2 Emissions-tomographische Verfahren

Nuklearmedizinische Methoden beruhen zum einem darauf, dass radioaktiv markierte organspezifische Pharmaka verfolgt werden können (Funktionsdiagnostik) und dass bei Stoffwechselvorgängen der Organismus unterschiedliche Isotope eines Elements nicht unterscheiden kann. Beim radioaktiven Zerfall gehen die instabilen Atomkerne spontan unter Emission von Strahlung in energetisch günstigere Energiezustände über. Die dabei entstehende Strahlung wird α-, β- (β+ und β) oder γ-Strahlung genannt. In der Emissions-Tomographie finden β+- und γ-Strahlung ihre Anwendung.

Bei der planaren Akquisition wird die Aktivitätsverteilung üblicherweise mit einer Gammakamera als zweidimensionales Bild aufgenommen. Dagegen ist die Emissions-Tomographie eine Methode zur Darstellung der örtlichen Verteilung inkorporierter Radionuklide in ausgewählten zweidimensionalen Schichten durch das dreidimensionale Objekt. Die bekanntesten Vertreter der tomographischen Verfahren in der Nuklearmedizin sind die Einzelphotonen-Emissionstomographie (SPECT) und die Positronen-Emissions-Tomographie (PET). Bei der PET gewinnt man die tomographische Information aus der Koinzidenzmessung der Vernichtungsstrahlung ohne mechanische Kollimierung, während bei der SPECT einzelne γ-Quanten gemessen werden und eine mechanische Kollimierung notwendig ist (Abb. 1) [Geworski und Munz, 2000]. Da die tomographische Information auf der Messung des Objekts unter vielen unterschiedlichen Winkeln basiert, erfordern beide Verfahren entweder um den Patienten rotierende Detektoren oder aber einen den Patienten umgebenden Detektorring.

Abbildung 1: Messprinzip bei der SPECT (links) und bei der PET (rechts)


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2.1  Einzelphotonen-Emissions-Tomographie (SPECT)

Die Gammakamera mit einem nach dem Anger-Prinzip [Anger, 1966] aufgebauten Messkopf ist in der Nuklearmedizin das am häufigsten eingesetzte Gerät zur bildgebenden Diagnostik. Der unmittelbare Detektorteil des Messkopfes besteht aus einem strahlungsempfindlichen Detektorkristall (Szintillator), der über einen Lichtleiter mit einer Vielzahl dahinter befindlicher Sekundärelektronenvervielfacher (SEV, gängig auch der englische Begriff PMT: photomultiplier tube) gekoppelt ist. Weitere Bestandteile des Messkopfes sind der Kollimator, die Ortungs- und Zählelektronik sowie die Abschirmung (Abb. 2). Zur Bedienung der Kamera, zur Darstellung und zur Bearbeitung des Bildes der Aktivitätsverteilung und zur Speicherung der Daten ist der Messkopf mit einem oder mehreren Rechnern verbunden. Der Messkopf, befestigt an einem Stativ, lässt sich bewegen, so dass er für jede Aufnahmesituation optimal positioniert werden kann.

Abbildung 2: Messkopf einer Gammakamera (Prinzip)

Die Abbildung der Aktivitätskonzentration mit der Gammakamera erfolgt in vier Schritten:

  1. Festlegung eines Volumenbereichs im Patienten, in dem die Aktivitätsverteilung gemessen werden soll, durch den Kollimator. Dabei wird die Strahlung gezielt ausgeblendet, die für eine Abbildung störend ist.
  2. Absorption der γ-Quanten im Kristall der Gammakamera bei gleichzeitiger Energieabgabe durch Szintillation.
  3. Überführung des Szintillationslichtes im Kristall in ein elektrisches Signal und seine Verstärkung mit Hilfe von Photomultipliern.
  4. Bestimmung der Position der Szintillation im Kristall mit Hilfe der Ortungselektronik, zusätzlich die Messung der Strahlungsenergie und die ortsrichtige Speicherung der detektierten γ-Quanten.

