View/Open - JUWEL - Forschungszentrum Jülich

F rschun S2 ntrum Jülich
In itut für Kernphysik
Hubert Kobus
) )

Berichte des Forschungszentrums Jülich 3507

Entwicklung eines Teilchentransport­
Simulationsmodells zur Bestrahlungsplanung
und zur Kontrolle der Bestrahlungssicherheit
in der Protonentherapie
Hubert Kobus

Berichte des Forschungszentrums Jülich ; 3507
ISSN 0944-2952
Institut für Kernphysik Jül-3507
D468 (Diss. BUGH Wuppertal)
Zu beziehen durch: Forschungszentrum Jülich GmbH· Zentralbibliothek
D-52425 Jülich . Bundesrepublik Deutschland
W 02461/61-6102 . Telefax: 02461/61-6103· e-mail: zb-publikation@fz-juelich.de

Inhaltsverzeichnis
1 Einleitung ............................................................... 0
2 Protonen therapie ................ &- ••• \11 •• 0 00 ••• 0 • 0 • 0 •••••••••••••••••••••••••• 7
4
3
2.1
2.2
2.3
2.4
Physikalische Grundlagen .............................................. 0 • 7
Radiobiologische Grundlagen ............................................ 11
Protonen in der klinischen Anwendung ......•... ..• 13
Therapieplanung in der Protonentherapie ....... . ........................ .. 16
Vorstudien ............. . 19
3.1 Phantomrechnungen ......................................... .
3.1.1
3.1.2
3.1.3
3.1.4
HETC, MC4 und MORSE.
Energiedeposition. ................................................ 21
Strahlaufweitung ................... 0 •••••••••••••••••••••• 0 CI •••••• 23
Sekundärteilchenproduktion. ....................................... 25
- Sektmdärprotonen ............................................... 26
- Cluster: Deuteronen, Tritonen, 3He-Kerne, Alphateilchen .............. 27
- Neutronen. ...................................................... 29
.... Gammas ........................................................ 33
3.2 Einfluß von Absorbern und Inhomogenitäten. ..•.•..........•..•........... 35
3.3 Vergleich mit anderen Simulationsprogrammen. ..................•........ 38
3.3.1 GEANT, PTRAN und TRIM. o •• e •• e ................................. • 38
3.3.2 Vergleich mit PTRAN und GEANT ...•.............................. 39
3.3.3 Vergleich mit TRIM ................................................ 41
3.4 Vergleich mit experimentellen Daten ..........•.•.................•....... 43
3.4.1 Beschleunigeranlage eaSY. . . . . . . . • . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .43
3.4.2 Messungen im Wasserphantom. . . • . • . . . . . . . • . . . • . . . . . . . . . . . . . . . . . 45
3.4.3 Messungen am Plexiglasphantom .......•..................•........ 48
3.5 Diskussion der Vergleiche ... .......... ,. ...................... I) I) .................... e 50
PROVOX •••.•• .... . 51
4.1 Programm . ......... ,. " ........................... 0 •• 0 • = 0 .. 1) • e e ..................... ,. .......... " 51
• 1
I
19
19

II
4.1.1 Struktur ............................ 0 •••••••••••••••••• " •• 0 ••• 0. ".51
4.1.2 INC-Modell und Verdampfungsmodell ............................... 56
4.1.3 Bisektiona1e Geometrie und Unterteilung in Voxel. .................... 58
4.1.4 Berechnung homogener Dosisverteilungen. ........................... 60
4.2 Beispiele .................. " ......... 0 ••••••••••••••• " • • • • • • • • • • • • • • 62
4.2.1 Geometrie .. " ............ " ......... 0 ••••••••••••• " ••••• " ••••••••• • 62
4 .. 2 2 V· lsua 1" lSlerung .... 0 • " •••••••••••••••• " ••••••••••••••••••••••••••• 62
4.2.3 Isodosisflächen. ••••••••••••••••
00 ••••••••••• 000.0000000000000000 ..64
4.2.4 Sclu1ittbilder .......................... " ........................... 69
4.2.5 Dosiskurven. .................. " . " . " . 0 ••••••• " •••••• •••••••••• " ••• • 71
4.2.6 Dosisverteilungshistogramme .....•..............•.................. 72
5 Zusammenfassung und Ausblick ............................................ 75
6 Literaturverzeichnis ......... " ..... "." ...................................... 79
7 Danksagung .. 0 •• 0 0 " • 0 0 0 ••••••• 0 •• 0 • 0 •••• 11 ••• " •• 0 •••• 0 •••••• 0 • " " " • e " ••••••• 83

1 Einleitung
Strahlentherapie
Krebs, also die bösartige Entartung von Körperzellen, stellt inzwischen die zweithäufigste
Todesursache in den Ländern der westlichen Welt dar. Zur Zeit erkrankt etwa jeder
vierte Europäer im Laufe seines Lebens darani jeder fünfte stirbt aufgrund der Krebserkrankung
[Cai 90]. Neben den hohen physischen und psychischen Belastungen der
Betroffenen, und auch deren Angehörigen, entstehen der Gemeinschaft enorme Kosten
durch die Behandlung der Krankheit und durch Verdienstausfälle. Trotz aller Fortschritte
der letzten Jahre in der Diagnostik und der Therapie von Krebs haben immer noch nur
etwa 45 % aller Krebspatienten eine symptomfreie Überlebenszeit von mehr als fünf
Jahren. Bei der Bekämpfung von Krebs handelt es sich also um ein gesamtgesellschaftliches
Problem, zumal in der Zukunft mit einem häufigeren Auftreten der Krankheit
gerechnet werden muß, da die Umweltbelastung des Menschen als auch seine Lebenserwartung
steigen.
Sieht man von Alternativmethoden wie der Immuntherapie oder der Hyperthermie ab,
werden zur Behandlung von Krebs im wesentlichen drei Verfahren verwendet: Operation,
Chemotherapie und Strahlentherapie. Bei der Operation ist das Ziel die vollständige
Entfernung (Remission) des gesamten Primärtumors, bevor sich an anderen Stellen im
Körper Tochtergeschwüre (Metastasen) entwickelt haben. Hierzu muß die Tumorregion
chirurgisch gut erreichbar sein. Die Heilungsrate beträgt bei der Operation etwa 22 % bei
mittleren Kosten von ca. 14.000 DM. Hat der Primärtumor bereits metastasiert, bleibt in
der Regel nur die Chemotherapie, deren Ziel es ist, alle Krebszellen im Körper abzutöten.
Natürlich werden dabei auch gesunde Zellen nicht verschont, und es kommt zu teilweise
starken Nebenwirkungen. Nur etwa 5 % aller Krebspatienten können mithilfe der Chemotherapie
geheilt werden [Mun 94].
Ebenso wie die Operation dient die Strahlentherapie der Behandlung von gut lokalisierbaren
und abgegrenzten Tumoren. Ihr Ziel ist eine maximale Schädigung des Tumorgewebes
bei gleichzeitiger größtmöglicher Schonung des umgebenden gesunden Gewebes,
d.h. es muß ein hohes Maß an Bestrahlungssicherheit für den Patienten dabei durch geeignete
Maßnahmen gewährleistet sein. Die Bestrahlung erfolgt entweder von außen
oder durch in den Körper eingebrachte radioaktive Strahler. Man erreicht damit Heilungsraten
von etwa 12 %; weitere 6 % der Patienten können durch eine Kombination mit
chirurgischen oder chemotherapeutischen Maßnahmen geheilt werden. Der Nachteil der
Strahlentherapie ist, daß sich die Bestrahlung von gesundem Gewebe nie völlig vermei-
1

2
den läßt. Die gängigen Strahlenarten sind Photonen und Elektronen, seltener werden
Neutronen eingesetzt. Sie sind relativ leicht verfügbar, haben allerdings den Nachteil,
daß sie ihr Dosismaximum in recht geringer Tiefe besitzen und sich daher für die Bestrahlung
tiefliegender Tumore nur bedingt eignen (siehe auch Kap. 2).
Schon vor 50 Jahren erkannte Wilson den Wert der Protonen und der leichten Ionen für
die Strahlentherapie [Wil46]. Sie verfügen im Gewebe über eine endliche Reichweite und
deponieren im Gegensatz zu anderen Strahlenarten am Ende ihrer Bahn den größten Teil
ihrer Energie. Da sie hauptsächlich mit den Elektronen der Atomhülle wechselwirken, ist
ihre seitliche Aufstreuung relativ gering. Ein weiterer Vorteil ist die gute Fokussierbarkeit
des Strahls.
Protonen eignen sich daher besonders zur Bestrahlung tiefliegender Regionen und von
Strukturen in unmittelbarer Nähe besonders strahlenempfindlicher Körperteile wie z.B.
Sehnerv, Rückenmark oder innerhalb des Gehirns.
Sicherheitstechnische FragesteIl ung
In der Strahlentherapie ist die Güte der Bestrahlungsplanung ein entscheidender Faktor
zur Maximierung der Tumordosis bei gleichzeitiger Dosisminimierung im gesunden
Gewebe. Um mit einer gewissen Wahrscheinlichkeit eine Tumorkontrolle zu erreichen,
also eine Regression des Tumors oder zumindest einen Wachstums stillstand, ist eine
möglichst hohe Dosis nötig. Diese Dosis führt aber auch unter Umständen zu Komplikationen
im umliegenden Gewebe. Zur Veranschaulichung dient hier Abb. 1.1.
A B
Major
complications
Dose
Abb. LI, Tumorkontrolle und Komplikationswahrscheinlichkeit [Lev 78]
Bei einer bestimmten Dosis A erreicht man eine bestimmte Tumorkontrollwahrscheinlichkeit
bei einer gleichzeitig geringen und deshalb akzeptablen Komplikationsrate. Eine

4
PSI, Villigen, Schweiz ::;;250MeV 1984 2054
Dubna, Rußland 70-200 MeV 1987 40
Uppsala, Schweden 45 -200MeV 1989 81
Clatterbridge, England 62 MeV 1989 698
Loma Linda, U.s.A. 70 -250 MeV 1990 2000
Louvain-la-Neuve, Belgien 90 MeV 1991 21
Nizza, Frankreich 65 MeV 1991 636
Orsay, Frankreich 73 -200 MeV 1991 673
N.A.C., Südafrika ::;;200MeV 1993 130
TRIUMF,Kanada ::;; 250 MeV 1995 5
Tabelle 1.1, Protonentherapiezentren in Betrieb weltweit [Par 96]
Die Zahl der weltweit bisher mit Protonen oder leichten Ionen behandelten Patienten
steigt rasant an. Im Juli 1996 waren es bereits 21.428 Patienten, davon 17.737 mit Protonen,
2591 mit leichten Ionen und weitere 1100 mit Pionen [Par 96]. Es sind derzeit 17
Bestrahlungsanlagen für die Protonentherapie im Einsatz, und ihre Zahl nimmt weiter
zu. Allein seit Beginn der 90er Jahre wurden neun Bestrahlungsanlagen in Betrieb genommen,
und bis zur Jahrtausendwende sollen noch mindestens weitere sieben Anlagen
hinzukommen. War die Bestrahlung der Patienten lange Zeit nur an Beschleunigern
möglich, die ursprünglich für die physikalische Grundlagenforschung konzipiert waren,
werden jetzt eigens für die Bestrahlungstherapie gedachte Anlagen gebaut. Wirtschaftlichkeitsrechnungen
zeigen, daß sich solch eine Anlage bei genügender Auslastung
innerhalb weniger Jahre amortisiert [Gad 93].
Therapiezentrum verfügb. Energie Inbetriebnahme, geplant
PSI, Vi1ligen, Schweiz 200 MeV 1996
Berlin, Deutschland 72 MeV 1997
Groningen, Niederlande 200 MeV 1998
Harvard, U.S.A. 235 MeV 1998
Kashiwa, Japan 235 MeV 1998
Ne Star, U.s.A. 70 -300 MeV 1999?
TERA, Italien 60 -250 MeV 2002?
Tabelle 1.2, geplante Protonentherapiezentren [Par 96]
Dank der genannten Eigenschaften der Protonen ist es theoretisch möglich, das vorgegebene
Volumen mit weitaus größerer Genauigkeit zu bestrahlen als mit den konventionellen
Strahlenarten Photonen, Elektronen und Neutronen. Um diese Präzision aber

gewährleisten zu können, müssen auch die anderen, der eigentlichen Bestrahlung vorangehenden
Arbeitsschritte mit größtmöglicher Genauigkeit durchgeführt werden.
Zur Tumordiagnostik stehen die hochauflösenden Verfahren Computertomographie
(CT) und Kernspintomographie (NMR) zur Verfügung. Damit erreicht man eine Darstellung
der Tumorregion mit einer Auflösung von 0.4 mm x 0.4 mm bis zu 1 mm x 1 mm
Pixelgröße. Üblicherweise fertigt man mehrere Schnittbilder im Abstand von 3 - 5 mm an
[Uri 95]. Die Definition des Tumorvolumens un.d des Bestrahlungsvolumens muß anschließend
von einem Radiologen durchgeführt werden. Hierbei sind Fehler in der
Größenordnung von Zentimetern möglich, denn Tumor und gesundes Gewebe sind auf
den Bildern nicht immer klar unterscheidbar. Eine weitere Unsicherheit besteht in der
Lageveränderung des Bestrahlungsvolumens durch Bewegungen des Patienten oder
durch physiologische Vorgänge wie Atmung und Peristaltik. Auch hier sind, bei
Tumoren im Abdomen, Abweichungen bis zu 3 cm möglich [Cas 94]. Zur Minimierung
der Patientenbewegung während der Bestrahlung dienen mechanische Fixierungsmittel
oder u.U. auch eine Betäubung [Lau 28]. Bei Tumoren in der Kopfregion werden Maske
und Beißblock verwendet. Man erreicht damit Ortsunschärfen von unter einem
Millimeter.
Einen grundlegenden Anteil an der Güte der Protonenbestrahlung hat die Therapieplanung,
also die Abschätzung über Energie, Breite und Eintrittsrichtung des benötigten
Protonenstrahls aus der gewünschten Dosisverteilung innerhalb des Patienten. Die
üblicherweise verwendeten Verfahren zur Berechnung der resultierenden Protonendosis
beruhen im wesentlichen auf der Verwendung der Bethe-Bloch-Formel, die den Energieverlust
geladener Teilchen durch Ionisation entlang einer Wegstrecke in einem Medium
angibt. Nur selten werden in diesen Verfahren jedoch Mehrfachstreueffekte
berücksichtigt. Kernwechselwirkungen und die darin frei werdenden Sekundärteilchen
werden in der Regel überhaupt nicht betrachtet. Zur experimentellen Kontrolle dienen
dosimetrische Messungen im Wasserphantom, bei denen mit großflächigen Detektoren
im wesentlichen nur die Reichweite der Protonen gemessen wird. Der Einfluß von Inhomogenitäten
innerhalb des Patienten auf den Bestrahlungsvorgang und die Dosisverteilung
kann damit nur ungenügend bestimmt werden.
Der Einsatz der Monte Carlo-Methode bietet hier große Vorteile. In der Therapieplanung
kann sie alle Vorgänge, die einen Einfluß auf die biologische Dosisverteilung haben,
berücksichtigen. Der angewandte Therapieplan kann vor der Bestrahlung mit hoher Genauigkeit
überprüft werden. Die zusätzliche Dosis von Sekundärteilchen, die im
Patienten selbst oder durch in den Strahlgang eingebrachtes Material wie Streuer oder
Absorber entstehen, kann bestimmt werden. Mit Hilfe von simulierten Spektren kann
eine Aussage über die relative biologische Wirksamkeit des verwendeten Proto-
5

