Scharfe Dosisprofile für eine hochpräzise Protonentherapie mit stark fokussierten Protonenstrahlen

Wissenschaftliche Berichte Band 12, Artikelnummer: 18919 (2022) Diesen Artikel zitieren

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Das Hauptziel der Strahlentherapie besteht darin, das heilende Potenzial ionisierender Strahlung auszunutzen und dabei gesundes Gewebe und empfindliche Organe möglichst wenig durch Strahlung zu schädigen. Die Protonenstrahltherapie wurde entwickelt, um den Tumor im Vergleich zur herkömmlichen Röntgenbestrahlung präziser und dosiskonformer zu bestrahlen. Die Dosiskonformität dieser Behandlungsmodalität kann durch die Verwendung schmalerer Protonenstrahlen weiter verbessert werden. Dies wird jedoch durch die mehrfache Coulomb-Streuung von Protonen durch Gewebe begrenzt. Das Hauptziel dieser Arbeit bestand darin, Techniken zur Erzeugung schmaler Protonenstrahlen zu entwickeln und die resultierenden Dosisprofile zu untersuchen. Wir haben drei verschiedene Protonenstrahlformungstechniken eingeführt und bewertet: (1) Metallkollimatoren (100/150 MeV), (2) Fokussierung konventioneller Strahlen (100/150 MeV) und (3) Fokussierung hochenergetischer Strahlen (350 MeV). Durchschießen) Protonenstrahlen. Die Fokussierung wurde durch den Anfangswert des Twiss-Parameters \(\alpha\) (\(\alpha _0\)) gesteuert und kann mit Magnetteilchenbeschleunigeroptiken implementiert werden. Die Dosisverteilungen im Wasser wurden durch Monte-Carlo-Simulationen mit Geant4 berechnet und anhand des Ziel-zu-Oberflächen-Dosisverhältnisses (TSDR) zusätzlich zur Querstrahlgröße (\(\sigma _T\)) am Ziel bewertet. Als Ziel wurde der Ort des Bragg-Peaks oder des Brennpunktes definiert. Die verschiedenen Techniken zeigten stark unterschiedliche Dosisprofile, wobei die Fokussierung eine deutlich höhere relative Zieldosis und eine effiziente Nutzung primärer Protonen ergab. Metallkollimatoren mit Radien \(<\,2~\mathrm{mm}\) ergaben niedrige TSDRs (\(<~0,7\)) und große \(\sigma _T\)(\(>~3,6~\hbox {mm }\)). Im Gegensatz dazu erzeugte ein fokussierter Strahl konventioneller Energie (\(150~\hbox {MeV}\)) einen sehr hohen TSDR (\(>~80\)) mit ähnlichem \(\sigma _T\) wie ein kollimierter Strahl. Hochenergetische fokussierte Strahlen konnten TSDRs \(>~100\) und \(\sigma _T\) um 1,5 mm erzeugen. Aus dieser Studie geht hervor, dass es sehr attraktiv erscheint, magnetisch fokussierte Protonenstrahlen bei der Strahlentherapie kleiner Läsionen oder Tumoren in unmittelbarer Nähe gefährdeter gesunder Organe einzusetzen. Dies kann auch zu einem Paradigmenwechsel in der räumlich fraktionierten Strahlentherapie führen. Die magnetische Fokussierung würde die FLASH-Bestrahlung aufgrund geringer Verluste an Primärprotonen erleichtern.

Die Strahlentherapie (RT) ist eine der am häufigsten verwendeten Modalitäten zur kurativen und palliativen Krebsbehandlung1. Bei der externen Strahlentherapie (EBRT) werden am häufigsten hochenergetische Röntgenstrahlen eingesetzt. Alternativ können geladene Teilchen wie Elektronen, Protonen und Schwerionen aufgrund ihrer unterschiedlichen Dosisprofile verwendet werden. Protonen oder schwere Ionen werden in den letzten Millimetern ihrer Reichweite eine große Dosis abgeben. Dieser Spitzendosisbereich ist als Bragg-Peak2 bekannt. Diese Eigenschaft stark geladener Teilchen verbessert die Dosiskonformität der EBRT im Vergleich zu Röntgenstrahlen und sorgt so für eine bessere Schonung des normalen Gewebes3. Protonen sind daher besonders nützlich für die Behandlung von Kinderkrebs, großen hypoxischen Tumoren und Läsionen in der Nähe der gefährdeten Organe (OARs)4,5. Der Einsatz von Protonen zur Behandlung von Krebs ist kein neues Konzept. Im Jahr 1946 schlug Robert R. Wilson erstmals vor, hochenergetische Protonenstrahlen zur Behandlung einzusetzen6, und der erste Patient wurde 1954 im Berkeley Radiation Laboratory7 behandelt. Allerdings hat die Protonentherapie in den letzten zwei Jahrzehnten stark an Interesse gewonnen.

Die Freilegung von gesundem Gewebe während der EBRT ist unvermeidlich. In den letzten Jahren wurden eine Reihe von Strahlentherapieansätzen wie Minibeams8, Microbeams9, GRID10 und FLASH11 eingeführt und untersucht, bei denen Protonenstrahlen eingesetzt werden, um die Wirksamkeit dieser experimentellen Behandlungen zu erhöhen. Aktuelle Verfahren zum Scannen von Protonenflecken nutzen magnetische Fokussierung, um den Strahl in einen Bleistiftstrahl mit einem typischen Querradius von 5 mm zu formen, und magnetisches Abtasten, um das Ziel abzudecken. Fortgeschrittenere Strahlformungstechniken unter Verwendung eines verbesserten Strahlführungssystems sind erforderlich, um einen kleinen Punkt der Strahlungsdosis an einem tief liegenden Ziel zu erzeugen und so nachteilige Nebenwirkungen der EBRT zu reduzieren. Allerdings ist die Bestrahlung eines kleinen, tief liegenden Tumors ohne Abgabe einer signifikanten Dosis an das umgebende gesunde Gewebe aufgrund der Mehrfach-Coulomb-Streuung (MCS), die zu einer Strahlverbreiterung und einem Verlust primärer Protonen führt, immer noch eine Herausforderung. Schmale Strahlen sind auch ein wesentliches Element der räumlich fraktionierten Strahlentherapie (SFRT; auch bekannt als GRID), die darauf abzielt, Dosis-Volumen-Effekte auszunutzen, um normale Gewebekomplikationen zu reduzieren12.

