4. Radioisotopová scintigrafie
4.1. Podstata a metody scintigrafie. Pohybový scintigraf.
4.2. Scintilační kamery
4.3. Tomografická scintigrafie
4.4. Hradlovaná scintigrafie
4.5. Fyzikální parametry, kontrola kvality a fantomová scintigrafická měření
4.6. Vztah scintigrafie a ostatních zobrazovacích metod
4.7. Matematická analýza a počítačové vyhodnocování v nukleární medicíně
4.8. Radionuklidy a radiofarmaka pro scintigrafii

4.1. Podstata a metody scintigrafie

Úloha a definice scintigrafie ; nukleární medicína
Ústřední metodou nukleární medicíny je radioisotopová diagnostika in vivo: aplikujeme vhodnou chemickou látku s navázaným radionuklidem - tzv. radioindikátor či radiofarmakum - do organismu, tato látka vstoupí do metabolismu a distribuuje se v organismu podle farmakokinetiky daného radioindikátoru. Chemická skladba radiofarmaka určuje jeho začlenění do kinetiky či do určitých metabolických procesů, zabudovaný radionuklid svým vyzařováním pak umožňuje buď zevní detekci distribuce této látky (u scintigrafie), nebo sledování jeho množství v odebraných vzorcích (biologických tekutin, většinou krve nebo moči). V případě terapie pak záření radionuklidu vykonává biologické účinky na buňky tkáně, v němž se radiofarmakum akumuluje (např. likviduje nádorové buňky - §6.6 "Radioterapie", část "Radioisotopová terapie").
  Nejznámějším příkladem je aplikace radioaktivního jodidu sodného NaI¹³¹, který se jako každý jód vychytává (akumuluje) ve štítné žláze. Byla vyvinuta řada druhů radiofarmak s afinitou k ledvinám, játrům, kostem, myokardu, některým nádorovým či zánětlivým tkáním, pro jejichž funkci je daná látka indikátorem. Míra lokální akumulace radiofarmaka záleží na intenzitě místních metabolických a funkčních dějů v orgánech a tkáních. Případné poruchy funkce lze pomocí scintigrafického zobrazení lokalizovat a kvantifikovat. Nebo se radionuklid vstřikne do krevního oběhu a sleduje se dynamika jeho průchodu srdcem, plícemi a velkými cévami (v tomto případě bez metabolické vazby na konkrétní orgán či tkáň).
  Distribuce radioindikátoru tedy odráží konkrétní fyziologický či patologický stav nebo funkci příslušných orgánů a tkání. V nejjednodušších případech stačí prosté změření intenzity vycházejícího záření g z určitého místa (např. ze štítné žlázy - pro stanovení její akumulace) kolimovanou sondou. Pro komplexnější diagnostiku však potřebujeme změřit - zmapovat - zobrazit - celou distribuci radioindikátoru, včetně lokálních detailů a anomálií. K tomu slouží metoda zvaná scintigrafie či gamagrafie *).

*) Terminologická poznámka: Výstižnější název gamagrafie (zobrazování pomocí záření gama) se bohužel používá poměrně zřídka; převládl méně přesný název scintigrafie pocházející z toho, že technicky se nyní používá scintilačních detektorů. V budoucnu budou scintilační detektory pravděpodobně vytlačeny detektory polovodičovými (viz níže "Alternativní fyzikální a technické principy gamakamer"), čímž název "scintigrafie" již ztratí opodstatnění; bude však nepochybně přetrvávat. Scintigrafické vyšetření se též často nazývá scintigrafická studie.

Druhy scintigrafie
Než se budeme zabývat konkrétními fyzikálně-elektronickými metodami pro realizaci scintigrafického zobrazení, stručně si uvedeme rozdělení (klasifikaci, kategorizaci) scintigrafických metod. Z hlediska časového lze scintigrafii rozdělit na dva druhy:

• Statická scintigrafie
  je základním druhem scintigrafie - je to prostě jeden či několik scintigrafických obrazů vyšetřované oblasti (bez ohledu na čas). Buď se snímá totéž místo z různých projekcí (AP, PA, DX a pod.), nebo několik různých míst organismu - takové scintigrafie se někdy nazývají též multistatické.
• Dynamická scintigrafie
  Sledujeme-li pomocí radioindikátoru děj měnící se s časem a zajímá nás jeho dynamika, provádíme dynamickou scintigrafii - je to série (statických) snímků vyšetřované oblasti, snímaných postupně v různých časech. Rozdíl mezi statickou a dynamickou scintigrafií je analogický jako mezi fotografováním a filmováním: filmový záběr se skládá z velkého počtu krátkých (statických) snímků (políček filmu) v rychlém sledu za sebou, které pak při rychlém promítnutí vzbuzují dojem plynulých pohybů.
    U dynamické scintigrafie můžeme nejen vizuálně sledovat pohyb a časové změny distribuce radioindikátoru v organismu, ale vytvářet příslušné dynamické křivky a matematickou analýzou stanovovat kvantitativní parametry funkce jednotlivých orgánů.