Die einzelnen γ-Quanten werden ungerichtet aus dem Untersuchungsgebiet ausgestrahlt. Um die für eine Abbildung erforderliche Richtwirkung zu erreichen, ist eine mechanische [Seite 6↓]Kollimierung notwendig. Der Kollimator lässt nur die Strahlung passieren, die unter genau definierter Richtung einfällt.

Zwischen Emissions- und Detektionsort kann das γ-Quant auf Materie treffen und in einem Streuprozess einen Teil seiner Energie auf diese Materie übertragen. Dabei ändert sich die Richtung der Strahlung in Abhängigkeit von der abgegebenen Energie. Durch diese Richtungsänderung kann nicht mehr vom Szintillationsort auf den Emissionsort geschlossen werden, das γ-Quant wird also falsch lokalisiert. Die Abbildung wird dadurch kontrastärmer und quantitativ verfälscht. Da gestreute Photonen gegenüber ungestreuten eine reduzierte Energie haben, kann der Anteil gestreuter Quanten zum Teil durch Energieselektion mittels eines Energiefensters reduziert werden.

Durch die Gammakamera wird die räumliche Verteilung der inkorporierten Radionuklide im Objekt als zweidimensionales Bild (Projektion) dargestellt. Dieser Vorgang heißt planare Szintigraphie. Die bildliche Darstellung der dabei gewonnenen Messdaten in der jeweiligen Zuordnung zu ihren Ortskoordinaten und gegebenenfalls der Zeit nennt man ein Szintigramm. Diese ortsabhängigen Meßdaten erhält man durch die Summierung aller Impulse, die entlang des jeweils zugeordneten Messstrahls in der Gammakamera registriert werden. Dabei ist im Idealfall (keine Schwächung) die Strahlsumme linear abhängig von der Aktivitätskonzentration entlang des Messstrahls, vorausgesetzt, dass die räumliche Auflösung und die Ausbeute längs des Messstrahls konstant sind. Die Projektionsdaten enthalten keine Information über die Tiefe der Strahlenquelle. Daher lässt sich aus der einfachen Strahlsumme nicht auf die Quellverteilung entlang des Messstrahls schließen. Dieser Rückschluss wird erst möglich, wenn das Objekt unter einer Vielzahl unterschiedlicher Winkel gemessen wird.

Bei korrekter Anordnung des Messkopfes (d.h. der Kamerakopf ist exakt justiert und rotiert um die Systemachse, so dass immer dieselbe Objektschicht von demselben Kristallteil gesehen wird) lässt sich ein Objekt mit Hilfe eines Parallellochkollimators messtechnisch in einen Stapel von zweidimensionalen Scheiben zerlegen. Die Kamera misst daher gleichzeitig eine Vielzahl von Schichten, jede Schicht aber nur mit einem kleinen Teil der Kristallfläche. Durch diese Zerlegung wird das Objekt (eine Schicht) zweidimensional, die Projektionen sind nun eindimensional – d.h. sie stellen ein Aktivitätsprofil der Schicht dar. Die zu einer Scheibe oder Schicht gehörenden Daten oder Projektionen findet man in der entsprechenden Zeile des Szintigramms wieder. Jede transversale Schicht wird als von den übrigen Schichten unabhängig betrachtet und kann einzeln zu einer zweidimensionalen Objektschicht rekonstruiert werden. In Abb. 3 ist ein Objekt mit zwei Punktquellen dargestellt. In [Seite 7↓]Abhängigkeit von der Position der Kamera und der Anordnung der Punktquellen im Objekt ändert sich die Profildarstellung. Sind die Punktquellen übereinander im Bezug zum Messkopf der Kamera angeordnet, so kann man in der Profildarstellung die einzelnen Punkte nicht von einander trennen.

Abbildung 3: Objekt mit zwei Punktquellen und die dazugehörigen Projektionen mit Profilen der Aktivitätsverteilung.