Eine weit verbreitete Methode zur Erzeugung schmaler Protonenstrahlen ist die Verwendung eines Metallkollimators. Bei schmalen kollimierten Strahlen kommt es jedoch zu einer starken Verringerung der Strahldichte um die Mittelachse, da MCS die Querbreite des Strahls schnell vergrößert. Dadurch wird die Zentralachsendosis in der Nähe des Bragg-Peaks reduziert. Dies führt wiederum zu einem ungünstig niedrigen Verhältnis von Ziel- zu Oberflächendosis (TSDR), was darauf hindeutet, dass die Zieldosis (Bragg-Peak) im Vergleich zur Dosis an der Oberfläche niedrig ist, wodurch einer der Hauptvorteile der Protonentherapie verloren geht. Alternativ können magnetische Strahlformungstechniken verwendet werden, die die Anzahl der Sekundärteile reduzieren und die Effizienz der Protonenabgabe erhöhen13. Magnetisch fokussierte Protonenstrahlen im konventionellen Energiebereich (\(<~250~\mathrm{MeV}\); erzeugen einen Bragg-Peak am Ziel) oder mit höheren Energien (\(>~350~\mathrm{MeV}\) , Shoot-Through14 oder Transmissionsmodus15) haben das Potenzial, die Eintrittsdosis zu reduzieren und gleichzeitig eine kleinere Spotgröße bei einem tief liegenden Ziel zu erreichen, als dies derzeit mit herkömmlicher Spot-Abtastung möglich ist. Die Eigenschaften magnetisch fokussierter Strahlen sehr hochenergetischer Elektronen (VHEE) wurden kürzlich für therapeutische Anwendungen untersucht16,17,18, und hochenergetische fokussierte Protonen haben ähnliche Eigenschaften, streuen jedoch aufgrund der höheren Protonenmasse weniger.

In der hier vorgestellten Arbeit haben wir drei verschiedene Strahlformungstechniken mithilfe von Monte-Carlo-Simulationen (MC) verglichen: konventioneller energiekollimierter Protonenstrahl (CECP), konventioneller energiefokussierter Protonenstrahl (CEFP) und hochenergetisch fokussierter Protonenstrahl (HEFP). Das übergeordnete Ziel besteht darin, zu zeigen, wie eine scharfe Fokussierung zu sehr günstigen Dosisverteilungen führen kann, mit dem Potenzial, die Wahrscheinlichkeit einer komplikationsfreien Heilung zu erhöhen.

Die Prinzipien der Strahlformungstechniken sind in Abb. 1 dargestellt. Ein Metallkollimator (obere Reihe) kann verwendet werden, um einen schmalen Strahl zu erzeugen, indem ein Teil der vom Beschleuniger gelieferten Protonen eliminiert wird. Alternativ kann eine Gruppe von Quadrupolmagneten in der Strahllinie verwendet werden, um fokussierte Strahlen (zwei untere Reihen) mit variabler Fokussierungsstärke zu erzeugen, die den Strahl konvergieren, sodass er eine große Dosis an einem gewünschten Punkt abgibt, während die unspezifische Dosis reduziert wird. Dies kann durch Abstimmung des Magnetfeldgradienten der Quadrupole und ihrer relativen Positionen erreicht werden, um die gewünschte Wirkung auf die Strahlparameter und resultierenden Dosisprofile zu erzielen. Folglich kann die Protonenfluenz am Ziel erhöht werden, wodurch der TSDR verbessert wird. Bei CEFP-Strahlen befindet sich das vorgesehene Ziel an der Position des Bragg-Peaks, was von der anfänglichen Strahlenergie abhängt. Bei HEFP-Strahlen hängt die Spitzendosisposition nicht von der Strahlenergie ab, sondern nur von den magnetischen Fokussierungsparametern, da der Bragg-Peak jenseits der Patienten-/Phantomgeometrie liegt.

Prinzipien der besprochenen Strahlformungstechniken: (a) CECP, (b) CEFP und (c) HEFP, schematisch dargestellt (linke Spalte) und die resultierenden normalisierten 2D-Dosisprofile (rechte Spalte). Außerdem ist die Bedeutung der Eintrittsstrahlgröße \(\sigma _0\), der Zielentfernung \(d_T\), der Zielfleckgröße \(\sigma _T\) und des Kollimatorradius R angegeben.

Wir haben die Eigenschaften von CECP- und CEFP-Strahlen mit Anfangsenergien von 100 MeV und 150 MeV untersucht; HEFP-Strahlen wurden mit einer anfänglichen Strahlenergie von 350 MeV simuliert. In allen Fällen ist der Anfangsstrahl gaußförmig und rund (\(\sigma _x = \sigma _y = \sigma _0\)). Für CECP-Strahlen betrug die Anfangsgröße am Eingang des Kollimators \(\sigma _0 = 6,0~\mathrm {mm}\), für CEFP und HEFP betrug die Anfangsgröße am Eingang des Wasserphantoms \(\sigma _0 = 15~\mathrm {mm}\). CECP-Strahlen wurden durch den Einsatz von Bleikollimatoren mit verschiedenen Innenradien R zwischen 0,5 und 6,0 mm simuliert. Die fokussierten Strahlen (CEFP und HEFP) wurden für unterschiedliche Fokussierungsstärken simuliert, um den Einfluss der Strahlkonvergenz auf das Dosisprofil zu untersuchen. Das magnetische Fokussierungssystem wurde nicht explizit in die Simulationen einbezogen, da es vom vom Beschleuniger erzeugten Strahl abhängen würde und daher nicht Gegenstand der Studie ist. Die Details der MC-Simulationen und der anfänglichen Strahlerzeugung werden unter „Methoden“ besprochen.

Es wird angenommen, dass die Phasenraumkoordinaten u, \(u'\) der Teilchen sowohl in der horizontalen als auch in der vertikalen Ebene mit einer bivariaten Gauß-Verteilung verteilt sind; Der Einfachheit halber gehen wir davon aus, dass die Verteilung in den beiden Ebenen identisch ist, was zu einem runden Strahl führt. Diese Verteilung kann mit den Twiss-Parametern19 \(\alpha\), \(\beta\), \(\gamma\) und \(\epsilon\) beschrieben werden. Für den fokussierten Strahl ist der Parameter der Wahl zur Quantifizierung des Grads der Strahlfokussierung der Anfangswert von \(\alpha _0=-\sigma _{u,u'}^2/\varepsilon\). Dabei ist \(\sigma _{u,u'}\) die Kovarianz zwischen der Partikelposition und der Steigung relativ zur z-Achse in der horizontalen (x) oder vertikalen (y) Ebene. Die Variable \(\varepsilon\) ist der geometrische quadratische Mittelwert der Strahlemission, der die Fläche der Verteilung im Phasenraum beschreibt. Dies ist in Abb. 2 dargestellt, die den anfänglichen Phasenraum-Fußabdruck für mehrere Werte von \(\alpha_0\) und Zielpunktabstände \(d_t\) zeigt. Zur Quantifizierung der Stärke der Fokussierung wird der Twiss-Parameter \(\alpha\) verwendet, da im Vakuum die Querstrahlgröße \(\sigma _T\) am Zielpunkt nur von der Eintrittsstrahlgröße \(\sigma _0\) abhängt. ) und dem Anfangswert \(\alpha _0\) und ist unabhängig von \(d_T\). Die anderen Twiss-Parameter werden durch \(\sigma _0\), \(\alpha _0\) und \(d_T\) bestimmt; Einzelheiten hierzu werden unter „Methoden“ besprochen.

