpadłaby się po upływie t.zw. "czasu życia" równego około 1,44T(1/2)

Na podstronie poświęconej różnym obliczeniom znajduje się również opcja obli­czania ilości nuklidu o podanym czasie poło­wicz­nego zaniku pozos­tają­cego po upływie okreś­lonego czasu. Do obliczeń zostanie dyna­micznie wyge­nerowany wykres.

Jeżeli nuklid potomny powstający w wyniku rozpadu nuklidu macierzystego jest także promieniot­wórczy, to jego ilość w funkcji czasu można wyliczyć na pod­stawie tak zwanych równań Batemana. Przyk­ładowe rozwi­nięcie równania dla ilości atomów drugiego nuklidu radio­aktywnego pow­stającego w wyniku rozpadu nuklidu pierwszego (przy ilości począt­kowej nuklidu 2 równej zero) wygląda następująco:

Równanie Batemana dla ilości atomów drugiego nuklidu w łańcuchu promieniotwórczym,
gdzie:
- N1(0) - ilość początkowa atomów nuklidu 1,
- N2(t) - ilość atomów nuklidu 2 po czasie t,
- λ1 - współczynnik rozpadu nuklidu 1,
- λ2 - współczynnik rozpadu nuklidu 2,
- f(1→2) - współczynnik podziału (ang.: "branching ratio"), określający część nuklidu 1, która rozpada się do nuklidu 2; pozostała część rozpada się według innego schematu dając inny produkt.
Analogiczny wzór dla aktywności nuklidu 2 wygląda następująco: Równanie Batemana dla aktywności drugiego nuklidu w łańcuchu promieniotwórczym,
gdzie:
- A1(0) - aktywność początkowa nuklidu 1,
- A2(t) - aktywność nuklidu 2 po czasie t.
W przypadku, gdy ilość/aktywność początkowa nuklidu 2 (N2(0) lub A2(0)) jest większa od zera, do równania należy dodać składnik wynikający z rozpadu tej ilości nuklidu 2 po czasie t, odpowiednio:
N2(0)e2t, lub
A2(0)e2t.
Równania powyższe stają się niemożliwe do obliczenia, jeżeli stałe rozpadu nuklidów (a więc ich czasy połowicz­nego zaniku) są sobie równe - byłby to jednak tylko teore­tyczny przypadek. W takiej sytuacji należa­łoby policzyć granicę tych funkcji dla λ1→λ2. Wzór dla ilości atomów (i aktywności) w takim przypadku wygląda następująco:
Równanie Batemana szczególne,
gdzie λ = λ1 = λ2.

Kinetyka rozpadu seryjnego: dwa nuklidy promieniotwórcze
Kinetyka t.zw. rozpadu seryjnego - początkowo w próbce obecny jest tylko nuklid zaznaczony linią niebieską (ilość: 1, T(1/2)=1,0), który rozpada się tworząc albo nuklid zaznaczony kolorem czerwonym (T(1/2)=0,5) albo oznaczony kolorem zielonym (T(1/2)=2,0)

Ciekawa sytuacja następuje, gdy czas połowicznego zaniku nuklidu potomnego jest wyraźnie krótszy od czasu nuklidu macie­rzystego (czyli λ21) przy współ­czynniku podziału równym 1. Wówczas, po pewnym czasie, ustala się stan równo­wagi: stosunek ilości atomów nuklidów A i B jest zbliżony do stosunku ich stałych rozpadów:

NA/NB ≈ λ21,
zaś aktywności obu nuklidów są do siebie zbliżone:
AA ≈ AB.

Równowaga przejściowa
Przejściowy stan równowagi pomiędzy nuklidem macierzystym (czas połowicznego zaniku równy jest 1, ilość i aktywność początkowa wynosi 1, kolor czerwony) oraz potomnym (czas połowicznego zaniku 0,1): na zielono zaznaczono ilość (w stanie równowagi jest ok. dziesięciokrotnie niższa od ilości nuklidu macierzystego), na niebiesko zaś aktywność (w stanie równowagi porównywalna z aktywnością nuklidu macierzystego). W literaturze fachowej stan takowej równowagi nazywany bywa "transient equilibrium"; jeżeli dysproporcje w czasach połowicznych zaników są jeszcze wyższe (czas nuklidu drugiego jest zaniedbywalnie mały w stosunku do czasu pierwszego), stan ten bywa nazywany "secular equilibrium".

