a di Scienze Matematiche, Fisiche e Naturali Tesi di Laurea Studio

Transcript

UNIVERSITÀ DI TORINO
Facoltà di Scienze Matematiche,
Fisiche e Naturali
Laurea in fisica delle tecnologie avanzate
Tesi di Laurea
Studio di una cavità chiusa
per la facility PhoNeS per
BNCT; primi trials biologici
Candidato:
Luca Parola
Relatore:
Claudio Manfredotti
Corelatore:
Alba Zanini
Dicembre 2007
“Ma le battaglie non si perdono,
si vincono sempre.
Te lo dico qui da lontano:
le abbiamo vinte.”
Edmundo Aray
I
Indice
Introduzione
1
1 La BNCT
1.1 Storia della BNCT . . . . . . . . . . . . . .
1.2 Basi fisiche della BNCT . . . . . . . . . . .
1.2.1 Calcolo della dose in BNCT . . . . .
1.3 Il metodo TAOrMINA . . . . . . . . . . . .
1.4 Sorgenti per BNCT . . . . . . . . . . . . . .
1.4.1 Reattori nucleari . . . . . . . . . . .
1.5 Sorgenti ospedaliere per BNCT . . . . . . .
1.5.1 Acceleratori di particelle . . . . . . .
1.5.2 Sorgenti a fusione D-D/D-T . . . . .
1.5.3 Acceleratori Lineari Linac - Progetto
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PhoNeS
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21
2 Metodo di caratterizzazione delle sorgenti di neutroni
23
2.1 Metodo sperimentale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 23
2.1.1 Caratteri dei dosimetri per neutroni . . . . . . . . . . 23
2.1.2 Rivelatori utilizzati: Dosimetri a bolle . . . . . . . . . 25
Fisica dei rivelatori a bolle . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 25
Caratteristiche dei rivelatori a bolle . . . . . . . . . . . . . . . . 27
Codice di unfolding BUNTO . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 30
2.2 Codice di simulazione . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31
2.2.1 Metodo Monte Carlo . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31
2.2.2 MCNP-4B . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 32
Sezioni d’urto . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 34
MCNP-4B input file . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 35
2.2.3 MCNP-GN . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 35
Produzione fotoneutronica in MCNP-G . . . . . . . . . . . . . . 36
2.3 Test del metodo . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 40
2.3.1 Simulazione della testata dell’acceleratore e della sala
di trattamento . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41
2.3.2 Set-up sperimetale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 43
2.3.3 Risultati ottenuti . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 43
II
3 Misure di spettro su reattori
3.1 Reattori nucleari . . . . . . . . . .
3.1.1 Reattori termici e veloci . .
3.1.2 Componenti di un reattore
3.2 Reattore Tapiro di Casaccia, Roma
3.2.1 Colonna epitermica . . . . .
3.2.2 Misure sperimentali . . . .
3.3 Reattore LVR-15 di Rez, Praga . .
3.3.1 Colonna epitermica . . . . .
3.3.2 Misure sperimentali . . . .
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4 Progetto PhoNeS (Photo Neutron Source)
4.1 Produzione da (γ,n), risonanza gigante di dipolo
4.2 Moderazione di neutroni . . . . . . . . . . . . . .
4.3 Tappe del progetto . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.4 Prototipo PhoNeS bianco per misure su campioni
4.4.1 Descrizione delle componenti modulari . .
Struttura esterna . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Struttura in grafite . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Schermo in piombo . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Struttura moderante . . . . . . . . . . . . . . . . .
Posizionamento prototipo . . . . . . . . . . . . . .
4.4.2 Configurazioni studiate . . . . . . . . . .
4.5 Misure . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.5.1 Prima configurazione . . . . . . . . . . . .
4.5.2 Seconda configurazione . . . . . . . . . .
4.5.3 Terza configurazione: cavità chiusa . . . .
4.6 Confronto Configurazioni . . . . . . . . . . . . .
4.7 Considerazioni finali . . . . . . . . . . . . . . . .
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biologici
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. 76
. 77
. 78
. 79
. 84
. 89
. 95
. 100
5 Utilizzo della cavità PhoNeS per lo studio di campioni biologici
102
5.1 Studio dei tumori polmonari . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 103
5.2 Metodo di preparazione e di misura dei campioni biologici . . 105
5.2.1 Metodi fisici per la valutazione delle concentrazioni di
10 B . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 105
5.2.2 Prelevamento campioni . . . . . . . . . . . . . . . . . 109
5.2.3 Somministrazione del carrier . . . . . . . . . . . . . . 109
5.2.4 Preparazione dei campioni . . . . . . . . . . . . . . . . 110
5.3 Considerazioni finali . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 111
Conclusioni
113
III
A Elementi di dosimetria
A.1 Grandezze fisiche . . . . . . . . .
A.2 Grandezze radioprotezionistiche .
A.3 Grandezze operative . . . . . . .
A.3.1 Monitoraggio ambientale .
A.3.2 Monitoraggio Personale .
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Bibliografia
123
Ringraziamenti
126
IV
Introduzione
La BNCT è una tecnica di radioterapia che sfrutta l’elevata sezione d’urto di cattura di neutroni termici da parte del 10 B. I prodotti di reazione
(10 B(n,α)7 Li) rilasciano la loro energia in pochi µm cioè all’interno della
cellula contenente l’atomo di 10 B colpito; la tecnica risulta particolarmente selettiva a causa del maggior assorbimento di 10 B da parte delle cellule
tumorali rispetto alle cellule sane. La BNCT viene praticata pricipalmente
negli Stati Uniti ed in Giappone; in pochi altri paesi avvengono trattamenti
di questo tipo. Il motivo che ha ostacolato l’evolversi e la diffusione di questa
terapia è la difficoltà nel reperire sorgenti di neutroni opportune. Attualmente la BNCT è infatti strettamente legata all’impiego di reattori nucleari
i quali rappresentano le uniche sorgenti in grado di fornire gli elevati flussi
neutronici necessari.
I casi trattati fin’ora hanno però dimostrato le grandi potenzialità di
tale tecnica. In Italia il primo tentativo è stato effettuato nel 2001 a Pavia
presso il reattore di ricerca Triga Mark II tramite il metodo TAOrMINA
(Trattamento Avanzato di Organi Mediante Irraggiamento Neutronico ed
Autotrapianto). Un paziente di 48 anni affetto da metastasi epatiche multiple da adenocarcinoma del colon, a cui erano state diagnosticate poche
settimane di vita, è stato sottoposto a trattamento BNCT. Dopo alcune
settimane il fegato presentava la necrosi delle cellule tumorali e buone condizioni per le cellule sane. Il paziente in questione è deceduto dopo cinque
anni di ottima qualità di vita per l’insorgenza di nuove metastasi epatiche.
Nonostante ciò tale caso ha dimostrato le potenzialità della terapia in sè che
ha permesso la distruzione delle metastasi tumorali in un caso in cui ogni
altra terapia aveva fallito.
Questo parziale successo e i risultati ottenuti nei centri statunitensi, al
MITR II (Massachusetts Institute of Technology Reactor), e in quelli giapponesi, in particolare nel trattamento del glioblastoma multiforme, hanno
incoraggiato la nascita di numerosi progetti di ricerca volti allo sviluppo di
tale tecnica. Nell’Aprile 2004 al congresso internazione sulla BNCT tenuto
a Boston è stato elaborato un memorandum che invita la comunità scientifica ad operare per individuare sorgenti alternative ai reattori per BNCT.
Lo sviluppo di una sorgente ospedaliera porterebbe ad immediati vantaggi
1
e alla possibiltà di utilizzare tale tecnica anche in quei paesi dove non sono disponibili reattori nucleari per trattamenti clinici, come ad esempio in
Italia.
Nel 2005 in Italia nasce il progetto PhoNeS, Photo Neutron Source, finanziato dalla sezioni di Torino e Trieste dell’INFN, Istituto Nazionale di
Fisica Nucleare, che intende sfruttare i Linac ospedalieri, attualmete disponibili in tutti i reparti di radioterapia, per la produzione di neutroni. Il
metodo proposto intende convertire il flusso gamma prodotto dai Linac in
un flusso di neutroni tramite reazione (γ,n) su un blocco fotoconvertitore da
applicare alla testata dell’acceleratore.
Il progetto si svolge in collaborazione con:
• le sezioni INFN di Torino e di Trieste;
• l’Università di Trieste;
• l’Università Uninsubria di Como;
• l’Azienda ospedaliera Sant’Anna di Como;
• l’Azienda Ospedaliera Universitaria Ospedali Riuniti di Trieste;
• l’Ospedale Molinette di Torino;
• l’Istituto per la Ricerca e la Cura del Cancro di Candiolo;
• l’Ospedale S. Luigi di Orbassano, Torino.
La possibilità di sviluppare una sorgente ospedaliera per BNCT ha suscitato un notevole interesse nella componente medica e, in particolare, il
gruppo facente capo all’Ospedale S. Luigi di Orbassano si è dimostrata disponibile all’avvio di una collaborazione finalizzata all’utilizzo della sorgente
ospedaliera per irraggiamenti con tecnica BNCT di campioni biologici.
In sintonia con gli obiettivi del progetto PhoNeS, all’interno del quale
si inserisce il mio lavoro di tesi, è stata messa a punto una tecnica di caratterizzazione delle sorgenti di neutroni basata sull’utilizzo di un sistema
di rivelatori a bolle e su simulazioni Monte Carlo (codice MCNP-GN). La
tecnica è stata testata presso l’Istituto per la Ricerca e la Cura del Cancro di
Candiolo e quindi utilizzata per la caratterizzazione di due fasci epitermici
da reattori nucleari di ricerca: il TAPIRO presso il centro ENEA (Ente Nazionale per le Energie Alternative) di Casaccia (Roma) e il reattore LVR-15
presso il Nuclear Physics Institute di Rez (Praga).
La stessa tecnica è stata impiegata per la caratterizzazione del prototipo
PhoNeS Bianco. Lo scopo di tale caratterizzazione è di studiare una configurazione ottimizzata con un elevato flusso di neutroni termici nella cavità
terapeutica, adatta all’irraggiamento di campioni biologici contenenti boro.
In particolar modo si è cercato di ottenere la configurazione che permette
di:
2
• massimizzare il flusso di neutroni termici;
• minimizzare il flusso di neutroni veloci;
• ottenere l’uniformità della dose termica.
A tale proposito si è utilizzato un prototipo a “cavità chiusa” ideato espressamente per l’irraggiamento di campioni biologici.
In particolar modo, sempre all’interno del progetto INFN PhoNeS, si
prevede di irraggiare per la prima volta al mondo un campione di polmone
umano affetto da cancro polmonare per studi di concentrazione di BPA
nelle cellule tumorali ed in quelle sane e testare in questo modo la risposta
di questo organo alla BNCT.
3
Capitolo 1
La BNCT
1.1
Storia della BNCT
La Boron Neutron Capture Therapy è una terapia antitumorale particolarmente selettiva che sfrutta il differente accumulo nel tessuto sano e in quello
tumorale di un composto a base di 10 B (BPA, borofenilalanina, o BSH, dodecaborato). Essa comprende due fasi: nella prima viene somministrato al
paziente un composto contenente 10 B, nella seconda la zona tumorale viene
esposta ad un intenso campo neutronico.
L’idea di usare i neutroni per la cura dei tumori fu avanzata per la
prima volta da Gordon J. Locher nel 1936, appena quattro anni dopo la
scoperta del neutrone da parte di Chadwick e due anni dopo che E. Fermi
aveva misurato l’elevata sezione d’urto di cattura dei neutroni termici da
parte del 10 B. La scelta del tumore da trattare, come prima applicazione
rilevante, cadde sul glioblastoma a causa della sua assoluta incurabilità ed
al suo notevole impatto sociale; ancora oggi, però, non è chiaro se il glioma
cerebrale rappresenti la patologia più adatta al trattamento con neutroni.
Le prime applicazioni cliniche vennero effettuate negli Stati Uniti al
Brookhaven National Laboratory (BNL) e al Massachusset General Hospital (MGH) nel 1951, seguite da altri tentativi fra il ’59 e il ’61 al BNL e
al Massachusset Institutes of Technology (MIT). Tuttavia, a causa della
scarsa capacità di penetrazione dei neutroni termici negli strati profondi del
tessuto e dell’inadeguatezza dei composti borati utilizzati, queste prime applicazioni cliniche produssero risultati molto scoraggianti e furono interrotte
[1].
Nel 1968 H. Hatanaka [2], in Giappone, riprese la BNCT introducendo un
nuovo composto borato (Na2 B12 H11 SH), noto come BSH o dodecaborato, e
adottando l’irraggiamento intraoperatorio. Nello stesso periodo Mishima intraprese trattamenti BNCT su pazienti affetti da melanoma cutaneo tramite
l’utilizzo di un ulteriore composto borato, la Borofenilalanina (BPA). Negli
4
1 – La BNCT
anni ’90 in seguito a incoraggianti risultati ottenuti in sperimentazioni animali con BPA, le sperimentazioni cliniche ripresero anche negli Stati Uniti.
Nel 1994 presso il Massachusset Institutes of Technology Research Reactor
(MITR) iniziarono trattamenti BNCT con fasci epitermici (0.4 eV < E < 10
keV) in grado di risolvere il problema della scarsa capacità di penetrazione
dei neutroni termici (E < 0.4 eV) negli strati profondi del tessuto.
Le prime sperimentazioni di trattamenti BNCT in Europa iniziarono al
High Flux Reactor (HFR) di Petten, in Olanda, nell’ottobre del 1997, e in
Repubblica Ceca nel 2000. Tali studi avvennero su tumori cerebrali maligni
utilizzando come composto borato il BSH mentre nel 1998 in Finlandia e
nel 2000 in Svezia avvennero i primi tentativi europei di utilizzo di BPA.
Attualmente in Europa, sono operativi tre Centri per la BNCT, il JRC (Joint
Research Center) di Petten (Olanda), il Medical AB di Studsvik (Svezia) ed
il FiR1 (Finnish Reactor) di Otaniemi, Espoo (Finlandia)
In Italia, un importante contributo alla terapia neutronica è stato fornito
dai gruppi di A. Zonta e T.Pinelli che, presso il reattore TRIGA-MARK II
dell’università di Pavia, nel 2001, sottoposero a trattamento BNCT tramite
un metodo rivoluzionario, denominato TAOrMINA (Trattamento Avanzato
di Organi Mediante Irraggiamento Neutronico ed Autotrapianto), un paziente affetto da metastasi epatiche diffuse da adenocarcinoma del colon. Tale
metodo prevedeva l’espianto dell’organo malato quindi la sua esposizione al
campo neutronico ed infine il reimpianto dell’organo stesso.
Attualmente in tutto il mondo l’esposizione a neutroni nel trattamento
BNCT è effettuata utilizzando colonne termiche o epitermiche di reattori
nucleari poiché questi rappresentano le uniche sorgenti in grado di fornire
gli elevati flussi neutronici necessari per tale terapia; tramite fasci epitermici
vengono trattati glioblastomi multiformi o tumori del capocollo mentre fasci
termici vengono utilizzati per melanomi cutanei. Le tabelle 1.1, 1.2 riassumono i vari gruppi che attualmente stanno attuando prove di trattamenti
clinici tramite BNCT [3].
5
1 – La BNCT
Fasci neutronici epitermici
Glioblastoma multiforme
(GBM)
1 MW R2-0 research reactor
Studsvik, Svezia
250 kW TRIGA Finnish research reactor
(Fir-1) Espoo Helsinki, Finlandia
45 MW High Flux Reactor
Petten, Olanda
10 MW LVR-15 research reactor
Repubblica Ceca
5 MW MITR-II Massachusetts
Institute of Technology (MIT)
3 MW Brookhaven Medical Research
Reactor (BMRR)
5 MW Kyoto University Research
Reactor, Giappone (KUR)
3.5 MW Japan Research Reactor 4
(JRR-4) utilizzo misto di fasci
termici e epitermici
Intraoperative BNCT
Tokai Research Establishment, JAERI
Tumori del capocollo
250 kW TRIGA Finnish research reactor
(Fir-1) Espoo - Helsinki, Finlandia
5 MW Kyoto University Research
Reactor, Giappone (KUR)
Tabella 1.1. Prove di trattamenti clinici tramite fasci epitermici.
6
1 – La BNCT
Fasci neutronici termici
Melanomi della pelle
5 MW MITR-II Massachusetts
Institute of Technology (MIT)
RA-6 reactor Centro Atómico Bariloche
Buenos Aires, Argentina (utilizzo
misto di fasci termici e epitermici)
Metastasi multiple
al fegato
(irraggiamento dopo
espianto dell’organo)
Tabella 1.2.
1.2
250 kW Triga Mark II Reactor
Pavia, Italia
Prove di trattamenti clinici tramite fasci termici
Basi fisiche della BNCT
Una delle caratteristiche fondamentali di una terapia antitumorale è la selettività ossia la possibilità di colpire le cellule tumorali risparmiando quelle
sane. Fra le cure che utilizzano le radiazioni ionizzanti, la terapia per cattura neutronica (BNCT) è sicuramente una delle più selettive. La terapia
prevede che al paziente venga in primo luogo somministrato un composto
borato, ad esempio la borofenilalanina, che contiene 10 B, un isotopo del
boro. Tutte le cellule, infatti, utilizzano il Boro per i normali processi metabolici, ma le cellule tumorali, avendo un meccanismo di duplicazione più
rapido, metabolizzano maggiormente il composto borato. Per questo motivo la concentrazione di borofenilalanina nelle cellule neoplastiche risulta
maggiore rispetto a quella che si raggiunge nei tessuti sani. A questo punto
la zona tumorale viene sottoposta ad irraggiamento neutronico. La dose
di radiazione viene assegnata durante l’irraggiamento attraverso la reazione
di cattura di un neutrone di energia termica da parte di un nucleo di 10 B
(figura 1.1):
n + 10 B −→ 11 B∗ −→ 7 Li (1.01MeV) + α (1.78MeV)
n+
10 B
−→
11 B∗
−→
7 Li
(6%)
(0.84MeV) + α (1.47MeV) + γ (0.48MeV)
(94%)
La reazione di cattura del γ da parte del 10 B porta alla creazione di un nucleo
di 11 B in uno stato eccitato che nel 6% decade portando alla formazione di
7
1 – La BNCT
un nucleo di 7 Li e una particella α e nel 94% dei casi porta alla formazione
dei medesimi nuclei più all’emissione di un γ da 0.48 MeV .
Figura 1.1.
Il meccanismo d’azione della BNCT
Questa reazione presenta varie caratteristiche che la rendono particolarmente adatta alla radioterapia:
1. Ha una elevata sezione d’urto di cattura per neutroni termici (3840
barn a 0.025 eV) e un Q-value positivo (Q = 2.792 MeV);
2. I prodotti di reazione (una particella α e un nucleo di 7 Li) rilasciano
tutta la loro energia entro un raggio di pochi µm dal punto in cui sono
stati creati (9 e 6 µm rispettivamente), ossia praticamente all’interno
della cellula in cui avviene la reazione;
3. La dose di radiazione viene rilasciata solo durante l’irraggiamento neutronico, dato che i prodotti di reazione non sono radioattivi; quindi il
resto del corpo del paziente viene preservato da dosi indesiderate.
Poiché anche le cellule sane assorbono il 10 B, la selettività della terapia
dipende da un maggiore assorbimento del boro nel tumore rispetto al tessuto sano (figura 1.2). Le concentrazioni di 10 B nelle cellule tumorali e in
quelle sane vengono indicate rispettivamente con CT e CH e il loro rapporto
con T = CT / CH . Il valore di tale rapporto dipende dal tempo passato
dalla somministrazione del composto borato al paziente. Solitamente esso
raggiunge il suo massimo dopo alcune ore dalla somministrazione e poi diminuisce con il passare del tempo (vedi esempio TAOrMINA in paragrafo 1.3).
L’irraggiamento neutronico avviene generalmente quando tale rapporto ha
raggiunto il suo massimo. In base a tale valore di T viene scelto il tempo di
irraggiamento in modo tale da impartire una dose letale alle cellule tumorali
e una dose al di sotto del valore di tolleranza alle cellule sane.
8
1 – La BNCT
Figura 1.2. L’esposizione ad una stessa fluenza neutronica di una cellula
tumorale ed una sana produce il rilascio in ciascuna di esse di una diversa
dose di radiazione a seconda della concentrazione (CT o CH ) di 10 B in esse
contenuta. Per determinati valori di T è quindi possibile impartire una dose
letale alle cellule tumorali e una dose al di sotto del valore di tolleranza alle
cellule sane.
Nella scelta del tempo di irraggiamento va anche tenuto conto che quando
un tessuto viene irraggiato con neutroni termici esso assorbe una dose di
radiazione anche attraverso [4]:
1. le reazioni che i neutroni inducono sui nuclei degli elementi di cui il
tessuto è composto (H, C, N, O e vari altri elementi secondari); tra
queste le principali sono:
1 H(n,γ)2 H
14 N(n,p)14 C
35 Cl(n,γ)36 Cl
poiché H,N e Cl sono contenuti nella stessa misura sia nel tessuto sano
che in quello tumorale, questa dose viene rilasciata anche nei tessuti
sani;
2. il fondo indesiderato di γ (o di neutroni di alta energia) presente nella
posizione di irraggiamento;
3. la reazione
sani
10 B(n,α)7 Li
sul
10 B
eventualmente contenuto nei tessuti
La terapia risulta perciò tanto più selettiva quanto più è basso il fondo
γ e quanto più è alto il rapporto T tra le concentrazioni di 10 B nel tessuto
tumorale e in quello sano.
9
1 – La BNCT
1.2.1
Calcolo della dose in BNCT
La valutazione dell’efficacia clinica di un fascio per BNCT necessita il calcolo
della dose sia nel tessuto sano (DH ) sia in quello tumorale (DT ). Il calcolo
risulta particolarmente macchinoso in quanto i differenti contributi alla dose
totale dati da differenti radiazioni hanno diversi valori di efficacia biologica
relativa (RBE = Relative Biological Effectiveness). L’efficacia biologica relativa di un particolare tipo di radiazione è il rapporto tra la dose di raggi
gamma e la dose della radiazione che produce lo stesso effetto biologico.
La componente più importante della dose è quella rilasciata nella reazione di cattura neutronica da parte del Boro, DB . I neutroni termici, richiesti
per la reazione 10 B(n,α)7 Li, producono anche dose azoto, DN , attraverso
la reazione di cattura da parte dell’azoto, 14 N(n,p)14 C, e una componente
gamma, Dγ , a causa della reazione di cattura con nuclei di idrogeno che
compongono il tessuto, 1 H(n,γ)2 H. Come ultima componente caratterizzante la dose in BNCT abbiamo la dose idrogeno o “fast dose”, DH , dovuta ai
protoni di rinculo prodotti dall’interazione di neutroni di energia > 1 keV
con gli atomi di idrogeno presenti nel tessuto. La dose complessiva Dtot
viene calcolata in termini di Gy-eq (Gray-equivalent), moltiplicando ciascun
termine per la rispettiva efficacia biologica (valori tipici sono: RBEN = 3.2;
RBEH = 3.2; RBEγ = 1).
Dtot = CF DB + RBEN DN + RBEH DH + RBEγ Dγ
Il Compound Factor (CF o CBE) è definito come la RBE, ma tiene in
conto gli effetti dovuti al tipo di composto usato e alla microdistribuzione
nel tessuto sano e in quello tumorale. Ad esempio, valori tipici di questa
grandezza sono per il tessuto cerebrale, nel caso si utilizzi come carrier per il
Boro la BPA, 1.3 nel tessuto sano e 3.8 nel tessuto tumorale. È interessante
notare come le componenti della dose varino il loro contributo se osservate
in tessuto sano o tumorale. In figura 1.3 e 1.4 vengono riportati a titolo
d’esempio i calcoli dei profili di dose, stimati con codice MCNP, per un fascio di neutroni di 10 keV (sorgente monodirezionale) in tessuto sano e in
tessuto malato, mettendo in evidenza il contributo delle diverse componenti: idrogeno, azoto, boro e gamma. Come si può notare, confrontando gli
andamenti della concentrazione del Boro nel tessuto sano e in quello neoplastico, a 3 centimetri di profondità nel fegato dove è localizzata la massima
concentrazione si ha una differenza di dose rilasciata di circa 15 volte.
10
1 – La BNCT
Figura 1.3.
Figura 1.4.
1.3
Profilo di dose nel tessuto sano
Profilo di dose nel tessuto tumorale
Il metodo TAOrMINA
[4] Il 19 dicembre del 2002 sul New Scientist si leggeva: “... Per la prima
volta al mondo il cancro è stato curato rimuovendo un organo dal corpo,
sottoponendolo a radioterapia e reimpiantandolo ... In Italia hanno usato
questa tecnica per trattare un uomo di 48 anni con metastasi multiple nel
suo fegato. Un anno dopo l’intervento, che è durato 21 ore, l’uomo è vivo e
11
1 – La BNCT
sta bene. Il suo fegato sta funzionando normalmente e gli ultimi controlli
non hanno rivelato nessuna traccia di tumore...” La notizia veniva ripresa
da varie agenzie internazionali e faceva il giro del mondo. La tecnica in
questione è quella del metodo TAOrMINA (Trattamento Avanzato di Organi
Mediante Irraggiamento Neutronico ed Autotrapianto) messa a punto presso
l’Università degli Studi di Pavia con i finanziamenti dell’Istituto Nazionale
di Fisica Nucleare (INFN). La ricerca di base è durata circa quindici anni ed
ha visto coinvolti ricercatori di varie strutture e discipline. Mentre il resto
del mondo ha concentrato tutti i suoi sforzi nella cura dei gliomi cerebrali
e dei melanomi della pelle con fasci collimati di neutroni epitermici, Pavia
si è dedicata alla cura di organi espiantabili mediante il loro irraggiamento
in un campo di neutroni termici; il primo organo preso in considerazione è
stato il fegato.