6
nenstrahls getroffen werden. Da die auftretenden Wechselwirkungen der Protonen im
Medium hinreichend genug bekannt sind, kann ein umfassendes Monte Carlo­
Programm auch die Messungen im Phantom an Genauigkeit übertreffen und damit die
Wirklichkeit besser darstellen.
Die Monte Carlo-Methode wurde nach Vorarbeiten von J. von Neumann 1954 erstmals
von H. Kahn zur Lösung mathematischer Problemen eingeführt [Kah 54]. Schon früh erkannte
man die Möglichkeit, sie bei Teilchentransportproblemen in der Kernphysik
einzusetzen. Den allgemeinen Durchbruch brachte aber erst die rasante Entwicklung der
Computertechnik ab den 70er Jahren.
Die Monte Carlo-Simulation von Teilchentransportproblemen läuft wie folgt ab: In einer
vorgegebenen Geometrie werden Regionen unterschiedlicher Medien definiert. Dann
wird der Weg eines mit bestimmter Energie und Richtung gestarteten Teilchens
berechnet. Wechselwirkungsprozesse, die mit einer bestimmten Wahrscheinlichkeit entlang
der Teilchenspur auftreten, werden über eingebundene Wirkungsquerschnittsdaten
berücksichtigt. Sie führen in der Regel zu einer Energie- und Richtungsänderung des
Teilchens. Eventuell entstehende Sekundärteilchen können ebenso wie das Startteilchen
im Monte Carlo-Programm transportiert werden. Die Monte Carlo-Methode ist ein statistisches
Verfahren, d.h. beim Transport nähert sich die simulierte Verteilung der Teilchen
der Realität mit steigender Zahl der berechneten Startteilchen an.
Vorgehensweise
Um den hohen strahlenschutztechnischen Ansprüchen gerecht zu werden, wurde im
Rahmen dieser Arbeit ein Therapieplanungsverfahren entwickelt, das zur Teilchentransportrechnung
die Monte Carlo-Methode verwendet. Nach einer Einführung in die
physikalischen, radiobiologischen und medizinischen Grundlagen in Kapitel 2 werden
im dritten Kapitel verschiedene Monte Carlo-Simulationen zur Protonentherapie durchgeführt,
um einen Einblick über die einzelnen Vorgänge bei der Bestrahlung zu gewinnen
und abschätzen zu können, in wieweit sie in der Therapieplanung und -kontrolle berücksichtigt
werden müssen. Vergleiche mit anderen Monte Carlo-Programmen und
experimentellen Daten dienen darüber hinaus der Einschätzung der erreichbaren Bestrahlungs
sicherheit in der Therapieplanung. Ausgehend von diesen ersten Ergebnissen
- wurde dann das Therapieplanungsmodell PROVOX entwickelt, dessen Aufbau im Kapitel4
vorgestellt wird. Eingehend wird das zugrundeliegende physikalische Modell, die
Umsetzung der geometrischen Vorgaben und der Programmablauf erklärt. Anhand einer
beispielhaften Bestrahlungssimulation werden die verschiedenen Fähigkeiten des Programms
dargestellt. In einer Zusammenfassung wird dann geklärt, inwiefern die
gestellten Ansprüche erreicht worden sind.

2 Protonentherapie
In diesem Kapitel wird in die physikalischen und radiobiologischen Grundlagen der
Protonentherapie eingeführt. Das Verständnis der beim Durchgang durch ein Medium
auftretenden Wechselwirkungsarten der Protonen und die strahlenbiologische Wirkung
der Strahlung auf Gewebe ist eine grundlegende Voraussetzung für die Entwicklung einer
Monte Carlo-gestützten Bestrahlungsplanung. Ein Vergleich mit anderen zu
Therapiezwecken eingesetzten Strahlungsarten soll die Vorteile der Protonenbestrahlung
aufzeigen.
Weiterhin werden die verschiedenen Anwendungen der Protonentherapie beschrieben.
Im Anschluß werden die bisher angewandten Verfahren der Protonentherapieplanung
vorgestellt und mit der Monte Carlo-Methode verglichen.
2.1 Physikalische Grundlagen
Durchfliegt ein Proton Materie, so gibt es seine Energie in unterschiedlichen Prozessen
ab. Am häufigsten ist die inelastische Streuung an Elektronen der Atomhülle, bei der die
Atome ionisiert werden. Die frei werdenden Elektronen deponieren ihre kinetische Energie
in einer Umhüllenden der Strahlachse, in der die Dosis mit 1/r 2 abfällt [Kra 93]. Zur
quantitativen Beschreibung des mittleren Energieverlusts dE der Protonen durch
Ionisation bei Durchflug der infinitesimalen Strecke dx (in g/ cm 2 ) kann die Bethe-Bloch­
Formel herangezogen werden:
GI. 2.1, Bethe-Bloch-Formel [PDG 94]
Hierbei ist: K := 0.307 MeV cm 2 mor 1 eine Konstante
z die Ladungszahl des Projektils, z = 1 für Protonen
Z die mittlere Kernladungszahl des Mediums
A die mittlere Atomzahl des Mediums
ß die Protongeschwindigkeit in Einheiten von c
mec die Ruhemasse des Elektrons
7

quasi platzen lassen. Die Nukleonen des Sauerstoffs werden dabei sternförmig ausgesendet
und führen so zu einer zusätzlichen Dosis hochionisierender Teilchen.
Einen Sonderfall stellen die in der Strahlentherapie häufig genutzten Elektronen dar, die
aufgrund ihrer kleinen Masse im Medium eine starke Streuung erfahren und relativ
schnell abgebremst werden. Sie haben deshalb nur eine geringe Eindringtiefe bei gleichzeitiger
starker Strahlaufweitung.
Abb. 2.4, Vergleich Photonen (links) - Protonen (rechts) [eha 94]
Abbildung 2.4 zeigt die berechnete Dosisverteilung bei einer geplanten Bestrahlung eines
Hirntumors sowohl mit Photonen (links) als auch mit Protonen (rechts). Hier zeigen sich
die grundsätzlichen Vorteile der Protonentherapie: Der Protonenstrahl ist sowohl distal
als auch lateral scharf begrenzt. Der Bereich maximaler Dosis beschränkt sich im we­
sentlichen auf die Tumorregion und wird dort relativ homogen appliziert. Im Gegensatz
zur Photonenbestrahlung erfahren kritische Strukturen wie z.B. Augen und Sehnerven
keine Strahlenbelastung.
2.2 Radiobiologische Grundlagen
Zur Beurteilung der biologischen Strahlenwirkung von Protonen ist die Berechnung des
differentiellen Energieverlustes mit der Bethe-Bloch-Formel sicherlich nicht ausreichend.
Die verschiedenen radiobiologischen Eigenschaften der Sekundärteilchen sowie die Abhängigkeit
der Ionisationsdichte von der kinetischen Energie müssen ebenfalls untersucht
werden und gegebenenfalis in ein Therapieplanungsprogramm eingehen.
Teilchenarten können über den energieabhängigen Linearen Energie Transfer (LET) klassifiziert
werden. Er ist ein Maß für die Energieabgabe entlang der Teilchenspur an das
11

12
umgebende Medium pro Wegstrecke und wird in keV /J..lffi angegeben. Je höher der LET
desto größer ist die Ionisationsdichte des Teilchens im Medium, woraus eine erhöhte
Schädigung des Gewebes resultieren kann. In Tabelle 2.1 sind LET-Werte in Wasser verschiedener
Strahlenarten angegeben.
Strahlenart LET (keV/llm)
8 MeV-y-Strahlung 0,2
6oCo-y-Strahl ung 0,3
200 ke V -Röntgenstrahlung 2,5
1 Me V-Elektronen 0,2
14 MeV-Neutronen 12
340 Me V-Protonen 0,3
2 Me V-Protonen 17
5 MeV-a-Teilchen 90
2,5 MeV-a-Teilchen 165
Tabelle 2.1, LET-Werte einiger Strahlenarten Uun 74]
Um die direkte radiobiologische Wirkung der einzelnen Strahlenarten miteinander vergleichen
zu können, wurde der Begriff der Relativen Biologischen Wirksamkeit (RBE von
eng!.: relative biological effectiveness) definiert. Der RBE-Wert ist das Verhältnis der Dosis
einer Referenzstrahlung (6oCo-y-Strahlung) zur Dosis der zu klassifizierenden
Strahlung S bei gleicher biologischen Wirkung.
RBEs = Dosis der 'Y - Strahlung
Dosis der Strahlung S
GI. 2.2, Definition des RBE
Es ist nun schwierig, einen direkten Zusammenhang zwischen dem LET und dem RBE
herzustellen, da der RBE zusätzlich von verschiedenen Faktoren wie z.B. dem Zelltyp,
- der Zellphase, der Höhe und dem zeitlichen Verlauf der applizierten Dosis und dem erwünschten
biologischen Endpunkt abhängt. Aus einer Vielzahl von Zellbestrahlungsexperimenten
läßt sich aber eine ungefähre LET-Abhängigkeit des RBE folgern (siehe Abb.
2.5)

lungsfeld wird noch zusätzlich durch Kollimatoren seitlich begrenzt.
Ein Vorteil dieser Art der Reichweitenmodulation ist sicherlich die einfache technische
Realisierbarkeit. Allerdings ist das Einbringen von Streu- und Absorbermaterial und
Kompensator in den Strahl mit einem hohen Verlust von Primärprotonen verbunden.
Gleichzeitig entstehen Sekundärteilchen, vor allem Neutronen und Protonen, die zu einer
zusätzlichen unerwünschten Strahlenbelastung des gesunden Gewebes führen.
Handhabungs- und Entsorgungsprobleme entstehen durch die Aktivierung der
Materialien. Mit der Strahlaufweitung durch die Streufolie verliert man auch den Vorteil
des lateralen steilen Dosisabfalls der Protonen.
Um diese Nachteile teilweise zu umgehen, kann man auf das Aufweiten des dünnen
Protonstrahls mittels Streufolie verzichten und stattdessen den Strahl mit Ablenkmagneten
über das Zielvolumen lenken. Gleichzeitig kann auch der Patiententisch oder der
Strahl mittels einer Strahlführungseinrichtung (Gantry) bewegt werden. So kann eine
vollständig dreidimensional konformierende Bestrahlung erreicht werden [Schei 93]. Auf
die Reichweitenabsorber läßt sich verzichten, wenn das Beschleunigersystem in der Lage
ist, innerhalb kurzer Zeiten die kinetische Energie der Protonen aktiv zu verändern [Web
93].
Bei der Erstellung des Therapieplanungsprogramms wurde im Rahmen dieser Arbeit
von einem konformierenden Bestrahlungssystem ausgegangen, das durch Überlagerung
einzelner paralleler Protonenstrahlen unterschiedlicher Energie eine homogene Dosisverteilung
im Zielvolumen erzeugt. Es läßt sich auf die obengenannten Verfahren
anwenden, da sowohl das Einbringen von Absorbern als auch von Streuern simuliert
werden kann.
15

16
2.4 Therapieplanung in der Protonentherapie
In der Protonentherapie ist wegen der geringen seitlichen Aufstreuung und der endlichen
Reichweite des Strahls die Bestrahlung mit weitaus höherer Genauigkeit möglich als
bei den herkömmlichen Strahlentherapien. Um diese Vorteile aber auch entsprechend
nutzen zu können, muß die Therapieplanung mit der gleichen Präzision durchgeführt
werden.
Ausgangspunkt bei allen derzeitigen Verfahren ist immer die Darstellung des Zielvolumens
durch Computertomographie (CT). In der Regel sind hierfür 60 - 80 Einzelaufnahmen
nötig [Buc 94]. Sie dienen dazu, das Bestrahlungsvolumen festzulegen sowie
kritische Strukturen, die einer möglichen Strahlenbelastung ausgesetzt sind, und Inhomogenitäten
im Strahlgang zu erkennen. Die CT -Schnitte liefern eine Auflösung von 0.4
- 5 mm. Da die Aufnahmen mit Hilfe von Röntgenstrahlung gewonnen werden, ist die
Schwärzung der einzelnen Pixel der CTs ein Maß für die Photonenschwächung des
Mediums. Über Kalibrationskurven kann man aus den eingescannten CTs direkt das
Protonenbremsvermögen bestimmen [Che 79]. Dabei nutzt man auch die Tatsache aus,
daß die atomare Zusammensetzung des menschlichen Gewebes hinreichend gut bekannt
ist. Die CT-Aufnahmen sollten in der Behandlungsposition durchgeführt werden, um
eine möglichst hohe Übereinstimmung der Bilder mit der Situation bei der Bestrahlung
zu gewährleisten.
Nun werden die Rahmenparameter der Bestrahlung wie Bestrahlungsrichtung, zu
applizierende Dosis, mögliche Kompensatoren im Strahlgang, usw. festgelegt. Mit einem
Rechenverfahren muß die Dosisverteilung innerhalb des Bestrahlungsvolumens berechnet
werden. Man unterscheidet hierbei 3 verschiedene Verfahren: Breitstrahl ("broad
beam"), Nadelstrahl ("pencil beam") und Monte Carlo-Methode.
Im Breitstrahl-Verfahren wird das Verhalten eines ausgedehnten Protonenstrahls im Bestrahlungsvolumen
berechnet. In einer Art Ray-Tracing-Verfahren wird der Protonenweg
durch das Medium bis ins Ziel berechnet und die jeweiligen Bahnabschnitte in
wasseräquivalente Spurlänge umgerechnet. Auf der Zentralachse der Protonenspur berechnet
sich die Dosisverteilung aus dem Produkt aus Protonenfluß und dem dichtekorrigierten
Protonenbremsvermögen für Wasser, das aus einer Tabelle abgelesen wird .
. Hierbei wird die Flußabnahme entlang des Strahls näherungsweise als linear
angenommen. Die laterale Abnahme der Dosis folgt einer Gauss-Verteilung, deren Breite
0' sich mit abnehmender Restreichweite nach einem festen, von der Protonenan­
fangsenergie unabhängigen Zusammenhang vergrößert [Lee 93].
Da das Breitstrahl-Modell keine Streueffekte berücksichtigt, können mögliche lokale
Über- und Unterdosierungen ("hot spots", "cold spots") aufgrund von Inhomogenitäten