Rozwinięcie równania Batemana dla ilości atomów trzeciego nuklidu w szeregu (przy początkowej ilości atomów nuklidu 2 i 3 równych 0, dla współ­czyn­ników podziałów nuklidów 1 i 2 rów­nych 1) wygląda jeszcze bardziej skom­plikowanie:

Równanie Batemana dla ilości atomów 3. nuklidu w szeregu

Rozpad seryjny - 3 nuklidy radioaktywne
Kinetyka rozpadu seryjnego dla trzech nuklidów szeregu w teoretycznym przypadku, gdy czasy połowicznych zaników wszystkich trzech nuklidów są równe jeden, współczynniki podziałów wynoszą jeden, ilość początkowa nuklidu pierwszego wynosi także jeden, a nuklidów kolejnych zero. Nuklid pierwszy zaznaczono kolorem czerwonym, nuklid drugi zielonym, nuklid trzeci - niebieskim.

Na podstronie poświęconej różnym wyliczeniom znajduje się również opcja obli­czania ilości i ak­tyw­ności pierw­szego nuklidu potom­nego o podanym czasie poło­wicznego zaniku powsta­jącego po roz­padzie nuklidu macie­rzystego - również o podanym czasie poło­wicznego zaniku - po upływie okreś­lonego czasu. Do ob­liczeń zostanie dyna­micznie wyge­nero­wany wykres. Podobnie można obliczyć ilość kolej­nego nuklidu po­tomnego.


POWRÓT do początku podstrony

Dozymetria

Dozymetrią nazywamy dział fizyki jądrowej zajmujący się przede wszystkim pomiarem i obliczaniem dawek promie­niowania joni­zującego - głównie w od­niesieniu do or­ganizmów żywych. Z prak­tycznego punktu widzenia możemy podzielić ją na do­zymetrię promie­niowania o da­lekim zasięgu (promie­niowanie γ, X, neutrony) oraz o krótkim zasięgu (cząstki α, β it.p.). W me­dycynie najczęs­tsze zasto­sowanie lecznicze znajdują źródła promie­niowania o dalekim zasięgu (głównie γ i X) umiesz­czone poza ciałem pacjenta (radio­terapia, tele­radiote­rapia) lub jako źródło zamknięte umiesz­czone wewnątrz ciała (w pob­liżu np. guza - brachy­terapia), a także otwarte źródła promie­niotwórcze - substancje znakowane radio­nuklidami emitu­jącymi promie­niowanie o krótkim zasięgu (α i β). Te ostatnie są przed­miotem zain­tere­sowania medycyny nukle­arnej, zostają podane pacjen­towi (doustnie lub wstrzyknięte) i same dzięki swoim właściwoś­ciom chemicznym i far­makolo­gicznym muszą dotrzeć do tkanek docelowych - tak, jak "tradycyjne" leki. Podobnie poda­wane są γ-emitery w celach diagnos­tycznych, ale dawka promie­niowania pochło­niętego jest w przy­padku ich zasto­sowania niewielka.

Nietrudno zauważyć, że dawka promieniowania o krótkim zasięgu jest zależna nie tylko od właś­ciwości fizycz­nych radio­nuklidu, ale także od właś­ciwości chemicz­nych/farma­kolo­gicznych radio­farma­ceutyku ("nośnika", na któ­rym znajduje się radio­nuklid). Znale­zienie takowej (możliwej do połączenia z od­powiednim radio­izotopem) substancji, która groma­dziłaby się selek­tywnie na przyk­ład w tkance nowot­worowej, a nie w tkan­kach zdrowych, umożli­wiłoby dostar­czenie wysokich dawek promie­niowania komórkom guza przy jednoczesnym oszczę­dzeniu narządów zdrowych. W przypadku wielu schorzeń cel ten już udało się osiągnąć.

Na podstronie poświęconej różnym wyliczeniom znajduje się również opcja obli­czania dawki promie­niowania o krót­kim zasięgu w tkankach.


POWRÓT do początku podstrony

Rejestracja promieniowania i jego przetwarzanie

Rejestracja fotonów promieniowania γ (gamma) oraz X (rentgenowskich) - czyli promie­niowania o dłu­gim zasięgu - jest oczy­wiście niemoż­liwa za pomocą zwykłych technik optycz­nych; fotony te są przecież niewi­doczne dla ludzkiego oka. Niegdyś używane (zwłaszcza w aparatach rentge­nowskich) naświet­lanie zwykłych błon fotog­raficz­nych wymagało w prak­tyce stoso­wania tak wysokich dawek promie­niowania joni­zują­cego, że jego dalsze stosowanie w dobie dzisiejszej techniki byłoby nieak­ceptowalne. Bardziej wydajnym sposobem jest wielos­topniowe przetwa­rzanie kwantu promie­niowania elek­tromag­netycz­nego na impuls elek­tryczny o od­powied­niej wielkości.