Z hlediska prostorového (geometrického) můžeme scintigrafii rozdělit opět do dvou kategorií:

• Planární scintigrafie
  je základním druhem scintigrafického zobrazení - je to obraz projekce distribuce radioindikátoru v záření g do dvojrozměrné zobrazované roviny.
  Speciálním druhem statické planární scintigrafie je celotělová scintigrafie (whole body). Pomocí elektromotorku je lehátko s pacientem pomalu posouváno v podélném směru, takže jednotlivé části těla pacienta se postupně dostávají do zorného pole a jsou snímány detektory kamery; v akvizičním počítači se skládá celotělový scintigrafický obraz.
• Tomografická scintigrafie
  poskytující prostorové trojrozměrné zobrazení. Jsou dva druhy tomografické scintigrafie:
  č SPECT
  Tomografická scintigrafie SPECT (Single Photon Emission Copmputerized Tomography - jednofotonová emisní počítačová tomografie) je realizována jako série planárních obrazů vyšetřovaného místa, snímaných pod mnoha různými úhly (0^o-360^o) detektorem kamery obíhajícím kolem pacienta. Počítačovou rekonstrukcí se pak z těchto obrazů konstruují tomografické obrazy příčných řezů vyšetřovaným objektem. Série těchto obrazů transverzálních řezů pak vytváří celkový trojrozměrný obraz distribuce radioindikátoru.
  č PET
  Další tomografickou metodou je PET - pozitronová emisní tomografie. Zde je aplikován pozitronový b⁺ radioindikátor, který v místech své distribuce emituje pozitrony e⁺, které vzápětí anihilují s elektrony e^- (e⁺+ e^- č 2 g) za vzniku dvou fotonů g vylétajících do opačných směrů (180^o). Tomografického efektu se pak dosahuje současnou koincidenční detekcí těchto dvojic fotonů g, načež počítačovou rekonstrukcí velkého počtu takových koicidenčních paprsků se opět vytváří tomografický obraz příčného řezu vyšetřovanou oblastí.
  Principy tomografické scintigrafie SPECT a PET budou podrobněji rozebírány v §4.3.
    I u tomografické scintigrafie SPECT či PET je možno provést celotělovou tomografickou scintigrafii pomocí tomografické akvizice za současného podélného posuvu lehátka s pacientem (srov. helikální - spirální CT v §3.2., část "Transmisní rtg tmografie (CT)", obr.3.2.4b).

Z hlediska komplexnosti a interpretace scintigrafického vyšetření můžeme rozlišovat dvě základní kategorie:

• Kvalitativní (vizuální) scintigrafie
  poskytuje obrazy k pouhému vizuálnímu hodnocení a posuzování případných anomálií a defektů - tzv. lézí (lat. laesio = poškození, porucha). Nejčastější defekty, zobrazované na scintigrafických obrazech, jsou ložiska znížené depozice radioindikátoru - "studené" léze (cysty, nádory), či naopak zvýšené koncentrace radioindikátoru - "horké" léze (některé nádory, zánětlivá ložiska).
• Kvantitativní scintigrafie
  poskytuje scintigrafické obrazy, které se vedle vizuálního hodnocení zpracovávají matematicky za účelem zízkání kvantitativních parametrů distribuce radioindikátoru a funkce vyšetřovaných orgánů. Z hlediska vztahu mezi skutečnou aktivitou radioindikátoru v organismu a jejím scintigrafickým zobrazením může být tato kvantifikace scintigrafických dat dvojího druhu:
  × Relativní kvantifikace,
  vyhodnocující poměry počtu nastřádaných impulsů v jednotlivých částech obrazů, nebo křivky časového průběhu distribuce radioindikátoru v orgánech a jejich částech, bez nutnosti stanovení skutečné (absolutní) aktivity radioindikátoru. Matematickou analýzou těchto relativních dat lze získat některé důležité kvantitativní parametry relativní (např. poměry funkce levé a pravé ledviny), ale i absolutní (glomerulární filtrace ledvin, ejekční frakce srdeční komory, průtoky v [ml./sec.] a pod.).
  × Absolutní kvantifikace
  s cílem přímého stanovení aktivity v [Bq] v orgánech a tkáních. Tato absolutní kvantifikace vyžaduje pečlivou kalibraci daným radionuklidem, fantomová měření, korekci na atenuaci a rozptyl záření. Absolutní kvantifikace se provádí poměrně zřídka, má uplatnění především při plánování a monitorování radionuklidové terapie (viz §3.6 "Radioterapie", pasáž "Radioisotopová terapie").