L’Adenocarcinoma del Colon è uno dei tumori più frequenti che colpiscono l’uomo. Nel mondo intero vengono stimati circa 600.000 casi per anno,
di cui 152.000 negli Stati Uniti d’America. Il tasso di sopravvivenza a 5
anni dalla diagnosi è inferiore al 40-50%; ciò è dovuto anche al fatto che
in un terzo dei casi la diagnosi è tardiva. L’esito letale della patologia in
questione è dovuto, per i due terzi del totale, all’insorgenza di metastasi
epatiche che spesso si presentano multiple e diffuse, quindi non asportabili
chirurgicamente. È particolarmente increscioso e frustrante l’impossibilità di
intervenire in modo decisivo in un quadro clinico ove un tumore primario,
facilmente resecabile, si presenta associato a metastasi confinate esclusivamente nel fegato. Le statistiche evidenziano che in Italia i pazienti affetti da
tale patologia incurabile sono circa 3400 all’anno.
Il primo problema affrontato è stata la ricerca di un buon composto borato; fra i vari veicolanti studiati con un modello animale (metastasi epatiche
da adenocarcinoma del colon del ratto) i migliori risultati li ha forniti la
Borofenilalanina (BPA). L’assorbimento del 10 B è stato studiato sia qualitativamente sia quantitativamente misurando la concentrazione in campioni
sottili di tessuto epatico.
I risultati dell’analisi quantitativa della cinetica del Boro condotto su
una popolazione di 100 ratti sono riassunti nella figura 1.5; in essa sono
riportati l’andamento delle concentrazioni del 10 B nelle cellule tumorali e in
quelle sane e l’andamento del rapporto T delle suddette concentrazioni; il
tempo in ascisse rappresenta l’intervallo fra la somministrazione della Borofenilalanina (BPA) e il sacrificio del ratto. Come si vede, almeno fino a
12 ore la concentrazione nel tumore è più alta di quella nel tessuto sano; e
nell’intervallo fra 2 e 4 ore si ottengono per il rapporto T valori compresi fra
4 e 6. Prendendo come riferimento i valori riscontrati al tempo t = 2 ore (CT
30 ppm e CH 6 ppm) con una fluenza neutronica φn = 5 1012 cm−2 , le dosi
al tessuto tumorale e a quello sano sono, rispettivamente, DT = 60 Gy-Eq
e DH = 11 Gy-Eq; il primo di questi valori risulta abbondantemente al di
sopra di quello letale (40 Gy-Eq) per le cellule tumorali, mentre il secondo
12
1 – La BNCT
è abbondantemente al di sotto del valore di tolleranza (15 Gy-Eq ) per il
tessuto epatico. Ciò indica che con questi valori è possibile eseguire una
buona terapia delle metastasi epatiche.
Figura 1.5. Andamento delle concentrazioni di 10 B nelle cellule tumorali
(CT ) e in quelle sane (CH ) del ratto e del rapporto medio T=(CT )/(CH ) fra
le suddette concentrazioni. Il tempo t rappresenta il numero di ore trascorse
fra l’infusione del BPA e il sacrificio del ratto [4].
Come sorgente neutronica si è usato il reattore nucleare Triga Mark II
dell’Università di Pavia; la struttura originale della colonna termica è stata
modificata allo scopo di ottenere una postazione di irraggiamento con un
basso fondo γ e un campo di neutroni termici che produca una distribuzione
uniforme del flusso all’interno dell’organo. L’intensità della dose γ è stata
ridotta da 8.232 Gy/min a 0.314 Gy/min con l’inserimento di due schermi di
bismuto. Per rendere più uniforme la distribuzione del flusso neutronico all’interno dell’organo, durante l’irraggiamento il fegato viene ruotato di 180◦
intorno all’asse verticale; in questo modo la disuniformità tra la periferia e il
centro del fegato viene contenuta entro il 30% circa. Lo studio della distribuzione del flusso neutronico nella posizione di irraggiamento e all’interno
del fegato è stato effettuato per mezzo del codice MCNP, un Monte Carlo
che trasporta neutroni (da 10−5 eV a 20 MeV), elettroni (da 1keV a 1GeV)
e fotoni in geometrie anche molto complesse e con strutture ripetute come il
nocciolo di un reattore; le simulazioni sono state ampiamente confermate con
varie misure sperimentali. Le caratteristiche del flusso neutronico misurato
in aria nella posizione di irraggiamento sono riportate qui di seguito:
φtermico = 1.4 1010 cm−2 s−1 (En < 0.2eV )
φepitermico = 3.3 107 cm−2 s−1 (0.2eV < En < 0.5M eV )
φveloce = 2.0 106 cm−2 s−1 (En > 3.5M eV )
13
1 – La BNCT
φveloce = 9.4 104 cm−2 s−1 (En > 8.2M eV )
Il 19 dicembre 2001 il metodo TAOrMINA è stato applicato, per la prima volta al mondo, su un paziente di 48 anni affetto da metastasi epatiche
da adenocarcinoma del colon. Il fegato, dopo l’infusione di BPA, è stato
espiantato, racchiuso in due sacchi sterili di teflon e posto in un contenitore
rigido anch’esso di teflon. Trasportato al reattore, il contenitore è stato posto su un carrello semiautomatico utilizzato per inserire il fegato nel reattore
fino alla posizione d’irraggiamento. Prima dell’espianto, e durante l’infusione del BPA, sono stati prelevati dei campioni di fegato sano e di metastasi
per misurare la concentrazione del Boro contenuto in essi. La concentrazione nel tessuto tumorale e in quello sano è risultata rispettivamente pari a
CT = 47 ± 2 ppm e CH = 8 ± 1 ppm, rispettivamente; l’irraggiamento
(durato 11 minuti) con queste concentrazioni ha portato all’assorbimento di
una dose DT = 62 ± 2 Gy-Eq e DH = 8.6 ± 0.5 Gy-Eq nel tumore e nel
tessuto sano.
La fig. 1.6 infine mette in evidenza l’immagine di una piccola metastasi
(qualche decimo di mm), nella quale è presente un’elevata concentrazione di
10 B; essa dimostra come con questa tecnica si possano raggiungere e curare
anche metastasi molto piccole normalmente non rivelabili con gli attuali
mezzi diagnostici.
Figura 1.6. Radiografia neutronica di un nodulo metastatico prelevato dal
paziente durante l’infusione di BPA; successivi ingrandimenti di una zona
in cui è messa in evidenza una piccola metastasi (qualche decimo di µm di
diametro); questa sequenza mostra come il 10 B sia in grado di raggiungere
anche metastasi molto piccole [4].
Dopo 10 giorni dal trattamento una TAC ha mostrato che il fegato sano
era in buone condizioni mentre le 14 metastasi rilevate con l’ecografia intraoperatoria erano in stato di necrosi. Il trattamento neutronico ha agito
su tutto il fegato e tutte le metastasi, piccole o grandi che fossero, sono state
14
1 – La BNCT
trattate con efficacia. Il paziente è stato dimesso il 25 gennaio del 2002, 37
giorni dopo il trattamento. Prima di lasciare il Policlinico aveva recuperato
tutte le sue funzioni e le condizioni generali apparivano buone; i controlli
successivi, effettuati ogni tre mesi, hanno registrato il progressivo miglioramento dello stato di salute del paziente. Dopo circa 20 mesi due piccole
metastasi sono state rilevate fuori dal fegato ed asportate chirurgicamente. Nel luglio del 2002 è stato trattato un secondo paziente; anche in questo
caso è stato registrato un ottimo assorbimento selettivo del Boro da parte
del tumore e l’irraggiamento neutronico ha provocato la distruzione delle
metastasi (sebbene alcune fossero dell’ordine di qualche cm di diametro);
purtroppo, dopo un mese il paziente è deceduto per complicazioni postoperatorie. Queste prime due applicazioni del metodo TAOrMINA sull’uomo,
sebbene applicate su pazienti terminali, hanno dimostrato chiaramente l’efficacia del metodo nella distruzione locale del tumore; tuttavia, affinché questo metodo possa entrare nella pratica medica, sarebbe necessario effettuare
un’accurata sperimentazione clinica.
1.4
Sorgenti per BNCT
Attualmente nel Mondo i centri per trattamenti BNCT sono pochi in particolar modo a causa della difficoltà nel reperire sorgenti nucleari che forniscano
flussi neutronici adatti per tale tecnica di radioterapia.
Una sorgente di neutroni viene definita adeguata al suo utilizzo per trattamenti BNCT se il fascio di neutroni prodotti rispetta alcuni limiti definiti
dalla IAEA (International Atomic Energy Agency) detti figure di merito.
Le figure di merito definiscono il flusso utile (termici o epitermici a seconda
del trattamento che si vuole effettuare) minimo di neutroni ma anche le dosi
indesiderate massime dovute a radiazione γ e a neutroni veloci.
L’intensità del fascio di neutroni desiderati deve essere il più alto possibile
o perlomeno superiore a 108 n cm−2 s−1. Per un fascio termico:
φth > 108 cm−2 s−1
L’utilizzo di un fascio termico molto più elevato di quello minimo deve essere
ben ponderato; infatti l’aumento di flusso utile può essere accompagnato da
un corrispondente aumento di dosi indesiderate. Per questo motivo sono
definite anche le figure di merito che limitano la dose massima indesiderata
fornita.
Risulta essere molto importante ridurre la componente di neutroni veloci
che deve fornire una dose normalizzata al flusso utile minore a 10−13 Gy cm2 :
Dveloce
< 10−13
φth
È molto importante ridurre anche la componente γ; La IAEA impone
per la dose indesiderata γ normalizzata al flusso utile un valore massimo di
15
1 – La BNCT
10−13 Gy cm2 :
Dγ
< 10−13
φth
Attualmente le uniche sorgenti di neutroni che riescono a soddisfare tali
richieste e che vengono quindi utilizzate per trattamenti BNCT risultano
essere reattori nucleari. La maggior parte di tali reattori è situata lontano
dagli ospedali, rendendo cosı̀ difficile il loro utilizzo per applicazioni cliniche
e inoltre in molti paesi (tra cui l’Italia) è proibito costruirne di nuovi.
1.4.1
Reattori nucleari
I reattori nucleari al momento sono l’unica fonte di neutroni adottata nelle
prove cliniche. I neutroni prodotti dal processo di fissione nel core del reattore hanno diversa energia: possono essere termici (E < 0.4 eV), epitermici
(0.4 eV < E < 10 keV) o veloci (E >10 keV). Come è già stato sottolineato
applicazioni terapeutiche avvengono però solamente tramite fasci termici o
fasci epitermici. I flussi neutronici prodotti dal core di un reattore devono quindi essere modificati cercando di renderli o completamente termici o
completamente epitermici. Ci sono due metodi per ottenere un flusso di
neutroni appropriato in una sala di trattamento attigua ad un reattore [5]:
1. lo spectrum shifting approach, utilizzato per esempio al Tapiro (fig.
1.7) di Casaccia (Roma), in cui vengono posti degli opportuni filtri e
moderatori tra la fonte primaria (il core del reattore) ed il paziente;
i filtri assorbono o ridirezionano i neutroni indesiderati mentre i moderatori attenuano l’energia dei neutroni veloci fino al raggiungimento
dell’energia desiderata;
2. il fission converter plate approach, utilizzato ad esempio al MITR,
in cui i neutroni del core urtano un converter plate, adiacente ad un
blocco moderatore, e danno luogo a rezioni di fissione che generano i
neutroni utilizzati nel trattamento.
Tuttavia i fasci ottenuti da reattori con tali modalità presentano solitamente alcuni inconvenienti:
• i fasci di neutroni prodotti sono in genere affetti da contaminazioni di neutroni veloci e raggi γ responsabili di una dose aggiuntiva
indesiderata rilasciata ai tessuti sani;
• lo spettro dei neutroni ottenuti è molto largo (da qualche eV a qualche keV), laddove invece il massimo effetto tarapeutico sarebbe ottenuto per neutroni monoenergetici di energia opportunamente scelta in
funzione della profondità del tumore da trattare.
16
1 – La BNCT
Figura 1.7.
1.5
Reattore sperimentale Tapiro dell’Ente Nazionale per l’Energia
Atomica (ENEA)
Sorgenti ospedaliere per BNCT
Durante il Congresso Internazionale di Boston dell’Aprile 2004, é stato elaborato un memorandum (figura 1.8) che invita la comunitá scientifica della BNCT ad operare per individuare sorgenti ospedaliere per trattamenti
BNCT e risolvere cos’i i problemi derivanti dell’utilizzo dei reattori nucleari.
I vantaggi derivanti dall’utilizzo di una sorgente di neutroni interna ad
una struttura ospedaliera sarebbero notevoli:
• possibilità di effettuare trattamenti BNCT nei normali reparti di radioterapia degli ospedali;
• disponibilità di una apparecchiatura versatile, di dimensioni contenute
e facilmente rimovibile;
• possibilità di realizzare diversi tipi di moderatore per fornire fasci di
neutroni termici, epitermici o misti, in funzione delle esigenze mediche;
• richieste mediche soddisfatte (ad esempio condizioni asettiche);
• possibilità di disporre di tutto il necessario per assistenza, degenza,
terapie congiunte e situazioni di emergenza;
• miglior impatto sull’opinione pubblica rispetto all’utilizzo di un reattore nucleare.
La comunità scientifica mondiale sta quindi rivolgendo i suoi forzi alla
ricerca e allo sviluppo di sorgenti ospedaliere per NCT. Tali sorgenti possono essere acceleratori di particelle o sorgenti a fusione D-D/D-T (deuteriodeuterio/deuterio-trizio); queste ultime sono tuttavia ancora in fase sperimentale e non hanno ancora alcuna applicazione terapeutica. All’interno del
17
1 – La BNCT
Figura 1.8.
Memorandum elaborato nell’Aprile 2004 al Congresso Internazionale di Boston sulla BNCT.
progetto INFN PhoNeS ci si è invece proposti di ottenere una sorgente di
neutroni utilizzando gli acceleratori Linac normalmente presenti nei reparti
di radioterapia.
18
1 – La BNCT
1.5.1
Acceleratori di particelle
Acceleratori di particelle possono essere utilizzati per la produzione di neutroni. In essi particelle cariche vengono accelerate fino a determinate energie
e quindi fatte scatterare su target opportuni dove avvengono le reazioni nucleari che portano alla produzione di neutroni. Alcuni esempi di reazioni che
possono essere utilizzate in questo tipo di acceleratori sono riportate nella
tabella 1.3. La reazione maggiormente efficace sembra essere 7 Li(p,n)7 Be.
In particolare i neutroni prodotti da questa reazione presentano energie minori rispetto alle altre reazioni rendendo più semplice la moderazione dei
neutroni fino alle energie terapeuticamente utili. D’altra parte il protone
necessita però di un’energia di attivazione della reazione abbastanza alta il
che implica l’utilizzo di acceleratori a radiofrequenza di quadrupolo particolarmnete costosi e che difficilmente possono raggiungere correnti maggiori
delle decine di mA.
Reazione
7
Li(p,n)7 Be
E(particella)
(MeV)
Q-Value
(MeV)
En (max)
(MeV)
<En >
(MeV)
Neutroni prodotti
(mA s)−1
2.5
-1.64
0.78
∼0.6
9.091 ·1011
9
Be(p,n)9 B
4-5
-1.85
2-3
∼1.6
0.53-1.2 ·1012
9
Be(p,n)9 B
∼20
-1.85
∼18
∼5-8
1-2 ·1012
Be(d,n)10 B
1.5
4.36
5.9
1.66
3.3·1011
9
13
C(p,n)13 N
5
-3
2
1.16
3.8·1011
13
C(d,n)14 N
1.5
5.33
6.8
1.08
1.9·1011
12
C(d,n)14 N
1.5
-0.28
1.2
0.55
6·1010
Tabella 1.3. Proprietà di alcune reazioni utilizzabili per la produzione di
neutroni [7].
1.5.2
Sorgenti a fusione D-D/D-T
Presso il Lawrence Berkeley National Laboratory (LBNL) sono stati sviluppati generatori compatti di neutroni [6] (dimensioni approssimativamente
di 25 cm di diametro e 40 cm in altezza, fig.1.9) in cui viene sfruttata una
scarica di radiofrequenza per la produzione di un plasma di ioni deuterio D o
trizio T. La quantità di ioni monoatomici prodotta, sfruttando tale scarica,
è pari a: 100% D+ per la sorgente di tipo D-D e 50% D+ e 50% T+ per
la sorgente di tipo D-T. Gli ioni prodotti vengono poi accelerati fino al raggiungimento di energie superiori a 100 keV per essere, successivamente, fatti
19
1 – La BNCT
Figura 1.9.
Sorgente compatta a fusione
incidere su un target rivestito di titanio o alluminio in modo da produrre
neutroni per fusione tramite le reazioni:
2 H(d,n)3 He
per sorgenti D-D
2 H(d,n)4 He
per sorgenti D-T
I neutroni prodotti hanno energie medie di 2.45 MeV per la D-D e 14.1 MeV
per la D-T e vengono generati isotropicamente; essi vengono, poi, moderati
fino alle energie termiche o epitermiche a seconda del trattamanto terapeutico da effettuare. Il vantaggio più importante offerto da queste sorgenti
consiste nell’ausilio di acceleratori di forma piuttosto compatta, relativamente semplici nella tecnologia e dal costo competitivo essendo richieste
energie di poche centinaia di keV per l’accelerazione del fascio, ottenendo al
contempo elevate intesità di emissione. Da un punto di vista delle sezioni
d’urto, si ha che la più favorevole è quella relativa alla reazione D-T in quanto di due ordini di grandezza maggiore rispetto a quella per la D-D (figura
1.10 ). Questa differenza, tradotta in termini di produzione neutronica, ha
una risposta lineare nel senso che, anche il fascio neutronico risulta di circa
100 volte maggiore se prodotto per fusione da D-T. Tali sorgenti compatte
tuttavia sono ancora in una fase di studio preliminare tramite simulazioni
con codici MCNP e non hanno alcuna applicazione pratica.
20
1 – La BNCT
Figura 1.10.
1.5.3
Andamento delle sezioni d’urto delle reazioni D-D e D-T
Acceleratori Lineari Linac - Progetto PhoNeS
Il progetto INFN PhoNeS (Photo Neutron Source) [8], nato nel 2005 e all’interno del quale si inserisce il mio progetto di tesi, si propone di sviluppare
una sorgente di neutroni che possa essere facilmente introdotta all’interno di
una struttura ospedaliera al fine di effettuare trattamenti NCT. Come visto
nelle sezioni precedenti di questo capitolo, in tutto il mondo le applicazioni
NCT vengono effettuate presso appositi centri dotati di un reattore nucleare
e quindi in siti lontani da ospedali; il trattamento “interno” consentirebbe
di eliminare la fase di trasporto del paziente (da ospedale a reattore) con
tutte le problematiche associate.
Tale progetto propone un approccio di ricerca innovativo, in particolare
si intende utilizzare fotoneutroni prodotti dalla conversione della radiazione
gamma generata dagli acceleratori lineari (18 e 25 MeV), già esistenti in
molte strutture ospedaliere, attraverso il meccanismo della risonanza gigante. Per raggiungere questo obiettivo sono state introdotte delle opportune strutture schermanti e moderanti, senza necessitá di modificare ad hoc
apparecchiature esistenti negli ospedali.
Attualmente sono state studiate diverse configurazioni tramite simulazioni Monte-Carlo e test sperimentali. I risultati ottenuti [8], [9] ancora non
permettono l’utilizzo di tali sorgenti per trattamenti BNCT ma si pensa
21
1 – La BNCT
che tramite l’utilizzo di Linac di maggior resa, aumentando la corrente, la
frequenza, le UM (Unità Monitor) al minuto, l’energia degli elttroni che incidono sul target e inoltre ottimizzando la configurazione del fotoconvertitore
si possa in futuro ottenere fasci adatti allo studio di campioni biologici e in
seguito a trattamenti BNCT.
Il mio lavoro di tesi si propone proprio la caratterizzazione di una configurazione a cavità chiusa nel tentativo di:
• massimizzare il flusso di neutroni termici;
• minimizzare il flusso di neutroni veloci;
• ottenere l’uniformità della dose termica all’interno della cavità;
• effettuare dei primi esperimenti su campioni biologici.
22
Capitolo 2
Metodo di caratterizzazione
delle sorgenti di neutroni
Durante il mio lavoro di tesi parte è stato messo a punto un metodo di caratterizzazione delle sorgenti di neutroni adatto allo studio di campi neutronici
in presenza di intensi campi di radiazione γ come quelli prodotti nei Linac.
Tale metodo si divide in due parti:
• misure sperimentali tramite un sistema passivo di rivelatori a bolle;
• simulazioni Monte-Carlo tramite codice MCNP-GN.
I dati ottenuti sperimentalmente vengono poi confrontati con i risultati delle
simulazioni MCNP-GN dell’esperimento stesso.
2.1
2.1.1
Metodo sperimentale
Caratteri dei dosimetri per neutroni
Le caratteristiche fondamentali di un buon dosimetro, a prescindere dal tipo
di radiazioni oggetto, sono brevemente elencate di seguito:
• linearità della risposta in funzione della dose;
• indipendenza dall’energia della radiazione incidente, o se si preferisce,
curva di risposta piatta su tutto l’intervallo di interesse, ossia stessa
reazione del rivelatore se posto a contatto con radiazioni di diversa
energia;
• ripetibilità elevata e grande possibilità di utilizzo;
• minima perdita di informazioni nel tempo e in funzione delle condizioni
ambientali;
• bassa influenza della radiazione di fondo.
23
2 – Metodo di caratterizzazione delle sorgenti di neutroni
Se si tratta di dosimetri personali, alle caratteristiche sopra elencate si
devono aggiungere le seguenti:
• comodità di utilizzo per forma e leggerezza, facilità di identificazione,
economicità;
• copertura di un ampio range di misura in termini di dose equivalente
(0.1 mSv - 10 Sv );
• isotropia della risposta angolare entro l’angolo solido 2π in avanti;
• indipendenza dal rateo di dose fino ad almeno 10 Sv s−1 ;
• accuratezza della risposta sufficiente a soddisfare le raccomandazioni
formulate nelle competenti sedi internazionali.
Non esistono dosimetri che soddisfino tutte queste caratteristiche e, contemporaneamente, che siano sensibili a tutti i tipi di radiazioni, quindi in genere
in presenza di campi misti di radiazioni è necessario munirsi di diversi tipi
di dosimetro.
I problemi connessi alla dosimetria neutronica sono in genere molteplici
e di difficile soluzione, in quanto le misure che devono essere effettuate sono
per lo più svolte in campi di energia non nota, diversi da quelli a cui sono
calibrati gli strumenti. Si consideri poi che molto spesso i dosimetri per neutroni impiegati non sono totalmente insensibili alla radiazione γ, che sempre
accompagna quella neutronica e che non esistono rivelatori aventi una curva di risposta piatta su tutto l’intervallo di energie neutroniche d’interesse.
Inoltre lo spettro energetico dei neutroni, prodotti da qualunque sorgente
si estende solitamente su diverse decadi di energia, da 0.025 eV (neutroni
termici) alle decine di MeV (neutroni veloci) e i fattori di conversione doseflusso variano di oltre due ordini di grandezza nel range eV-MeV (come
esempio in figura 2.1 si può vedere l’andamento dei fattori di conversione
H*/φ dove con H* si indica l’equivalente di dose ambientale).
Se si vogliono quindi effettuare misure integrali di dose su ampi intervalli
energetici esiste il problema di scegliere il fattore di conversione che come
visto varia notevolmente. Tale problema può essere risolto tramite l’acquisizione dello spettro neutronico che permetterebbe di ottenere le grandezze
dosimetriche di interesse tramite i fattori di conversione dose /flusso cosı̀
come sono stati stabiliti nell’ICRP 60 del 1992 [11] e ICRP 74 del 1997
[10]. È quindi di estrema importanza utilizzare un sistema di spettrometria
neutronica soprattutto per quanto riguarda il range delle energie veloci.
24
Figura 2.1.
2.1.2
Fattori di conversione per neutroni da flusso a equivalente di
dose ambientale
Rivelatori utilizzati: Dosimetri a bolle
Fisica dei rivelatori a bolle
I dosimetri a bolle sono costituiti da una fiala di policarbonato contenente
un polimero elastico tessuto-equivalente trasparente nel quale sono disperse
delle micro-goccioline di freon super-riscaldato termodinamicamente metastabili. [12] Un liquido si dice super-riscaldato quando mantiene il suo stato
liquido sopra la temperatura di ebollizione. Lo stato super-riscaldato è uno
stato metastabile dal momento che il sistema è in uno stato di energia minima, ma non in un minimo assoluto; lo stato è stabile rispetto a piccole
perturbazioni ma è instabile per perturbazioni più grandi quale può essere
il rilascio di energia dovuto al passaggio di radiazione.
L’interazione dei neutroni con il polimero provoca l’emissione di protoni
ed il conseguente rilascio di energia causa la nucleazione delle bolle, ossia
le micro-goccioline passano da una fase liquida ad una gassosa. Èquindi
possibile ricavare la dose neutronica rilasciata dal momento che il numero di
bolle che si sono formate nel polimero è proporzionale alla dose di neutroni.
Per la formazione delle bolle ci sono dei valori di soglia che dipendono dalla
composizione delle goccioline e dalla condizione di temperatura e pressione,
nonché dal grado di super-riscaldamento delle emulsioni. La produzione di
bolle richiede che venga depositata un’energia sufficiente in una distanza
molto breve, ciò determina l’incremento della pressione del liquido oltre il
valore relativo alla pressione esterna. L’energia libera richiesta per formare
una bolla di raggio noto r in un liquido fu calcolata per primo da Gibbs con
25
la termodinamica classica ed è data da [12]:
G = 4πγ(T )r2 −
4π 3
r (pv − po )
3
(2.1)
dove γ(T) risulta essere la tensione superficiale del liquido alla temperatura
T, pv è la pressione di vapore del liquido super-riscaldato alla temperatura
T, p0 è la pressione di vapore di equilibrio alla temperatura T e (pv -p0 )
definisce il grado di super-riscaldamento. G raggiunge il suo massimo per
un valore di r:
2γ(T )
r=
= rc
(2.2)
pv − p0
dove rc viene detto raggio critico. Quando una bolla cresce fino a raggiungere
un raggio uguale ad rc , diventa termodinamicamente instabile, cresce molto
velocemente e si ha la nucleazione delle bolle. La soglia energetica W affinché
avvenga la nucleazione si ottiene ponendo r=rc nella equazione 2.1 :
W =
16πγ 3 (T )
3(pv − po )2
(2.3)
Come si può vedere l’energia libera critica dipende dal grado di riscaldamento, variando il quale si può variare il tipo di particelle rilevate come si può
vedere nella tabella 2.1). Per la dosimetria neutronica si utilizzano dei clorofluoro carburi con un grado di super-riscaldamento moderato; tipicamente
vengono usati detector con emulsioni di CCl2 F2 (difluorodiclorometano)[12].
liquido super–riscaldato
R–115
C2 ClF5
R–12
CCl2 F2
R–114
C2 Cl2 F4
grado super–riscaldamento
raggio critico rc (cm)
W (keV)
radiazione rilevata
7.91
1.3 10−6
0.0203
fotoni
5.38
3.1 10−6
0.227
neutroni termici
1.10
2.3 10−5
48.35
neutroni veloci
Tabella 2.1.
proprietá di alcuni liquidi super–riscaldati a pressione ambientale e temperatura 25◦ C [12]
Questa energia viene depositata dalla radiazione incidente nel liquido.