POWRÓT do początku podstrony

Rejestracja kwantu promieniowania

Foton promieniowania elektromagnetycznego musi najpierw zostać pochłonięty przez substancję zawartą w de­tek­torze. Im wyższa gęstość oraz liczba atomowa tej substancji, tym wyższe prawdo­podo­bieństwo wystą­pienia takiego oddzia­ływania. Pochło­nięciu towa­rzyszy jonizacja, czyli wytwo­rzenie pary jonów. Wprawdzie para ta stanowi już prąd elek­tryczny, jednak jego natężenie jest o kilka rzędów wielkości zbyt małe, aby mogło zostać zare­jestro­wane. Dlatego w prak­tyce stosuje się najczęściej tak zwane "krysz­tały scynty­lacyjne" - czyli takie sub­stancje, które po poch­łonięciu kwantu promie­niowania joni­zującego wytwa­rzają wiele kwantów promie­niowania świetlnego (czyli również elek­tromag­netycz­nego, ale o niższej energii). Te z kolei kwanty światła są kierowane na ka­todę lampy próż­niowej. Z katody każdy kwant "wybija" elektrony.

Ponieważ tak powstały prąd ma nadal natężenie zbyt niskie, aby można go było zarejestrować, musi zostać dalej wzmoc­niony. W tym celu powstały strumień elek­tronów jest przys­pieszany w polu elek­trycznym o na­pięciu rzędu stu-kilkuset woltów na ko­lejną elek­trodę, tak zwaną "dynodę". Każdy z przys­pieszonych elek­tronów, uderzając w dynodę, wybija kolejne kilka-kilka­naście elek­tronów, które są kiero­wane na ko­lejną dynodę. Po pow­tórzeniu procesu kilka-kilkanaś­cie razy, strumień elek­tronów trafia w końcu w anodę. Liczba wytwo­rzonych tak elek­tronów wynosi wiele milionów, i jest wystar­czająca, aby mogła być zare­jestro­wana i zmie­rzona. W ten sposób możliwe jest wykrycie nawet poje­dynczego fotonu γ lub X, który spowo­dował jonizację.

POWRÓT do początku podstrony

Gamma-kamera

Aby możliwe było utworzenie obrazu z zarejestrowanego promieniowania, fotony muszą być zapisywane w sposób uporząd­kowany. Innymi słowy, musimy dyspo­nować czymś analo­gicznym do so­czewki, która w tra­dycyjnej foto­grafii nadaje odpo­wiedni, "upo­rządko­wany", kierunek pada­jącym kwantom światła. Rolę takowej soczewki w przypadku promie­niowania o wy­sokiej energii pełni koli­mator. Sprawia on, że do de­tektora docie­rają tylko i wy­łącznie fotony pada­jące na niego pod kątem prostym. Zbudo­wany jest, w up­roszczeniu, z ułożonych równo­legle rurek ołowianych.

Schemat gamma-kamery...
Schemat budowy i działania gamma-kamery. Promieniowanie ze źródła promieniotwórczego biegnące równolegle do przegród kolimatora zostaje przezeń przepuszczone i dochodzi do kryształu scyntylacyjnego (najczęściej jest to jodek sodu domieszkowany talem - NaI/Tl), gdzie zostaje pochłonięte (z wytworzeniem światła) i potem wzmocnione. Promieniowanie o innym kierunku zostaje zatrzymane przez kolimator.

Gamma-kamera umożliwia więc "fotografowanie" pacjenta, rejestrując (zamiast zwykłego światła) promie­niowanie wysy­łane przez obecne w jego orga­nizmie atomy promie­niotwórcze. W za­leżności od kon­figuracji oprog­ramo­wania oraz zasto­sowanego radio­farma­ceutyku można za jej pomocą wyko­nywać obrazy scyntyg­raficzne statyczne i dyna­miczne (rejes­tracja w dłuż­szym okresie czasu) - zawsze jednak planarne (czyli dwuwy­miarowe, a nie przestrzenne).

POWRÓT do początku podstrony

SPECT i SPECT/CT

Słowo "tomografia" pochodzi od greckiego "tomé" (τομη), które oznacza "przekrój". W skrócie jest to technika umoż­liwia­jąca niein­wazyjne uzys­kiwanie obrazów przes­trzen­nych (a także dowol­nych przek­rojów) badanego obiektu lub pacjenta. Termin "SPECT" jest akro­nimem z ję­zyka angiel­skiego "Single Photon Emission Computed Tomog­raphy", co można przet­łumaczyć jako "(kompu­terowa) tomog­rafia emi­syjna poje­dynczego fotonu". Różnica pomiędzy SPECT, a "zwykłą" tomog­rafią rentge­nowską (CT - "Computed Tomog­raphy", w Polsce znaną też jako TK lub KT) polega na tym, że w CT wyko­rzystuje się promie­niowanie emito­wane przez lampę rentge­nowską umiesz­czoną poza ciałem pacjenta - jest to więc tomog­rafia transmi­syjna. W to­mografii emisyjnej wykorzys­tujemy promie­niowanie wysyłane przez pacjenta (źródło promie­niowania znajduje się wewnątrz ciała bada­nego). W SPECT rejes­truje się nieza­leżnie każdy poje­dynczy foton (w od­różnieniu od PET - patrz dalej).