Radiační zátěž při scintigrafii
Radiační zátěž pacienta při scintigrafickém vyšetření závisí na druhu aplikovaného radiofarmaka (chemická forma a použitý radionuklid) a na aplikované aktivitě (viz §5.7 "Radiační zátěž při radiační diagnostice a terapii"). V případě čistých g-radionuklidů (jako je ^99mTc) je radiační zátěž poměrně nízká, neboť většina pronikavého záření g prochází tkání a odnáší svou energii ven. V zákonitostech radiační zátěže je podstatný rozdíl mezi rentgenovou diagnostikou a nukleární medicínou. Při RTG vyšetření je zdrojem ionizujícího záření přístroj a radiační dávka závisí m.j. na počtu prováděných snímků, či na rozsahu oblasti snímané při CT. U scintigrafie není zdrojem záření diagnostický přístroj, ale samotný pacient, resp. jeho vyšetřovaný orgán. Můžeme tedy pořídit libovolný počet scintigrafických snímků, aniž by se změnila radiační zátěž pacienta.

Základní principy scintigrafického zobrazení
Jak scintigrafického zobrazení dosáhnout?
Mohl by vzniknout nápad využít k tomu fotografii: Záření g je přece elektromagnetické vlnění stejné fyzikální podstaty jako světlo. Chceme-li zobrazit nějaký předmět pomocí světla (odraženého či aktivně emitovaného), využijeme zákonitostí geometrické optiky a promítneme pomocí spojné čočky (objektivu fotoaparátu) obraz daného předmětu na citlivou fotografickou vrstvu a určitou dobu exponujeme - fotochemickou reakcí vznikne latentní obraz, který se po vyvolání stává viditelným obrazem různé hustoty zrníček stříbra ve fotografické emulzi - viz obrázek vlevo.

Obr.4.1.1. Porovnání možností fotografického zobrazení ve viditelném světle a v záření gama.

Bylo by velmi příjemné, kdyby takto jednoduše šlo pacienta "vyfotografovat" v záření g - na obrázku uprostřed.. Bohužel to však není možné! Záření g se při dopadu na čočku objektivu nebude lámat jako světlo. Jak bylo uvedeno v §1.3, záření g interaguje s každou látkou, a tedy i s materiálem čočky v objektivu, třemi způsoby:
1.Fotoefekt - zde přicházející foton zanikne a tedy vůbec na citlivou vrstvu nedoletí Ţ není použitelné pro zobrazení.
2.Comptonův rozptyl - zde by sice některé rozptýlené fotony g' mohly dopadnout na citlivou vrstvu a vyvolat tam fotochemickou reakci, avšak úhel rozptylu je v podstatě náhodný a pokaždé jiný, nezávisle na úhlu dopadu. Comptonovsky rozptýlené záření nevytvoří tedy žádný obraz, ale jen víceméně monotónní zšednutí či zčernání filmu. Tedy ani Comptonův rozptyl není použitelný pro fotografické zobrazení v záření gama *).
*)Toto tvrzení není však zcela absolutní, platí jen pro fotografické zobrazení. Na konci §4.2 bude ukázáno, že Comptonova rozptylu záření g lze v principu využít k elektronické kolimaci v dosud experimentálních tzv. Comptonových kamerách.
3.Tvorba e^-e⁺-párů (pokud by primární záření g mělo energii >>1MeV) - zde primární foton g zaniká a sekundární fotony anihilačního záření se sice rozlétají vždy v protilehlých směrech *), avšak pokaždé pod jiným úhlem v prostoru Ţ totéž, co u Comptonova rozptylu.
*) Této skutečnosti se využívá k elektronické kolimaci u pozitronové emisní tomografie (PET) - viz §4.3.
Ke stejným závěrům bychom dospěli, kdybychom se místo čočky pokusili použít k zobrazení v záření g dutého zrcadla.
  Pro záření g tedy neplatí zákony lomu či odrazu Ţ pro záření g neexistuje žádná refrakční ani reflexní optika! Žádným způsobem nedovedeme cíleně ovlivnit směr pohybu fotonů záření g *). Pouze pro měkké X-záření za určitých okolností ještě jakž takž funguje reflexní zrcadlová optika, avšak jen pro velmi malé úhly dopadu-odrazu - viz dodatek "Rentgenové dalekohledy" na konci §3.2.
*) Fyzikálně vzato dovede směr pohybu fotonů g ovlivnit (díky své univerzálnosti) jen gravitace. Takové gravitační čočky gigantických rozměrů se sice hojně vyskytují ve vesmíru (viz §4.3."Schwarzschildovy černé díry" v knize "Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu", v laboratorních podmínkách na Zemi však realizovatelné nejsou; i kdybychom dovedli vyrobit miniaturní černé díry s požadovanými vlatnostmi, kvalita jejich zobrazení by nebyla příliš dobrá a hlavně by nás okamžitě zahubily svou gravitací a kvantovým vyzařováním (§4.7."Kvantové vyzařování a termodynamika černých děr" v téže knize).
  Jedinou možností jak dosáhnout zobrazení v záření g je kolimace - odstínění záření g ze všech nežádoucích směrů a propuštění pouze záření z potřebného směru. Vzniká tak kolimační projekce v záření gama. Takto se zářením g "nakládá" většina metod scintigrafie. Výjimkou jsou speciální metody využívající tzv. elektronické kolimace pomocí koincidenční detekce dvou nebo několika primárních či sekundárních fotonů. Tyto principy se využívají u pozitronové emisní tomografie, nebo u zatím experimentálních Comptonových kamer (viz část "Comptonovy kamery" a "Gamakamery pro vysoké energie") či Comptonových teleskopů v astrofyzice - jakýchsi "dalakohledů bez čoček a zrcadel".