Nel caso di neutroni si considera lo scattering elastico come meccanismo
principale per la nucleazione delle bolle. Quando neutroni di energia En interagiscono con nuclei atomici di peso atomico A, vi trasferiscono attraverso
un urto elastico la loro energia; il nucleo facente parte del liquido superriscaldato, dopo lo scattering, perde energia per interazione coulombiana
fino a cessare il suo moto. I nuclei depositano differenti quantità di energia
a seconda delle dimensioni del nucleo stesso e del loro valore di dE/dx. L’energia depositata dagli ioni di rinculo lungo il loro percorso, affinché avvenga
26
la nucleazione, deve essere superiore al valore di soglia . Ad esempio l’energia minima richiesta per la nucleazione delle bolle in dosimetri per neutroni
termici costituiti da CCl2 F2 è di 0,227 keV (vedi tabella 2.1). Le tipiche
reazioni nucleari che portano alla formazione di bolle sono:
n + 35 Cl −→ 35 S + p
n+
35 Cl
−→
32 P
+α
(2.4)
(2.5)
dove la prima è quattro volte più probabile della seconda.
I nuclei di carbonio e gli ioni di rinculo delle altre reazioni possibili non presentano un’energia sufficiente per la formazione delle bolle. Fiale contenenti
emulsioni di 50000 goccette di 100 µm di diametro presentano generalmente
una sensibilità di 1 bolla/µSv a 25◦ C. Variazioni di temperatura comportano
una variazione sia delle soglie energetiche sia della sensibilità dei rivelatori.
L’efficienza di rivelazione dei neutroni aumenta rapidamente al di sopra
della soglia, ed è approssimata come [13]:
εBD = (1 −
Eth max
)ε
En BD
(2.6)
dove Eth è l’energia di soglia, mentre En è l’energia dei neutroni. La risposta
−5 bolle per n/cm−2 .
dei dosimetri è di εmax
BD 6x10
Caratteristiche dei rivelatori a bolle
I dosimetri a bolle sono inizialmente chiusi e sigillati, vengono attivati (resi
sensibili ai neutroni), attraverso la rimozione del cappuccio, che mantiene
pressurizzato il liquido contenuto nei dosimetri. Dal momento dell’attivazione la loro vita media è pressoché pari a 6 mesi. Per risalire alla dose
rilasciata è sufficiente contare visivamente il numero di bolle e utilizzare
i fattori di calibrazione indicati. Esistono eventualmente anche dei lettori
elettronici.
I vantaggi nell’utilizzo di questo tipo di rivelatore sono molteplici:
• completa insensibilità dichiarata alla radiazione γ incidente;
• risposta angolare isotropa;
• passività dello strumento, con conseguente possibilità di utilizzo anche
in presenza di campi impulsati abbastanza intensi, come quelli che
caratterizzano gli acceleratori;
• buona capacità di rilevazione su un ampio intervallo di dose;
• indipendenza dal rateo di dose incidente;
• praticità e facilità di utilizzo;
27
• buona risoluzione spaziale, date le dimensioni ridotte.
L’utilizzo di questi strumenti comporta anche qualche svantaggio; in
particolare, siccome il polimero elstico è composto da materiale organico,
il dosimetro è soggetto a degradazione e quindi ad usura; in questa fase la
sua sensibilità potrebbe variare nel tempo e quindi andrebbe periodicamente
verificata tramite taratura.
Vi sono inoltre differenti tipi di rivelatori a bolle:
• gli integrali: BDT e BD-PND
• lo spettrometro formato da 6 BDS (Bubble Detector Spectrometer)
Figura 2.2.
Dosimetri BDS(foto a sinistra) e dosimetri integrali(a destra)
I dosimetri integrali BDT e BD-PND permettono di misurare le
dosi equivalenti dovute rispettivamente ai neutroni termici (E<0.4 eV) e ai
neutroni veloci con energie comprese tra 100keV e 20 MeV. La relazione
fra il numero di bolle e la dose equivalente è per i dosimetri integrali particolarmente semplice: nota la sensibilità, espressa in n◦ bolle /mRem, basta
dividere il numero di bolle per la sensibilità per ricavare la dose equivalente
letta dal dosimetro in mRem. L’incertezza sulle dosi misurate dichiarata
dalla casa produttrice è del 20%. Tali dosimetri sono inoltre riutilizzabili
più volte previa l’eliminazione delle bolle che si formano tramite apposito
pistone presente sulla testa di ciascun rivelatore.
Lo spettrometro BDS è composto da sei dosimetri con soglie inferiori
differenti (10-100-600-1000-2500-10000 keV) e che misurano fino a 20 MeV.
Inoltre vi sono almeno 3 dosimetri corrispondenti ad ogni soglia in modo
tale da incrementare la statistica della misura (di dosimetri BDS a soglia 10
keV ne sono disponibili sei). Quindi lo spettrometro è infine composto da
18 dosimetri, tre per ogni soglia energetica. Elaborando le dosi, da essi misurate, tramite un codice di unfolding BUNTO (implementato dalla sezione
28
INFN di Torino) è possibile risalire allo spettro neutronico veloce nel punto
in cui è avvenuta la misura.
Nel corso delle nostre misure non abbiamo utilizzato i BDS 10000 poichè la
componente tra i 10 MeV e i 20 MeV risulta decisamente inferiore rispetto
alle componenti a più basse energie.
Ogni dosimetro “vede” solamente i neutroni di energia superiore alla
propria soglia ma la risposta a tali neutroni non è costante ma dipende dalle
energie dei neutroni come si può vedere nella figura 2.3.
Figura 2.3.
Curve di risposta dei BDS normalizzate a risposta unitaria
Secondo il manuale di istruzioni fornito dalla casa produttrice (BTI,
Bubble Technology Industries) tali dosimetri sono stati calibrati con una
sorgente di 25 Cf ad una temperatura di 20◦ C pertanto è consigliato il loro
utilizzo a tale temperatura; infatti all’aumentare di questa, si riscontra un
aumento in sensibilità dello strumento. Ciò è dovuto al fatto che la soglia
energetica dei vari BDS si abbassa per T > 20◦ C. Questo shift renderebbe
necessario l’utilizzo di nuove curve di risposta per effettuare le deconvoluzioni
dei dati ottenuti con il BDS. L’incertezza dei vari BDS dichiarata dalla
casa produttrice è del 10%. Anche lo spettrometro BDS è utilizzabile più
volte. L’eliminazione delle bolle avviene però tramite l’utilizzo di una camera
di compressione fornita assieme ai dosimetri che consente di sottoporre i
dosimetri a pressioni abbastanza elevate, dell’ordine delle 10 atm, tramite
l’acqua distillata in esso contenuta, per un periodo di tempo di circa 25
minuti.
29
La tabella 2.2 riassume le caratteristiche pricipali dei vari tipi di dosimetri.
BD–PND
BDT
BDS
range energetico
100keV<E<20MeV
E<0.4eV
sensibilità
range di dose
incertezza
0.33–33 bolle/mrem
0.1–500mrem
20%
∼30bolle/mrem
0.1–10mrem
20%
5 soglie:10,100,600,1000,
2500 keV e fino a 20MeV
1–2bolle/mrem
50mrem
10%
Tabella 2.2.
proprietá dei vari dosimetri a bolle
Codice di unfolding BUNTO
Le informazioni che si possono ricavare dalle letture effettuate con lo spettrometro BDS da sole non sono sufficienti per ricavare informazioni sullo
spettro completo dei neutroni nel range di energia coperto dalle soglie dei
sei rivelatori (10 keV, 20 MeV). Per ricavare i valori di fluenza dello spettro
neutronico nell’intervallo energetico desiderato occorre risolvere un sistema
di equazioni integrali, dette equazioni di Fredholm, che hanno la seguente
forma [15]:
Z Emax
Rj (E)ΦE (E)dE
Yj =
j = 1,.........,M
Emin
dove ΦE (E) è la distribuzione in fluenza dell’energia dei neutroni, Rj (E) è la
risposta del j-esimo rivelatore, Yj è la lettura del j-esimo dosimetro; per noi
i valori di j corrono da 1 a 6 e rappresentano i sei rivelatori alle sei diverse
soglie. Solitamente la funzione di risposta Rj (E) non è nota analiticamente:
nel nostro caso, ad esempio, si conosce una matrice di risposta dei rivelatori.
L’equazione integrale scritta sopra è quindi sostituita da un sistema di M
equazioni lineari in N incognite, dove N è il numero di punti necessari a
definire lo spettro:
Yj =
N
X
Rj (E)ΦE (E)dE
j = 1,.........,M
1
con N maggiore di M. Questo implica l’esistenza di infinite soluzioni, da
un punto di vista matematico. Molte di queste soluzioni però non avranno
alcun significato fisico (non esistono fluenze negative o molto oscillanti). Si
dicono soluzioni esatte tutte quelle che soddisfano il sistema, approssimate
quelle che soddisfano il sistema entro ragionevoli limiti d’errore, appropriate
quelle soluzioni approssimate del sistema che offrono le descrizioni fisicamente più appropriate. La ricerca della soluzione appropriata da un insieme
30
di soluzioni approssimate è un problema di analisi numerica, comunemente
chiamato unfolding o deconvoluzione. L’idea da cui si parte nell’unfolding
di un set di dati sperimentali è ipotizzare una forma dello spettro su cui un
programma elaborerà le soluzioni che meglio si adattano al problema in questione. Il metodo utilizzato nell’unfolding dei dati sperimentali è in grado di
trovare soluzioni fisiche anche in assenza di informazioni precise sullo spettro
iniziale (spettro iniziale piatto). BUNTO è basato sull’algoritmo SPUNIT
del codice BUNKI: il programma cerca soluzioni non negative attraverso
una procedura iterativa che è stata appositamente studiata per superare
il problema rappresentato dalla grande incertezza delle misure sperimentali, intrinseca nell’utilizzo di rivelatori passivi. Nella procedura adottata in
BUNTO la soluzione ΦE (E) è la media calcolata da un numero di spettri
ΦE,i (E). Ogni spettro ΦE,i (E) è ottenuto da una generazione random di valori Yj,i , campionati su una distribuzione normale i cui parametri µ e σ
sono le letture sperimentali e l’incertezza associata a ciascuna lettura. Per
un migliore trattamento delle incertezze viene usato un ulteriore criterio
di convergenza che si basa sulla fluenza integrale e serve a minimizzare la
differenza tra le risposte dei singoli rivelatori calcolate e misurate.
2.2
Codice di simulazione
Il codice utilizzato per la simulazione delle sorgenti studiate è MCNP-4B
nella versione GN. Tale codice di simulazione è in grado di effettuare il trasporto di neutroni, elettroni e fotoni all’interno di geometrie tridimensionali
ed arbitrarie e permette la valutazione degli spettri e il calcolo delle dosi
indesiderate relative alla componente veloce dei neutroni e alla componente
gamma.
2.2.1
Metodo Monte Carlo
Nato nel 1947 da un lavoro di Ulan e Von Neumann, è stato utilizzato da
Goldberger un anno più tardi per stimare la disintegrazione dei nuclei per
collisione con particelle ad alta energia. Il principio su cui si basa il metodo Monte Carlo (MC) [17] è un calcolo numerico statistico che utilizzando
numeri random fornisce la descrizione di sistemi o processi fisici la cui probabilità di accadimento è di tipo stocastico. Un numero random può essere
pensato come ad un particolare valore x di una variabile casuale X distribuita
in modo uniforme nell’intervallo compreso tra zero e uno e ottenuto attraverso un calcolo numerico effettuato da un ben preciso algoritmo matematico.
Rispetto ai primi codici scritti in linguaggio macchina l’avvento di linguaggi
di programmazione come il FORTRAN agli inizi degli anni sessanta permise la compilazione di codici più generali. Il percorso evolutivo del codice
Monte Carlo per il trasporto di particelle inizia nel 1963 con l’introduzione
della versione MCS e del successivo ampliamento, nel 1965, all’interazione
31
dei neutroni con la materia in geometrie 3D nella versione MCN. Tali versioni permettevano anche agli scienziati meno esperti in tecniche matematiche
Monte Carlo di cimentarsi in simulazioni di sistemi per il trasporto di radiazione. La trattazione di fotoni ad alta energia avvenne nel 1973 con l’unione
dei due precedenti codici, dando cosı̀ vita alla versione MCNG. In questo
modo si era creato un codice che permetteva la soluzione di problemi che
prevedevano la presenza sia di neutroni che di fotoni. Un’ulteriore modifica
introdotta nel 1977, basata sull’integrazione del codice precedente con una
nuova versione, la MCP, diede la possibilità di descrivere con una notevole
precisione l’interazione fra neutroni e fotoni per energie inferiori ad 1 keV.
Da allora è nato MCNP, acronimo di Monte Carlo N-Particle.
Nel corso degli anni sono stati introdotti altri accorgimenti che permettevano, ad esempio, di calcolare automaticamente il volume di alcune celle o
di avere a disposizione dei contatori, detti tally, dalla struttura più generale.
La prima versione ad essere distribuita a livello internazionale fu quella del
1983 che riscritta interamente in un nuovo linguaggio, il FORTRAN, prese il
nome di MCNP3. Le versioni del 1986 e 1988, rispettivamente la MCNP3A
e MCNP3B, oltre a disporre di nuovi pacchetti grafici davano la possibilità di simulare sorgenti di particelle più generali e di poter creare strutture
ripetute. Il passaggio a MCNP4B nel 1997 coincise con l’introduzione del
trasporto di elettroni e di ulteriori modifiche alla componente grafica. Parallelamente si è ampliato anche il range energetico fino al raggiungimento
del trasporto di circa venti tipi differenti di particelle con energie fino a 5
GeV (versione MCNPX). Grazie anche allo sviluppo negli ultimi anni dei
calcolatori che permettono la gestione di un elevato numero di processi, il
metodo Monte Carlo è attualmente usato per le trattazioni di molteplici
problemi a carattere fisico e tecnologico.
2.2.2
MCNP-4B
Il codice Monte Carlo MCNP-4B, da noi usato per la trattazione di problemi
dosimetrici, permette di studiare il trasporto di neutroni, fotoni ed elettroni, separatamente o accoppiati tra loro, attraverso geometrie tridimensionali
arbitrarie. Tale metodo può essere utilizzato per simulare processi statistici,
quali l’interazione di particelle con la materia, e in tutti quei casi in cui la
complessità del problema impedisce di ricorrere a metodi deterministici. I
singoli eventi probabilistici che costituiscono l’intero processo sono simulati
in sequenza e le distribuzioni di probabilità che governano questi eventi sono campionate statisticamente in modo da descrivere correttamente l’intero
fenomeno. Realizzare un campionamento statistico equivale a selezionare
una serie di numeri random. In particolare nel trasporto di particelle la
tecnica Monte Carlo è particolarmente realistica; consiste, infatti, nel seguire realmente la storia di ciascuna particella dal momento in cui viene
emessa dalla sorgente fino a quando muore attraverso processi di scattering,
32
assorbimento o uscita dalla geometria di interesse. Le distribuzioni di probabilità sono campionate casualmente usando i dati inseriti nel codice al fine
di determinare l’esito dell’interazione della particella.
In figura 2.4 è illustrata, a titolo di esempio, la storia di un neutrone
incidente su una lastra di materiale fissile. Numeri tra 0 e 1 sono selezionati
Figura 2.4.
“Storia” di un neutrone incidente su un materiale fissile.
casualmente per determinare il tipo di interazione e il luogo in cui questa
avviene, sulla base delle regole fisiche e delle distribuzioni di probabilità che
governano i singoli processi ed i materiali coinvolti. In questo particolare esempio, l’evento 1 indica la collisione del neutrone; quest’ultimo viene
scatterato nella direzione mostrata in figura mentre il fotone prodotto è
temporaneamente immagazzinato per essere analizzato in seguito. In corrispondenza dell’evento 2 avviene la fissione: il neutrone incidente termina la
sua storia originando altri due neutroni ed un fotone. Tra i prodotti della
fissione un neutrone ed un fotone vengono immagazzinati per essere analizzati successivamente. Il neutrone rimasto va incontro ad un processo di
cattura (evento 3) e termina in questo modo il suo percorso. A questo punto
è necessario seguire la storia di tutte le particelle immagazzinate: il secondo
neutrone prodotto dalla fissione esce fuori dalla lastra (evento 4), mentre
il fotone, sempre prodotto dalla fissione, segue una sorte analoga dopo una
collisione (evento 5). L’ultima particella da considerare è il fotone prodotto
all’evento 1; quest’ultimo sparisce in seguito ad una processo di cattura.
La storia del neutrone ora è completa. Per ottenere un quadro completo
sulle possibili “storie” di neutroni e fotoni è necessario esaminare un numero
maggiore di particelle iniziali.
33
Sezioni d’urto
I dati necessari per la descrizione del fenomeno, come le sezioni d’urto e le
energie di soglia, sono contenute in cartelle apposite, dette librerie.
Un neutrone emesso dalla sorgente ha probabilità di collidere nell’intervallo compreso tra l e l + dl data dalla relazione:
p(l)dl = e−Σt l Σt dl
(2.7)
dove Σt è la sezione d’urto macroscopica del mezzo ed è considerata come
la probabilità per unità di lunghezza che si verifichi la collisione. Fissato poi
ξ come numero casuale compreso fra 0 e 1, uguale a:
Z l
ξ=
e−Σt s Σt ds = 1 − e−Σt l
(2.8)
1
ln(1 − ξ).
Σt
(2.9)
0
si ottiene:
l=−
Siccome 1-ξ ha la stessa distribuzione di ξ, può essere sostituito ottenendo
cosı̀ l’espressione della distanza percorsa dal neutrone prima di un urto:
l=−
1
ln ξ
Σt
(2.10)
Avvenuta la collisione ed individuato il nucleo bersaglio, il neutrone può
subire un processo di scattering elastico o inelastico, oppure può andare
incontro ad un processo di cattura.
Per quanto riguarda i fotoni, il codice tratta le interazioni essenzialmente seguendo due modelli, uno più semplice ed uno più dettagliato. Nel
primo sono trascurati sia i fenomeni di scattering coerente sia quelli di fluorescenza che possono seguire l’effetto fotoelettrico, pertanto tale modello è
adottato quando si trattano problemi con fotoni di alta energia. I processi fisici considerati sono l’effetto fotoelettrico, la produzione di coppie e lo
scattering Compton su elettroni liberi; quindi la sezione d’urto totale σt si
può esprimere come:
σt = σpe + σpp + σs
(2.11)
Il secondo modello include scattering coerente, fluorescenza e fenomeni di
cattura che sono stati introdotti per descrivere le interazioni di fotoni con
energia inferiore a quella necessaria per originare un effetto fotoelettrico.
Tale modello è utilizzato quando sono coinvolti materiali ad alto numero
atomico o quando si trattano problemi con fotoni a bassa energia. Infatti
se l’energia del gamma è minore dell’energia di legame dell’elettrone, si può
avere una particolare forma di scattering, detto scattering coerente: il fotone
cambia direzione matenendo inalterata la sua energia iniziale mentre l’atomo
assorbe il rinculo del nucleo. Nel modello, inoltre, sono utilizzati i fattori di
34
forma nucleari sia nello scattering coerente sia in quello incoerente per tener
conto degli effetti legati agli elettroni.
Il trasporto di elettroni e di altre particelle cariche è essenzialmente differente da quello di neutroni e fotoni. Se questi ultimi sono soggetti ad
interazioni che si possono considerare isolate, il trasporto degli elettroni è
dominato dalla forza coulombiana il cui effetto si manifesta attraverso un
gran numero di piccole interazioni. Ad esempio, un neutrone da 0.5 MeV,
interagendo con uno strato di alluminio, dopo circa 30 collisioni avrà un’energia pari a 0.0625 MeV; un fotone realizzerà lo stesso salto energetico dopo
appena 10 collisioni; un elettrone, invece, subirà 105 interazioni per diminuire la sua energia della stessa quantità. Risulta evidente che seguire tutte
le singole interazioni di un elettrone non è fattibile dal punto di vista della
simulazione Monte Carlo, perchè richiederebbe troppe risorse in termini velocità di calcolo e tempo necessario; pertanto, si sono sviluppate una serie
di teorie per il trasporto delle particelle cariche basate sull’uso di sezioni
d’urto fondamentali e sulla natura statistica del trasporto al fine di predire
le distribuzioni di probabilità di quantità significative come la perdita di
energia e la deflessione angolare.
MCNP-4B input file
Le informazioni necessarie per la compilazione di un input file si possono
riassumere in:
1. definizione della geometria del problema utilizzando superfici di primo
e secondo grado;
2. conoscenza della densità e della composizione chimica dei materiali che
costituiscono le celle;
3. definizione della sorgente specificandone dimensioni, forma e spettro
energetico;
4. richiesta dei dati che si vogliono stimare dalla simulazione (ad esempio
il flusso di particelle o energia depositata) tramite l’utilizzo di apposite
strutture dette tally;
5. definizione delle tecniche di riduzione della varianza per velocizzare i tempi di calcolo, energy cut-off o geometry splitting o Russian
Roulette.
2.2.3
MCNP-GN
Nel 1997 nasce la versione MCNP-GN distribuito dalla NEA (Neutro Energy Agency) per risolvere l’incapacità del codice MCNP4B nel simulare la
35
produzione di neutroni come effetto dell’interazione di fotoni con la materia. [14] A causa della minore sezione d’urto fotoneutronica rispetto a quelle
tipiche dell’interazione fra fotoni e materia nella versione MCNP-GN sono state introdotte delle routine che utilizzando tecniche statistiche sono in
grado di aumentare la produzione di fotoneutroni.
La capacità di generare neutroni durante lo sviluppo della cascata elettromagnetica, rappresenta quindi l’aspetto più interessante di tale metodo,
e rende possibile la determinazione delle coordinate dei punti di origine dei
neutroni e la loro distribuzione angolare; l’energia dei neutroni è calcolata prendendo in considerazione sia il canale evaporativo sia quello diretto,
di cui si tratta diffusamente più avanti, in funzione dell’energia del fotone
incidente.
Queste routine sono state inserite nel codice Monte Carlo MCNP-4B,
consentendo di trattare l’intero processo di generazione e trasporto di fotoneutroni con un unico codice e di gestire facilmente la modellazione di
complesse geometrie, rendendo il sistema particolarmente adatto alla simulazione degli acceleratori lineari.
Nel 1996 è stata inserita nel codice la produzione di fotoneutroni per
interazioni con materiali ad alto numero atomico. L’energia di soglia della
reazione (γ,n) vale circa 7 MeV e assume valori via via crescenti al diminuire
del numero di massa del nuclide bersaglio; la sezione d’urto presenta un
picco, detto di risonanza gigante di dipolo, più alto rispetto agli altri processi
fotonucleari: varia tra 50 e 500 mb per numeri di massa compresi tra 50 e
200 e per energie dei gamma tra 15 e 18 MeV.
La produzione di neutroni per interazione dei fotoni con gli elementi
leggeri è stata invece implementata nel codice soltanto nel febbraio 2002 con
l’intento di utilizzare il codice per simulare trattamenti radioterapici reali e
quindi ricavare valori di dose neutronica assorbita da organi umani (simulati
da fantocci appositi) composti appunto da elementi leggeri.
Produzione fotoneutronica in MCNP-GN
L’emissione di uno o più neutroni da parte di un nucleo in seguito all’urto
con un fotone di energia En può essere descritta da due modelli differenti:
il modello evaporativo del nucleo e il processo diretto.
Secondo il modello evaporativo un fotone, penetrando nel nucleo, origina un nucleo altamente eccitato. Tale energia può essere considerata come
il calore prodotto dall’impatto del fotone con il nucleo, ed è proprio tale
“calore” la causa dell’evaporazione dei neutroni. Detta E l’energia corrispondente al livello eccitato del nucleo, allora la massima energia cinetica
del neutrone emesso sarà data da
E − Sn
(2.12)
con Sn energia di separazione del neutrone dal nucleo. Nel caso in cui il
36
neutrone lascia il nucleo residuo (Z,A-1) in un livello eccitato Er , l’energia
corrispondente alla particella emessa sarà:
En = E − Sn − Er
(2.13)
L’energia associata ad ogni livello Er del nucleo residuo sarà pari ad un’energia En del neutrone, fino a che vale la relazione: Er < EM , dove EM è
il massimo valore energetico possibile della particella emessa, cioè quando il
nucleo rimane nel suo stato fondamentale. Lo distribuzione energetica delle
particelle emesse dal nucleo consisterà in una serie di picchi che corrispondono allo spettro dei livelli del nucleo residuo; alle alte energie corrisponderanno gli stati di eccitazione più bassi del nucleo. Se l’energia della particella
incidente raggiunge un valore sufficientemente elevato, allora, un gran numero di livelli del nucleo può essere eccitato. Quello che risulterà sarà una
distribuzione energetica continua delle particelle emesse, in quanto le energie
Er sono molto vicine fra loro. La meccanica statistica ci fornisce una precisa
spiegazione del comportamento fisico dei nuclei fortemente eccitati, infatti,
possiamo paragonare l’emissione di un neutrone dal nucleo eccitato all’evaporazione di una molecola da un liquido riscaldato. Lo spettro in energia
delle particelle emesse seguirà una distribuzione di tipo maxwelliano e dipende dalla temperatura nucleare dopo l’emissione, che può essere espressa
come:
Er
(2.14)
T = ( )1/2
a
dove Er è l’energia di eccitazione del nucleo residuo ed a il parametro di
densità dei livelli. Nel calcolo della temperatura T viene utilizzato come
energia di eccitazione il suo valore massimo, mentre a è calcolato empiricamente. Esso è espresso in MeV e dipende dal numero di neutroni e protoni
del nuclide considerato. I fotoneutroni generati dal processo evaporativo
sono emessi isotropicamente.