Tworzenie obrazów przestrzennych (a po odpowiedniej obróbce - także obrazów dowolnego przekroju) jest dość złożoną operacją mate­matyczną, przepro­wadzaną przez komputery ze spec­jalnym oprog­ramowaniem. Nieza­leżnie od tego, czy mamy do czy­nienia z CT czy też ze SPECT, w up­rosz­czeniu można przed­stawić to jako rekon­strukcję trójwy­miarową ("3D") doko­nywaną na pod­stawie pewnej ilości obrazów dwuwy­miarowych (a więc zwykłych zdjęć rentge­nowskich w CT lub scyntyg­raficznych w SPECT). Potrzebne do rekon­strukcji w SPECT obrazy dwuwy­miarowe wyko­nywane są przez obra­cającą się wokół bada­nego gamma-kamerę (w CT: obra­cająca się wokół chorego lampa rentge­nowska i de­tektor po stro­nie do niej przeciw­nej). Nieco podobne ope­racje podczas tworzenia obrazów przes­trzennych wyko­nywane są przez nasz mózg po dos­tarczeniu mu dwóch różnych obrazów wyko­nywanych przez dwa różne "detek­tory" - czyli dwie gałki oczne...

Do dobrej rekonstrukcji obrazów SPECT potrzebne są "mapy atenuacji" badanego obiektu (pacjenta) - czyli mapy poka­zujące, w jakim obszarze ciała jak bardzo pochła­niane jest (czyli osła­biane) promie­niowanie jonizujące. Mapa taka może być sporzą­dzona przez aparat CT - w is­tocie obraz CT jest takową "mapą atenuacji". Stąd przewaga SPECT/CT, czyli aparatu hybry­dowego, nad SPECT, polega nie tylko na moż­liwości połą­czenia dwóch różnych rodzajów obrazów, ale także dokład­niejszej obróbki samego obrazu scyntygraficznego.

POWRÓT do początku podstrony

PET i PET/CT

Celem dokładnego zrozumienia działania aparatu PET konieczne jest wcześniejsze zaznajomienie się z mecha­nizmem rozpadu promie­niotwórczego β+ oraz oddzia­ływaniem pozyton-negaton.

Słowo PET jest akronimem z języka angielskiego "Positron Emission Tomography", co można przet­łumaczyć jako "pozytonowa tomog­rafia emisyjna". Detektory PET są "niepełnymi", bo pozba­wionymi typowych koli­matorów, gamma-kamerami. Istota ich działania polega na rów­noczesnym rejes­trowaniu obu powsta­jących podczas anihi­lacji fotonów γ (zare­jestro­waniu koin­cydencji). Wiadomo, że źródło tych fotonów (a więc atom emitu­jący promie­niowanie β+) znajduje się w pobliżu linii prostej przepro­wadzonej pomiędzy miejscami wykrycia tych fotonów. Po prze­analizo­waniu przez komputer wielu milionów koin­cydencji możliwe jest stworzenie przestrzen­nego obrazu rozmiesz­czenia nuklidu w ba­danym obiekcie (pacjencie). Podobnie, jak w przy­padku SPECT, obrazy PET mają lepszą jakość, jeżeli są połą­czone z ob­razami CT (PET/CT).

Obrazy PET (PET/CT) mają generalnie wyższą jakość, niż SPECT (SPECT/CT). Wadą PET-a jest wysoka cena - nie tyle samego skanera, co apa­ratury potrzeb­nej do jego funkcjo­nowania (żeby wspomnieć tylko o cyk­lotronie do wyt­warzania krótko­życiowych β+-radio­nuklidów oraz o całej radiochemii potrzebnej do syntezy radio­farma­ceutyków...).