Das Phasenraumdiagramm stellt die Verteilung der Teilchen des Strahls dar. (a) Die Twiss-Parameter \(\alpha\), \(\beta\), \(\gamma\) und \(\epsilon\) beschreiben die Gaußsche Verteilung der Phasenraumkoordinaten u und \(u' \) der Partikel an einer bestimmten Position entlang der Strahllinie. Die Ellipse gibt die \(1~\sigma\)-Grenze der Verteilung an. (b) Phasenraumellipse für \(\alpha _0\) = 0,1, 1,0, 5,0 und 10,0, bei einem Zielabstand \(d_T = 150~\mathrm {mm}\) und \(\sigma _0=10 ~\mathrm{mm}\). (c) Phasenraumellipsen für fokussierte Strahlen mit \(\alpha _0 = 5.0\) und \(\sigma _0=10~\mathrm {mm}\) für Zielentfernung 50 mm, 100 mm, 150 mm und 200 mm .

Die Quervergrößerung des Strahls wird angegeben als

wobei \(\sigma _0 > 0\). Für alle \(\alpha _0 > 0\) ist der Strahl am Ziel immer kleiner als der anfängliche Strahl, so dass \(\sigma _T / \sigma _0 \le 1\), d. h. der Strahl wird verkleinert.

Abbildung 3 (linke Spalte) zeigt das 2D-Dosisprofil von CECP-Strahlen, simuliert mit einer Anfangsenergie von 150 MeV, entsprechend einer Zieltiefe von 155,2 mm im Wasser, unter Verwendung von Kollimatoren mit \(R=1,0~\mathrm {mm}\). \(3,0~\mathrm {mm}\) und \(5,0~\mathrm {mm}\). Die Einzelheiten dazu, wie die Dosisprofildiagramme (2D und Längsschnitt) erstellt und normalisiert werden, werden im Abschnitt „Methoden“ erläutert. Es ist ein auffälliger Unterschied zwischen der Dosisverteilung der schmalen (\(R<3~\mathrm {mm}\)) und breiten Strahlen zu erkennen. Bei schmalen Strahlen ist die Dosis am Eingang und im flachen Bereich viel höher als am Ziel (Bragg-Peak), was am mit einem 1,0-mm-Kollimator simulierten Dosisprofil des Strahls zu erkennen ist. Dieses Merkmal tritt am deutlichsten beim Hochenergiestrahl auf, der tiefer eindringt und daher stärker gestreut wird.

Simuliertes 2D-Dosisprofil für CECP- (linke Spalte), CEFP- (Mitte) und HEFP-Strahlen (rechts). Die Strahlenergie von CECP und CEFP beträgt 150 MeV, HEFP 350 MeV. Zeilen haben unterschiedliche Strahlparameter, entweder den Kollimatorradius R oder den Twiss-Parameter \(\alpha_0\). Bitte beachten Sie, dass die maximale Tiefe der HEFP-Säule größer ist als bei den CECP- und CEFP-Säulen.

Längsdosisprofile für Zylinder mit breiter Kerbe sind in Abb. 4a dargestellt. Die Kurven für verschiedene Kollimatorradien sind nahezu identisch, mit Ausnahme einer kleinen Abweichung in der Dosis nahe dem Eingang des Wasserphantoms, da die Strahlen auf die gleiche Weise stoppen. Da bei einer schmalen Öffnung mehr Kollimatormaterial bestrahlt wird als bei einer breiten Öffnung, ist der Anteil an sekundären und gestreuten Protonen bei den schmalen kollimierten Strahlen größer. Diese sekundären Protonen mit niedrigerer Energie werden wahrscheinlich in einer geringen Tiefe nach dem Eintritt angehalten und verursachen hier eine erhöhte Dosis. Darüber hinaus beeinflusst die anfängliche Strahlenergie die Teildosis der sekundären Protonen. Bei einer höheren Energie ist der Dosisbeitrag der Primärprotonen am Eingang aufgrund ihrer geringeren Bremskraft relativ geringer.

Abbildung 4b zeigt longitudinale Dosisprofile unter Verwendung eines schmalen zylindrischen Scoring-Volumens und zeigt, wie sich eng kollimierte Strahlen im Vergleich zu breiten Strahlen ganz anders verhalten. Wie hier zu sehen ist, ist die normalisierte Eintrittsdosis der schmalen Strahlen höher als ihre Bragg-Spitzen-/Zieldosis, was auch aus ihren 2D-Dosisprofilen ersichtlich ist.

Längsnormalisierte Dosisprofile für CECP-Strahlen. Es werden sowohl (a) breite als auch (b) schmale zylindrische Bewertungsvolumina verwendet, die die Gesamtdosis und die Mittelachsendosis als Funktion der Tiefe angeben.

Das Ziel-zu-Oberflächen-Dosisverhältnis (TSDR) an der Mittelachse von 100-MeV- und 150-MeV-CECP-Strahlen ist in Abb. 5a als Funktion des Kollimatorradius dargestellt. Der TSDR nimmt mit abnehmendem Kollimatorradius ab, entsprechend dem, was in Abb. 4b sichtbar ist. Im Gegensatz dazu deponieren breitere Strahlen am Bragg-Peak eine höhere Dosis als am Eingang, was ihren größeren TSDR erklärt.

Abbildung 5b zeigt die Querstrahlgröße (\(\sigma _T\)) von 100-MeV- und 150-MeV-CECP-Strahlen am Bragg-Peak/Ziel für verschiedene Kollimatorradien. Dies zeigt, dass die Punktgröße am Ziel von der Tiefe des Ziels abhängt. Darüber hinaus bleibt die kleine anfängliche Querstrahlgröße einer schmalen Kollimatoröffnung am Bragg-Peak nicht erhalten.