Nel modello diretto il fotone incidente porta all’emissione di un neutrone di alta energia. Ciò è possibile in quanto in ogni nuclide (A-1,Z) ci
sono sempre alcuni bassi stati energetici legati da una semplice relazione
a particella singola allo stato fondamentale del nuclide confinante (A,Z); è
quindi possibile per un fotone che interagisca con il nucleo (A,Z) indurre una
transizione diretta con uno di questi stati. Tale processo è rivelato sperimentalmente dalla presenza di una componente anisotropa nella distribuzione
angolare dei nucleoni emessi nelle reazioni fotonucleari. Tale componente si
può esprimere secondo la seguente funzione:
f (ϑ) = 1 + C · sin2 (ϑ)
(2.15)
dove ϑ è l’angolo tra il fotone incidente e il neutrone emesso mentre C è
una costante empirica caratteristica dei diversi materiali e funzione dell’energia del neutrone. Sperimentalmente si può osservare come questo effetto
37
aumenta di importanza all’aumentare dell’energia dei fotoni incidenti e che
il rapporto fra neutroni emessi per effetto diretto e quelli emessi per evaporazione è dell’ordine del 13-14%. In letteratura non si trovano molte informazioni sulla fisica dell’effetto fotonucleare diretto. In un articolo di W. R.
Nelson (1995), [16] è contenuto un algoritmo semiempirico che permette di
calcolare la percentuale di energia dei neutroni prodotti per processo diretto
dall’interazione dei fotoni con la materia; dal metodo di calcolo utilizzato
si possono dedurre alcune caratteristiche dell’effetto. Si definisce Fd la frazione di neutroni diretti prodotti, ossia il rapporto tra i neutroni dovuti al
processo diretto e quelli totali; tale quantità, quindi, tenderà ad aumentare
al crescere dell’energia di eccitazione del nucleo. In figura 2.5 è rappresentato il valore che Fd assume per diversi materiali ad alto Z in funzione della
differenza tra l’energia del γ incidente, Eγ , e l’energia di separazione del
neutrone, Sn .
Figura 2.5.
Frazione di neutroni diretti in funzione dell’energia disponibile
per l’emissione (Eγ - Sn )
Nella figura precedente, si può osservare come sia stata utilizzata una
relazione lineare per esprimere il valore di Fd in funzione dell’energia del
fotone incidente:
Fd =


 0
0.031 (Eγ − Sn ) − 0.077

 0.2
se
se
se
38
(Eγ − Sn ) < 2.5 MeV
2.5 MeV < (Eγ − Sn ) < 9.0 MeV
(Eγ − Sn ) > 9.0 MeV
Sebbene la funzione sia in realtà molto più complicata, questa espressione
sarebbe sufficientemente corretta da permettere di predire in maniera ragionevole la frazione di neutroni diretti prodotti nella maggior parte dei casi di
nostro interesse.
La trattazione della produzione fotonucleare negli elementi pesanti usa
entrambi i modelli descritti, mentre la versione implementata per gli elementi leggeri è leggermente differente. Fotoni con energia compresa fra qualche
MeV e 60 MeV interagiscono con gli elementi leggeri presenti nei tessuti
biologici producendo particelle ad alto LET come neutroni, protoni, 2 H, 3 H,
4 He, ed altre più pesanti che dipendono dall’energia del fascio incidente. Nel
range energetico della risonanza gigante, tra 5 e 25 MeV, il processo fotonucleare è regolato dalle reazioni (γ,n) e (γ,p) e il massimo delle sezioni d’urto
è compreso tra 10 e 20 mb a seconda del nucleo considerato. Per energie
superiori ai 25 MeV il processo dominante è l’effetto di quasi deutone, che
consiste nell’emissione da parte del nucleo di una coppia neutrone-protone.
Gli elementi leggeri considerati dal codice, ed elencati in tabella 2.3, le
relative sezioni d’urto e la scelta del modello teorico si riferiscono ai dati pubblicati nel 1999 da un gruppo di ricercatori svedesi (I.Gudowska, A.Brame,
P.Andreo, W.Gudowski e J.Kierkegaard [18]).
Il modello fotonucleare utilizzato è notevolmente semplificato: si considera il solo canale diretto in cui il fotone incidente trasferisce tutta la sua
energia alla singola particella che esce dal nucleo con un’energia EN pari a:
EN = (E − Et − Ee )(A − AN )/A
(2.16)
dove E indica l’energia del fotone incidente, Et l’energia di soglia per la
reazione, Ee l’energia di transizione tra il primo stato eccitato e lo stato
fondamentale del nucleo residuo; A è la massa atomica di quest’ultimo,
mentre AN è quella della particella emessa; il fattore (A - AN )/A, invece,
tiene in considerazione il rinculo del nucleo residuo. Durante il lavoro di
tesi il codice è stato utilizzato per simulare la produzione e la successiva
moderazione energetica di neutroni al fine di ottenere un fascio terapeutico
(componente termica e componente epitermica) e il suo spettro, per poi
confrontarlo con spettri ottenuti sperimentalmente.
39
Element
16
O
12
C
14
N
18
O
13
C
23
Na
35
Cl (75.5%)
37
Cl (24.5%)
31
P
32
39
40
S
K
Ca
Photonuclear
reaction
(γ,n0 )
(γ,2n)
(γ,n∗ )
(γ,np)
(γ,n0 )
(γ,n∗ )
(γ,np)
(γ,nα)
(γ,npα)
(γ,n0 )
(γ,np∗ )
(γ,n)
(γ,2n)
(γ,n)
(γ,2n)
(γ,n)
(γ,np)
(γ,2n)
(γ,n)
(γ,np)
(γ,2n)
(γ,n)
(γ,np)
(γ,2n)
(γ,n)
(γ,np)
(γ,n)
(γ,np)
(γ,n)
(γ,np)
(γ,n)
Threshold
energy (MeV)
15.7
28.5
21.0
23.0
18.7
20.7
27.4
26.0
38.0
10.5
14.08
8.05
12.2
4.95
23.7
12.4
19.2
23.5
12.6
17.8
24.2
10.3
18.3
19.0
12.3
17.9
15.0
21.2
13.1
18.2
15.6
Tabella 2.3. Elementi leggeri presenti, reazioni fotonucleari ed energie di
soglia. (γ,n0 ) e (γ,n∗ ) indicano rispettivamente lo stato fondamentale e
quello eccitato in cui rimane il nucleo dopo l’emissione di un neutrone.
2.3
Test del metodo
Il metodo di caratterizzazione descritto in questo capitolo è stato testato tramite la caratterizzazione dell’acceleratore VARIAN 2300-CD da 18
MeV dell’Istituto per la Ricerca e la Cura del Cancro di Candiolo (IRCC).
Precedentemente l’acceleratore è stato simulato tramite il codice MCNPGN quindi i risultati della simulazione [14] sono stati confrontati con i dati
40
ottenuti sperimentalmente utilizzando lo spettrometro BDS.
2.3.1
Simulazione della testata dell’acceleratore e della sala
di trattamento
L’acceleratore lineare VARIAN 2300 CD produce un fascio collimato di elettroni monoenergetici da 18 MeV che, incidendo su un target in tungsteno
e rame, generano fotoni di bremsstrahlung di energia massima di 18 MeV.
Poichè tale fascio non è monoenergetico, generalmente non gli si attribuisce
un valore di energia, ma di tensione espressa in MV, come se il fascio fosse
stato ottenuto applicando quella tensione ad un tubo a raggi X.
Subito dopo il target, il fascio passa attraverso un collimatore primario in tungsteno che consiste in un cono troncato che definisce la massima
dispersione angolare del fascio.
Successivamente i fotoni attraversano un filtro in ferro e tantalio, chiamato flattening filter, che serve ad appiattire il fascio, ossia a rendere
l’intensità del fascio uniforme lungo tutto il campo.
Sotto il flattening filter è presente un complesso sistema di monitoraggio
della dose composto da camere a ionizzazione che controllano il rateo di
dose e la simmetria del fascio istante per istante. Un collegamento elettronico del circuito della camera ad un sistema di bobine situate intorno alla struttura accelerante, permette la correzione automatica di un’eventuale
asimmetria del fascio.
Dopo le camere a ionizzazione, il fascio è ulteriormente sagomato da
un collimatore secondario con apertura variabile; esso consiste in due
coppie di blocchi in tungsteno, detti jaws (CT), che definiscono il campo di
trattamento (rettangolare).
Tra le camere a ionizzazione e i collimatori secondari è presente un sistema ottico, composto da uno specchio e da una sorgente di luce, la quale
proietta un fascio luminoso come se fosse emesso dal punto focale dei raggi
X. Questo fascio luminoso, essendo centrato rispetto al fascio di radiazione,
serve per individuare la superficie ed il centro del campo.
Al di sotto dei jaws è presente un altro collimatore, detto multileaf
collimator (MLC), costituito da 40 coppie di lamelle in tungsteno.
In tabella 2.4, sono riassunti gli elementi che sono stati inseriti nella simulazione dell’acceleratore, i materiali relativi e la forma approssimativa. Si
è scelto, inoltre, di posizionare l’origine del sistema di riferimento nel centro
del target e di orientare l’asse Z verso il basso, lungo la linea dell’isocentro
(figura 2.6).
In previsione di un confronto tra i dati sperimentali e quelli ottenuti
dalla simulazione, sono state inserite nel file di input sia la geometria della
stanza in cui si effettua il trattamento:
• dimensioni: 6.30 m x 7.50 m x 4 m
41
Elemento
Distanza dal target
su linea isocentro
Materiale
Forma
approssimativa
target
0 cm
W + Cu
2 cilindri coassiali
primary
collimator
superficie sup: 1.6 cm
superficie inf: 7.8 cm
W
cilindro più
cono
flattening
filter
12.5 cm
Fe +Ta
2 coni di cui
uno bucato
collimatore
superiore (x)
superficie sup: 28 cm
W
coppia di
parallelepipedi
collimatore
inferiore (y)
W
coppia di
parallelepipedi
multileaf
collimator (x)
W
40 coppie di
lamelle
Tabella 2.4.
Figura 2.6.
Tabella riassuntiva della testata dell’acceleratore VARIAN
2300 CD per la simulazione.
Testata dell’acceleratore e assi di orientazione del lettino.
• spessore delle pareti: da 1.10 m a 1.30 m
• spessore del soffitto: 0.96 m; spessore del pavimento: 0.80 m
• materiale: calcestruzzo pesante arricchito con barite per la presenza
dei gamma (4.76% H, 47.7% O, 15.6% Si, 0.79% Al, 6.45% Ca, 16%
Fe56 , 4% Fe57 , 0.2% Mg, 0.1% S, 60.7% Ba)
42
sia il lettino sul quale è posizionato il paziente:
• dimensioni: 70 cm x 200 cm x 0.5 cm
• materiale: plexiglas.
In questo modo, anche nella simulazione, si considera il contributo alla dose
fotonica derivante dal backscattering dei fotoni con le pareti e quello alla
dose neutronica per interazione dei gamma con gli elementi leggeri presenti.
2.3.2
Set-up sperimetale
Al fine di confrontare i valori sperimentali con i valori simulati si è utilizzata
la stessa configurazione.
I dati sperimentali sono stati ottenuti con un campo di radiazione 10x10
cm2 sulla superficie del lettino (SSD), posizionato a 100 cm dal target, definito da un’apertura 10x10cm2 dei jaws e 40x40cm2 del multileaf collimator;
i dosimetri componenti lo spettrometro sono stati posti uno alla volta a 15
cm di distanza dall’isocentro del campo (figura 2.7).
Figura 2.7.
Posizione dei dosimetri sul lettino
Durante le misure è stato impostato un rateo di UM = 300 UM/min con
fattore di calibrazione dell’acceleratore di 100 UM/Gy.
La tabella 2.5 riassume il set-up sperimentale.
2.3.3
Risultati ottenuti
Lo spettrometro BDS è in grado di misurare spettri neutronici nel range
energetico compreso fra 10 keV e 20 MeV. In questo paragrafo si intende
quindi confrontare lo spettro ottenuto in questo range sperimentalmente con
quello simulato con il codice MCNP-GN. Il set di dosimetri a disposizione
era già stato utilizzato alcune volte e alcuni rivelatori presentavano delle
bolle residue anche dopo la ricompressione, pertanto questi non sono stati
utilizzati ai fini della nostra misura. In particolar modo sono stati eliminati
43
campo di radiazione
configurazione Jaws
configurazione MLC
SSD
dose rate
fattore di calibrazione
posizione di misura
Tabella 2.5.
10x10 cm2
10x10 cm2
40x40 cm2
100 cm
300 UM/min
100 UM/Gy
piano del paziente
15 cm dall’isocentro
Tabella riassuntiva set-up sperimetale.
i BDS con soglia 1000 keV poichè particolarmente usurati. La tabella 2.6
riporta l’equivalente di dose misurata dai diversi dosimetri a disposizione.
Soglia BDS
(keV)
10
10
10
100
100
100
600
600
600
2500
2500
2500
dose equivalente
(mRem/UM)
3.22
3.83
3.57
2.82
2.69
2.76
1.42
1.56
1.47
0.62
0.64
0.63
Tabella 2.6. Misura dell’equivalente di dose neutronica tramite lo spettrometro BDS.
Tramite l’elaborazione di questi dati con il codice di unfolding BUNTO
si è quindi ottenuto lo spettro neutronico nel range 10 keV - 20 MeV.
Come si può vedere dalla figura 2.8 la simulazione MCNP-GN conferma
pienamente i risultati sperimentali ottenuti. Infatti i due spettri, sperimentale e simulato, sono molto simili e, cosa ancora più importante, le dosi
integrali ottenute tramite i due metodi sono confrontabili all’interno degli
errori stimati.
44
Figura 2.8. Confronto tra lo spettro sperimentale e quello simulato. Acceleratore VARIAN 2300-CD da 18 MeV; campo di radiazione 10x10 cm2 ;
posizione di misura: piano del paziente 15 cm dall’isocentro.
45
Capitolo 3
Misure di spettro su reattori
Attualmente in tutto il mondo l’esposizione a neutroni nel trattamento
BNCT è effettuata utilizzando colonne termiche o epitermiche di reattori
nucleari poiché questi rappresentano le uniche sorgenti in grado di fornire
gli elevati flussi neutronici necessari per la terapia. Il flusso neutronico vicino al nocciolo di un reattore a fissione è tipicamente dell’ordine di 1014
neutroni cm−2 s−1 . Lo spettro energetico si estende fino a 5-7 MeV con un
picco tra 1-2 MeV. Questi neutroni sono generalmente rallentati ad energie termiche già all’interno del reattore, ma è tuttavia anche presente una
componente di neutroni veloci che “contamina” il fascio. Un piccolo oblò
nella struttura di schermatura del reattore permette di estrarre un fascio di
neutroni utilizzabile per applicazioni NCT.
All’interno di un progetto INFN di caratterrizzazione di sorgenti di neutroni ho quindi effettuato delle campagne di misura presso il reattore di ricerca Tapiro del centro ENEA (Ente Nazionale per le Energie Alternative)
di Casaccia, Roma, e presso l’LVR-15 di Retz, Praga.
3.1
Reattori nucleari
Il reattore nucleare a fissione è un impianto costituito da un nocciolo (o
core) contenente il combustibile fissile (uranio, plutonio, torio) che, in quantità sufficiente (superiore alla massa critica), alimenta la reazione a catena
di fissione. Affinché il numero di neutroni nel nocciolo resti costante (condizione di criticità: necessaria perché non avvenga una reazione esplosiva)
è necessaria la presenza di barre di controllo costituite da materiali diversi
(acciaio al boro, cadmio, afnio, ecc.) con la proprietà di assorbire i neutroni
in eccesso.
La condizione di criticità viene raggiunta se per ogni reazione di fissione
almeno uno dei neutroni prodotti urta contro un altro nucleo di combustibile dando luogo a un’altra fissione realizzando cosı̀ una reazione controllata
46
3 – Misure di spettro su reattori
autosostenuta. Se il numero medio di neutroni efficaci per reazione è inferiore a uno, il reattore è sottocritico, e la reazione è destinata a esaurirsi;
se, invece, il numero di neutroni è maggiore di uno, a ogni passo aumenta
il numero di reazioni di fissione prodotte e il processo tende a degenerare in
un’esplosione.
3.1.1
Reattori termici e veloci
Attualmente la maggior parte delle sorgenti per NCT sono reattori nucleari
termici anche se si stanno sviluppando sempre più progetti di ricerca che
prevedono l’utilizzo di reattori nucleari veloci.
Nei reattori nucleari termici (235 U, 239 Pu) la reazione di fissione è
alimentata solo dai neutroni a bassa energia: nel nocciolo è quindi presente
un moderatore (acqua pesante, berillio, grafite) in grado di rallentare, tramite gli urti, i neutroni veloci per aumentare la probabilità di produrre la
reazione. Nei reattori nucleari veloci (oltre a 235 si sfrutta anche U 238 U)
la reazione a catena è mantenuta anche dai neutroni ad alta energia che
non necessitano di un moderatore: tipico caso è il reattore autofertilizzante
(FBR o fast breeder reactor) in cui l’ eccesso di neutroni prodotti dalla fissione di 235 U viene assorbito dal 238 U, elemento fertile, più abbondante in
natura, che si trasforma in 239 Pu (fissile), utilizzabile a sua volta per la reazione (es. il Superphénix a Creys-Malville nei pressi di Lione, con potenza
di 1300 MW).
Sebbene attualmente tutte le applicazioni di BNCT vengano effettuate
presso reattori termici, sembra che l’utilizzo di reattori veloci possa portare
ad alcuni vantaggi. Ad esempio la ridotta componente di neutroni termici
porta ad un ridotto flusso di gamma di cattura ed alla conseguente possibilità di rendere più sottile lo schermo per i raggi γ o addirittura alla sua
eliminazione. Inoltre se si vuole ottenere un fascio epitermico può essere
eliminato anche lo schermo per neutroni termici (nel caso di fascio termico
già non sarebbe presente). Di conseguenza sembra che l’utilizzo di reattori
nucleari veloci possa garantire un maggiore rapporto flusso/energia di quello fornito da un reattore termico. I primi risultati sembrano indicare che
un reattore veloce di potenza 5 kW possa produrre un flusso di neutroni
epitermici sufficienti per un efficace utilizzo clinico.
In Italia, proprio su questa linea, si sta svolgendo un interessante progetto di ricerca presso il reattore veloce Tapiro al centro ENEA di Casaccia
nei pressi di Roma.
3.1.2
Componenti di un reattore
I principali componenti di un reattore a fissione sono il combustibile, il
moderatore (se si tratta di un reattore termico) e il sistema di raffreddamento. I primi due elementi costituiscono il nocciolo del reattore: la zona
47
in cui hanno luogo le reazioni nucleari; il sistema di raffreddamento, invece,
circonda il nocciolo e preleva il calore prodotto trasferendolo alle turbine.
Completano l’impianto diversi dispositivi di controllo, strumenti di misura,
le schermature, sistemi ausiliari e di emergenza.
I reattori utilizzati per trattamenti BNCT sono inoltre forniti di una
colonna termica o epitermica (a seconda dei trattamenti clinici previsti), da
inserire direttamente a contatto con il core, in grado di shiftare l’energia dei
neutroni prodotti nel core fino alle energie necessarie. Qui di seguito vengono
presentati i componenti principali di un reattore; le colonne di trattamento
verranno invece ampiamente descritte nei paragrafi seguenti.
Combustibile
Il combustibile è costituito da un materiale fissile, un composto di un elemento pesante come l’uranio o il plutonio. I nuclei di questi elementi, infatti,
hanno la proprietà di andare incontro a fissione, spontaneamente o in seguito all’urto con altre particelle. L’uranio può essere utilizzato in due forme:
naturale o arricchita. L’uranio naturale contiene i diversi isotopi dell’elemento nelle stesse percentuali presenti in natura, vale a dire, il 99.2836% di
238 U, una piccolissima percentuale di 235 U (0.7110%) e una ancora minore
di 234 U (0.0054%). Dei tre, l’isotopo fissile vero e proprio è l’isotopo 235 U;
per questo, in alcuni reattori si utilizza, in luogo della miscela naturale, una
miscela arricchita di 235 U. La reazione di fissione può avvenire spontaneamente o, con maggiore probabilità, in seguito ad un urto con un neutrone. I
nuclei di 235 U dopo la cattura neutronica diventavano molto instabili (figura
3.1) e si dividono praticamente a metà, rilasciando una grande quantità di
energia.
Figura 3.1.
Processo di fissione dell’isotopo 235 U in seguito ad un urto con
un neutrone.
I prodotti della fissione non sono determinati univocamente e sono possibili
diversi modi di ripartire le masse dei frammenti; mediamente vengono comunque emessi 2.5 neutroni per ogni reazione di fissione. Un esempio tipico
48
di reazione di fissione è:
n +235 U →236 U →147 La +87 Br + 2n
con un Q-value intorno ai 200 MeV.
L’isotopo 238 U, che rappresenta la percentuale maggiore della miscela
isotopica, può andare incontro a fissione solo in seguito all’urto con neutroni
veloci (vedere figura 3.2); normalmente, invece, tende a catturare i neutroni
da cui viene colpito. Ogni volta che un nucleo di 238 U cattura un neutrone,
si trasforma in un nucleo instabile di 239 U che, attraverso due decadimenti
beta successivi, si trasforma in 239 Pu. Quest’ultimo è anch’esso un nucleo
fissile, utilizzabile come combustibile.
Figura 3.2.
Sezione d’urto neutronica totale e di fissione per
235
Ue
238
U
Moderatore
Il moderatore è una sostanza che viene inserita nel nocciolo della maggior
parte dei reattori (detti reattori termici), per rallentare i neutroni emessi come prodotti secondari nella fissione del combustibile. La necessità di
rallentare i neutroni si deve alla loro funzione di catalizzatori: urtando ad
una velocità opportuna contro i nuclei di 235 U, infatti, essi possono indurre
altre fissioni, permettendo l’autosostentamento delle reazioni nel nocciolo.
Affinchè la probabilità di urto dei neutroni con i nuclei di 235 U sia massima,
e la probabilità di cattura da parte di 238 U sia minima, è necessario shiftare
l’energia dei neutroni ottenuti da fissione verso le energie termiche. Infatti,
come illustrato in figura 3.2, per energie inferiori ad 1 eV la sezione d’urto di
fissione dell’235 U (a quelle energie corrispondente alla sezione d’urto totale)
è di due ordini di grandezza superiore alla sezione d’urto totale dell’isotopo 238 U. Dal momento che l’energia a cui normalmente i neutroni vengono
49
emessi è di gran lunga maggiore (circa 2 MeV, ossia quasi 100 milioni di volte maggiore), si fa in modo che, prima di colpire i nuclei di uranio, i neutroni
urtino contro le molecole di una sostanza capace di rallentarli. Quest’ultima
deve avere un peso molecolare contenuto, in modo che nell’urto i neutroni
possano perdere grandi quantità di energia, ed una densità sufficientemente
elevata; per questo, a seconda dei casi, si utilizza come moderatore acqua,
acqua pesante o grafite.
Sistema di raffreddamento
Il sistema di raffreddamento preleva il calore prodotto nel nocciolo e lo trasferisce alle turbine. Nella maggior parte degli impianti il sistema di raffreddamento è composto da due circuiti: uno primario ed uno secondario. Il
calore prodotto nel nocciolo del reattore viene prelevato dal circuito primario ed, attraverso uno scambiatore, viene trasferito ad un circuito secondario
dove ha luogo la trasformazione in vapore. Quest’ultimo aziona le turbine
del generatore che produce energia elettrica. Il liquido che circola nel sistema può essere acqua o, nel caso dei reattori autofertilizzanti, un metallo
liquido come il sodio.
Sistemi di controllo
Il livello di potenza di un reattore in funzione viene costantemente controllato attraverso la misurazione di una serie di parametri rilevanti come la
temperatura, il flusso di calore ed il livello di attività nucleare. La potenza
in uscita viene regolata con l’introduzione o l’estrazione dal nocciolo delle
barre di controllo, elementi costituiti da un materiale capace di assorbire
neutroni. La posizione delle barre viene determinata in modo che il numero
di neutroni prodotti in ogni ciclo si mantenga costante, e la reazione nucleare
non assuma un andamento esplosivo.
Le radiazioni prodotte dal reattore durante la fissione e dai residui dei
processi dopo lo spegnimento sono assorbite da blocchi massicci di cemento posti intorno al reattore e al circuito di raffreddamento primario. Altre
strutture di sicurezza includono: un sistema di raffreddamento del nucleo,
per impedirne il surriscaldamento e la successiva fusione in caso di avaria
del sistema di raffreddamento principale; una costruzione esterna di contenimento che blocca qualsiasi tipo di fuga di materiale radioattivo in caso di
malfunzionamento dell’impianto.
3.2
Reattore Tapiro di Casaccia, Roma
Il Tapiro è un reattore veloce situato all’interno del centro ENEA di Casaccia
nei pressi di Roma; esso è caratterizzato da un nocciolo molto piccolo (11
cm di altezza e 12 cm di diametro) altamente arricchito (93,5% in 235 U); è
50
raffreddato ad elio ed è dotato di apparato riflettore in rame. È un reattore
a potenza relativamente bassa (potenza massima 5 kW e massimo flusso
3x1012 cm−2 s−1 ).
Nella figura 3.3 è raffigurato il core del reattore cosı̀ com’è stato implementato nella simulazione MCNP-4C effettuata dal dottor Kenneth Burn
del centro ENEA di Bologna.
Figura 3.3.
3.2.1
Sezione orizzontale del core del reattore Tapiro simulata con
MCNP-4C
Colonna epitermica
I trattamenti terapeutici di BNCT, come detto precedentemente, vengono
effettuati tramite l’utilizzo di fasci termici o epitermici. Al centro ENEA di
Casaccia è stata costruita una colonna epitermica da applicare al reattore
Tapiro ed ottenere cosı̀ un fascio adatto al trattamento di glioblastomi. Tale
colonna viene detta colonna epitermica (figura 3.4).
Figura 3.4.
Colonna epitermica da applicare al reattore
All’interno di questo paragrafo cercheremo di descrivere la colonna epitermica ed il lavoro effettuato dai ricercartori dell’ENEA per il suo sviluppo.