Pohybový scintigraf
Historicky prvním druhem přístrojů umožňujících provádět scintigrafické zobrazení distribuce radioaktivity byl pohybový scintigraf nazývaný někdy též scanner (první přístroj tohoto druhu sestrojil v r.1951 B.Cassen se svými spolupracovníky, jejich hlavním výrobcem v 60. a 70.letech byla firma Picker). Jedná se v principu o jednoduché zařízení, schématicky znázorněné na obr.4.1.2.

Obr.4.1.2. Principiální schéma pohybového scintigrafu.

Na společném masívním rameni poháněném elektromotorkem je na jednom konci upevněn kolimovaný scintilační detektor *) a na druhém konci elektromagnetické pisátko. Detektor se rovnoměrným meandrovitým pohybem posunuje nad měřeným objektem W, záření g (které je detekováno pouze z oblasti přesně pod kolimátoem v jeho ose) se převádí na elektrické impulsy, které se (po zesílení a amplitudové diskriminaci) vedou do cívky elektromagnetického pisátka. Na každý impuls se z cívky elektromagnetu vymrští ferromagnetické jádro opatřené na konci pisátkem (razníkem), které přes barvící pásku natiskne na papír značku (čárku). Čím vyšší je radioaktivita místa, nad nímž se kolimovaná sonda právě nachází, tím větší frekvenci impulsů bude sonda vysílat do cívky elektromagnetu a tím hustěji bude tedy pisátko při svém pohybu nad papírem vyťukávat čárečky obrazu. Výsledkem je zobrazení neviditelné distribuce radioindikátoru pomocí viditelné hustoty čárek na papíře (obr.4.1.2 vpravo) - vzniká scintigrafický obraz W*.
*) Pro zvýšení detekční účinnosti se používaly poměrně velké scintilační krystaly o průměru až 15cm, opatřené mnohootvorovými fokusovanými kolimátory. Na plochu krystalu tak bylo z ohniska ve vyšetřovaném místě soustřeďováno záření g z poměrně velkého prostorového úhlu.
  Výhodou pohybového scintigrafu byla jednoduchost a snad též to, že poskytoval obraz v měřítku 1:1. Měl však některé zásadní nevýhody. Je to v prvé řadě velmi nízká účinnost měření: detekována je vždy jen pranepatrná část fotonů g pouze z místa, nad nímž se detekční sonda právě nachází - záření ze všech ostatních míst uniká bez užitku. Dále, sonda se nad pacientem pohybuje poměrně pomalu a snímání scintigrafického obrazu trvá značně dlouho. Pokud se distribuce radioindikátoru mění s časem během měření, nejsme schopni tyto změny zachytit a zobrazit - pohybový scintigraf neumožňuje dynamickou scintigrafii. Z těchto důvodů se pohybové scintigrafy již asi od konce 80.let nepoužívají - byly zcela nahrazeny scintilačními kamerami.