Vergleich des 100-MeV- und 150-MeV-CECP-Strahls: (a) TSDR und (b) \(\sigma _t\) an der Bragg-Peak-Position als Funktion des Kollimatorradius R.

Das in Abb. 3 (mittlere Spalte) dargestellte 2D-Dosisprofil von CEFP-Strahlen wird durch Simulation eines 150-MeV-Protonenstrahls in Wasser mit verschiedenen \(\alpha _0\) erhalten. Hier wurden die Twiss-Parameter so eingestellt, dass der Strahl auf die Bragg-Peak-/Zielposition der 100-MeV- und 150-MeV-Protonenstrahlen fokussiert wird, die laut Simulation für CECP-Strahlen bei 76 mm und 155 mm in Wasser liegen. Im flachen Bereich, in dem die Strahlenergie höher ist, dominiert der Fokussierungseffekt gegenüber dem Streueffekt von MCS, und der Strahl konvergiert bei seiner Ausbreitung im Wasser allmählich in Richtung der Mittelachse. Gegen Ende des Protonenbereichs reagieren die Protonen aufgrund der verringerten Strahlenergie empfindlicher auf MCS, was zu einem deutlichen Anstieg der transversalen Strahlgröße im Vergleich zu dem führt, was ohne Streuung zu erwarten wäre.

HEFP-Strahlen für einen Bereich von \(\alpha _0\) wurden für 350-MeV-Protonen simuliert. Die Bragg-Peak-Tiefe des 350-MeV-Protonenstrahls beträgt etwa 665 mm, was voraussichtlich ausreicht, um eine vollständige Durchdringung der meisten Patienten sicherzustellen. Die anderen Twiss-Parameter wurden zum direkten Vergleich so eingestellt, dass der Strahl auf die gleiche Tiefe wie der Bragg-Peak eines 100 MeV (76 mm) und eines 150 MeV (155 mm) Protonenstrahls fokussiert wird. Das resultierende 2D-Dosisprofil für eine Auswahl dieser Simulationen ist in Abb. 3 (rechte Spalte) dargestellt. Hier konvergiert der Strahl allmählich bis zum Ziel, gefolgt von einer symmetrischen Ausdehnung nach dem Ziel. Da der Hochenergiestrahl durch MCS weniger beeinträchtigt wird, kann an einer gewünschten Position ein sehr kleiner Punkt erzeugt werden. Die Reduzierung der Strahlenergie innerhalb des Wasserphantoms reicht nicht aus, um die Bremsleistung deutlich zu erhöhen. Der Dosispeak ist daher ausschließlich auf die Konzentration der Protonenfluenz nahe der Mittelachse im Brennpunkt zurückzuführen. Darüber hinaus ist die Dosis hinter der Zielposition im Gegensatz zu den CEFP-Strahlen nicht Null. Da die pro Proton deponierte Gesamtenergiemenge geringer ist als die anfängliche Energie pro Proton, verringert sich die Effizienz der Dosisabgabe.

Die in Abb. 6 gezeigten longitudinalen Tiefendosisprofile, die mit einem schmalen zylindrischen Scoring-Volumen um die Mittelachse der CEFP- und HEFP-Strahlen berechnet wurden, weisen im Vergleich zu den CECP-Strahlen kontrastierende Merkmale auf (Abb. 4). Die größere Querstrahlgröße am Eingang verringert die anfängliche Fluenz der CEFP- und HEFP-Strahlen, was hier zu einer sehr niedrigen relativen Dosis führt. Wenn sich die Strahlen in das Wasserphantom ausbreiten, nimmt die Strahlgröße ab, wodurch die Fluenz in der Nähe der Mittelachse zunimmt. Darüber hinaus nimmt bei CEFP-Strahlen (Abb. 6a) die Energie mit der Tiefe ab, wodurch die Massestoppkraft zunimmt. Daher ist die höhere Zieldosis sowohl auf die erhöhte Fluenz als auch auf die erhöhte Massenstoppwirkung zurückzuführen. Bei HEFP-Strahlen (Abb. 6b) ist die erhöhte Dosis am Ziel ausschließlich auf die Zunahme der Fluenz um diesen Ort zurückzuführen, ohne dass der Bragg-Peak vorhanden ist. Für alle fokussierten Strahlen erhöht sich die Zieldosis mit \(\alpha _0\).

Entwicklung der Mittelachsendosis, berechnet mit einem schmalen Zylinder für (a) CEFP-Strahl und (b) HEFP-Strahl als Funktion der Tiefe.

Der TSDR von 100-MeV- und 150-MeV-CEFP-Strahlen ist in Abb. 7a dargestellt. Der TSDR von CEFP-Strahlen wird mit zunehmendem \(\alpha _0\) verbessert. Darüber hinaus ist das erreichbare Verhältnis für ein flaches Ziel (100 MeV) viel größer als für ein tieferes Ziel (150 MeV), wo der Strahl stärker durch MCS beeinflusst wird. Der TSDR von HEFP-Strahlen als Funktion von \(\alpha _0\) bei 75 mm und 155 mm Wassertiefe ist ebenfalls in Abb. 7b dargestellt. An beiden Brennpunkten nimmt der TSDR als Funktion der anfänglichen Strahlfokussierung zu.

(a) TSDR und (b) \(\sigma _T\) als Funktion der Fokussierungsstärke \(\alpha _0\), für zwei verschiedene Tiefen. Die Strahlgrößen werden auch mit der aus Gl. erwarteten Strahlgröße ohne Streuung verglichen. (1).

In Abb. 7b nimmt die Strahlgröße von 100-MeV- und 150-MeV-CEFP-Strahlen mit \(\alpha _0\) ab, wobei für die niedrigere Energie eine kleinere Größe erhalten wird. Die Quergröße der CEFP-Strahlen erreicht ein minimales Plateau bei ungefähr \(\alpha _0=11\). Im Gegensatz dazu ist die Größe von HEFP-Strahlen in entsprechenden Tiefen kleiner als die von CEFP-Strahlen und kann durch Erhöhen von \(\alpha _0\) weiter reduziert werden. Wie zu sehen ist, kann ein HEFP-Strahl mit \(\alpha _0 \gtrsim 20\) submillimetergroße Punkte in einer Tiefe von 75 mm erzeugen. Somit können HEFP-Strahlen die Begrenzung der Punktgröße für tiefe Ziele aufgrund der geringeren Streuung bei höheren Energien teilweise überwinden. Die Querstrahlgröße im Vakuum am Target aus Gl. Zum Vergleich ist auch (1) dargestellt. Bei CEFP-Strahlen ist die Abweichung aufgrund der verstärkten MSC am Ende der Reichweite der Protonenstrahlen ausgeprägter. Für HEFP-Strahlen liegen die simulierten \(\sigma _T\) sehr nahe am Vakuumwert, insbesondere für flache Ziele.

