ÇUKUROVA ÜNİVERSİTESİ FEN BİLİMLERİ ENSTİTÜSÜ

Transkript

1 ÇUKUROVA ÜNİVERSİTESİ FEN BİLİMLERİ ENSTİTÜSÜ YÜKSEK LİSANS TEZİ Mergim GÜLMEN MEDİKAL ALANDA KULLANILAN LiF:Mg,Ti (TLD-100) NİN DOZİMETRİK ÖZELLİKLERİNİN İNCELENMESİ FİZİK ANABİLİM DALI ADANA, 2011

2 ÇUKUROVA ÜNİVERSİTESİ FEN BİLİMLERİ ENSTİTÜSÜ CLINAC-DB-600C MODELİ LİNEER HIZLANDIRICININ DOZİMETRİK PARAMETRELERİNİN İNCELENMESİ Mergim GÜLMEN YÜKSEK LİSANS TEZİ FİZİK ANABİLİM DALI Bu Tez././2011 Tarihinde Aşağıdaki Jüri Üyeleri Tarafından Oybirliği/Oyçokluğu ile Kabul Edilmiştir Prof. Dr. Zehra YEĞİNGİL Doç. Dr. Mustafa TOPAKSU Doç. Dr. Süleyman ÇABUK DANIŞMAN ÜYE ÜYE Bu Tez Enstitümüz Fizik Anabilim Dalında hazırlanmıştır. Kod No: Prof. Dr. İlhami YEĞİNGİL Enstitü Müdürü Bu Çalışma Ç. Ü. Araştırma Projeleri Birimi Tarafından Desteklenmiştir. Proje No: FEF2010YL52 Not: Bu tezde kullanılan özgün ve başka kaynaktan yapılan bildirişlerin, çizelge ve fotoğrafların kaynak gösterilmeden kullanımı, 5846 sayılı Fikir ve Sanat Eserleri Kanunundaki hükümlere tabidir.

3 ÖZ YÜKSEK LİSANS TEZİ MEDİKAL ALANDA KULLANILAN LiF:Mg,Ti (TLD-100) NİN DOZİMETRİK ÖZELLİKLERİNİN İNCELENMESİ Mergim GÜLMEN ÇUKUROVA ÜNİVERSİTESİ FEN BİLİMLERİ ENSTİTÜSÜ FİZİK ANABİLİM DALI Supervisor : Prof. Dr. Zehra YEĞİNGİL Yıl: 2011, Sayfa: 129 Jüri : Prof. Dr. Zehra YEĞİNGİL : Doç. Dr. Mustafa TOPAKSU : Doç. Dr. Süleyman ÇABUK Bu çalışmada medikal alanda yaygın olarak kullanılan ve dozimetrik bir malzeme olan LiF:Mg,Ti (TLD-100) nin termolüminesans özellikleri incelenmiştir. LiF:Mg,Ti (TLD-100) ün TL özelliklerinin incelenmesi için Lineer hızlandırıcı ve 60 Co kaynağı kullanılarak TLD-100 ün farklı enerjili radyasyon kaynaklarına olan cevabının incelenmesi sağlanmıştır. Yapılan çalışmada öncelikle LiF:Mg,Ti (TLD- 100) dozimetreler kalibre edilmiş, dozimetrik özelliklerinin belirlenmesi amacıyla lineer hızlandırıcıda doz ve enerji cevabına bakılmıştır. Ayrıca farklı enerjilerde elektron demeti kullanarak iyon odası ve TLD ile soğurulmuş doz ölçümleri alınmış ve sonuçlar karşılaştırılmıştır. Elde edilen sonuçlara göre TLD-100 örneklerinin 0,25 Gy ile 2,5 Gy arasında lineer bir doz cevap bölgesine (f(d)=1) sahip olduğu, örneklere 60 Co gama kaynağı, 6 MV ve 18 MV lik x-ışınları ile 2 Gy lik doz verilmesi sonucu TLD-100 ün 6 MV ve 18 MV lik x-ışınları ile ışınlanmaları sonucu elde edilen TL şiddetlerinin aynı fakat 60 Co kaynağından elde edilen TL şiddetinin farklı olduğu ve böylece TLD-100 dozimetresinin enerji bağımlı olduğu anlaşılmıştır. TLD-100 dozimetreler ile alınan ölçümlerin doğruluğunu araştırmak için iyon odası ile de ölçüm alınmış ve TLD ile alınan ölçümlerin iyon odası ile yaklaşık olarak birbirleri ile uyum içerisinde olduğu gözlenmiştir. Anahtar kelimeler: TLD-100, LINAC, İyon odası, Doz-Enerji cevabı, Kalibrasyon faktörü. I

4 ABSTRACT MS.c THESIS INVESTIGATING THE DOSIMETRIC PROPERTIES of LiF:Mg,Ti (TLD-100) USED IN MEDICINE Mergim GÜLMEN ÇUKUROVA UNIVERSITY INSTITUTE OF NATURAL AND APPLIED SCIENCES DEPARTMENT OF PHYSICS Supervisor : Prof. Dr. Zehra YEĞİNGİL Year: 2011, Pages: 129 Jury : Prof. Dr. Zehra YEĞİNGİL : Assoc. Prof. Dr. Mustafa TOPAKSU : Assoc. Prof. Dr. Süleyman ÇABUK In this study, the thermoluminescence properties of LiF:Mg,Ti (TLD-100) which is commonly used in medicine as a dosimetric material were investigated. In order to analyse the TL properties of LiF:Mg,Ti (TLD-100), the photons and the electrons with different energies were examined by using linear accelerator and 60 Co source. Firstly, LiF:Mg,Ti (TLD-100) dosimeters were calibrated due to calibration factor calculations (CF). Following the calibration studies, the dose and the energy response of the dosimeters were analysed for the purpose of identifying dosimetric properties. The absorbed doses sourced by electron beams in LINAC with different energies were measured by using the ion chamber and TLDs and the results were compared. We have seen that TLD-100 samples have a linear dose response region (f(d)=1) between 0.25 Gy and 2.5 Gy. In the present work, energy response measurements to 2 Gy absorbed dose have been performed for 60 Co gamma rays and 6 MV and 18 MV x-rays of the VARIAN LINAC. The results of 6 MV and 18 MV photons are in fairly good agreement with each other than the ones from 1.25 MeV 60 Co gamma ray source. Therefore, it was found out that TLD-100 dosimeters are energy dependent. The comparison of TLD and ion chamber measurements was investigated that the results of the two different techniques are in good agreement with radiation dose detections. Keywords: TLD-100, LINAC, Ion chamber, Dose-Energy response, Calibration factor. II

5 TEŞEKKÜR Bu yüksek lisans çalışması boyunca bana yardımcı olan ve yol gösteren danışmanım Sayın Prof. Dr. Zehra YEĞİNGİL e teşekkür ederim. Çalışmamda deneylerimin bazıları Çukurova Üniversitesi Tıp Fakültesi Radyasyon Onkolojisi Anabilim Dalı nda gerçekleştirilmiştir. Çukurova Üniversitesi Tıp Fakültesi Radyasyon Onkolojisi Anabilim Dalı Başkanı Sayın Prof. Dr. Candaş Tunalı ya ve radyasyon onkolojisi çalışanlarından Nük. Enj. Müh. Çiğdem KOCABAŞ a, Ar. Gör. Z. Gizem PORTAKAL a, Gökay CEYRAN, Sezen KOÇOĞLU na ve radyasyon onkolojisi teknisyenlerine teşekkürlerimi sunarım. Çalışmamda beni destekleyen arkadaşım Neslihan SARIGÜL e ve grup arkadaşlarım Yard. Doç. Dr. Necmettin NUR a, Öğr. Gör. Dr. Tamer DOĞAN a, Mehmet YÜKSEL e, Ali Kazım GÜRLEK e teşekkürlerimi sunarım. Ayrıca yardımlarından dolayı Fiz. Müh. E. Burçin İSPİR e teşekkür ederim. Yüksek lisans çalışmalarımı FEF2010YL52 no lu projeyle destekleyen Çukurova Üniversitesi Rektörlüğü Bilimsel Araştırma Projeleri Birimi ne teşekkür ederim. Hayatım boyunca benden yardımlarını, maddi ve manevi desteklerini esirgemeyen annem Sevgi GÜLMEN e ve babam Hüseyin GÜLMEN e ve ailemin tüm fertlerine teşekkürlerimi sunarım. III

6 İÇİNDEKİLER SAYFA ÖZ... I ABSTRACT... II TEŞEKKÜR... III İÇİNDEKİLER...IV ÇİZELGELER DİZİNİ... VIII ŞEKİLLER DİZİNİ... X SİMGELER ve KISALTMALAR... XIV 1.GİRİŞ Radyoterapi Nedir? Radyoterapi Teknikleri Harici Radyoterapide Kullanılan Tedavi Üniteleri Megavoltaj Tedavi Cihazları Co Teleterapi Cihazları Doğrusal Hızlandırıcılar (1) Lineer Hızlandırıcı Cihazının Elemanları Radyasyonun Madde ile Etkileşimi Yüklü Parçacıklar Ağır Yüklü Parçacıklar Hafif Yüklü Parçacıklar Yüksüz Parçacıklar (Fotonun Madde ile Etkileşimi) Fotoelektrik Etki Compton Etkisi Çift Oluşum Rayleigh (Kohorent) Saçılma Fotonükleer Etkileşimler Ölçüm Nicelikleri Kerma Fotonlar için Kermanın Enerji Akısına Etkisi Kermanın Bileşenleri IV

7 Hava Kerma Soğurulan (absorbed) Doz Maruz Kalma (exposure) Lüminesans Termolüminesans Basit Termolüminesans Modeli Matematiksel İfade Birinci Derece Kinetik İkinci Derece Kinetik Genel Mertebeden Kinetik Materyal Özellikleri Doz Cevabı Enerji Cevabı Uygulama Alanları Kişisel Dozimetri Çevresel Dozimetri Klinik Dozimetri ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR MATERYAL VE METOD Materyal TLD-100 Dozimetreleri ve Özellikleri Kullanılan Cihazlar TL Ölçüm Sistemi Doğrusal Hızlandırıcı Co Tedavi Ünitesi İyon Odası Akrilik Muhafaza Alüminyum Muhafaza Metod TLD-100 Dozimetrelerin Tavlama Protokolü TLD-100 Dozimetrelerin Kalibrasyon Faktörlerinin Bulunması V

8 TLD-100 Dozimetrelerin Okunması TLD-100 Dozimetrelerinin Doz Cevabı TLD-100 Dozimetrelerinin Enerji Cevabı TLD İyon Odası Ölçümleri BULGULAR VE TARTIŞMA TLD-100 Dozimetrelerinin Doz Cevabı TLD-100 Dozimetrelerinin Enerji Cevabı TLD İyon Odası Ölçümleri SONUÇLAR VE ÖNERİLER KAYNAKLAR ÖZGEÇMİŞ VI

9 VII

10 ÇİZELGELER DİZİNİ SAYFA Tablo 1.1. Lüminesans olayının bazı tipleri ve uyarma şekilleri Tablo 3.1. Doğrusal hızlandırıcıdaki farklı elektron enerji seviyeleri için Ross iyon odasına ait elektrometreden okunan doz değerleri, demet kalite düzeltme faktörleri, fantom düzeltme faktörleri ve R 50 değerleri Tablo Co kaynağı kullanılarak PTW marka iyon odası ile elektrometreden alınan doz değeri ve iyon odasının düzeltme faktörleri 99 Tablo Co kaynağında 100 cgy doz verilen TLD sayımları Tablo 4.1. Doz cevap deneyi için elde edilen çip faktörleri 101 Tablo Gy ile 10 Gy arası doz verilen TLD-100 ün doz cevap oranları (f(d)). 102 Tablo 4.3. Tablo 4.4. Tablo 4.5. Enerji cevap deneyi için elde edilen çip faktörleri. TLD-100 dozimetrelerin enerji cevapları... TLD-İyon odası ölçümleri için elde edilen çip faktörleri Tablo 4.6. TLD-Ross İyon odası ölçümleri. 110 Tablo MeV deki iyon odası sonuçlarına normalize edilen TLD sayımları ve iyon odası ölçümleri Tablo Co daki iyon odası sonuçlarına normalize edilen TLD sayımları ve iyon odası ölçümleri 111 Tablo Co daki TLD sayım sonuçlarına normalize edilen TLD sayımları ve iyon odası ölçümleri VIII

11 IX

12 ŞEKİLLER DİZİNİ SAYFA Şekil 1.1. Ortavoltaj tedavi cihazı. 9 Şekil Coizotopunun bozunumu 11 Şekil 1.3. Alcyon II marka 60 Co kaynağı 12 Şekil 1.4. Bir Doğrusal Hızlandırıcının Elemanları. 13 Şekil 1.5. X-ışını ve Elektron tedavi modu. 15 Şekil 1.6. Magnetronun iç yapısı Şekil 1.7. a) Farkı manyetik akı değerlerine sahip manyetik alan ve elektrostatik alanların etkisi altında bir elektronun hareket yolu b) Dönüş hareketi yapan elektronların yük dağılımı.. 17 Şekil 1.8. Klistronun iç yapısı.. 19 Şekil 1.9. Buncher kavitesindeki elektrik alan-zaman diagramı Şekil a) Hızlandırıcı dalga kılavuzu içerisindeki elektronların hareketi b) Doğrusal Hızlandırıcının iç yapısı Şekil İyon odasının iç yapısı Şekil Ağır yüklü parçacık için derin doz dağılımı. 26 Şekil Alfa ve Beta parçacıklarının menzilleri Şekil Bremsstrahlung radyasyonu Şekil Fotonların maddeyle etkileşiminde baskın olan üç etki Şekil Fotoelektrik etkinin kinematiği Şekil Fotoelektrik olayı Şekil Fotoelektrik etki için kütle zayıflatma katsayısının foton enerjisine göre değişimi 34 Şekil Compton etkisi Şekil Çift Oluşum Olayının kinematiği Şekil Yok Olma Radyasyonlarının oluşumunu. 40 Şekil Rayleigh Saçılma.. 41 Şekil Çarpışma kerma ve soğurulan dozun yüksek enerjili fotonlar ile ışınlanan ortamın derinliğine göre değişimi Şekil Floresans olayı X

13 Şekil Fosforesans olayı Şekil Enerji bant modeli ve Termolüminesans olayı Şekil Kristal yapı içerisinde ışınlama ile gerçekleşen süreç. 59 Şekil Işınlanmış kristal yapı içerisinde ısıtma ile gerçekleşen süreç 59 Şekil TL dozimetrenin (LiF) sıcaklığına karşı TL şiddeti 60 Şekil Fosforesans süreci. E, Termal aktivasyon enerjisi.. 61 Şekil Sıcaklık T(t), TL ışıma şiddeti I(t) ve zamanın bir fonksiyonu olarak tekrar birleşme merkezlerindeki tuzaklanmış boşlukların konsantrasyonu n b (t) Şekil Eşitlik 1.55 in çözümü. I M, lüminesans şiddeti,t M, tuzaklanmış elektronların başlangıçtaki yoğunluğu olan n 0 dan bağımsızdır 66 Şekil I, birinci derece kinetiğe sahip, II, ikinci dereceden kinetiğe sahip örnekte elde edilen tepelerin şekli.. 68 Şekil TL eğrisinin soğurulan doza göre şematik gösterimi.. 71 Şekil TLD lerin kullanıldığı Kişisel Dozimetri, Çevresel Dozimetri, Klinik Dozimetri ve Yüksek Doz Uygulamaları gibi genel alanların alt kategorileri ile birlikte gösterimi Şekil 2.1. LiF:Mg,Ti ( ) ve hassaslaştırılmış LiF:Mg,Ti ( ). LiF:Mg,Ti dedektörleri 137Cs gama kaynağı ile ışınlanmıştır. Kesikli eğri Geiss ve ark. nın 250 kvp x ışınları için TLD-100 ün doz cevabını göstermektedir 80 Şekil 2.2. LiF:Mg,Ti ( ) ve hassaslaştırılmış LiF:Mg,Ti ( ) ve yüksek hassasiyetli LiF:Mg,Cu,P(+) Şekil 3.1. LiF:Mg,Ti (TLD-100) çip formundaki dozimetreler Şekil 3.2. Risø TL/OSL cihazının görüntüsü Şekil 3.3. Risø TL/OSL cihazının şematik gösterimi 86 Şekil 3.4. Deneylerde kullanılan kenarlıklı diskler ve örneklerin yerleştirildiği 48 örnek haznesine sahip döner tabla Şekil 3.5. TL Okuyucunun şematik gösterimi. 87 Şekil 3.6. VARIAN CLINAC marka doğrusal hızlandırıcı. 88 Şekil 3.7. Alcyon II marka gama kaynağı XI

14 Şekil 3.8. Ross marka paralel planlı iyon odası Şekil 3.9. TLD-100 dozimetrelerin yerleştirildiği akrilik muhafaza Şekil Alüminyum muhafaza. 91 Şekil a) TLD dozimetrelerin yüksek sıcaklıkta tavlanması için kullanılan alüminyum muhafaza. b) TLD dozimetrelerin yüksek sıcaklıkta tavlandığı fırın. 92 Şekil TLD-100 örneklerini Risø TL/OSL cihazındaki sisteme ait orijinal Sequence programı. 94 Şekil TLD-İyon odası karşılaştırması için deney düzeneği.. 97 Şekil 4.1. TLD-100 ün verilen dozlara ait TL ışıma eğrileri Şekil 4.2. TLD-100 için Gy lik doz verilerek elde edilen doz cevap eğrisi 103 Şekil 4.3. TLD-100 dozimetrelerin 60 Co, 6 MV ve 18 MV deki TL ışıma eğrileri Şekil 4.4. TLD-100 dozimetrelerin 60 Co, 6 MV ve 18 MV deki enerji cevap grafiği 107 Şekil 4.5. TLD sayımlarının 4 MeV lik enerjide iyon odasından alınan sonuçlara normalize edilmiş durum Şekil 4.6. TLD sayımlarının 60 Co da kullanılan iyon odası sonuçlarına normalize edilmiş durum. 112 Şekil 4.7. TLD sayımlarının 60 Co dan alınan TLD sayımlarına normalize edilmiş durum 113 Şekil 4.8. TLD sayımlarının 4 MeV de iyon odasından alınan sonuçlara, 60 Co kaynağında ölçülen iyon odasından alınan sonuçlara, 60 Co Şekil 4.9. Şekil kaynağında ölçülen TLD sonuçlarına normalize edilmiş durumu gösteren grafik MeV lik enerjide iyon odasından alınan sonuçlara normalize edilen TLD sayımları ile iyon odası değerleri Co da kullanılan iyon odası sonuçlarına normalize edilen TLD sayımları ile iyon odası değerleri 115 XII

15 Şekil Şekil Co dan alınan TLD sayımlarına normalize edilen TLD sayımları ile iyon odası değerleri MeV de iyon odasından alınan sonuçlara normalize edilen, 60 Co kaynağında ölçülen iyon odasından alınan sonuçlara normalize edilen, 60 Co kaynağında ölçülen TLD sonuçlarına normalize edilen TLD sayımları ile iyon odası değerleri 117 XIII

16 SİMGELER ve KISALTMALAR LiF : Lityum florür LiF:Mg,Ti : Mangnezyum ve titanyum katkılı lityum florür LiF:Mg,Cu,P : Magnezyum bakır ve fosfor katkılı lityum florür MLC : Multilif Kolimatör, Multileaf Collimator PMT : Fotokatlandırıcı tüp, Photo Multiple Tube SSD : Kaynak-Cilt mesafesi, Source to Skin Distance TL : Termolüminesans TLD : Termolüminesans Dozimetresi β : Beta γ : Gama µ tr : Enerji transfer katsayısı µ en : Enerji soğurma katsayısı a.u. : Keyfi birim b : Kinetik mertebe ev : Elektron volt E : Enerji seviyesi Gy : Gray k : Boltzmann sabiti s : Frekans faktörü T m I Z etkin : Tepe sıcaklığı : Işıma şiddeti : Etkin atom numarası XIV

17 XV

18 1.GİRİŞ Radyasyon, radyoloji fiziği ve katıhal fiziğini merkeze alan, radyobiyolojiyi de içinde barındıran disiplinler arası bir konudur. Radyoloji, yüksek enerjili parçacıkları ve foton-madde etkileşimlerini inceler. Bu bilim dalı 19.yy da Röntgen in X- ışınlarını, Becquerel in radyoaktiviteyi, Curie nin de radyumu keşfetmesiyle başlamıştır (Holmes ve ark., 2002). X-ışınları 1895 de Alman fizikçi Wilhelm Conrad Roentgen tarafından keşfedilmiş, Roentgen Crooke s tüpünden çıkan bu yeni ve niteliği bilinmeyen ışına x-ışını adını vermiştir. X-ışınlarının keşfedilmesinin ardından Fransız bilim adamı Henry Becquerel 1896 yılında, doğada bulunan uranyum madeni üzerindeki gözlem ve araştırmaları sayesinde bir rastlantı sonucu doğal radyoaktiviteyi keşfetmiştir. Becquerel, uranyum tuzu içeren bir maddeyi siyah bir kağıda sarılmış fotografik bir levha yanına bırakmış bir süre sonra da fotografik levhanın uranyum tuzundan etkilendiğini fark etmiştir. Radyoaktivitenin keşfinden birkaç yıl sonra toryumun da uranyum gibi ışınım yaptığı fark edilmiştir. Uranyum ve Toryum içeren bazı mineraller üzerinde yapılan çalışmalar sonucunda, bu minerallerden uranyum ve toryumun içerenlerin daha fazla radyasyon yaydığı anlaşılmıştır. Bu keşifle, Marie ve Pierre Curie iki yeni radyoaktif element keşfetmişler ve bunlara polonyum (Maria Curie nin anavatanının ismi verilerek) ve radyum adı verilmiştir. X-ışınları ve radyoaktivitenin keşfedilmesinden bu yana radyasyon ve radyoaktif maddelerin yapay olarak elde edilmesinin yolları bulunmuştur de Irene Joliot Curie, herhangi bir elementin atom çekirdeğinin çekirdek içi parçacıklarla bombardıman edildiğinde radyoaktif bir özellik kazanabileceğini bildirerek yapay radyoaktiviteyi tanımlamış, bu buluşu sayesinde birçok radyoaktif madde yapay olarak elde edilmiştir. X-ışınlarının ve birçok radyoaktif elementin yapay olarak elde edilmesiyle birlikte x-ışınları başta sağlık olmak üzere birçok alanda kullanılmaya başlanmıştır. Buna bağlı olarak radyasyonun biyolojik etkilerinin fark edilmesi ve hücreler 1

19 üzerinde öldürücü etkilerinin bulunmasıyla x-ışınları, kanser gibi çeşitli hastalıkların tedavisinde kullanılmaya başlanmıştır. Amerikalı bilim adamı Coolidge, 1913 de ısıtılmış katotlu x-ışını tüpünü (Coolidge tüpü) icat ederek, ortavoltaj x-ışını tedavi ünitelerinin yapılmasında öncü olmuştur (Topuz ve ark., 2000). Ortavoltaj x-ışını (200 kv) tedavi ünitelerinin 1922 yıllarında geliştirilmesi ile fazla derinde olmayan dokulardaki habis tümörler tedavi edilmiştir. Derin dokulardan gelişen tümörlerde ise henüz başarı sağlanamamış, uygulanan ışın dozları cildin toleransı ile sınırlı kalmıştır. Fransız araştırmacı Coutard ın 1934 de çoklu fraksiyonda uygulanan radyoterapinin bir defada ve yüksek dozda verilen radyoterapiden daha iyi sonuç alındığını bildirmesi üzerine, bugün kullanılan fraksiyone (günlük dozlarla) radyoterapi rejimi başlatılmıştır. İngiliz araştırmacılar da derin dokulardaki tümörlerin birden fazla ışın hüzmesinin çakıştırılması ve rotasyonel ışınlama (dönerek ışınlama) tekniklerini geliştirerek derin tümörlerin çevredeki normal dokulardan daha fazla ışın almasını sağlamışlardır. Radyoaktif kobalt (Co-60) tedavi ünitesinin 1951 de Kanada da geliştirilmesiyle, megavoltaj ışınlarla teleterapi (uzaktan tedavi) dönemi başlamış ve daha derindeki dokularda oluşan tümörleri yok edebilecek ışın dozları cildin kısıtlaması olmadan uygulanabilmiştir de diğer megavoltaj ışın üreten lineer hızlandırıcılar geliştirilmiştir. Bu hızlandırıcıların tedavi amaçlı kullanılmasıyla birlikte habis tümörlerin yok edilmesinde başarı elde edilmiş, daha derindeki tümörlerin tedavisi mümkün hale gelmiştir (Topuz ve ark., 2000). Lineer hızlandırıcıların, kobalt tedavi ünitelerine kıyasla sızıntı probleminin olmaması, daha yüksek enerji elde edilebilmesi ve radyasyon alan kenarlarında daha keskin sınırlara sahip olması gibi avantajları vardır. Lineer hızlandırıcılarda, doğrusal bir tüp sayesinde elektron gibi parçacıkları hızlandırmak için yüksek frekanslı elektromanyetik dalgalardan yararlanılmaktadır. Yüksek enerjili elektron demetinin kendisi yüzeysel tümörlerin tedavisi için kullanılabilirken, bir hedefe çarptırılmaları sonucu elde edilen yüksek enerjili x-ışınları ise daha derin yerleşimli tümörlerin tedavisinde kullanılabilmektedir. 2

20 Son otuz yıl içinde lineer hızlandırıcıların yapımında teknik gelişmeler olmuş ve konformal radyoterapi tedavi üniteleri geliştirilmiştir. Medikal lineer hızlandırıcılar koruma blokları kullanılmaksızın yalnızca kare ve dikdörtgen alanlar oluşturmaya izin veren kolimatör yapısına sahip iken gelişen teknoloji ile birlikte düzensiz alanlar oluşturabilen çoklu kolimatöre (multileaf colimator) sahip lineer hızlandırıcılar geliştirilmiştir. Bu lineer hızlandırıcılar ile uygun donanıma sahip simülatör ve tedavi planlama sistemlerini kullanılarak en uygun doz miktarını en iyi şekilde sağlayan konformal radyoterapi, stereotaktik radyoterapi, yoğunluk ayarlı (IMRT) tedavi teknikleri uygulanabilir hale gelmiştir. Tıpta tanı ve tedavi amaçlı kullanımının yanı sıra birçok alanda karşımıza çıkan radyasyon hayatın bir gerçeğidir. Örneğin güneşteki nükleer reaksiyonlardan kaynaklanan ısı ve ışık, çevremizdeki doğal ve yapay radyoaktif maddeler, vücudumuzdaki karbon-14, potasyum-40 ve polonyum-210 gibi doğal radyoaktif maddeler kısacası yeryüzündeki tüm yaşam, radyasyonun varlığında gelişmiştir (TAEK, 2009). Radyasyon uygulamaları, günlük yaşamımızda sağlık alanından enerji üretimine, sanayiden gıda sektörüne kadar birçok alana girmiş durumdadır. Son yıllarda medikal ve eczacılık ürünlerinin steril hale getirilmesinde, suların arıtılmasında, gıdaların dezenfeksiyonunda ve materyal testleri gibi daha birçok alanda kullanılmaya başlanmıştır. Radyasyon ile ilgili uygulamaların hayatımızdaki öneminin artmasıyla beraber radyasyona maruz kalan canlı organizmaların veya herhangi bir malzemenin aldığı radyasyon miktarının ölçülmesi de önem kazanan bir bilim alanı olmuştur. Termolüminesans (TL) dozimetrisi günümüzde, soğurulan dozun ölçümünde kullanılan önemli bir teknik olarak karşımıza çıkmaktadır (Nur, 2010). Termolüminesansın çevresel, kişisel ve klinik uygulamalardaki önemli kullanımından dolayı şu anki çalışmalar daha çok yeni ve yüksek performanslı TL dozimetrelerinin üretilmesi üzerine yoğunlaşmıştır. Pasif dozimetrelerin küçük ve ucuz olmalarının yanı sıra bulundukları yerde herhangi bir elektronik güç kaynağına ihtiyaç duymamaları ve yüksek dozlar için de kullanılabilmeleri gibi birçok avantajı vardır. Termolüminesans dozimetreleri (TLD) iyonize radyasyon dozunun ölçülmesinde kullanılan pasif dozimetre tiplerinden biridir (Rendell ve ark, 1991). 3