4.2. Scintilační kamery

Princip scintilační kamery
Scintilační kamery, neboli gamakamery, jsou dosud nejdokonalejšími zařízeními pro scintigrafické zobrazování distribuce radioaktivity. Jedná se o zařízení značně složité jak svým principem, tak technickou konstrukcí.
  První scintilační kamera byla zkonstruována H.O.Angerem v r.1958. V počátečních experimentech používal jednootvorový kolimátor a scintilace v tenkém krystalu většího průměru exponoval na fotografickou desku. Rozhudující zdokonalení dosáhl tím, že ke krystalu přiložil fotonásobiče (původně 7 fotonásobičů), které snímaly záblesky ve scintilačním krystalu a převáděly je na elektrické impulsy, které se elektronicky vyhodnocovaly. První scintilační kamery s 19 fotonásobiči začala vyrábět firma Nuclear Chicago v r.1964, zanedlouho pak firma Picker (přední výrobce pohybových scintigrafů); později v Evropě firmy Intertechnique, Philips, Gamma, v Japonsku Toshiba.
Principiální schéma Angerovy scintilační kamery je na obr.4.2.1.

Obr.4.2.1. Principiální schéma scintilační kamery.

Detekce záření g a stanovení místa jeho vzniku
Mějme (modelový) vyšetřovaný objekt W, v němž jsou tři lokalizovaná ložiska A, B, C zvýšené koncentrace g-radioindikátoru. Z každého místa depozice radioaktivity se izotropně na všechny strany emituje záření g, které díky své pronikavosti vychází z objektu W ven. Aby mohlo pomocí tohoto záření g vzniknout zobrazení, je nutno nejdříve provést jeho kolimační projekci. Dosáhneme toho tak, že vycházejícímu záření g dáme do cesty olověnou desku, provrtanou velkým množstvím drobných rovnoběžných otvorů. Tímto kolimátorem mohou projít pouze ty fotony g, které se pohybují přesně ve směru osy otvorů. Ostatní fotony, které jdou "šikmo" se pohltí na olověných přepážkách mezi otvory. Kolimátor tak vytvoří rovinnou projekci distribuce radioindikátoru do modře označené roviny na obr.4.2.1. Zde je umístěn tenký velkoplošný scintilační krystal. Každý foton záření g, který projde kolimátorem, vyvolá v krystalu scintilační záblesk velkého počtu fotonů (viditelného)světla. Scintilace v krystalu jsou snímány a na elektrické impulsy převáděny soustavou fotonásobičů, opticky přilepených na krystal. Na obr.4.2.1 jsou pro jednoduchost nakresleny jen dva fotonásobiče - F1 a F2.
  Sledujme nyní "osud" jednotlivých fotonů g vyzářených z nitra vyšetřovaného objektu W. Především, každý foton g', který letí v jiném směru něž přesně kolmo k čelu kolimátoru (tj. rovnoběžně s osami otvorů), je pohlcen na přepážkách mezi otvory kolimátoru, na krystal nedopadne a není detekován. Foton g_A, který vyletí "správným směrem" z místa A, proletí otvorem kolimátoru a vyvolá v místě A´ v krystalu scintilaci, jejíž fotony se v krystalu šíří všemi směry. Na fotonásobič F1, který je blízko místa A´ scintilace, dopadne z tohoto záblesku poměrně velký počet fotonů, takže impuls na jeho výstupu bude mít vysokou amplitudu, zatímco vzdálený fotonásobič F2 obdrží jen nepatrnou porci z těchto fotonů a jeho impuls bude velmi nízký. U fotonu g_B z místa B nastane scintilace zhruba uprostřed mezi fotonásobiči F1 a F2, takže i amplituda jejich impulsů bude přibližně stejná. U fotonu g_C (vyzářeného z ložiska C), který dopadne a vyvolá scintilaci poblíž fotonásobiče F2, dostane mnohem více světla fotonásobič F2, než fotonásobič F1, a stejný bude i poměr amplitud jejich impulsů. Obecně tedy, nejvíce světla se dostane do fotonásobiče, který je nejblíže místu záblesku (místu interakce fotonu g s krystalem) - na jeho výstupu proto vznikne impuls, jehož amplituda je větší než amplituda impulsů ze vzdálenějších fotonásobičů, na jejichž fotokatody dopadne méně světla z daného záblesku.
  Vidíme tedy, že porovnáním amplitud impulsů z jednotlivých fotonásobičů lze vypočítat polohu záblesku v krystalu, a tím i místo v těle pacienta, odkud byl foton g vyzářen. Impulsy z jednotlivých fotonásobičů (kterých je velký počet - 19(u starších kamer s menším krystalem), 32, 64 i více) jsou vedeny na elektrický obvod zvaný komparátor (jeho základem je odporová matrice), kde se provádí porovnávání amplitud impulsů a vytvářejí se výsledné souřadnicové impulsy X a Y - ty již nesou přímou informaci o poloze scintilace v krystalu a tím i o poloze místa v organismu, z něhož byl příslušný foton g vyzářen. Tyto impulsy X a Y se po zesílení vedou na vychylovací destičky osciloskopické obrazovky, kde určují polohu záblesku na stínítku.
Amplitudový analyzátor 
  Kromě souřadnicové analýzy se impulsy ze všech fotonásobičů vedou ještě na sumační obvod - z pohledu tohoto obvodu se celá scintilační kamera chová jako jeden velký scintilační detektor záření g. Tyto sumační impulsy, jejichž amplituda je úměrná energii absorbovaného záření g, se pak vedou na amplitudový analyzátor *) (selektor impulsů podle amplitudy) - pro každý záblesk je tak určena nejen jeho poloha (souřadnicové impulsy X,Y) ale i energie fotonu g, který tento záblesk vyvolal. Okénko analyzátoru se nastavuje tak, aby propustilo pouze impulsy odpovídají fotopíku - totální absorbci záření g v krystalu. Pokud má použitý radionuklid více energií záření g, nastaví se okénko na "hlavní" (nejsilnější) fotopík, popř. se použije měření ve více okénkách, nastavených na jednotlivé fotopíky.
*) Princip a úloha amplitudového analyzátoru při spektrometrii záření je popsána v §2.4 "Scintilační detektory".
  Pro správné radiometrické měření na každém spektrometrickém přístroji je totiž základní podmínkou nastavení okénka analyzátoru na fotopík záření gama použitého radionuklidu. U scintilační kamery je, kromě detekční účinnosti, správné nastavení okénka analyzátoru nutné pro potlačení comptonovsky rozptýleného záření a zajištění sladění fotonásobičů pro dosažení dobré homogenity zorného pole (viz níže pasáž "Nepříznivé vlivy u scintigrafie a jejich korekce", část "Comptonovský rozptyl záření g).
  U starších typů gamakamer se nastavení okénka analyzátoru na fotopík provádělo ručně, u moderních digitálních kamer je realizováno automatické nastavení a doladění okénka analyzátoru - tzv. Peaking (píkování) či Auto Peak (automatické doladění píku). Na základě porovnání četnosti impulsů v dolní a horní polovině okénka se toto okénko analyzátoru automaticky naladí na střed fotopíku (viz obrázek).
                       