Die Eigenschaften von drei verschiedenen Strahlformungsmodalitäten wurden in einer Tiefe von \(d_T\ca. 155\) mm verglichen. Ihre Oberflächendosis und Zieldosis, normalisiert mit der Anzahl der in das Phantom eintretenden Protonen, zusammen mit TSDR, FWHM am Ziel, \(\sigma _T\) und transversaler Halbschattenbreite (80–20 %) sind in Tabelle 1 zusammengefasst.

Die fokussierten Protonen bewegen sich in einem Winkel relativ zur horizontalen Hauptrichtung, wobei die anfängliche Strahldivergenz \(\sigma _{u'}\) mit dem Parameter \(\alpha _0\) as zusammenhängt

Die projizierte Tiefe \(d_T\) ist daher etwas kleiner als die tatsächliche Pfadlänge. Dies führt bei gleicher Strahlenergie zu einem geringfügigen Unterschied in der Zieltiefe zwischen den CECP- und CEFP-Strahlen. Beim HEFP-Strahl ist der Bereich der Spitzendosis bei tiefliegenden Zielen in Längsrichtung verlängert, wie in Abb. 3 dargestellt, was es schwierig macht, die genaue Position der Spitzendosis zu bestimmen. Die Querstrahlgröße und die Spitzendosis von CECP- und CEFP-Strahlen in 155 mm Tiefe waren ähnlich, aber die Oberflächendosis des CEFP-Strahls betrug weniger als 1 % des CECP-Strahls. Somit wird der TSDR für Letzteres erheblich verbessert. Im Gegensatz dazu erzeugte der HEFP-Strahl den kleinsten Punkt mit der niedrigsten Oberflächendosis, aber die Zieldosis pro Proton ist geringer, da der Strahl eine erhebliche Energiemenge aus dem Phantom transportiert. Dennoch war der TSDR für diesen Balken bei weitem der höchste.

Ein Metallkollimator aus geeignetem Material und geeigneter Größe kann schmale CECP-Strahlen für die Protonentherapie erzeugen. Allerdings können physikalische Kollimatoren keinen kleinen Fleck auf einem tiefliegenden Ziel gewährleisten, da dies durch MCS begrenzt ist. Bei CEFP-Strahlen wird die minimal erreichbare Zielfleckgröße auch durch MCS begrenzt. Dennoch haben CEFP-Strahlen im Vergleich zu CECP-Strahlen den klaren Vorteil einer geringeren Eintrittsdosis. Im Gegensatz dazu sind HEFP-Strahlen weniger gestreut und können in einer bestimmten Tiefe einen kleineren Fleck mit einer geringeren Eintrittsdosis erzeugen. Im Gegensatz zu CECP- und CEFP-Strahlen, die am Ziel stoppen, liefern HEFP-Strahlen jedoch eine Dosis ungleich Null hinter dem Ziel, wie in Abb. 6 dargestellt. Der TSDR fokussierter Protonenstrahlen (CEFP und HEFP) kann durch stärkere Fokussierung verbessert werden. Dadurch ergibt sich ein höheres Verhältnis zwischen der anfänglichen Strahlgröße und der Punktgröße am Ziel. Bei CECP-Strahlen verschlechtert sich der TSDR mit abnehmendem Kollimatorradius.

Im Allgemeinen werden die Protonen aufgrund von MCS abgelenkt, wenn sich der Protonenstrahl in das Wasserphantom ausbreitet. Der Anteil der Primärprotonen, die von der Mittelachse des Strahls weggestreut werden, ist für die schmalsten und tiefsten CECP-Strahlen am bedeutendsten. Folglich nimmt die Fluenz in der Mitte des Strahls mit der Tiefe schnell ab. Gleichzeitig nimmt die Massestoppkraft (\(S/\rho\)) des Protonenstrahls mit der Tiefe zu, da die Energie des Strahls abnimmt. Allerdings ist der Einfluss des Abfalls der Fluenz deutlich größer als der Anstieg der Bremskraft. Daher nimmt die Mittelachsendosis (\(D = \Phi \times S/\rho\)) eines CECP-Strahls als Funktion der Tiefe im Wasser ab, wobei \(\Phi\) die Protonenfluenz ist. Bei breiteren Strahlen werden die peripheren Protonen gleichzeitig nach innen gestreut, wodurch die Streuung der Protonen entlang der Mittelachse nach außen teilweise ausgeglichen oder abgeschwächt wird. Unter Vernachlässigung des primären Strahlverlusts durch Kernwechselwirkungen kann daher für breite Strahlen ein ungefähres Quergleichgewicht erreicht werden, und die Fluenz um die Mittelachse breiter Strahlen bleibt mit der Tiefe nahezu konstant. In diesem Fall wird die Mittelachsendosis ausschließlich durch die Bremsleistung bestimmt und erzeugt eine typische Tiefendosiskurve mit einer deutlich höheren Dosis am Bragg-Peak in der Nähe der Reichweite der Protonenstrahlen. Ähnliche Dosisverteilungen von schmalen kollimierten Protonenstrahlen wurden in mehreren experimentellen und simulationsbasierten Mikrostrahl- und Ministrahlstudien beobachtet13,20,21,22.

Trotz der Tatsache, dass HEFP-Strahlen Dosen ungleich Null hinter dem Ziel abgeben, können sie erhebliche Vorteile gegenüber Protonenstrahlen mit herkömmlicher Energie haben, die am Ziel anhalten. Die Position der Spitzendosis wird in diesem Fall durch die fokussierenden Magnete bestimmt und nicht durch eine Kombination aus der anfänglichen Strahlenergie und der Materialzusammensetzung des durchquerten Mediums. Somit sind HEFP-Strahlen robuster gegenüber Entfernungsunsicherheiten, die durch Schwankungen der Materialdichte im Strahlengang verursacht werden23. Darüber hinaus verbessert die reduzierte Wirkung von MCS bei hochenergetischen Strahlen auch die transversale Präzision bei der Dosisabgabe, wodurch scharf definierte Strahlflecken mit einem kleinen Halbschatten erreicht werden. Darüber hinaus folgt, wie in Abb. 7b zu sehen ist, die Punktgröße am Ziel und die Position genau den einfachen analytischen Schätzungen im Vakuum, was möglicherweise die Behandlungsplanung vereinfacht. Da schließlich ein 3D-Spotscan allein durch Variation der Magnetstärken und mit konstanter Strahlenergie realisiert werden kann, kann die Geschwindigkeit des Protonenabgabeprozesses deutlich erhöht werden.