Um diese Überlagerungen zu vermeiden und die Aktivitätskonzentration in ausgewählten Schichten des Körpers bestimmen zu können, werden aus verschiedenen Winkelpositionen der Kamera, üblicherweise gleichmäßig über einen Bereich von 360° verteilt, planare Szintigramme des Patienten angefertigt. Auch wenn man hier pro Winkeleinstellung eine zweidimensionale Projektion des Objektes erhält, so ist diese gedanklich nur aus einer Aneinanderreihung von vielen parallel liegenden eindimensionalen Projektionen zusammengesetzt. Die Weiterverarbeitung der Information erfolgt bei der Rekonstruktion der einzelnen parallelen Schichten [Radon, 1917].

Verteilt man das gemessene Signal gleichmäßig in der Richtung des Messstrahls (Rückprojektion), erzeugt man ein zweidimensionales Bild (Abb. 4). Überlagert man nun aus verschiedenen Richtungen gemessene Projektionen, so ergibt sich ein Bild des Originals, das allerdings mit Aktivitätsverschmierungen in aktivitätsfreien Bereichen behaftet ist [Budinger et al., 1979]. Verändert man die gemessenen Projektionen durch ein Filter, so werden die Aktivitätsverschmierungen beseitigt, man erzeugt die gefilterte Rückprojektion (Filterung ist eine mathematische Operation im Rahmen der Bildverarbeitung).

In Abb. 4 ist das Prinzip der Tomographie dargestellt, wobei zur Rekonstruktion das analytische Verfahren der Rückprojektion benutzt wurde (in der Praxis wird die gefilterte Rückprojektion häufig verwendet).

Eine weitere Klasse von Rekonstruktionsverfahren sind die algebraischen Verfahren, zu denen die iterativen Verfahren zählen [Schmidlin, 1972; Luig et al., 1988]. Als algebraische Rekonstruktionsverfahren bezeichnet man Ansätze, die direkt von der diskreten Formulierung des Rekonstruktionsproblems ausgehen und bei dem das Messobjekt in eine Matrix kleiner quadratischer Zellen (Pixel) unterteilt wird. Die Berechnung der wahren Aktivitätskonzentrationen in den Zellen basiert auf der wiederholten Korrektur einer ersten [Seite 8↓]Annäherung durch wiederholten Vergleich der gemessener Projektionsdaten mit den aus der angenäherten Objektschätzung berechneten Projektionsdaten. Anhand der Art und Weise des Korrekturschrittes lassen sich iterative Verfahren unterscheiden und klassifizieren [Brooks and Di Chiro, 1976].

Abbildung 4: Prinzip der Tomographie
Die gemessenen Daten werden als Projektion dargestellt. Durch die Rekonstruktion, die Rückprojektion und Filterung beinhaltet, wird ein transversales Bild berechnet.

Wichtige Forderungen an die Rekonstruktion beinhalten die Abbildungstreue bezüglich Form und Abmessungen und die Erhaltung der in den Messdaten enthaltenen quantitativen Information zur quantitativen Bestimmung der lokalen Aktivitätskonzentration.

Aus dem Satz rekonstruierter transversaler Schichten erhält man durch Umsortieren der Daten koronale, sagittale und oblique Schichten, welche je nach Fragestellung mit entsprechenden Methoden ausgewertet werden.

2.2 Positronen-Emissions-Tomographie (PET)

Die physikalische Grundlage der Tomographie mit Positronenemittern bildet der β+-Zerfall. Dabei wird ein Positron emittiert, das nach kurzer Laufzeit zusammen mit einem Elektron in einer Materie-Antimaterie-Reaktion (Annihilation) in zwei γ-Quanten umgewandelt wird (Vernichtungsstrahlung). Wegen des Energie- und des Impulserhaltungssatzes besitzen diese Photonen 511 keV Energie und sind einander entgegengerichtet (Abb. 5).