Vznik analogového scintigrafického obrazu
Impulsy za amplitudovým analyzátorem, označované jako Z (nijak nesouvisejí se souřadnicí třetího rozměru!) jsou uniformní "trigrovací impulsy" - říkají: "Ano, teď byl zaregistrován 'správný' foton záření g a souřadnicové impulsy X a Y jsou platné". Impulsy Z se vedou na mřížku osciloskopické obrazovky; zde zruší na okamžik záporné předpětí, čímž se oblak elektronů vydá od katody, zaostří a urychlí se v "elektronovém děle" a letí směrem ke stínítku obrazovky. Na urychlovacích destičkách se mezitím již objeví souřadnicové impulsy X a Y, čímž se elektronový paprsek vychýlí patřičným směrem, dopadne do patřičného místa (A*, B* či C* - v závislosti na místě emise fotonu g A, B či C) stínítka obrazovky, kde vyvolá světelný záblesk. Jelikož záblesky postupně přicházejí na stínítko obrazovky jako by tam "pršely", říká se těmto analogovým obrazům někdy "vypršené obrázky".
  Tímto způsobem se neviditelná distribuce radioindikátoru ve vyšetřovaném objektu W, přes fyzikálně-elektronickou detekci neviditelného záření g, zobrazuje ve formě hustoty viditelných záblesků v odpovídajících místech obrazovky - vzniká scintigrafický obraz W*. Radioaktivní struktury (léze) A,B,C ve vyšetřovaném objektu se zobrazí jako místa A*,B*,C* se zvýšeným počtem záblesků na obrazovce.

  Popsaná scintilační kamera podle obr.4.2.1 poskytuje analogové scintigrafické obrazy na stínítku osciloskopu. Tento obraz je zde přítomen po dobu snímání fotonů g kamerou, po skončení snímání ("odchodu pacienta") tento obraz mizí. Abychom jej uchovali, fotografoval se z obrazovky fotoaparátem, jehož závěrka byla otevřená po dobu střádání impulsů. Často se též používal tzv. perzistentní oscilosklop, na jehož stínítku záblesky nemizely okamžitě, ale po nastavitelnou dobu zde setrvávaly a teprve potom plynule slábly až zmizely.