21 TL dozimetreleri gibi özel uygulamalar için materyal arayışıyla ilgili ciddi araştırmalar 1950 lerde Daniels ve arkadaşlarının (1953) çalışmalarıyla başlamıştır. Bu yıllarda en çok gelecek vadeden materyal LiF dir. Bir süre sonra LiF mineralinin bilinen özelliklerinin materyal içerisindeki Mg ve Ti safsızlıkların katkısıyla şekillendiği anlaşılmıştır. Bu özellik Cameron ve arkadaşları (1963;1968) tarafından ortaya konmuştur. Böylece bu çalışmaların sonucunda Harshaw Chemical Company tarafından 1963 yılında TLD-100 dozimetresi üretilmiştir (McKeever, 1995). Bir malzemenin dozimetre olarak kullanılabilmesi için yüksek verimlilikte bir ışık yayınımı vermesi, yeterli depolama yeteneğine sahip olması, basit tuzak dağılımına sahip, lineer bir doz cevap eğrisi olan, ekonomik ve çevre koşullarına dayanıklı olması beklenir (Soliman ve ark, 2009). Bu nedenlerle birlikte etkin atom numarası dokuya eşdeğer (dokunun etkin atom numarası 7.42 iken LiF ün 8.14 dür), 10 cgy ile 10 Gy doz aralığında doz yanıtı doğrusal ve enerjiye bağımlılığı az olan LiF dozimetresi medikal alanda radyasyon dozunu ölçmede en yaygın kullanılan termolüminesans malzemesidir. Bu çalışmada, medikal alanda yaygın olarak kullanılan ve dozimetrik bir malzeme olan LiF:Mg,Ti (TLD-100) un termolüminesans özellikleri incelenmiştir. LiF:Mg,Ti (TLD-100) ün TL özelliklerinin incelenmesi için Lineer hızlandırıcı ve 60 Co kaynağı kullanılarak TLD-100 ün farklı enerjili radyasyon kaynaklarına olan cevabının incelenmesi sağlanmıştır. Yapılan çalışmada öncelikle LiF:Mg,Ti (TLD- 100) dozimetreleri kalibre edilmiş, dozimetrik özelliklerinin belirlenmesi amacıyla lineer hızlandırıcıda doz ve enerji cevabına bakılmıştır. Ayrıca farklı enerjilerde elektron demeti kullanarak iyon odası ve TLD ile soğurulmuş doz ölçümleri alınmış ve sonuçlar karşılaştırılmıştır Radyoterapi Nedir? Radyoterapi, iyonize ışın ya da atom parçacıklarının kanser ve nadiren kanser dışı hastalıkların tedavisinde kullanıldığı bir tedavi yöntemidir. Bu tedavi yöntemini inceleyen ve uygulayan bilim dalı Radyasyon Onkolojisi dir. 4

22 Radyoterapinin kanser tedavisindeki amacı, hastalığı tedavi etmek için kür sağlamak, bunun mümkün olmadığı durumlarda ise hastanın şikayetlerini hafifletmek için palyasyon sağlamaktır. Radyoterapi bu amaç için iyonlaştırıcı radyasyonları kullanmaktadır. Her iki durumda tedaviye genellikle cerrahi ve kemoterapi yöntemleri de eşlik eder. Radyoterapinin genel amacı ise tanımlanmış tümör hacmine, tümörü çevreleyen sağlıklı dokuya en az zarar verecek şekilde, yüksek doğrulukla ölçülmüş radyasyon dozunu vermek ve bu sayede tümör içerisindeki hastalıklı hücrelerin çoğalmasını durdurmak, tümörün yok olmasını sağlamak, yaşam kalitesini arttırmak ve kanserli hasta sağ kalımını uzatmaktır. Kısaca, çok fazla yan etkiye yol açmadan kanseri bölgesel olarak yok etmektir. Radyasyon ya doğrudan DNA zincirlerini kırarak hücreyi hasara uğratır ya da içerisinden geçtiği ortamdaki suyu iyonlaştırarak bir tür hücre zehiri etkisi gösteren hidroksil molekülleri ve peroksitler oluşturarak dolaylı yoldan hasar oluşturur (Seyrek, 2007). Hasarını tamir edemeyen hücreler ölüme gider. Tedavi alanı içerisindeki normal hücreler de bu durumdan kötü etkilenseler de, onların kendilerini onarma yetenekleri vardır. Dolayısıyla, radyasyona bağlı normal doku hasarı çoğu zaman geçicidir. Muhtemel yan etkilerden olabildiğince kaçınmak amacıyla radyoterapide verilmesi planlanan toplam doz, seanslara bölünerek verilmektedir. İyonize radyasyonların tümör ve diğer hücreleri öldürücü etkileri olması nedeniyle radyoterapi, modern kanser tedavisinde kullanılmış, hatta tedavinin temel taşlarından biri haline gelmiştir Radyoterapi Teknikleri Radyoterapide genel hedef kanser hücresi ve kanserli dokudur. Kanserli dokuyu tedavi ederken çevresindeki dokulara en az zarar verme ilkesinden hareketle farklı radyoterapi teknikleri geliştirilmiştir (Seyrek, 2007). Radyasyonlar tedavi amacıyla iki şekilde tatbik edilmektedir: 5

23 Bunlar dışarıdan ve uzaktan uygulanan harici (external) radyoterapi ile vücut içerisinden veya çok yakınından tatbik edilen dahili (internal) radyoterapi şeklindeki uygulamalardır. A. Harici (External) Radyoterapi X-ışını kaynağı veya radyoaktif kaynak vücut dışındadır. Kaynak hastayı cm gibi bir mesafeden ışınlamaktadır. Bütün x-ışını üreten tedavi cihazları, gama ışını üreten ( 60 Co) teleterapi (uzaktan tedavi) tedavi üniteleri ve tanecik şeklinde radyasyon veren tedavi üniteleri external radyoterapi uygulamalarıdır. Derine yerleşmiş ve geniş alan ışınlamasının gerektirdiği hemen hemen tüm kanser türlerinde kullanılabilirler. B. Dahili (İnternal) Radyoterapi (Brakiterapi) Radyoaktif kaynak hasta cildi üzerinde (mold tedavisi), doku arasında (interstisyel tedavi) veya vücut boşlukları (intrakaviter tedavi) içerisinde bulunur. Radyoaktif kaynak genellikle metal kılıf içerisine konulmuş kapalı halde (iğne, tüp, çekirdek, firkete, tel, plak şeklinde) veya açık halde (sıvı, kollodial) vücuda tatbik edilir Harici Radyoterapide Kullanılan Tedavi Üniteleri Eksternal tedavi üniteleri x-ışının üretildiği kısmın veya gama ışını yayan radyoaktif kaynağın ya da atom parçacıkları uygulayan aygıtın vücudun dışında olduğu ve uzaktan ışın tatbik edilen cihazlardır. Bunlar, X-ışını üreten tedavi cihazları: Kontakt, yüzeyel, ortavoltaj tedavi cihazları, lineer hızlandırıcılar, Gama ışını yayan tedavi cihazları: Radyoaktif kobalt ve sezyum tedavi üniteleri, 6

24 Atom parçacıkları uygulayan tedavi cihazları: Hedef materyali çıkarılmış lineer hızlandırıcılar, betatron, cylotron tedavi üniteleridir. Eksternal tedavi üniteleri, üretilen ışın ya da atom parçacıklarının enerji düzeylerine göre şu şekilde sınıflandırabilinir: a) Kilovoltaj Tedavi Cihazları b) Megavoltaj Tedavi Cihazları c) Atom parçacıkları uygulayan tedavi üniteleri A. Kilovoltaj Tedavi Üniteleri 1950 li yıllara kadar eksternal ışın tedavileri, 300 kvp a kadar x-ışını üretebilen kilovoltaj tedavi üniteleri ile yapılmaktaydı. Ancak 1950 lerde ve 60 larda, yüksek enerjili makinaların ve kobalt-60 ünitelerinin kullanımında artış başlayınca kilovoltaj üniteleri tamamen kullanımdan kaldırılmasa da yerini bu yeni cihazlara bırakmıştır. Bu cihazlar maksimum enerjilerini cilt üzerinde topladıkları ve üretilen x- ışınlarının giricilik yetenekleri fazla olmadığı için derin yerleşimli tümör tedavisinde kullanılmamaktadır (Topuz ve ark., 2000). Kilovoltaj x-ışını radyoterapi üniteleri, Grenz Işın Terapisi, Kontakt Tedavi Ünitesi, Yüzeyel Tedavi Ünitesi, Ortavoltaj veya Derin Terapi Tedavi Ünitesi şeklinde alt kategorilere ayrılmaktadır. I. Grenz Işın Tedavi Ünitesi Grenz ışın terapisi, 20 kv un altındaki potensiyellerde üretilen oldukça düşük enerjili x-ışınlarıyla yapılan bir tedavi şeklidir. Bu tip ışınların giricilik kabiliyetlerinin çok az olmasından dolayı artık radyasyon tedavisinde kullanılmamaktadır. 7

25 II. Kontakt Terapi kv arasındaki elektrik potansiyelinde çalışmaktadır. Filtresi mm kalınlığında Alüminyum (Al) filtredir. Aplikatör takıldığında kaynak-cilt mesafesi (SSD) 2 cm veya daha az olmaktadır. Kısa mesafe (SSD) ve düşük voltaj nedeniyle kontakt terapi 1-2 mm den derin olmayan tümörlere uygulanmaktadır. Yumuşak dokunun 2 cm inde ışın neredeyse tamamen soğurulur. Bazı cilt hastalıklarının tedavisinde kullanılmaktadır. III. Yüzeyel Terapi kv arasındaki elektrik potansiyelinde çalışmaktadır. Filtresi 1-6 mm kalınlığında Al filtredir. SSD mesafesi cm arasında değişir. Yaklaşık 5 mm derinlikteki tümörlerin ışınlanmasına elverişlidir. Bu derinliğin ötesinde doz keskin bir azalış gösterir. Bu nedenle bu tip cihazlar, cilt-dudak kanserlerinin ve bazı dermotolojik hastalıkların tedavisinde kullanılmaktadır. IV. Ortavoltaj veya Derin Terapi kv potansiyel farkı altında üretilen x-ışınlarıyla tedavi amacıyla kullanılır. Ancak çoğu ortavoltaj tedavi cihazı kv potansiyelinde çalıştırılmaktadır. 1-4 mm kalınlıkta bakır (Cu) filtre kullanılır. SSD genellikle 50 cm dir. 2 cm in altındaki tümörler için kullanımı uygun değildir. Şekil 1.1 de bir ortavoltaj tedavi ünitesinin görüntüsü yer almaktadır. 8

26 Şekil 1.1. Bir ortavoltaj tedavi cihazı (Khan, 2010) V. Süpervoltaj Terapi kv arasındaki potansiyel farkı altında üretilen x-ışını terapisine süpervoltaj veya yüksek voltaj terapisi denmektedir. Daha fazla enerjiye sahip x-ışını üretme süreci yüksek voltaja sahip transformatörlerin yalıtımının sağlanamamasından dolayı gerçekleştirilemiyordu. Geleneksel transformatör sistemleri yaklaşık 300 kv nin üzerinde potansiyel üretmeye uygun olmadığından dolayı yüksek enerjili cihazların tasarımı için yeni yaklaşımlara ihtiyaç duyulmuştur (Khan, 2010) Megavoltaj Tedavi Cihazları Bir milyon volt ve üzerinde foton ve gama ışınları üreten tedavi üniteleridir. Klinik uygulamalarda kullanılan megavoltaj cihazlarına örnek olarak Van De Graff jeneratörü, lineer hızlandırıcılar (LINAC), betatron, mikroton ve Co-60 gibi üniteler 9

27 gösterilebilir. X ve gama ışınlarının enerjileri oldukça yüksek olduğundan giricilik kabiliyetleri de yüksektir ve derine yerleşen tümörlerin tedavisinde kullanılmaktadır Co Teleterapi Cihazları Doğal kobalt, 27 proton, 32 nötron, 27 elektrondan oluşmuş doğada kararlı halde bulunan sert, kırılgan mavimsi renge sahip bir metaldir. Co nun en çok bilinen izotopu kararsız halde (radyoaktif) bulunan 60 Co dır Co izotopunun yarı ömrü yıl olduğu için normal şartlarda doğada bulunmaz. Bu yüzden 27Coizotopu Co nun nötron bombardımanına tutularak radyoaktif hale gelmesi ile yapay olarak üretilmektedir. Nötron kaynağı olarak ise her fisyon başına ortalama 3,8 elektron yayımlayan 252 Cf (Kaliforniyum) kullanılır. izotop olan 60 27Coizotopu bozunum sonucu kararlı bir Ni ye dönüşmektedir. 60 Co ın bozunum süreci ise aşağıdaki gibidir; Co+ n 27Co 28 Ni + e - + gama ışını (1.1.) 60 Co kaynağı 60 Ni ye bozunurken β parçacıkları (E max = 0.32 MeV) ile birlikte her parçalanma sırasında enerjileri 1.17 ve 1.33 MeV olan iki foton yayınlar. 60 Co kaynağının enerjisi bu iki foton enerjisinin ortalaması olan 1.25 MeV olarak kabul edilmektedir. Yayınlanan bu gama ışınları kanser tedavisi için radyoterapi alanında kullanılmaktadır. Şekil 1.2 de 60 Co nun bozunumu ile ilgili şematik gösterim yer almaktadır. 10

28 60 Şekil 1.2. Co izotopunun bozunumu (Khan, 2010) Ancak 60 Co kaynağı, 1 2 cm arasında değişen bir kaynak yarıçapına sahip olduğu için bir nokta kaynak gibi ele alınamaz ve bu durum, demetin merkezi ekseninden uzaklaştıkça (özellikle alan kenarlarında) dozdaki azalma olarak bilinen penumbra ya yol açmaktadır (Khan, 2010). 60 Co fotonları için d max derinliği su ve yumuşak dokular için 0.5 cm dir. Fakat yine de Lineer hızlandırıcılar sahip oldukları üstünlüklerden dolayı son yıllarda 60 Co cihazlarının yerini almışlardır. Lineer hızlandırıcı ile yüksek enerjili x-ışını elde edilebilir ve tedavi şekline bağlı olarak elektronlar da doğrudan tedavide kullanılabilir. Yüksek enerjili lineer hızlandırıcılarda saçılan ışınlar azdır ve doz maksimum noktası daha derindedir. Bundan dolayı cilt daha az hasar görür. Ayrıca lineer hızlandırıcılarda penumbra bölgesi daha küçüktür ve alan kenarlarında daha keskin doz düşüşleri görülür. Bunun nedeni ise lineer hızlandırıcıların sanal kaynak çapının yaklaşık 2 mm olmasıdır (Baş, 2005). Şekil 1.3 de ise ışın tedavisinde kullanılan Alcyon II marka gama kaynağının görüntüsü yer almaktadır. 11

29 Şekil 1.3. Alcyon II marka 60 Co kaynağı Doğrusal Hızlandırıcılar Doğrusal hızlandırıcılar yüksek frekanslı elektromanyetik dalgaları kullanarak elektronları doğrusal tüp boyunca yüksek enerjilere kadar hızlandıran cihazlardır. Yüksek enerjili elektron demetinin kendisi yüzeysel tümörlerin tedavisi için kullanılabilirken, bir hedefe çarptırılmaları sonucu elde edilen yüksek enerjili x ışınları ile derin yerleşimli tümörlerin tedavisi mümkün olmaktadır. Radyoterapinin ilk uygulandığı dönemlerde x-ışını tüpleri ile kv potansiyel farkında x-ışını elde edilebiliyordu. Bu tip düşük enerjili x-ışınlarının giricilik kabiliyetinin de az olması sebebiyle derine yerleşmiş tümörlerin tedavisinde tümörün üst kısmındaki sağlam dokular fazla miktarda doz almakta ve cilt reaksiyonları fazla olmakta idi. Kemik dokusuyla yumuşak doku arasındaki bu doz farkı, hasta tedavisinde sakıncalı bir durum teşkil ettiğinden x-ışınlarının cilt ve sağlam dokulardaki etkilerini azaltacak, kemik ve diğer dokularda aynı soğurmayı verecek cihazların yapımı üzerinde yoğun çalışmalar yapılmıştır. Yapılan bilimsel çalışmalar sonucunda megavoltaj kademesindeki ışınların konvansiyonel röntgen 12

30 tüpleri ve jeneratörler ile elde edilemeyeceği anlaşılmıştır. Bunun üzerine araştırmacılar elektrik yüklü parçacıkları hızlandıracak başka sistemler üzerinde çalışmaya yönelmişlerdir yılında İşveç li fizikçi R. Wideröe ilk hızlandırıcıyı planlamış ve yapmıştır yılından sonra yüksek frekanslı ve çok kısa dalga boylu (microwave) osilatörler elektronları hızlandırmak için geliştirilmiştir. Daha sonra yüksek frekans kaynağı olarak 3000 MHz frekansta elektromanyetik dalga veren mikrodalga üreticisi (magnetron ve klistron tüpleri) lineer hızlandırıcılarda kullanılmaya başlanmıştır (Dirican, 2001). Günümüzde, dünyada en modern radyoterapi cihazları olarak lineer hızlandırıcılar kullanılmaktadır. Şekil 1.4 te bir doğrusal hızlandırıcının elemanları gösterilmektedir. Lineer hızlandırıcıların çalışma prensibi basitçe şu şekilde özetlenebilir: Şekil 1.4. Bir Doğrusal Hızlandırıcının Elemanları (Podgorsak, 2005) Modülatör olarak adlandırılan ve pulslu akım üreten birim, bir doğru akım (DC) güç kaynağı tarafından beslenir ve yüksek voltaj sinyalleri oluşturur. Bu sinyaller magnetron veya klistron ile eşzamanlı olarak elektron tabancasına iletilir. Magnetron 13

31 ve klistron, frekansı yaklaşık 3000 MHz olan elektromanyetik dalgaların elde edildiği özel tüplerdir. Bu tüplerde oluşturulan elektromanyetik dalgalar, dalga kılavuz sistemi ile hızlandırıcı yapının içerisine gönderilir. Hızlandırıcı yapı, değişken çapta ve aralıkta bakır disklerle bölünmüş bakır bir tüpten oluşur. Elektron tabancasında, katot ile anot arasına uygulanan potansiyel fark altında hızlanarak 50 kev lik enerjiye ulaşan elektronlar buradan çıkarak hızlandırıcı tüp içerisinde, magnetron veya klistrondan üretilen elektromanyetik dalgalar ile üst üste biner ve doğrusal tüp boyunca hızlanırlar. Elektronlar elektromanyetik dalganın tepe noktasına bindirilerek yüksek hızlara ulaştırılmaktadır. Düşük enerjili lineer hızlandırıcılarda (6 MV ye kadar olan) hızlandırıcı tüp diğerlerine kıyasla daha kısadır. Daha yüksek enerjili lineer hızlandırıcılarda ise hızlandırıcı yapı daha uzundur. Elektronlar hızlandırıcı yapının sonunda uygun bir açı ile (genellikle 90 0 ve ) bükülerek hedef üzerine yönlendirilirler. Elektron demetinin doğru bir şekilde bükülmesi, magnetler, yönlendirici bobinler ve diğer bileşenleri içinde barındıran demet taşıyıcı sistem tarafından gerçekleştirilir (Khan, 2010). Bu şekilde elde edilen elektronlar yüzeysel tümörlerin tedavisinde kullanılabilir. Derin tümörlerin tedavisi için de elektron demeti bir hedefe çarptırılarak yüksek enerjili x-ışınları elde edilmektedir. Şekil 1.5. de bir doğrusal hızlandırıcının x-ışını ve elektron tedavi modu gösterilmektedir. 14

32 Şekil 1.5. A: X-ışını tedavi modu. B: Elektron tedavi modu (Khan, 2010) Bir lineer hızlandırıcı x-ışını modunda çalıştırıldığı zaman, elektron demeti bir hedefe çarptırılarak bremsstrahlung x-ışını üretilir. Bu x-ışını sabit bir birincil kolimatör ile hizalanır. Elektronların hedefe çarpmasından sonra oluşan x-ışınlarının yoğunluğunu homojen hale getirmek için düzleştirici filtre kullanılmaktadır. Bu filtre genellikle kurşundan yapılmaktadır. Fakat tungsten, çelik, uranyum, alüminyum veya bunların karışımından yapılan filtreler de kullanılmaktadır. Eğer hasta tedavisinde x-ışını yerine elektronlar kullanılırsa, saçıcı levha karosel yardımı ile hedef ve düzleştirici filtre ile yer değiştirerek elektron demetinin önüne sürülür. Bu saçıcı levha elektronların çoğunun bremsstrahlung etkileşimi yapmadan saçılmasını sağlayacak kalınlıkta olmalıdır. Ancak yine de toplam enerjinin bir kısmı bremsstrahlung enerjisine dönüşmektedir. Bu dönüşüm elektron demetinde x - ışını kontaminasyonu olarak ortaya çıkmaktadır. Düzleştirilmiş x-ışını veya elektron demeti birkaç iyon odasının ya da birden fazla plakaya sahip tek bir iyon odasının bulunduğu doz kontrol odasına gelir. İyon odaları, planlanan dozun her hasta tedavisi için tekrarlanabilir bir şekilde verilebilmesi için kullanılmaktadır. İyon odaları, içerisindeki gaz yoğunluğunun çevredeki basınç ve sıcaklık değişimlerinden etkilenmemesi için dış ortamdan yalıtılmışlardır (Khan, 2010). İyon odaları ile kaydedilen dozun birimi monitör unit (MU) olarak adlandırılır. MU ayarlanması standart bir alan ayarı için standart bir 15

33 doza kalibre edilir. Örneğin, 1 MU su içerisinde d max derinliğinde 10x10 cm 2 lik alan ve SSD 100 cm için 1 cgy e kalibre edilebilir. Bununla beraber 1 MU farklı bir alan boyutunda farklı bir doza eşit olacaktır. Doz hesaplamalarında alan boyutuna bağlı doz tablolarının kullanılmasının nedeni budur (Metcalfe ve ark., 2002). X-ışını ya da elektron demeti iyon odasını geçtikten sonra, kurşun ya da tungsten den yapılmış iki parçalı kolimatör çenesinden (jaws) oluşan ve alanı 0 x 0 cm² den 40 x 40 cm² ye kadar açılabilen hareketli x-ışını kolimatörüne gelir. Medikal hızlandırıcıların çoğunda x-ışını kolimasyon sistemleri birbirine benzerken elektron tedavisinde kullanılan kolimasyon sistemleri, elektronların havada kolayca saçılmasından dolayı oldukça farklıdır. Ancak demet kolimasyonu hastanın cilt yüzeyine kadar sağlanmalıdır. Bunu başarmak için de x-ışını kolimatörleri geniş alanda açılır ve ucuna hastanın cilt yüzeyine doğru uzanan kiriş şeklinde yardımcı bir kolimatör sistemi eklenir (Khan, 2010) (1) Lineer Hızlandırıcı Cihazının Elemanları A. Magnetron Magnetron mikrodalga üreten bir birimdir. Birkaç mikrosaniyede mikrodalga sinyali üreten ve saniyede birkaç yüz sinyali tekrarlama hızına sahip olan yüksek güçlü osilatör olarak çalışır. Magnetronda üretilen mikrodalgaların frekansı yaklaşık olarak 3000 MHz dir. Magnetron bakır bir anot bloğundan meydana gelir. Anot bloğunun orta deliğinde silindirik bir yapıya sahip olan katot bulunur. Katot ve anot arasındaki hava boşaltılmıştır. Anot bloğunun çevresinde anot ile katot arasındaki bağlantıyı sağlayan frekans tayin edici çınlayıcılar yer alır. Şekil 1.6 da magnetronun iç yapısı gösterilmektedir. 16

34 Şekil 1.6. Magnetronun iç yapısı Magnetronda, hiç manyetik alan bulunmuyorsa katodun ısıtılması sonucunda elektronlar merkezden anoda doğru düzgün ve doğrudan varacak bir biçimde yayılarak hareket ederler. Şekil 1.7(a) da tek bir elektronun mavi renkli hatta bu hareketi gösterilmektedir. (a) (b) Şekil 1.7. (a) Farkı manyetik akı değerlerine sahip manyetik alan ve elektrostatik alanların etkisi altında bir elektronun hareket yolu, (b) Dönüş hareketi yapan elektronların yük dağılımı ( Daimi manyetik alan, elektronların yolunda bir bükme meydana getirir. Eğer elektronlar anoda varırsa bir anot akımı meydana gelir. Manyetik alanının şiddeti arttırılırsa bu büküm daha keskinleşir. Benzer şekilde elektronun hızı arttıkça etrafındaki alan da büyür ve sapma daha da keskinleşir. Bununla beraber kritik alan 17

35 değerine varıldığında, elektronlar resimde kırmızı renkle gösterilen hattı takip ederler (Şekil 1.7a), elektronlar artık anottan uzaklaşmıştır ve anot akımı aniden çok küçük bir değere düşer. Alan kuvveti daha da arttırılırsa akım sıfırlanır. Anot ile katot arasındaki bölgeye (elektrik ve manyetik alanların birbirine dik yönde bulunduğu) eksensel yönde bir manyetik alan uygulanması durumunda elektronlar bir çember etrafında dönerken bir başka çember çizerek (epicycloidal) sapmaya uğrarlar. Dönüş hareketi yapan bu elektronlar, anotlar arasındaki bölgelerde bisiklet jantına benzeyen bir yük dağılımına sebep olurlar (Şekil 1.7b). Elektron oyuk önünden geçerken enerjisini bırakır ve enerjisi tükenince anoda varır. Katot ve anot arasındaki çark kolu üzerinde bulunan elektronlar anoda varmadan önce çok daha fazla frenlenirler. Bu frenleme onların enerjilerini yüksek frekanslı salınıma bırakmalarını sağlar. Yani elektronlar DC alandan enerji alıp bunu AC alana aktararak salınımın sürmesini sağlarlar. Üretilen bu yüksek frekanslı mikrodalga pulsları dalga kılavuzu eşliğinde hızlandırıcı yapıya gönderilir. B. Klistron Klistron bir mikrodalga üreticisinden çok mikrodalga yükselticisidir. Düşük güçte bir mikrodalga osilatörü ile çalıştırılması gerekmektedir. Klistron, birbirinden sürükleyici tüp ile ayrılmış iki elektron oyuğundan ve bir demet toplayıcısından oluşmaktadır. Şekil 1.8 de iki oyuklu klistronun basit bir kesiti gösterilmektedir. 18

36 Şekil 1.8. Klistronun iç yapısı (Khan, 2010) Katottan koparılan elektronlar gruplayıcı oyuk olarak adlandırılan ve düşük düzeydeki mikrodalgalar ile beslenen birinci oyuğa doğru negatif pulslu voltaj ile hızlandırılırlar. Mikrodalgalar boşluklar arasında değişken bir elektrik alan oluştururlar. Elektronların hızı bu elektrik alanın etkisi ile ilişkilidir. Bazı elektronlar hızlanırken bazıları yavaşlar, bazılarının hızı ise değişmez. Yavaşlayan elektronlara hızlanan elektronlar yetişir. Bu durumda sürükleme tüpü içerisinden geçen hızları değiştirilmiş (modüle edilmiş) elektron demetleri meydana gelir (Khan, 2010). Toplayıcı oyuktaki elektron demetlerinin hızlarındaki azalış çok güçlü radyofrekanslı sinyaller yayınlamalarına sebep olur (Smith, 2000). Şekil 1.9. Buncher kavitesindeki elektrik alan-zaman diyagramı (Biggs, 2010) Şekil 1.9 da gösterilen gruplayıcı oyuğundaki E alan-zaman diyagramı: a pozisyonundaki elektronlar geciktirici bir elektrik alan ile karşılaştıklarından yavaşlarlar. b dekilerin hızı değişmez. c durumundaki elektronlar ise hızlandırıcı bir elektrik alan ile karşılaştıklarından hızlanırlar. Bu işlem hız modülasyonu olarak adlandırılır ve elektronların bir araya gelmesini sağlar. 19