Lo spettro energetico dei neutroni uscenti dalla finestra ricavata nel riflettore di rame del core ha un picco compreso tra 100 keV e 1 MeV; lo
51
scopo della colonna epitermica è quindi quello di aumentare la componente
epitermica del fascio e diminuire quella veloce (E > 10 keV) che produce
danno biologico.
Una tipica colonna epitermica da applicare a reattore è solitamente composta da una struttura moderante, alcuni schermi, un apparato riflettente
e un collimatore; la scelta dei materiali da utilizzare per la costruzione di
questi componenti implica uno studio molto accurato [20] delle loro sezioni
d’urto neutroniche.
Il materiale costituente il moderatore è stato scelto innanzitutto in base
al rapporto tra la sezione d’urto totale sopra i 10 keV (energie veloci) e
la sezione d’urto totale tra 0.4 eV e 10 keV (energie epitermiche); sono
stati presi in considerazione materiali quali alluminio, acqua, rame e titanio.
Come si può vedere dalla figura 3.5 il materiale che meglio si presta risulta
Figura 3.5.
confronto tra sezioni d’urto totali di alluminio, rame ,titanio e
acqua
quindi essere da questa prima analisi l’alluminio.
I ricercatori ENEA hanno inoltre pensato di utilizzare materiali composti da più elementi nel tentativo di sfruttare la sovrapposizione di eventuali
risonanze nel range energetico e sono passati allo studio delle sezioni d’urto
di alcuni composti quali AlF3 e Al2 O3 (figura 3.6).
52
Figura 3.6.
Sezioni d’urto totali di materiali composti: AlF3 e Al2 O3 .
Le sezioni d’urto totali dei due composti sono molto simili ma il composto AlF3 può beneficiare dell’elevata sezione d’urto di scattering inelastico
del fluoro che permette perdite di energie più elevate negli urti. Per la
costruzione del moderatore è stato quindi scelto l’AlF3 .
Si è quindi passati alla scelta del materiale da utilizzare per la costruzione
del riflettore. Tale materiale deve avere caratteristiche della sezione d’urto
totale opposte a quelle del materiale moderante; infatti, avendo un elevato
rapporto tra la sezione d’urto alle energie epitermiche e la sezione d’urto
alle energie veloci, esso trasmetterà la componente veloce, disperdendola, e
rifletterà la componente epitermica. In questo caso il materiale scelto è stato
il nichel di cui possiamo vedere la sezione d’urto totale nella figura 3.7.
Figura 3.7.
Sezione d’urto del nichel
Per la costruzione del collimatore si è invece utilizzato del piombo in
quanto esso possiede una piccola sezione d’urto di cattura per i neutroni,
è un buon riflettore e non modifica molto l’energia dei neutroni. Non sono
invece stati costruiti schermi per neutroni termici e radiazione γ proprio
perchè il Tapiro è un reattore veloce.
53
Nella figura 3.8 possiamo vedere la colonna cosı̀ come è stata implementata dal dott. Burn nella simulazione MCNP-4C [21].
Figura 3.8. Sezione orizzontale della colonna epitermica (dimensioni in
cm).
La colonna epitermica risulta infine in [22]:
• un moderatore di fluoruro di alluminio, AlF3 , compresso (densità 1.85
g cm−3 ) posto dentro scatole di alluminio, Al, (di spessore 5 mm).
Sono disponibili 6 scatole in modo tale da poter variare lo spessore del
moderatore cambiando il numero di scatole utilizzate. Solitamente si
utilizzano tre scatole per uno spessore di 37 cm di AlF3 e 3 cm di Al;
• una cavità lunga 76.5 cm circondata da un riflettore in nichel di spessore 7.5 cm;
• un collimatore di piombo lungo 101.5 cm con due variazioni di angolo
(dopo 30 cm e dopo altri 49.5 cm) che massimizzano il flusso neutronico
all’apertura del collimatore stesso;
• uno spessore di 5 cm di polietilene litiato per l’assorbimento dei neutroni al di fuori della zona di irraggiamento (viene utilizzato il 6 Li e
non il 10 B poichè i γ derivanti dalla reazione di cattura dovuta al Li
sono di più bassa energia).
Per ottenere una maggiore flessibiltà una parte del collimatore può essere
rimossa e si possono cosı̀ ottenere due aperture differenti, una di 12x12 cm2
e una di 20x20 cm2 (figura 3.9).
3.2.2
Misure sperimentali
Nel Luglio 2007 sono state effettuate misure della componente veloce dello
spettro neutronico al Tapiro per poterle confrontare con le simulazioni del
54
Figura 3.9.
collimatore con differenti aperture
dott. Burn. Le misure sono state realizzate utilizzando lo spettrometro
testato presso l’Istituto per la Ricerca e la Cura del Cancro di Candiolo.
Dopo alcune prove finalizzate a determinare la potenza di utilizzo del
reattore al fine di non saturare i dosimetri, si è utilizzato quattro volte il
set di dosimetri componenti lo spettrometro ponendolo 2 volte in posizione
adiacente alla finestra di uscita del fascio e 2 volte a 10 cm di distanza dalla
finestra stessa in modo tale da poter anche valutare come varia con la distanza la dose in aria (3.10).
Figura 3.10. Spettrometro BDS posto alla finestra di uscita del fascio e a
10 cm di distanza.
55
Le misure sono avvenute con:
• potenza 2 W;
• tempo di esposizione 300 s
• apertura del collimatore 20x20 cm2 .
I valori ottenuti con i dosimetri sono poi stati elaborati con il codice di
unfolding BUNTO per ottenere gli spettri sperimentali da confrontare con
quelli simulati.
La tabella 3.1 riporta l’equivalente di dose misurata dai diversi dosimetri
a disposizione.
0 cm da finestra di uscita
SOGLIA
BDS
(keV)
(mRem)
10 cm da finestra di uscita
SOGLIA
BDS
(keV)
(mRem)
10
10
174.4
153.4
10
10
123.8
115.8
100
100
111.4
98.8
100
100
114
106.8
600
600
74.6
59.7
600
600
54.8
46.4
1000
1000
72.4
54
1000
1000
47.4
40
2500
2500
33.4
25.6
2500
2500
25.6
19.2
Tabella 3.1. Misura dell’equivalente di dose neutronica tramite lo spettrometro BDS.
Nella figura 3.11 si può vedere il confronto tra lo spettro sperimentale e
quello simulato alla finestra di uscita del fascio. Gli spettri sperimentale e
simulato sono abbastanza simili se non per una discordanza nella zona delle
energie veloci che porta poi anche ad una differente stima delle dosi integrali
in gioco; sarebbero forse necessarie ulteriori misure per verificare l’esistenza
di tale diversità.
56
Figura 3.11.
Confronto spettro sperimentale - spettro simulato a alla finestra di uscita del fascio
Nella figura 3.12 si può invece vedere il confronto tra gli spettri sperimentali ottenuti uno alla finestra di uscita del fascio e uno a 10 cm di distanza.
Figura 3.12.
Confronto spettro sperimentale alla finestra di uscita del
fascio e a 10 cm di distanza
57
L’accordo tra i due spettri è il che sembrerebbe confermare la misura precedente; la differenza in dose integrale misurata è circa del 20%.
3.3
Reattore LVR-15 di Rez, Praga
L’LVR-15 è un reattore veloce situato all’interno del Nuclear Physics Institute di Rez nei pressi di Praga. Nel 1987 il Nocciolo presentava un arricchimento in 235 U al 80%, successivamente è stato ricostruito con un arricchimento
in 235 U al 36%. È un reattore a potenza elevata (10 MW), raffreddato ad
acqua.
Figura 3.13.
3.3.1
Reattore LVR-15 del Nuclear Physics Institute di Rez nei
pressi di Praga.
Colonna epitermica
All’interno del Nuclear Physics Institute di Rez è stata costruita una colonna
epitermica da applicare al reattore con lo scopo di ottenere flussi neutronici
adatti al trattamento di glioblastomi. Nella figura 3.14 si può vedere la
colonna epitermica ed i suoi componenti.
All’ingresso della colonna è posto uno shutter in quanto il reattore è
sempre acceso, quindi l’apertura e la chiusura dello shutter permettono di
portare flusso di neutroni all’interno della colonna.
La colonna è composta da:
• un moderatore è composto da strati alternati di alluminio e fluoruro
di alluminio (rispettivamente blu e verde): 4 strati iniziali di AlF3 di
spessore 5 cm per uno spessore totale di 20 cm, quindi si alternano
strati di spessore 5 cm di Al e AlF3 , quindi 10 cm di Al, 5 cm di AlF3
e 10 cm di Al;
58
• uno spessore di 11 cm composto da un cilindro in bismuto (in azzurro)
di diametro 18.6 cm circondato da piombo (in grigio). Tale strato ha
la funzione di diminuire la componente γ e quindi la dose indesiderata;
• un riflettore lungo 48 cm in piombo;
• il collimatore lungo 89 cm composto esternamente da Piombo e internamente da strati di AlF3
• uno schermo in titanio (in arancione) di spessore 1 cm;
• un prolungamento del collimatore in piombo di lunghezza 24.5 cm che
porta il flusso all’apertura circolare di 12 cm;
Tutta la colonna è poi contenuta in un cilindro cavo di ferro (in giallo) di
spessore 2 cm circondato da cemento (in viola).
Figura 3.14.
3.3.2
Colonna epitermica applicata al reattore LVR-15.
Misure sperimentali
Nel Luglio 2007 sono state effettuate delle misure della componente veloce
dello spettro neutronico al reattore LVR- 15 di Rez. Le misure sono state
realizzate con lo spettrometro BDS. La potenza del reattore non può però
essere variata e questo ha provocato non pochi problemi. Infatti i flussi
neutronici erano troppo elevati e i primi tentativi hanno portato alla saturazione dei dosimetri a bolle: le bolle generate erano talmente fitte da non
poter essere contate a occhio nudo (vedi figura 3.15. Per questo motivo le
misure sono state effettuate all’interno di una vasca piena d’acqua lunga
25 cm in modo tale da poter diminuire la componente veloce che è quella
che viene misurata dai dosimetri BDS dello spettrometro. Lo spettrometro
BDS è stato posto alla fine della vasca, dopo 24 cm di acqua e lo shutter
59
Figura 3.15.
dosimetro BDS saturato.
della colonna è stato tenuto aperto circa 30 secondi. Lo spettro ottenuto in
queste condizioni è rappresentato in figura 3.16) ed è stato confrontato con
lo spettro simulato dai ricercatori del Nuclear Physics Institute di Rez.
Figura 3.16.
Spettro neutronico veloce ottenuto ponendo lo spettrometro
in una vasca piena d’acqua dopo 24 cm di acqua.
Gli spettri mostrati sono normalizzati al flusso totale poichè non si conoscevano le condizioni utilizzate nella simulazione fornitaci. Non possono
quindi essere confrontate le dosi integrali fornite ma gli spettri risultano
comunque confrontabili tra di loro.
60
Capitolo 4
Progetto PhoNeS (Photo
Neutron Source)
Il progetto PhoNeS dell’Istituto Nazionale di Fisica Nucleare intende sviluppare una sorgente di neutroni che possa essere facilmente introdotta all’interno di una struttura ospedaliera al fine di effettuare trattamenti BNCT.
Esso si svolge in collaborazione con:
• le sezioni INFN di Torino e di Trieste;
• l’Università di Trieste;
• l’Università Uninsubria di Como;
• l’Azienda ospedaliera Sant’Anna di Como;
• l’Azienda Ospedaliera Universitaria Ospedali Riuniti di Trieste;
• l’Ospedale Molinette di Torino;
• l’Istituto per la Ricerca e la Cura del Cancro di Candiolo;
• l’Ospedale S. Luigi di Orbassano, Torino.
In particolare si intende utilizzare fotoneutroni prodotti dalla conversione della radiazione γ generata dagli acceleratori lineari (18 e 25 MeV),
già esistenti in molte strutture ospedaliere, attraverso il meccanismo della
risonanza gigante. Per raggiungere questo obiettivo vengono introdotte delle opportune strutture schermanti e moderanti (il cui insieme viene detto
convertitore fotoneutronico), senza necessità di modificare ad hoc le apparecchiature esistenti negli ospedali. Tale fotonvertitore deve quidi essere in
grado di convertire il più possibile il flusso di γ uscente dal Linac in un flusso
di neutroni e quindi di moderare tali neutroni fino alle energie termiche o
epitermiche a seconda della profondità nel tessuto biologico della zona da
trattare.
Tale metodo prevede quindi due fasi:
61
4 – Progetto PhoNeS (Photo Neutron Source)
1. produzione di neutroni da reazione (γ,n) per risonanza gigante di
dipolo su materiali ad alto numero atomico;
2. moderazione dei neutroni prodotti fino alle enrgie termiche o epitermiche
I vantaggi derivanti dall’utilizzo di una sorgente di neutroni interna ad
una struttura ospedaliera sono notevoli:
• possibilità di effettuare trattamenti BNCT nei normali reparti di radioterapia degli ospedali;
• disponibilità di una apparecchiatura versatile, di dimensioni contenute
e facilmente rimovibile;
• possibilità di realizzare diversi tipi di moderatore per fornire fasci di
neutroni termici, epitermici o misti, in funzione delle esigenze mediche;
• richieste mediche soddisfatte (ad esempio condizioni asettiche);
• possibilità di disporre di tutto il necessario per assistenza, degenza,
terapie congiunte e situazioni di emergenza;
• miglior impatto sull’opinione pubblica rispetto all’utilizzo di un reattore nucleare.
Un ulteriore vantaggio sarebbe poi rappresentato dalla possibilità immediata
di effettuare trattamenti radioterapici tramite BNCT in tutti quei paesi (tra
cui anche l’Italia) in cui non è possibile accedere a questa terapia poichè non
esistono reattori adibiti a tale scopo.
4.1
Produzione da (γ,n), risonanza gigante di dipolo
Un normale acceleratore Linac da radioterapia produce un fascio collimato di elettroni monoenergetici da 18 MeV o 25 MeV (a seconda del Linac
utilizzato) che, incidendo su un target, solitamente composto di tungsteno,
generano fotoni di bremsstrahlung di energia massima di 18 MeV o 25 MeV.
I γ prodotti possono indurre il rilascio di un neutrone da un nucleo se
l’energia del γ stesso è superiore all’energia di legame di separazione di un
neutrone. Al di sopra di questa soglia, la sezione d’urto per produzione
di neutroni cresce con l’energia dei fotoni Eγ , raggiunge un valore massimo,
quindi decresce al successivo aumentare di Eγ ; il massimo della sezione d’urto
viene detto risonanza gigante di dipolo [23] [24]. Nella figura 4.1 è
riportato l’andamento della sezione d’urto per la reazione 208 Pb(γ,n)207 Pb
in funzione dell’energia del γ; come si può vedere la risonanza gigante di
dipolo si presenta attorno ai 14 MeV.
62
Figura 4.1.
Sezioni d’urto per la reazione 208 Pb(γ,n)207 Pb in funzione
dell’energia del γ
La risonanza gigante è attribuita all’acquisizione di un momento di dipolo elettrico indotto ad alta frequenza da parte del nucleo; questo dipolo è
generato dal fotoassorbimento di γ con energie comprese tra 10 e 30 MeV
che induce uno spostamento relativo dei protoni e dei neutroni confinati nel
nucleo stesso.
Per nuclei pesanti la risonanza gigante decade prevalentemente con emissione di un neutrone; ad energie più elevate dei γ incidenti è possibile anche
l’emissione di due neutroni. L’emissione di particelle cariche quali protoni
(sempre nel caso di nuclei pesanti) è invece fortemente inibita dalla barriera
coulombiana il cui valore è maggiore dell’energia di soglia della risonanza
gigante.
Per nuclei a basso Z, invece, si hanno con la stessa probabilità le reazioni
(γ,p) e (γ,n); questo è dovuto alla compensazione tra riduzione della barriera
coulombiana ed aumento parziale dell’energia di separazione dei neutroni.
La soglia di reazione (γ,n) dipende debolmente dal numero atomico del
materiale considerato (è circa 8 MeV per gli elementi ad alto numero atomico
(W,Pb) e 16-18 MeV per elementi a basso numero atomico (O,C)) [25].
Anche la risonanza gigante di dipolo si presenta nei nuclei pesanti ad energie
più basse (13-15 Mev per nuclei pesanti, 20-25 MeV per nuclei leggeri) ed il
valore della sezione d’urto corrispondente è, per gli elementi ad alto Z, circa
63
50 volte superiore rispetto a quello per i materiali a basso Z.
Nella tabella 4.1 sono confrontati i valori di soglia per alcuni materiali a
basso Z e altri ad alto Z [26] mentre nella figura 4.2 si può vedere il confronto
tra la sezione d’urto per reazioni (γ,n) del tungsteno e del carbonio. Come
si può vedere per il tungsteno il massimo della sezione d’urto è di circa 550
mb mentre per il carbonio è di circa 8 mb.
Materiale ad alto Z
Energia di soglia
Materiale a basso Z
(MeV)
Fe
Cu
W
Pb
Energia di soglia
(MeV)
11,20
10,85
7,41
6,74
C
O
P
Ca
18,72
15,66
12,3
15,64
Tabella 4.1.
Energia di soglia per la reazione (γ,n) per alcuni materiali
Figura 4.2.
Confronto tra sezioni d’urto (γ,n) di tungsteno e carbonio
Nella figura 4.3 si può invece vedere il numero di neutroni prodotti per
potenza disponibile in elettroni in funzione dell’energia degli elettroni stessi
per diversi materiali [25] [23]. I materiali con la miglior resa sono Pb, W
e U, per i quali attorno a 15 MeV di energia degli elettroni entranti, usati
per produrre γ, l’eccitazione della risonanza gigante fornisce già circa 1012 n
kW−1 di potenza disponibile in elettroni, mentre alla saturazione, raggiunta
a circa 30 MeV, il numero di neutroni prodotti è doppio. Per energie superiori la produzione di neutroni è semplicemente proporzionale alla corrente
media di elettroni e alla loro energia (o al potenziale accelerante MV).
64
Figura 4.3. confronto del numero di neutroni prodotti in funzione dell’energia degli elettroni per diversi materiali
Da questo primo confronto, è evidente che per convertire il più possibile
la radiazione γ in neutroni, risulta vantaggioso utilizzare materiali ad alto
Z.
Tuttavia è importante sottolineare che all’interno della testata del Linac
è presente del tungsteno, pertanto all’uscita dall’acceleratore lineare sono
già presenti, oltre alla radiazione γ, dei neutroni. Nel grafico 4.4 possiamo
osservare lo spettro dei neutroni in uscita dall’acceleratore VARIAN 2300CD da 18 MeV dell’Istituto per la Ricerca e la Cura del Cancro di Candiolo
(IRCC) simulato con il codice MCNP-GN.
Come si può vedere dalla figura 4.4 la maggior parte dei neutroni prodotti
sono neutroni veloci.
Fino ad adesso abbiamo analizzato i materiali in funzione della loro capacità di produrre il maggior numero possibile di neutroni, senza preoccuparci
in alcun modo dell’energia dei neutroni prodotti. I neutroni generati per
risonanza gigante hanno però energie tipiche dei loro legami nucleari; quindi
per elementi quali Pb, W e U, sono distribuiti nella regione fino a circa 8
MeV con un valore medio a quasi 2 MeV. Non ci deve quindi stupire il fatto
che i neutroni prodotti dalla testata del Linac di Candiolo, dove i collimatori
sono composti di tungsteno, siano neutroni veloci.
Tali neutroni, come quelli che verranno prodotti dal fotoconvertitore,
per essere terapeuticamente utilizzabili, devono quindi essere moderati e la
loro energia deve essere inferiore ai 10 keV, eventualmente fino ad energie
termiche. Il fotoconvertitore deve quindi anche possedere una parte adatta
65
Figura 4.4. Spettro di neutroni in uscita dall’acceleratore VARIAN 2300CD da 18 MeV dell’Istituto per la Ricerca e la Cura del Cancro di Candiolo
(IRCC) [14]
alla moderazione dei neutroni prodotti.
4.2
Moderazione di neutroni
I neutroni possono interagire con la materia attraverso diverse reazioni di
scattering:
• urti elastici (n,n)
• cattura radiativa (n,γ)
• urti anelastici (n,n’) (n,2n)
• urti non elastici (n,p) (n,α)
Ulteriori fenomeni di scattering possono essere la spallazione e la fissione: la
prima avviene solo per energie superiori ai 20 MeV, la seconda solo per urti
contro determinati materiali di grande numero atomico. Entrambe possono
essere trascurate in questa trattazione.
L’interazione di un neutrone con un nucleo A, porta quest’ultimo in uno
stato eccitato A* che decade secondo uno dei processi appena elencati. La
probabiltà che avvenga uno di questi processi è determinata dall’energia del
neutrone incidente e dalle caratteristiche del nucleo che viene colpito.
Appare evidente già da un analisi dei prodotti delle varie reazioni di
scattering come la reazione maggiormente utile per la moderazione di un
66
fascio di neutroni sia lo scattering elastico. Infatti in tutte le altre reazioni
vengono prodotte nuove particelle che andrebbero ad aumentare la dose
indesiderata. Anche nel caso di urti anelastici le particelle emesse sono
neutroni ma il nucleo bersaglio rimane solitamente in uno stato eccitato che
decade con l’emissione di un fotone, che porta nuovamente ad un aumento
di dose indesiderata.
La reazione di scattering maggiormente favorevole rimane quindi quella
elastica. Nell’urto elastico il neutrone viene deflesso e perde parte della sua
energia a favore del nucleo bersaglio, che rincula. L’energia del neutrone
dopo l’urto può essere scritta come [19]:
E0 = E
(MA 2 + Mn + 2MA Mn cos ϑ)
(MA + Mn )2
(4.1)
dove E’ è l’energia del neutrone dopo l’urto, E quella prima dell’urto, MA
la massa del nucleo bersaglio, Mn la massa del neutrone e ϑ l’angolo di
scattering nel sistema del centro di massa. Dalla 4.1 si può quindi ricavare
l’energia trasferita in un singolo urto elastico:
Etrasf erita =
2MA Mn E(1 − cos ϑ)
(MA + Mn )2
(4.2)
Come si può vedere l’energia trasferita in un singolo urto dipende dalla
massa del nucleo colpito come M−1
A risultando quindi maggiore per urti
contro nuclei leggeri.
Una quantità adatta a rappresentare la capacità moderante di un elemento è il decremento logaritmico dell’energia, ξ, definito come il valor medio
di log(E/E’) dopo ogni singola collisione:
ξ =< log
E
>
E0
(4.3)
Nella tabella 4.2 sono presentati i valori di ξ di alcuni elementi [19].
Nucleo
1
H
H
4
He
12
C
238
U
ξ
1
0,725
0,425
0,158
0,0084
2
Tabella 4.2. Decremento logaritmico ξ dell’energia del neutrone per urti
con nuclei differenti
Come si può vedere dalla tabella anche i valori di decremento logaritmico mostrano come per la moderazione dei neutroni sia quindi importante
67
l’utilizzo di materiali a basso numero atomico. In particolar modo l’elemento maggiormente efficace sembra essere l’idrogeno in considerazione anche
dell’elevata sezione d’urto elastica [28] (figura 4.5). Per questo motivo per la
moderazione di neutroni vengono impiegati per lo più materiali idrogenati
quali paraffina, polietilene e acqua.
Figura 4.5.
Sezione d’urto per urto con neutroni dell’idrogeno e del deuteronio
Dalla figura 4.5 è evidente che ad energie più basse diventa importante
la cattura radiativa con conseguente produzione γ. Per questo motivo è preferibile l’utilizzo di materiali contenenti deuterio e non idrogeno in quanto
esso risulta ancora un buon elemento moderante senza presentare alcun problema dovuto a fotoni di cattura; solitamente quindi l’acqua pesante (D2 O)
è da preferire all’acqua.
Nella scelta del materiale moderante giocano un ruolo importante altri
due fattori:
1. lo slowing down length (Ls );
2. la capture length (L).
Lo slowing down length, Ls , rappresenta la media quadratica della distanza tra il punto di emissione di un neutrone veloce ed il punto in cui la
sua energia è scesa al limite inferiore della regione epitermica (punto in cui
diventa termico). La capture length, L, rappresenta invece la distanza
percorsa da un neutrone termico prima di essere catturato. Un buon moderatore, quindi, dovrà presentare un basso valore di slowing down length
ed un alto valore di capture length. In tabella 4.3 si possono vedere i valori
di Ls ed L dei materiali utilizzati come moderanti all’interno del progetto
PhoNeS.
68
Slowing down length Ls (cm)
Capture length L(cm)
Tabella 4.3.
4.3
polietilene
C2 H4
plexigas
C5 O2 H8
acqua pesante
D2 O
grafite
C
6
3
10
5
11
102
15
47
Proprietá di alcuni materiali moderanti per neutroni [9]
Tappe del progetto
Il progetto INFN PhoNeS parte nel 2005; con questo si intende l’approvazione del progetto stesso e i primi tentativi sperimentali. In realtà PhoNeS
nasce ben prima tramite un lavoro di studio e di ricerca atto a definire la
fattibiltà del progetto stesso. Come prima tappa del progetto PhoNeS bisogna quindi considerare tale lavoro di ricerca. In particolar modo ci si è
concentrati sullo studio dei materiali più opportuni per la costruzione del fotoconvertitore tramite l’analisi delle sezioni d’urto di interesse e simulazioni
atte a verificare la risposta dei materiali a flussi di γ o di neutroni.
La seconda tappa del progetto si traduce nella progettazione e simulazione di un fotoconvertitore in grado di permettere trattamenti BNCT. Le
simulazioni sono state effettuate con il codice Monte Carlo MCNP-GN dal
dott. Oscar Borla all’interno del suo progetto di tesi [27]. In particolare il
dott. Borla ha sviluppato il progetto di un fotoconvertitore per un Linac
dedicato esclusivamnete a trattamenti BNCT. Egli ha studiato quattro configurazioni ottenendo i migliori risultati con la quarta di esse (figura 4.6).
Figura 4.6.
Fotoconvertitore per Linac dedicato: quarta configuarzione
studiata [27].