POWRÓT do początku podstrony

O najczęściej stosowanych w medycynie nuklearnej radionuklidach

Technet-99m

Używany w diagnostyce nuklid Tc-99m (oznaczany też jako 99mTc) pozyskiwany jest w miejscu jego używania - także w naszym Zakładzie - z gene­ratora molib­denowo-techne­towego, zawie­rającego izotop molib­denu: 99Mo. Molibden-99 uzyskiwany jest w reak­torze atomowym: albo poprzez rozsz­czepienie jąder uranu (lub plutonu) i potem wydzie­lenie tego nuklidu z mie­szanki produktów tej reakcji, albo poprzez napro­mienienie tarcz molibdenu-98 wiązką neutronów. Molibden-99 charak­teryzuje się czasem poło­wicz­nego zaniku 65,98 go­dzin (czyli wystarczy dostar­czyć jeden-dwa takie generatory na ty­dzień), poprzez rozpad β- przek­ształca się w ok. 87,5 % w Tc-99m, reszta (ok. 12,5%) w Tc-99.

Technet-99m (od słowa "metastabilny") cechuje się czasem połowicznego zaniku wynoszącym 6,01 godzin. Poprzez przejście izome­ryczne z emi­sją kwan­tu γ (o energii 140 keV) przek­ształca się w Tc-99 (który też jest radio­aktywny, jednak z cza­sem poło­wicznego zaniku wyno­szącym 211 000 lat; on z ko­lei przek­ształca się w ruten-99 - nuklid stabilny).

Schemat rozpadu Mo-Tc-Ru
Schemat rozpadu promieniotwórczego molibden-99 - technet-99m - technet-99 - ruten-99

Odpowiedni czas połowicznego zaniku Tc-99m, brak emisji promieniowania korpuskularnego oraz odpowiednia energia kwantu γ, a także łatwość w jego pozys­kiwaniu na miejs­cu użycia, spowo­dowały, że nuklid ten zaskarbił sobie trwałe miejsce w diag­nostyce medycznej.

Technet z generatora molibdenowo-technetowego wypłukiwany jest w postaci nadtechnetanu sodu (nadtechnec­janu sodu - NaTcO4) zawie­rającego ten metal na +7. stopniu utle­niania. Roztwór nadtech­necjanu jest używany do dalszych obróbek chemicznych prowa­dzących do pro­dukcji wielu radio­farmaceutyków.

Więcej na temat ogólnych problemów pracy z generatorami tego typu można przeczytać tutaj. W po­niższej tabeli przedsta­wiono zawartość poszcze­gólnych nuklidów w ge­neratorze w fun­kcji czasu. Zarówno użyteczny dla nas Tc-99m, jak i pro­dukt jego rozpadu - Tc-99 (tak zwany "zimny technet") - znajdują się w roz­tworze w pos­taci nadtech­netanu (a więc są identyczne chemicznie). Maksimum aktywności Tc-99m przypada ok. 22,9 go­dzin po os­tatniej elucji (czyli przepłu­kaniu - usunięciu technetu) gene­ratora. W prak­tyce szcze­gólnie ważne jest, aby odpo­wiednio często doko­nywać elucji, albowiem obecny w du­żych ilościach Tc-99 chemicznie konku­ruje z Tc-99m, co może pogarszać jakość otrzy­manych radioz­naczników, a przez to również jakość uzys­kanych obrazów scyntyg­raficz­nych. Po up­ływie 10 dni od os­tatniego płukania przewaga zawartości Tc-99 nad Tc-99m jest, jak widzimy, ponad stukrotna, co unie­możliwia prawid­łowe przygo­towanie praktycznie jakie­gokolwiek radioz­nacznika - nawet jeżeli teore­tycznie aktywność pozos­tającego jeszcze Tc-99m byłaby wystar­czająca. Między innymi z tego względu elucji dokonuje się codziennie.

Tabela - ilości nuklidów w generatorze molibdenowo-technetowym o aktywności nominalnej 10 GBq w funkcji czasu
Nie można poprawnie wyświetlić tabeli.
Założenie:
- generator o aktywności 10 GBq (w momencie ostatniej elucji) zawiera początkowo 563,5 ng (5,692 nmol) czystego Mo-99 (w postaci molibdenianu).
Objaśnienia:
W kolumnie 1. - czas, jaki upłynął od tego momentu,
w kolumnach 2. i 3. - aktywność (A) i masa (M) Mo-99 w danym czasie,
w kolumnach 4. i 5. - aktywność (A) i masa (M) Tc-99m w danym czasie,
w kolumnie 6. - masa Tc-99, w ostatniej kolumnie - stosunek masy Tc-99 do masy Tc-99m.