Digitální scintigrafické obrazy
Výše popsaný fotografický způsob záznamu (analogových) scintigrafických obrazů má nevýhodu v tom, že jej nelze dodatečně upravovat (třebas zesilovat tmavá podexponovaná a zeslabovat světlá přeexponovaná místa) a hlavně jej nelze kvantifikovat. Proto s rozvojem stolních minipočítačů v 60.letech byla snaha doplnit (a později i nahradit) osciloskopické zobrazování analogových scintigrafických obrazů jejich digitalizací a střádáním do paměti počítače. Schéma činnosti takové gamakamery vybavené akvizičním počítačem je na obr.4.2.3.

Obr.4.2.3. Vznik digitálního scintigrafického obrazu AD-konverzí analogových souřadnicových impulsů X,Y, jejich střádáním v obrazové matici paměti počítače a zobrazením na obrazovce monitoru.

Vlastní scintilační kamera a příslušné elektronické obvody pro zesilování, komparaci, sumaci a amplitudovou analýzu impulsů jsou identické jako na obr.4.2.2. Jen osciloskopická obrazovka v pravé části je zde nahrazena speciálním obvodem - tzv. analogově digitálním převodníkem ADC (Analog-to-Digital Converter) a pamětí počítače. Vlastní proces konverze je spuštěn trigrovacím impulsem Z, který oznamuje že byl detekován validní foton záření g. Amplitudy souřadnicových impulsů X a Y potom ADC-konvertor převede na digitální (číselnou) informaci - bitovou kombinaci - a pošle je na odpovídající adresu buňky v počítači. V paměti počítače je vyčleněna určitá sekvence buněk pro zápis těchto digitalizovaných impulsů; tyto buňky jsou softwarově uspořádány do tzv. obrazové matice - bývá to 64x64, 128x128, 256x256 buněk (vyjímečně i 512x512 buněk, u kamer s obdélníkovým polem pak ani obrazová matice není čtvercová). Každá buňka v obrazové matici topograficky odpovídá určitému místu v zobrazovaném objektu W. Před začátkem akvizice jsou obsahy všech buněk vynulované. Přijde-li z ADC-konvertoru digitalizovaný impuls na některou buňku, její obsah se zvýší o 1. Tak postupně fotony záření g, převedené na elektrické impulsy a zdigitalizované, osazují buňky v obrazové matici paměti počítače, podle místa vyzáření, stále rostoucími hodnotami jejich obsahu - střádá se digitální scintigrafický obraz tvořený číselným obsahem buněk obrazové matice v paměti počítače. Číselný obsah každé této paměťové buňky (tzv. pixel) je přímo úměrný radioaktivitě odpovídajícího místa v organismu, resp. jeho projekce. Obrazová matice z paměti počítače je pak elektronicky zobrazována ("mapována") na obrazovku monitoru počítače.

Digitální scintilační kamery
S rozvojem elektroniky, především konstrukcí rychlých a miniaturizovaných ADC-konvertorů a mikroprocesorů, se digitalizace scintigrafického signálu již neomezuje jen na konverzi analogových souřadnicových impulsů X,Y podle obr.4.2.3. U současných tzv. digitálních kamer má již každý fotonásobič na svém výstupu svůj analogově-digitální konvertor ADC. Výpočet souřadnic scintilací v krystalu neprobíhá v anologovém komparátoru, ale v digitálním mikroprocesoru, který již přímo "osazuje" příslušné adresy v obrazové matici počítače příslušnou numerickou informací. Kromě toho je zesílení předzesilovače každého fotonásobiče přes DAC-převodník řízeno přímo z počítače, což umožňuje přesnější a operativní kalibraci kamery - adjustaci a nastavení příslušných korekcí pro homogenitu a linearitu.