37 C. Elektron Tabancası Elektron tabancası hızlandırıcı dalga kılavuzu için elektron kaynağıdır. İçerisinde bir anot ve katot vardır. Flamanın ısıtılmasıyla katottan koparılan elektronlar potansiyel fark altında anoda doğru hızlandırılırlar. Hızlanan elektronlar anottaki bir delik içerisinden geçerek hızlandırıcı dalga kılavuzuna gelir. Elektronlar, yüksek güçlü mikrodalgalar ile eş zamanlı olarak hızlandırıcı kılavuz içerisine ulaşırlar. D. Hızlandırıcı Dalga Kılavuzu Doğrusal hızlandırıcı dalga kılavuzları mikrodalgaların oyuk duvarlarından yansıması sırasında güç kaybını azaltmak için elektriksel iletkenliği yüksek olan bakırdan yapılmaktadır. Ayrıca elektron kaybını önlemek için yüksek vakum altında tutulmaktadır. Arka arkaya dizilmiş mikrodalga oyuklarından oluşur. Bu oyuklardaki elektrik alan elektronun hızlanmasını sağlar. Elektronlar ilerleyen elektrik alan üzerinde yakalanarak ışık hızına yakın bir hıza ulaşırlar. Elektronların kılavuz içerisinde odaklanmalarını, yönelimlerini ve konumlarını kaybetmesini engellemek için kılavuzun etrafına yönlendirici bobin yerleştirilmiştir (Metcalfe ve ark., 2002). Lineer hızlandırıcının kalbi, elektronun hızlandırıldığı kısım olan hızlandırıcı dalga kılavuzudur. Elektronları hızlandırmak için ihtiyaç duyulan mikrodalga enerjisi, kısa süreli pulslar halinde mikrodalga kılavuzu yardımıyla mikrodalga üreticisi veya magnetrondan hızlandırıcı yapıya ulaştırılır. Elektron ve mikrodalga aynı anda harekete geçerse elektronun enerjisi sürekli olarak artacaktır. Şekil 1.10 da doğrusal hızlandırıcının iç yapısı gösterilmektedir. 20

38 (a) (b) Şekil 1.10 (a) Hızlandırıcı dalga kılavuzu içerisindeki elektronların hareketi (Baş, 2005) (b) Doğrusal Hızlandırıcının iç yapısı (Jayaraman ve ark., 2004) Magnetron veya klistron aracılığı ile üretilen elektromanyetik dalgalar, silindirik yapıya sahip vakumlu tüpün içerisine yerleştirilmiş olan tüp şeklindeki elektrotlar arasında bir elektrik potansiyeli oluşmasına yol açar. Radyofrekans (RF) potansiyeli zamanla sinüsoidal olarak değişir. Benzer şekilde elektrotlar arasındaki boşlukta bulunan elektrik alanın yönü de değişir. Örneğin; RF dalgaların frekansı 3000 MHz ise döngü her 1/3000 saniyede tekrarlanacak demektir ve 1/6000 saniye aralıklarında elektrik alan ters yönde olacaktır. Böylece elektrik alanın yönü şekilde gösterildiği gibi noktalı oklarla birbirini izleyecektir. Bir parçacık boşluğu geçerken her seferinde, enerji kazanabilmesi için hızlanan bir alan bulması gerekir. Bu da elektrotlar arasındaki boşluğun parçacığın yarım döngü boyunca aldığı yola eşit olacak şekilde ayarlanması ile mümkün olmaktadır. Parçacık tüp içerisinde ilerledikçe daha fazla hız yani enerji kazanacağı için elektrotlar da aralarındaki boşluklar arasındaki mesafe gittikçe büyüyecek şekilde yerleştirilmelidir. Bu koşullar altında dalganın faz hızı ile parçacığın hızı eşit olur ve parçacık yarım döngüsünü 21

39 tamamladıktan sonra bir sonraki boşluğa ulaşır ve parçacık bu şekilde hareketine devam eder (Jayaraman ve ark., 2004). E. İyon Odası İyon odaları, radyoterapide radyasyon dozunu belirlemede kullanılmaktadır. İyon odaları genellikle referans koşullar altında kalibrasyon ölçümleri için kullanılmaktadır. İhtiyaca göre çeşitli şekil ve boyutlardadır. Standart bir iyon odası Şekil 1.11 de gösterilmiştir. Şekil İyon odasının iç yapısı (Khan, 2010) X-ışınları D diyaframından geçerek iyon odasının içerisindeki gaz atomları ile etkileşir ve iyonizasyona sebep olur bunun sonucunda da enerjisini kaybeder. İyonizasyon sonucu oluşan serbest elektronlar ve pozitif iyonlar, tekrar birleşme eğilimine sahiptir ancak, elektrotlar arasına uygulanan elektrik alanın etkisi ile (+) ve (-) iyon çiftleri anot ve katoda ulaşarak bir iyonizasyon akımı meydana getirmektedir. Bu odada oluşan iyonizasyon yükünün saptanması ışınlamanın doğru bir ölçümü olurken, iyon akımının ölçülmesi ise ışınlama oranını vermektedir. Gelen fotonun ortaya çıkardığı elektronun menzili toplayıcı hacim ve plakalar arası mesafeden küçük olmalıdır. Buna ek olarak elektron dengesinin sağlanabilmesi için birim zamandaki foton akısı sabit kalmalıdır. Ayrıca x-ışınlarının girdiği D diyaframı 22

40 ile toplayıcı hacim arasındaki mesafe o bölgede üretilen elektronların toplayıcı hacim içerisinde üretilen elektronlara karışmaması için elektronun menzilinden büyük olmalıdır. İyon odasının duvar materyalinin atom numarası, mümkün olduğu kadar havaya yakın olmalıdır. Genelde duvar materyali karbon içeren plastikten (polystren Z=5,7) yapılır. Duvarın iç kısımları ise iyonların toplanması için gerekli iletkenliği sağlamak için grafit ile kaplanır. İyon odalarında iki elektrot arasına bir destek yalıtkanın konulması gerekir. Genelde iyon akımları son derece küçük değerdedir (10-12 A ya da daha az). Bu yalıtkanlardan olabilecek kaçak akım miktarının son derece küçük olması gerekir. Birçok tasarımda bu akımı azaltacak koruyucu halkalar (guard ring) kullanılır. Bu halkaların bir diğer işlevi paralel plakalı sistemlerde plakaların şekillerini korumak için gerekli desteği sağlamaktır. İyon odalarının tasarımında oda duvarının yapısı ve kalınlığı seçilerek enerjiden bağımsız olmalıdır. Bu nedenle duvar kalınlığı en az foton tarafından salınacak en yüksek enerjili elektronun menzili kadar olmalıdır (Khan, 2010) Radyasyonun Madde ile Etkileşimi Radyasyon, madde içerisindeki etkileşimi ile saptanmaktadır. Bu sebeple radyasyonu tespit edebilmek için madde ile etkileşimi iyi anlaşılmalıdır. Etkileşme mekanizması parçacığın çeşidine ve enerjisine bağlı olduğu gibi girdiği ortamın atom numarasına ve yoğunluğuna bağlı olarak da değişir. Bu nedenle, yüklü ve yüksüz parçacıkların madde ile etkileşimini ayrı ayrı düşünmemiz gerekmektedir. Yüklü parçacıklar enerjilerini yüksüz parçacıklarınkinden oldukça farklı bir şekilde kaybetmektedirler. Maddeye gelen foton veya nötron hiçbir etkileşime girmeden maddeden geçip gidebilir ve sonuç olarak da enerji kaybına uğramaz. Bunun yanı sıra foton etkileşime girebilir ve böylece bir ya da birkaç etkileşim sonucunda enerjisini kaybedebilir. Buna karşın yüklü bir parçacık, Coulomb elektrik alanı ile bir veya birden fazla elektron ile ya da yanından geçtiği hemen hemen her bir atomun çekirdeği ile etkileşime girebilir. Bu etkileşimlerin çoğunda gelen yüklü parçacığın kinetik enerjisinin yalnızca küçük bir kısmı maddeye aktarılır. Böylece 23

41 parçacık kinetik enerjisini kademeli bir şekilde kaybedecektir. Maddenin içerisinden geçen yüklü bir parçacığın etkileşimde bulunmama olasılığı sıfırdır. 1 MeV lik yüklü bir parçacık genel anlamda kinetik enerjisinin tamamını kaybetmeden önce ~10 5 etkileşimde bulunabilir (Attix, 1986). Fotonlar madde ile fotoelektrik, compton veya çift oluşum süreçleri ile etkileşimde bulunurken yüklü parçacıklar (elektronlar, protonlar, α parçacıkları) enerjilerini çoğunlukla iyonizasyon ve uyarma (eksitasyon) yolu ile kaybederler. Ayrıca yüklü bir parçacığın (özellikle elektron) bremsstrahlung (frenleme) sonucu çekirdek ile ışınımsal etkileşimi de mümkündür. Yüklü parçacık etkileşimlerine, gelen parçacığın elektrik alanı ile soğurucu ortamın atomlarının çekirdeksel elektrik alanı arasındaki veya yörünge elektronlarının elektrik alanı arasındaki Coulomb kuvveti aracılık etmektedir. Parçacık ile atomik elektronlar arasındaki çarpışmalar iyonizasyon ve uyarma, parçacık ile çekirdek arasındaki etkileşimler ise ışınımsal enerji kaybı veya bremsstrahlung ile sonuçlanır. Elektronlar kütlelerinin çok küçük olmasından dolayı daha ağır parçacıklara kıyasla daha fazla saçılmaya uğrarlar (Khan, 2010) Yüklü Parçacıklar Genel olarak, yüklü parçacıklar madde içerisinden geçerken enerji kaybı ve geliş doğrultularından sapmaları gibi iki ana özellik ile karakterize edilirler. Bu etkiler öncelikle maddenin atomik elektronları ile esnek olmayan çarpışma yapmasının ve çekirdekten saçılmasının bir sonucudur. Bu reaksiyonlar madde içerisinde birim uzunluk başına birçok kez meydana gelir. Yüklü parçacıkların madde ile etkileşimini incelerken yüklü parçacıkları hafif yüklü parçacıklar (e, e + ) ve ağır yüklü parçacıklar (muon, pion, proton, alfa ve diğer ağır çekirdekler) olmak üzere iki gruba ayırmak gerekmektedir (thm.ankara.edu.tr/tac/yazokulu/yazokulu4/.../latife_sahin., 2010). 24

42 Ağır Yüklü Parçacıklar Muonlar, pionlar, protonlar, döteronlar ve alfalar gibi ağır yüklü bir parçacık soğurucu bir ortama girer girmez, ortamdaki atomların yörünge elektronlarının negatif yükü ile kendi pozitif yükleri arasındaki Coulomb kuvveti ile etkileşir. Ağır yüklü parçacıkların madde içerisindeki enerji kaybından esnek olmayan çarpışmalar sorumludur. Bu etkileşmelerde gelen parçacığın kinetik enerjisi atomun iyonlaşma enerjisinden yeterince büyük ise, enerjisini yolu üzerindeki atomları iyonlaştırmak için harcar. Yüklü bir parçacık madde içerisinde bir uçtan diğer uca ilerlerken, elektronlar ile çarpışmalar sonucunda enerjisinin çoğunu kaybeder. Her bir etkileşmede kaybedilen enerji çok küçük olacaktır. Bu enerji, toplam enerjinin sadece küçük bir kısmına karşılık geleceğinden, gelen parçacık madde içerisinde bunun gibi birçok etkileşimde bulunur. Bunun anlamı binlerce iyon çifti meydana geleceğidir. Soğurucu ortamın atomundan kopan elektron negatif iyonu, geriye kalan atom da pozitif iyonu meydana getirir. İyon çiftleri tekrar bir araya gelme eğilimine sahiptir. Bu durum yüklü parçacığın enerjisinin tamamını kaybedip duruncaya kadar devam eder. Meydana gelen negatif iyon (e - ) tekrar ikincil bir iyonlaşmaya sebep olabilir, bu elektronlar delta ışınları olarak da bilinir. Ağır yüklü parçacıkların atomik elektonlar ile çarpışmaları yollarında çok fazla bir değişiklik meydana getirmez, yol aşağı yukarı bir doğrudur. Bu sebeple yüklü parçacıklar, soğurucu madde içerisinde belirli bir menzil ile karakterize edilirler. Menzil, parçacıkların madde içerisinde duruncaya kadar aldıkları yol olarak tanımlanmaktadır. Yüklü parçacığın madde ile etkileşim mekanizması olan iyonlaşmanın yanı sıra bir diğer mekanizma elektronların uyarılmasıdır. Gelen ağır yüklü parçacık iyonizasyon enerjisinden daha büyük bir enerjiye sahip değilse bu durum gerçekleşir. Soğurucu maddenin atom veya molekülü gelen parçacığın enerjisinin bir kısmını soğurarak daha yüksek bir enerji seviyesine çıkar. Soğurucu maddeye bağlı olarak uyarılmış atom ya da molekül sonradan görünür bölgede foton ışını yayınlayarak taban durumuna veya daha düşük enerji seviyesine döner. 25

43 Yüklü parçacıklar çekirdekle de reaksiyon verebilir. Bu durum çekirdekten elastik saçılma olarak bilinir. Fakat, atomun yarıçapı çekirdeğinkinden çok daha büyük olduğundan, yüklü parçacığın atomun bir elektronu ile reaksiyon vermesi daha olasıdır. Bu durumda çekirdek, atomda herhangi bir değişiklik meydana getirmeksizin coulomb itmesi ile ağır yüklü parçacıkların yön değiştirmesine sebep olur (thm.ankara.edu.tr/tac/yazokulu/yazokulu4/.../latife_sahin). Ağır yüklü parçacıklar madde içersinde ilerlerken enerji kaybından dolayı yavaşlarlar. Durmasına yakın daha çok enerji kaybederek daha çok iyonizasyon meydana getirirler. Menziline bağlı olarak enerji kaybı aşağıdaki Şekil de gösterilmiştir. Bu Bragg eğrisi olarak bilinir. Enerjinin çoğu parçacığın yolunun sonunda ortama depolanır. En sonunda, yüklü parçacık elektron yakalar ve durdurma gücü düşer. Bu davranış radyasyonun tıptaki uygulamalarında sıkça kullanılır. Vücutta, verilen bir uzunlukta, kanser hücresini diğer hücrelere zarar vermeden parçalamak için ağır yüklü parçacıklar kullanılır. Şekil Ağır yüklü parçacık için derin doz dağılımı (Khan, 2010) Şekil 1.12 de görüldüğü gibi suda depolanan doz başlangıçta derinlikle beraber artarken menzilinin sonunda keskin bir şekilde sıfıra gider. Parçacığın menzilinin sonlarına doğru oluşan bu tepeye Bragg Tepesi denmektedir. Bragg tepesinin etkisiyle protonlar ve ağır yüklü parçacıklar, hedeflenen hacimde dozu 26

44 biriktirmek ve çevredeki sağlıklı dokulardaki dozu en aza indirmek açısından radyoterapide avantaj sağlamaktadır (Khan, 2010) Hafif Yüklü Parçacıklar Elektronların içerisinden geçtiği madde ile yaptığı etkileşimler ağır parçacıkların yaptığı etkileşimler ile oldukça benzerdir. Ancak elektronların kütlelerinin çok küçük olması saçılmalarına ve hareket yönünün değişmesine, zikzaklı bir yörünge çizmesine yol açmaktadır. Bunun bir sonucu olarak da elektronlar için Bragg Tepesi gözlenmemektedir. Şekil 1.13 de alfa ve beta parçacıklarının madde içerisinden geçerken aldıkları yol gösterilmektedir. Şekil Alfa ve Beta parçacıklarının menzilleri (thm.ankara.edu.tr/tac/yazokulu/yazokulu4/.../latife_sahin) Elektronlar bir ortam içerisinden geçerken Coulomb kuvvetinden dolayı ortamın atomları ile etkileşimde bulunurlar. Bu etkileşimler soğurucu ortamın atomunun çekirdeği ve yörünge elektronları ile esnek ve esnek olmayan çarpışmalar şeklindedir. Elastik çarpışmada elektron, sadece yönünü değiştirip enerjisinden bir şey kaybetmezken, inelastik çarpışmada, yönünü değiştirmekle beraber enerjisinin bir kısmını yörüngedeki elektrona aktarır (iyonizasyon-uyarma) veya enerjisini Bremmsstrahlung (frenleme) radyasyonu olarak yayınlar. 27

45 Su veya doku gibi düşük atom numarasına sahip ortamlarda elektronlar enerjilerini iyonizasyon yolu ile kaybeder. Kurşun gibi daha büyük atom numaralı materyallerde ise bremsstrahlung süreci baskın gelmektedir. Çarpışma sürecinde iyonizasyon yolu ile koparılan elektronun kinetik enerjisi, bir başka iyonizasyon yapmaya yetecek kadar fazla ise bu tip elektronlar ikincil elektron veya delta ışını olarak adlandırılır (Khan, 2010). Buna göre bir elektron madde içerisinden geçerken radyasyonla ve çarpışmayla olmak üzere iki türlü enerji kaybeder: A. Çarpışma Yolu ile Enerji Kaybı (İyonizasyon ve Uyarma) Enerji kaybı miktarı ortamın elektron yoğunluğuna bağlıdır. Kütle durdurma gücü olarak bilinen gram başına birim alandaki enerji kaybı düşük atom numaralı materyaller için yüksek atom numaralı materyallerden daha fazladır. Bunun sebebi, yüksek atom numaralı maddelerde gram başına düşen elektron sayısının düşük Z li maddelere göre daha az olması ve yüksek Z li maddelerdeki elektonların bağlanma enerjisinin daha büyük olmasıdır. Bu sebepten dolayı su veya doku gibi düşük atom numarasına sahip ortamlarda elektronlar enerjilerini iyonizasyon yaparak kaybeder (Khan, 2010). B. Radyasyon Yolu ile Enerji Kaybı (Bremsstrahlung) Radyasyonla olan enerji kaybının çarpışmaya olan kayba göre olma olasılığı, elektronun kinetik enerjisi ve soğurucu ortamın atom numarası ile birlikte artar. Yani yüksek enerjili elektronlar ve yüksek Z li ortamlar için bremssrahlung olayı baskın hale gelmektedir (Khan, 2010). Hızlı bir elektron hedef çekirdeğinin yanından geçerken, çekirdeğin Coulomb alanı tarafından frenlenerek yavaşlatılması sonucu enerji kaybeder. Kaybedilen bu enerji bremsstrahlung ya da frenleme radyasyonu denilen sürekli x - ışını spektrumu şeklinde görülür. Şekil 1.14 de bremsstrahlung olayı gösterilmiştir. Bu radyasyon, elektronun ivmeli hareketinden dolayı ortaya çıkar ve çekirdeğin 28

46 elektriksel çekimi nedeniyle izlediği düz yolda sapma meydana getirir. Enerjisi birkaç MeV veya daha düşük ise bu radyasyonla olan enerji kaybı da düşük olacaktır. Bu nedenle, beta parçacıkları enerjilerinin büyük bir kısmını ortamın yörünge elektronları ile çarpışmaya harcamaktadır. Şekil Bremsstrahlung radyasyonu (thm.ankara.edu.tr/tac/yazokulu/yazokulu4/.../latife_sahin) Ancak, beta parçacıklarının enerjisi artırılırsa, radyasyonla enerji kaybı aniden artacaktır. Bu şekilde parçacığın enerji kaybı çarpışmayla ve iyonizasyonla olan enerji kaybından büyük veya yakın olacaktır. Frenleme radyasyonuyla enerji kaybının çarpışmayla enerji kaybına eşit olduğundaki parçacığın enerjisine kritik enerji denir. Kritik enerjinin üzerinde radyasyonla enerji kaybı baskın olmaktadır. Elektronların soğurucu ortam ile yaptığı bu etkileşimler sonucunda elektronun enerjisi ortam içerisinde depolanır; başka bir deyişle dozun soğurulmasına yol açmaktadır Yüksüz Parçacıklar (Fotonun Madde ile Etkileşimi) Radyoloji fiziğinde x ve γ ışınlarının madde ile etkileşiminde beş tip olay dikkate alınmaktadır. Bunlar: Compton Etkisi Fotoelektrik Etki 29

47 Çift Oluşum Rayleigh (Coherent) Saçılma Fotonükleer Etkileşimler Bu etkileşimlerden ilk üçü elektronlara enerji aktarılması ile sonuçlandığından oldukça önemli etkileşimlerdir. Çünkü, fotonlar tarafından enerji aktarılan bu elektronlar da yolları boyunca birçok coulomb etkileşiminde bulunarak maddeye enerji verirler ve dozun soğurulmasına yol açarlar. Rayleigh saçılması elastiktir, foton bir enerji kaybı olmadan küçük bir açı ile yönünü değiştirir. Fotonükleer etkileşimler, yalnızca birkaç MeV in üzerindeki foton enerjilerinde önemlidir (Attix, 1986). Bu süreçlerden her biri, fotonun enerjisine ve soğurucu ortamın atom numarasına bağlı olarak değişen zayıflatma katsayıları ile temsil edilirler. Eşitlik 1.2 de görüldüğü gibi toplam zayıflatma katsayısı, bu süreçlere ait zayıflatma katsayılarının ayrı ayrı toplamına eşittir. µ σ τ σ π ρ ρ ρ ρ ρ coh c = (1.2.) σ coh, τ, σ c ve sırasıyla Rayleigh (kohorent) saçılma, fotoelektrik etki, compton etkisi ve çift oluşum olayları için azaltma katsayılarıdır (Khan, 2010). 30

48 Atom Numarası (Z) Şekil Fotonların maddeyle etkileşiminde baskın olan üç etki. Soldaki eğri için atomik fotoelektrik ve compton katsayıları birbirine eşittir ( a τ = a σ c). Sağdaki eğri için ise atomik compton ile atomik çift oluşum katsayıları birbirine eşittir ( a σ c = a K) (Evans, 1955). Şekil 1.15 den düşük foton enerjilerinde fotoelektrik olayın, orta dereceli enerjilerde compton, yüksek enerjilerde ise çift oluşum olayının baskın olarak gerçekleştiği görülmektedir. Düşük atom numaralı materyallerde (örneğin, karbon, hava, su, insan dokusu) compton etkisinin bölgesi geniştir (~20 kev - ~30 MeV e kadar). Bu bölge atom numarası arttıkça daralır Fotoelektrik Etki Fotoelektrik etki Şekil 1.15 de gösterildiği gibi düşük enerjili fotonların maddeyle etkileşiminde baskın hale gelmektedir. Fotoelektrik olayda bir foton, soğurucu maddenin iç kabuğunda bulunan bir yörünge elektronunu koparır ve fotonun enerjisi atom tarafından soğurulur. Şekil 1.16 da fotoelektrik etkinin kinematiği gösterilmiştir. 31

49 Şekil Fotoelektrik etkinin kinematiği (Attix, 1986) Soldan hυ enerjisiyle gelen bir foton, atoma bağlanma enerjisi E b ile bağlı olan bir yörünge elektronuna çarpmaktadır. Foton geldiği yöne göre θ açısıyla saçılan elektrona T = hυ E b enerjisini vererek yok olur. Momentumun korunması için geriye kalan atom φ açısı ile saçılır. Şekil Fotoelektrik olayı (Kaya, 2007) Şekil 1.17 de hυ kuantum enerjisiyle gelen bir fotonun, E b bağlanma enerjisi ile atoma bağlı olan bir elektron ile etkileşimi gösterilmiştir. Fotoelektrik etki hυ < E b halinde gerçekleşemez. hυ > E b olduğu sürece hυ ne kadar küçükse fotoelektrik 32

50 olayın gerçekleşmesi de o kadar olasıdır. Eşitlik 1.3 de görüldüğü gibi elektrona verilen kinetik enerji; T = hυ E b - T a (1.3.) T = hυ E b (1.4.) Burada T: kinetik enerji, hυ: gelen fotonun enerjisi, E b : elektronun bağlanma enerjisi, T a : geri tepen atoma verilen kinetik enerjidir. Geri tepen atoma verilen kinetik enerji T a çok küçük olduğundan sıfır kabul edilir (Eşitlik 1.4.). Ancak momentumu ihmal edilemez. Foton tamamen soğurulduğundan momentumu koruma görevi atom tarafından üstlenilir (Attix, 1986). Fotoelektrik olay, bir fotonun atomun iç yörüngelerinin birinde bulunan bir yörünge elektronu ile etkileşimidir. Serbest haldeki bir elektronun enerji ve momentumun korunumuna göre foton soğurması mümkün değildir. Bu nedenle fotoelektrik olay için soğurucu bir ortam (atom) gereklidir. Çünkü, foton ancak atomun bağlı elektronlarından birini kopardığında atom geri teper ve böylece momentum korunur. Atomun kütlesi çok büyük olduğundan geri tepme enerjisi küçüktür ve ihmal edilebilir. Düşük atom numaralı (Z) elementlerin bağlanma enerjileri de düşük olduğundan fotoelektrik etki bahsedilen fotonlar için zayıf kalır. Z arttıkça bağlanma enerjisi de artar ve böylece fotoelektrik etki de artar. Fotoelektrik etki için atomik zayıflatma katsayısı a τ, Z /( hv ) ile kütle zayıflatma katsayısı τ m 4 3 ise 3 ( Z/ hv) ile orantılıdır. Burada a τ: fotoelektrik etki için atomik zayıflatma katsayısı, τ m : fotoelektrik etki için kütle zayıflatma katsayısı, Z: atom numarası, hυ: fotonun enerjisidir. 33

51 Fotoelektrik Kütle Zayıflatma Katsayısı Şekil Fotoelektrik etki için kütle zayıflatma katsayısının foton enerjisine göre değişimini göstermektedir. Su için Z etkin = 7.42, Deri için Z etkin = 82 dir (Khan, 2010) Şekil 1.18 deki veriler, yumuşak doku gibi düşük atom numaralı materyalleri temsil eden su ve yüksek atom numaralı materyalleri temsil eden deri için gösterilmiştir. Grafiğin eğiminden τ/ ρ ile foton enerjisi arasındaki ilişkinin 3 τ / ρ 1/ E olduğu görülebilir. Burada τ, fotoelektrik etki için zayıflatma katsayısı, ρ ise yoğunluktur. Grafikteki 15 ve 88 kev dolaylarındaki süreksizlikler soğurma kıyıları olarak adlandırılır ve sırasıyla L ve K kabuklarının bağlanma enerjilerine karşılık gelirler. 15 kev den daha az enerjili bir foton L kabuğundaki bir elektronu koparamaz. Böylece 15 kev in altındaki etkileşimler M veya daha yukarıdaki kabuklarda gerçekleşebilir. Ancak foton L kabuğundaki bir elektronun bağlanma enerjisine eşit bir enerji ile geldiği zaman L kabuğunda fotoelektrik etkinin meydana gelme olasılığı artar. Eğer fotonun enerjisi arttırılırsa, fotoelektrik zayıflatma olasılığı ( τ/ ρ) bir sonraki süreksizliğe kadar (yani K kabuğunun soğurma kıyısına kadar) 1/E 3 ile orantılı olarak azalacaktır (Khan, 2010). 34

52 Fotoelektrik etki atomun çevresindeki tüm yörüngelerde gerçekleşebilir. Foton enerjisinin yüksek olduğu durumlarda bu olayın iç yörüngelerde olma olasılığı artmaktadır. Buna göre fotoelektrik etki, düşük enerjilerde dış, yüksek enerjilerde ise iç yörüngelerde meydana gelmektedir. Foton enerjisi herhangi bir yörüngenin bağ enerjisine eşit olduğunda etkileşme o yörüngede yoğunluk kazanmaktadır. Örneğin, K kabuğunda oluşan bir boşluğu L kabuğundan bir elektron doldurur. K ve L kabuğundaki boşluklar için bu geçiş bazen K ve L enerji seviyeleri arasındaki potansiyel enerji farkına eşit enerjili x ışını floresansının yayınlanması ile beraber olur. Auger etkisi de atomun bağlanma enerjisinin herhangi bir kısmını floresans x ışınının taşıyamayacağı bir duruma alternatiftir. Yani x ışınının yayınlanmadığı durumda bağlanma enerjisinin tamamı (E b ) Auger süreci ile atomdan dışarı atılır. Auger etkisinde, atom bir ya da birden fazla elektronu, fazlalık enerjisini sıfırlayıncaya kadar söker. Bu fazlalık enerji (yani sökülen elektronların bağlanma enerjileri) elektronların kinetik enerjisi haline gelir. Böylece Auger elektronları da KERMA (Kinetic Energy Released in Material) ya katkıda bulunurlar. Auger elektronlarının dışarıya atılması ile atomda oluşan derin boşluklar sığ boşluklarla yer değiştirir. Sığ boşluklar ise iletim bandındaki elektronlar tarafından nötralize edilirler (Attix, 1986) Compton Etkisi Compton etkisi, bir foton ile serbest ve durgun haldeki bir orbital elektronunun etkileşimi olarak ifade edilmektedir. Şekil 1.19 da Compton etkisinin kinematiği gösterilmiştir. 35