Generator molibdenowo-technetowy - wykres ilości nuklidów w funkcji czasu
Generator molibdenowo-technetowy o aktywności początkowej 10 GBq, wykres ilości nuklidów (oś pionowa: GBq i ng) w funkcji czasu (oś pozioma: dni i godziny); kolor oliwkowo-brązowy: aktywność i masa Mo-99 (GBq i ng), kolor czerwony: aktywność Tc-99m (GBq), kolor różowy: masa Tc-99m (ng), kolor turkusowy: masa Tc-99 (ng);

Generator molibdenowo-technetowy
Generator molibdenowo-technetowy z zewnątrz



POWRÓT do początku podstrony

Jod-131

Jeden z promieniotwórczych izotopów jodu - 131I - jest produkowany do celów medycznych w reak­torze atomowym. Są dwa sposoby jego wytwa­rzania: albo poprzez rozszcze­pienie jąder uranu (względnie plutonu) i nas­tępnie izolację jodu spośród wielu produktów tego rozszcze­pienia, albo poprzez napro­mienienie neutronami tarcz telluru-130 (powstający 131Te poprzez rozpad β z półok­resem rozpadu ok. 25 mi­nut przekształca się w 131I). Z jodu-131 formowane są następnie kapsułki lub, w zależ­ności od pot­rzeb, roztwory do wstrzy­kiwań - w podobny sposób, jak w przypadku innych leków.

Jod-131 jest nuklidem o czasie połowicznego zaniku 8,02 dnia. Poprzez rozpad β- przekształca się w ksenon-131 (jeden z gazów szlachet­nych). Zasięg tej cząstki beta w tkan­kach człowieka wynosi około 0,5 mili­metra (średnio; maksymalnie do ok. 2 mm).

Jądro atomu jodu-131 wysyła również kwanty promieniowania γ. Powoduje to, że narządy położone daleko od tkanek doce­lowych (zazwyczaj tarczycy), jak również osoby przeby­wające w nie­wielkiej odleg­łości od pac­jenta, otrzymują niewielką dawkę promie­niowania. Dawka ta jest jednak bardzo mała (dziesiątki-setki tysięcy razy mniejsza) w porów­naniu z dawką osiąg­niętą w tkankach doce­lowych. Promie­niowanie γ pozwala również na obra­zowanie groma­dzących jod (lub inne radio­farma­ceutyki znakowane tym pier­wiastkiem) narządów.

Jod-131 wzbudził duże kontrowersje po awarii reaktora atomowego w Czarnobylu. Ze względu na to, że minęło dopiero nieco ponad 30 lat od tej tragedii, nie można jeszcze defi­nitywnie powiedzieć, czy uwol­niony wówczas jod promie­niotwórczy rzeczy­wiście zwiększył zacho­rowalność na no­wotwory tarczycy. Jod ten stosowany jest w medy­cynie od znacznie dłuższego czasu (od lat czterdziestych XX wieku). Pacjenci objęci są obserwacją. Jak dotąd nie wykazano, aby byli oni bardziej narażeni na no­wotwory, niż ogólna populacja (ludzie nie objęci leczeniem z zas­tosowaniem tej substancji).

Opakowanie do kapsułki z jodem-131
Osłony do przechowywania i transportu kapsułek z jodem radioaktywnym

POWRÓT do początku podstrony

Pozostałe

Obecnie znanych jest ponad 3000 różnych nuklidów, z czego ok. 250 jest trwałych (nie podlega rozpadowi promie­niotwór­czemu). Natu­ralnie na Zie­mi zaob­serwo­wano ok. 340 nuklidów, reszta została otrzy­mana sztucznie. W medy­cynie nukle­arnej zasto­sowanie znalazło kilka­dziesiąt spośród znanych nuklidów - głównie syntetycznych.


Tabela: dane dotyczące rozpadów niektórych spośród tych nuklidów, które mają znaczenie w medycynie (ma charakter jedynie poglądowy).
Celem uzyskania dokładnych danych można odwiedzić następujące strony:
http://www.nndc.bnl.gov/nudat2/index.jsp
http://www.kayelaby.npl.co.uk/atomic_and_nuclear_physics/4_6/4_6_1.html
http://nucleardata.nuclear.lu.se/