Laufende Forschungen mit fokussierten Strahlen mit sehr hochenergetischen Elektronen (VHEE16,17,18) haben ähnliche Ergebnisse gezeigt wie die, die wir für HEFP-Strahlen beobachtet haben. Die geringere Masse der Elektronen im Vergleich zu Protonen macht die Elektronen jedoch empfindlicher gegenüber Streuung, was insbesondere die transversale Präzision bei der Dosisabgabe verringert. Da die Partikel in beiden Fällen nicht am Zielpunkt stoppen, wird der Hochdosisbereich im Vergleich zur CEFP je nach Strahloptik in Längsrichtung erweitert.

Schmale CECP-Strahlen liefern aufgrund der Streuung im Kollimator mehr Sekundärprotonen niedriger Energie. Da diese sekundären Protonen eine kurze Reichweite haben, nimmt die Fluenz nach dem Eintritt schnell ab. Allerdings ist die Bremsleistung und damit der lineare Energietransfer (LET) der energieärmeren Protonen höher im Vergleich zum LET des Primärstrahls. Somit kann der dosisgemittelte LET (\(\mathrm {LET}_d\)) schmaler Strahlen am Eingang aufgrund der sekundären Protonen erhöht werden. Dies kann möglicherweise zu einer ungerechtfertigten höheren relativen biologischen Wirksamkeit (RBE) in dieser Region führen24. Die große Dosis und der höhere RBE schmaler CECP-Strahlen können sich nachteilig auf die Haut und das oberflächliche Gewebe auswirken und die maximal abgegebene Dosis pro Fraktion am Ziel begrenzen. Darüber hinaus können CECP-Strahlen aufgrund der starken Bestrahlung des Kollimators mehr sekundäre Neutronen erzeugen als der fokussierte Strahl25. Obwohl der Dosisbeitrag der sekundären Neutronen im Vergleich zur gesamten deponierten Dosis sehr gering ist, könnte dies aufgrund der hohen RBE von Neutronen im Hinblick auf das Zweitkrebsrisiko für den Strahlenschutz wichtig sein.

In der modernen Protonentherapie wird derzeit ein konstanter RBE von 1,1 eingesetzt. Es gibt jedoch immer mehr Hinweise darauf, dass Protonen eine variable RBE ergeben, die mit LET zunimmt, die wiederum mit abnehmender kinetischer Energie zunimmt24. Bei HEFP-Strahlen ist die Strahlenergie im gesamten Patientenbereich ziemlich hoch, was zu einem annähernd konstanten und relativ niedrigen LET führt. Folglich kann für diese Strahlkonfiguration eine konstante RBE mit höherer Zuverlässigkeit zur Berechnung der biologischen Dosis verwendet werden.

Durch die Verwendung eines Kollimators zur Steuerung der Strahlgröße bei CECP wird ein Bruchteil der vom Beschleuniger gelieferten Protonen eliminiert, wodurch die Effizienz des Systems verringert wird. Folglich sinkt die maximal erreichbare Dosisleistung. Um einen FLASH-Effekt zu erzielen, wird eine ultrahohe Dosisleistung (> 40 Gy/s) empfohlen11. Darüber hinaus kann eine hohe Dosisleistung genutzt werden, um den durch Tumorbewegungen verursachten Präzisionsverlust zu überwinden. Die CEFP-Technik kann im Vergleich zur CECP einen größeren Anteil beschleunigter Protonen nutzen, um eine Dosis am Ziel abzugeben, was die Protonen-FLASH-Therapie erleichtert. Allerdings ist bei HEFP die Enddosisleistung geringer, da ein Großteil der Strahlenergie außerhalb des Patienten deponiert wird. Dies wird jedoch bei niedrigem \(d_T\) teilweise kompensiert, da kein verlustbehaftetes Energieabbausystem erforderlich ist, was den technisch erreichbaren Strahlstrom erhöht. Obwohl fokussierte Strahlen die Eintrittsdosis für kleine Ziele reduzieren können, sind für die Bestrahlung großer Ziele mit einer homogenen Dosis mehrere Strahlen erforderlich. Diese Strahlen überlappen sich in der Nähe des Eingangs, wodurch der TSDR-Vorteil der fokussierten Strahlen verringert wird.

Um den Strahl wie für CEFP und HEFP angenommen zu fokussieren, ist eine Anordnung von Quadrupolmagneten erforderlich. Das Design dieser Anordnung hängt von den Parametern des vom Beschleuniger gelieferten Strahls und der verfügbaren Länge ab. Es wird durch die Anforderungen verschiedener Arten von Magnettechnologien eingeschränkt, wobei herkömmliche normalleitende Quadrupole ein maximales Magnetfeld von etwa 1,5 T26 und supraleitende etwa 10 T27 erreichen. Die Quadrupole müssten einen Aperturradius haben, der mindestens ein paar Mal größer ist als der Strahl \(\sigma\), um den Anteil des Strahls, der abgefangen wird, zu begrenzen.

Um die Magnetanforderungen abzuschätzen und zu beurteilen, ob dies erreichbar ist, betrachten wir den endgültigen Quadrupol und fokussieren einen zunächst parallelen Strahl in einer einzigen Ebene. Wir stellen fest, dass die gewünschten Strahlparameter für den CEFP-Strahl aus Tabelle 1 mit einem Quadrupolmagneten mit einer magnetischen Länge von 250 mm und einem Gradienten von 30 T/m erreicht werden können, mit einer Strahlgröße am Magneteingang von \(\sigma _s= 28~\mathrm {mm}\). Die Reduzierung von \(\alpha _0\) oder \(\sigma _0\) verringert die Größe des Eintrittsstrahls, ohne dass sich dies auf den magnetischen Gradienten auswirkt. Eine Erhöhung der kinetischen Energie des Protonenstrahls auf 350 MeV, wie sie für HEFP angenommen wird, erhöht die magnetische Steifigkeit und damit die Felder und Gradienten um den Faktor 1,6.