53 Şekil Compton etkisi (Attix, 1986) Bir foton ile serbest bir elektron arasındaki çarpışmada, enerji ve momentum korunuyorsa fotonun tüm enerjisini elektrona aktarması imkansızdır. Foton enerjisinin tamamının elektrona aktarıldığı varsayılırsa, enerjinin korunumuna göre elektronun enerjisi E = mc 2 olur, momentumu ise p = E/c = mv dir. P = E/c de E yerine mc 2 yazarsak c = V haline gelir ki bu da imkansız bir durumdur. O halde foton, enerjisinin tamamını elektrona aktaramadığı için saçılmalıdır. Saçılan foton ilk durumundaki enerjisinden daha az enerjiye ve daha küçük dalga boyuna sahip olacaktır. Böylece gelen ve saçılan fotonun enerji farkı elektrona kinetik enerji olarak aktarılır. Herhangi bir çarpışmada aktarılan enerji miktarı, enerji ve momentum korunum kurallarına göre bulunabilir. Enerji korunumuna göre; hc 2 hc 2 + mc 0 = + mc (1.5.) λ λ Momentumun korunumuna göre; ve h h = cosθ+ mv cosφ λ λ (1.6.) 36

54 h 0= sinθ mv sinφ λ (1.7.) Bu eşitliklerden dalga boyundaki değişim λ ; ve hc λ = λ λ = (1 cos θ) cm (1.8.) mc o 0 λ= (1 cos θ)a (1.9.) Saçılan foton ile elektron arasındaki ilişki; (1.10.) θ h cot = 1+ tanφ 2 λmc o şeklindedir. Burada λ, gelen fotonun dalgaboyu, λ', saçılan fotonun dalgaboyu, m, saçılan elektronun kütlesi, m o, durgun elektronun kütlesi, θ, saçılan fotonun saçılma açısı ve, saçılan elektronun saçılma açısıdır. Bu eşitlikten de anlaşılacağı üzere, bir elektron 90 0 den büyük bir açıyla saçılamaz. Fotonun enerjisi arttıkça elektron da daha ileriye saçılacağı için saçılma açısı azalır. Fotonun enerjisi arttıkça saçılan fotonun da saçılma açısı artar ancak enerjisi azalır (Cember ve ark, 2009). Compton etkisi, daha önce de bahsedildiği gibi, bir foton ile serbest bir elektronun etkileşimidir. Pratikte fotonun enerjisi elektronun bağlanma enerjisinden oldukça büyük olmalıdır. Bu durum, gelen fotonun enerjisinin elektronun bağlanma enerjisine eşit veya biraz daha büyük olduğu fotoelektrik etkiye zıttır. Dolayısıyla, fotonun enerjisi bir K elektronunun bağlanma enerjisinden çok daha fazla ise 3 fotoelektrik etki enerji ( τ / ρ 1/ E ) ile beraber azalır ve compton etkisi çok daha baskın hale gelir. Ayrıca compton etkisi de fotonun enerjisi artmaya devam ettikçe azalmaya başlar. 37

55 Compton etkileşimi soğurucu ortamın serbest bir elektronu ile gerçekleştiği için atom numarası Z den bağımsızdır. Böylece compton kütle zayıflatma katsayısı da ( σ / ρ) Z den bağımsızdır yalnızca materyalin gram başına düşen elektron sayısına bağlıdır. Burada σ, compton etkisi için zayıflatma katsayısı, ρ ise yoğunluktur. Elementlerin gram başına düşen elektron sayıları atom numarası ile beraber yavaş ancak sistematik bir şekilde artmasına rağmen, çoğu materyal için bu sayı yaklaşık aynı kabul edilmektedir. Sonuç olarak σ / ρ neredeyse tüm materyaller için aynıdır (Khan, 2010). Compton etkisi ile saçılan elektronun, gelen fotondan aldığı enerjiyi soğurucu ortama aktaracağı için radyasyon dozimetrisinde önemli bir yeri vardır Çift Oluşumu Çift oluşumu, bir fotonun, bir elektron ile bir pozitron ortaya çıkararak yok olduğu bir süreçtir. Bu süreç yalnızca bir Coulomb kuvvet alanı içerisinde meydana gelebilir, genellikle atomik çekirdeğin yakınında gerçekleşir. Çok düşük bir ihtimal de olsa elektronun coulomb alanında da bu etki meydana gelebilir, o zaman üçlü oluşum olarak adlandırılır. Çünkü, coulomb alanını sağlayan asıl elektronun yanı sıra bu etkileşimden doğan 1 elektron ve 1 pozitron ile toplamda üçlü bir yapı oluşur. Çekirdek alanı içerisinde, çift oluşumu için minimum 2m o c 2 = MeV lik enerjiye sahip bir foton gereklidir. Şekil Çift oluşum olayının kinematiği (Attix, 1986) 38

56 Şekil 1.20 de bir çekirdek alanı içerisindeki çift oluşum olayı gösterilmektedir. hυ kuantum enerjisi ile gelen bir foton tüm enerjisini kaybederek T - ve T + kinetik enerjili elektron ve pozitron oluşturur. T - elektonun T + ise pozitronun kinetik enerjisidir. Atoma verilen enerji ihmal edilerek enerji korunumu eşitliği basitçe, 2 + hv 2mc o T T = + + (1.11.) + hv= 1.022MeV + T + T (1.12.) elektron ve pozitronun fotondan aldıkları enerjiyi eşit olarak paylaşmaları zorunlu değildir ancak yine de ortalamaları, hv 1.022MeV T = (1.13.) 2 ile ifade edilebilir. Bu olay sonucunda meydana gelen e - lar ve e + lar bir hayli ileriye doğru yönelirler. Gelen fotonun yönüne göre parçacıkların ortalama ayrılma açısı, (Attix, 1986) mc 2 o θ (radyan) (1.14.) T Çift oluşumu çekirdeğin elektromanyetik alanı ile etkileşiminden kaynaklandığı için bu sürecin gerçekleşme olasılığı atom numarasının artması ile artmaktadır. Çift oluşumu için zayıflatma katsayısı (π ), Z 2 ile orantılı olarak değişir ( 2 π Z ). Çift oluşum süreci enerjinin kütleye dönüştüğü E = mc 2 Einstein eşitliğinin bir örneğidir. Bunun tam tersi olan yok olma radyasyonu, bir pozitronun bir elektron ile karşılaştığında iki foton yayınlaması ile sonuçlanan kütlenin enerjiye dönüştüğü süreçtir (Khan, 2010). 39

57 Yok Olma Radyasyonu Çift oluşumu ile oluşan bir pozitron, madde içerisinden geçerken elektron ile aynı etkileşimleri (iyonizasyon, uyarma ve bremsstrahlung) yaparak enerjisini kaybeder. Bu etkileşimler sonucu enerjisi gittikçe azalarak yavaşlayan pozitron yakınındaki serbest bir elektronla birleşir ve her biri MeV lik enerjiye sahip olan iki foton yayınlanır. Momentumun korunması için fotonlar birbirine zıt yönde yayınlanırlar (Khan, 2010). Şekil 1.21 de yok olma radyasyonlarının oluşumu gösterilmektedir. Şekil Yok olma radyasyonlarının oluşumu (Khan, 2010) Rayleigh (Kohorent) Saçılma Bu olayda foton atomun bir yörünge elektronu ile etkileşir. Rayleigh saçılmasının kohorent saçılma olarak da anılmasının sebebi, fotonun atomla beraber ortak hareket etmesidir. Bu etkileşimin elastik olması bakımından foton enerjisinden bir şey kaybetmez. Atom ise momentumunu koruyacak kadar saçılır. Foton bu etkileşimle beraber çok küçük bir açı ile saçıldığı için saçılma açısı dar bir ışın geometrisinde fark edilebilir. Rayleigh saçılması, ne yüklü bir parçacığa enerji verdiği için ne de iyonizasyona veya uyarmaya sebep olduğu için kermaya ya da soğurulmuş doza bir katkıda bulunmamaktadır (Attix, 1986). 40

58 Rayleigh saçılmasının meydana gelmesi, yüksek atom numarasına sahip materyallerde ve düşük foton enerjilerinde olasıdır. Rayleigh kütle zayıflatma katsayısı σ ρ ile orantılıdır. Buradaki σ R, Rayleigh (kohorent) saçılma 2 R / ( Z / hv ) için zayıflatma katsayısı, ρ, yoğunluk, Z, soğurucu ortamın atom numarasıdır (Khan, 2010). Rayleigh saçılmasının önemi dokuda veya dokuya eşdeğer materyallerde diğer foton etkileşimlerine göre daha az olduğu için toplam zayıflatma katsayısına da çok az katkı sağlamaktadır. Şekil 1.22 de Rayleigh saçılması gösterilmiştir. Şekil Rayleigh Saçılma. Etkileşimde hiçbir enerji aktarılması olmadığı için saçılan fotonun dalga boyu gelen foton ile aynıdır (Khan, 2010) Fotonükleer Etkileşimler Fotonükleer etkileşimde, enerjisi birkaç MeV i aşan bir foton çekirdek tarafından soğurularak çekirdeğin bir proton veya nötron yaymasına neden olur. Rayleigh saçılmasında da olduğu gibi fotonükleer etkileşimlerin meydana gelme olasılığı diğer foton etkileşimlerinden daha azdır dolayısıyla toplam zayıflatma katsayısına da daha az katkıda bulunurlar (Attix, 1986). 41

59 Zayıflatma, Enerji Transeri ve Enerji Soğurulması için Toplam Katsayılar: A. Kütle Zayıflatma Katsayısı Foton etkileşiminde meydana gelebilecek tüm olaylar için (fotonükleer etkileşimler ihmal edilerek) toplam kütle zayıflatma katsayısı: µ τ σ π σ = R (1.15.) ρ ρ ρ ρ ρ şeklinde ifade edilebilir. τ/ ρ fotoelektrik, σ / ρ compton, π / ρ çift oluşum ve σr / ρ rayleigh saçılması etkisinin katkısıdır. B. Kütle Enerji Transfer Katsayısı (µ tr ) Foton etkileşimleri için (fotonükleer etkileşimler ihmal edilerek) toplam kütle enerji transfer katsayısı: µ tr τtr σtr πtr = + + (1.16.) ρ ρ ρ ρ şeklinde ifade edilebilir. C. Kütle Enerji Soğurma Katsayısı (µ en ) Kütle enerji soğurma katsayısı ile kütle enerji transfer katsayısı arasında µ en µ tr = (1 g) (1.17.) ρ ρ bağıntısı vardır. 42

60 g, fotonlar tarafından ortaya çıkarılan ikincil elektronların radyasyona (örneğin, bremsstrahlung veya yok olma olayı) olan enerji kaybının kesitidir. Düşük Z ve hv değerlerinde g sıfıra yaklaşır ve böylece µ / ρ µ / ρ haline gelir. µ / ρ ve µ / ρ yalnızca hv ve Z değerlerine bağlı iken µ / ρ soğurucu maddenin tr içerisinden geçen ikincil elektronların etkileşimlerine dayandırılır (Attix, 1986). en en tr 1.5. Ölçüm Nicelikleri Kerma Kinetic Energy Released in Material kelimelerinin kısaltılmasından oluşmuş bir sözcüktür. Dolaylı yoldan iyonizasyona sebep olan foton ve nötronlar için geçerli ancak stokastik olmayan bir niceliktir (Attix, 1986). Tanım: Birim kütle başına, stokastik olmayan iyonize radyasyonun yüksüz parçacıklardan (foton veya nötron) yüklü parçacıklara (elektron veya pozitron) transfer ettiği enerjinin beklenen değeridir (Attix,1986). Bu enerji transferi, radyasyona olan kaybı kapsar fakat yüklü bir parçacıktan bir diğer yüklü parçacığa aktarılan enerjiyi içermez. K dε dm tr = (1.18.) şeklinde ifade edilir. dε tr, dm kütlesi içerisinde yüksüz iyonlayıcı parçacık etkileşimleri sonucu oluşturulan tüm yüklü parçacıklara aktarılan kinetik enerjilerin toplamıdır (Podgorsak, 2005). Kerma nın birimi doz ile aynıdır. (J/kg veya Gray (Gy)) Bir maddenin V hacmine aktarılan enerji; 43

61 ε = ( R ) ( R ) nonr + Q (1.19.) tr in u out u ε tr : V hacmine aktarılan enerji ( R ) : V hacmine giren yüksüz parçacıkların yüklü parçacıklara aktardığı enerji in u ( R ) nonr : V hacminden çıkan yüksüz parçacıkların enerjisi out u Q: V hacminde kalan kütleden kaynaklanan net enerji Bu formüle göre yüksüz parçacıkların V hacmi içerisine aktardıkları enerji, yüklü parçacıklar tarafından alınan kinetik enerjiye eşittir. Yüksüz parçacıklar fotoelektrik, compton, çift oluşum gibi etkileşimler yaparak enerjilerini yüklü parçacıklara aktarmaktadır. Yüklü parçacıklar ise aldıkları bu kinetik enerjiyi iyonizasyon ve uyarma yoluyla çarpışmaya ya da bremssrahlung ve elektron-pozitron yok olma olayı ile radyasyona harcamaktadırlar Fotonlar için Kermanın Enerji Akısına Etkisi Ortamda hareket eden bir foton için, bir noktadaki KERMA, foton enerji akısıyla (ψ) doğrudan ilişkilidir. Böylece kerma, fotonun enerjisi (E) ve maddenin atom numarası (Z) ile orantılı bir kavramdır. Tek enerjili fotonlar için; K µ tr = ψ( ) EZ, şeklinde ifade edilir. (1.20.) ρ µ tr : lineer enerji transfer katsayısı (m -1 veya cm -1 ) ρ : yoğunluk (kg/m 3 veya g/m 3 ) ψ : ilgilenilen noktadaki enerji akısı (J/m 2 veya erg/m 2 ) K: kerma (J/kg veya Gy) 44

62 E : fotonun enerjisi Z : atom numarası Enerji spektrumuna sahip fotonlar için ilgilenilen noktadaki kerma; Emax µ tr K = ψ '( E)( ) E 0 EZ, de (1.21.) = ρ Enerji transfer katsayıs: µ tr Foton, maddenin elektronlarıyla etkileşime girdiğinde tüm enerjisini ya da enerjisinin bir kısmını etkileşime girdiği elektrona kinetik enerji olarak aktarır. Foton enerjisinin yalnızca bir kısmını elektrona verirse, azalan enerji ile kendi kendine saçılır. Saçılan foton da yine enerjisinin bir kısmını ya da tamamını başka bir elektrona vererek saçılır veya soğurulur. Böylece foton bir ya da birden fazla etkileşime girerek enerjisini yüklü parçacıklara aktarmaktadır. Maddenin içerisinden geçen foton ışını dikkate alındığında; fotonun soğurucu maddenin birim kalınlığındaki yüklü parçacıklara aktardığı bu enerji, enerji transfer katsayısı ( µ ) ile ifade edilir. Enerji soğurma katsayıs: µ en Fotonlar tarafından ortaya çıkarılan elektronların ve pozitronların çoğu, soğurucu ortamın atomik elektronlarıyla elastik ve elastik olmayan çarpışmalar yaparak enerjilerini kaybederler. Soğurucu ortamın atom numarasına bağlı olarak bazı elektronlar çekirdeğin coulomb alanının etkisiyle yavaşlayarak bremsstrahlung x-ışını yayınlar ve enerjilerini kaybederler. Bremsstrahlung enerjisi lokal hedefin dışına çıktığı için soğurulan enerji hesabına dahil edilmemektedir. Buna göre µ tr ve µ en arasındaki ilişki, Eşitlik (1.22) de olduğu gibi verilmektedir. tr µ = µ (1 ) (1.22.) en tr g 45

63 Burada g, ilgilenilen V hacmi içerisinde bremsstrahlung ile kaybedilen ikincil parçacıkların enerjisini ifade etmektedir. Elektronların çarpışmalar sonucu enerjilerinin neredeyse tamamını kaybettiği düşük atom numaralı materyal veya yumuşak dokulardaki etkileşimlerinin çoğunda bremsstrahlung bileşeni ihmal edilmektedir. Böylece µ tr = µ en haline gelir. Bu katsayılar ikincil parçacıkların kinetik enerjileri ve içerisinden geçtikleri ortamın atom numarası çok daha büyük olduğunda birbirlerinden oldukça farklılaşmaktadır. Enerji soğurma katsayısı, doku içerisindeki soğurulmuş enerjinin hesaplanmasına olanak sağlaması sebebiyle, radyoterapide oldukça önemli bir niceliktir (Khan, 2010) Kermanın Bileşenleri Hızlı bir elektron kinetik enerjisini iki yolla harcayabilir: 1) Soğurucu ortamın atomik elektronlarıyla coulomb etkileşimine girerek iyonizasyona ve uyarılmaya sebep olurlar. Bunlar çarpışma yoluyla etkileşim olarak adlandırılır. 2) Elektron, çekirdeğin coulomb alanından geçerse, radyasyon yoluyla bir enerji kaybına uğrar. Bu enerji bremsstrahlung ya da frenleme radyasyonu denilen sürekli bir x-ışını spektrumu halinde görülür. Bremssrahlung x-ışınları, elektronlara kıyasla daha nüfuz edicidir. Buna ek olarak bir pozitron da kinetik enerjisinin kayda değer bir kısmını yok olma (anhilasyon) esnasında kaybedebilir. Bu da kinetik enerjinin radyasyona olan kaybının bir çeşididir. Sonuç olarak, yüklü parçacıklar (elektron ve pozitron) kinetik enerji olarak kazandıkları enerjiyi, çarpışma veya radyoaktif etkileşimler yoluyla harcadıkları için kerma yı ikiye ayırabiliriz. K= K + K (1.23.) col rad 46

64 K col : çarpışma kerma; yüklü parçacıkların enerjilerini iyonizasyon ve uyarma yoluyla kaybettiği kısımdır. Çarpışma kerma, radyasyona olan enerji kaybını ve yüklü bir parçacıktan bir diğerine aktarılan enerjiyi kapsamamaktadır. K col ( ε ) n tr c = (1.24.) m ε = ( R ) ( R ) R + Q = ε R (1.25.) n nonr r r tr in u out u u tr u n ε tr : net enerji transferi r R u : yüklü parçacıkların sebep olduğu radyasyonla kaybedilen enerji K rad : ikincil parçacıkların soğurucu madde içerisinde bremsstrahlung ve yok olma olayları ile sonuçlanan ışınımsal etkileşimleri, kermanın radyasyonla olan bileşenini oluşturmaktadır (Attix, 1986). K rad r dru = (1.26.) dm K = K(1 g) (1.27.) col g : ilgilenilen V hacmi içerisinde ikincil parçacıkların radyasyona kaybettiği enerjinin ortalama kesridir. (1 g) : ilgilenilen V hacmi içerisinde ikincil parçacıkların çarpışmayla kaybettiği enerji kesridir. Eşitlik (1.20.) yi düzenlersek; µ = µ (1 ) (1.28.) en tr g 47

65 µ en µ tr = (1 g) (1.29.) ρ ρ K µ en = ψ ( )/(1 g) (1.30.) ρ K col µ en = ψ ( ) (1.31.) ρ K rad µ en g =ψ ( ).( ) ρ 1 g (1.32.) Hava Kerma Havanın küçük bir hacminde, yüksüz iyonize radyasyonun çeşitli etkileşimlerle (fotoelektrik olay, compton saçılması, çift oluşum vs) oluşturduğu yüklü parçacıkların başlangıçtaki kinetik enerjisidir. Havanın küçük bir bölümündeki dozu belirlemek için şu adımlar takip edilebilir: Havanın küçük bir bölümündeki herhangi bir noktanın (örneğin P noktasının) merkezine yerleştirilmiş bir iyon odası ile ölçülen sinyal (M P ) ise, bu noktadaki doz: M X ( K ) ( K ) ( K ) D ' (1) (2) (3) (4) (5) P P hava hava m hava ortam hava ortam P noktasında radyasyona maruz kalma dozu (exposure) (X P ), X = M. N (1.33.) P P X Havadaki P noktasındaki hava kermayı belirlemek, 48

66 cgy ( K ) = X R hava hava P (1.34.) Havanın çok küçük bir kısmındaki çarpışma kermayı belirlemek, µ en ( K m) hava = ( Khava) hava ρ m hava (1.35.) µ en ρ : kütle enerji soğurma katsayısıdır. P noktası etrafındaki çarpışma kermayı belirlemek, ( K ) = ( K ) ( r ) (1.36.) ortam hava m hava ortam µ en ρ ρr ortam ortam kr ( ) e (1.37.) ortam kr ( ortam) : foton ışınının ortamdaki zayıflaması Havanın küçük bir kütlesindeki doz, ortam cgy µ en D' ortam = β( Kortam) hava = β0.876 XPkr ( ortam ) R ρ hava (1.38.) β sabit bir değerdir ve Co, Cs ve 350 kv un altındaki x-ışınları için sırasıyla 1.003, ve 1.0 değerindedir. β nın değeri genellikle 1 alınır cgy R µ ρ en ortam hava ; röntgenden cgy e olan dönüşüm faktörü olan f ortam katsayısıdır. β 1 kabul edersek havanın çok küçük bir kısmındaki doz D ' ortam, D' = f Xk( r ) (1.39.) ortam ortam ortam 49

67 denklemi ile ifade edilebilir (Podgorsak, 2005) Soğurulan (absorbed) Doz Soğurulan doz, doğrudan ve dolaylı yoldan iyonize edici radyasyonun her ikisi için de geçerli olan bir kavramdır. Dolaylı yoldan iyonize edici radyasyon için, enerji maddeye iki adımda verilir. Bunlardan ilki, yukarıda da değinilen kerma ile yüksüz parçacıkların ikincil parçacıklara olan enerji transferidir. Diğer adım ise, bu yüklü parçacıkların kinetik enerjilerinin bir kısmını ortama aktarmaları (soğurulan doz) ve bir kısım enerjilerini de radyasyonla kaybetmeleridir (Podgorsak, 2005). Tanım: Soğurulan doz, bir noktadaki birim kütle başına maddeye verilen enerjidir. dε D = (1.40.) dm ε : V hacmindeki maddeye verilen enerjinin beklenen değeri. ε = ( R ) ( R ) + ( R ) ( R ) + Q (1.41.) in u out u in c out c ( R ) : V hacminden çıkan tüm yüksüz parçacıkların enerjisi out u ( R ) : V hacmine giren yüklü parçacıkların enerjisi in c ( R out) c: V hacminden çıkan yüklü parçacıkların ışıma enerjisi (Attix, 1986). Birimi kerma ile aynıdır (J/kg veya Gy). Dozun eski birimi Rad dır. 1 Rad; soğurucu maddenin 1 gramında soğurulan 100 erg (1 joule) lik enerjidir. 1 rad = 100 erg/g = 10-2 J/kg Dozun SI birimindeki karşılığı Gray dir ( Gy ). 1 Gy = 1 J/kg olarak tanımlanır. Bundan dolayı 1 Gy = 100 Rad dır. 50

68 Soğurulan doz ile kerma arasındaki fark; ilgilenilen noktadaki birim kütle başına kalan enerji soğurulan doz iken birim kütle başına yüklü parçacıklara aktarılan enerji kermadır. Genellikle, fotonlardan yüklü parçacıklara aktarılan enerji (kerma) ortamın soğurduğu enerji (absorb doz) anlamına gelmez. Bunun nedeni; ikincil elektronların fotonlarla da etkileşimde bulunabilme olasılığıdır. Işınımsal fotonlar çoğunlukla ilgilenilen hacim dışına yayınlandığı için soğurulan doz çarpışma kerma ile ilişkilidir ve aralarında sıklıkla kullanılan D β = (1.42.) K col bağıntısı vardır. Işınımsal fotonların hacim dışına çıktığı düşünülürse β =1 alınır. Şekil 1.23 de kerma ile soğurulan doz arasındaki ilişki gösterilmektedir. Yüksek enerjili bir foton ortamı geçerken foton akısı yüzeyde en fazla olacağından çarpışma kerma ışınlanan maddenin yüzeyinde maksimumdur. Başlangıçta, yüklü parçacık akısı ve buna bağlı olarak soğurulan doz, z max a ulaşıncaya kadar derinlik arttıkça artar. Ortam içerisinde elektron üretimi dışında, hiçbir foton yitimi (attenuation) veya saçılması yoksa Şekil 1.23(a) daki varsayımsal bir durum söz konusu olur. z max dan sonraki bölgede yüklü parçacık dengesi vardır ve D= K (yani β =1). Ancak gerçekte durum bu şekilde değildir. Ortamdaki foton col yitimi ve saçılmasına bağlı olarak çarpışma kerma ve soğurulan doz arasındaki ilişkinin sabit olduğu geçici denge bölgesi oluşmaktadır. Bu ilişkinin sabit olmasının nedeni ise yüksek enerjili fotonların ve üretilen elektronların ortalama enerjilerinin ortamın derinliğiyle çok fazla değişmemesidir (Podgorsak, 2005). 51

69 Birikme bölgesi Ortamın derinliği Göreli enerji Göreli enerji Birikme bölgesi Ortamın derinliği Şekil Çarpışma kerma ve soğurulan dozun yüksek enerjili fotonlar ile ışınlanan ortamın derinliğine göre değişimi (a) Hiçbir foton zayıflaması ve saçılmanın olmadığı durum (b) Gerçek durum (Podgorsak, 2005) Maruz Kalma (exposure) Maruz kalma, havadaki kermanın çarpışma bileşenine eşdeğerdir. Fotonlar tarafından havada oluşturulan iyonizasyonun bir ölçüsüdür. SI (System of International) birimi C/kg, özel birimi ise Röntgen (R) dir. 1 Röntgen, normal 52

70 şartlarda (0 0 C sıcaklık, 760 mmhg açık hava basıncında) 1cm 3 havada 1 elektrostatik yük birimi kadar yük oluşturan radyasyon miktarıdır. 4 1R / = C kg dır. X ile sembolize edilir (ICRU, 1980). X dq = (1.43.) dm dq: Havanın dm kadarında durdurulan, fotonlar tarafından oluşturulan elektronlar ve pozitronların tek işaretlilerinin toplamını ifade eder. Maruz kalma, fotonların 1 J lik enerjisinin ürettiği coulomb yüklerinin toplamı bilinirse K col dan hesaplanabilir. Kuru havada bir iyon çifti oluşturabilmek için gerekli olan ortalama enerji sabit ve W = ev / iyonçift (Boutilliun ve Perroche, 1985) kadardır. 19 W 33.97( ev / iyonçift)1.602 x x10 ( J / ev ) = = J / C (1.44.) 19 e ( C/ iyonçift) 19 ( 1eV = 1.602x10 j, µ en =, ( K col ) hava = ψ ( ) hava ) ρ 19 e 1.602x10 C Maruz kalma (X); X e = ( Kcol) hava.( ) (1.45.) W ( K ) X = col hava (1.46.)