A
Z
Symbol
T(1/2)rozpad: rodzaj
(udział %)
energie rozpadów
[keV]
3
1
H (T)
12.32 yβ-β- 18.59 (100 %)
mean-β- 5.69
11
6
C
1223.1 s
(20.385 m)
β+β+ 960.2 (99.759 %)
mean-β+ 385.6
(γ anihil. 511)
14
6
C
5700 yβ-β- 156.48 (100 %)
mean-β- 49.47
18
9
F
109.77 mβ+β+ 633.5 (96.73 %)
mean-β+ 249.8
(γ anihil. 511)
32
15
P
14.262 dβ-β- 1710.66 (100 %)
mean-β- 695.03
44
21
Sc
3.97 hβ+ (94.27 %)β+ 1473.5 (94.27 %)
mean-β+ 632
(γ anihil. 511)
γ 1157 (99.9 %)
44
22
Ti
59.1 yεγ 78.3 (96.4 %)
51
24
Cr
27.7 dεγ 320.1 (9.91 %)
X ok. 4.95 (ok. 20 %)
CE K 314.6 (0.02 %)
Auger L 0.47 (146.1 %)
Auger K 4.38 (66.4 %)
60
27
Co
1925.28 d
(5.3 y)
β- (100 %)β- 318.2 (99.88 %)
β- 1491.4 (0.12 %)
mean-β- 96.42
γ 1173 (99.85 %)
γ 1332 (99.98 %)
CE 1165, 1324 (do 0.015%)
67
31
Ga
3.2617 dεγ 93.31 (38.81 %)
γ 184.58 (21.41 %)
γ 300.22 (16.64 %)
X 8.6 (50 %)
CE 83.65 (29.1 %)
CE 92.12 (3.57 %)
Aug. 1-8 (do 168 %)
68
31
Ga
67.71 mβ+ (89.14 %)β+ 1899.1 (87.94 %)
β+ 821.8 (1.20 %)
mean-β+ 829.5
γ 1077.3 (3.22 %)
(γ anihil. 511)
89
38
Sr
50.53 dβ-β- 1495.1 (100 %)
mean-β- 584.6
90
38
Sr
28.79 yβ-β- 546.0 (100 %)
mean-β- 195.8
90m
39
Y
3.19 hIT (99.999 %)γ 202.5 (97.3 %)
γ 479.5 (90.7 %)
X 1-17 (do 4 %)
Aug. 2-13 (ok. 14 %)
CE 185-477 (ok. 11 %)
β- (0.001 %)β- 643.2
γ 2318.968
90
39
Y
64.00 hβ-β- 2280.1 (99.99 %)
mean-β- 933.6
Aug., CE (do ok. 0.01 %)
99
42
Mo
65.94 hβ-:
99mTc (87.5%)
99Tc (12.5%)
β- 1214.5 (82.4 %)
β- 436.6 (16.4%)
β- 848.1 (1.14 %)
CE 19-980 (ok. 4 %)
Aug. 2-15 (ok. 6 %)
mean-β- 389
γ 739.5 (12.13 %)
γ 777.9 (4.26 %)
99m
43
Tc
6.0067 hIT (99.9963 %)γ 140.5 (89.06 %)
γ 142.6 (0.02 %)
X 2-21 (do 4 %)
CE 1.63 (74.6 %)
CE 119-142 (ok. 10%)
Aug. 2.17 (10.3 %)
Aug. 15.5 (2.05 %)
β- (0.0037 %)β- 30-152
γ, CE, Aug.
99
43
Tc
2.111E+5 yβ-β- 293.7 (99.9984 %)
γ 89.65 (0.0006 %)
X 2.2-22 (<1 %)
Aug. 2-16 (<0.001 %)
CE 60-90 (<0.001 %)
mean-β- 84.6
111
49
In
2.8047 dεγ 245.35 (94.1 %)
γ 171.28 (90.7 %)
X 23.2 (45 %)
Aug. 2.72 (100.4 %)
Aug. 19.3 (15.5 %)
CE 144.6 (8.07 %)
CE 218.6 (4.95 %)
117m
50
Sn
13.60 dITCE 126.82 (64.9 %)
CE 151.56 (26.16 %)
CE 129.36 (11.7 %)
CE 154-158 (ok. 9 %)
Aug. 2.95 (91.8 %)
Aug. 21.0 (10.7 %)
γ 158.56 (86.4 %)
γ 156.02 (2.113 %)
X 3-30 (do 35 %, ok. 75 %)
123
53
I
13.2234 hεγ 158.97 (83.3 %)
γ 170-1070 (ok. 2 %)
X 3-32 (2-46 %)
CE 127.16 (13.612 %)
CE 140-620 (do 2 %)
Aug. 3.19 (95.1 %)
Aug. 22.7 (12.4 %)
124
53
I
4.176 dβ+ (22.7 %)
ε (77.8 %)
β+ 1534.9 (11.7 %)
β+ 2137.6 (10.7 %)
mean β+ 820
(γ anihil. 511)
γ 602.7 (62.9 %)
γ 722.8 (10.36 %)
γ 1691 (11.15 %)
125
53
I
59.4 dε (100 %)Auger L 3.19 (157 %)
Auger K 22.7 (19.8 %)
CE K 3.7 (78.1 %)
CE L 30.6 (10.7 %)
X ok. 27-35 (143 %)