Nella tabella 4.4 sono visualizzate, e confrontate con quelle di alcuni reattori utilizzati per prove cliniche, le figure di merito della sorgente simulata
69
nella sua quarta configurazione. Essa mostra come queste siano confrontabili con quelle dei reattori presi in considerazione e come siano molto vicine
(all’interno nel caso del flusso utile) ai limiti stabiliti dalla IAEA.
Figure di merito
sorgente
HFR (Petten)
BMRR (Brookhaven)
MITR-II (Massachusetts)
Phones
IAEA
Flusso φ
n cm−2 s−1
Dveloce /φ
Gy cm2
Dγ /φ
Gy cm2
3.3 · 108
1.8 · 109
2.1 · 108
1.06 · 108
> 108
8.6 · 10−13
4.3 · 10−13
8.6 · 10−13
1.73 · 10−12
≤ 10−13
1.0 · 10−12
1.3 · 10−13
1.3 · 10−12
1.24 · 10−12
≤ 10−13
Tabella 4.4. Confronto tra le figure di merito della sorgente PhoNeS simulata e alcuni reattori attualmente utilizzati per prove cliniche (le figure
di merito dei vari reattori sono state trovate sui siti ufficiali degli istituti
ospitanti gli stessi)
Tale studio ha accertato la fattibilità del progetto, inoltre la configurazione studiata ha costituito la base per lo sviluppo dei fotoconvertitori
successivamente sviluppati per le prime misure sperimentali.
La terza tappa del progetto porta alla costruzione del primo prototipo
di fotoconvertitore. In particolare si è cercato di progettare un prototipo facile da costruire e da trasportare in modo da poterlo testare tramite diversi
acceleratori. Per quanto riguarda la caratterizzazione di questo primo prototipo molto si deve al lavoro compiuto da Riccardo Bevilacqua all’interno
del suo progetto di tesi [9]. In questa prima configurazione il convertitore
era composto da:
• una struttura esterna in grafite con al suo interno una cavità cubica
di lato 30 cm;
• uno schermo di tungsteno adito alla produzione di neutroni. Questo è
stato utilizzato solamente nel primo tentativo di caratterizzazione ed
è poi stato sostituito da uno schermo in piombo per evitare problemi
dovuti all’attivazione del tungsteno;
• uno schermo di piombo sempre per la produzione di neutroni e la
cattura dei γ ;
• una latra di plexigas per la moderazione dei neutroni. Anch’essa come
il tungsteno è poi stata sotituita da una lastra di polietilene;
• un contenitore di plexigas riempito di acqua pesante che definisce le
dimensioni della cavità di trattamento (20x20x10 cm3 )
70
Nella figura 4.7 possiamo vedere la struttura esterna in grafite e una sezione
del convertitore dove si possono notare le varie componenti del fotoconvertitore.
Figura 4.7. Struttura esterna in grafite e sezione del convertitore in cui
si possono osservare i vari strati di piombo, polietilene e il contenitore in
plexigas per l’acqua pesante
Il convertitore era stato progettato per eventuali trattamenti BNCT e
quindi la sua cavità dovrebbe essere in grado di contenere l’organo da irraggiare; per questo motivo tale prototipo è poi stato modificato nella geometria
ma non nelle componenti e si è ottenuta una diversa configurazione con una
cavità di dimensione 60x20x10 cm3 . Questi primi prototipi sono stati testati
su Linac da 18 MeV.
Successivamente sono state apportate alcune modifiche che hanno portato alla realizzazione del prototipo PhoNeS bianco che costituisce la quarta
tappa del progetto phones e la cui caratterizzazione è oggetto di questa tesi.
La caratterizzazione del prototipo è avvenuta tramite simulazioni MCNPGN e misure sperimentali effettuate presso l’Ospedale Molinette di Torino
su Linac da 25 MeV.
4.4
Prototipo PhoNeS bianco per misure su campioni biologici
Il prototipo PhoNeS bianco, caratterizzato durante il lavoro di tesi, è stato
studiato in tre configurazioni, differenti tra loro per gli spessori dei materiali utilizzati. Inoltre la terza configurazione prevede la costruzione di
una cavità di irraggiamento chiusa studiata espressamente per misure su campioni biologici. A questo proposito si deve ottenere un flusso di
neutroni termici, preferibilmente superiore a 107 cm−2 s−1 ed una bassa
contaminazione da neutroni veloci.
In particolar modo il mio lavoro si propone di caratterizzare ed ottimizzare la cavità del prototipo:
• massimizzando il flusso neutronico termico;
71
• minimizzando il flusso di neutroni veloci;
• ottenendo l’uniformità della dose termica all’interno della cavità.
Il prototipo in questione è costituito da una struttura modulare integrata; ha dimensioni paragonabili a quelle della testata di un Linac e va posto
davanti alla testata stessa all’uscita del fascio γ. La sua funzione è di:
• convertire il flusso γ in neutroni
• moderare i neutroni prodotti fino alle energie terapeuticamente utili.
In questo caso si vuole moderare i neutroni fino alle energie termiche;
• minimizzare il fondo γ.
Il fotoconvertitore PhoNeS Bianco ha forma totale di parallelepipedo con
dimensioni: altezza 60 cm, larghezza 60 cm, profondità 60 cm; le dimensioni
della cavità variano a seconda della configurazione studiata. Il convertitore
è composto, dall’esterno verso l’interno, da:
• una struttura esterna che contiene tutte le altre componenti composta
da: lastra di polietilene, lastra composta al 50% da carburo di boro e
50% resina epossidica e lastra di piombo;
• una struttura in grafite di dimensioni 60x60x30 cm3 con al suo interno
una cavità cubica di lato 30 cm;
• uno schermo in piombo per la fotoproduzione dei neutroni;
• una parte moderante posta subito dopo lo schermo in piombo composta da strati di acqua pesante e polietilene.
La struttura esterna e la struttura in grafite sono comuni a tutte e tre
le configurazioni. Lo schermo in piombo e la parte moderante, variano nelle
tre configurazioni studiate, solamente nelle dimensioni e non nei materiali
utilizzati.
4.4.1
Descrizione delle componenti modulari
Struttura esterna
La struttura esterna del fotoconvertitore è composta da tre strati differenti
(figura 4.8):
1. una lastra di polietilene di spessore 1 cm
2. uno schermo di spessore 2 mm composto al 50% da carburo di boro e
al 50% da resina epossidica
3. uno schermo in piombo di spessore 1 mm
72
Figura 4.8. Struttura esterna in polietilene e posizionamento degli schermi di carburo di boro-resina epissodica (viola) e piombo (arancione) nella
simulazione MCNP-GN (la struttura di polietilene è in grigio).
La lastra di polietilene ha funzione puramente estetica rendendo il fotonvertitore maggiormente adatto al suo utilizzo in un reparto ospedaliero.
Gli schermi di piombo e carburo di boro - resina epossidica hanno invece la
funzione di diminuire le radiazioni fuori dalla cavità. Esse infatti vengono
poste su tutti i lati della struttura in polietilene tranne che su quello rivolto
verso la testata del Linac (vedi figura 4.9).
La lastra di piombo serve per catturare i γ che altrimenti uscirebbero
dal fotoconvertitore. I γ che giungono a questo schermo di piombo non
hanno più energia sufficiente per dare luogo a produzione di neutroni e
vengono quindi catturati senza produzione di particelle. La lastra composta
di carburo di boro - resina epossidica serve per catturare i neutroni residui
che giungono moderati dalla struttura in grafite e quindi si sfrutta l’elevata
sezione d’urto di cattura neutronica del boro per neutroni termici.
Struttura in grafite
La struttura in grafite utilizzata in questo prototipo (figura 4.9) è rimasta
invariata rispetto ai prototipi studiati nelle tappe precedenti del progetto
PhoNeS (vedi prima foto di figura 4.7). Essa è composta da quattro blocchi
di grafite estrusa, densità 1.75 g cm−3 ; i due blocchi maggiori hanno dimensione 15x30x60 cm3 , gli altri due hanno dimensione 15x30x30 cm3 ; i blocchi
sono disposti in modo da lasciare al loro interno una cavità cubica di lato
30 cm.
La grafite ha lo scopo di moderare i neutroni veloci prodotti per risonanza
73
Figura 4.9. Struttura esterna in polietilene e posizionamento degli schermi di carburo di boro-resina epissodica (viola) e piombo (arancione) nella
simulazione MCNP-GN (la struttura di polietilene è in grigio.
gigante di dipolo dai fotoni incidenti sullo schermo in piombo. Si utilizza
la grafite per le sue proprietà di moderante viste nella tabella 4.3 unite al
fatto che nell’urto con il carbonio vi è una certa probabilità che il neutrone
venga deflesso in direzione della cavità terapeutica andando ad aumentare
il flusso neutronico utilizzabile.
Schermo in piombo
Figura 4.10.
Posizionamento degli schermi in piombo
All’intermo della cavità 30x30x30 cm3 ricavata dalla struttura in grafite
74
viene posto, adiacente al lato in polietilene, rivolto verso la testata dell’acceleratore, uno schermo di piombo con la funzione di produrre neutroni
per risonanza gigante (figura 4.10). Sono disponibili 3 lastre di piombo di
spessore 5 cm. In questo modo si è potuto variare lo spessore dello strato di piombo semplicemente rimuovendo una delle lastre. Si sono studiate
configurazioni con spessori di 10 cm e 15 cm di piombo.
Struttura moderante
La struttura moderante che viene posta accanto allo schermo in piombo
è composta da strati di acqua pesante più, nell’ultima configurazione, un
piccolo strato di polietilene. L’acqua pesante è contenuta in scatole di fibra
di carbonio. Le lastre in fibra di carbonio hanno uno spessore di 3 mm e le
scatole hanno dimensioni esterne differenti:
• box 1 e 2: 5x30x15 cm3 ;
• box 3 e 4: 5x20x15 cm3 ;
• box 5 e 6: 5x20x20 cm3 ;
• box 7 e 8: 5x30x30 cm3 .
La densità media di tali scatole è di 2.06 g cm−3 .
La scatola 7 viene posta adiacente allo schermo di piombo, le scatole
1 e 2 vengono poste lungo il lato superiore ed inferiore della cavità e le
scatole 3 e 4 vengono poste lungo il lato destro e sinistro della cavità. La
scatola 5 viene sistemata all’interno della cavità; la scatola 6 viene invece
utilizzata nella terza configurazione per chiudere la cavità. Le scatole poste
lateralmente, inferiormente e superiormente sporgono di 5 cm dalla cavità
cubica ricavata nella struttura in grafite. Variando il numero di scatole
adiacenti allo schermo di piombo (aggiungendo quindi la scatola 8 alla 7)
si può variare lo spessore di acqua pesante utilizzato. L’eventuale aumento
dello spessore di acqua pesante contribuisce a moderare i neutroni e non
crea problemi di diminuzione di flusso in quanto come si può vedere dalla
tabella 4.3 il valore della capture length è molto elevato: 102 cm.
75
Figura 4.11.
Visione laterale del prototipo dopo il posizionamento delle
scatole di acqua pesante.
Posizionamento prototipo
Il prototipo di fotoconvertitore descritto nei paragrafi precedenti si presenta
quindi come una struttura compatta di colore bianco con una cavità centrale
(figura 4.12). Esso viene posizionato il più possibile adiacente alla finestra
di uscita del fascio γ del Linac utilizzato.
Il centro del blocco fotoconvertitore viene posto in corrispondenza del
centro del campo di radiazione del Linac; il corretto posizionamento avviene
attraverso l’utilizzo di opportune luci laser presenti nel bunker (stanza dove
è posizionato il Linac), utilizzate per determinare la corretta posizione del
paziente rispetto al campo fotonico in sede radioterapica (figura 4.12).
Figura 4.12.
prototipo PhoNeS Bianco montato correttamente.
76
4.4.2
Configurazioni studiate
Il prototipo finora descritto è stato studiato in tre configurazioni differenti
per gli spessori di piombo usati e per la struttura moderante in acqua pesante. In particolar modo la terza configurazione porta alla formazione di
una cavità chiusa tramite un’ulteriore scatola di acqua pesante.
Nella figura 4.13 si possono vedere le tre configurazioni studiate.
Figura 4.13.
Geometria delle configurazioni implementata nelle simulazioni MCNP-GN.
La prima configurazione risulta essere costituita da:
• 15 cm di piombo
• 10 cm di acqua pesante
• dimensioni cavità 20x20x10 cm3
Nella seconda configurazione uno strato di piombo viene sostituito con
una scatola d’acqua pesante ed è quindi costituita da:
• 10 cm di piombo
La terza configurazione detta anche a cavità chiusa è simile alla seconda
con l’aggiunta di:
• uno strato di polietilene spesso 3 cm adiacente all’ultima scatola di
acqua pesante;
• una scatola di acqua pesante che chiude la cavità.
Essa risulta quindi costituita da:
77
• 10 cm di piombo
• 3 cm di polietilene
• 5 cm di acqua pesante a chiudere la cavità
4.5
Misure
Le tre configurazioni presentate nel paragrafo precedente sono state caratterizzate tramite simulazioni Monte Carlo (codice MCNP-GN) e misure
sperimentali.
Le misure sperimentali sono state effettuate presso l’ospedale Molinette
di Torino all’interno del reparto di Radioterapia. L’acceleratore utilizzato è
un ELEKTA SLIT SL25, che presenta un’energia nominale di 25 MeV, un
dose rate di irraggiamento tra i 100 e i 400 UM/min e produce un campo di
dimensioni massime pari a 40x40 cm2 .
I dati sperimentali sono stati ottenuti con un campo di radiazione 10x10
cm2 sulla superficie del lettino (SSD), posizionato a 100 cm dal target, definito da un’apertura 10x10cm2 dei jaws e 40x40cm2 del multileaf collimator;
durante le misure è stato impostato un dose rate di 100 UM/min.
Per ognuna delle tre configurazioni la caratterizzazione è avvenuta tramite:
• analisi dello spettro simulato dal codice Monte-Carlo;
• mappatura della cavità. Sono stati utilizzati i rivelatori integrali termici (BDT) e veloci (BD-PND) e una parte dello spettrometro (i cinque
dosimetri di soglia 10 keV). Sono stati posti quattro BDT, quindi cinque BD-PND ed infine i cinque dosimetri di soglia 10 keV in posizioni
differenti della cavità (uno lungo il lato superiore, uno lungo il lato
inferiore, uno lungo il lato destro e uno lungo il lato sinistro; il quinto
BD-PND/BDS è stato posto in centro) misurando cosı̀ le dosi integrali
termiche (E < 0.4 eV) e veloci (E > 10 keV) rilasciate. È stata cosı̀
verificata l’uniformità delle dosi. I risultati ottenuti sperimentalmente
sono stati confrontati con i risultati delle simulazioni MCNP-GN;
• Analisi dello spettro dei neutroni veloci, elaborato dal Codice BUNTO a partire dalle dosi dello spettrometro BDS e confronto con lo
spettro veloce ottenuto con la simulazione MCNP-GN. Le dosi dello spettrometro BDS sono state ottenute utilizzando cinque dosimetri dello spettrometro di soglie differenti(10-100-600-1000-2500 keV),
e ponendoli molto vicini tra di loro.
78
Per quanto riguarda la mappatura della cavità per neutroni veloci i valori
sperimentali misurati con i dosimetri BDS di soglia 10 keV, appartenenti
allo spettrometro, e quelli simulati sembrano in buon accordo fra di loro.
Sono invece risultati abbastanza differenti i valori misurati tramite dosimetri
integrali BD-PND. Questo è dovuto al fatto che tali dosimetri misurano la
dose rilasciata da neutroni di energia compresa tra 100 keV e 15-20 MeV
mentre sia la dose simulata che quella misurata tramite BDS di soglia 10 keV
prendono in considerazione i neutroni di energia compresa tra 10 keV e 1520 MeV. Inoltre i dosimetri BD-PND sono tarati considerando un fattore di
conversione flusso-dose medio all’interno dell’intervallo di energia misurato
(100 keV - 15/20 MeV) portando cosı̀ a un errore sistematico dovuto alle
grandi variazioni di tale fattore di conversione in quel range energetico. Per
questo motivo nei paragrafi successivi non verrano riportati i valori ottenuti
con i dosimetri integrali BD-PND.
4.5.1
Prima configurazione
10 cm Pb + 15 cm D2 O
Figura 4.14.
Geometria della prima configurazione implementata nelle
simulazioni MCNP-GN.
Analisi spettro simulato
La figura 4.15 mostra lo spettro ottenuto con la simulazione MCNP-GN per
la prima configurazione.
Lo spettro neutronico ottenuto è composto maggiomente da neutroni termici (35% del totale). Questo significa che le componenti studiate svolgono
il proprio compito, infatti tale configurazione è stata in grado di shiftare il
picco di produzione neutronica di un acceleratore Linac (figura 4.4) dalla
regione veloce alla regione termica. D’altra parte si può comunque notare
come la componente veloce non sia per nulla trascurabile: essa rappresenta
ancora il 20% del flusso totale. Questa prima analisi mostra come questa configurazione debba essere migliorata per cercare di ridurre il flusso di
neutroni veloci e quindi la dose indesiderata.
79
Figura 4.15. Spettro neutronico della prima configurazione simulato dal
codice Monte Carlo MCNP-GN. Per neutroni termici si intendono i neutroni
con energia < di 0.4 eV, per neutroni veloci i neutroni con energia > di 10
keV.
Mappatura Cavità per neutroni termici
Nella figura 4.16 si può vedere il posizionamento dei dosimetri e le dosi
misurate mentre nella tabella 4.5 e in figura 4.17 vengono confrontate le dosi
termiche ottenute con la simulazione MCNP-GN con le misure sperimentali.
Figura 4.16. Mappatura della cavità della prima configurazione per neutroni termici.
80
posizione nella
cavità
basso
alto
sinistra
destra
dose simulata
E<0.4eV (µSv/s)
26,1
24,4
26,2
24,9
±
±
±
±
0,6
0,6
0,7
0,6
dose sperimentale BDT
E<0.4eV (µSv/s)
26
20
29
27
±
±
±
±
5
4
6
5
Tabella 4.5.
Confronto tra dosi termiche misurate e simulate in posizioni
differenti all’interno della cavità.
Figura 4.17.
Le dosi termiche nelle quattro posizioni sono confrontabili all’interno degli errori stimati sia per le misure sperimentali che per quelle simulate; quindi
la dose termica può, in prima approssimazione, essere considerata uniforme.
Inoltre i valori sperimentali e quelli simulati sono anch’essi confrontabili
all’interno degli errori stimati .
Mappatura Cavità per neutroni veloci
Con medesima procedura è stata effettuata la mappatura della cavità per
neutroni veloci. Le misure qui riportate sono state effettuate con una parte
dello spettrometro BDS: i cinque dosimetri BDS a soglia 10 keV. L’incertezza
delle dosi misurate tramite BDS è stato assunto del 20% nonostante la casa
produttrice indichi il 10%; questo a causa della difficoltà nel conteggio delle
bolle. Cosı̀ sarà fatto nell’analisi dei dati di tutte tre le configurazioni.
misurate mentre nella tabella 4.6 e in figura 4.19 viene mostrato il confronto
81
tra le dosi veloci ottenute con la simulazione MCNP-GN e quelle misurate
sperimentalmente.
Le dosi veloci nelle quattro posizioni sono confrontabili all’interno degli
errori stimati sia per le misure sperimentali che per quelle simulate e quindi
la dose veloce può in prima approssimazione essere considerata uniforme.
Inoltre i valori sperimentali misurati con i dosimetri BDS di soglia 10 keV e
quelli simulati sembrano in buon accordo fra di loro.
Figura 4.18.
posizione nella
cavità
centro
basso
alto
sinistra
destra
Tabella 4.6.
Mappatura della cavità per neutroni veloci.
dose simulata
E>10keV (µSv/s)
79
67
71
66
73
±
±
±
±
±
3
2
2
2
3
dose sperimentale
E>10keV (µSv/s)
67
71
66
73
70
±
±
±
±
±
13
14
14
15
14
Confronto tra dosi veloci misurate e simulate in posizioni
82
Figura 4.19.
Analisi delle spettro dei neutroni veloci
Lo spettro dei neutroni veloci è stato ottenuto tramite l’unfolging BUNTO
delle dosi misurate con i dosimetri componenti lo spettrometro. Nella tabella 4.7 sono riportate le misure ottenute tramite lo spettrometro BDS mentre
nella figura 4.20 è mostrato il confronto tra lo spettro veloce ottenuto tramite unfolding e lo spettro simulato con MCNP-GN.
Lo spettro sperimentale risulta essere confrontabile con spettro simulato considerando le incertezze sulle misure e, cosa più importante, le dosi integrali
stimate sono confrontabili all’interno degli errori stimati.
Soglia BDS
(keV)
10
100
600
1000
2500
Tabella 4.7.
dose equivalente
(mRem/UM)
6,34
9,08
6,30
3,89
2,90
Misura della dose equivalente neutronica tramite lo spettrometro BDS.
83
Figura 4.20. Confronto tra lo spettro dei neutroni veloci simulato e ottenuto con l’unfolding delle dosi misurate con lo spettrometro BDS.
4.5.2
Seconda configurazione
15 cm Pb + 10 cm D2 O
Per cercare di aumentare la percentuale di neutroni termici e diminuire
quella di neutroni veloci è stato sostituito uno spessore di 5 cm di piombo
con uno di 5 cm di acqua pesante.
Figura 4.21.
Geometria della seconda configurazione implementata nelle
simulazioni MCNP-GN.
84
la seconda configurazione.
Figura 4.22. Spettro neutronico della seconda configurazione simulato con
il codice Monte Carlo MCNP-GN.Per neutroni termici si intendono i neutroni con energia < di 0.4 eV, per neutroni veloci i neutroni con energia >
di 10 keV.
La componente termica stimata tramite simulazione MCNP-GN è aumentata, rispetto alla prima configurazione, passando dal 35% al 47% mentre quella veloce è diminuita passando dal 20% al 13%. Da questa prima
analisi questa configurazione sembra essere maggiormente adatta allo scopo prefissato. D’altra parte ancora la componente veloce non è per nulla
trascurabile rappresentando il 13% del flusso totale. Anche questa configurazione deve quindi essere migliorata per cercare di ottenere un minor flusso
di neutroni veloci e quindi una minor dose indesiderata.
In figura 4.23 si può vedere il posizionamento dei dosimetri e le dosi misurate mentre nella tabella 4.8 e in figura 4.24 vengono confrontate le dosi termiche ottenute con la simulazione MCNP-GN con quelle misurate
sperimentalmente.
85
Figura 4.23.
Mappatura della cavità della seconda configurazione per neutroni termici.
posizione nella
cavità
basso
alto
sinistra
destra
dose simulata
E<0.4eV (µSv/s)
28,7
30,3
29,7
30,1
±
±
±
±
0,5
0,6
0,7
0,7
E<0.4eV (µSv/s)
29
27
41
32
±
±
±
±
6
5
8
6
Tabella 4.8.
Figura 4.24.
I valori sperimentali e quelli simulati delle dosi termiche nelle quattro
86
posizioni sono confrontabili fra di loro all’interno degli errori stimati ad
eccetto del valore sperimentale misurato dal dosimetro posto sul lato sinistro
della cavità; tale dato andrebbe verificato con un ulteriore misura. I risultati
della simulazione stimano inoltre dosi termiche uniformi all’interno della
cavità mentre i valori sperimentali oscillano maggiormente. Per un eventuale
utilizzo di tale cavità per misure su campioni biologici sarebbe necessario
testare nuovamente l’uniformità della dose termica tramite ulteriori misure
sperimentali.
La mappatura della cavità per neutroni veloci è stata effettuata come per la
prima configurazione utilizzando i dosimetri BDS a soglia 10 keV. Nella figura 4.25 si può vedere il posizionamento dei dosimetri e le dosi misurate mentre nella tabella 4.9 e figura 4.26 vengono confrontate le dosi veloci ottenute
con la simulazione MCNP-GN con quelle misurate sperimentalmente.
Figura 4.25.
posizione nella
cavità
centro
basso
alto
sinistra
destra
Tabella 4.9.
dose simulata
E>10keV (µSv/s)
dose sperimentale
E>10keV (µSv/s)
±
±
±
±
±
49 ± 10
50 ± 10
45 ± 9
46 ± 9
43 ± 9
49
50
45
45
46
1
3
1
2
2
87
Figura 4.26.
Anche nella seconda configurazione le dosi veloci nelle quattro posizioni
sono confrontabili all’interno degli errori stimati sia per le misure sperimentali che per quelle simulate, quindi la dose veloce può, in prima approssimazione essere considerata uniforme; inoltre i valori sperimentali misurati con
i dosimetri BDS di soglia 10 keV e quelli simulati sembrano in buon accordo
fra di loro.
Nella tabella 4.10 sono riportate le misure ottenute tramite lo spettrometro
BDS mentre nella figura 4.27 è mostrato il confronto tra lo spettro veloce
ottenuto tramite unfolding e lo spettro simulato con MCNP-GN.
Soglia BDS
(keV)
10
100
600
1000
2500
dose equivalente
(mRem/UM)
5,26
4,38
3,62
2,43
2,03
Tabella 4.10. Misura della dose equivalente neutronica tramite lo spettrometro BDS.
88
Figura 4.27. Confronto tra lo spettro dei neutroni veloci simulato e quello
ottenuto con l’unfolding delle dosi misurate con lo spettrometro BDS.
Come si può vedere, anche in questo caso, lo spettro sperimentale risulta
essere simile allo spettro simulato e, cosa più importante, le dosi integrali
stimate sono confrontabili all’interno degli errori stimati.
4.5.3
Terza configurazione: cavità chiusa
15 cm Pb + 10 cm D2 O + 3 cm polietilene + 5 cm D2 O a chiudere
la cavità
Figura 4.28.
Geometria della terza configurazione implementata nelle simulazioni MCNP-GN.
Per cercare di aumentare ancora la percentuale di neutroni termici e diminuire quella di neutroni veloci è stato inserito uno spessore di 3 cm di
89
polietilene adiacente ai 15 cm di acqua pesante. Inoltre è stata posta una
scatola di acqua pesante a chiudere la cavità per cercare di aumentare il
flusso di neutroni termici sfruttando il backscattering.
la terza configurazione.
Figura 4.29.
Spettro neutronico della terza configurazione simulato dal
codice Monte Carlo MCNP-GN.