Abbildung 5: Entstehung der Vernichtungs-strahlung (n=Neutron, p=Proton, e+=Posi-tron, e-=Elektron)

Diese zusätzliche Richtungsinformation macht sich die Methode der Koinzidenzmessung zunutze. Die Annihilation kann mit Hilfe zweier gegenüberliegenden Detektoren nachgewiesen werden. Wird ein γ-Quant in einem Detektor registriert, so wird quasi gleichzeitig der zugehörige zweite Impuls im gegenüberliegenden Detektor erwartet. Tritt der Impuls innerhalb eines gegebenen Zeitintervalls (Koinzidenzauflösungszeit) ein, so spricht man von einer Koinzidenz (Abb. 6a). Der Zerfallsort muss dann auf der Verbindungslinie beider Detektoren gelegen haben.

Bei der Koinzidenzmessung treten neben den echten Koinzidenzen (true coincidences) auch Streukoinzidenzen (scattered coincidences) und zufällige Koinzidenzen (random coincidences) auf (Abb. 6b, 6c). Eine zufällige Koinzidenz entsteht, wenn aus zwei unterschiedlichen Annihilationen stammende γ-Quanten zu einer Koinzidenz führen und ist als solche eine komplette Fehlinformation. Streukoinzidenzen treten auf, wenn ein oder beide beteiligte Photonen auf ihrem Weg durch den Körper durch den Compton-Effekt gestreut werden. Obwohl die gestreute Koinzidenz eine echte Koinzidenz ist (beide Photonen stammen von derselben Annihilation), führt sie doch stets zu einer Fehlortung und damit zu einer Bildverschlechterung.

Abbildung 6:
Die von zwei Detektoren (D) registrierten Koinzidenzen:
a)echte Koinzidenz,
b) gestreute Koinzidenz (echte Koinzidenz nach Streuung),
c) zufällige Koinzidenz (Random)

Der Vorteil der Koinzidenzmessung liegt in der Ortung durch die Koinzidenzabfrage, die auch “elektronische Kollimierung” genannt wird, so dass die wenig effizienten mechanischen Kollimatoren hier überflüssig sind. Entscheidendes Kriterium bei der Koinzidenzabfrage ist die Koinzidenzauflösungszeit, die nicht zu groß sein darf, da sonst zu viele zufällige Koinzidenzen registriert werden; sie darf aber auch nicht zu klein sein, da dadurch die Empfindlichkeit des Tomographen herabgesetzt wird. Sie wird im Wesentlichen durch die Schnelligkeit des Detektormaterials und die maximal mögliche Laufzeitdifferenz zwischen den beiden Detektoren bestimmt und liegt bei heutigen Tomographen etwa bei 12 ns. Eine verfeinerte Möglichkeit der Ortung wird als Flugzeitmessung bezeichnet und beruht auf der [Seite 10↓]Messung der tatsächlichen Laufzeitdifferenz der beiden mit Lichtgeschwindigkeit fliegenden Photonen. Da mit dieser Methode zusätzlich die Position des Zerfallsortes auf der Verbindungslinie bestimmt werden kann, handelt es sich hierbei um eine echte dreidimensionale Ortung. Leider sind für den praktischen Einsatz die zur Verfügung stehenden Detektormaterialien zu langsam, so dass nach gegenwärtigem Stand der Technik nur Flugzeitauflösungen im Bereich von 10 cm realisiert werden können.

Ganz generell kann nur dann ein koinzidentes Signal registriert werden, wenn beide zugehörige Photonen nachgewiesen werden. Da die in beiden Detektoren nachgewiesenen Einzelphotonen (singles) vor der Koinzidenzabfrage statistisch voneinander unabhängig sind, ist die Koinzidenznachweiswahrscheinlich stets das Produkt der Einzelnachweiswahrscheinlichkeiten. Wenn bei konstanter Aktivität im Messvolumen durch äußere Einflussgrößen die Einzelrate verändert wird, wirkt sich dies daher quadratisch auf die Koinzidenzrate aus.