71 1.6. Lüminesans Lüminesans, fosfor olarak adlandırılan bazı katılardan yayınlanan ışıktır. Karacisim ışımasını içermeyen bu yayınım katı içerisinde daha önceden depolanan enerjinin görünür ışık, morötesi (UV), kızılötesi (IR) veya iyonize radyasyon ile uyarılarak serbest bırakılmasıdır. Yayınlanan bu ışığın dalga boyu gelen radyasyonun dalga boyundan daha büyüktür (Stoke s Kanunu). Ayrıca yayınlanan ışığın dalga boyu lüminesans materyalinin bir özelliğidir. Radyasyon enerjisini depolayabilme özelliği lüminesans dozimetride oldukça önemlidir ve bu özellik genellikle atomun içerisindeki yapısal kusurlar ve safsızlık atomları gibi aktivatörlerin varlığı ile ilişkilidir. Bazı lüminesans türleri ve uyarma şekilleri Tablo 1.1. de gösterilmiştir. Tablo 1.1. Bazı lüminesans tipleri ve uyarma şekilleri (Furetta ve ark., 1998) LÜMİNESANS OLAYI UYARMA ŞEKİLLERİ Biyolüminesans Katodalüminesans Kimyasal lüminesans Elektrolüminesans Fotolüminesans Biokimyasal reaksiyon enerjisi Katot ışınları Kimyasal etkileşim kaynaklı enerji Elektriksel alan U.V., görünür ve kızıl ötesi ışık Piezolüminesans Basınç (10 ton m -2 ) Tribolüminesans Radyolüminesans Sonolüminesans Sürtünme İyonlaştırıcı radyasyon Ses dalgaları Floresans Fosforesans Termolüminesans İyonlaştırıcı radyasyon, U.V. ve görünür ışık Floresans, Fosforesans ve Termolüminesans kavramları, ışık yayınımının gerçekleştiği zaman aralığı bakımından birbirlerinden farklılık göstermektedirler. Floresans, radyasyonun soğurulmasından sonra ışığın 10-8 saniyeden daha az bir sürede yayınlandığı lüminesans olayıdır. Bu da floresansın maddenin uyarıldığı süre 54

72 içerisinde meydana geldiği anlamını taşımaktadır. Dolayısıyla uyarılma işlemi son bulduğunda ışık yayınımı da gözlenmeyecektir. Buna ek olarak floresans süresi sıcaklıktan bağımsızdır. Floresans süresi, Şekil 1.24 de de gösterildiği gibi uyarılmış bir enerji seviyesinden (E e ) taban enerji (E o ) durumuna geçme olasılığı ile belirlenir. Şekil Floresans olayı (Furetta ve ark., 1998) Fosforesans olayı ise 10-8 den daha uzun bir sürede meydana gelir ve floresanstan farklı olarak, maddeyi uyaran kaynak ortamdan uzaklaştırıldıktan sonra bile fosforesans ışığın yayınımı gözlenmeye devam edilebilir. Fosforesans süresi sıcaklığa bağlıdır. Fosforesans olayı, bir elektronun E 0 taban enerji durumundan elektron tuzağına (yarı kararlı durum) uyarılmasının ardından geçen bir t süresi sonrasında, çeşitli uyarıcı etkiler yardımı ile tekrar iletim bandına geçip hemen ardından E 0 taban enerji durumuna dönmesi halinde gözlenebilir. Şekil 1.25 de görüldüğü gibi E m den E 0 a doğrudan bir geçiş yoktur. Bir elektron uyarıldığında E m den foton yayar. E e seviyesine geçerek buradan E 0 taban enerji seviyesine dönerken bir E m Şekil Fosforesans olayı (Furetta ve ark., 1998) 55

73 Elektronun E 0 taban enerji seviyesinden uyarılması ile lüminesans olayının meydana gelmesi arasındaki gecikme süresi çok kısa ise (10-4 saniyeden daha az bir sürede) floresans ve fosforesans arasındaki farkı ayırt etmek zordur. Bunu kontrol etmenin tek yolu lüminesans olayının sıcaklığa bağlı olup olmadığının incelenmesidir. Eğer materyal daha yüksek bir sıcaklığa kadar ısıtılırsa E m den ye geçiş oranında artış meydana gelecektir. Sonuç olarak fosforesans daha parlak olacaktır ve tuzaklanmış durumdaki elektronların sayısının daha hızlı azalmasından dolayı fosforesansın bitiş zamanı da daha hızlı olacaktır. Bu durumda sıcaklığa bağlı olarak lüminesans şiddetinin arttığı ve ışıma süresinin azaldığı fosforesans sürecini termolüminesans (TL) olarak adlandırabiliriz. Termolüminesans olayında uyarım ve ışık yayınımı arasında geçen süre birkaç dakikadan yıla kadar değişebilmektedir (Furetta ve ark., 1998). Ee Termolüminesans Termolüminesans kavramı 1660 lı yıllarda bazı floritlerin ve kireç taşlarının ısıtıldığında ışık yaydığının gözlenmesi ile ortaya çıkmıştır. Termolüminesans (TL), bazı kristallerin radyasyon ile transfer edilen enerjiyi depolayarak daha sonra kristalin ısıtıldığında bu enerjiyi görünür ışık formunda yaymasıdır yılında termolüminesansın radyasyon dedektörü olarak kullanılması öne sürülmüştür. Bir TL malzemenin kullanışlı olabilmesi için oldukça keskin bir ışık verisine sahip olmasının yanında uzun süreli olarak elektronları tuzaklayabilmesi gerekmektedir. Termolüminesans dedektörleri genellikle aktivatör denilen safsızlık atomlarının katkılanması ile bilerek kusurlaştırılır. Bazı termolüminesans dedektörlerin yapısında doğal olarak safsızlıklar ve kusurlar olduğu için aktivatör ilave etmeye gerek yoktur (Radiation Safety for Radiation Workers, 2005). Termolüminesans süreci Şekil 1.26 da gösterilmiştir. 56

74 Şekil (a) Tek kristal yapıya sahip katının enerji band diagramı (b) Radyasyon ile uyarılan kristalde oluşan elektronlar ve deşiklerin tuzaklanması (c) Isıtma sonucu yeterli termal enerji alan tuzaklanmış elektronların daha düşük enerji durumlarına dönmeleri halinde ışık fotonu yayınlanması (Baş, 2005) İnorganik mükemmel bir kristal yapısında, atomların en dıştaki enerji seviyeleri etkileşerek birbirlerinden yasak enerji bölgesi ile ayrılmış olan valans ve iletim bantlarını oluşturur. Valans bandı, bağlı durumda bulunan bütün elektronları, iletkenlik bandı ise kristal örgü içerisinde serbestçe hareket edebilen tüm elektronları içermektedir. Valans bandı ile iletkenlik bandı arasındaki enerji aralığı kuantum teorisine göre yasaklanmış olmasına rağmen, bazı katılarda, kristaldeki yapı bozukluklarından (safsızlık) kaynaklanan veya kristal içerisinde yabancı atomların ilave edilmesi ile oluşturulan ara enerji durumları vardır. Bu ara enerji durumları yarı kararlıdır ve deşikler (holler) ve elektronlar için tuzak görevi görmektedirler. Bir kristal ışınlandığında, valans bandındaki radyasyon enerjisini soğuran elektronlar iletim bandına çıkar ve daha sonra tuzaklara yakalanırlar, böylece valans bandındaki 57

75 elektronun iletim bandına geçmesi ile valans bantta deşikler meydana gelir. Elektronun iletim bandına geçme süreci bir elektrik alan, görünür ışık veya basitçe kristali ısıtarak uyarılabilir. Eğer kristal ısıtılarak uyarılırsa ışık yayınımı termolüminesans olarak adlandırılır (Levshin, 1951; Henisch, 1962). Kristal ısıtılınca, tuzaklanmış deşikler veya elektronlar tuzaklardan kurtulur ve daha alt enerji durumlarına dönerken enerji farkını ışık fotonu olarak dışarı yayarlar. Kristalden yayınlanan ışık miktarı tuzaklardaki elektron ve deşiklerin sayısı ile orantılıdır. Yayınlanan ışık miktarının ölçülmesi ile katının soğurduğu radyasyon ölçülmüş olur. Özet olarak termolüminesans, önceden ışınlanmış bir katının ısıtma süresince yaydığı genellikle görünür formda olan ışıktır. Böylece yayınlanan ışık miktarının ölçülmesiyle katının ne kadar radyasyon soğurduğu belirlenebilir Basit Termolüminesans Modeli 1.Adım: Işınlama Işınlama ile serbest elektronlar ve deşikler açığa çıkar. Bu elektronlar çok kısa bir süreliğine iletim bandına çıkarlar. Daha sonra katının içerisindeki tuzaklardan birine yakalanır (Şekil 1.27(a)) ya da valans banda geri dönerek ışınımsal veya ışınımsız bir şekilde deşiklerle birleşirler (Şekil 1.27(b)) ya da ışınlamanın bir sonucu olarak deşikler tarafından aktif hale getirilmiş lüminesans merkezlerine yakalanırlar (Şekil 1.27c). Yeniden birleşmenin olabilmesi için öncelikle boşlukların yeniden birleşme merkezlerinde tuzaklanmaları gerekir. Aynı süreçler deşikler için de geçerlidir (Furetta ve ark., 1998). 58

76 Şekil Kristal yapı içerisinde ışınlama ile gerçekleşen süreç (Furetta ve ark., 1998) 2. Adım: Isıtma Şekil 1.28 de gösterildiği gibi yarı kararlı enerji seviyesindeki tuzaklanmış elektronlar, tuzaktan kurtulması için gereken ve aktivasyon enerjisi olarak ifade edilen (tuzak derinliği) E kadar yeterli enerjiyi aldıktan sonra tuzaklardan iletim bandına doğru geçerler. Bu elektronlar ya yeniden tuzaklanır (Şekil 1.28a) ya valans banda dönerek ışınımsal veya ışınımsız bir şekilde deşiklerle birleşirler (Şekil 1.28b) ya da lüminesans merkezindeki bir deşik ile birleşerek foton yayarlar (Şekil 1.28c). Son süreçte yayınlanan bu ışık termolüminesans olarak adlandırılır. Aynı süreçler deşikler için de geçerlidir (Furetta ve ark., 1998). Şekil Işınlanmış kristal yapı içerisinde ısıtma ile gerçekleşen süreç (Furetta ve ark., 1998) Yayınlan bu ışınlar fotokatlandırıcı ile ölçülerek doz eşdeğerliği hesaplanır. Tipik bir TLD okuyucusunda aşağıdaki unsurlar vardır; 59

77 1. Isıtıcı: Fosforun sıcaklığını arttırır ve elektronların tuzaklardan kurtulmaları için gerekli enerjiyi sağlar. 2. Fotokatlandırıcı tüp: Işık çıkışını ölçer. 3. Kontrolör: Verileri gösterir ve kaydeder. Işık şiddeti sıcaklığın bir fonksiyonu olarak ölçülür. Bu tip bir ölçümün sonucu ışıma eğrisi denilen bir grafiktir. Eğrinin altında kalan alan madde içerisinde soğurulan doz miktarını verir. Işıma eğrilerinin birden fazla tepe noktası vardır. Bunun nedeni tuzakların birbirinden farklı enerji seviyelerinde bulunmasıdır. Madde ısıtıldıkça derin tuzaklarda tutulu kalan elektronlar serbest kalır ve birbirini takip eden tepe noktaları ortaya çıkar. Her bir tuzağın tamamen boşalması bir tepe noktasına denk gelir ve bundan sonra foton sayısına bağlı olarak ışık çıkışı düşeceği için grafikte de bir azalma görülür. Isıtma devam ettiği sürece daha derindeki elektronlar serbest kalır. Bu olay Şekil 1.29 daki gibi birbirini takip eden tepeleri meydana getirir. Genellikle en yüksek tepe noktası, doz eşdeğerliğini hesaplamak için kullanılır. Tepe noktalarının genişliği bu tuzaklarda depolanan doz ile orantılıdır. Soğurulan doz ışıma eğrisine bakılarak ya yayınlanan toplam foton sayısının bulunması ile ya da parıldama eğrisinin tepe noktalarının yüksekliğinin tespit edilmesi ile ölçülür. Bu ölçümden sonra TLD tüm tuzakların boşaltılmasına yetecek kadar uzun süre ısıtıldıktan sonra tekrar kullanıma hazırdır. Şekil TL dozimetrenin (LiF) sıcaklığına karşı TL şiddeti (Keser, 2005) 60

78 Şekil 1.29 da numaralandırılmış tepeler birbirinden farklı özellikteki tuzakları ve doz miktarlarını temsil eder. 1 ve 2 numaralı tepeler derin olmayan tuzakların hapsettiği radyasyon miktarını, 3, 4 ve 5 numaralı tepeler biraz daha derin ve en fazla dozun depolandığı tuzakları gösterir. 6 numaralı tepe ise en derin tuzağın hapsettiği dozu belirtir (Keser, 2005) Matematiksel İfade Atom içerisindeki bir kusur, bulunduğu enerji aralığının yanında etkileşime girme olasılığı olan yüklerin cinsi ve sayısı ile tanımlanabilir. Daha önceki bölümde, bant yapısını valans bant, iletim bandı ve bu ikisinin arasında bulunan farklı derinliklere sahip kusurların barındığı ve yüklerin buralara tuzaklandığı yasak bölge aralığı şeklinde tanımlamıştık. Yasak bant aralığını daha detaylı incelemek için bazı parametreleri tanımlamak gerekmektedir. Bunlar, E (karakteristik enerji), frekans faktörü (s), kinetik faktörü (b) dir. Aktivasyon enerjisi E, tuzaklanmış bir elektronu tuzaktan kurtarmak için gerekli olan enerjidir (Şekil 1.30). Bir bakıma tuzak derinliğini ifade eder. s, potansiyel kuyusu olarak göz önüne alınan tuzaktaki elektronun tuzaktan kurtulmak için yaptığı hamlelerin sayısıdır. s nin maksimum değeri kristalin titreşim frekansına eşittir ( s -1 ). Şekil Fosforesans süreci. E, termal aktivasyon enerjisi (Furetta ve ark., 1998) 61

79 Birim zamanda tuzaklanmış bir elektronun tuzaktan kurtulma olasılığı; = =.exp ( ) (1.47.) ile ifade edilir. Burada E, tuzak derinliği (ev), k, Boltzman sabiti, T, sıcaklık ( 0 K) ve s, frekans faktörü (s -1 ) dür (Furetta ve ark., 1998). Tuzaktan kurtulan elektronların tekrar tuzaklanmadığının varsayıldığı durum 1. mertebeden kinetiktir. Serbest elektronlar ve boşluklar çiftler halinde oluşup çiftler halinde yok olduğundan yeniden birleşme merkezindeki boşlukların sayısı serbest halde ya da tuzaklanmış durumda olan elektronların sayısı ile aynı olmak zorundadır. Denge halini temsil eden Fermi seviyesi tuzaklanmış elektronların altında ve yeniden birleşme merkezinde bulunan boşlukların üzerinde bulunur. Termal uyarımlı lüminesans olayında ısıtma sırasında termolüminesans şiddetinin zamanla değişimi, yeniden birleşme merkezindeki boşlukların ve elektronların yeniden birleşme hızı ile doğrudan orantılıdır (McKeever, 1985). Madde içerisindeki tuzaklanmış boşlukların sayısı n ile ifade edilirse, termolüminesans şiddetinin sabit sıcaklıkta zamana göre değişimi aşağıdaki gibidir: = (1.48.) Bu denklemin integrali alınırsa; = exp (1.49.) ln( ) ln( ) = exp (1.50.) = exp ( ) (1.51.) elde edilir. n 0 : t 0 anında tuzaklanan elektronların sayısıdır. 62

80 Isıtma boyunca tuzaklanan yüklerin serbest kalması sıcaklığın bir fonksiyonu olan p ile belirlenir. Isıtma süresince T arttıkça, p de belli bir sıcaklık değerine kadar artar ve TL tepesinin oluştuğu sıcaklıkta olasılık 1 e eşit olur. Bu sıcaklıkta tuzak tamamen boşalır çünkü, tüm yükler iletim bandına geçip geri dönerken deşikler ile birleşmek için yeterli sıcaklığa ulaşmıştır. P nin maksimum değerine ulaşıncaya kadar sıcaklıkla sürekli bir şekilde artmasına rağmen birim zamanda tuzaklardan boşalan yüklerin sayısı (dn/dt) aynı kalmaz. Bunun nedeni, başlangıçta tuzaklanan yüklerin sonlu bir sayıda olması ve ısıtma boyunca bu sayının azalmasıdır. Bu yüzden, tuzaklarda geriye kalan yüklerin sayısı dn/dt yi arttıramayacak kadar az olduğunda grafikte de düşüş gözlenecektir (Furetta ve ark., 1998). Sonuç olarak, dn/dt (tuzaklardan boşalan yüklerin sayısı) düşük sıcaklıklarda artar, tuzağın özelliğine göre belli bir sıcaklıkta maksimuma ulaşır, daha yüksek sıcaklıklarda ise tuzak tamamen boşalacağından sıfıra yaklaşır. Bu olaylar sonucunda Şekil 1.31 de gösterildiği gibi karakteristik TL ışıma tepesi oluşur. 63

81 Şekil Sıcaklık T(t), TL ışıma şiddeti I(t), ve zamanın bir fonksiyonu olarak tekrar birleşme merkezlerindeki tuzaklanmış boşlukların konsantrasyonu n b (t) (Pagonis ve ark., 2006) Birinci Derece Kinetik 1945 de Randall ve Wilkins ışıma eğrisindeki her bir tepeyi şu varsayımları kullanarak matematiksel bir biçimde ifade etmişlerdir: Elektronların kendiliğinden serbest kalmasını önlemek için fosforun düşük bir sıcaklıkta ışınlanması Malzemenin sabit bir ısıtma hızı ile sıcaklığının arttırılması 64

82 Randall-Wilkins teorisi, birinci dereceden kinetiği temel alarak tek bir tuzak derinliğini göz önünde bulundurur. Dolayısı ile elektronların tekrar tuzaklanma olasılığının çok düşük olduğu varsayılır. Bu durumda TL şiddeti I, herhangi bir sıcaklıkta, doğrudan tuzaktan kurtulan elektronların sayısı ile orantılıdır: = = (1.52.) c: bir sabit. Eşitlik (1.51), (1.52) de yerine yazılırsa: ( ) = exp exp (1.53.) olur. Burada I(t) herhangi bir t anında elde edilen lüminesans şiddeti, n 0 ise t=0 anında tuzaklarda bulunan tuzaklanmış elektron konsantrasyonu, T sıcaklık, E tuzakların enerji seviyeleri, s elektronların tuzaklardan kurtulma olasılığına bağlı frekans faktörü ve k Boltzmann sabitidir. Isıtma hızı lineer olacak şekilde ele alınırsa, ( β = dt / dt) kullanılarak Eşitlik (1.49) tekrar düzenlenirse ve sonuçta n değeri için bir denklem elde edilir, = exp (1.54.) Bulunan n ifadesi Eşitlik (1.52) de tekrar yerine yazılırsa; ( ) = exp exp ( ) (1.55.) ortaya çıkar. Bu ifade nümerik olarak hesaplanırsa Şekil (1.32) deki gibi bir çan eğrisi 65

83 Şekil Eşitlik 1.55 in çözümü. I M, lüminesans şiddeti, T M, tuzaklanmış elektronların başlangıçtaki yoğunluğu olan n 0 dan bağımsızdır (Furetta ve ark., 1998) Toplam ışık miktarına S dersek, S ifadesini aşağıdaki gibi yazabiliriz: 0 dn S = Idt = c dt = c dn = cn0 (1.56.) dt 0 0 n 0 S tuzaklanmış yüklerin başlangıçtaki sayısı ile doğru orantılıdır. Fakat ısıtma sürecinden bağımsızdır. Tuzaklanmış yüklerin sayısının radyasyon dozu ile orantılı olduğu bilinmektedir. Bu durumda S de radyasyon dozu ile orantılıdır. Bu özellik radyasyon dozimetrisinde çok önemlidir (Furetta ve ark., 1998) İkinci Derece Kinetik Serbest bir yük taşıyıcısı ya TL merkezi ile yeniden birleşir ya da yeniden tuzaklanma olasılığına sahiptir. Garlick ve Gibson (1948) yükün tekrar tuzaklanma olasılığının baskın olduğu durumu tanımlamak amacıyla ikinci derece kinetik terimini kullanmışlardır. Bu durumda, Eşitlik (1.57) kullanılmalıdır: 66

84 ( ) = = exp (1.57.) Bu eşitlik, yeniden tuzaklanmanın ihmal edildiği için yeniden birleşme olasılığının 1 e eşit olduğu birinci derece kinetik ifadesinden farklıdır. Burada s = s / N ile gösterilir ve genellikle ön-üssel faktör olarak adlandırılır. s, cm 3 s -1 boyutunda bir sabit, N (cm -3 ) ise tuzak yoğunluğudur. = exp (1.58.) = (1.59.) = 1+ exp (1.60.) Eşitlik (1.60.), Eşitlik (1.57.) de yerine yazılırsa ( ) = = exp = ( ) ( ) (1.61.) Elde edilir. = da Eşitlik (1.58) de yerine yazılırsa; = 1+( ) exp (1.62.) Eşitlik (1.62), Eşitlik (1.57) de yerine yazılırsa I(T) ışık şiddeti: ( ) = ( ) ( ) (1.63.) olarak elde edilir. 67

85 Kinetik mertebenin ışıma eğrisinin şekli üzerinde nasıl bir etki yarattığını gösterebilmek amacıyla Şekil 1.33 de birinci dereceden ve ikinci dereceden kinetik mertebeye sahip iki TL tepesi üst üste bindirilerek verilmiştir. Şekilde her örnek için tek tip tuzak ve dolayısı ile her örnek için sadece bir tepe mevcuttur. Şekilde görüldüğü gibi ikinci dereceden kinetiğe sahip örnek içerisindeki elektronların tekrar tuzaklanmaları TL sinyalinin sönümünü geciktirmektedir. Böylece ikinci derece kinetiğe sahip örnekten elde edilen eğrinin azalan kısmı daha uzundur. Bu fark birinci ve ikinci derece kinetik mertebesine sahip tepeleri ayırt edebilmemizi sağlayan önemli bir özelliktir (Nur, 2010). Şekil 1.33 de I, birinci derece kinetiğe sahip, II, ikinci dereceden kinetiğe sahip örnekte elde edilen tepeleri göstermektedir. Şekil I, birinci derece kinetiğe sahip, II, ikinci dereceden kinetiğe sahip örnekte elde edilen tepelerin şekli. İki eğri arasındaki büyük fark, eğrinin alçalan kısmında görülmektedir (Furetta ve ark., 1998) Genel Mertebeden Kinetik Birinci ya da ikinci dereceden kinetiğin yetersiz olduğu durumlarda genel mertebeden kinetik süreci kullanılmaktadır. Genel mertebeden kinetikte de tuzakların tek tip olduğu yani enerji seviyelerinin aynı olduğu varsayılır. Tek tip enerji seviyesinde bulunan yük taşıyıcıların sayısı (n) nin n b ile orantılı olduğu varsayılarak tuzaklardaki yüklerin boşalma hızı: 68

86 ( ) = = (1.64.) şeklindedir (May ve ark., 1964; Ausin ve ark., 1972; Ward ve ark., 1972). Burada, s, ön-üssel faktördür. b ise genellikle 1 ve 2 arasında herhangi bir değer alır ve kinetik mertebe olarak tanımlanır. s ön-üssel faktörü, cm 3(b-1) s -1 boyutunda ifade edilir. s nün boyutları b mertebesi ile değişir. Ayrıca, b=2 olduğunda, s, s ye indirgenir. = exp (1.65.) = 1+ ( 1) (1.66.) = 1+ ( 1) exp (1.67.) b 1 Burada, s = s n olarak ifade edilirken birimi de saniye -1 dir. Frekans 0 faktörü olan s, verilen bir doz için sabittir fakat doz değiştirildiğinde s de değişir. Eşitlik (1.67), Eşitlik (1.64) de yerine yazılırsa I(t): ( ) = exp( ) 1 + ( 1) exp ( ) (1.68.) Lineer bir ısıtma hızı ( dt = βdt ) Eşitlik (1.65.) de yerine yazılırsa: = 1+ ( ) exp (1.69.) elde edilir. Bu eşitlik, Eşitlik (1.64) de yerine yazılırsa TL ışıma eğrisinin şiddeti I(T) ışıma şiddeti: 69

87 ( ) = exp 1+ ( ) exp ( ) (1.70.) elde edilir. Eşitlik (1.70) te b=2 olduğunda ikinci dereceden kinetik denklemi elde edilmiş olur. Fakat b=1 durumu için bu denklem geçerli değildir. Ancak b 1 için bu denklem birinci dereceden kinetik denklemine indirgenir. Bunların yanı sıra Eşitlik (1.64) tamamen deneysel sonuçlarla türetilmiştir. Diğer eşitlikler kullanılarak (Eşitlik 1.52 ve 1.57) Eşitlik (1.64) ü türetecek bir yaklaşım yoktur. Sonuç olarak genel dereceden kinetik için bir fiziksel model mevcut değildir (Furetta ve ark., 1998) Materyal Özellikleri Doz Cevabı Doz cevabı F(D), ölçülen TL şiddetinin soğurulmuş doza bağımlılığının bir fonksiyonudur. İdeal bir dozimetrik malzeme, geniş doz aralığında lineer bir doz cevabına sahip olmalıdır. Yani farklı doz miktarlarına karşı aynı hassasiyetle cevap vermesi beklenmektedir. Ancak, birçok malzemede lineer olmayan eğriler gözlenir. Normal şartlarda, dozimetrik bir malzemeden elde edilen doz cevap eğrisinde dozun artması ile beraber lineer, supralineer ve sublineer (doygunluk) bölgelerine rastlanmaktadır. Şekil 1.34 de bu bölgeler gösterilmektedir. Bu çalışmada kullanılan TLD-100 (LiF:Mg,Ti) de de sırasıyla bu bölgelere rastlanmıştır. Normalize edilmiş doz cevap fonksiyonu f(d) aşağıdaki denklem ile ifade edilmektedir: ( ) = ( )/ ( )/ (1.71.) 70

88 Sublineer bölge Doyum Termolüminesans Supralineer bölge Lineer bölge Soğurulan Doz Şekil TL eğrisinin soğurulan doza göre şematik gösterimi (McKeever, 1985) F(D), herhangi bir D dozuna karşılık gelen doz cevabıdır. F(D 1 ) ise daha düşük bir D 1 dozuna karşılık gelen doz cevabıdır. Böylece ideal bir dozimetre için geniş bir bölgede (örneğin D=0 Gy den bir kaç MGy e kadar) f(d)=1 olması beklenir. Buna karşın birçok TLD materyalinde f(d) nin 1 olduğu bölge dar bir doz aralığında (yani birkaç Gy e kadar) sağlanmaktadır. f(d)>1 olarak tanımlanan supralineerlik yaygın bir şekilde gözlenirken sublineerlik (f(d)<1) doyuma ulaşıldığında sıklıkla gözlenen bir durumdur. Lineer olmama durumu, doz cevabı tek bir değer aldıkça ve güvenilir bir kalibrasyon eğrisi çıkarıldığı takdirde çok önemli bir problem oluşturmaz. Herhangi bir doza karşılık F(D) değeri, kullanılan malzemenin cinsine, dışsal faktörlere (kullanılan radyasyonun tipi ve enerjisi) ve malzemenin ışıma eğrilerini elde etmek için kullanılan ısıtma yöntemine bağlı olarak değişiklik göstermektedir. Bugüne kadar TLD (özellikle LiF:Mg,Ti tipi) materyallerindeki supralineerliğin sebebini açıklamak için birçok teori ileri sürülmüştür. Bazıları bu 71

89 kritik sürecin radyasyon soğurulması sırasında, bazıları ise TL okunması (readout) sırasında meydana geldiğini savunmaktadır. Sonuç olarak çalışmalar bu kritik mekanizmanın LiF bazlı materyallerde TL okuması yapılırken ısıtma aşamasındaki rekabetten kaynaklandığını gösterdi. Isıtma esnasında tuzaklardan boşalan elektronlar, ya tuzaklanmış deşiklerle yeniden birleşerek TL oluşturuyor ya da çekişme bölgeleri olarak davranan daha derin tuzaklara yeniden tuzaklanıyorlar. Düşük dozlarda, tuzaklarla yeniden birleşme bölgeleri arasındaki mesafe geniş olduğundan serbest bir yükün çekişme bölgesine düşmeden yeniden birleşme yapabilme olasılığı azdır. Bu durumda dozimetrenin doz cevabı, düşük dozlar için azalmaktadır. Malzemeye yüksek doz verildiğinde ise tuzaklarla yeniden birleşme bölgeleri arasındaki mesafe daralır, çekişme bölgelerinin sayısı azalır. Yüksek dozlarda tüm tuzaklar dolacağı için yükler yeniden birleşme bölgelerinde deşiklerle birleşerek TL yayınlama olasılığı artar ve böylece malzemenin doz cevabı da artmış olur. Sonuç olarak yüksek dozlarda materyal doyar (McKeever ve ark., 1995). Dozimetrik bir malzemenin lineer doz cevap eğrisine sahip olduğu doz aralığının belirlenmesi, o malzemenin hangi alanlarda kullanılabileceğinin bir göstergesidir. Örneğin, 10 Gy doz verildikten sonra doyuma ulaşan bir malzemenin yüksek dozlar için kullanılması pek de uygun değildir. Aynı şekilde düşük dozlar için doz cevap eğrisi lineer olmayan bir malzeme kişisel dozimetre olarak kullanılmaz (Nur, 2010) Enerji Cevabı Enerji cevabı, soğurulan radyasyon enerjisinin değişimine bağlı olarak, aynı doz oranı için ölçülen TL şiddetindeki değişimdir. İdeal olarak, dozimetrik bir malzemenin farklı enerjiler ile aynı miktarda verilen doza olan enerji cevabı değişmemelidir. Ancak birçok dozimetrik malzeme için aynı doz miktarı, farklı radyasyon kaynakları ile ışınlandığında TL ışıma şiddetleri farklı olabilmektedir. Eğer foton ile ışınlama söz konusu ise soğurma katsayısı, materyalin kütle enerji soğurma katsayısı olarak adlandırılır ve / ile ifade edilmektedir. Foton enerji cevabı S E (E): 72