nicht genau vorhergesagt werden.
Eine genauere Berechnung der Dosisverteilung ermöglicht das Nadelstrahlverfahren.
Der gesamte Protonenstrahl setzt sich hierbei aus einer Vielzahl dürmer Einzelstrahlen
zusammen. Die Dosisverteilung der Nadelstrahlen wird im voraus analytisch berechnet
oder über Monte Carlo-Rechnungen für eine Vielzahl von Einschußenergien bestimmt
[Pet 92]. Sie liegt dann in zweidimensionaler Form vor, d.h. abhängig von wasseräquivalenter
Tiefe und radialem Abstand von der Strahlachse.
Dank der besseren Auflösung des Nadelstrahlverfahrens gegenüber der Breitstrahlmethode
werden die Einflüsse von Inhomogenitäten hier besser berücksichtigt. Mehrfachstreuungen
gehen aber auch hier nicht in die Therapieplanung ein. Deren Einfluß mag in
der klinischen Praxis im allgemeinen vernachlässigbar sein und von anderen Effekten
wie Patienten- und Organbewegung überdeckt werden. Sie stellen aber bei Anwendungen
in der Nähe kritischer Strukturen wie z.B. bei Bestrahlungen im Schädelbereich einen
großen Unsicherheitsfaktor dar [Got 82].
Beim Monte Carlo-Verfahren wird jedes einzelne Teilchen durch das vorgegebene Medium
transportiert. Dabei werden sowohl elastische als auch inelastische Wechselwirkungen
simuliert. Je nach Umfang kann das Monte Carlo-Programm die Erzeugung von
Sekundärteilchen sowie die Streuung an Elektronen der Atomhülle oder Nukleonen des
Kerns beinhalten. Dabei ist es möglich, Vorgänge in die Berechnung eingehen zu lassen,
die unter Umständen nur mit großem Messaufwand experimentell bestimmt werden
können, wie z.B. Neutronenstreuung oder Deltaelektronenerzeugung und -ausbreitung.
Die Monte Carlo-Methode bietet sich also an bei der Verifizierung der in der klinischen
Praxis verwendeten Planungsalgorithmen, für Vorausberechnungen von Tiefendosiskurven
zur Weiterverwendung in der Therapieplanung, aber auch zur Bestimmung der
Protonenflußreduktion und der Strahlaufweitung beim Durchgang durch Streu- und
Absorbermaterial sowie beim Durchfliegen einer längeren Luftstrecke.
Der direkte Einsatz von Monte Carlo-Rechnungen im Therapieplanungsprogramm scheiterte
bisher an der benötigten großen Rechenzeit. In der klinischen &Lwendung sollte das
Erstellen eines Planungsprotokolls nur wenige Minuten beanspruchen, eine Zeit, die
schon bei der Monte Carlo-Simulation der Bestrahlung kleiner Tumore bei weitem
überschritten wird. Da die Entwicklung der Computerhardware aber weiter voranschreiten
wird, ist in der Zukunft mit einem verstärkten Einsatz schnellerer und preiswerterer
Rechner auch in der Strahlentherapieplanung zu rechnen. Aufgrund der hohen Präzision
ihrer Ergebnisse wird sich die Monte Carlo-Methode dann gegenüber den anderen aufgezeigten
Berechnungsverfahren durchsetzen [Got 92].
17

20
Ende der Teilchenspur berechnet. Die laterale Aufweitung des Strahls durch Kleinwinkel­
Coulombstreuung ("Small Angle Coulomb Scattering") wird mit einem an Molieres Theorie
der Vielfachstreuung geladener Teilchen [Mol 48] angenäherten Verfahren bestimmt.
Die Behandlung nuklearer Stöße erfolgt in zwei Phasen:
In einem ersten "schnellen" Schritt wird die Kollision eines Teilchens mit einem Kern
durch das INC-Modell beschrieben (Intra-Nuclear-Cascade). Hierbei wird der Zielkern
als quasi-freies Nukleonengas gesehen, in dem die einzelnen Kernteilchen unabhängig
voneinander mit dem Projektil wechselwirken. Die dabei übertragene Energie gibt der
Kern in Form von weiteren Teilchen (Protonen, Neutronen, Pionen) ab. Pionen entstehen
in nennenswerter Zahl allerdings erst bei Protonenenergien oberhalb von etwa 300 MeV,
sind also in der klinischen Anwendung vernachlässigbar. Nach dem Durchgang des Teilchens
wird die weitere Abregung des Kerns in einer zweiten, "langsamen" Phase nach
dem Verdampfungsmodell berechnet, bei dem der Kern als Gesamtheit gesehen wird
und solange Clusterteilchen (Deuteronen, Tritonen, 3He-Kerne, Alphateilchen) und
Nukleonen abdampft, bis auch hierzu nicht mehr genügend Energie zur Verfügung steht.
Zurück bleibt ein angeregter Restkern, der noch Gammas entsenden kann.
Eine tiefergehende Beschreibung des INC-Modells und des Verdampfungsmodells erfolgt
in Kapitel 4.
Bei der Betrachtung der Energiedeposition bei der Protonenbestrahlung sind also neben
dem Energieverlust durch Ionisation weitere eventuelle Einflußgrößen zu
berücksichtigen:
a) die mittlere Energie bzw. Reichweite der im INC entstehenden Nukleonen
b) die mittlere Energie bzw. Reichweite und damit die Dosis der aus dem
Verdampfungsmodell resultierenden Clusterteilchen d, t, 3He, a und der Restkerne
c) der Fluß der Neutronen und Gammas
Zum weiteren Transport schneller Neutronen unterhalb einer frei zu wählenden Minimalenergie
(üblicherweise Emin = 14.9 MeV) und zum Transport der Gammas dient das
HERMES-Teilprogramm MORSE (Multigroup Oak Ridge Stochastic Experiment). Es
kann sowohl mit einer selbstdefinierten Neutronen/Gamma-Quelle gestartet werden als
auch mit zuvor im HET weggeschriebenen Neutronendaten. Die Anbindung beider Programme
erfolgt über sog. Submission-Files. Darin werden die Koordinaten sowie die
Energie und die Flugrichtung der Neutronen festgehalten, die den im HET gesetzten
Energie-Cut erreicht haben. Im Gegensatz zum HET verwendet MORSE Vielgruppenwirkungsquerschnitte,
die in Tabellen abgelegt sind. Diese sind materialabhängig und
werden aus entsprechenden Datenbanken wie z.B. ENDF /B erzeugt. Bei den Neutronen
reichen sie von üblicherweise 20 Me V bis hinunter in den thermischen Bereich. Zur Be-

stimmung der Neutronen-/Gammadosis wird der Fluß in vorher definierten Regionen
der Geometrie bestimmt. Daraus kann über KERMA-Faktoren die Dosis berechnet
werden.
Hierbei ist: D
E""",
D = J KH20(E) * if!(E) dE
Emin
Gleichung 3.1, Dosisbestimmung
Emin -
Emax -
KH2o(E)
(E) -
Neutronen- bzw. Gammadosis
unterste Energiegruppe
oberste Energiegruppe
- energiegruppenabhängiger Kermafaktor
Neutronen- bzw. Gammafluß innerhalb einer
Energiegruppe
Bei MC4 [Clt 93a] handelt es sich um ein Transportprogramm zur Anwendung in der
Detektorentwicklung. Es beruht auf den gleichen physikalischen Modellen wie das HET,
erlaubt aber darüber hinaus die Berechnung teilchenspezifischer Daten wie Flugrichtung,
Energie sowie Ort und Geschwindigkeit innerhalb der Geometrie. Die Darstellung von
Teilchenspuren wird dadurch ermöglicht.
3.1.2 Energiedeposition
Abbildung 3.2 zeigt die simulierte zweidimensionale Dosisverteilung eines Protonenstrahls
in Wasser. Deutlich erkennt man den distalen und lateralen steilen
Dosisabfall. Erkennbar wird auch, daß die Energiedeposition im Zentralstrahl zuerst
leicht abnimmt. Dies liegt daran, daß Protonen aus dem Zentralstrahl gestreut oder durch
Kernwechselwirkungen absorbiert werden.
21

Phantom zu berechnen. Es genügt dagegen, ihre kinetische Energie am Entstehungsort
zu deponieren. Der dabei entstandene Fehler ist vernachlässigbar klein.
Neutronen
Abb. 3.11( Neutronenbahnen im Wasser
Neutronen entstehen hauptsächlich in der Bahn derPrimärprotonen. Sie erhalten dabei
Energien bis fast zur Startenergie der Protonen, allerdings sind Neutronen mit Energien
unterhalb von 1 MeV am häufigsten (Abb. 3.12).
10 100
Neutron Energy [MeV]
Abb. 3.12, Neutronenspektrum für verschiedene Startenergien
29

32
Depth in water phantom [ern]
Abb. 3.15, Radiale Energiedeposition der Neutronen (E < 14.9 MeV)
Radial zur Protonenstrahlachse nimmt die Energiedeposition der Neutronen sehr schnell
ab und erreicht schon nach ca. 1 cm etwa einen Wert von einem Zehntel des Maximalwerts
auf der Achse.
Die Energiedeposition der Neutronen mit Energien unter 14.9 MeV ist insgesamt sehr
gering; selbst bei 250 MeV-Protonen erreicht sie nicht einmal 0.5 % der Startenergie. Ob
diese Untergrundstrahlung bei der Protonentherapie allerdings vernachlässigt werden
kann, ist fraglich. In der Strahlenmedizin werden Neutronen in gerade diesem Energiebereich
zur Tumortherapie eingesetzt. Dies wird mit ihrem hohen LET-Anteil und der
daraus resultierenden großen biologischen Wirksamkeit begründet. Auch im Strahlenschutz
wird der hohen radiobiologischen Schädlichkeit Rechnung getragen: Der
Qualitätsfaktor für externe Neutronenstrahlung wird hier mit 10 angesetzt, d.h. gegenüber
Gammastrahlung erreicht Neutronenstrahlung eine zehnmal höhere
Äquivalentdosis bei gleicher deponierter Energiedosis [SSV 89] .
. Der Einfluß der Neutronen in der Protonentherapie bedarf noch weiterer
Untersuchungen. In einem Therapieplanungsprogramm sollte der Transport der Neutronen
und ihre Wechselwirkung mit dem Gewebe aber unbedingt berücksichtigt
werden.

34
Die Energiedeposition der Gammas erreicht etwa in der zweiten Hälfte des Braggplateaus
ein Maximum und nimmt danach wieder ab. Sie ist insgesamt fast eine Größenordnung
kleiner als die Energiedeposition der Neutronen. Außerhalb der Strahlachse ist
die Gammadosis sehr gering, da angeregte Restkerne fast ausschließlich in der Protonenbahn
erzeugt werden. Die radiale Energiedeposition liegt deshalb um fast drei
Größenordnungen unter der der Neutronen (beachte die Einheit: eV /mm]!). Durch Aufbaueffekte
erreicht die Dosis erst nach einigen Zentimetern ihren Maximalwert.
Radial distanee horn proton bearn axis [ern]
Abb. 3.17, Radiale Energiedeposition der Gammas
Die von Gammas deponierte Energie ist insgesamt sehr gering; 5.3 ke V pro Proton bei 150
MeV, 17.5 keV pro Proton bei 250 MeV. Da sie auch keine besonders hohe biologische
Wirksamkeit haben, ist ihr Einfluß in der Therapieplanung vernachlässigbar.