Beispiele für solche Einflussgrößen sind die Nachweiswahrscheinlichkeit des Einzeldetektors, Absorption der Strahlung im Patienten und Zählverluste. Dies führt letztendlich dazu, dass bei realer Anwendung der Anteil der koinzidenten Zählrate nur wenige Prozent der vom System zu verarbeitenden Einzelzählrate beträgt. Dieses 'trues-to-singles-ratio' ist ein entscheidender Parameter für die Güte eines Positronen-Emissions-Tomographen und kann durch sein Design beeinflusst werden [Jordan et al., 1990], während die durch den Patienten bedingten Variationen dieses Verhältnisses (Zielgebiet der Untersuchung, Gewicht) hingenommen werden müssen.

Allgemein hat die Koinzidenzmessung folgende, auf den oben dargestellten Zusammenhängen basierende messtechnische Eigenschaften:

  1. Die örtliche Auflösung beträgt ca. 50 % des exponierten Detektordurchmessers. Diese Eigenschaft erlaubt eine Auflösungssteigerung durch Reduktion des Detektordurchmessers. Erst bei einer Reduktion unter 10–15 mm wird dieser lineare Zusammenhang durch immer mehr dominierende Nebeneffekte in zunehmendem Maße gestört.
  2. Die koinzidente Nachweiswahrscheinlichkeit ist quadratisch abhängig von der exponierten Detektorfläche. Daher ist eine möglichst hohe Packungsdichte der Detektoren um den Patienten entscheidend für die Ausbeute des Tomographen.
  3. Die Absorption ist nur abhängig von der Gesamtabsorption längs des Messstrahls, nicht aber von der örtlichen Verteilung der Absorptionskoeffizienten und der Emissionsquellen längs dieses Strahls.


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Die bei den PET-Geräten verwendeten Detektoren sind heute häufig als Blockdetektoren ausgeführt. Dabei sind die Szintillationskristalle eines Blocks an mehrere Sekundärelektronenvervielfacher gekoppelt (z.B. 64 Kristalle an 4 PMT’s), welche ihrerseits mit einer Ortungselektronik verbunden sind. Der gesamte Tomograph enthält dann eine Vielzahl solcher Blöcke, die in der Regel kreisförmig um das Objekt angeordnet werden. Zur Steigerung der Ausbeute ist jeder Detektor mit vielen gegenüberliegenden Detektoren fächerförmig in Koinzidenz geschaltet. Bei der PET werden allgemein Detektormaterialien eingesetzt, die durch ihre höhere effektive Atomzahl und Dichte bei gleicher Größe eine höhere Nachweiswahrscheinlichkeit und damit eine höhere Ausbeute besitzen, als die bei Gammakameras fast ausschließlich eingesetzten NaJ(Tl)-Detektoren.

Zwischen den Detektorringen können zur Reduzierung des Streustrahlenanteils und der zufälligen Koinzidenzen in axialer Richtung Septen angebracht werden. Leider wird durch diese Messanordnung (2D-Modus) die Empfindlichkeit herabgesetzt, weil axial nur ein sehr kleiner Fächeröffnungswinkel möglich ist. Werden die Septen aus dem Sichtfeld des Tomographen entfernt (3D-Modus), so ist die Koinzidenzschaltung in axialer Richtung nicht nur zwischen den benachbarten Detektorringen, sondern auch mit allen anderen Detektorringen möglich (Abb. 7). Die Empfindlichkeit wird dadurch erheblich erhöht.

Septen

Abbildung 7: 2D- (mit Septen) bzw. 3D- (ohne Septen) Akquisitionsmodus

Durch diese Vergrößerung des axialen Öffnungswinkels bei der 3D-Akquisition steigt gleichzeitig der Streustrahlungsanteil erheblich an. Auch die Anzahl der zufälligen Koinzidenzen wird signifikant erhöht. Außerdem liegt durch das Entfernen der Septen keine rein transversale Tomographie mehr vor. Deswegen sind 3D-Rekonstruktionsalgorithmen erforderlich [Kinahan und Rogers, 1989; Defrise et al., 1994; Defrise und Kinahan, 1998].


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30.09.2004