Während der erforderliche Feldgradient keine besondere Herausforderung darstellt, könnte das Polspitzenfeld, das sich aus dem Produkt aus magnetischem Gradienten und Öffnungsradius ergibt, für normalleitende Magnete eine Herausforderung darstellen. Dies weist daher darauf hin, dass die Magnetanforderungen je nach Strahlparameter zwischen dem liegen, was mit normalleitender Magnettechnologie und supraleitenden Magneten oder längeren normalleitenden Magneten erreichbar ist.

In der Praxis wären mehrere Magnete erforderlich, um den Strahl sowohl in der horizontalen als auch in der vertikalen Ebene zu steuern und zu fokussieren, und wahrscheinlich sind zusätzliche Magnete erforderlich, um den vom Beschleuniger einfallenden Strahl anzupassen. Hierzu wurde ein vorläufiger Entwurf eines kompakten „Einsatzes“ erstellt, der zwischen der Düse eines Protonentherapiegeräts und einem Phantom platziert werden kann25. In der Zukunft sind wir daran interessiert, ein solches Gerät zu entwerfen und zu bauen, um das Konzept experimentell zu validieren.

Mithilfe der Monte-Carlo-Simulation (MC) haben wir drei verschiedene Strahlformungstechniken zur Erzeugung kleiner Flecken auf einem tief liegenden Ziel bewertet: Conventional Energy Collimated Proton (CECP), Conventional Energy Focused Proton (CEFP) und High Energy Focused Proton (HEFP). ). Die fokussierten Strahlen können zur Bestrahlung kleiner Tumoren mit einer höheren Dosis verwendet werden und können gleichzeitig die Dosis in den umliegenden Off-Target-Bereichen reduzieren. Daher haben fokussierte Strahlen das Potenzial, ein Ziel in der Nähe eines gefährdeten Organs sowie große, voluminöse, strahlenempfindliche Tumore mit einer homogenen oder inhomogenen Dosisverteilung zu behandeln. Es ist jedoch zu beachten, dass HEFP-Strahlen im Gegensatz zu herkömmlichen Energiestrahlen, bei denen die Protonen am Bragg-Peak stoppen, hinter dem Ziel eine Dosis ungleich Null haben. Bei CECP-Strahlen mit geringer Quergröße besteht die Einschränkung der großen Eintrittsdosis und einer durch MCS verursachten vergrößerten Punktgröße am Ziel. Diese Einschränkungen können durch den Einsatz konventioneller oder hochenergetischer fokussierter Strahlen überwunden werden. Bei der Bestrahlung großer Ziele kann der Vorteil einer verringerten Eintrittsdosis für fokussierte Strahlen verringert werden, da sich die Strahlen in diesem Bereich überlappen. Um die Technik umzusetzen, ist ein Fokussierungssystem mit einer Anordnung von Quadrupolmagneten erforderlich, dessen Design zwar anspruchsvoll, aber machbar ist.

Wir haben Geant428 Version 10.07.p02 verwendet, um die Wechselwirkungen von Protonenstrahlen mit Wasser zu simulieren. Die Physikliste wurde mithilfe einer vorkompilierten modularen Referenzliste (QGSP BIC EMY) basierend auf der Empfehlung für die Protonenstrahltherapiesimulation29,30,31 erstellt, die die G4EMStandardPhysics-Option3 aktiviert, die das Urban-Mehrfachstreuungsmodell zur Simulation von Teilchenwechselwirkungen verwendet. Die maximale Schrittlänge wurde auf 0,2 mm abgestimmt, um die Rechenzeit und Simulationsgenauigkeit zu optimieren, und der Sekundärpartikelproduktionsschnitt betrug 0,7 mm. In der Simulation wurde ein zylindrisches Wasserphantom mit einem Radius von 200 mm und einer Länge von 400 mm implementiert. Die primäre kreisförmige Gaußsche Quelle für CECP wurde in 1,0 mm Entfernung von einem Bleikollimator modelliert. Der Außenradius des Kollimators betrug 200 mm und der Innenradius wurde variiert, um den gewünschten Strahl zu erhalten. Die Länge des Kollimators wurde für eine Energie von 250 MeV optimiert, um den gewünschten Anteil an Protonen aus der Kollimatoröffnung zu eliminieren. Das Weltvolumen war mit Vakuum gefüllt.

An einem bestimmten Punkt in einer Strahllinie werden die Partikelpositionen im transversalen Phasenraum (\(u, u'\)) beschrieben, wobei u entweder die horizontale (x) oder vertikale (y) Partikelverschiebung von der Strahlachse ist (z) und \(u'=\mathrm {d}u/\mathrm {d}z\).

Die Verteilung von Partikeln wird üblicherweise als bivariate Gaußsche Verteilung beschrieben. Wenn sie im Phasenraum zentriert ist, kann sie durch eine Kovarianzmatrix \(\Sigma\) beschrieben werden. Dies kann mit den Twiss-Parametern19 \(\alpha\), \(\beta\), \(\epsilon\) und \(\gamma =(1+\alpha ^2)/\beta\) so parametrisiert werden, dass

Nach dem Satz von Liouville32 bleibt die Phasenraumfläche erhalten, solange die Teilchen nur durch konservative Kräfte beeinflusst werden. Der projizierte geometrische quadratische Mittelwert der Emittanz des Strahls \(\epsilon\) ist daher im Vakuum und in Quadrupolmagneten konstant.

Die Twiss-Parameter entwickeln sich, wenn sich der Strahl entlang des Beschleunigers ausbreitet, und im Fall der linearen Optik kann dies analytisch ermittelt werden19. Im Vakuum des freien Raums ist die Entwicklung einfach

Wir können die Strahltaille oder den Brennpunkt als einen Punkt mit dem kleinsten \(\beta\) definieren, wobei \(\alpha \equiv -(\mathrm {d}\beta /\mathrm {d}s)/2 = 0\ ). Mit diesem Argument kann Gl. (4) führt zum Abstand des Brennpunkts vom Referenzpunkt, wobei die Twiss-Parameter \(\beta _{0}\) und \(\alpha _{0}\) sind.

Durch Auswahl von \(d_T\) und \(\alpha _0\) wird \(\beta _0\) bestimmt. \(\beta _0\) und \(\sigma _0 = \sqrt{\langle u^2 \rangle }\) bestimmen wiederum \(\epsilon\).

Die Geant4-Partikelkanone wurde verwendet, um Partikel durch das simulierte zylindrische Wasserphantom zu schleudern. Anfangsparameter jedes von der Kanone erzeugten Teilchens (Energie, Position und Richtung des Impulses) wurden zugewiesen, um die gewünschte Verteilung zu erhalten. Die Energie der Partikel wurde anhand einer Gauß-Verteilung mit einer Streuung von 1 % der nominalen Strahlenergie zugewiesen.