90 ( ) = ( / ) ( / ) (1.72.) ile ifade edilir. Denklemdeki alt indisler TLD materyalini ve referans olarak alınan maddeyi temsil etmektedir. Referans madde olarak genellikle hava alınır. Kullanılan materyal bileşik halinde ise soğurma katsayısı; = (1.73.) olarak gösterilmektedir. Denklemdeki ; i nci elementin ağırlık kesridir. Fotonların enerji cevabının pratikteki kullanımı Bağıl Enerji Cevabı (RER) ile sağlanmaktadır. Bağıl Enerji Cevabı ise bir 60 Co kaynağından yayınlanan 1.25 MeV enerjili fotonlara göre tanımlanmaktadır. Buna göre, ( ) = ( ) (. ) dir. (1.74.) Fotonlar sahip oldukları enerjiyi fotoelektrik olay, compton saçılması veya çift oluşum süreçleri ile harcamaktadırlar. Bu olayların hangisinin baskın olacağı sadece fotonun enerjisine bağlı değil aynı zamanda materyalin etkin atom numarasına (Z etkin ) da bağlıdır. Dolayısıyla kütle soğurma katsayısının fotoelektrik olay, compton saçılması ve çift oluşumu gibi bileşenleri vardır. Kütle enerji katsayısının fotoelektrik bileşeni yaklaşık ; compton bileşeni Z etkin /M (M, TLD materyalinin molar kütlesidir); çift oluşumu bileşeni ise ile orantılı olarak değişmektedir. Fotoelektrik olay düşük enerjilerde başta gelirken compton saçılması enerji arttıkça baskın hale gelmektedir. Çift oluşumu ise yalnızca yüksek enerjilerde (E>birkaç MeV) önemlidir. Bu etkilerin hangi enerji aralıklarında baskın geleceği Z etkin ile belirlenmektedir. Örneğin, düşük Z etkin e sahip olan materyaller için compton olayı ile enerji kaybı 25 kev ile 10 MeV arasında baskın hale gelmektedir. 73

91 TLD materyalinin β parçacıkları için göstermiş olduğu enerji cevabı daha karmaşıktır. Yüklü parçacıklar enerjilerini birçok çarpışma ve ışınımsal etkileşimlerle adım adım kaybetmektedir. Elektronlar ile etkileşim söz konusu olduğunda, ile ifade edilen durdurma gücü önemli bir parametre haline gelmektedir (x, materyal içerisinde alınan mesafedir). Fotonlar ile etkileşimde olduğu gibi elektronlar ile etkileşimde de Z etkin önemli bir rol oynar. Durdurma gücü enerjiye bağlı olduğundan elektronun herhangi bir materyal içerisine nüfuz etme menzili β parçacıklarının enerjisine bağlıdır. TLD materyalinin kalınlığı β parçacıklarının menzilinden daha büyük olduğunda, soğurulan doz ve buna bağlı olarak ölçülen TL sinyali de enerjiye bağlı olacaktır. Genel olarak β parçacığının enerjisinin artmasıyla TL cevabında da artış görülmektedir. β parçacığının menzili materyalin kalınlığını aştığında ise TL cevabı sabit bir değer alır. Bu sebepten dolayı, TLD ler 5-30 mg.cm -2 kalınlığına sahip olacak şekilde üretilmektedirler (McKeever ve ark., 1995) Uygulama Alanları Belirli bir uygulama için hangi dozimetrik malzemenin çalışıldığında en iyi sonucu verdiğine karar vermeden önce TLD malzemesinin bu amaç için ihtiyacı karşılayıp karşılamadığını belirlemek gerekmektedir. Şekil 1.35 de önemi giderek artan TLD malzemesinin kullanıldığı başlıca alanlar gösterilmiştir. 74

92 Şekil TLD lerin kullanıldığı Kişisel Dozimetri, Çevresel Dozimetri, Klinik Dozimetri ve Yüksek Doz Uygulamaları gibi genel alanların alt kategorileri ile birlikte gösterimi (McKeever ve ark., 1995) Kişisel Dozimetri Kişisel dozimetrinin başlıca amacı radyasyona maruz kalan personelin rutin işleri boyunca maruz kaldıkları mesleki radyasyonu belirlemektir. Nükleer reaktör çalışanları, hastanedeki radyoterapi teknisyenleri, nükleer yakıtla çalışan gemi personeli bu gruba örnek gösterilebilir. Radyasyon dozunun ölçülmesindeki amaç, personelin maruz kaldığı dozu Uluslar Arası Radyasyon Korunma Ajansı (ICRP) nin belirlediği limitlerin altında tutmaktır. Bu rutin denetlemelerin yanı sıra kişisel dozimetri ölçümü radyasyon kazaları sonucu soğurulan dozun belirlenmesini de içermektedir. Şekil 1.35 te belirtilen alt kategoriler aşağıdaki gibi açıklanabilir: a) Uzuv Dozimetresi: Eller, kollar veya ayakların herhangi bir kısmındaki maksimum eşdeğer dozun belirlenmesidir. b) Tüm Vücut Dozimetresi: İnsan vücudunun yüzeyinin altında yer alan organların içerisinde 1.0 cm derinliğindeki eşdeğer dozun hesaplanmasında kullanılır (kritik organlardaki eşdeğer doz). 75

93 c) Doku Dozimetresi (deri dozu): Birkaç milimetre derinlikteki soğurulan eşdeğer doz ile ilgilenir. Bu kategoride ise etki gücü düşük olan (örneğin beta parçacıkları ve enerjisi <15 kev olan x-ışınları) radyasyon tipleri söz konusudur. Sonuç olarak, TLD lerin yukarıda bahsedilen alanlarda kullanılmasındaki en büyük gereksinimi TLD malzemesinin doku eşdeğeri olmasıdır. Bu alanda söz konusu olan eşdeğer doz aralığı ~10-5 Sv ten 10-1 Sv e kadar değişmekle beraber dozun belirsizliği ± %10-20 aralığında olmalıdır (McKeever ve ark., 1995) Çevresel Dozimetri Son yıllarda bilim, sağlık, sanayi ve politik çevreler, toplumların insan yapımı radyasyon kaynaklarından ileri gelen çevresel felaketlere verdikleri tepkilerin artmasıyla, dikkatlerini bu konuya daha çok vermeye başlamışlardır. Dünyanın geniş bir kitlesinde, nükleer santrallerde yapılan çalışmalar sırasında gaz formundaki radyonüklidlerin günden güne kaçması, düşük seviyeli atıkların atılımı, nükleer yakıtların yeniden kullanımı, nükleer santral kazaları ve nükleer enerji endüstrisinin yapmış olduğu bazı aktiviteler sonucunda, bu çalışmaların olası çevresel zararları ile ilgili endişeler oluşmaya başlamıştır. Sonuç olarak, çevresel radyasyon dozunun sürekli olarak ölçülmesi endüstrileşen ülkeler için önemli bir konu haline gelmiştir. Bu sebeple TLD lerin çevresel radyasyonun ölçülmesindeki kullanımı önemlidir. Amerika Birleşik Devletleri ve Avrupa da nükleer santrallerin kurulmakta olduğu bölgelere radyoaktivite seviyesinin belirlenmesi amacıyla TLD sistemleri yerleştirilmektedir. Böyle bir çalışmada kullanılan TLD lerin kişisel dozimetri alanında kullanılanlara göre performans kriterlerinin farklı olması gerekmektedir. Burada dokuya eşdeğer doz söz konusu değildir. Buna karşın, maruz kalınan doz seviyesinin düşük olması (doz eşdeğeri tipik olarak 10-2 msv civarındadır) uzun süren bir okuma zamanı gerektirir. Böylece kullanılacak olan TLD lerin uzun süreler buyunca istikrarlı halde kalabilmesi yüksek orandaki hassasiyetlerini koruyabilmeleri oldukça önemlidir. Özellikle gama ışını yayan kaynaklar bu konuda üzerinde durulan ana kaynak tipleridir. 76

94 İnsanlı uzay uçuşlarının başlamasından bu yana uzay dozimetrisine olan ilgi de artmaktadır. Bu ilginin başlıca nedeni ise astronotların maruz kaldıkları dozun ölçülmesi gerekliliğidir. Buna ek olarak cihazların uzun süreli radyasyona maruz kalması sistemin çökmesine yol açabilmektedir. Yüksek enerjili radyasyonların etkisinin hesaplanabilmesi için TLD ler son zamanlarda birçok uçuşta kullanılmaya başlanmıştır (McKeever ve ark., 1995) Klinik Dozimetri Klinik uygulamalarda küçük boyuttaki TLD materyalleri hastayı tanı veya tedavi sırasında ışınlamadan önce vücuttaki uygun boşluklara yerleştirilerek hastanın aldığı dozu hesaplamak için uzun süreden beri kullanılan bir yöntemdir. Işınlanan bu TLD ler daha sonra okunarak analiz edilir. Bu sayede fizikçiler kritik iç organlara ulaşan gerçek doz miktarını hesaplayabilmekte ve böylece tedaviye yön verecek bilgiler edinmektedirler. Bu tarz bir uygulamanın diğer radyasyon dozimetre tipleri ile gerçekleştirilmesi oldukça zordur. İnsanlar klinik radyasyona iki türlü maruz kalırlar; bunlardan birincisi teşhis amaçlı radyoloji (örneğin mamografide, dişçilikte ve genel tanı amaçlı çekilen filmler sırasında x-ışınına maruz kalırlar), ikincisi de radyoterapidir (değişik tiplerdeki birinci seviyeden kanser terapileri). Bu alanlarda kullanılan radyasyon tipleri x-ışınları (maksimum 10 kev civarında), gama ışınları ( 137 Cs veya 60 Co kaynaklı), elektronlar (40 MeV a kadar), ağır yüklü parçacıklar ve nötronlardır. Radyolojide söz konusu olan doz aralığı 10-5 ile 10-2 Gy arasında değişirken radyoterapide 20 Gy e kadardır. Radyasyon terapisi için hesaplanan dozdaki hata oranı ±%3 ten az olmalıdır. Aksi takdirde tedavi sürecinde sorunlar yaşanabilmektedir. TLD materyallerinin klinik uygulamalarda kullanılmasının en önemli gerekliliği doku eşdeğeri olmasıdır. Canlı içerisindeki doz ölçümü için yüksek hassasiyet, TLD lerden beklenen bir özelliktir. Bu nedenle TLD ler mümkün olduğunca küçük boyutlarda tutulmalıdır. Ayrıca TLD malzemesinin geniş bir doz 77

95 aralığında lineer bir doz cevabına sahip olması da istenen bir özelliktir (McKeever ve ark., 1995). Medikal alanda radyasyon dozunun ölçümünde en yaygın olarak kullanılan termolüminesans madde, etkin atom numarası dokuya eşdeğer olan LiF dür. Dokunun etkin atom numarası 7.42 iken LiF ün 8.14 dür. Enerjiye bağımlılığı azdır ve 30 kev ile 1 MeV arasındaki enerji bağımlılığı 1.25 dir. LiF ün yaydığı termolüminesans ışığın dalga boyu 3500 A 0 ile 6000 A 0 arasındadır. LiF fosforundaki tuzakların farklı enerji seviyelerine sahip olmalarından dolayı, ışıma eğrisinde farklı sıcaklıklarda, farklı yarı ömürlere sahip beş tepe noktası ortaya çıkar. Bu tepelerin yarı ömürleri sırasıyla; birinci tepe 10 dakika, ikinci tepe 10 saat, üçüncü tepe 6 ay, dördüncü tepe 7 yıl ve beşinci tepenin yarı ömrü 80 yıldır. Fosfor C de bir saat fırınlandıktan ve ışınlandıktan sonra okuma 30 dakika geciktirilirse, yarı ömrünün 10 dakika olmasından dolayı, birinci tepe tamamen ortadan kaybolacaktır. Benzer durum ikinci tepe için de geçerlidir. Buradan birinci ve ikinci tepenin rutin dozimetri çalışmaları için uygun olmadığı sonucu çıkar. Bir ışıma eğrisinin şekli, yeri ve tepelerinin sayısı fosfor maddesine bağlıdır. Doğada LiF den başka TLD malzemesi olarak kullanılan Kalsiyum Florid, Kalsiyum Sülfat, Lityum Borat ve Alüminyum Oksit gibi başka fosforlar da mevcuttur. Bu fosforlardan her birinin kendine özgü ışıma eğrileri vardır. Işıma eğrileri altında kalan toplam alan, fosforun ısıtıldığında yaydığı toplam ışık miktarıyla ve bu da fosforun soğurduğu radyasyon dozu ile orantılıdır (Baş, 2005). 78

96 2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR Mergim GÜLMEN 2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR Cai ve ark. (1996) LiF:Mg,Ti (TLD-100) ve LiF:Mg,Cu,P (GR-200A) materyallerinin tepelerinin ayrı ayrı 30, 104 ve 1250 kev lik foton enerjilerinde doz ve enerji cevaplarını araştırmışlardır. TLD 100 ün daha yüksek sıcaklıktaki tepelerinde supralineerliğin arttığını ve 30 kev deki supralineerliğin 1250 kev dekinden daha düşük olduğunu bulmuşlardır. 5. tepenin supralinearitesinin, 3. ve 4. tepeden daha fazla olduğu sonucuna varmışlardır. Budzanowski ve ark.(2001), LiF:Mg;Cu;Na;Si dedektörlerinin dozimetrik özelliklerini çalışmış ve sonuçları LiF:Mg;Cu;P nin özellikleri ile kıyaslamışlardır. Yaklaşık 100 kev dolaylarındaki foton enerji cevaplarının benzer, daha düşük enerjilerde ise Na;Cu; ve Si ye bağlı olarak atom numarası (Z) arttığından LiF:Mg;Cu;Na;Si nin enerji cevabının daha yüksek çıktığı sonucuna varmışlardır. Olko ve ark. (2002), LiF,Mg,Ti dedektörlerinin kev düşük x-ışını enerji aralığındaki enerji cevabını incelemiş, düşük enerjili x-ışınlarının kısa menzilli elektronlar ürettiği ve bu kısa menzilli elektronların radyasyon dozunu depolayarak doyum bölgesine ulaştıkları sonucuna varmışlardır. Carmen ve ark. (2007), çeşitli dozimetrelerle dozimetrik parametreleri değerlendirdiği çalışmada yüksek çözünürlüklü film ve TLD lerin küçük radyasyon alanları için uygun olduğu sonucuna varılmıştır. Geniş hacimli iyon odalarının elektronik dengenin pertürbasyonu ve hacim ortalaması sebebiyle yüksek doz gradiyentli bölgelerde uygun olmadığını belirtmişlerdir. Carinou ve ark.(2008), LiF:Mg,Cu,P (TLD-100H) dedektörlerin oldukça sık kullanılan LiF:Mg,Ti (TLD-100) e göre olan enerji cevaplarını incelemişlerdir. Bunun için ise 33, 48, 65, 83, 100, 110, 164 kev lik x-ışını enerjileri ile 137 Cs ve 60 Co kaynaklarını kullanmışlardır. Sonuç olarak TLD-100H ve TLD-100 dozimetrisinin tüm enerjilere olan cevaplarının benzer olduğu ve böylece her iki TLD tipinin aynı enerji karakteristiğine sahip olduğu sonucuna varmışlardır. Ertunç (2008), Stereotaktik Tedavilerde Dozimetrik Parametrelerin Farklı Dozimetre Teknikleri Kullanılarak Karşılaştırılması başlıklı yüksek lisans tezinde 6 MV foton enerjili lineer hızlandırıcı tedavi cihazına mini çok yapraklı kolimatörü 79

97 2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR Mergim GÜLMEN monte ederek küçük alan boyutlarına ait verim, yüzde derin doz ve demet profillerini iyon odası, radyografik film ve termolüminesans dozimetre ile ölçerek değerlendirmiştir. Profil ölçümleri 1x1, 3x3, 5x5 cm² lik kare alanlar ve 10, 20, 40 mm çaplı dairesel alanlar için jel, film dozimetre ve TLD kullanılarak elde edilmiştir. Profillerin %1 in içinde uyumsuzluk gösterdiği bulunmuştur. Freire ve ark. (2008), iki tip LiF dedektörünü LiF:Mg,Ti (TLD-100) ve LiF:Mg,Cu,P (TLD-100H) karşılaştırarak her bir dedektörün yeniden kullanılabilirliği, fon sinyali dozunu, doz cevabını ve enerji bağımlılığını 90 Sr/ 90 Y radyasyon kaynağı, ISO N30,N40, N60, N80, N100, N120 x-ışınları ve Harshaw 6600 okuyucu kullanarak araştırmışlardır. Kalibrasyon enerjisi olarak da N120 ve Cs kaynakları kullanılmıştır. Sonuç olarak LiF:Mg,Ti materyalinin enerjiye bağımlılığı LiF:Mg,Cu,P den daha fazla olduğu, her iki materyalin msv aralığında verilen dozlara doz cevaplarının lineer olduğu sonucuna varılmıştır. LiF:Mg,Ti, hassaslaştırılmış LiF:Mg,Ti ve LiF:Mg,Cu,P materyallerinin foton eneji cevabı Şekil 2.1 de gösterildiği gibidir. Şekil 2.1. LiF:Mg,Ti ( ) ve hassaslaştırılmış LiF:Mg,Ti ( ). LiF:Mg,Ti dedektörleri 137Cs gama kaynağı ile ışınlanmıştır. Kesikli eğri Geiss ve ark. nın 250 kvp x ışınları için TLD-100 ün doz cevabını göstermektedir (Freire ve ark., 2008) 80

98 2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR Mergim GÜLMEN Göreli Cevap Şekil 2.2. LiF:Mg,Ti ( ) ve hassaslaştırılmış LiF:Mg,Ti ( LiF:Mg,Cu,P(+) (Freire ve ark., 2008) ) ve yüksek hassasiyetli Dönmez (2009) Küçük Alanlı Elektron Işın Demetlerinde Dozimetri Parametrelerinin Araştırılması adlı yüksek lisans tezinde farklı hacimlere sahip iyon odaları, film ve TLD sistemini kullanarak doz verimi ölçümlerini gerçekleştirmiştir. Sonuç olarak tüm alanlarda iyon odaları ölçümleri birbiriyle uyumlu sonuçlar verirken, film ölçümlerinde daha farklı sonuçlara ulaşıldığı görülmüş ancak alan boyutu arttıkça kullanılan tüm iyon odaları, TLD ve filmden benzer sonuçlar elde edilmiştir. Yani alan boyutunun artmasıyla farklı yöntemlerden elde edilen verilerin birbiriyle uyumlu hale geldiği görülmüştür. TLD sonuçları küçük alanlarda film ve iyon odaları sonuçları arasında ortalama değerlere sahipken, alan boyutunun artmasıyla iyon odası sonuçlarıyla benzer sonuçlar elde edilmiştir. Enerji değerleri arttıkça farklı yöntemlerden elde edilen doz verimi faktörleri arasındaki farklar azalmakta, sonuçların birbiriyle olan benzerliklerinin arttığı belirtilmiştir. Zullo ve ark.(2009), yüksek enerjili proton tedavisinde TLD-100 ölçümlerinin doğruluğunu araştırmıştır. TLD ölçümlerini paralel plan iyon odası ile karşılaştırmış ve sonuçların birbiriyle uyumlu olduğu sonucuna varmışlardır. Bauk ve ark. (2011), LiF:Mg,Ti (TLD-100) materyalinin 80 kvp enerjisine sahip x-ışınları ile farklı dozlar vererek düşük doz cevabını incelemişlerdir. TLD-100 materyalinin mgy arasındaki doz aralığında lineer olduğunu göstermişlerdir. 81

99 2. ÖNCEKİ ÇALIŞMALAR Mergim GÜLMEN 82

100 3. MATERYAL VE METOD Mergim GÜLMEN 3. MATERYAL VE METOD 3.1 Materyal TLD-100 Dozimetreleri ve Özellikleri Termolüminesans kavramı 1660 lı yıllarda bazı floritlerin ve kireç taşlarının ısıtıldığında ışık yaydığının gözlenmesi ile ortaya çıkmıştır. Termolüminesans (TL), bazı kristallerin radyasyon ile transfer edilen enerjiyi depolayarak daha sonra kristalin ısıtıldığında bu enerjiyi görünür ışık formunda yaymasıdır. Farrington Daniels 1950 li yıllarda atom bombası testleri sırasında LiF ün (lityum florür) radyasyon dozimetresi olarak kullanımı ile ilgili başarılı uygulamalar gerçekleştirmiştir (Moorhead ve ark., 1952). Kullandığı LiF materyalinin formu, günümüze kullanılan TLD-100 ün formuna oldukça yakındır. TL dozimetreleri gibi özel uygulamalar için materyal arayışıyla ilgili ciddi araştırmalar 1950 lerde Daniels ve arkadaşlarının (1953) çalışmalarıyla başlamıştır. Bu yıllarda en çok gelecek vadeden materyal LiF dür. Bir süre sonra LiF mineralinin bilinen özelliklerinin materyal içerisindeki Mg ve Ti safsızlıkların katkısıyla şekillendiği anlaşılmıştır. Bu özellik Cameron ve ark. (1963;1968) tarafından ortaya konmuştur. Böylece bu çalışmaların sonucunda Harshaw Chemical Company tarafından 1963 yılında TLD- 100 dozimetresi üretilmiştir (McKeever ve ark., 1995). LiF medikal alanda radyasyon dozunun ölçümünde en yaygın olarak kullanılan, etkin atom numarası dokuya eşdeğer olan termolüminesans dozimetresidir. Dokunun etkin atom numarası 7.42 iken LiF ün 8.14 dür. Enerjiye bağımlılığı azdır ve 30 kev ile 1 MeV arasındaki enerji bağımlılığı 1.25 dir. LiF ün yaydığı termolüminesans ışığın dalga boyu 3500 ile 6000 Å arasındadır. LiF fosforundaki tuzakların farklı enerji seviyelerine sahip olmalarından dolayı, ışıma eğrisinde farklı sıcaklıklarda, farklı yarı ömürlere sahip beş tepe noktası ortaya çıkar. Bu tepelerin yarı ömürleri sırasıyla; birinci tepe 10 dakika, ikinci tepe 10 saat, üçüncü tepe 6 ay, dördüncü tepe 7 yıl ve beşinci tepenin yarı ömrü 80 yıldır. Fosfor C de bir saat fırınlandıktan ve ışınlandıktan sonra okuma 30 dakika 83

101 3. MATERYAL VE METOD Mergim GÜLMEN geciktirilirse, yarı ömrünün 10 dakika olmasından dolayı, birinci tepe tamamen ortadan kaybolacaktır. Benzer durum ikinci tepe için de geçerlidir. Buradan birinci ve ikinci tepenin rutin dozimetri çalışmaları için uygun olmadığı sonucu çıkar. Bir ışıma eğrisinin şekli, yeri ve tepe noktalarının sayısı fosfor maddesine bağlıdır. Doğada LiF den başka TLD malzemesi olarak kullanılan Kalsiyum Florid, Kalsiyum Sülfat, Lityum Borat ve Alüminyum Oksit gibi başka fosforlar da mevcuttur. Bu fosforlardan her birinin kendine özgü ışıma eğrileri vardır. Işıma eğrileri altında kalan toplam alan, fosforun ısıtıldığında yaydığı toplam ışık miktarıyla ve bu da fosforun soğurduğu radyasyon dozu ile orantılıdır. Bu çalışmada kullanılan TLD-100 örneklerinin bir görüntüsü Şekil 3.1 de verilmiştir. Şekil 3.1. LiF:Mg,Ti (TLD-100) çip formundaki dozimetreler Kullanılan Cihazlar TL Ölçüm Sistemi Bu çalışmada yapılan ölçümlerde Risø TL/OSL (model DA-20) cihazı kullanılmıştır. Risø nun bu en son geliştirilen modeli hem TL hem de Optiksel Uyarılma ile Lüminesans (OSL) ölçümlerini bir arada yapabilmektedir. TL/OSL cihazı tamamen bilgisayar kontrollüdür. Bu kontrolün sağlanabilmesi ve elde edilen ölçüm sonuçlarının analiz edilebilmesi için sırasıyla Sequence ve Analyst adı verilen iki program kullanılmaktadır. Şekil 3.2 de cihazın bir görüntüsü verilmektedir. Şekil 3.3 de ise cihazı oluşturan parçalar şematik olarak 84

102 3. MATERYAL VE METOD Mergim GÜLMEN gösterilmektedir. Şekil 3.4 de ise deneyde kullanılan kenarlıklı diskler ve örneklerin yerleştirildiği döner tabla gösterilmektedir. Risø TL/OSL otomatik ölçüm sistemi ile 48 örneğin sırasıyla; Oda sıcaklığı ile 700 ºC arasında TL ölçümü yapılabilmektedir, Sürekli dalgada (CW) modunda değişik ışık kaynakları (IR ve mavi ışık) kullanarak OSL ölçümü yapılabilmektedir, Radyoaktif beta (β) kaynağı ( 90 Sr/ 90 Y) yardımıyla örneklerin sırasıyla ışınlanması yapılabilmektedir. TL/OSL cihazının bir diğer avantajı da örneklerin OSL ve TL ölçümleri sırasında ön ısıtma işlemine tabi tutulabilmeleridir. Ayrıca OSL ölçümü, belirlenen bir ön ısıtma sıcaklığında örnek sıcaklığının sabit tutularak gerçekleştirilebilmektedir. Bu sayede kuvars gibi dozimetrik malzemelerin tuzak parametreleri ve karakteristiği ile ilgili çalışmaların yapılması mümkün olmaktadır (Nur, 2010). Şekil 3.2. Risø TL/OSL cihazının görüntüsü 85

103 3. MATERYAL VE METOD Mergim GÜLMEN Şekil 3.3. Risø TL/OSL cihazının şematik gösterimi Şekil 3.4. Deneylerde kullanılan kenarlıklı diskler ve örneklerin yerleştirildiği 48 örnek haznesine sahip döner tabla TLD okuyucu sistemi örneğin ısıtıldığı, ısıtma süresince meydana gelen ışımanın sayıldığı, ışıma verilerinin aktarıldığı ve görüntülenerek kaydedildiği elektronik kısımlardan meydana gelmektedir. Fosforu ısıtmak ve yayılan 86

104 3. MATERYAL VE METOD Mergim GÜLMEN termolüminesans fotonlarını algılamak için Şekil 3.5 deki gibi bir sisteme ihtiyaç duyulur. Numune bir tepsiye konarak ısıtılır. Şekil 3.5. TL Okuyucunun şematik gösterimi (Baş, 2005) Fotokatlandırıcı tüp örnekten yayılan TL yi elektrik sinyaline dönüştürür. Işıma eğrisindeki tepelerin altındaki alan, doğrudan fotokatlandırıcı tüp akımının zaman integrali ile orantılıdır. Bütün ticari okuyucular TL salınımını dedekte edebilmek için bir fotokatlandırıcı tüp kullanır. Numunenin ısıtılmasıyla ortaya çıkan TL fotonları katlandırıcı tüpün fotokatoduna çarptığında fotoelektrik olay sonucu 1-3 elektron koparır. Bu ilk elektronlar voltaj farkından dolayı diyotlara doğru hızlanarak diyotlara çarpması sonucu ikincil elektronları oluştururlar. Bu şekilde elektronlar çoğaltılarak bir akım meydana getirirler. Fotokatlandırıcı tüpte meydana gelen akım, numunenin saldığı ışık şiddeti ile orantılıdır. Böylece lüminesans sinyalleri elektrik akımına çevrilerek önce kontrolöre sonra da bilgisayara aktarılmaktadır Doğrusal Hızlandırıcı Bu çalışmada Ç.Ü. Tıp Fakültesi Radyasyon Onkoloji Anabilim Dalı nda bulunan foton enerjileri 6 MV ve 18 MV seviyesinde, elektron enerjileri ise 6, 9, 12, 16, 20 MeV olan ve alan açıklığı 0.5 x 0.5 cm 2 den 40 x 40 cm 2 ye kadar açılabilen 87