4 bone region
2
20 40 60 80 100 120 140
depth in water phantom [mm]
Abb. 3.20, Tiefendosisverteilung im Wasserphantom mit Knochenstruktur
Die Produktionsrate von geladenen Sekundärteilchen (a, d, t, 3He) steigt an mit der Massenzahl
A des getroffenen Atoms. Dadurch erhöht sich deren Anzahl im Knochenbereich
um den Faktor 3 gegenüber dem umliegenden Wasser (Abb. 3.21). Mit ihrer relativ geringen
kinetischen Energie (siehe Kap. 3.1) und der damit verbundenen kurzen
Reichweite werden die Teilchen fast ausschließlich innerhalb des Knochens gestoppt. Ein
vom Protonenstrahl getroffener Knochen wird also gegenüber dem umliegenden Gewebe
überproportional geschädigt.
(l
bone region
o 20 40 60 llO 100 120 140 1$0 '1$0 200
acpth in wat..;r phantom !mm)
Abb. 3.21; Produktionsrate der geladenen Sekundärteilchen
37

38
3.3 Vergleich mit anderen Simulationsprogrammen
3.3.1 GEANT, PTRAN und TRIM
GEANT [Bru 94] ist, wie HERMES, ein dreidimensionales Teilchentransportsystem, das
ursprünglich am CERN (Schweiz) zum Einsatz in der Hochenergiephysik entwickelt
wurde. Bei Berechnungen im Wasserphantom wird die Abbremsung des Protons durch
Coulombwechselwirkung wie im HETC über die Bethe-Bloch-Formel berechnet. Der
Energieverlust wird dabei aus einer Vavilovverteilung [Vav 57] ermittelt, und die
Strahlaufweitung berechnet sich nach der Theorie von Moliere [Mol 48]. Die Behandlung
nichtelastischer Stöße erfolgt optional über zwei angebundene Systeme, FLUKA [Aar 90]
und GEISHA [Fes 85], die im wesentlichen mit parametrisierten experimentellen Werten
arbeiten. FL UKA besitzt darüber hinaus für sehr hohe Teilchenenergien ein einfaches
Quarkmodell. Bei den folgenden Betrachtungen wurde das GEISHA-System gewählt.
Im Gegensatz zum HETC führt GEANT auch die Produktion und den Transport von
Deltaelektronen durch. Ein weiterer Unterschied zum HETe ist die Verwendung vom
Benutzer festgelegter Schrittweiten beim Tracking innerhalb der Geometrie. Sie werden
so gewählt, daß sie einerseits groß genug sind, um eine ausreichende Anzahl von Einzelstreuungen
innerhalb der Schrittweite zu garantieren und um die Rechenzeit zu
minimieren. Andererseits müssen die Schritte klein genug sein, um eine hohe Ortsauflösung
der Teilchenbahn zu erhalten.
PTRAN [Ber 93] ist speziell für den Einsatz in der Protonendosimetrie und in der Therapieplanung
konzipiert worden. Es berechnet den Energieverlust und die Protonenenergiespektren
in einem homogenen Medium in Abhängigkeit von der Eindringtiefe. Wie in
GEANT wird auch hier eine Vavilovverteilung für den Energieverlust durch Coulombwechselwirkung
und eine Moliereverteilung für die Mehrfachstreuung benutzt. Die
Berechnung des Energieverlusts erfolgt bei Protonenenergien über 0.5 Me V anhand der
Bethe-Bloch-Formel und unterhalb dieser Schwelle mit einem Fit an experimentelle
Werte. Sekundärteilchenproduktion in Kernwechselwirkungen findet nicht statt. Stattdessen
wird deren Energie am Kollisionsort lokal deponiert. Zur Berechnung der
energieabhängigen Reichweiten verwendet PTRAN eine von der ICRU empfohlene Tabelle
[ICRU 49]. Bei den folgenden Vergleichen wurde zusätzlich noch die Energieverlusttabelle
des Programms SPAR [Arm 73] verwendet. Sie entspricht der im HETC
. verwendeten Tabelle.
TRIM [Zie 95] wird vor allem in der Festkörperphysik verwendet. Es berechnet den
Transport von Ionen mit Energien zwischen 10 eV und 2 GeV INukleon in unterschiedlichen
Materialien. Nukleare Stöße des Projektils mit einem Atomkern und Wechselwirkungen
mit den Hüllenelektronen werden quantenmechanisch behandelt und die

Einsatz in der Protonentherapie eignet.
Der Bragg-Peak ist beim HETC um etwa 5 % höher als bei den anderen Programmen.
Dies liegt an der unterschiedlichen Behandlung des Straggling-Effekts im HETC. Anstatt
den berechneten Energieverlust nach jeder Teilstrecke um einen Mittelwert zu variieren,
wird hier erst am Ende der Teilchenspur kurz vor dem Stoppen des Protons eine Variation
der Reichweite ("range straggling") durchgeführt, die sich auf die letzten beiden
Reichweiten-Bins beschränkt. Der Bragg-Peak wird also schmaler und damit höher, da ja
die gesamte Fläche unter der Dosiskurve gleich bleibt.
Physikalisch richtiger ist sicherlich das Verfahren des Energie-Stragglings. Es führt auch
zu richtigeren Ergebnissen im Hinblick auf die Protonenenergiespektren in verschiedenen
Tiefen. Für den Einsatz in der Therapieplanung sollte also ein Monte Carlo-Verfahren
eine Energievariation nach jedem Teilschritt durchführen.
3.3.3 Vergleich mit TRIM
Verglichen wurden hier die Tiefendosisverteilungen monoenergetischer Nadelstrahlen
mit Energien von 150 MeV bzw. 250 MeV.
E=l50MeV I
20 40 60 80 100 120 140 160 180
depth in water phantom [mm)
Abb. 3.24, Tiefendosisvergleich mit HETC und TRIM (E= 150 MeV)
41

42
2
1
E =250 MeV I
..-
TRIM
HETC
0 0 50 100 150 200 250 300 350 400
depth in water phantom [mm]
Abb. 3.25, Tiefendosisvergleich mit HET lffid TRlM (E = 250 MeV)
Mit der quantenmechanischen Behandllffig der Ionisation im TRlM wird die statistische
Natur des Energieverlusts berücksichtigt. Dies entspricht dem Verfahren des Energie­
Stragglings, was im Vergleich mit dem BETC deutlich wird: Der Bragg-Peak im TRlM ist
deutlich breiter und der Anstieg vom Plateau beginnt früher. Die Lage des Peaks stimmt
aber auch hier mit der im HETC überein, d.h. in der Berechnlffig der Reichweite lffiterscheiden
sich die verwendeten Monte Carlo-Programme nur unwesentlich.
•

3.4 Vergleich mit experimentellen Daten
Im Rahmen der prätherapeutischen Untersuchungen zur Protonentherapie wurden physikalische
und biophysikalische Experimente an der Beschleunigeranlage easy im
Forschungszentrum Jülich (KFA) durchgeführt. Die gewonnenen Daten wurden mit Ergebnissen
der Simulation verglichen.
3.4.1 Beschleunigeranlage eaSY
easy (Cooler Synchrotron) ist ein Protonenbeschleuniger für kinetische Energien bis 2.5
Ge V. Er bietet die Möglichkeit, in internen und externen Experimenten physikalische
Phänomene im mittleren Energiebereich (Mittelenergiephysik) zu studieren. Darüber
hinaus verfügt eaSY über einen externen Niederenergiemeßplatz (NEMP), an dem mit
Protonen mit einer maximalen kinetischen Energie von 250 MeV experimentiert werden
kann [Wol 96]. An diesem "Medizin"-Meßplatz wurden die Phantommessungen
durchgeführt.
Maximale Protonenenergie
Maximaler Strom
Maximaler Teilchenstrom
Maximalenergie NEMP
Maximaler Teilchenstrom NEMP
Strahlkühlung
Umfang
Vakuum
Strahlführung, Fokussierung
Experimentierbereiche
Technische Daten von eOSy:
2.5 GeV
0.16 nA
10 9 Protonen/ s
250 MeV
10 6 Protonen/ s
1. Elektronenkühlung
2. Stochastische Kühlung
183.5 m
10- 10 mbar
24 Dipole a 27 t, max. 1.58 Tesla
56 Quadrupole a 2-3 t, max. 7.8 Tesla/ m
2 interne
3 externe
Der Beschleunigerring wird gespeist mit 40-MeV-H2+-Ionen aus dem Zyc1otron JULIC.
Vor der Injektion der Ionen in den Ring durchläuft der Strahl eine sog. Strippingfolie, an
der das überschüssige Elektron abgestreift wird und die Bindung der beiden
Wasserstoffatome aufbricht. Die beiden freien Protonen gelangen in den Ring und wer-
43

44
den bei jedem Umlauf in einem Resonanzhohlleiter (Kavität) durch hochfrequente Wechselfelder
weiter beschleunigt. Um die Protonen auf ihrer Bahn zu halten, wird die
Magnetfeldstärke der Umlenkmagnete (Dipole) in den Bögen des Beschleunigers synchron
mit der Frequenz des Beschleunigungsfelds erhöht (-7 Synchrotron!). Die Protonen
durchlaufen den Ring in einzelnen Teilchenpaketen ("Bunchs"), die auf ihre Sollenergie
beschleunigt und dann in der jeweiligen Experimentierstation auf ein Zielmaterial
("Target") gelenkt werden. Erst dann wird der Ring neu befüllt, und der Beschleunigungsvorgang
beginnt erneut.
Dlpolmagnete \
____ Zyklotron
JUUC
Injektion --..
Abb. 3.26, Schematischer Aufbau von eaSY
Elektronen­
/kühler
Quadrupoljmagnete
(Kicker)
Nur im Idealfall bewegen sich die Protonen innerhalb eines Bunchs alle mit der gleichen
Energie parallel zur Strahl richtung. In der Realität verfügen sie aber immer über unterschiedliche
longitudinale und transversale Impulse, die dazu führen, daß das Teilchen-
-paket mit der Zeit zerfließt. Für die einzelnen Experimente - und natürlich auch für
therapeutische Anwendungen der Protonenstrahlen - ist aber ein dünner (also ortsgenauer)
Protonenstrahl mit hoher Teilchendichte und möglichst kleiner Energieunschärfe
von großer Bedeutung. Dies zu erreichen ist Ziel der Strahlkühlung. Bei eaSY werden
zwei unterschiedliche Kühlmethoden angewandt: Die Elektronenkühlung und die Stochastische
Kühlung.

Zur Elektronenkühlung, die im unteren Energiebereich der Protonen eingesetzt wird,
wird in einem geraden Teilstück ein hoch geordneter Strahl paralleler, monoenergetischer
Elektronen in den Ring geleitet. Innerhalb dieser atomgitterähnlichen Struktur reduziert
sich durch Stoßprozesse der Longitudinal- und der Transversalimpuls der hindurehfliegenden
Protonen.
Bei höheren Energien arbeitet die Stochastische Kühlung effektiver: An einem elektronischen
Signalnehmer ("Pick-up") wird an einer Stelle des Rings die Abweichung des
Teilchenpakets von der Sollbahn gemessen. Aus den Daten wird der zur Korrektur nötige
zusätzliche Impuls ("Kick") berechnet und auf im Ring angebrachte Elektroden ("Kicker")
gegeben. Es ist natürlich unmöglich, den Kick auf den richtigen Bunch anzuwenden. Er
wird deshalb auf irgendeinen beliebigen Bunch übertragen. Aber aufgrund der stochastischen
Natur dieses Verfahrens reduziert sich die Orts- und Energieunschärfe des
Strahls nach einer Vielzahl von Kicks merklich.
Zur Anwendung in externen Experimentierplätzen wird der Protonenstrahl, wenn er die
gewünschte Energie besitzt, aus dem Ring ausgelenkt. Zur Zeit befinden sich drei solcher
Plätze bei eOSY: TOF - ein Flugzeitspektrometer - und BIG KARL - ein Magnetspektrometer
- für kernphysikalische Untersuchungen sowie der Niederenergiemeßplatz NEMP,
an dem die prätherapeutischen Phantommessungen zur Protonentherapie vorgenommenwurden.
3.4.2 Messungen im Wasserphantom
Da Wasser ein Medium mit gewebeähnlichen Eigenschaften ist, werden in der Radiotherapie
oft Eichmessungen in Wasserphantomen durchgeführt. Unser Phantom bestand
aus einem 50 cm x 50 cm x 40 cm großen Wasserbehälter aus 1 cm dicken Plexiglasplatten.
Der Strahl trat horizontal in das Phantom ein. Mit einem 3D-Scanner konnten die verwendeten
Detektoren in O.i-mm-Schritten punktweise in alle beliebigen Positionen
innerhalb des Phantoms bewegt werden.
45

48
Bei den Messungen im Wasserphantom wurde deutlich, daß die hierbei erreichbaren
Genauigkeiten vergleichbar sind mit denen der Monte Carlo-Simulationen. Abweichungen
zu den gemessenen Daten von wenigen Millimeteren sind für eine Bestrahlungsplanung
tolerabel, sollten aber weiter minimiert werden. Zur weiteren Validierung von
Monte Carlo-Systemen sind besonders im Hinblick auf den Einsatz in der Strahlentherapie
noch zusätzliche präzise Messungen notwendig.
3.4.3 Messungen im Plexiglasphantom
Hinter einem gewebeäquivalenten Plexiglasphantom wurde mit hochauflösenden Detektoren
der Universität Erlangen gemessen. Die Dicke der Plexiglasschicht kann durch
das schrittweise Einfahren des keilförmigen Plexiglasblocks variiert werden. Bei der
Messung kamen zwei Detektorsysteme zum Einsatz: Faserhodoskop und
Silliziummikrostreifendetektor.
Detektorsystem Schrittmotor
Abb. 3.30, Plexiglasphantom
Das Faserhodoskop besteht aus zwei Lagen dünner Fiberglasfäden (Querschnittsfläche 2
mm x 2 mm), die hintereinander in x- bzw. y-Richtung ausgerichtet sind. Jede Lage setzt
sich zusammen aus 16 Fäden, was eine sensitive quadratischen Fläche von 3.2 x 3.2 cm 2
ergibt. Das Szintillationslicht, das beim Flug von Teilchen durch die Fasern entsteht, wird
in zwei 16-Kanal:"Photomultipliem in messbare elektrische Signale umgewandelt.
Eine höhere Ortsauflösung erreicht man mit dem Silliziummikrostreifendetektor. Er ist
ähnlich aufgebaut wie das Faserhodoskop, allerdings bestehen die Lagen hier aus 200 IJID
breiten und 500 Jlm dicken Silliziumstreifen, die eilte sensitive Detektorfläche von 2 x 2
cm 2 bilden. Die einzelnen Streifen werden separat ausgelesen. Man erhält so ein hochaufgelöstes
Schnittbild der lateralen Teilchenverteilung im Strahl. Mit einem weiteren,

50
3.5 Diskussion der Vergleiche
Die Unterschiede zwischen den einzelnen Monte Carlo-Programmen in den berechneten
Tiefendosisverteilungen waren recht gering und beruhten allein auf unterschiedlichen
Berechnungsmethoden. Auf die Zwecke der Bestrahlungsplanung angewandt, zeigte
sich, daß ein Verfahren, das den Energieverlust während der Abbremsung verschmiert
(Energy Straggling) der Methode der Reichweitenvariation (Range Straggling) hier
überlegen ist.
Die Messungen im Wasserphantom mit Thermolumineszenzdetektoren und Ionisationskammern
zeigten eine zufriedenstellende Übereinstimmung mit den HETC-Simulationen
im Rahmen der Ortsunschärfe, die durch die Detektorausdehnung bedingt war. Bei
hochauflösenden Messungen mit Silizium-Mikrostreifendetektoren, wie sie im Rahmen
der prätherapeutischen Studien zur Protonentherapie an COSY erstmals überhaupt
durchgeführt wurden, zeigten sich ähnliche Ergebnisse wie im Vergleich zwischen den
einzelnen Monte Carlo-Programmen.
In der Protonentherapie erlaubt die Verwendung der Monte Carlo-Methode mindestens
ebenso präzise Aussagen wie aufwendige Messungen am Wasserphantom. Darüber hinaus
läßt sich die biologische Wirkung der Strahlung in die Berechnung einbeziehen,
sofern geeignete Modelle zur Verfügung stehen.