La figura mostra come la componente termica stimata tramite simulazione MCNP-GN sia ancora aumentata, rispetto alla seconda configurazione,
passando dal 47% al 73% mentre quella veloce è diminuita passando dal
13% al 6%. La percentuale di neutroni veloci stimata è molto bassa. L’analisi dello spettro simulato sembra quindi indicare che tale configurazione
è maggiormente adatta allo studio di campioni biologici.
misurate mentre nella tabella 4.11 e in figura 4.31 vengono confrontate le
dosi termiche ottenute con la simulazione MCNP-GN con quelle misurate
sperimentalmente.
90
Figura 4.30.
Mappatura della cavità della terza configurazione per neutroni termici.
posizione nella
cavità
basso
alto
sinistra
destra
dose simulata
E<0.4eV(µSv/s)
E<0.4eV (µSv/s)
±
±
±
±
49 ± 10
50 ± 10
48 ± 9
47 ± 9
56,3
56,1
55,4
57,1
0,8
0,8
0,6
0,9
Tabella 4.11.
Figura 4.31.
91
Le dosi termiche nelle quattro posizioni sono confrontabili all’interno degli errori stimati sia per le misure sperimentali che per quelle simulate e
quindi la dose termica può in prima approssimazione essere considerata uniforme. Inoltre i valori sperimentali e quelli simulati sembrano confrontabili
all’interno dgli errori stimati.
La mappatura della cavità per neutroni veloci è stata effettuata come per la
prima configurazione utilizzando i dosimetri BDS a soglia 10 keV. A causa
del limitato tempo in cui il Linac è stato messo a nostra disposizione sono
stati posti soltanto due dosimetri all’interno della cavità, uno sul lato destro
e uno sul lato sinistro. Tutto ciò per poter ancora effettuare la misura di
spettro neutronico tramite spettrometro BDS che implica obbligatoriamente
l’utilizzo di cinque dosimetri e quindi un tempo di conteggio (delle bolle)
maggiore. Nella figura 4.32 si può vedere il posizionamento dei dosimetri
e le dosi misurate mentre nella tabella 4.12 e nalla figura 4.33 vengono
confrontate le dosi veloci ottenute con la simulazione MCNP-GN con quelle
misurate sperimentalmente.
Figura 4.32.
posizione nella
cavità
sinistra
destra
dose simulata
E>10keV (µSv/s)
dose sperimentale
E>10keV (µSv/s)
32 ± 4
27 ± 3
24 ± 5
22 ± 4
Tabella 4.12. Confronto tra dosi veloci misurate e simulate in posizioni
92
Figura 4.33.
La mappatura della cavità per neutroni veloci della terza configurazione
mostra, come le altre configurazioni, dosi simulate e misurate tramite BDS
confrontabili.
Nella tabella 4.13 sono riportate le misure ottenute tramite lo spettrometro
BDS mentre nella figura 4.34 è mostrato il confronto tra lo spettro veloce
ottenuto tramite unfolding e lo spettro simulato con MCNP-GN.
Anche in questo caso, lo spettro sperimentale risulta confrontabile con
lo spettro simulato (tenendo conto delle incertezze nelle misure) e, cosa
più importante, le dosi integrali stimate sono confrontabili all’interno degli
errori stimati. Ciò si è verificato in tutte tre le configurazioni a conferma
della bontà del nostro metodo di spettrometria.
Soglia BDS
(keV)
10
100
600
1000
2500
dose equivalente
(mRem/UM)
2,76
2,45
2,09
2,06
1,98
Tabella 4.13. Misura della dose equivalente neutronica tramite lo spettrometro BDS.
93
Figura 4.34. Confronto tra lo spettro dei neutroni veloci simulato e quello
ottenuto con l’unfolding delle dosi misurate con lo spettrometro BDS.
94
4.6
Confronto Configurazioni
In questo paragrafo vengono confrontati i risultati ottenuti nelle differenti
configurazioni in modo da poter individuare la configurazione maggiormente
adatta ai nostri scopi.
Nella figura 4.35 vengono confrontati gli spettri neutronici ottenuti tramite simulazione MCNP-GN e nella tabella 4.14 sono confrontati le componenti percentuali nelle tre configurazioni.
Figura 4.35.
Confronto tra gli spettri neutronici delle tre configurazioni
ottenuti tramite simulazione MCNP-GN.
Prima configurazione
Seconda configurazione
Terza configurazione
Tabella 4.14.
Termici
E < 0.4 eV
Epitermici
0.4 eV < E < 10 keV
Veloci
E > 10 keV
35%
47%
73%
45%
40%
21%
20%
13%
6%
Componenti in percentuale degli spettri simulati con codica
MCNP-GN.
La figura e la tabella mostrano come la componente termica sia sempre
migliorata passando da un 35% nella prima configurazione a un 73% ottenuto
nella terza configurazione; parallelamente la componente veloce è diminuita
variando da un valore iniziale del 20% a un valore finale ottenuto con la
95
cavità chiusa del 6%. La terza configurazione sembra quindi massimizzare
il flusso termico e minimizzare il flusso veloce. La diminuzione del flusso
veloce è meglio visualizzata nella figura 4.36 dove vengono mostrate solo le
componenti veloci dei vari flussi.
Figura 4.36.
Confronto tra gli spettri neutronici veloci delle tre configurazioni ottenuti tramite simulazione MCNP-GN.
L’ingrandimento sottolinea la diminuzione di flusso integrale; inoltre il
valore di dose integrale rilasciata e quindi di dose indesiderata si dimezza
quasi rispetto alla seconda configurazione, e diventa 2,5 volte più piccolo
rispetto alla prima configurazione.
Le figure che seguono 4.37, 4.38, 4.39, 4.40 mostrano in modo ancora più
esaustivo l’aumento di flusso termico e quindi dose termica e la diminuzione
di flusso e dose veloce. In tabella 4.15 vengono riassunti i valori fin qui
presentati.
96
Figura 4.37. Confronto tra i valori integrali di flusso, simulati e sperimentali, della componente termica nelle tre configurazioni
Figura 4.38. Confronto tra i valori integrali di flusso, simulati e sperimentali, della componente veloce nelle tre configurazioni
Figura 4.39.
Confronto tra i valori integrali di dose, simulati e sperimentali,
della componente termica nelle tre configurazioni
97
Figura 4.40.
Confronto tra i valori integrali di dose, simulati e sperimentali,
della componente veloce nelle tre configurazioni
valori
medi
Φ % termico
Φ % veloce
Φ termico simulato (cm−2 s−1 )
Φ termico sperimentale (cm−2 s−1 )
Φ veloce simulato (cm−2 s−1 )
Φ veloce sperimentale (cm−2 s−1 )
dose termica simulata (µSv/s)
dose termica sperimentale (µSv/s)
dose veloce simulata (µSv/s)
dose veloce sperimentale (µSv/s)
Prima
configurazione
Seconda
configurazione
Terza
configurazione
35%
20%
2,36 · 106
2,01 · 106
1,41 · 106
1,14 · 106
25,40
24,82
71,17
69,40
47%
13%
2,69 · 106
3,01 · 106
7,15 · 105
9,48 · 105
29,70
32,17
46,92
46,60
73%
6%
5,81 · 106
4,92 · 106
4,14 · 105
3,43 · 105
56,23
48,35
29,89
23,22
Tabella 4.15. Tabella riassuntiva confronto configurazioni. Ivalori riportati
sono ottenuti con un dose - rate di 100 UM/min. Impostando il dose rate
massimo di 400 UM/min essi dovrebbero quadruplicare.
Verificato quindi che la terza configurazione ha massimizzato il flusso
di neutroni termici e minimizzato quello di neutroni veloci non rimane che
verificare l’uniformità della dose termica. A tale proposito nella figura 4.41
sono stati riportati in un grafico tridimensionale i valori ottenuti dai quattro dosimetri integrali, utilizzati nella mappatura della cavità per neutroni
termici, per tutte tre le configurazioni.
Anche per quanto riguarda l’uniformità della dose termica la terza configurazione appare come la migliore delle tre. Essa mostra dosi in posizioni
differenti quasi uguali fra di loro.
98
Figura 4.41.
Verifica dell’eventuale uniformità della dose integrale termica
sperimentale nelle tre configurazioni
Analisi dello spettro γ
La configurazione a cavità chiusa ha mostrato per ora migliori caratteristiche
rispetto alle altre configurazioni e si presta quindi ad essere utilizzata per
misure biologiche. Per questo motivo si è studiato tramite simulazione Monte Carlo MCNP-GN lo spettro dei γ per poter valutare la dose indesiderata
dovuta a questo tipo di radiazione.
Figura 4.42.
Flusso γ all’interno della cavità simulato con codice MCNPGN.
99
dose γ
(Gy cm−2 s−1 )
configurazione a cavità chiusa
normale trattamento radioterapico
(fuori campo)
1.53 · 10−3 ± 1.34 · 10−4
8.025 · 10−3 ± 0.40 · 10−4
Tabella 4.16. Confronto tra la dose γ indesiderata ottenuta con la simulazione MCNP-GN e quella simulata per un normale trattamento radioterapico fuori campo [29].
La figura 4.42 mostra lo spettro γ ottenuto mentre la tabella 4.16 confronta la dose indesiderata γ ottenuta nella simulazione della configurazione
a cavità chiusa con quella simulata fuori campo in un normale trattamento
radioterapico [29]. Lo spettro γ presenta un picco ad un’energia di circa 0.1
MeV e un secondo picco tra 1 e 10 MeV; il primo è dovuto ai γ prodotti
dalla testata dell’acceleratore Linac, il secondo è dovuto ai γ che si vengono
a creare per urti di neutroni termici su carbonio (di energia circa 1.5, 3.5 e 5
MeV) e deuterio (di energia 6.2 MeV). La tabella mostra invece come la dose
indesiderata γ ottenuta nel nostro caso è 5 volte più bassa della dose simulata
fuori campo (e quindi indesiderata) in un normale trattamento radioterapico. Anche dal punto di vista della dose γ indesiderata la configurazione a
cavità chiusa si presta quindi a misure su campioni biologici.
4.7
Considerazioni finali
L’analisi dei dati sperimentali e simulati ha dimostrato come la configurazione a cavità chiusa risulti essere quella maggiormente adatta ai nostri
scopi. Essa rispetto alle altre configurazioni ha fornito:
• un flusso termico massimo di circa 5 · 106 cm−2 s−1 . In particolare si
è ottenuto un flusso termico + epitermico (flusso utile) di circa 7 · 106
cm−2 s−1 con la macchina impostata con un dose rate di 100 UM/min.
Impostando il dose rate massimo di 400 UM/min ci si attende quindi
di ottenere un flusso utile dell’ordine di 2.8 · 107 n cm−2 s−1 ;
• un flusso veloce minimo di circa 3 · 105 cm−2 s−1 ;
• l’uniformità della dose termica all’interno della cavità;
• una componente γ cinque volte inferiore a quella rilasciata in un normale trattamento radioterapico all’esterno dalla zona di trattamento.
Poichè avevamo indicato un flusso di circa 107 cm−2 s−1 come flusso
utile per sperimentazioni su campioni biologici, la configurazione a cavità
chiusa risulta quindi essere adatta per lo scopo prefissato; non risulta ancora
100
utilizzabile per eventuali trattamenti BNCT poiché il flusso termico è ancora
troppo basso, ma rappresenta una ottima base su cui lavorare.
Tale risultato non è per nulla trascurabile infatti, per quanto riguarda la
possibilità di studiare la risposta di campioni biologici in vitro (cellule) o ex
vivo, esposti a fasci di neutroni termici e/o epitermici, i dati disponibili sono
limitati dalla scarsità di sorgenti neutroniche disponibili e dalla difficoltà di
utilizzo di quelle esistenti, ad oggi rappresentate quasi esclusivamente da
reattori nucleari. Per lo stesso motivo, è ancora molto limitata la ricerca su
carrier diversi dalla già citata borofenilalanina adatti al trasporto del 10 B.
La messa a punto di una sorgente ospedaliera adatta a studi di BNCT dà
la possibilità di ampliare notevolmente il campo di studio.
Il prototipo ottimizzato può essere applicato a qualunque tipo di Linac
senza problemi di radioprotezione; inoltre la sua struttura modulare permette di variare e migliorare le caratteristiche del fascio, a seconda dell’utilizzo
che se ne vuole fare, variando la geometria e i materiali componenti.
I risultati qui ottenuti hanno inoltre provacato grande interesse, sfociato
nella progettazione di un acceleratore dedicato da parte dell’INFOETECH.
Un tale acceleratore, in prospettiva, dovrebbe permettere trattamenti clinici.
101
Capitolo 5
Utilizzo della cavità PhoNeS
per lo studio di campioni
biologici
La possibilità di sviluppare una sorgente ospedaliera per BNCT ha suscitato
un notevole interesse nella componente medica interna al progetto PhoNeS
e, in particolare, il gruppo facente capo all’Ospedale S. Luigi di Orbassano si
è dimostrata disponibile all’avvio di una collaborazione che porti all’utilizzo
della sorgente ospedaliera per prove di trattamenti BNCT su campioni di
polmone umano.
L’obiettivo dell’attività di ricerca proposta consiste nei seguenti punti:
1. caratterizzazione dettagliata, con le tecniche fisiche già sperimentate, del campo di neutroni termici prodotti dalla sorgente di neutroni
PhoNeS Bianco;
2. Scelta delle patologie tumorali da investigare e preparazione di colture
cellulari e campioni biologici per studi in vitro ed ex vivo;
3. utilizzo della sorgente su cellule e campioni biologici perfusi con 10 B
trasportato da borofenilalanina e carrier diversi; valutazione dell’efficacia di questi ultimi attraverso misure di concentrazione di 10 B con
tecniche diverse messe a punto dall’Unità di Trieste;
4. verifica dell’efficacia del trattamento BNCT su diverse patologie tumorali;
In accordo con la componente medica si è deciso di studiare la distribuzione di carrier diversi di 10 B all’interno di tessuto polmonare affetto da
neoplasia polmonare (carcinomi e/o tumori neuroendocrini).
102
5 – Utilizzo della cavità PhoNeS per lo studio di campioni biologici
5.1
Studio dei tumori polmonari
La scelta del tumore del polmone come primo caso da trattare non è per nulla
casuale. Esso attualmente risulta essere, per l’uomo, il tumore con il maggior
tasso sia di incidenza che di mortalità. Per quanto riguarda la donna esso si
posiziona al secondo posto per il tasso di incidenza ma rappresenta comunque
il tumore con il maggior tasso di mortalità [30]. Ci si aspetta comunque che
tale tumore aumenti ancora la sua incidenza nella donna. Infatti il principale
fattore cancerogeno risulta essere il fumo (figura 5.1); storicamente sembra
essere provato che il vizio del fumo si sia insinuato nei soggetti femminili
alcune decine di anni dopo rispetto all’uomo, per cui si prevede un aumento
di incidenza nella donna nei prossimi anni. Inoltre si prevede, sia nella
donna che nell’uomo, che nei prossimi decenni il mesotelioma polmonare
(tumore della pleura polmonare) diventi uno dei tumori con il più alto tasso
di incidenza.
Figura 5.1. Confronto tra il numero medio di sigarette per uomo e il numero di morti per tumore al polmone. L’andamento delle due curve risulta
essere molto simile; ciò sembra dimostrare l’effetto cancerogeno del fumo.
Inoltre sembra anche mostrare come l’aumento di persone che fumano provaca un aumento di morti per tumore del polmone con un ritardo di circa
20 anni
L’elevato tasso di mortalità riscontrato è dovuto principalmente alla
mancanza di trattamenti clinici di grande efficacia e alla grande frequenza
di casi scoperti in stati avanzati. Negli ultimi 30 anni la prognosi generale è
rimasta immutata e il trattamento maggiormente efficace sembra essere la
resezione chirurgica radicale [31]. L’applicabilità di tale trattamento dipende però da parecchi fattori tra cui il tipo di tumore da trattare e le condizioni
103
generali del paziente.
Il cancro del polmone si suddivide solitamente in due tipi principali[33]:
• SCLC (small cell lung cancer)
• NSCLC (non small cell lung cancer) che si suddivide in tre tipi: squamous carcinoma, adenocarcinoma e large cell carcinoma.
Questa suddivisione in due tipologie principali è dovuta alla differenze che
si riscontrano nel trattamento terapeutico. I tumori SCLC sono solitamente
presenti su grandi zone e per questo sono difficilmente trattabili tramite
interventi chirurgici; essi sono particolarmente sensibili alla chemioterapia,
sebbene molti dei pazienti cosı̀ curati subiscano ricadute nell’arco di un anno
dal periodo di terapia. I tumori NSCLC sono invece molto più localizzati e
possono essere trattati tramite interventi chirurgici e/o radioterapia.
Il tumore del polmone era un tipo di cancro molto raro fino al 1930; da
quel momento in poi si ebbe un drammatico incremento dell’incidenza di
questo cancro, incremento che è ancora in atto in questo momento. Esso è
inoltre uno dei pochi tumori di cui è conosciuto (già da almeno 60 anni) il
principale fattore cancerogeno: il fumo. Si pensa che gli effetti cancerogeni
del fumo siano dovuti a alcuni idrocarburi che si formano durante la combustione del catrame presente all’interno della sigaretta e ad altri composti
causati dalla presenza della nicotina.
Molti studi del tumore del polmone hanno portato all’identificazione di
alterazioni genetiche. La relativa importanza di tali alterazioni, l’ordine (se
esiste) degli eventi che portano allo sviluppo del tumore e il modo in cui i geni
svolgono la loro azione non sono però ancora chiari. I geni responsabili dello
sviluppo del tumore sono forme alterate di geni presenti nelle normali cellule
animali. Nel 1981 per la prima volta furono identificati i geni responsabili
dei tumori: gli oncogeni. Essi possono essere divisi in due classi: quelli che
influenzano positivamente la crescita della cellula e quelli che influiscono
negativamente. I geni che influiscono positivamente la crescita sono detti
proto-oncogeni, coloro che influiscono invece negativamente sono detti geni
soppressori. Queste scoperte hanno generato un notevole interesse nella
conoscenza dei particolari molecolari dello sviluppo del cancro e attualmente
sono in atto alcuni studi volti alla cura dei tumori tramite l’iniezioni di geni
soppressori. L’attuabilità di una tale tecnica è però del tutto da verificare e
rimane per ora solamente un ipotesi.
Questa descrizione introduttiva pone come urgente il problema della messa a punto di una terapia in grado di produrre efficaci risultati nel trattamento del tumore del polmone e quindi lo studio della sensibilità del polmone a
trattamenti BNCT. Attualmente nel mondo gli unici studi sull’effetto della
BNCT su polmone sono effettuati utilizzando campioni prelevati da cavie
[32], ma mancano dati direttamente ottenuti su tessuto umano. Il progetto
di studio, basato sull’utilizzo della cavità chiusa PhoNeS, rappresenta quindi
104
il primo studio di trattamento BNCT su polmone umano e dovrebbe permettere di definire la sensibilità del polmone a trattamenti BNCT oltre che
di valutare sperimentalmente gli RBE del tessuto polmonare, ad oggi ancora
sconosciuti.
5.2
Metodo di preparazione e di misura dei campioni biologici
In collaborazione con i vari gruppi facenti parte del progetto PhoNeS è stato
messo a punto un metodo totalmente innovativo per studi su campioni di
tessuto umano. Tale metodo prevede diverse fasi:
• il prelevamento dei campioni;
• la somministarzione del carrier;
• la preparazione dei campioni;
• le misure di concentrazione di
5.2.1
10 B.
Metodi fisici per la valutazione delle concentrazioni di
10
B
La valutazione della concentrazione di
tramite due metodi fisici:
10 B
all’interno dei campioni avviene
• rivelatore a microstrip di silicio per analisi quantitativa;
• rivelatori a tracce CR-39 per analisi qualitativa.
Rivelatore al silicio
In collaborazione con l’Università Uninsubria di Como è stato implementato
un rivelatore a microstrip di silicio non svuotato ad alta granularità spaziale
[34] che permette l’analisi quantitativa della concentrazione di 10 B tramite
misura di particelle α.
Il rivelatore è costituito da 64 fibre da 2 mm prodotte dalla Saint Gobain (USA) lette da un fotomoltiplicatore (PM) multi-anodo R7600-00-M64
prodotto dalla HAMAMATSU (Giappone). Esso lavora in modalità selftriggering; non viene dato segnale di tensione inversa in modo tale da non
aumentare lo spessore della zona svuotata e poter cosı̀ rivelare soltanto le α
dovute alla reazione 10 B(n,α)7 Li e non i γ prodotti dalla stessa reazione o
emessi dal Linac di utilizzo (figura 5.2).
Il sistema di acquisizione dati, durante la fase di validazione del prototipo
e del rivelatore finale, si basa su un sistema di schede di lettura VME con
ADC a integrazione di carica commerciali a 12 bit e 100 MHz.
105
Figura 5.2. La figura mostra la differenza tra un rivelatore completamente
svuotato (a sinistra) e uno non svuotato: nel primo caso il rivelatore vede
anche i γ andando a confondere la misura [34].
Test del rivelatore
Il rivelatore al silicio è stato testato con misure su alcuni campioni di resine
borate presso l’Azienda Ospedaliera Sant’Anna di Como nel reparto di radioterapia con un VARIAN 2100 C/D da 18 MV impostando un dose-rate di
500 UM/min. Davanti alla testata dell’acceleratore è stato posto il prototipo PhoNeS Bianco descritto nel capitolo 4. I campioni di resina presentano
concentrazioni di 10 B differenti. Essi sono stati posizionati a contatto con
il rivelatore al silicio sulla parte svuotata sensibile. I campioni sono stati
irraggiati fino ad ottenere un conteggio di eventi che si elevasse in maniera distinta rispetto al fondo. Il posizionamento dei campioni e i risultati
ottenuti possono essere visti in figura 5.3.
Figura 5.3.
Posizionamento dei campioni di resina borata e risultati ottenuti [34].
Le misure effettuate hanno dimostrato la capacità di questo sistema di
effettuare radiografia neutronica real-time anche con flussi minori rispetto a
quelli generati da un reattore. L’area sotto i picchi della figura 5.3 dovrebbe
essere proporzionale alla concentrazione di 10 B (per verificare ciò è in corso
la calibrazione del sistema). L’incertezza di questo sistema è del 10%, la
106
risoluzione spaziale è di circa 50 µm e la quantità minima rilevabile è di
1ppm [34].
Rivelatori a tracce CR-39
I rivelatori a tracce sfruttano il potere ionizzante delle particelle cariche.
Quando particelle pesanti di elevata energia (nuclei di fissione, particelle α)
passano attraverso un materiale dielettrico, trasferiscono una elevata frazione di energia per unità di percorso danneggiando le molecole lungo la
traiettoria. Le tracce generate a seguito del danneggiamento delle molecole sono dell’ordine dei nanometri; attraverso un attacco chimico con una
soluzione fortemente corrosiva questa tracce vengono rese visibili con un
semplice microscopio ottico.
Una particolarità di tali rivelatori è il livello di soglia; esiste infatti un
valore minimo di energia rilasciata dalla particella al di sotto della quale
l’attacco chimico non evidenzia alcuna traccia. Il livello di soglia è superiore all’energia che può rilasciare un elettrone, ciò li rende insensibili alla
rivelazione di elettroni e raggi γ.
Il rivelatore a tracce da noi utilizzato è il CR-39 (figura 5.4). Esso è
un polimero organico in grado di rivelare particelle di rinculo quali protoni,
α e altre, dovute a reazioni nucleari. Nel nostro caso tale rivelatore viene
messo a contatto con il campione contenente 10 B irraggiato da neutroni, in
modo tale che le particelle α e i nuclei di 7 Li dovuti alla reazione 10 B(n,α)7 Li
lascino delle tracce sul rivelatore. Tali tracce vengono rese visibili tramite
un attacco chimico con una soluzione di idrossido di sodio (NaOH) (figura
5.5).
Figura 5.4.
Rivelatore a tracce CR-39.
107
Figura 5.5. Visualizzazione al microscopio ottico delle tracce rilasciate, da
particelle α e nuclei di 7 Li dovuti alla reazione 10 B(n,α)7 Li, su Cr-39 ad
attacco chimico avvenuto.
Test del rivelatore
Il rivelatore a tracce CR-39 è stato testato tramite misure al reattore TRIGA MARK II di Pavia all’ interno della colonna termica con una fluenza
neutronica di 1.7 · 107 cm−2 . È stato irraggiato un campione di CB-454 di
spessore 25 µm con una componente di B del 10%. Nelle figure seguenti si
può vedere l’effetto di attacchi chimici con NaOH di tempi differenti 5.7 e
il confronto tra zone differenti di CR-39 viste al microscopio dopo attacco
chimico.
Figura 5.6. Visualizzazione al microscopio ottico delle tracce rilasciate su
CR-39 dopo attcchi chimici con NaOH di tempi differenti: partendo da
sinistra 1h, 2h, 3h.
Le figure mostrano come l’aumento del tempo in cui il CR-39 viene
sottoposto ad attacco chimico porti ad un aumento del diametro delle tracce.
Inoltre nelle figure seguenti viene nessa in risalto la differenza tra zone poste
a contatto con un campione borato e zone libere.
108
Figura 5.7. Visualizzazione al microscopio ottico delle tracce rilasciate su
zone differenti del CR-39 dopo attcco chimico con NaOH: zona adiacente al
campione, zona al confine del campione, zona a lato del campione.
5.2.2
Prelevamento campioni
All’ interno del progetto si è proposto di studiare patologie legate a tumori neuroendocrini e carcinomi del polmone su campioni consistenti in lobo
polmonare o organo intero comprendente neoplasia polmonare. Si fa riferimento a pazienti trattati per neoplasia del polmone secondo il GoldStandard
attuale (asportazione radicale della neoplasia con amplissimo margine di tessuto sano). Da tale campione vengono prelevati multipli tratti da tessuto
sano, neoplastico e zona perifirica (zona di contatto tra la parte sana e quella
tumorale). È importante sottolineare come i pazienti da cui vengono prelevati i campioni sono operati per necessità vitali e i campioni utilizzati per
le nostre misure fanno parte di tessuto che altrimenti sarebbe inutilizzabile
e, di conseguenza, eliminato.
Sono stati operati due pazienti affetti da tumore polmonare e ad ognuno
è stato rimosso il lobo malato (figura 5.8).
Figura 5.8.
5.2.3
Lobo polmonare appena asportato al primo paziente.