129
53
I
1.57E+7 yβ-β- 154 (100 %)
mean-β- 40.9
X ok. 30 (ok. 60 %)
130
53
I
12.36 hβ-β- 1005 (48 %)
β- 587 (46.7 %)
mean-β- 268
γ 536 (99 %)
γ 668.5 (96 %)
γ 739.5 (82 %)
131
53
I
8.0252 dβ-β- 606.3 (89.6 %)
β- 333.8 (7.23 %)
β- 247-807 (do 2 %)
mean-β- 181.9
Aug. 3.43 (5.89 %)
Aug. 24.6 (0.68 %)
CE 45-717 (ok. 4 %)
γ 364.5 (81.5 %)
γ 636.99 (7.16 %)
γ 284.3 (6.12 %)
γ, X inne (do ok. 3 %)
133
53
I
20.83 hβ-β- 1227 (83.4 %)
mean-β- 405
γ 529 (87.0 %)
137
55
Cs
30.08 yβ-β- 513.97 (94.70 %)
β- 1157.63 (5.30 %)
mean-β- 187.1
Auger L 3.67 (7.40 %)
Auger K 26.4 (0.78 %)
CE K 624.2 (7.79 %)
CE L 655.7 (1.40 %)
γ 661.66 (85.1 %)
153
62
Sm
46.284 hβ-β- 704.4 (49.4 %)
β- 634.7 (31.3 %)
β- 807.6 (18.4 %)
β- 44-710 (do 0.6 %)
mean-β- 224
Aug. 4.69 (54.6 %)
Aug. 33.7 (4.6 %)
CE 21.15 (21.20 %)
CE 54.66 (42.4 %)
CE 61.62 (3.45 %)
γ 103.18 (29.25 %)
γ 97.43 (0.772 %)
X 41.5 (30.8 %)
169
68
Er
9.392 dβ-β- 351.3 (55 %)
β- 342.9 (45 %)
mean-β- 100
CE 6.1 (36 %)
γ 109.8 (0.0013 %)
177m
71
Lu
160.44 dIT (21.4 %)γ 413.67 (17.5 %)
γ 319.02 (10.5 %)
CE 105 (13.9 %)
β- (78.6 %)β- 153
γ 208.37 (57.4 %)
177
71
Lu
6.647 dβ-β- 498.3 (79.4 %)
β- 177.0 (11.61 %)
β- 385.3 (9.0 %)
mean-β- 134.2
Aug. 6.18 (8.70 %)
CE 101.68 (6.73 %)
CE 47.6 (5.12 %)
γ 208.4 (10.36 %)
γ 112.95 (6.17 %)
188
74
W
69.78 dβ-β- 349 (99.0 %)
mean-β- 99.0
γ 290.7 (0.4 %)
186m
75
Re
2.0E+5 yITCE, γ, Aug., X
186
75
Re
3.7186 dβ- (92.53 %)β- 1069.5 (70.99 %)
β- 932.3 (21.54 %)
mean-β- 346.7
CE 63.29 (4.16 %)
Aug 6.88 (6.55 %)
γ 137.157 (9.47 %)
X 63 (ok. 3 %)
ε (7.47 %)γ 122.64 (0.603 %)
X ok. 60 (do 3 %)
Aug.
188
75
Re
17.003 hβ-β- 2120.4 (70.0 %)
β- 1965.4 (26.3 %)
mean-β- 763
CE 81.17 (5.04 %)
Aug. 6.88 (6.95 %)
γ 155.4 (15.61 %)
201
81
Tl
3.0421 dεγ 167.43 (10.0 %)
γ 135.34 (2.57 %)
X 82.47 (3.1 %)
X 80.23 (8.5 %)
X 79.82 (4.4 %)
X 70.82 (37 %)
X 68.89 (22 %)
X 9.99 (30 %)
Aug. 7.6 (54 %)
CE 84.33 (15.4 %)
Z - liczba atomowa
A - liczba masowa
T(1/2) - fizyczny czas połowicznego zaniku
rozpad - rodzaj rozpadu i współczynnik podziału
energia - podano energie najważniejszych rodzajów rozpadu w keV
 oraz ich udziały procentowe;
 dla rozpadu β- podano energię maksymalną (end-energy)
mean-β - średnia energia cząstek β - do celów wyliczeń dozymetrycznych
CE - elektrony konwersji
Aug. - elektrony Augera
ε - wychwyt elektronu
Dane procentowe energii w nawiasach:
 dane dokładne - udział danej energii
 dane "do ..." - energie w podanym przedziale mają udziały do ...
 dane "ok. ..." - energie w podanym przedziale mają sumaryczny udział ...


POWRÓT do początku podstrony

©Autor: Cyprian Świętaszczyk, 2013; Ostatnia aktualizacja: 03/2017;