4PROVOX
4.1 Programm
PROVOX ist das entwickelte Teilchentransport-Simulationsmodell zur Anwendung in
- -
Bestrahlungsprotokollen. Es berechnet die Spuren von Protonen und Neutronen innerhalb
einer vorgegebenen dreidimensionalen Geometrie. Der Energieverlust der Protonen
berechnet sich nach der Bethe-Bloch-Formel und wird dabei nach einer Gauss-Verteilung
variiert. Die Behandlung nuklearer Prozesse erfolgt bei Projektilenergien über 20 Me V
nach einem eingeschränkten INC-Modell. Unterhalb von 20 MeV werden Neutronenstöße
über Wirkungsquerschnittsdaten berechnet; Protonenstöße dagegen vernachlässigt. In
den folgenden Unterkapiteln wird die Struktur des Programms, die Umsetzung der Geometrie
und die Dosishomogenisierung in der Tumorregion beschrieben.
4.1.1 Struktur
Die Struktur von PROVOX folgt dem üblichen Aufbau von Monte Carlo­
Teilchentransportprogrammen. In einer Hauptschleife werden die einzelnen Strahlteilehen
der Reihe nach in sog. Teilchenschicksalen abgearbeitet.
Das Strahlteilehen und die innerhalb eines Teilchenschicksals entstehenden Sekundär­
teilehen werden in einer inneren Schleife durch die Geometrie geführt ("Tracking tl
).
Interessierende Daten wie Energiedeposition und Dosis werden dabei für jedes Volumenelement
weggeschrieben ("Scoring").
Die Hauptschleife besteht im wesentlichen aus dem Hauptprogramm Main, aus dem das
Unterprogramm Path für jedes Strahlteilchen aufgerufen wird. In Main werden die Wirkungsquerschnittsdaten
für die in Frage kommenden Reaktionen in den entsprechenden
Materialien eingelesen. Außerdem werden hier material- und teilchenabhängige Energie­
IReichweitentabellen vorbereitet. Damit kann aus einer bekannter Energie eines Teilchens
dessen Reichweite und aus einer bestimmten zurückgelegten Strecke die dabei
deponierte Energie bestimmt werden. Um eine unterschiedliche biologische Wirksamkeit
verschiedener Teilchenarten und -energien berücksichtigen zu können, werden an dieser
Stelle auch Energie-Dosis-Tabellen im PROVOX angelegt.
51

52
Main
-liest X-Sect-Daten ein
- bereitet Energie-, Dosisund
Reichweitentabellen
vor
- Beamteilchen auf
Stack
Path
- nimmt oberstes Stackteilchen
- bestimmt Region
- bestimmt Reichweite bis
zum nächsten Ereignis
- trackt Teilchen
- schreibt Dosisdaten weg
- berechnet nukleare
Ereignisse
- setzt Sekundärteilchen
auf Stack
Abb. 4.1, Hauptschleife im PROVOX
Nachdem ein Strahlteilchen auf einen Stapel ("Stack") gelegt wurde, wird das Unterprogramm
Path aufgerufen. In Path wird dann die gesamte Historie dieses Teilchens
abgearbeitet. Zuerst wird das Teilchen als oberstes Stackteilchen eingelesen und aus dem
. Stack entfernt. Danach wird anhand der Koordinaten im Unterprogramm Geo die Region
und das Material angegeben, in dem sich das Teilchen befindet. Anschließend wird
das Teilchen bis zum nächsten Ereignis durch die Region verfolgt. Ein Ereignis ist entweder
eine nukleare Kollision oder das Verlassen der Region ("Boundary CrossLng tt
), je
nachdem, was zuerst eintritt.

54
Eine Besonderheit in PROVOX ist die mögliche Unterteilung einer Region in eine gitterförmige
Substruktur (siehe hierzu Kap. 4.1.4. "Die Bisektionale Geometrie und die
Unterteilung in Voxel"). Das dazu notwendige Tracking erfolgt im Unterprogramm
Mtraek. Die beim Tracking abgegebene Energie und die Dosis werden dann
weggeschrieben.
Verläßt das Teilchen die Region, springt das Programm zurück an die Stelle, von wo aus
Geo aufgerufen wurde, und das Tracking beginnt von neuem.
War das eingetretene Ereignis aber eine nukleare Kollision, wird eines der je nach Kollisionsart
verschiedenen Unterprogramme aufgerufen (siehe Abb. 4.3). Dabei eventuell
entstandene Sekundärteilchen werden oben auf den Stack gesetzt (sog. UFO-Stack: "last
in, first out").
Befinden sich dann noch Teilchen auf dem Stack, beginnt Path erneut mit dem Einlesen
des obersten Stackteilchens. Sind aber alle Teilchen abgearbeitet und keine weiteren dazugekommen,
kehrt das Programm zurück zu Main und setzt das nächste Strahlteilchen
auf den Stack.
Tritt ein Kollisionsereignis ein, wird zuerst nach der Projektilenergie unterschieden: Lag
sie unter 20 MeV, wird das Unterprogramm EVG aufgerufen. Für verschiedene mögliche
Reaktionen liegen dort partiale Wirkungsquerschnittsdaten vor, in denen die Energieverteilung
der Reaktionsprodukte angegeben wird. Eine der möglichen Ereignisarten
wird ausgewürfelt, und die Daten der neuen Teilchen werden an Path zurückgegeben.
Bei Projektilenergien über 20 MeV wird die Kollision mit einem Atomkern im Unterprogramm
INC300 behandelt. Es handelt sich dabei um ein Monte Carlo-Verfahren nach
einem Intra-Nuklearen-Kaskaden-Modell (INC, siehe hierzu Kap. 4.1.3. "INC-Modell
und Verdampfungsmodell"). Die Vorbereitung des INC-internen Stacks erfolgt im Unterprogramm
Proj. Die in INC300 erzeugten Sekundärteilchen werden über das
Unterprogramm Score auf den Stack in Path gesetzt. Bei einer Kollision mit Wasserstoff
werden dagegen die Energie und die Richtung der beiden Stoßpartner (dem Projektil und
dem als Proton frei gewordenen Wasserstoffkern) in einem einfachen Stoßmodell im Unterprogramm
Heol berechnet und über das Unterprogramm Hscore an Path
zurückgegeben.
Angeregte Kerne aus dem INC300 können noch Teilchen abdampfen. Dazu bedarf es in
PROVOX der Anbindung des Unterprograrrl.ITls EV AP ans INC300. EV AP liegt bereits
als Teilprogramm im HETC vor. Die Verdampfungsteilchen aus EVAP können dann
entsprechend zu den anderen Kollisionsunterprogrammen über Eseore an den Stack in

56
Path zurückgegeben werden. Übrig gebliebene Restkerne aus der Verdampfung, die nur
noch Gammas entsenden können, sollen in PROVOX ihre Anregungsenergie am
Entstehungsort deponieren und nicht mehr getrackt werden. Das Energie- und
Dosisscoring erfolgt dann im Unterprogramm Residual.
4.1.2 INC-Modell und Verdampfungsmodell
Analog zum HETC erfolgt die Behandlung der nuklearen Stöße der Protonen und Neutronen
energieabhängig anhand zweier unterschiedlicher Modelle: in einem eingeschränkten
INC-Modell für kinetische Energien bis 300 MeV und einem nachgeschalteten
Verdampfungsmodell, das die angeregten Restkerne behandelt.
Das INC-Modell (Intra-Nuklear-Cascade) wurde von Bertini [Ber 63] zur Anwendung in
einem Monte Carlo-Programm weiterentwickelt. Es geht von der Tatsache aus, daß schon
bei kinetischen Energien von einigen zig MeV die de Broglie-Wellenlänge des einfallenden
Protons im Bereich des mittleren Nukleonenabstands im Kern (etwa 1 fm) liegt. Zum
Beispiel: Ein 200 MeV-Proton besitzt eine de Broglie-Wellenlänge von AB Z 2 fm. Für ein
einfallendes Proton stellt sich deshalb der Kern als eine Wolke untereinander nichtgebundener
Nukleonen dar. Mathematisch läßt sich der Kern somit als ein Fermi-Gas
quasifreier Teilchen beschreiben. Für die Anwendung in einem Monte Carlo-Programm
ergibt sich daraus der Vorteil, daß man zur Bestimmung der Wechelwirkungswahrscheinlichkeit
des Teilchens mit dem Kern nur die hadronischen Wirkungsquerschnitte
(pp, np, ... ) benötigt. Die Kollision Projektil - Kern reduziert sich rein rechnerisch also nur
auf eine oder mehrere Kollisionen des Projektils mit einem Nukleon. Bei den einzelnen
Kollisionen können Nukleonen frei werden und andere Hadronen wie Pionen erzeugt
werden. Das einfliegende Teilchen führt so zu einer Teilchenkaskade.
Zur Produktion von Pionen kommt es im Kern aber erst bei Teilchenenergien von über
300 MeV. Diese Energien sind für die Protonentherapie nicht von Interesse. Deshalb
konnte man bei PROVOX auf die Behandlung der Pionenerzeugung, den Pionentransport
und die Betrachtung ihrer Wechselwirkungen vollständig verzichten. Das somit
vereinfachte INC300-Modell benötigt zur Kaskadenberechnung nur noch die elastischen
und differentiellen Nukleon-Nukleon-Wirkungsquerschnitte für die Proton-Proton- und
die Proton-Neutron-Streuung. Bei der Neutron-Neutron-Streuung geht man davon aus,
daß sie nicht wesentlich von der Proton-Pro ton-Streuung abweicht und man deshalb auf
deren Wirkungsquersdmitte zurückgreifen kann.

58
Die Nukleonendichte innerhalb des Kerns ist in drei Regionen unterteilt und nimmt radial
ab. Innerhalb einer Region folgt die Impulsverteilung der Nukleonen einer
Verteilung in einem entarteten Fermigas, d.h. die Nukleonen nehmen alle erlaubten Impulse
bis zum Maximalimpuls (Fermikante) an. (Nach dem Pauli-Prinzip sind in einem
Fermi-Gas zwei Teilchen mit gleichen Energieniveaus nicht erlaubt, so daß die vorhandenen
Nukleonen alle Niveaus von unten her auffüllen). Die potentielle Energie der
Nukleonen ist die Summe der Fermi-Energien in jeder Region plus einer konstanten Bindungsenergie
von 7 MeV.
Nach dem Durchgang des Projektils verbleibt in der Regel ein angeregter Restkern, der in
der Lage ist, seine überschüssige Energie in Form von Teilchenclustern und weiteren
Nukleonen abzudampfen. Im Gegensatz zur Annahme im INC, wo die Nukleonen unabhängig
voneinander betrachtet wurden, wird im Verdampfungsmodell der Kern als
Gesamtheit betrachtet. Die Anregungsenergie ist gleichmäßig verteilt, und die
Abdampfung geschieht isotrop im Ruhesystem des Kerns. Die kinetische Energie des
abgedampften Teilchens wird aus einer Maxwell-Verteilung gewürfelt [Dre 62]. Die Abdampfung
wird solange fortgeführt, bis die Restenergie des Kerns unter die angenommene
mittlere Bindungsenergie fällt. Eine weitere Abregung erfolgt dann nur noch über
die Aussendung von Gammas.
Anhand der Vorstudien mit HE TC konnte gezeigt werden, daß die durchschnittliche
Reichweite der im Abdampfungsprozess entstehenden Teilchencluster kleiner ist als die
Tumorrasterung bei der Darstellung bzw. bei der Bestrahlung. Aufgrund der hohen
Ionisierungsdichte ist ihre biologische Wirksamkeit allerdings sehr hoch. Im PROVOX
werden sie deshalb nicht transportiert, sondern ihre Rückstoßenergie ("recoil energy")
und die damit verbundene biologische Dosis wird am Entstehungsort deponiert. Die
Anregungsenergie der Restkerne, die in Form von Gammas frei wird, verteilt sich über
ein so großes Volumen, daß ihre biologische Wirkung - wie bereits gezeigt - verschwindend
gering ist Sie wird deshalb nicht mehr berücksichtigt
4.1.3 Die Bisektionale Geometrie und die Unterteilung in Voxel
Bei der Anwendung von Teilchentransport-Programmen hat die Art der Umsetzung der
geometrischen Vorgaben großen Einfluß auf die benötigte Rechenzeit. Beim HERMES
erfolgt die Beschreibung mittels der schon erwähnten Combinatorial Geometry (CG):
Vorgegebene Körper wie Kugeln oder Zylinder werden in geeigneter Weise miteinander
geschnitten, so daß sich daraus die gewünschten Zonen ergeben. Der gesamte Raum
wird so durch stückweise homogene Regionen definiert. Um während des Transportalgorithmusses
einem Teilchen die Region, in der es sich befindet, eindeutig zuordnen zu

können, wird in der Liste der definierten Zonen nach der passenden gesucht. Die Suche
erfolgt sequentiell, d.h. in der Liste weiter hinten stehende Zonen werden erst nach längerer
Zeit gefunden.
Zur Vermeidung dieser Nachteile erfolgt die Geometriebeschreibung im PROVOX mithilfe
der Bisektionalen Geometrie (BSG) [Clt 93b]. In der BSG wird der unendlich
ausgedehnte Raum durch eine Fläche in zwei Unterräume unterteilt, die sich an der Fläche
berühren. Diese Unterräume können nun ihrerseits wieder durch weitere Flächen
unterteilt werden. Man erhält so schließlich die gewünschte geometrische Struktur aus
eindeutig definierten Subräumen zusammengesetzt, die sich weder überlappen noch irgendeinen
Punkt im Raum ausschließen, was innerhalb der CG durchaus möglich wäre.
Im Gegensatz zur CG sind die entstandenen Zonen auch streng hierarchisch in einer sog.
binären Baumstruktur geordnet. Der Suchprozeß nach einer bestimmten Zone wird dadurch
zeitlich begrenzt, denn die erforderliche Suchzeit in einer Baumstruktur wächst
nur mit dem Logarithmus der Anzahl der Unterräume.
Zur Lokalisierung und Visualisierung des Tumors werden in der Medizin hauptsächlich
die beiden bildgebenden Verfahren Kernspintomographie und Computertomographie
eingesetzt. Man erreicht damit in der Praxis Bildauflösungen von üblicherweise ca. imm
x imm. Fertigt man diese Schnitte an verschiedenen Stellen an, ergibt sich eine dreidimensionale
Bildinformation mit einer Volumenauflösung von imm x imm x d. Hierbei
ist d der Abstand, in dem die Schnitte angefertigt wurden. Bei einem Schnittabstand von
d = imm erhält man also Würfel mit dieser Kantenlänge. Im nachfolgenden werden sie
"Voxel" genannt.
Die Voxel stellen auch bei der Bestrahlung die kleinstmögliche zu bestrahlende Einheit
dar. Es ist nun durchaus möglich, für die Monte Carlo Rechnung die Voxel mit den oben
beschriebenen Geometrieverfahren zu beschreiben. Dies hätte aber ein enormes Anwachsen
des Geometriefiles und - bedingt durch die hohe Anzahl an Begrenzungsflächen -
eine deutliche Verlangsamung der Teilchentransportberechnung zur Folge. Bei der Entwicklung
von PROVOX wurde deshalb ein anderer Weg beschritten: Über in der BSG
definierte homogene Regionen kann zur weiteren Unterteilung ein Gitternetz gelegt
werden. Innerhalb dieses Gitters erfolgt dann der Teilchentransport geradlinig. Voxel,
die in der Protonenbahn liegen, werden im voraus ebenso bestimmt, wie die zu erwartenden
Sehnenlängen der Teilchenspur innerhalb der einzelnen Voxel. Mittels zweier
gekoppelter Energie-Reichweiten-Tabellen wird die deponierte Energie der Protonen in
den Voxel bestimmt lmd ab gespeichert. Geeigneterweise wird das Gitter parallel zur Bestrahlungsrichtung
gelegt. Dies erleichtert die Berechnung der homogenen
Dosisverteil ungen.
59