Für den fokussierten Strahl haben wir in der Geant4-Simulation kein Magnetfeld verwendet. Stattdessen wurden die anfänglichen Twiss-Parameter für jeden Brennpunkt wie oben beschrieben berechnet und die gewünschten fokussierten Strahlen wurden nach der oben genannten Methode nachgeahmt. Für CECP-Strahlen haben wir immer mit einem parallelen kreisförmigen Gaußschen Strahl der Größe \(\sigma _u=6,0~\mathrm {mm}\) begonnen, indem wir Kollimatoren mit der erforderlichen Öffnung und einem festen Außenradius von 200 mm eingesetzt haben. Die Emittanz des anfänglichen Strahls wurde für einen gegebenen Satz von Twiss-Parametern (\(\alpha =0\), \(\beta = 18,8~\mathrm {m}\)) und eine anfängliche Kovarianzmatrix \(\Sigma\) berechnet. ) wurde für beide Querebenen konstruiert.

Basierend auf der Kovarianzmatrix wurde der anfängliche transversale Phasenraum des Strahls aus einer bivariaten Gauß-Verteilung konstruiert. Ein gewünschter Strahl wurde durch zufälliges Abtasten von Positionen erzeugt, die den Richtungen aus der transversalen Phasenraumverteilung entsprechen. Diese Methode zur Strahlerzeugung wurde unter Befolgung des Open-Source-Geant4-Wrappers MiniScatter33 entwickelt.

Zum Vergleich verschiedener Strahlformungstechniken haben wir die Dosis in einem interessierenden Volumen V wie folgt geschätzt:

wobei \(\delta E_j\) die \(j^\mathrm {th}\) Energiedeposition für insgesamt k Depositionen innerhalb V der Massendichte \(\rho\) ist. Die Dosis wurde sowohl in 2D als auch entlang der Strahlausbreitungsachse bewertet. Im Dosisvergleich wird der Beitrag aller primären und sekundären Protonen berücksichtigt; Der Beitrag anderer Teilchen ist im Vergleich zur Protonendosis vernachlässigbar.

Für die 2D-Dosisverteilungen war das Bewertungsvolumen ein zentraler Schnitt parallel zur Strahlausbreitungsrichtung, wie in Abb. 3 dargestellt. Dieser wurde dann in kubische Voxel der Größe \(0,2^3~\mathrm{mm}^3 unterteilt \), in der Gl. (7) wurde ausgewertet und ergab ein 2D-Profil der Dosis. Die 2D-Dosisverteilung wurde auch verwendet, um die Quergröße der Dosisverteilung am Ziel zu berechnen. Wir haben die Querstrahlgröße \(\sigma _T\) anhand des quadratischen Mittelwerts der Querverteilung der Dosis quantifiziert. Dies wurde durch Anwenden einer Gaußschen Anpassungsfunktion aus ROOT34 und Extrahieren des \(\sigma\) geschätzt. in allen Fällen lag die Anpassungsunsicherheit in der Größenordnung von einigen \({\upmu }\)m. Die Halbwertsbreite (FWHM) wurde daraus als \(\mathrm {FWHM} = \sigma 2\sqrt{2\ln {2}} \ca. 2,355\sigma\) abgeleitet, da die Gaußschen Funktionen zu den Verteilungen passen Also. Aus der gleichen Querverteilung der Dosis wurde auch die Größe des transversalen Halbschattens ermittelt.

Für das longitudinale Dosisprofil wurden zur Dosisberechnung zylindrische Volumina mit unterschiedlichen Radien verwendet, unterteilt in Scheiben mit einer Länge von 0,2 mm. Die Dosis in jeder Scheibe wurde mit Gleichung berechnet. (7). Da sich die Quergröße des Strahls mit der Tiefe ändert, ist hier der Radius der Volumina wichtig. Es wurden sowohl schmale (\(r=0,5~\mathrm {mm}\)) als auch breite (\(r=200~\mathrm {mm}\)) Zylinder um die Strahlachse verwendet. Schmale Zylinder erfassen die Mittelachsendosis als Funktion der Tiefe, die durch jeglichen Verlust von Primärphotonen von der Mittelachse aufgrund von MCS beeinflusst wird. Die breiteren Zylinder zeigen die durchschnittliche Dosis im gesamten Kanal, die hauptsächlich durch die Variation der Bremskraft beeinflusst wird. Die 2D-Dosisverteilungen werden einzeln auf ihren Maximalwert 1,0 normiert, um jeweils die relative Verteilung darzustellen. Für die longitudinalen Dosisprofile werden die Kurven durch die anfängliche Protonenfluenz am Phantomeingang normalisiert und dann global skaliert, sodass der höchste Peak in jedem Diagramm 1,0 erreicht.

Die während der aktuellen Studie verwendeten und/oder analysierten Datensätze sind auf begründete Anfrage beim entsprechenden Autor erhältlich.

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Diese Arbeit wurde vom norwegischen Forschungsrat unterstützt (NFR Grant No. 255196/F50).

Fachbereich Physik, Universität Oslo, 0316, Oslo, Norwegen

Fardous Reaz, Kyrre Ness Sjobak, Eirik Malinen, Nina Frederike Jeppesen, Edin und Erik Adli

Abteilung für Medizinische Physik, Universitätsklinikum Oslo, Postfach 4953, 0424, Nydalen, Oslo, Norwegen

Eirik Malinen

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FR hat die Simulationen und Analysen geschrieben und durchgeführt und den Großteil des Manuskripts verfasst. KNS entwickelte die Idee, stark konvergierende Protonenstrahlen für eine verbesserte Präzision analog zu VHEE zu verwenden, beriet bei der Geant4-Simulation und schrieb einen Teil des Manuskripts. EM und NFJE definierten die verwendeten medizinischen Physikfunktionen und redigierten das Manuskript. EA initiierte die Studie, betreute FR und redigierte das Manuskript. Alle Autoren haben das Manuskript überprüft.

Korrespondenz mit Kyrre Ness Sjobak.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

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Nachdrucke und Genehmigungen

Reaz, F., Sjobak, KN, Malinen, E. et al. Scharfe Dosisprofile für eine hochpräzise Protonentherapie mit stark fokussierten Protonenstrahlen. Sci Rep 12, 18919 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-22677-0

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Eingegangen: 14. April 2022

Angenommen: 18. Oktober 2022

Veröffentlicht: 07. November 2022

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-022-22677-0

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