105 3. MATERYAL VE METOD Mergim GÜLMEN 80 adet MLC (Multi Leaf Collimator) e sahip VARIAN CLINAC marka doğrusal hızlandırıcı kullanılmıştır. Bu cihazın hızlandırıcı tüpü duran dalga prensibine göre çalışmaktadır. Radyofrekans kaynağı olarak klistron kullanılmaktadır. Ayrıca, 60 0 ye kadar sanal kama filtreye sahiptir. Üç adet sabit lazer sistemi vardır. Lazerlerin kalınlığı en fazla 2 mm dir ve lazer izomerkezlerinin ve alan sınırlarının hasta cildine doğru bir şekilde örtüşmesi en çok ±1 mm hassasiyetle ayarlanabilmektedir. VARIAN CLINAC Doğrusal Hızlandırıcı Fizik Mühendisleri Odası ve Türkiye Atom Enerji Kurumu nun dozimetrik ve mekanik parametre standartlarına uyumludur. Şekil 3.6 da cihazın bir görüntüsü yer almaktadır. Şekil 3.6. VARIAN CLINAC marka doğrusal hızlandırıcı Co Tedavi Ünitesi Bu çalışmada Çukurova Üniversitesi Tıp Fakültesi Balcalı Hastanesi Radyasyon Onkolojisi Anabilim Dalı nda bulunan Alcyon II marka 60 Co kaynağı kullanılmıştır. Bu kaynağın örnek pozisyonundaki doz soğurma hızı 2,217 Gy/dakika olarak hesaplanmıştır. 60 Co izotopunun 2 farklı yayınım spektrumu vardır. Birincisi 88

106 3. MATERYAL VE METOD Mergim GÜLMEN spektrumun enerjisi 1,17 MeV iken ikincisi de 1,33 MeV dir. Fakat genellikle kaynağın enerjisi bu iki enerjinin ortalaması alınarak 1,25 MeV olarak kabul edilmektedir. Şekil 3.7 de ise ışın tedavisinde kullanılan Alcyon II marka gama kaynağının görüntüsü yer almaktadır. Şekil 3.7. Alcyon II marka 60 Co kaynağı İyon Odası Bu çalışmada doğrusal hızlandırıcıda alınan ölçümler için 0,35 cm 3 hassas hacime sahip, 2 MeV ile 45 MeV yüksek elektron enerji aralığında su ve katı fantom içerisinde ölçüm yapılabilen, giriş penceresi 1,1 mm kalınlığa sahip akrilik malzeme ile kaplanmış, suda 60 Co kaynağı ile kalibre edilmiş olan Ross marka paralel planlı iyon odası kullanılmıştır. Bu iyon odası IAEA (International Atomic Energy Agency) tarafından önerilmiş olup elektron demeti ile referans ölçümler için kullanılmaktadır. Şekil 3.8 de iyon odasının bir görüntüsü yer almaktadır. 89

107 3. MATERYAL VE METOD Mergim GÜLMEN Şekil 3.8. Ross marka paralel planlı iyon odası Akrilik Muhafaza TLD ler 80 0 C lik fırında tavlanırken, 60 Co kaynağı ve lineer hızlandırıcıda ışınlama esnasında akrilik muhafaza içerisine konulmuştur. Kullanılan akrilik muhafaza, üst kapağı 0,6 cm, alt kapağı ise 0,9 cm kalınlığına sahip 10x15 cm 2 lik bir malzemedir. Akrilik muhafazanın görüntüsü Şekil 3.9 da verilmektedir. Şekil 3.9. TLD-100 dozimetrelerin yerleştirildiği akrilik muhafaza 90

108 3. MATERYAL VE METOD Mergim GÜLMEN Alüminyum Muhafaza TLD ler C yüksek sıcaklıkta alüminyum muhafaza içerisinde tavlanmıştır. Örnekler yerleştirilirken ve alınırken, akrilik muhafazada olduğu gibi sırasının değişmemesine dikkat edilmiştir. Şekil 3.10 da alüminyum muhafazanın görüntüsü verilmektedir. Şekil Alüminyum muhafaza 3.2. Metod Deneysel çalışmalara başlamadan önce, VARIAN CLINAC marka doğrusal hızlandırıcının kalite kontrol testleri yapıldı. Kullanılmakta olan elektron demetlerinde enerji kalitesi ölçülerek cihazın kabul testleri sırasındaki enerji düzeyinde olduğundan emin olundu, radyasyon alanının düzgünlüğüne ve simetrisine bakılarak elektron demetlerinin istenen tolerans sınırları içinde olması sağlandı. Bu testlerin ardından standart doz, katı su eşdeğeri fantomda SSD=100 cm de her bir enerji seviyesi için uygun referans derinlikte 1 cgy/mu olacak şekilde ayarlandı. 91

109 3. MATERYAL VE METOD Mergim GÜLMEN TLD-100 Dozimetrelerin Tavlama Protokolü Yüksek tavlama sıcaklığı özellikle dozimetrik tuzaklarda bulunan ve istenmeyen dozun silinmesi için uygulanmaktadır. Düşük sıcaklıkta tavlama ise düşük sıcaklık tuzaklarının kararlı hale gelmesi için yapılmaktadır. Bununla birlikte düşük sıcaklıktaki tavlama dozimetrik tuzakların hassasiyetini arttırmak ve termal veya optiksel sönüm yolu ile TL şiddetindeki olası kayıpların önüne geçmek için uygulanmaktadır. Örnekleri yüksek sıcaklıkta tavlamak için TLD-100 dozimetreler alüminyum muhafaza içerisine sırası bozulmayacak şekilde dizilmiştir. Şekil 3.11 de örneklerin yerleştirildiği alüminyum muhafaza ile yüksek sıcaklıkta tavlandığı fırının bir görüntüsü yer almaktadır. TLD-100 dozimetreler C de 1 saat 20 dakika tavlandıktan sonra oda sıcaklığında 30 dakika hızlı soğumaya bırakılmış daha sonra da 80 0 C sıcaklıkta 24 saat boyunca etüvde bekletilmiştir C lik fırından çıkarılan örnekler kararlı tuzak dengesine ulaşmaları için tekrar 24 saat beklemeye bırakılmıştır. Şekil (a) TLD dozimetrelerin yüksek sıcaklıkta tavlanması için kullanılan alüminyum muhafaza. (b) TLD dozimetrelerin yüksek sıcaklıkta tavlandığı fırın 92

110 3. MATERYAL VE METOD Mergim GÜLMEN TLD-100 Dozimetrelerinin Kalibrasyon Faktörlerinin Bulunması Eşit miktarda ve aynı koşullarda ışınlanan TLD lerin, soğurdukları doz değerlerinin de aynı olması gerekir. Ancak TLD lerin imalat ve saklama koşullarından kaynaklanan farklılıklardan dolayı tüm TLD ler aynı sonucu vermemektedir. Hassasiyet farklılıklarının en aza indirgenmesi amacıyla deneyde kullanılacak olan TLD-100 dozimetreler kalibre edilmiştir. Bu çalışmada toplam 24 adet TLD-100 (LiF:Ti,Mg) kullanılmıştır. Kalibrasyon işlemine başlamadan önce TLD-100 dozimetreler C de 1 saat 20 dakika tavlandıktan sonra oda sıcaklığında 30 dakika hızlı soğumaya bırakılmış daha sonra da 80 0 C sıcaklıkta 24 saat boyunca etüvde bekletilmiştir C lik fırından çıkarılan örnekler kararlı tuzak dengesine ulaşmaları için tekrar 24 saat beklemeye bırakılmıştır. Bekleme süresi biten dozimetreler, 10x15 cm 2 akrilik muhafaza içerisinde Çukurova Üniversitesi Radyasyon Onkolojisi Anabilim Dalı nda bulunan VARIAN CLINAC marka doğrusal hızlandırıcı ile alan 15x15 cm 2, SSD 100 cm olacak şekilde 1 cgy doz verilerek ışınlanmıştır. Tüm TLD ler, ışıma eğrisindeki kısa yarı-ömürlü tepelerin etkisinin ortadan kaldırılması amacıyla, ışınlamanın ardından 24 saat sonra okunmuşlardır. Her bir TLD için C ile C arasındaki sinyaller toplanmış, fon sinyali de bu toplamdan çıkarılmıştır. Her kalibrasyon işlemi için en az bir fon TLD si kullanılmıştır. Fon TLD ler ışınlanacak olan TLD ler ile birlikte aynı koşullara tabii tutulmuştur. Fon sinyali çıkarıldıktan sonra her bir TLD sinyali, tüm TLD lerin sinyallerinin medyanına bölünerek çip faktörleri elde edilmiştir. Her deney öncesinde örneklerin C lik fırından çıktıktan sonra tuzak yapısı değiştiğinden kalibrasyon işlemi de tekrarlanmıştır. Yapılan çalışmada TLD-100 dozimetreler için her deneye özgü çip faktörleri elde edilmiştir TLD-100 Dozimetrelerin Okunması TLD-100 dozimetreler ışınlandıktan 24 saat sonra Risø TL/OSL cihazında Risø Sequence Editör programı ile okunmuştur. Risø Sequence Editör programı Şekil 3.12 de gösterildiği gibi yazılmıştır. 93

111 3. MATERYAL VE METOD Mergim GÜLMEN Şekil TLD-100 örneklerini Risø TL/OSL cihazındaki sisteme ait orijinal Sequence programı TLD-100 Dozimetrelerinin Doz Cevabı Bölüm de de belirtildiği gibi iyi bir dozimetrik malzemenin geniş bir doz aralığında lineer bir doz cevap eğrisine sahip olması gerekmektedir. Bu nedenle TLD-100 (LiF:Mg,Ti) kristalinin hangi doz aralığında lineer bir doz cevap eğrisine sahip olduğunun belirlenmesi bu dozimetrenin tıptaki kullanımı (hasta dozunun ölçülmesi) açısından oldukça önemlidir. LiF:Mg,Ti (TLD-100) dozimetrik malzemenin hangi bölgede lineer bir doz cevap eğrisine sahip olduğunun belirlenmesi amacıyla öncelikle TLD dozimetrelere Bölüm de belirtildiği gibi yüksek sıcaklıkta tavlama protokolü uygulanmıştır. Tavlamanın ardından deneyde kullanılacak olan TLD dozimetrelerinin kalibrasyon faktörlerinin bulunması amacıyla Bölüm de belirtilen protokol uygulanmıştır. 94

112 3. MATERYAL VE METOD Mergim GÜLMEN Bu işlemler gerçekleştirildikten sonra TLD-100 dozimetrelerin doz cevapları incelenmiştir. Bunun için aşağıdaki işlem adımları takip edilmiştir. TLD-100 dozimetrelerin doz cevabının belirlenmesi için 24 adet TLD-100 kullanılmıştır. 24 adet TLD den ikisi fon, bir tanesi de yedek olarak ayrılmıştır. Örnekler üçerli gruplara ayrılarak lineer hızlandırıcıda sırasıyla 0,1, 0,25, 0,5, 1, 2,5, 7,5, 10 Gy lik dozlar verilmiştir. Işınlama işleminin ardından örnekler 24 saat bekletilmiş ve daha sonra Bölüm de belirtildiği gibi Sequence programı ile Risø TL/OSL cihazında okunmuştur. Sonuçlar Bölüm 4.1 de verilmiştir TLD-100 Dozimetrelerinin Enerji Cevabı Bölüm de de bahsedildiği gibi ideal olarak, dozimetrik bir malzemenin farklı enerjiler ile aynı miktarda verilen doza olan enerji cevabı değişmemelidir. Fotonların enerji cevabının pratikteki kullanımı Bağıl Enerji Cevabı (RER) ile sağlanmaktadır. Bağıl Enerji Cevabı ise bir 60 Co kaynağından yayınlanan 1.25 MeV enerjili fotonlara göre tanımlanmaktadır. Buna göre, ( ) = ( ) (. ) (3.1.) formülü kullanılarak TLD-100 dozimetrelerin 60 Co kaynağına göre olan enerji cevabı hesaplanmıştır. TLD-100 dozimetrelerin enerji cevabının incelenmesi için deneye başlamadan önce Bölüm de bahsedilen tavlama protokolü uygulanmıştır. Tavlama protokolü uygulandıktan sonra her bir TLD çipinin kalibrasyon faktörünün belirlenmesi amacı ile Bölüm de bahsedilen protokol uygulanmıştır. TLD-100 dozimetrelerinin enerji cevabının belirlenmesi amacıyla ikisi fon, bir tanesi de yedek olmak üzere toplam 24 adet TLD-100 dozimetre kullanılmıştır. Her bir TLD için kalibrasyon faktörü belirlendikten sonra TLD ler yedişerli gruplara ayrılarak 60 Co kaynağı, ve doğrusal hızlandırıcı kullanılarak 6 MV ve 18 MV enerjilerinde 2 Gy lik sabit doz verilerek ışınlanmıştır. Işınlanan örnekler 24 saat 95

113 3. MATERYAL VE METOD Mergim GÜLMEN bekletildikten sonra Risø TL/OSL cihazında 5 o C/s ısıtma hızıyla okunmuştur. Sonuçlar Bölüm 4.2 de verilmiştir. TLD-100 dozimetreler Bölüm de belirtildiği gibi Sequence programı ile Risø TL/OSL cihazında okunmuştur TLD İyon Odası Ölçümleri TLD-100 dozimetreler ile alınan ölçümlerin doğruluğunu araştırmak için iyon odası ile de ölçüm yapılarak her iki dozimetreden alınan sonuçlar karşılaştırılmıştır. Bunun için lineer hızlandırıcının 4, 6, 9, 12, 15 MeV lik elektron demeti kullanılmıştır. TLD-100 dozimetreleri ile iyon odası ölçümlerinin karşılaştırılması için deneye başlamadan önce Bölüm de bahsedilen tavlama protokolü uygulanmıştır. Daha sonra her bir TLD çipinin kalibrasyon faktörünün belirlenmesi amacı ile Bölüm de bahsedilen protokol uygulanmıştır. Bu deney için biri fon, bir tanesi de yedek olmak üzere 17 adet TLD-100 dozimetre kullanılmış, TLD ler kalibre edildikten sonra her enerji için üçerli gruplara ayrılmıştır. Kullanılan iyon odası ise Ross marka olup UNIDOS elektrometre ile birlikte kalibre edilmiştir. Kullanılan elektron enerjileri için merkezi eksende, 1 cm derinliğe 100 cgy verilecek şekilde ECLIPSE planlama sisteminde MU hesabı yapılmıştır. TLD-100 dozimetrelerin kalibrasyon faktörlerinin elde edilmesinin ardından örnekler 80 0 C sıcaklıkta 24 saat tavlanarak 24 saat bekletilmiştir. Bu deney için sonra biri fon, bir tanesi de yedek olmak üzere 17 adet TLD-100 dozimetre kullanılmıştır. İyon odası ve TLD ler Şekil 4.5(a) ve (b) deki gibi merkezi eksende katı su fantomunun 1 cm derinliğine yerleştirilerek 10x10 cm 2 lik alanda, SSD 100 cm olacak şekilde yerleştirilmiştir. Dozimetreler tedavi planlama sisteminde (TPS) katı su fantomunun 1 cm derinliğine 100 cgy verilecek şekilde doğrusal hızlandırıcıda ayrı ayrı ışınlanmıştır. İyon odası ile geriye kalan TLD lerden ikisi fon, diğer iki tanesi de 60 Co kaynağında doğrusal hızlandırıcıda olduğu gibi aynı geometriye yerleştirilerek ışınlanmıştır. TLD-100 dozimetreler ışınlandıktan 24 saat sonra Bölüm de belirtildiği gibi Risø TL/OSL cihazında okuma işlemine tabii tutulmuştur. 96

114 3. MATERYAL VE METOD Mergim GÜLMEN Şekil TLD-İyon odası karşılaştırması için deney düzeneği (Dönmez, 2009) Bu ölçümlerden elde edilen TLD sayımları, 4 MeV lik enerji seviyesinde ölçülen iyon odası sonuçlarına, 60 Co kaynağından alınan iyon odası sonuçlarına ve 60 Co kaynağından alınan TLD sayımlarına ayrı ayrı normalize edilmiş ve elde edilen sonuçlar karşılaştırılmıştır. Doğrusal hızlandırıcı ile yapılan iyon odası ölçümlerinde Ross marka iyon odası kullanılmıştır. Bu iyon odası UNIDOS elektrometre ile birlikte kalibre edilmiştir. Ross iyon odası için TAEK ten alınan N D,W değeri; N D,W = 0,983 dür. Soğurulan dozu hesaplamak için: D W = M U x N D,W x k QQ0 x Su/RW3 x c TP (3.2.) M U : Elektrometreden okunan değer c TP : Basınç sıcaklık düzeltmesi k QQ0 : demet kalite düzeltme faktörü 97

115 3. MATERYAL VE METOD Mergim GÜLMEN Su/RW3: fantom düzeltme faktörü N D,W : İkincil standart laboratuardan alınan (TAEK) iyon odası kalibrasyon faktörü formülü kullanılmıştır. Sıcaklık-basınç düzeltmesi için sıcaklık ve basınç değerleri doğrudan elektrometreye girilmiştir. Her bir enerji seviyesi için k QQ0 ve Su/RW3 değerleri IAEA nın yayınlamış olduğu TRS 398 protokolünde bulunan tablodan yararlanılarak formülde yerine yazılmıştır. Bu değerler Tablo 3.1 de gösterilmiştir. Tablo 3.1. Doğrusal hızlandırıcıdaki farklı elektron enerji seviyeleri için Ross iyon odasına ait elektrometreden okunan doz değerleri, demet kalite düzeltme faktörleri, fantom düzeltme faktörleri ve R 50 değerleri Enerji (MEV) MU (cgy) k QQo Su/RW3 R 50 (cm) TLD sayımlarını 4 MeV deki iyon odası sonucuna normalize etmek için en düşük enerji seviyesi olan 4 MeV de 100 cgy doz verilmesi sonucu ölçülen ortalama TLD sayımını yine 4 MeV de 100 cgy ışınlanarak ölçülen ortalama iyon odası değerine bölünerek bir sayı elde edilmiştir. Bunun sonucunda elde edilen sayıyı deneyde kullanılan tüm enerji seviyelerindeki TLD sayımlarına bölünmüştür. Elde edilen değerler Tablo 4.7 de gösterilmiştir. 60 Co kaynağı ile yapılan iyon odası ölçümlerinde PTW marka 0.6 cc lik hacime sahip silindirik iyon odası ile Victoreen 525 marka elektrometre kullanılmıştır. İyon odası için TAEK ten alınan N D değeri; N D = mgy/mgy dir. Soğurulan dozu hesaplamak için, D W = M U x N D x P U x Sw,air x P disp x h m/w x c pt (3.3.) 98

116 3. MATERYAL VE METOD Mergim GÜLMEN M U : Elektrometreden okunan değer c TP : Basınç sıcaklık düzeltmesi; (T=22 0 C, T 0 =20 0 C, P=1001,5 mbar, P 0 = 1013 mbar) h m/w : Ölçüm ortamı olarak sudan farklı bir ortam kullanıldığında bu ortamın iyon odasının cevabına yaptığı etkiyi düzelten faktör. P U : İyon odasının ortamda yarattığı pertürbasyon düzeltme faktörü S w,air ; Hava ve suyun durdurma gücü oranı P cel : iyon odası için merkezi elektrot düzeltme faktörü P disp : silindirik iyon odası için yerdeğiştirme faktörü 60 Co kaynağı ile yapılan ölçümlerde kullanılan Victoreen marka iyon odası için yukarıda bahsedilen faktörler Tablo 3.2. de verilmiştir. Basınç-sıcaklık düzeltmesi c TP, =,, (3.4.) formülü kullanılarak hesaplanmıştır. Tablo Co kaynağı kullanılarak PTW marka iyon odası ile elektrometreden alınan doz değeri ve iyon odasının düzeltme faktörleri Enerji (MeV) M U (cgy) N D P U S w,air P disp h m/w c TP 60 Co Bu değerler formülde yerine yazılarak iyon odası ile soğurulan doz D w = cgy olarak hesaplanmıştır. TLD sayımlarını 60 Co kaynağı ile yapılan iyon odası sonucuna normalize etmek için, 60 Co kaynağında 100 cgy dozla ışınlanan TLD sayımını yine 60 Co kaynağında 100 cgy ile ışınlanan iyon odası değerine bölerek elde edilen sayı deneyde kullanılan tüm enerji seviyelerindeki TLD sayımlarına bölünmüştür. Elde edilen değerler Tablo 4.8 de gösterilmiştir. TLD sayımlarını 60 Co kaynağından alınan TLD sayımlarına normalize etmek için ise, 60 Co ile 100 cgy doz verilen TLD lerin ortalaması alınarak deneyde kullanılan tüm enerji seviyelerindeki TLD sayımları, elde edilen bu sayıya 99

117 3. MATERYAL VE METOD Mergim GÜLMEN bölünmüştür. Tablo 3.3 de 60 Co kaynağında 100 cgy doz verilen TLD sayımları gösterilmiştir. Elde edilen sonuçlar ise Tablo 4.9 da verilmiştir. Tablo Co kaynağında 100 cgy doz verilen TLD sayımları TLD No TLD sayım Çip Faktörü Sayım/çip faktörü Net sayım Ortalama sayım , , , , , , ,28 100

118 4. BULGULAR VE TARTIŞMA Mergim GÜLMEN 4. BULGULAR VE TARTIŞMA 4.1. TLD-100 Dozimetrelerinin Doz Cevabı TLD-100 dozimetrelerin doz cevabını belirlemek amacıyla Bölüm deki yöntem uygulanmıştır. TLD-100 dozimetrelerinin doz cevap deneyinde kullanılması için elde edilen çip faktörleri Tablo 4.1 de verilmiştir. Tablo 4.1. Doz cevap deneyi için elde edilen çip faktörleri TLD no Sayım Net sayım Çip Faktörü , , , , , , , , , , , , , , , , , , , , , , ,003 Fon sinyali 1191 Medyan

119 4. BULGULAR VE TARTIŞMA Mergim GÜLMEN TLD-100 dozimetrelerin doz cevap deneyi için elde edilen TL ışıma eğrileri Şekil 4.1 de gösterilmektedir. Grafikten de anlaşılacağı gibi verilen dozun arttırılmasıyla orantılı olarak TL şiddetlerinin de arttığı görülmektedir. Bu sonuçlar kullanılarak TLD-100 örneklerinin hangi doz aralığında lineer bir doz cevap eğrisine sahip olduğunu anlamak amacıyla Bölüm de verilen F ( D) / D f ( D) = (4.1.) F ( D D 1 ) / 1 denklemi kullanılmış ve elde edilen sonuçlar Tablo 4.2. de verilmiştir. Verilen dozlar için elde edilen doz cevap eğrisi Şekil 4.2 de gösterilmiştir. Tablo Gy ile 10 Gy arası doz verilen TLD-100 ün doz cevap oranları (f(d)) TLD No F(D) Verilen Dozlar D (Gy) f(d) (1-2-3) ,1 0,1 (4-5-6) ,0 0,25 1,0 (7-8-9) ,9 0,5 1,0 ( ) ,6 1,0 1,0 ( ) ,6 2,5 1,0 ( ) ,2 7,5 1,1 ( ) ,5 10 0,9 102

120 4. BULGULAR VE TARTIŞMA Mergim GÜLMEN TL Şiddeti (a.u.) 1,6x Gy 0.25 Gy 1,4x Gy 1 Gy 1,2x Gy 1,0x Gy 10 Gy 8,0x10 5 6,0x10 5 4,0x10 5 2,0x10 5 0, Sıcaklık ( 0 C) Şekil 4.1. TLD-100 ün verilen dozlara ait TL ışıma eğrileri , TL tepkisi (a.u) , Soğurulan doz (Gy) Şekil 4.2. TLD-100 için 0,1-10 Gy lik doz verilerek elde edilen doz cevap eğrisi Tablo 4.2 de de görüldüğü gibi TLD-100 örnekleri 0,25 Gy ile 2,5 Gy arasında lineer bir doz cevap bölgesine (f(d)=1) sahiptir. 2,5-7,5 Gy doz aralığında ise supralineer bir doz bölgesine sahiptir (f(d)>1). 10 Gy de ise TLD-100 doygunluk 103

121 4. BULGULAR VE TARTIŞMA Mergim GÜLMEN bölgesine (f(d)<1) gitmektedir. Literatürde Furetta, C. (2003) TLD-100 dozimetresinin 0,1-6 Gy aralığında, Knoll (2000) 4 Gy e kadar, Khan, F.M., (2010) ve Attix, F.H., (1986) TLD-100 materyalinin 10 Gy e kadar lineer olduğunu belirtmişlerdir. Ayrıca, Bravim ve ark., (2011) TLD-100 dozimetresinin elektron demetine karşı 0,1-5 Gy aralığında lineer bir cevap gösterdiğini saptamışlardır. Hashim ve ark., (2009) TLD-100 çiplerinin elektron ışınlamaları sonucunda 1-3,5 Gy doz aralığında lineer olduğu sonucuna varmışlardır TLD-100 Dozimetrelerinin Enerji Cevabı TLD-100 dozimetrelerin enerji cevabının belirlenmesi amacıyla Bölüm de bahsedilen yöntem uygulanmıştır. TLD-100 dozimetrelerinin enerji cevap deneyinde kullanılması için elde edilen çip faktörleri Tablo 4.3 de verilmiştir. 104

122 4. BULGULAR VE TARTIŞMA Mergim GÜLMEN Tablo 4.3. Enerji cevap deneyi için elde edilen çip faktörleri TLD no Sayım Net sayım Çip Faktörü , , , , , , , , , , , , , , , , , , , , , , ,959 Fon sinyali 1038 Medyan Kalibrasyon faktörlerinin elde edilmesinin ardından TLD ler 80 0 C sıcaklıkta 24 saat tavlanarak tekrar 24 saat bekletildikten sonra yedişerli gruplara ayrılarak her bir grup sırasıyla 60 Co gama kaynağı, 6 MV ve 18 MV lik x-ışınları ile 2 Gy lik doz verilmiştir. TLD-100 dozimetreler ışınlandıktan 24 saat sonra Bölüm de belirtildiği gibi Risø TL/OSL cihazında okuma işlemine tabii tutulmuştur. Elde edilen TL ışıma eğrileri Şekil 4.3 de gösterilmektedir. 105

123 4. BULGULAR VE TARTIŞMA Mergim GÜLMEN 5x10 5 4x Co 6 MV 18 MV TL Şiddeti (a.u.) 3x10 5 2x10 5 1x Sıcaklık ( 0 C) Şekil 4.3. TLD-100 dozimetrelerin 60 Co, 6 MV ve 18 MV deki TL ışıma eğrileri ( ) = ( ) (. ) (4.2.) Formülü kullanılarak TLD-100 dozimetrelerin 60 Co kaynağına göre olan enerji cevabı Tablo 4.4 de verilmektedir. Formülde kullanılan S E (E): TLD materyalinin foton enerji cevabıdır. Tablo 4.4. TLD-100 dozimetrelerin enerji cevapları TLD No Enerji(MV) Ort.Sayım ( ) 60 Co a Normalize edilmiş değer 60 Co ,1 1, ( ) 6 MV ,4 1, ( ) 18 MV ,5 1,

124 4. BULGULAR VE TARTIŞMA Mergim GÜLMEN Soğurulan Doz (cgy) Enerji (MV) Şekil 4.4. TLD-100 dozimetrelerin 60 Co, 6 MV ve 18 MV deki enerji cevap grafiği Şekil 4.3 de de görülebileceği gibi TLD-100 ün 6 MV ile 18 MV lik x- ışınları ile ışınlanmaları sonucu elde edilen TL şiddetleri aynıdır. Fakat, 60 Co kaynağından elde edilen TL şiddetinin farklı oluşu TLD-100 dozimetrelerinin MV enerji seviyesinde az da olsa enerji bağımlı olduğunu göstermektedir. X-ışınları çekirdeğin dışındaki elektronlar tarafından üretilirken, gama ışınları atom çekirdeğinin enerji seviyelerindeki farklılıklardan meydana gelir (Feynman ve ark., 1963). Çekirdek fazlalık enerjisini gama radyasyonu şeklinde yayınlar. Buna göre yapılan çalışmada kullanılan TLD-100 materyalinin x-ışınlarına ve gama ışınlarına olan cevabının farklı olması beklenen bir durumdur. Edwards ve ark. (2005) LiF:Mg,Ti (TLD-100) materyalinin özellikle düşük enerjilerde enerjiye bağımlı olduğunu saptamışlardır. Nelson ve ark., (2010) TLD-100 dozimetresini megavoltaj seviyesindeki farklı elektron enerjilerinde ışınlamışlardır. Elde ettikleri sonuçlarda TLD-100 ün megavoltaj seviyesindeki fotonlara olduğundan daha fazla elektron enerjisine bağımlı olduğunu belirtmişlerdir. 107