60
4.1.4 Berechnung homogener Dosisverteilungen
Bei der Bestrahlung eines ausgedehnten Tumors sollten die Inhomogenitäten 5 % nicht
überschreiten [Bon 93]. Die hierfür notwendige Wichtung der einzelnen monoenergetischen
Protonenstrahlen erfolgt im Unterprogramm Flat. Aus den Eingabedaten werden
die Minimal- und Maximalkoordinaten in x-, y- und z-Richtung der Region, in der sich
der Tumor befindet, sowie die Gitterkonstante d, d.h. die Kantenlänge der Voxel
übernommen. Das Koordinatensystem wird so gelegt, daß die Bestrahlungsrichtung mit
der z-Achse übereinstimmt. Die Voxel mit gleichen x- und y- Koordinaten werden dann
zu Säulen zusammengefasst, und das Unterprogramm Find prüft, ob die vorgegebene
Säule das Tumorvolumen schneidet. Ist dies der Fall, übergibt Find die z-Koordinaten
der Schnittpunkte an Flat. Mit den Unterprogrammen Range und Energy berechnet Flat
dann die zur Bestrahlung des Tumors nötige minimale und maximale Reichweite Rmin
bzw. Rmax des Protonenstrahls sowie die zugehörigen Energien. Zwischen Rmin und Rmax
liegen genau N = INT«Rmin - Rmax)/ d Zielvoxel, für die nun ebenfalls aus ihrer Tiefe die
für eine Bestrahlung nötige Protonenenergie berechnet wird. Der gewünschte ausgedehnte
Bragg-Peak setzt sich also aus N Bragg-Peaks monoenergetischer Protonen
zusammen. Im Unterprogramm Meshdep werden die Dosisbeiträge der einzelnen
Bragg-Kurven in das Zielvoxel und die davorliegenden N-1 Voxel berechnet. Ziel von
Flat ist es nun, die Intensität der N verschiedenen Tiefendosiskurven so zu wichten, daß
sich als Überlagerung eine flache Dosisverteilung ergibt.
Das Programm benutzt hierzu das Gauss'sche Eliminationsverfahren (z.B. in [GoI 93]).
Aber auch andere Näherungsverfahren sind denkbar [Bra 88]. Das Gauss'sche Verfahren
liefert hin und wieder (unphysikalische) negative Werte. Diese sind natürlich bei einer
Bestrahlung nicht realisierbar. Aber aufgrund der guten Addierbarkeit der Bragg-Kurven
zu einem ausgedehnten Bragg-Peak reicht es aus, das vorderste Voxel aus der Bestrahlungsplanung
herauszunehmen und den Gauss-Algorithmus ein zweites Mal auf N-1
Kurven anzuwenden. Dieses Verfahren kann beliebig (aber höchstens N-mal) angewandt
werden, liefert aber schon in der Regel nach einmaligem Herausnehmen durchweg positive
Werte.
Mit den so berechneten Wichtungen der einzelnen Protonenenergien wird das Unterprogramm
MOCA gestartet. Aufgrund von nuklearen Stößen kann es bei der Berechnung
des Teilchentransports zu Abweichungen von der berechneten flachen Verteilung
- kommen. Nach einer Überprüfung der Dosisverteilung ist Flat aber in der Lage diese
auszugleichen. Beim Unterschreiten der Solldosis in einem bestimmten Voxel wird
MOCA erneut mit der geeigneten Energie gestartet. Liegt die Voxeldosis zu hoch, kann
ein Monte Carlo-Lauf mit einem "negativen Teilchen" gestartet werden. Dies bedeutet,
daß in einem zusätzlichen Lauf die eigentlich deponierte Energie/biologische Dosis abgezogen
wird, solange, bis die Solldosis erreicht wird.

62
4.2 Beispiele
4.2.1 Geometrie
Bei den folgenden Bestrahlungssimulationen wird ein kubisches Phantom mit einer Seiten1änge
von 30 cm angenommen. In der Mitte befindet sich ein kugelförmiger Tumor
mit einem Radius von 2 cm, was einem Volumen von ca. 0.033 I entspricht. Als gewebeähn1iches
Material wird im gesamten Phantom Polyethylen (CH2) angenommen (siehe
Abb. 4.6). Die Bestrahlung erfolgt parallel zu den Kanten des Kubus.
p
Abb. 4.6, Schematische Darstellung des Bestrahlungsbeispiels
In einem Würfel um die Tumorregion wurde mit einem Gitter mit einer Gitterkonstanten
von 1 mm gerastert. Bei einem Tumor der angegebenen Größe ergibt das eine Anzahl von
etwa 36.000 Voxeln, die einzeln bestrahlt werden. D.h. für jedes Voxel werden die Protonenenergie
und -intensität so festgelegt, daß die Solldosis innerhalb der Voxel erreicht
wird.
4.2.2 Visualisierung
Zur bildlichen Darstellung der anfallenden Daten wurde das Software-Paket AVSTM
(Application Visualization System), Version 5 [AVS 92], der Firma Advanced Visual
Systems Inc. verwendet. Es bietet die Möglichkeit, große Datenmengen in zwei- und
dreidimensionaler Form darzustellen. Das Programm ist gegliedert in 230 Module mit
unterschiedlichen Aufgaben und Fähigkeiten. Diese Module werden auf einer

64
field math
Isosurface
- führt mathematische Operationen wie Addition oder Subtraktion an
eingelesenen Datenfeldern durch; dient hier dazu, Daten
unterschiedlicher Bestrahlungen zu überlagern.
- berechnet aus einem dreidimensionalen Datensatz Flächen, die
Raumpunkte mit gleichen Skalarwerten verbinden. Mit den
PROVOX-Daten werden hiermit Isodosisflächen, also Flächen
gleicher Dosis, erzeugt.
volume bounds - erzeugt einen Kasten, der die Koordinaten des Datenfeldes
umschließt; dient zur besseren Übersicht.
geometry viewer - Ausgabemodul zur Darstellung dreidimensionaler Bilddaten
label - dient der Beschriftung von Bildern des I geometry viewers'.
field to float - wandelt das Datenfeld in einen eindimensionalen Datensatz um und
normiert dessen Werte auf 0 ... 1.
gen. histogram - füllt mit dem Datensatz aus dem 'field-to-float'-Modul ein
Histogramm.
graph vi ewer
- Ausgabemodul zu1;' Darstellung des erzeugten Histogramms. Bei der
Anwendung mit PROVOX-Daten stellt es die Häufigkeiten der
Dosen in den einzelnen Voxeln dar und liefert somit einen Eindruck
über die Güte der Bestrahlung.
orthogonal slicer- erzeugt Schnitte in der dreidimensionalen Geometrie, indem es eine
der drei Koordinaten variiert und dabei die beiden anderen festhält;
ermöglicht hier die Darstellung der Dosisverteilung in
verschiedenen Ebenen der Geometrie.
image vi ewer
gen. colormap
4.2.3 Isodosisflächen
- Ausgabemodul für zweidimensionale Datenfelder
- setzt die Dosis in jedem Voxel um in Werte einer zuvor gewählten
Farbtafel.
Die dreidimensionale Darstellung der Isodosisflächen gibt einen guten Eindruck über die
räumliche Verteilung des Bestrahlungsvolumens. Im Modul Isosurface wird der Maximalwert
der in einem Voxel deponierten Energie angezeigt. Der für die Darstellung
- gewünschte Wert (z.B. 10 %,50 % oder 90 % der Maximaldosis) läßt sich dann am Modul
einstellen. Für eine Bestrahlung aus einer Richtung ergeben sich damit die nachfolgenden
Abbildungen 4.8 - 4.10. Dabei simulierte Provox die Bestrahlung des kugelförmigen Tumors
(0 = 4 cm) LT1 dem in 4.2.1 beschriebenen Kubus. Die benötigten Protonenenergien
reichten dabei von 135.5:LvIeVbis 157.3 MeV. Die Voxelrasterung betrug 1 nun.

p
Abb. 4.8, 10 %-Isodosisfläche bei BestrahlWlg aus einer Richtung
p
Abb. 4.9,50 %-Isodosisfläche bei Bestrahlung aus einer Richtung
65

66
p
Abb. 4.10,90 %-Isodosisfläche bei Bestrahlung aus einer Richtung
Deutlich erkennt man in der 10 %-Darstellung den Eingangsbereich sowie den scharfen,
halbkugelförmigen Abfall am distalen Ende. Auch die 50 %-Isodosisfläche dehnt sich bis
zum Eingangsbereich aus. Erst in der 90 %-Darstellung wird das kugelförmige Tumorvolumen
erkennbar.
Um die Tumordosis zu erhöhen, ohne dabei gleichzeitig die Toleranz des gesunden Gewebes
im Eingangsbereich des Strahls zu überschreiten, wird in der Strahlentherapie der
Tumor oft aus unterschiedlichen Richtungen bestrahlt.
Bei der folgenden Berechnung wurde der ersten Bestrahlung eine zweite, um 90°
gedrehte Bestrahlung überlagert. Dabei blieben die benötigten Protonenenergien gleich,
da ja die gleiche Tiefe durchstrahlt werden mußte. Es ergaben sich die folgenden Abbildungen4.11-4.13:

p
Abb. 4.11,10 %-Isodosisfläche bei Bestrahlung aus zwei Richtungen
p
Abb 4.12, 50 %-Isodosisfläche bei Bestrahlung aus zwei Richtungen
67

68
p
Abb. 4.13,90 %-Isodosisfläche bei Bestrahlung aus zwei Richtungen
Bei der 10 %-Isodosisfläche erkennt man jetzt die beiden Eingangsbereiche. Das Tumorvolumen
wird nun schon in der 50 %-Darstellung deutlich. Dies bedeutet, daß außer halb
des Bestrahlungsvolumens die Dosis auf unter 50 % abgefallen ist. Die 90 %-Isodosisfläche
umschließt wiederum das definierte Tumorvolumen.
Die dreidimensionale Darstellung dient vor allem dazu, eine Gesamtdarstellung des bestrahlten
Volumens zu bekommen. In Verbindung mit bildverarbeitenden Methoden in
der Medizin kann man durch Überlagerung des PROVOX-Bestrahlungsbildes mit 3D­
Rekonstruktionen der bestrahlten Region sowie der umliegenden Organe einen guten
Eindruck von der räumlichen Verteilung der Dosis in der Nähe von Risikobereichen
erhalten.

4.2.4 Zweidimensionale Darstellung
Im Gegensatz zur dreidimensionalen Darstellungsweise bieten zweidimensionale
Schnittbilder durch das Bestrahlungsvolumen die Möglichkeit, die Dosisverteilung bis
auf die Größe der Voxel aufzulösen. Je nach gewählter Farb- bzw. Schwarz-Weiß-Skala
erscheinen Voxel mit hoher Dosis rot oder dunket Voxel mit niedriger Dosis blau oder
heller. Die Schnitte können in alle drei Koordinatenrichtungen vorgenommen werden.
Eine nachfolgende Überlagerung mit CT - oder Kernspindaten ist möglich.
Abb. 4.14, Strahlparalleler Schnitt durch die Mittelebene des Bestrahlungsvolumens
(Tumordurchmesser: 4 cm, Voxelrasterung: 1mm, Protonenenergien: 135.5 -157.3 MeV)
Abb. 4.15, Strahlsenkrechter Schnitt durch die Mittelebene des Bestrahlungsvolumens
(Tumordurchmesser: 4 cm, Voxelrasterung: 1mm, Protonenenergien: 135.5 -157.3 MeV)
69

70
Abb. 4.16, Strahlparalleler Schnitt durch den oberen Teil des Bestrahlungsvolumens bei
Bestrahlung aus zwei Richtungen
(Tumordurchmesser: 4 cm, Voxelrasterung: 1mm, Protonenenergien: 135.5 -157.3 MeV)
In der ersten der drei Abbildungen (Abb. 4.14) erkennt man gut das kugelförmige Bestrahlungsvolumen
sowie den Eingangsbereich, in dem eine geringere Dosis deponiert
wird. Die Dosishomogenität innerhalb der Kugel ist gut erreicht.
In Abb. 4.15 erkennt man eine etwa ein Voxel große Randschicht um das eigentliche
Bestrahlungsvolumen. Sie wird durch Streuung erzeugt.
Im dritten Schnittbild (Abb. 4.16) sind die beiden Eingangsbereiche der Protonen deutlich
erkennbar. Die Dosis dort ist relativ geringer als bei einseitiger Bestrahlung. Nur wo beide
Bereiche überlappen (links oben), steigt die Dosis etwas an.