Somministrazione del carrier
La somministrazione della borofenilalanina (BPA) avviene tramite un metodo di perfusione completamente nuovo, messo a punto dal gruppo medico
dell’Ospedale S. Luigi di Orbassano. Esso permette la somministarzione
109
del carrier dopo l’asporto del campione evitando cosı̀ l’infusione della BPA
al paziente (figura 5.9). Il lobo polmonare viene collegato alla macchina di
perfusione, tramite l’incanalamento di due arterie e tre vene, che fa circolare
al suo interno la soluzione di borofenilalanina permettendo l’accumulo del
farmaco nel lobo stesso. La perfusione viene effettuata per 2 ore.
Figura 5.9. Macchinario utilizzato per la perfusione e lobo polmonare
collegato alla macchina per la somministrazione della borofenilalanina.
La borofenilalanina viene preparata secondo la procedura riportata su
articoli scientifici riguardanti trattamenti BNCT [35]. La BPA viene inizialmente mischiata con acqua e fruttosio; quest’ultimo viene aggiunto per
aumentare la solubilità del composto; quindi il PH della soluzione viene
portato a valori compresi tra 9.5 e 10 tramite aggiunta di NaOH e infine
riportato a 7.4 con HCl. A questo punto viene aggiunta dell’acqua fino al
raggiungimento di una concentrazione di 30 mg BPA/ml. Dopo 24 ore la
soluzione viene filtrata (0.22 µm) e trasferita in una borsa sterile.
Anche la quantità di borofenilalanina da somministrare è stata scelta in
base alle informazioni ottenute da articoli scientifici riguardanti trattamenti
BNCT [35]. La quantità indicata è di 300mg/kg di tessuto.
Il primo lobo polmonare pesava 172 g; durante la perfusione vengono
però fatti circolare 300 g di sangue. Il peso totale è quindi di 472 g; si è quindi
deciso di perfondere il primo lobo con 5 ml di soluzione di borofenilalanina
(al suo interno sono sciolti 150 mg di BPA) somministrando cosı̀ 317mg
Bpa/kg di tessuto.
Il secondo lobo polmonare pesava 166 g; il peso totale, aggiunti i 300 g
di sangue, è quindi di 466 g. Anche in questo caso si è perfuso con 5 ml di
soluzione di borofenilalanina somministrando cosı̀ 317mg Bpa/kg di tessuto
321mg BPA/Kg di tessuto.
5.2.4
Preparazione dei campioni
Gli anatomo patologi preparano, tramite l’utilizzo di un microtomo congelatore, le fettine di campione da irraggiare. Lo spessore delle fettine è di
110
circa 10-12 µm per permettere alle α prodotte dalla reazione 10 B(n,α)7 Li
di uscire dal campione e essere rivelate dai sistemi di misura presentati nei
paragrafi precedenti. In particolare da ogni multiplo tratto da tessuto sano,
tumorale o perifirico si ricavano diverse fettine adiacenti una all’altra:
• una prima fettina per l’analisi istologica;
• una fettina per l’analisi tramite il rivelatore al silicio (paragrafo eseguente);
• una fettina per l’analisi tramite CR-39 (paragrafo seguente);
• un’ultima fettina per l’analisi istologica.
I risultati ottenute con i vari metodi vengono quindi confrontati per
verificare la distribuzione della BPA.
Figura 5.10.
5.3
Fettine di polmone poste su vetrino per analisi con rivelatore
al silicio.
Considerazioni finali
I risultati ottenuti nel capitolo 4 nella caratterizzazione del prototipo PhoNeS Bianco e quelli ottenuti nelle misure biologiche presentate nel paragrafo
precedente sono molto incorraggianti; si è ottenuto una sorgente di neutroni
ospedaliera ed è stato implementato un sistema di radiografia neutronica
che permette di studiare la distribuzione di differenti carrier all’interno di
campioni biologici.
Con i rivelatori CR-39 si intende effettuare dei confronti visivi con l’analisi istologica. Come si può vedere dalla figura 5.5 la tracce rilasciate
dalle particelle α risultano essere più scure; il rivelatore posto a contatto
con il campione presenterà quindi zone più scure in corrispondenza delle
zone del campione con maggior contenuto di 10 B in quanto in queste zone
sarà maggiore il numero di particelle α e ioni 7 Li che colpiscono il rivelatore.
Confrontando quest’immagine con quelle ottenute dall’analisi istologica del
campione adiacente, si può cosi verificare se le zone tumorali siano quelle con maggior accumulo di 10 B ed effettuare un’analisi qualitativa della
distribuzione di 10 B.
111
Un’analisi simile è avvenuta a Pavia nelle sperimentazioni su polmone
di ratto (vedi capitolo 1). In quel caso i risultati dell’analisi istologica sono
stati confrontati con le immagini ottenute tramite una lastra fotografica
CN85 composta da nitrato di cellulosa sensibile alleparticelle α (figura 5.10)
[32].
Figura 5.11. Confronto fra le immagini di due campioni adiacenti di fegato
di ratto con metastasi; a sinistra il campione colorato per analisi istologica, a destra l’immagine della radiografia neutronica del secondo campione;
la corrispondenza fra le macchie scure a sinistra (metastasi) e quelle a destra (zone con maggiore densità di Boro) indica chiaramente il maggiore
assorbimento del Boro nel tumore rispetto al tessuto sano.
L’analisi qualitativa della distribuzione di 10 B all’interno dei campioni
può invece essere effettuata tramite il rivelatore a microstrip di silicio. Una
volta calibrato, sarà possibile ottenere la quantità di 10 B presente in una
determinata zona del campoione semplicemente calcolando l’area sottostante
al picchi corrisponedente a quella zona e moltiplicandola per il fattore di
conversione ottenuto.
La componente medica dell’Ospedale S. Luigi di Orbassano ha inoltre
messo a punto un sistema del tutto nuovo che permette la somministrazione
del composto borato dopo il prelevamento dei campioni. Tale metoto è
stato testato presso l’Ospedale S. Luigi di Orbassano; il passo successivo ed
immediato è rappresentato dalle prime misure al mondo su polmone umano.
112
Conclusioni
In questa tesi si è presentato il lavoro, svolto all’interno del progetto INFN
PhoNeS, volto alla caratterizzazione di un fotoconvertitore utilizzabile per
misure su campioni biologici.
Le misure preliminari avvenute al VARIAN 2330 del reparto di radioterapia dell’Istituto per la Ricerca e la Cura del Cancro, al reattore TAPIRO
del centro ENEA di Casaccia, al reattore LVR-15 del Nuclear Physics Institute di Rez presentate nei capitoli 2 e 3 hanno verificato l’affidabilità e la
ripetibiltà del metodo di caratterizzazione di sorgenti di neutroni utilizzato.
Il metodo in questione è poi stato applicato per la caratterizzazione del
prototipo PhoNeS Bianco, studiato in tre configurazioni, e per verificarne la
possibilità di utilizzo per studi su campioni biologici. Le misure avvenute
presso l’Ospedale Molinette di Torino all’interno del reparto di Radioterapia,
tramite l’acceleratore ELECTA SLIT SL25, hanno mostrato come la terza
configurazione, che presenta una cavità chiusa da una scatola di D2 O, sia
la configurazione più opportuna per i nostri scopi: essa presenta un flusso
utile (termico + epitermico) 2.8 · 107 n cm−2 s−1 , una bassa componente di
neutroni veloci e fornisce una dose termica uniforme all’interno della cavità.
La realizzazione di una tale sorgente ha suscitato l’interesse della componente medica interna al progetto PhoNeS che si è dimostrata disponibile
all’avvio di una collaborazione che porti all’utilizzo della sorgente ospedaliera per prove di trattamenti BNCT su campioni di polmone umano. Per la
prima volta nel mondo vi è la possibilità di irraggiare un campione ex vivo
di polmone umano, a cui è stata somministrata della borofenilalanina, per
verificarne la sensibiltà al trattamento BNCT. Tale studio sarà volto a determinare la distribuzione del 10 B all’interno di questo organo con la speranza
di ottenerne una distribuzione selettiva simile a quella ottenuta per altri
tessuti umani già studiati nel mondo (per esempio fegato nell’esperimento
TAOrMINA [4] o tessuto cerebrale al MITR II al Massachusetts Institute of
Technology [1]) e per misurare sperimentalmente gli RBE (vedi appendice
A) del tessuto polmonare, ad oggi ancora sconosciuti. Attualmente, infatti
gli unici studi su polmone sono stati effettuati su cavie, in particolare topi
[32].
In collaborazione con l’Università Uninsubria di Como e l’Università di
Trieste sono stati implementati due sitemidi misura diparticelle α:
113
• un rivelatore a microstrip di silicio testato con misure su campioni di
resina borata che hanno verificato l’affidabilità di questo sistema di
rivelazione real-time;
• un rivelatore a tracce CR-39 testato con misure su fogli CB-454 con
una componente borata del 10%.
Il guppo medico dell’Ospedale S. Luigi di Orbassano ha messo a punto
una tecnica di somministrazione del carrier (perfusione) del tutto nuova che
permette la somministrazione del boro una volta estratto il campione.
Il passo successivo e immediato sono i primi irraggiamenti al mondo di
campione di polmone umano.
114
Appendice A
Elementi di dosimetria
Nel 1990 l’ICRP ha approvato le nuove raccomandazioni fondamentali che
hanno sostituito quelle dell’ICRP publication 26 (1977) e i supplementi successivi. [10] [11] Queste sono state pubblicate nel 1991 (ICRP publication
60) ed includono nuove grandezze per la radioprotezione, le quali hanno
richiesto una revisione di molti dei dati di base utilizzati nella protezione
dalle sorgenti di radiazioni ionizzanti. Nell’ICRP publication 74 (1995) si
considerano solamente le implicazioni per le esposizioni a sorgenti esterne.
In radioprotezione si ricorre all’uso di tre tipi di grandezze:
1. grandezze fisiche :sono direttamente misurabili, caratterizzano il campo di radiazione e danno un’indicazione della dose assorbita;
2. grandezze radioprotezionistiche: definite dall’ICRP, non sono direttamente misurabili, considerano i diversi tipi di radiazione su un medesimo tessuto e le diverse risposte dei vari organi su cui incide la
radiazione;
3. grandezze operative: sono definite dall’ICRU, per il monitoraggio personale ed ambientale. Queste grandezze danno una stima delle grandezze radioprotezionistiche.
A.1
Grandezze fisiche
Sono le grandezze che caratterizzano il campo di radiazione e le cosiddette grandezze dosimetriche, queste ultime godono della proprietà di potersi
esprimere come prodotto di una grandezza di campo per una costante caratteristica del mezzo coinvolto (coefficiente di interazione).
Qui di seguito vengono elencate le cosidette grandezze fisiche.
Si definisce fluenza di particelle in un certo punto di un mezzo materiale, e si indica con il simbolo Φ la quantità:
Φ=
dN
da
115
A – Elementi di dosimetria
dove dN indica il numero di particelle incidenti su una sfera di sezione
massima da avente centro nel punto considerato. La scelta di definire tale
grandezza mediante una sfera è data dal fatto che in questo modo la sezione
elementare da sarà sempre perpendicolare alla direzione di incidenza delle
particelle. L’unità di misura della fluenza nel Sistema Internazionale (SI) è
espressa in m−2 .
L’energia impartita ε in un certo volume di mezzo irradiato dalle
particelle ionizzanti che lo attraversano è definita dalla seguente relazione:
ε = Rin − Rout + ΣQ
dove Rin indica l’energia radiante incidente nel volume, cioè la somma
delle energie, esclusa quella di massa, di tutte le particelle, direttamente o
indirettamente ionizzanti che entrano nel volume considerato; Rout è l’energia radiante uscente dallo stesso volume, cioè la somma delle energie, esclusa
quella di massa, di tutte le particelle direttamente o indirettamente ionizzanti che lasciano il volume; ΣQ è la somma di tutti i cambiamenti nelle
energie di massa di riposo dei nuclei e delle particelle elementari in tutte le
interazioni che avvengono nel volume. L’unità di misura è il joule. Si tratta di una grandezza stocastica, il cui valore atteso,ε , detto energia media
impartita, è collegato alla più importante delle grandezze dosimetriche, la
dose assorbita (che si indica con D).
Si definisce dose assorbita la quantità:
D=
dε
dm
dove dε è l’energia media impartita nel volume elementare di massa dm;
l’unità di misura della dose assorbita nel S.I. è il gray (Gy, 1Gy=1J Kg−1 ).
La valutazione di dε richiede ripetute esposizioni di elementi finiti di massa
nel campo di radiazione interessato, con relativa operazione di media dei
valori misurati. Si definisce inoltre rateo o intensità di dose assorbita
Ḋ la quantità Ḋ = dD
dt
Il kerma K, acronimo di Kinetic Energy Released to the MAtter, è stato
introdotto per descrivere solo la prima parte del processo di trasferimento
di energia al mezzo da parte delle radiazioni indirettamente ionizzanti, cioè
la fase in cui la radiazione primaria mette in moto carichi secondari. Tale
grandezza è definita dalla seguente relazione:
K=
dEtr
dm
dove dEtr è la somma delle energie cinetiche iniziali di tutte le particelle
ionizzanti cariche, liberate dalle particelle ionizzanti neutre in un volume di
massa dm. Si noti che nel termine è anche inclusa l’energia delle particelle
secondarie che irradiano sotto forma di radiazione di frenamento, o le energie
116
delle particelle cariche prodotte in processi secondari (per esempio elettroni
Auger) nell’elemento di volume considerato.
Si definisce inoltre Rateo o intensità di kerma K̇ il rapporto dK
dt .
Il kerma e il rateo di kerma si esprimono entrambe nella stessa unità di
misura della dose assorbita e del rateo di dose assorbita.
A.2
Grandezze radioprotezionistiche
Nessuna delle grandezze fisiche presentate (dose assorbita, kerma) è per sua
natura idonea ad interpretare in modo completo gli effetti provocati dal
trasferimento di energia dalle radiazioni ionizzanti alla materia vivente.
A tale proposito si parla di efficacia biologica relativa (RBE) di ciascun
tipo di radiazione. Si definisce, quindi, efficacia biologica relativa di un
certo tipo di radiazione B, rispetto ad una radiazione di riferimento A, per
un determinato effetto biologico di probabilità p il rapporto:
RB (p) =
DB (p)
DA
dove DA e DB sono le dosi assorbite necessarie per provocare il livello di probabilità p per l’effetto considerato. Solitamente si assume come radiazione
di riferimento quella elettromagnetica, la cui RBE è posta per definizione
uguale ad 1 per tutti gli effetti indotti.
A parità di dose assorbita e di qualità della radiazione incidente, il danno
biologico può essere diverso a seconda del tipo di tessuto irradiato.Quindi,
ogni radiazione è caratterizzata da un sua propria pericolosità biologica;
viceversa ogni tessuto o organo è caratterizzato da una specifica suscettibilità
alle radiazioni.
Si può affermare che le grandezze radioprotezionistiche siano quantità
dosimetriche specificate nel corpo umano dall’ICRP, nel tentativo di quantificare attraverso opportuni coefficienti i rischi di esposizione ai diversi tipi di radiazioni ionizzanti. Le grandezze radioprotezionistiche specificate
dall’ICRP 74 sono:
1. la dose equivalente HT
2. la dose efficace E
La dose equivalente HT in un tessuto o organo è definita come:
HT =
X
ωR DT,R
R
l’unità di misura è il sievert (1Sv=1J Kg-1), utilizzato per evitare confusioni
fra H e D. Con DT,R si indica la dose assorbita mediata su uno specifico
organo o tessuto T, dovuta alla radiazione R e si definisce come:
DT =
1
mT
Z
117
Ddm
m
dove mT è la massa del tessuto o organo T considerato e D è la dose assorbita
nell’elemento di massa dm, l’unità di misura è il Gray. Il fattore peso della
radiazione ωR serve per rivalutare la dose assorbita agli organi in base alla
RBE dei diversi tipi di radiazione. Nella tabella A.1 vengono riportati i valori
di R come raccomandati dall’ICRP. Per quei valori non riportati in tabella
l’ICRP stabilisce apposite approssimazioni tramite il fattore di qualità Q(L),
che è un coefficiente numerico che serve a tener conto della distribuzione
dell’energia assorbita a livello microscopico e dove con L si indica il LET,
acronimo di Linear Energy Transfer, il cui simbolo è L4 ,definito come:
L4 =
dE
dl
4
dove dE rappresenta l’energia ceduta localmente per collisioni da una particella carica lungo un segmento di traccia dl, considerando solo collisioni
che comportano un trasferimento di energia minore di L4 . Q(L) è il parametro per mezzo del quale si prende in considerazione la diversa qualità
della radiazione. Poiché la distribuzione dell’energia dipende dalla natura e
dalla velocità delle particelle cariche che liberano la dose, è naturale che Q
si esprime come funzione di L in acqua. I valori numerici di Q sono riportati
nella tabella A.2.
Tipi di radiazione e
intervalli energetici
Fattori di peso
della radiazione, ωR
Fotoni, tutte le energie
Elettroni, tutte le energie
Muoni, tutte le energie
Neutroni, energie:
< 10 keV
10 - 100 keV
100 keV - 2 MeV
2 - 20 MeV
> 20 MeV
Protoni, non di rinculo
con energia < 2 MeV
Particelle alfa,
frammenti di fissione,
nuclei pesanti
1
1
1
Tabella A.1.
5
10
20
10
5
5
20
Fattori di peso ωR per radiazioni alle diverse energie.
Un’importante differenza fra Q e ωR è che il primo è una funzione diretta di L, il secondo, invece, è legato all’efficacia biologica relativa e solo
indirettamente ad L. È interessante sottolineare che per alcune radiazioni,
i valori di ωR raccomandati dall’ICRP sono inconsistenti con quelli calcolati attraverso le approssimazioni introdotte nelle stesse pubblicazioni. Per
118
Tabella A.2.
L∞ (keV ·µm−1 )
Q(L)
< 10
10 - 100
>100
1
0.32L √
- 2.2
300/ L
Relazione tra Q ed L secondo l’ICRP publication 60.
questo motivo una nuova metodologia per il calcolo dei coefficienti è stata
recentemente proposta da M.Pelliccioni, [36] i cui risultati sono mostrati in
tabella A.3.
Tipi di radiazione e
intervalli energetici
Fattori di peso
della radiazione, ωR
Neutroni, energie:
0.05 - 0.1 GeV
0.1 - 0.5 GeV
0.5 - 10 GeV
> 10 GeV
Protoni
con energia > 0.01 GeV
Pioni negativi, energie
< 0.05 GeV
0.05 GeV
Pioni positivi, energie
< 0.1 GeV
0.1 GeV
Muoni negativi e positivi
energie 103 − 104 GeV
Kaoni negativi e positivi
energie 103 − 104 GeV
Tabella A.3.
5
4
3
2
2
2
2
1
2
1
2
Fattori di peso ωR rivalutati da M. Pellicioni [36]
La dose efficace E è la somma delle dosi equivalenti HT , relative a tutti
gli organi o tessuti del corpo, pesate su tutti i tessuti:
E=
X
ω T HT
T
tale fattore considera la diversità del danno stocastico relativo, risultante
119
dall’esposizione di differenti tessuti od organi ad una identica dose equivalente. Nella tabella A.4 sono riportati i valori numerici di ωT [37] per i
diversi organi e tessuti.
Organi o tessuti
Fattori peso dei tessuti, ωT
Gonadi
Midollo osseo rosso
Colon
Polmone
Stomaco
Vescica
Mammella
Fegato
Esofago
Tiroide
Pelle
Superficie ossea
Rimanenti organi e tessuti
Tabella A.4.
A.3
0.20
0.12
0.12
0.12
0.12
0.05
0.05
0.05
0.05
0.05
0.01
0.01
0.05
Fattori di ponderazione ωT dei diversi tessuti e organi.
Grandezze operative
Le grandezze radioprotezionistiche, sopra definite, sono scarsamente utilizzabili ai fini pratici. Infatti la loro misurazione richiede l’acquisizione di
un gran numero di parametri: la distribuzione delle dosi in ogni organo o
tessuto, nel caso di irradiazione interna, e la distribuzione delle dosi relativamente alla caratteristiche fisiche e geometriche dei campi di radiazione
e dell’organismo nel caso di irradiazione esterna. Siccome è palesemente
impossibile acquisire tutte queste informazioni in casi concreti, l’ICRU ha
definito un altro set di grandezze, dette operative che si distinguono per le
seguenti caratteristiche:
• possibilità di misurare direttamente, o di ricavare dalle risposte degli
strumenti le grandezze operative;
• a partire dalla loro misura si ha la possibilità di fornire una stima
conservativa di quantità radioprotezionistiche e\o fisiche, ossia una
stima che non sottovaluti in nessun caso l’entità reale della quantità
radioprotezionistica o fisica;
• contemporaneamente, capacità di evitare eccessive sovrastime delle
grandezze radioprotezionistiche e fisiche.
120
Le quantità operative sono distinte in due categorie: quantità per il monitoraggio ambientale e quantità per il monitoraggio personale.
A.3.1
Monitoraggio ambientale
La definizione delle grandezze per il monitoraggio ambientale richiede qualche precisazione preliminare a proposito del significato di alcuni termini.
• Con il termine campo espanso ci si riferisce ad un campo di radiazione
avente per tutto il volume di interesse la stessa fluenza di particelle, la
stessa distribuzione angolare e lo stesso spettro in energia del campo
che è effettivamente presente nel punto a cui ci si riferisce.
• Si definisce campo allineato ed espanso un campo di radiazione in cui
si mantengono inalterate le precedenti quantità, fatta eccezione per
la distribuzione angolare del campo di radiazione che viene assunta
unidirezionale (figura A.1).
Figura A.1.
Verifica dell’eventuale uniformità della dose integrale termica
sperimentale nelle tre configurazioni
Si definisce quindi equivalente di dose ambientale, H*(d), in un
certo punto immerso in un campo di radiazione, l’equivalente di dose che
sarebbe prodotto dal corrispondente campo allineato ed espanso nella sfera
ICRU1 centrata nel punto di interesse, a una profondità d lungo il raggio
opposto alla radiazione del campo allineato. Il valore raccomandato per la
profondità d è 10 mm per la radiazione penetrante, (H*(10)), e 0.07 mm
per la radiazione debolmente penetrante, (H*(0.07)). L?unità di misura è il
sievert (Sv).
A.3.2
Monitoraggio Personale
L’ICRU, nei rapporti 47 e 51, rispettivamente del 1992 e del 1993, ha proposto l’introduzione di una sola grandezza semplificata per il monitoraggio personale in sostituzione delle due presenti in precedenza. Si tratta
121
dell’equivalente di dose personale H p (d), definito nel corpo umano come equivalente di dose in tessuto molle ad una appropriata profondità d,
in un punto specificato del corpo. L’unità di misura è il Sv. Per la misura è sufficiente disporre di un idoneo rivelatore sulla superficie del corpo
dell’individuo esposto e ricoprirlo con lo specificato spessore di materiale di
tessuto equivalente. Le profondità raccomandate per il monitoraggio sono
ancora d è 10 mm per la radiazione penetrante e 0.07 mm per la radiazione
debolmente penetrante.
122
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125
Ringraziamenti
Un ringraziamento particolarmente sensito va a tutte le persone che hanno
permesso la realizzazione di questo lavoro e mi hanno aiutato e sopportato
durante lo svolgersi e le stesura del progetto di Tesi. Mi scuso anticipatamente con coloro che dimenticherò in queste poche righe a causa della mia
sbadattagine.
In particolar modo intendo ringraziare la dottoressa Alba Zanini dell’Istituto di Fisica Nucleare, che ha coordinato il lavoro svolto e offerto preziose
indicazioni durante tutto il periodo di lavoro. Un immenso grazie va poi a:
la dottoressa Elisabetta Durisi e il dottor Oscar Borla per la loro stupenda disponibilità e competenza oltre che per la simpatia e l’entusiasmo
trasmessi (in realtà per rendere loro un grazie proporzionale all’aiuto fornito
dovrei riempire più e più pagine...).
la dottoressa Katia Chiorra, il dottor Giuseppe Falzetta e la dottoressa
Giorgia Givone
il dottor Kenneth Burn del centro ENEA di Bologna per aver implementato il codice di simulazione per l’esperimento di Casaccia, il dottor Jiri
Burian del Nuclear Physics Institute di Rez, la dottoressa Elisabetta Nava
e il dottor Giancarlo Rosi del centro ENEA di Casaccia, il dottor e chirurgo
Piero Borasio dell’Ospedale S. Luigi di Orbassano , la dottoressa Anglesio
dell’Ospedale Molinette di Torino, il dottor Michele Stasi dell’Istituto per la
Ricerca e la Cura del Cancro di Candiolo
la mia famiglia intera per il grande supporto affettivo: Papà, Mamma,
Francy (la mia povera sorella, la persona più a contatto con la mia stupidità),
Peter-Dani, Franco, Diego, Giorgio, Giacomo, Marco, Caterina, Zia, Zio(per
gli infiniti passaggi)...
l’Oratorio tutto di Busca perchè sa regalarmi sabati di allegria anche nei
momenti più impegnativi e duri; in particolare Marta (per tutto!!!), Paola la
ballerina e Paride (pc con cui ho sostenuto l’ultimo esame e la prova di metà
tesi, simpatia e botte date in Busca - Fossano!!) e Don Carlo (immenso)
i miei compagni di Università che hanno reso meno duri questi cinque
anni e un pò: Frenk l’omino Vodafone, Kate (non so bene come definirla),
il mio conquilino cuoco Miki, Big Urio, Albi, Ila (grazie per l’aiuto nella
burocrazia, senza di te probabilmente avrei sbagliato a compilare qualcosa),
126
Bibliografia
il Grosso e Mino (grandi compagni di serate ultimamente un pò abbandonate... attendete fiduciosi!!), Ivana, Miki, Master, Mancio, Thanu, Robi, Ale,
Madda, Maria, Nunzia, Annina
i miei compagni abituali di serate torinesi: Dury, Uranio, Lele, Pol,
Flesia, Nico, Francy
i miei amici di sempre che hanno sopportato la mia latitanza in questi
ultimi mesi: Bima, Gildo, Pito, Bressi, Iano, Tarics, Sbara, Tallone, Comba,
Giada, Manuel, Giri, Maradutto, Steo
127

a di Scienze Matematiche, Fisiche e Naturali Tesi di Laurea Studio

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