125 4. BULGULAR VE TARTIŞMA Mergim GÜLMEN 4.3. TLD İyon Odası Ölçümleri TLD-100 dozimetreler ile alınan ölçümlerin doğruluğunu araştırmak için iyon odası ile de ölçüm alınarak elde edilen TLD sayımları, 4 MeV lik enerjiden alınan iyon odası sonuçlarına, 60 Co kaynağından alınan iyon odası sonuçlarına ve 60 Co kaynağından alınan TLD sayımlarına ayrı ayrı normalize edilerek sonuçlar karşılaştırılmıştır. TLD-100 dozimetreleri ile iyon odası ölçümlerinin karşılaştırılması için deneye başlamadan önce Bölüm de bahsedilen tavlama protokolü uygulanmıştır. Tavlamanın ardından TLD-100 dozimetreleri ile iyon odası ölçümlerine ait kalibrasyon faktörlerinin belirlenmesi amacıyla Bölüm de bahsedilen adımlar takip edilmiştir. TLD-100 dozimetreleri ile iyon odası ölçümleri için elde edilen çip faktörleri Tablo 4.5 de verilmiştir. 108

126 4. BULGULAR VE TARTIŞMA Mergim GÜLMEN Tablo 4.5. TLD-İyon odası ölçümleri için elde edilen çip faktörleri TLD Sayım Net Çip Faktörü no sayım , , , , , , , , , , , , , , , , , , , , , , ,916 Fon sinyali 950 Medyan TLD-100 dozimetrelerin kalibrasyon faktörlerinin elde edilmesinin ardından örnekler 80 0 C sıcaklıkta 24 saat tavlanarak 24 saat bekletilmiştir. Bu deney Bölüm da bahsedilen yöntem uygulanmıştır. Doğrusal hızlandırıcının 4, 6, 9, 12 ve 15 MeV lik enerji seviyelerinde ışınlanan TLD lerin sayımları ve Bölüm de belirtilen Eşitlik (3.2) nin kullanılmasıyla iyon odasının soğurduğu doz değerleri Tablo 4.6 da gösterilmektedir. 109

127 4. BULGULAR VE TARTIŞMA Mergim GÜLMEN Tablo 4.6. TLD-Ross İyon odası ölçümleri Enerji (MeV) TLD No TLD Ort.sayım İyon odası (cgy) 4 MeV (1-2-3) ,1 81, MeV (4-5-6) ,8 96, MeV (7-8-9) ,2 98, MeV ( ) ,7 100, MeV ( ) ,1 100,49758 En düşük elektron enerji seviyesi olan 4 MeV de 100 cgy doz verilmesi sonucu ölçülen ortalama TLD sayımını yine 4 MeV de 100 cgy ışınlanarak ölçülen ortalama iyon odası değerine bölünerek elde edilen sayı, deneyde kullanılan tüm enerji seviyelerindeki TLD sayımlarına bölünmüştür. Böylece, TLD sayımları 4 MeV enerji seviyesinde iyon odası ile alınan ölçüm sonucuna normalize edilmiştir. Bunun sonucunda elde edilen değerler Tablo 4.7 de gösterilmektedir. Literatürde TLD lerden alınan sayım sonuçlarını doza çevirebilmek için iyon odası kullanıldığı yer almaktadır (Wen ve ark., 2007; Nelson ve ark., 2010). Tablo MeV deki iyon odası sonuçlarına normalize edilen TLD sayımları ve iyon odası ölçümleri TLD-İyon Enerji(MeV) TLD No TLD İyon odası odası Ort.sayım %sapma 4 (1-2-3) 81, , (4-5-6) 82, , ,5 9 (7-8-9) 83, , ,5 12 ( ) 81, ,09 18,7 15 ( ) 82, , ,7 Elektron demeti ile ışınlanan TLD lerden elde edilen sayımlarını 60 Co kaynağı ile 100 cgy doz verilerek ışınlanan iyon odası sonucuna normalize etmek için 60 Co kaynağında 100 cgy dozla ışınlanan TLD sayımını yine 60 Co kaynağında 100 cgy ile ışınlanan iyon odası değerine bölünerek elde edilen sayıyı deneyde kullanılan tüm enerji seviyelerindeki TLD sayımlarına bölünmüştür. 60 Co kaynağı ile yapılan iyon odasının soğurduğu dozu hesaplamak için Bölüm deki Eşitlik 110

128 4. BULGULAR VE TARTIŞMA Mergim GÜLMEN (3.3) kullanılmıştır. Bunun sonucunda elde edilen değerler Tablo 4.8 de gösterilmektedir. Tablo Co daki iyon odası sonuçlarına normalize edilen TLD sayımları ve iyon odası ölçümleri TLD-İyon Enerji(MeV) TLD No TLD İyon odası odası Ort.sayım %sapma 4 (1-2-3) 85, , ,1 6 (4-5-6) 85, , ,1 9 (7-8-9) 87, , ,0 12 ( ) 84, , ,3 15 ( ) 86, , ,2 Elektron demeti ile ışınlanan TLD lerden elde edilen sayımlarını 60 Co kaynağından alınan TLD sayımlarına normalize etmek için; 60 Co ile 100 cgy doz verilen TLD lerin ortalaması alınarak farklı enerji seviyelerinde elektron demeti gönderilen TLD sayımları elde edilen bu sayıya bölünmüştür. Bunun sonucunda elde edilen değerler Tablo 4.9 da gösterilmektedir. Bu normalizasyon işlemi literatürde Gomola ve ark., (2001) nın Avrupa daki 330 radyoterapi merkezinde bir fizibilite raporu hazırlamak için yaptıkları çalışmada farklı enerji seviyelerine sahip elektron demetleriyle ışınladıkları TLD leri, 60 Co kaynağında ışınladıkları TLD lere normalize ettikleri örnek gösterilebilir. Tablo Co daki TLD sayım sonuçlarına normalize edilen TLD sayımları ve iyon odası ölçümleri TLD-İyon Enerji(MeV) TLD No TLD İyon odası odası Ort.sayım %sapma 4 (1-2-3) 90, , ,1 6 (4-5-6) 90, , ,9 9 (7-8-9) 92, ,9934 6,9 12 ( ) 89, ,09 10,4 15 ( ) 91, ,4976 9,3 111

129 4. BULGULAR VE TARTIŞMA Mergim GÜLMEN Şekil TLD sayımlarının 4 MeV lik enerjide iyon odasından alınan sonuçlara normalize edildikten sonra soğurulan doza karşı enerji grafiği Şekil 4.6. TLD sayımlarının 60 Co da kullanılan iyon odası sonuçlarına normalize edildikten sonra soğurulan doza karşı enerji grafiği 112

130 4. BULGULAR VE TARTIŞMA Mergim GÜLMEN 200 TLD-100 iyon odası Soğurulan Doz (cgy) Enerji (Mev) Şekil 4.7. TLD sayımlarının 60 Co dan alınan TLD sayımlarına normalize edildikten sonra soğurulan doza karşı enerji grafiği 113

131 4. BULGULAR VE TARTIŞMA Mergim GÜLMEN Sogurulan Doz (cgy) a b c d Enerji (MeV) a iyon odası b 4 MeV'lik enerjide iyon odasından alınan sonuçlara normalize edilen TLD sayımları c 60 Co'da kullanılan iyon odası sonuçlarına normalize edilen TLD sayımları d 60 Co'dan alınan TLD sayımlarına normalize edilen TLD sayımları Şekil 4.8. TLD sayımlarının 4 MeV de iyon odasından alınan sonuçlara, 60 Co kaynağında ölçülen iyon odasından alınan sonuçlara, 60 Co kaynağında ölçülen TLD sonuçlarına normalize edildikten sonra soğurulan doza karşı enerji grafiği 114

132 4. BULGULAR VE TARTIŞMA Mergim GÜLMEN TLD (cgy) İyon Odası (cgy) Şekil MeV lik enerjide iyon odasından alınan sonuçlara normalize edilen TLD ölçümleri ile iyon odası değerleri TLD (cgy) İyon odası (cgy) Şekil Co da kullanılan iyon odası sonuçlarına normalize edilen TLD ölçümleri ile iyon odası değerleri 115

133 4. BULGULAR VE TARTIŞMA Mergim GÜLMEN TLD (cgy) İyon odası (cgy) Şekil Co dan alınan TLD sayımlarına normalize edilen TLD ölçümleri ile iyon odası değerleri 116

134 4. BULGULAR VE TARTIŞMA Mergim GÜLMEN a b c TLD (cgy) İyon odası (cgy) a 4 MeV'deki iyon odası değerine normalize edilen TLD sayımları b 60 Co kaynağındaki iyon odası değerine normalize edilen TLD sayımları c 60 Co kaynağındaki TLD sayımlarına normalize edilen TLD sayımları Şekil MeV de iyon odasından alınan sonuçlara normalize edilen, 60 Co kaynağında ölçülen iyon odasından alınan sonuçlara normalize edilen, 60 Co kaynağında ölçülen TLD sonuçlarına normalize edilen TLD ölçümleri ile iyon odası değerleri Bölüm deki grafik ve tablolardan da görülebileceği gibi TLD sayım sonuçları ile iyon odası ölçüm sonuçlarının farkının en fazla olduğu durum, TLD sayımlarının elektron demetindeki en düşük enerji basamağı olan 4 MeV deki iyon odasına normalize edildiği kısımdır. En fazla sapma %19 olarak ölçülmüştür. Genel olarak en az sapma ise TLD sayımlarının 60 Co kaynağında ölçülen TLD sayımlarına normalize edildiği durumda gözlenmiştir. Bu durumda TLD ile iyon odası arasındaki sapma en fazla % 10, en az sapma ise % 6 olarak ölçülmüştür. 117

135 4. BULGULAR VE TARTIŞMA Mergim GÜLMEN 118

136 5. SONUÇLAR VE ÖNERİLER Mergim GÜLMEN 5. SONUÇLAR VE ÖNERİLER Radyasyonun klinik uygulamaları, doğru planlama yapmayı ve hassas dozimetrik ölçümleri gerektirir. Radyoterapi bilgisayarlı planlama sistemlerinin doz hesaplama algoritma sürecinin kontrolü için çeşitli dozimetrik ekipmanlar kullanılmaktadır. Bu ekipmanlar verilen radyasyon miktarını anlık ölçebilen sistemler olabileceği gibi soğurulan dozun oluşturduğu renk değişikliği veya lüminesans özelliğinin sonradan ölçülmesi esasına dayanan sistemler de vardır. Her iki durumda da temel amaç bilgisayarlı planlama sisteminde hesaplanan dozun, belirli hata sınırları içinde, verilebildiğini göstermektir. Bu çalışmada medikal alanda yaygın olarak kullanılan ve dozimetrik bir malzeme olan LiF:Mg,Ti (TLD-100) un termolüminesans özellikleri incelenmiştir. Bunun için TLD-100 dozimetresinin doz cevabı, enerji cevabı ile farklı enerji değerlerinde TLD ve 0,35 cm 3 hassas hacime sahip Ross marka iyon odasından alınan sonuçlar karşılaştırılmıştır. TLD-100 dozimetrelerinin doz cevabını araştırmak için lineer hızlandırıcıda sırasıyla 0,1, 0,25, 0,5, 1, 2,5, 7,5, 10 Gy lik dozlar verilmiştir. Sonuçta elde edilen TL ışıma eğrileri (Şekil 4.1.) kullanılarak TLD-100 dozimetresinin doz cevap grafiği çizilmiştir (Şekil 4.2). Elde edilen sonuçlara göre TLD-100 örnekleri 0,25 ile 2,5 Gy arasında lineer bir doz cevap bölgesine (f(d)=1) sahiptir. 2,5-7,5 Gy doz aralığında ise supralineer bir doz bölgesine sahiptir (f(d)>1). 10 Gy de ise TLD-100 doygunluk bölgesine (f(d)<1) gitmektedir. Literatürde Furetta, C., (2003) TLD-100 dozimetresinin 0,1-6 Gy aralığında, Knoll (2000) 4 Gy e kadar, Khan, F.M., (2010) ve Attix, F.H., (1986) TLD-100 materyalinin 10 Gy e kadar lineer olduğunu belirtmişlerdir. Ayrıca, Bravim ve ark., (2011) TLD-100 dozimetresinin elektron demetine karşı 0,1-5 Gy aralığında lineer bir cevap gösterdiğini saptamışlardır. Hashim ve ark., (2009) TLD-100 çiplerinin elektron ışınlamaları sonucunda 1-3,5 Gy doz aralığında lineer olduğu sonucuna varmışlardır. TLD-100 dozimetrelerin enerji cevabı da incelenmiştir. Bu amaçla örneklere 60 Co gama kaynağı, 6 MV ve 18 MV lik x-ışınları ile 2 Gy lik doz verilmiştir. Elde edilen sonuçlara göre TLD-100 ün 6 MV ile 18 MV lik x-ışınları ile ışınlanmaları 119

137 5. SONUÇLAR VE ÖNERİLER Mergim GÜLMEN sonucu elde edilen TL şiddetlerinin aynı olduğu fakat 60 Co kaynağından elde edilen TL şiddetinin farklı olduğu gözlenmiştir. Bu TLD-100 dozimetrelerinin enerji bağımlı olduğunu göstermektedir (Şekil 4.3 ve Şekil 4.4). Bu farklılığın sebebi Bölüm 4.2 de de bahsedildiği gibi, x-ışınları çekirdeğin dışındaki elektronlar tarafından üretilip gama ışınlarının atom çekirdeğinin enerji seviyelerindeki farklılıktan meydana geldiğidir. Farklı enerji seviyelerindeki elektron demetleri kullanılarak TLD-100 dozimetreler ile alınan ölçümlerin doğruluğunu araştırmak için iyon odası ile de ölçüm alınmış ve buradan elde edilen TLD sayımları, 4 MeV lik enerjiden alınan iyon odası sonuçlarına, 60 Co kaynağından alınan iyon odası sonuçlarına ve 60 Co kaynağından alınan TLD sayımlarına ayrı ayrı normalize edilmiştir. TLD sayım sonuçları ile iyon odası ölçüm sonuçlarının sapmasının en fazla olduğu durum, TLD sayımlarının elektron demetindeki en düşük enerji basamağı olan 4 MeV deki iyon odasına normalize edildiği kısımdır. En fazla sapma %18.7 olarak ölçülmüştür. Genel olarak en az sapma ise TLD sayımlarının 60 Co kaynağında ölçülen TLD sayımlarına normalize edildiği durumda gözlenmiştir. İyon odası ile TLD-100 dozimetre ölçümlerinin yaklaşık olarak birbirleri ile uyum içerisinde olduğu gözlenmiştir. Bu sonuç radyoterapide iyon odasının örneğin cilt üzerinde, doku veya organ boşluklarında kullanımının mümkün olmadığı doz ölçümlerinde TLD-100 dozimetresinin kullanılabileceğini göstermiştir. Elde edilen sonuçlar literatürdeki benzer çalışmaların sonuçlarıyla uyum içerisindedir. Ayrıca Uluslar arası Atom enerji Kurumu (International Atomic Energy Agency (IAEA)) ve Dünya Sağlık Örgütü nün (World Health Organization (WHO)) işbirliği ile 1969 yılından beri gelişmekte olan ülkelerdeki hastanelerin radyoterapi birimlerinde ve onkoloji merkezlerinde TLD kullanarak kalibrasyon çalışmalarını başlatmıştır (Izewska ve ark., 2002). Burada amaçlanan dünya genelinde radyoterapide kullanılan cihazların kalibasyonu gerçekleştirilerek aynı dozimetre standartlarına ulaşmak ve yanlış hasta tedavisinin önüne geçmektir. Bu tarihten beri TLD dozimetreler 3000 den fazla radyoterapi merkezinde kalite kontrol çalışmaları için kullanılmaktadır (ICRP Report 86). 120

138 5. SONUÇLAR VE ÖNERİLER Mergim GÜLMEN Bu çalışmada soğurulan radyasyon dozun ölçümünde TLD ve iyon odası karşılaştırılırken sadece elektron demeti kullanılmıştır. İleriki çalışmalarda fotonlar ile beraber nötron ve protonlar da kullanılarak farklı yöntemlerle de soğurulan doz miktarları karşılaştırılabilir. İleriki çalışmalar için daha farklı termolüminesans dozimetreler kullanılarak radyoterapideki uygunluğu araştırılabilir. Ayrıca iyon odası kullanımının mümkün olmadığı durumlarda onun yerine başka termolüminesans dozimetrelerinin kullanılıp kullanılamayacağı araştırılabilir. 121

139 5. SONUÇLAR VE ÖNERİLER Mergim GÜLMEN 122

140 KAYNAKLAR ARSLANOĞLU, C.E., Stereotaktik Tedavilerde Dozimetrik Parametrelerin Farklı Dozimetre Teknikleri Kullanılarak Karşılaştırılması, E.Ü. Sağlık Bilimleri Enstitüsü Radyasyon Onkolojisi Anabilim Dalı - Yüksek Lisans Tezi, 64 sayfa. ATTIX, F.H., Introduction to Radiological Physics and Radiation Dosimetry. First Edition. Wiley-VCH, Weinheim, 640 p. AUSIN, V., ALVAREZ-RIVAS, J.A., Thermoluminescence and annealing of F centers in KCl γ irradiated at room temperature. J. Phys. C: Solid State Phys., 5: BAŞ, H., Sterotaktik Radyocerrahi için Küçük Alanlarda 6 MV Foton Dozimetrisi. A.Ü. Fizik Mühendisliği Anabilim Dalı - Yüksek Lisans Tezi, 78 sayfa. BAUK, S., ALAM, S., ALZOUBI, A.S., Precision of Low-Dose Response LiF:Mg,Ti Dosimeters Exposed to 80 kvp X Rays. Journal of Physical Science, 22(1): BIGGS, P.J., Radiation Generators. Physics Review Course 52 nd Annual Meeting, AAPM Philadelphia, PA July 17 th, 31 p. BOUTILLON, M., Perroche, A.-M., Effect of a change of stopping-power values on the W value recommended by ICRU for electrons in dry air. Working document 85-8 submitted to the 8th meeting of the CCEMRI(I), Bureau International des Poids et Mesures, France, Sèvres. BRAVIM, A., SAKURABA, R.K., CRUZ, J.C., CAMPOS, L.L., Study of LiF:Mg,Ti and CaSO 4 :Dy Dosimeters TL Response to Electron Beams of 6 MeV Applied to Radiotherapy Using PMMA and Solid Water Phantoms. Radiation Measurements, (Article in press):1-3. BUDZANOWSKI, M., KIM, J.L., NAM, Y.M., CHANG, S.Y., BILSKI, P., OLKO, P., Dosimetric Properties of sintered LiF:Mg,Cu,Na,Si TLDetectors. Radiation Measurements, 33:

141 CAI, G.G., BESTION, N., WANG, S.S., SHEN, W.X., DELARD, R., VOLPILIERE, J., FESQUEL, J., GASIOT, J., Dose Response of the Individual Peak for LiF:Mg,Ti (TLD-100) and LiF:Mg,Cu,P (GR-200A) TL Materials at the Photon Energies of 30, 104, 1250 kev. Radiation Protection Dosimetry, 65: CAMERON, J.R., KENNEY, G.N., Radiat. Res., 19: CAMERON, J.R., SUNTHARALINGHAM, N., KENNEY, G.N., Thermoluminescent Dosimetry. University of Wisconsin Press, Madison. CARINOU, M., BOZIARI, A., ASKOUNIS, P., MIKULIS, A., KAMENOPOULOU, V., Energy Dependence of TLD 100 and MCP-N Detectors. Radiation Measurements, 43: CARMEN, S.C., OLIVERIA, L.N., ALMEIDA, C.E., ALMEIDA, A., Dosimetric Parameters for Small Field Sizes Using Fricke Xylenol Gel, Thermoluminescent and Film Dosimeters and Ionazation Chamber. Phys. Med.Biol., 52: CEMBER, H., JOHNSON, T.E., Introduction to Health Physics. Fourth Edition. The McGraw-Hill Companies, USA, 888 p. DANIELS, F., BOYD, C.A., SAUNDERS, D.F., Thermoluminescence as a Research Tool. Science, 117: DİRİCAN, B., I. Ulusal Parçacık Hızlandırıcıları ve Uygulamaları Kongresi. TAEK, ANKARA. DÖNMEZ, N., Küçük Alanlı Elektron Işın Demetlerinde Dozimetri Parametrelerinin Araştırılması, İ.Ü. Sağlık Bilimleri Enstitüsü Temel Onkoloji Anabilim Dalı - Yüksek Lisans Tezi, 65 sayfa. EDWARDS, C.R., MOUNTFORD, P.J., GREEN, S., PALETHORPE, J.E., MOLONEY, A.J., The low energy x-ray response of the LiF:Mg:Cu:P Thermoluminescent Dosemeter: A Comparison with LiF:Mg:Ti. The British Journal of Radiology, 78: EVANS, R.D., The Atomic Nucleus. First Edition. McGraw Hill Book Co, USA, 972 p. 124

142 FEYNMAN, R., LEIGHTON, R., SANDS, M., The Feynman Lectures on Physics, Addison-Wesley, USA, 1:2-5. FREIRE, L., CALADO, A., CARDOSO, J.V., SANTOS, L.M., ALVES, J.G., Comparison of LiF (TLD-100 and TLD-100H) Detectors for Extremity Monitoring. Radiation Measurements, 43: FURETTA, C., WENG, P.S., Operational Thermoluminescence Dosimetry. World Scientific Publishing, Singapore, 252 p. FURETTA, C., Handbook of Thermoluminescence. World Scientific Publishing, Singapore, 482 p. GARLICK, G.F.J., GIBSON, A.F., The Electron Trap mechanism or luminescence in sulphide and silicate phosphors. Proc. Phys. Soc. 60: GOMOLA, I., DAM, J.V., ISERN-VERDUM, J., VERSTRAETE, J., REYMEN, R., DUTREIX, A., DAVIS, B., HUYSKENS, D., External audits of electron beams mailed TLD dosimetry: preliminary results. Radiotherapy and Oncology, 58: HASHIM, S., AHBABI, S.A., BRADLEY, D.A., WEBB, M., JEYNES, C., RAMLI, A.T., WAGIRAN, H., The Thermoluminescence Response of Doped SiO 2 Optical Fibres Subjected to Photon and Electron Irradiation. Applied Radiaiton and Isotopes, 67: HENISC, H.K., Electroluminescence. Pergamon, Oxford. HOLMES, A.S., ADAMS, L., Handbook of Radiation Effects. Second Edition. Oxford University Press, USA, 642 p. (Erişim Tarihi: 23 Mayıs 2011) ICRU Report-33 (International Commission on Radiation Units and Measurements), Radiation Quantities and Units Pub: International Commission on Radiation Units and Measurements, Washington D.C., USA issued 15 April 1980, 25 p. 125

143 ICRU (International Commission on Radiation Units and Measurements).,2000. ICRP Publication 86: Prevention of Accidental Exposures to Patients Undergoing Radiation Therapy. Pergamon Press, Oxford and New York. IZEWSKA, J., BERA, P., VATNITSKY, S., IAEA/WHO TLD Postal dose audit service and high precision measurements for radiotherapy level dosimetry. Radiation Protection Dosimetry, 101:1 4, p. JAYARAMAN, S., LANZL, L.H., Second Edition. Clinical Radioteraphy Physics. World Scientific Publishing, Singapore, 545 p. KAYA, S., Bazı Saf Metaller İçin Kβ/Kα Şiddet Oranı ve Floresans Tesir Kesitlerinin Tayini. K.T.Ü. Fen Bilimleri Enstitüsü Fizik Anabilim Dalı - Yüksek Lisans Tezi, 91 sayfa. KESER, B.B., Çeşitli Termolüminesans Dozimetre Malzemelerinin Işıma Eğrilerinin İncelenmesi. C.B.Ü. Fen Bilimleri Enstitüsü Fizik Anabilim Dalı - Yüksek Lisans Tezi, 62 sayfa. KHAN, F.M., The Physics of Radiation Therapy. Forth Edition. Lippincott Williams & Wilkins, USA, 560 p. KNOLL, G.F., Radiation Detection and Measurement. Thirth Edition. John Wiley&Sons, USA, 802 p. LEVSHIN, V.L., Photoluminescence of Liquid and Solid Substances. Moscow, Leningrad. MAY, C.E., PADRIDGE, J.A., Thermoluminescent kinetics of alpha irradiated alkali halides. J. Chem. Phys. 40: MCKEEVER, S.W.S., 1985 Thermoluminescence of solids, Cambridge University press, London, 390 p. MCKEEVER, S.W.S., MOSCOVITCH, M. TOWNSEND, P.D., Dosimetry Materials: Properties and Uses. Nuclear Technology Publishing, Ashford, England, p. METCALFE, P., KRON, T., HOBAN, P., The Physics Of Radiotherapy X- Ray From Linear Accelerators. Medical Physics Publishing, Madison Wisconsin, 493 p. MOORHEAD, F.F., DANIELS, F., J. Phys. Chem. 57:

144 NELSON, V., MCLEAN, D., HOLLOWAY, L., Thermoluminescent dosimetry (TLD) for megavoltage electron beam energy determination. Radiation Measurements, 45: NUR, N., Ametistlerin Termolüminesans Yöntemiyle Dozimetrik Karakteristiğinin Analiz Edilmesi. Ç.Ü. Fen Bilimleri Enstitüsü Fizik Anabilim Dalı - Doktora Tezi, 171 sayfa. OLKO, P., BILSKI, P., KIM, J.L., Microdosimetric Interpretation of the Photon Energy Response of LiF:Mg,Ti Detectors. Radiation Protection Dosimetry, 100:1 4, p. PAGONIS, V., KITIS, G., FURETTA, C., 2006, Numerical and Practical Exercises in Thermoluminescence, Springer Press, New York, 208 p. PODGORSAK, E.B., Radiation Oncology Physics: A Handbook for Teacher and Students. Printed by the IAEA, Austuria, 657 p. RADIATION SAFETY for RADIATION WORKERS, August Printed by University of Wisconsin, Printing Services Office, University of Wisconsin System UW - Madison Safety Department, 360 p. RANDAL, J.T., WILKINS, M.H.F., Proc. Roy. Soc. A, 184: RENDELL, H., WORSLEY P., GREEN F., PARKS, D., Thermoluminescence dating of the Chelford Interstadial, Earth and Planetary Science Letters, 103:1-4, p. SEYREK, E., Radyoizotopların Üretimi ve Radyoterapide Kullanılması. G.Ü. Eğitim Fakültesi Fizik Eğitimi Anabilim Dalı - Yüksek Lisans Tezi, 64 sayfa. SMITH, F.A., A Primer Applied in Radiation Physics. World Scientific, USA, 260 p. SOLIMAN, C., SALAMA E., Investigation on the suitability of natural sandstone as a gamma dosimeter, Nuclear Instruments and Methods in Physics Research Section B, 267:19, p. 127

145 TAEK (Türkiye Atom Enerjisi Kurumu), Radyasyon, insan ve çevre. 87 sayfa.thm.ankara.edu.tr/tac/yazokulu/yazokulu4/.../latife_sahin.doc (Erişim tarihi: 07 Haziran 2011). TOPUZ, E., AYDINER, A., KARADENİZ, A.N.,2000. Klinik Onkoloji. İstanbul Üniversitesi Onkoloji Enstitüsü Yayınları: 06. UNIVERSITY of WISCONSIN MADISON, Radiation Safety for Radiation Workers, August. WARD, R.W., WHIPPEY, P.W., Extended Temperature Range Measurements of Thermoluminescence due to Gd 3+ Ions in CaF 2. Canadian Journal of. Phys., 50: WEN, N., GUAN, H., HAMMOUD, R., PRADHAN, D., NURUSHEV, T., LI, S., MOVSAS, B., Dose delivered from Varian s CBCT to patients receiving IMRT for prostate cancer. Phys. Med. Biol. 52: ZULLO, J.R., KUDCHADKER, R.J., ZHU, X.R., SAHOO, N., GILLIN, M.T., LiF TLD-100 As a Dosimeters in High Energy Proton Beam Theraphy. Med. Dosim. Spring, 35(1):

146 ÖZGEÇMİŞ 1983 yılında Adana da doğdu. İlk, orta ve lise öğrenimini Adana da tamamladı yılında Akdeniz Üniversitesi Fen Edebiyat Fakültesi Fizik Bölümü ne girdi yılında ilgili bölümden mezun oldu yılında Çukurova Üniversitesi Fen Edebiyat Fakültesi Fizik Bölümü Yüksek Lisans Programına başladı. 129