In beiden Histogrammen erkennt man, daß die meisten Voxel die 100 % der Solldosis
erhielten. Die im Eingangsbereich des Strahlenfeldes liegenden Voxel erhalten nicht die
gesamte Solldosis, sondern - wie im ersten Bild zu erkennen ist - nur etwa 40 - 90 %
davon. Bei einer Bestrahlung aus zwei Richtungen verdoppelt sich die Anzahl dieser Voxel,
da ja nun zwei Eingangsbereiche existieren. Bei gleichzeitiger Verdopplung der
Solldosis im Tumor bedeutet dies eine relative Halbierung der Dosis der Voxel im
Eingangsbereich. Sie beträgt nun zwischen 20 und 45 % der Solldosis. Man erreicht also
durch eine Mehrfeldbestrahlung eine deutliche relative Verkleinerung der Dosis im gesunden
Gewebe.
Anhand dieser Dosisverteilungshistogramme lassen sich auch Unregelmäßigkeiten in
der Bestrahlungsplanung aufzeigen: So erhält z.B. ein kleiner Teil der Voxel Dosen von
über 100 % der Solldosis. Diese Überdosierung beträgt bis zu 10 % bei der eindirektionalen
Bestrahlung, überschreitet aber 5 % bei der Bestrahlung aus zwei Richtungen nicht.
Sie entsteht vor allem dadurch, daß am Rand des beschriebenen Tumorvolumens unvollständige
Voxel in das Bestrahlungsplanungsvolumen aufgenommen werden, die
dann die gesamte für ein ganzes Voxel vorgesehene Dosis abbekommen. Ist bei der Bestrahlung
aus zwei Richtungen die Überlappung der beiden Bestrahlungsvolumina nicht
vollständig, gibt es Voxel, die nur aus einer Bestrahlungsrichtung die vorgesehene 5011dosis
bekommen, aus der anderen Richtung aber gar nicht bestrahlt werden. Sie führen
dann im unteren Histogramm zu einem scharfen Peak bei 50 %.
73

5 Zusammenfassung und Ausblick
Die Idee einer Bestrahlung maligner Tumore mit Ionen, besonders mit Protonen, ist nun
schon fast 50 Jahre alt. Aber erst in den letzten beiden Jahrzehnten erfuhr sie durch die
weite Verbreitung geeigneter Beschleuniger einen enormen Aufschwung. Immer mehr
Patienten werden weltweit mit Hadronen behandelt; die Zahl der Therapiezentren
wächst kontinuierlich. Der Vorteil der Protonen und leichten Ionen gegenüber herkömmlichen
Strahlungsmodalitäten liegt in der guten Modellierbarkeit des Strahls, seiner
begrenzten Reichweite im Gewebe, der geringen lateralen Aufweitung, aber vor allem in
der hervorragenden Tiefendosisverteilung. Diese Eigenschaften prädestinieren Hadronen
zum Einsatz bei Bestrahlungen in der Nähe kritischer Strukturen, bei tiefliegenden
oder bei besonders strahlenresistenten Tumoren.
Zur Umsetzung der theoretisch möglichen hohen Genauigkeit in die klinische Praxis
müssen die der eigentlichen Bestrahlung vorangehenden Arbeitsschritte mit größtmöglicher
Präzision durchgeführt werden. So müssen das Tumor- und das Bestrahlungsvolumen
anhand hochauflösender bildgebender Verfahren (CT oder NMR) möglichst gut
definiert werden. Über Erfolg oder Mißerfolg der Behandlung entscheidet aber auch das
der Behandlung zugrunde liegende Bestrahlungsplanungsprotokoll.
Die Bestrahlungsplanung stellt in erster Linie ein Hilfsmittel zur Umsetzung der geforderten
Strahlenschutzsicherheit dar. Der Grundsatz, die Strahlenbelastung von Personen
zu vermeiden, läßt sich bei einer Tumorbestrahlung natürlich nicht erfüllen. Aber die
Minimierung der Dosis im gesunden Gewebe bei gleichzeitig ausreichend hoher Tumordosis
kann nur erreicht werden, wenn eine möglichst optimale Bestrahlungsplanung
unter Ausnutzung der technischen Möglichkeiten angewendet wird. Dabei muß die Dosishöhe
ortsgenau berechnet werden.
Die hierbei bisher benutzten Verfahren beruhen im wesentlichen allein auf der Anwendung
der Bethe-Bloch-Formel, die den Energieverlust geladener Teilchen auf einer in
einem Medium zurückgelegten Strecke angibt. Durch weitere Vereinfachungen, wie z. B.
die Vernachlässigung von Mehrfachstreuungen, Kernwechselwirkungen und Sekundärteilchenproduktion
erreichen diese Planungsprogramme vernünftige Ergebnisse in recht
kurzer Zeit. Begleitende Messungen werden in Wasserphantomen durchgeführt und die
Ergebnisse auf den Patienten angewandt.
Mit der Einfüh..rlmg präziserer Bestrahlungstechniken (z.B. 3D-konforme Bestrahlung)
verbunden mit wachsenden Ansprüchen an die Bestrahlungsplanung und gleichzeitig
75

76
verbesserten Rechnersystemen geht in Zukunft aber der Schritt hin zur Bestrahlungsplanung
mit dem Monte Carlo-Verfahren.
Die Vorteile des Monte Carlo-Verfahrens liegen auf der Hand: Die Spur jedes einzelnen
Protons wird in der vorgegebenen Geometrie berechnet. Dabei erfährt es eine kontinuierliche
Abbremsung. Kollisionen mit Atomkernen führen zur Produktion weiterer
Teilchen, die ihrerseits wieder durch das Gewebe verfolgt werden. Dies ermöglicht eine
viel genauere Berechnung der physikalischen Vorgänge bei der Bestrahlung als bei den
anderen Verfahren. Selbst Phantommessungen, die nur begrenzt Auskunft über die wahren
Verhältnisse im Patienten liefern können, sind dem Monte Carlo-Verfahren hier
unterlegen.
Im Rahmen dieser Arbeit wurde das grundsätzliche Konzept zur Einbindung der Monte
Carlo-Methode in die Protonentherapieplanung entwickelt. Hierzu wurden umfangreiche
Phantomrechnungen über die Ausbreitung des Strahls im Medium, sein Streuverhalten
und die Sekundärteilchenproduktion durchgeführt. Der Vergleich mit experimentellen
Messungen diente zur Abschätzung der Genauigkeit der Simulation, gab aber auch
einen Eindruck von der Unsicherheit der Meßverfahren.
Für die Vorstudien wurden Teilchentransportsimulationen unter Verwendung der
Bethe-Bloch-Formel, des Intranuklearen-Kaskadenmodells, des Verdampfungs modells
und des Niederenergie-Neutronen-Gamma-Transports durchgeführt. Zuerst wurde dabei
die Energiedeposition des Strahls untersucht. Es zeigte sich, daß die Strahlgüte bzw.
eine geringe Energieunschärfe des Strahls die Lage des Bragg-Peaks und den lateralen
und distalen Dosisabfall positiv beeinflußt. Bei der Strahlaufstreuung zeigte sich, daß
ihre Zunahme größer ist, je dünner der Eingangsstrahl ist.
Um die Einflüsse der Sekundärteilchen auf die Bestrahlung zu bestimmen, wurden die
Produktionsraten, Energiespektren und Energiedosen der produzierten Sekundärprotonen,
Neutronen, Cluster (Deuteronen, Tritonen, Helium-3, Alphas) und Gammateilchen
bereclmet. Die Sekundärteilchenproduktion steigt mit der Einschußenergie an.
Der höchste Dosisbeitrag aller Sekundärteilchen stammt von den erzeugten Protonen. Sie
deponieren ihre meiste Energie schon vor dem eigentlichen Bragg-Peak und führen so zu
einer Verbreiterung des Bragg-Peaks. Auch die Neutronen werden in großer Zahl
erzeugt. Die meisten davon verlassen allerdings das Zielvolumen. Ihr Dosisbeitrag beschränkt
sich im wesentlichen auf den Bereich der Primärprotonenbahn; im Bereich
hinter dem Bragg-Peak nimmt die von ihnen deponierte Energie exponentiell mit der
Tiefe ab. Von den Clusterteilchen werden nur Alphas und Deuteronen in nennenswerter

Zahl gebildet. Ihr Beitrag zur physikalischen Dosis ist relativ gering und konzentriert sich
auf die Primärprotonenbahn, jedoch ist ihr biologisches Schädigungspotential aufgrund
der hohen Ionisationsdichte sehr hoch. Vernachlässigbar ist dagegen der Einfluß der
Gammas.
Beim Vergleich unterschiedlicher Monte Carlo-Verfahren zeigten sich Unterschiede von
bis zu 5 mm in der Lage des Bragg-Peaks, die im wesentlichen von der Verwendung unterschiedlicher
Energie-Reichweiten-Tabellen herrühren. Dabei zeigte die von der ICRU
empfohlene Tabelle größere Unterschiede zu den anderen Tabellen. Beim Vergleich der
Monte Carlo-Rechnung mit der Messung waren die Reichweitenunterschiede in der gleichen
Größenordnung. Zusammenfassend läßt sich sagen, daß Simulationen und
Phantommessungen innerhalb dieser Ortsunschärfe übereinstimmen. Vergleicht man
diese Ergebnisse mit anderen Fehlerquellen bei der Protonentherapie wie z.B. Fehler der
bildgebenden Verfahren, Fehler bei der Tumordefinition, Bewegung des Patienten und
des Bestrahlungsvolumens, Energieschwankungen des Therapiestrahls, usw., so stellt
die Simulation ein hinreichend genaues Verfahren dar. Zur besseren Validierung von
Monte Carlo-Programmen in der Therapieplanung sind aber sicherlich noch weitere, genauere
Messungen notwendig.
Anhand der in den Vorstudien gewonnenen Erkenntnisse wurde das Monte Carlobasierte
Therapieplanungsmodell PROVOX entwickelt, das den strahlenschutztechnischen
Ansprüchen genügt: Das im Rahmen der Therapieplanung erstmals verwendete
Monte Carlo-Verfahren bietet die bestmögliche Aussagesicherheit über den genauen
Verlauf der Teilchenspuren im Gewebe. Um den hohen Ansprüchen des Strahlenschutzes
Rechnung zu tragen, kann die Dosisverteilung innerhalb der Tumorregion durch eine
weitere Unterteilung dieses Bereiches in beliebig kleine Elementarvolumina mit großer
Genauigkeit bestimmt werden. Darüberhinaus wird dadurch auch die Einbindung an
bestehende Therapieplanungsprogramme, die mit CT -Daten arbeiten, erleichtert.
Das entwickelte Modell berechnet den Protonen- und Neutronentransport durch eine
vordefinierte Geometrie. Der Energieverlust geladener Teilchen ergibt sich dabei aus der
Bethe-Bloch-Formel. Kernstöße werden energieabhängig auf zwei Arten berechnet: Für
Projektilenergien größer als 20 MeV wurde ein vereinfachtes Intranukleares­
Kaskadenmodell entwickelt, um Energie und Impuls der ausfliegenden Nukleonen zu
berechnen. Ein nachgeschaltetes Verdampfungsmodell simuliert dann die Abgabe von
Clustern aus dem angeregten Kern .. Bei Projektilenergien kleiner als 20 MeV werden
Kernstöße der Neutronen über Wirkungsquerschnitte berechnet. Protonenstöße werden
in diesem Energiebereich vernachlässigt. Kollisionen mit Wasserstoffkernen werden dabei
gesondert betrachtet.
77

78
Die Geometrie ist in einer Binärstruktur definiert, die schnelle Zugriffzeiten aus dem
Teilchentransportalgorithmus erlaubt. Zur hochauflösenden Dosisberechnung können
einzelne Regionen innerhalb der Geometrie (La. die Tumorregion) durch eine gitterförmige
Unterstruktur in Voxel unterteilt werden. Durch ein Gauss'sches Näherungsverfahren
erreicht PROVOX im Zielvolumen eine sehr homogene Dosisverteilung. Dabei
können unterschiedliche Einzelbestrahlungen einander überlagert werden. Die graphische
Darstellung der Dosisverteilungen erfolgt über die Anbindung an das Visualisierungssystem
AVSTM.
Mit der Entwicklung des Therapieplanungsmodells wurde der grundsätzliche Weg zur
Erstellung einer Monte-Carlo-gestützten Therapieplanung in der Protonentherapie
aufgezeigt. Die Berechnung homogener Dosisverteilungen und ihre Darstellung wurde
damit erreicht. Zur Verwendung in der klinischen Praxis muß die Information aus den
gängigen bildgebenden Verfahren in der Medizin (Computertomographie CT oder
Kernspintomographie NMR) in eine Geometrie umgesetzt werden, in der
Teilchentransportrechnungen möglich sind. Dadurch könnte dann nach der Berechnung
auch die Dosisdarstellung mit der CT -INMR-Bildinformation überlagert werden.
Zusammenfassend läßt sich sagen, daß mit dem vorliegenden Teilchentransport­
Simulationsmodell auf Monte Carlo-Basis, bei dem erstmals für die Therapieplanung das
Intranukleare Kaskadenmodell und ein Niederenergie-Neutronentransportverfahren
verwendet werden, die erforderliche Strahlenschutz sicherheit erreicht wird. Dabei liegt
die erreichbare Genauigkeit von ca. 5 mm im Rahmen der Unschärfe dosimetrischer Messungen
und der Möglichkeiten der technischen Umsetzung bei der Bestrahlung. Auch die
Anforderungen an die Dosishomogenität im Bestrahlungsvolumen werden erfüllt. Somit
kann die Dosisverteilung im Patienten hinreichend genau vorhergesagt werden und eine
unnötig hohe Strahlenbelastung des gesunden Gewebes vermieden werden.

6 Literatumachweis
Aar 90 P.A. Aarnio et al., FLUKA 89 - Users Guide (1990)
Arm 73 T.W. Armstrong and K.c. Chandler, SPAR - Calculation oJStopping Powers and
Ranges Jor Muons, Charged Pions, Protons and Heavy Ions, RSIC CCC-228, Oak
Ridge National Laboratory (1973)
Arm 81 T.W. Armstrong, P. Cloth, D. Filges and RD. Neef, Theoretical Target Physics
Studies Jor the SNQ Spallation Neutron Source, Jül-Spez-120, Kernforschtu1gsanlage
Jülich GmbH, ISSN 0343-7639 Oul1981)
Aus 89 M. Austin-Seymour et al., Fractionated proton radiation therapy oJ chordoma and
low-grade chondrosarcoma oJ the base oJ the skull, Journal of Neurosurgery 70,
13-17 (1989)
AVS 92 AVS User's Guide, Release 4, Advanced Visual Systems Inc., 300 Fifth Ave.,
Waltham, MA 02154, U.s.A. (May 1992)
Bec 96 R Becker, Private Communication (1996)
Ber 63 H.W. Bertini, Monte Carlo Calculations on Intranuclear Cascades, Thesis,
ORNL-3383, Oak Ridge National Laboratory (May 1963)
Ber 93 M.J. Berger, Proton Monte Carlo Program PTRAN, NISTIR 5113, National
Institute of Standards and Technology, Gaithersburg, MD 20899, U.s.A. (1993)
Böh 94 L. Böhm et al., Biological effectiveness oJ 200 Me V protons at various depths using
irradiation oJ mouse jejunal crypt cells: An international intercomparison, NAC
Annual Report, NAC/ AR/94-0l, National Accelerator Centre, Faure, South
Africa, § 10.3.9. (1994)
Bon 93 D.E. Bonnett, Current Developments in Proton Therapy: A Review, Phys. Med. Biol.
38 1371 - 1392 (1993)
Bra 89 A. Brahme, P. Källmann and B.K. Lind, Optimization oJ Proton and Heavy Ion
Therapy using an Adaptive Inversion Algorithm, Radiotherapy and Oncology 15
189 - 197 (1989)
Bru 94 R Brun, GEANT 3.21 - Detector Description and Simulation Tool, CERN Pro gram
Library (1994)
Buc 94 M. Bucciolini et al., Chapter 10 - Treatment Planning, The Tera Project and the
Centre for Oncological Hadrontherapy, U. Amaldi and M. Silari (Ed.),
ISBN 88-86409-01-X Oul1994)
Cai 90 J. Caims, Das Krebsproblem aus Krebs - Tumoren, Zellen, Gene, Spektrum-der­
Wissenschaft-Verlagsgesellschaft, ISBN 3-922508-38-3,4. Aufl. (1990)
Cas 94 F. Casamassima, 5tudies oJ the mobility oJ tumor volume, Hadrontherapy in
79

80
Oncology, U. Amaldi and B. Larsson (Ed.), ISBN 0-444-81918-5, 109 -112 (1994)
Cha 94 P. Chapman, Realizing the promise 0/ the proton beam, Massachusetts General
Hospital, Proton Beam Radiosurgery, http://neurosurgery.mgh.harvard.edu
/pbm-shpg.htm (Nov 1994)
Che 79 G.T.Y. Chen et al., Treatment Planningfor Heavy Ion Radiotherapy, Int. J.
Radiation Oncology Biol. Phys., Vol. 5, 1809 - 1819 (1979)
Chu 93 W.T. Chu, B.A. Ludewigt and T.R. Renner, Instrumentationfor Treatment of
Cancer Using Proton and Light-Ion Beams, Rev. Scient. Instrum. 64,2055 - 2122
(1993)
CH 88 P. Cloth, D. Filges, R.D. Neef, G. Sterzenbach, Ch. Reul, T.W. Armstrong, B.L.
Colborn, B. Anders, H. Brückmann, HERMES - A Monte Carlo Program System
for Beam-Materials Interaction Studies, Jül-2203, ISSN 0366-0885 (Mai 1988)
Clt 93a P. Cloth, V. Drüke, D. Filges, K. Kilian, A. Röser and G. Sterzenbach, Monte
Carlo Simulations of Medium Energy Detectors at COSY Jülich, Proceedings of
MC93 - International Conference on Monte Carlo Simulation in High Energy
and Nuclear Physics, Tallahassee, U.s.A., ISBN 981-02-1621-1 (Feb 1993)
CH 93b P. Cloth, D. Filges and G. Sterzenbach, The Binary Sectioning Geometry for Monte
Ca rio Detector Simulation, Proceedings of MC93 - International Conference on
Monte Carlo Simulation in High Energy and Nuc1ear Physics, Tallahassee,
U.S.A., ISBN 981-02-1621-1 (Feb 1993)
Dre 62 L. Dresner, EV AP - A FORTRAN Program for Calculating the Evaporation of
Various Particles from Excited Compound Nuclei, ORNL-TM-196, Oak Ridge
National Laboratory (Apr 1962)
Fes 85 H. Fesefeldt, The Simulation ofHadronic Showers, PITHA 85/02, Aachen (1985)
Fil92 D. Filges, Moderne Monte Ca rio Teilchentransport-Simulationsverfahren für
sicherheits technische Anwendungen und Fragestellungen in der Beschleunigertechnik
und in der Raumfahrt, Habilitation, Jül-2609, Forschungszentrum Jülich GmbH,
ISSN 0366-0885 (Apr 1992)
Gad 94 G. Gademann, Socioeconomic aspects ofhadrontherapy, Hadrontherapy in
Oncology, U. Amaldi and B. Larsson (Ed.), ISBN 0-444-81918-5, 59 - 66 (1994)
GoI 93 G. Golub and J.M. Ortega, Scientific Computing - An Introduction with Parallel
Computing, Academic Press Inc., ISBN 0-12-289253-4 (1993)
Got 82 M. Gotein et al., Planning Treatment with Heavy Charged Particles, Int. J.
Radiation Oncology Biol. Phys., Vol. 8,2065 - 2070 (1982)
Got 92 M. Gotein, 3D treatment planningfor heavy charged particles, Rad. Env. Biophysics
31,241 - 245 (1992)
ICRU 36 ICRU Report 36, Microdosimetry, International Commission on Radiation Units
and Measmements, Bethesda, MD, U.S.A., ISBN 0-913394-30-0 (1983)
ICRU 44 ICRU Report 44, Tissue Substitutes in Radiation Dosimetry and Measurement,

International Commission on Radiation Units and Measurements, Bethesda,
MD, U.5.A. (1989)
ICRU 49 ICRU Report 49, Stopping Powers and Ranges for Protons and Alpha Particles,
International Commission on Radiation Units and Measurements, Bethesda,
MD, U.S.A. (1993)
Jun 74 H. Jung, Biologische Wirkung dicht ionisierender Teilchenstrahlen, Röntgenblätter
27,381 - 402 (1974)
Kje 83 RN. Kjellberg, T. Hanamura, K.R Davis, S.L. Lyons and RD. Adams,
Bragg-peak proton beam therapy for arterio-venous malformations of the brain, New
England Journal of Medicine 309, 269 - 274 (1983)
Koe 75 A.M. Koehler, R.J. Schneider and J.M. Sisterson, Range Modulators for Protons
and Heavy Ions, Nuclear Instruments and Methods 131, 437 - 440 (1975)
Kra 93 G. Kraft, M. Krämer, LET and Track Structure, GSI-93-06 Preprint (Feb 1993)
Lau 28 S. Laurel, O. Hardy et al., Leave 'em laughing, MGM (1928)
Law 57 J.H. Lawrence, Proton irradiation of the pituitary, Cancer 10,795 - 798 (1957)
Lee 93 M. Lee, A.E. Nahum and S. Webb, An empirical method to build up a model of
proton dose distribution for a radiotherapy treatment-planning package, Phys. Med.
Biol. 38,989 - 998 (1993)
Lev 78 M. Levine et al., Computer controlled radiation therapy, Radiology 129, 769 (1978)
Lon 94 T. Loncol et al., Radiobiological Effectiveness of Radiation Beams with Broad LET
Spectra: Microdosimetric Analysis Using Biological Weighting Functions, Radiation
Protection Dosimetry, Vol. 52, Nos 1-4, pp 347 - 352 (1994)
Mol 48 G. Moliere, Theorie der Streuung schneller geladener Teilchen 11. - Mehrfach- und
Vielfachstreuung, Z. Naturforsch. 3a, 78 (1948)
Mun 88 J .E. Munzeruider et al., Conservative treatment of uveal melanoma: probability of eye
retention after proton treatment, International Journal of Radiation, Oncology,
Biology and Physics 15,553 - 558 (1988)
Mun 94 G, Munkelt A. Lomax, S. Scheib, E. Pedroni and H. Blattmann, Indications for
protontherapy, Hadrontherapy in Oncology, U. Amaldi and B. Larsson (Ed.),
ISBN 0-444-81918-5, 109 - 112 (1994)
Mun 95 J.E. Munzeruider, Proton Therapy at the Harvard Cyclotron, Ion Beams in Tumor
Therapy, U. Linz (Ed.), Chapman & Hall GmbH, ISBN 3-8261-0063-8 (1995)
Pag 96a H. Paganetti et al., Calculation of Relative Biological Effectiveness for Proton Beams
Using Biological Weighting Functions, submitted to Int. J. Radiat. Oncol. Biol.
Phys.
Pag 96b H. Paganetti and Th. Sc1unitz, The influence of the beam modulation technique on
dose and RBE in proton radiation therapy, Phys. Med. Bio!. 41, 1649 -1663 (1996)
Pag 96c H. Paganetti, Private Communication (1996)
Par 96 PARTICLES 18, J. Sisterson (Ed.) Gul1996)
81

82
PDG 94 Particle Data Group, Particle Physics Booklet, from the Review of Particle
Properties, Physical Review D50, 1173 (JuI1994)
Pet 92 P. L. Petti, Difjerential-pencil-beam dose calculations for charged particles, Med.
Phys. 19 (1) (Jan/Feb 1992)
Puck 94 J.R. Castro, Heavy ion therapy: BEVALAC epoch, Hadrontherapy in Oncology, U.
Amaldi and B. Larsson (Ed.), ISBN 0-444-81918-5,109 -112 (1994)
Raj 95 M.R Raju, Review: Proton radiobiology, radiosurgery and radiotherapy, Int. J.
Radiat. Biol., Vol. 67, No. 3,237 - 259 (1995)
Schei 93 S. Scheib, Spot-Scanning mit Protonen: Experimentelle Resultate und Therapieplanung,
Doktorarbeit an der ETH Zürich, DISS. ETH Nr. 10451 (1993)
SeI 93
SSV89
Sui 92
Uri 95
Vav57
Web 93
Wil46
Wo196
Zie95
S.M. Seltzer, An Assessment of the Role of Charged Secondaries from Nonelastic
Nuclear Interactions by Therapy Proton Beams in Water, NISTIR 5221, National
Institute of Standards and Technology, Gaithersburg, MD 20899, U.S.A. (Jul93)
Strahlenschutzverordnung 1989,4., aktualisierte Auflage, Bundesanzeiger,
ISBN 3-88784-496-3 (1993)
H.D. Suit and M. Urie, Review: proton beams in radiation therapy, Journal of the
National Cancer Institute 84, 155 - 164 (1992)
M. Urie, Treatment Planningfor Proton Beams, Ion Beams in Tumor Therapy, U.
Linz (Ed.), Chapman & Hall GmbH, ISBN 3-8261-0063-8 (1995)
P.V. Vavilov, Ionization Losses of High-Energy Heavy Particles, Soviet Physics
JETF 5, 749 (1957)
U. Weber, GSI Nachrichten 11, 6 (1993)
RR Wilson, Radiological use of fast protons, Radiology 47, 487 - 491 (1946)
B. Wolfertz, Entwicklung eines ingenieurmäßigen Simulationssystems zur
Berechnung von Strahlenschutzparametern an Protonenbeschleunigern im
Energiebereich bis 3 GeV, Dissertation BUGH Wuppertal D468, Berichte des Forschungszentrums
Jülich, Jül-3197, ISSN 0944-2952 (Feb 1996)
J.F. Ziegler and J.P. Biersack, TRIM - The Transport of Ions in Matter, Version
95.06, Instruction Manual, IBM-Research, Yorktown NY, U.s.A. (1995)

Danksagung
Mein besonderer Dank gilt Herrn Professor Dr. rer. nat. Alfons Tietze und Herrn
Priv.-Doz. Dr. rer. nat. Detlef Filges, die mir die Promotion am Lehrstuhl für
Reaktorsicherheit/Sicherheit kerntechnischer Anlagen des Fachbereichs
Sicherheitstechnik der Bergischen Universität Wuppertal ermöglicht haben.
Herr Priv.-Doz. Dr. rer. nat. Filges hatte durch seine engagierte Unterstützung der Arbeit
einen wesentlichen Anteil an ihrem raschen Gelingen.
Sehr herzlich bedanken möchte ich mich bei Herrn Dr. rer. nat. Peter Cloth, der mir nicht
nur in fruchtbaren Diskussionen, sondern auch durch seine Vorstudien den richtigen
Weg aufgezeigt hat.
Auch Herr Dr. rer. nat. Volker Drüke nahm sich immer wieder Zeit für meine unzähligen
Fragen und gab entscheidende Anregungen. Dafür bin ich ihm sehr dankbar.
An dieser Stelle möchte ich mich ganz herzlich bei allen weiteren Mitarbeiterinnen und
Mitarbeitern der Arbeitsgruppe Strahlungs transport im Institut für Kernphysik des
Forschungszentrums Jülich für die große Unterstützung und die angenehme
Arbeitsatmosphäre bedanken.
Die experimentellen Vergleichsdaten beruhen auf Messungen, die von der
CaSY -MED-Kollaboration während der Strahlzeiten im Juli 1995 und Apri11996
durchgeführt wurden. Mein Dank gilt hier Herrn Dipl.-Ing. Norbert Paul aus unserer
Arbeitsgruppe, Herrn Dr. rer. nat. Thomas Schmitz, Herrn Dr. rer. nat. Harald Paganetti
und Frau Dipl.-Phys. Regina Becker vom Institut für Medizin des Forschungszentrums
Jülich, Frau Dipl.-Phys. Miriam Fritsch vom Institut für Angewandte Physik der
Universität Erlangen sowie Frau Dipl.-Phys. Judith Bienen und natürlich Herrn Prof. Dr.
rer. nat. Winfried Hoffmann vom Fachbereich Physik der Bergischen Universität
Wuppertal, ohne letzteren es mich wohl nie nach Jülich verschlagen hätte.
"Hinter jedem großen Mann steht eine große Frau!" Aber auch hinter den kleineren!
Besonders liebevoll möchte ich mich bei meiner Freundin Ulrike Roth für die in den letzten
drei Jahren aufgebrachte Geduld bedanken, verbunden mit der Hoffnung auf ein
geregeltes Familienleben noch irgendwann vor der Jahrtausendwende.
Natürlich gebührt auch meinen Eltern großen Dank für die immer wieder erwiesene
Unterstützung.
Auf diesem Wege möchte ich mich bei meinem zu früh verstorbenen Freund Dr.-Ing. Ben
Wolfertz für die vielen anregenden Gespräche und hilfreichen Ratschläge bedanken.

F rs h n tr J li