Konstrukční uspořádání scintilačních kamer
Velkoplošný scintilační krystal gamakamery s přitmeleným množstvím (19 až cca 100) fotonásobičů a příslušnou elektronikou je vestavěn ve speciálním robustním pouzdru (jakémsi "hrnci"), zajišťujícím světlotěsnost a radiační stínění proti vnějšímu ionizujícímu záření. Ve spodní části pouzdra kamery je mechanismus pro připevnění kolimátoru (výměnné kolimátory bývají připevněny pomocí šroubů, u automatické výměny jsou kolimátory uchyceny pomocí speciálních motoricky ovládaných držáků), který musí být těsně přiložen ke krystalu. Celý detektor kamery je pak upevněn na speciálním stojanu opatřeném elektromotorky pro mechanický pohyb kamery - posun ve vertikálním, popř. i horizontálním směru a natáčení detektoru. U tomografických kamer SPECT je stojan proveden v prstencovém uspořádání jako tzv. gantry, umožňující pomocí elektromotorku rotaci kamery kolem vyšetřovaného objektu.
  Pod detektorem kamery je umístěno lehátko pro vyšetřovaného pacienta - kolmo ke stojanu, nebo vjíždí do gantry. Mělo by být dostatečně robustní a stabilní, zajišťovat mechanické polohování s možností aretace. Pro uskutečnění celotělové scintigrafie (whole body) je pomocí elektromotorku lehátko s pacientem pomalu posouváno v podélném směru, takže jednotlivé části těla pacienta se postupně dostávají do zorného pole a jsou snímány detektory kamery; v akvizičním počítači se skládá celotělový scintigrafický obraz. Při odsunutém lehátku a kolmo natočeném detektoru kamery je možno scintigrafická vyšetření pacientů provádět i vsedě či ve stoje.
  Užitečnou technickou pomůckou pro zajištění optimální kvality scintigrafického zobrazení u celotělových a SPECT vyšetření je tzv. auto-contouring či body-contouring: při posunu lehátka a rotaci kamery jsou s použitím elektronických snímačů polohy detektory kamery na gantry pomocí elektromotorků automaticky posunovány tak, aby "kopírovaly" tělo pacienta a čelo kolimátoru bylo stále co nejblíže povrchu těla pacienta.

Obr.4.2.4. Konstrukční uspořádání scintilační kamery.
Vlevo: Odkrytý detektor scintilační kamery - kolimátor, krystal, soustava fotonásobičů a elektronických obvodů.
Vpravo: Ukázka sestavené planární kamery s jedním detektorem a tomografické kamery SPECT se dvěma detektory na gantry.

V levé části obr.4.2.4 je rozebraný detektor menší starší kamery (PhoGamma Nuclear Chicago, s 19 fotonásobiči), vyjmutý ze stínícího obalu. Dole vidíme kolimátor, nad ním je tenký kruhový scintilační krystal, k němuž jsou přes světlovodné bloky opticky přitmeleny fotonásobiče. V horní části detektoru je příslušná elektronika, především předzesilovač pro každý fotonásobič, adjustační obvody, u digitálních kamer pak i analogově-digitální konvertory a mikroprocesory pro stanovení souřadnicových impulsů. Novější scintilační kamery mají větší krystal obdélníkového tvaru, osazený větším počtem fotonásobičů.
  V pravé části obr.4.2.4 je ukázka dvou instalovaných kamer. Nahoře je menší planární kamera s jedním detektorem na jednoduchém stojanu (PhoGamma HP z r.1973, s vyhodnocovacím zařízením Clincom; vedle stojanu kamery je umístěn stojan s výměnnými kolimátory), dole je větší tomografická kamera SPECT (z r.2002) se dvěma dektory ("hlavami") upevněnými na gantry *) a motorickým posuvem lehátka pro celotělovou scintigrafii.
*) Ojediněle jsou používána i jiná konstrukční uspořádání detektorů scintilačních kamer (samotné detektory kamer Angerova typu jsou přitom u různých typů a výrobců řešeny téměř identicky; jiná alternativní technická řešení jsou zmíněna níže). Místo klasického kruhového gantry mohou být detektory umístěny na speciálních ramenech, jejichž pohyby jsou elektronicky řízeny pomocí servomotorků. Výhodou je zde větší flexibilita různých poloh detektorů (včetně možnosti současného nezávislého snímání dvou pacientů každým detektorem zvlášť). Vedle "univerzálních" kamer jsou někdy používány i speciální jednoúčelové kamery s pevnou konfigurací detektorů, např. 3 nebo 4 detektory spojené do trojúhelníku nebo čtverce, určené pro scintigrafii srdce (myokardu) nebo mozku.
  Elektronické obvody scintilační kamery byly shora popsány jen rámcově a zjednodušeně, spíše z fyzikálního hlediska. Scintilační kamery jsou vybaveny řadou dalších elektronických obvodů pro adjustace a pro korekce fyzikálně-elektronických vlivů. Důležité jsou obvody pro korekci souřadnicových impulsů X,Y - tvaru a velikosti obrazu, zvláště korekce závislosti velikosti obrazu na energii detekovaného záření gama - aby měřítko zobrazení nebylo na této energii závislé.

Scintigrafické studie a jejich hodnocení
Celý proces scintigrafické diagnostiky je znázorněn na obr.4.2.5. Po aplikaci radioindikátoru dochází k jeho distribuci v určitých částech organismu, tuto distribuci pomocí zevní detekce vycházejícího záření g zobrazujeme scintilační kamerou, v počítači vznikají digitální scintigrafické obrazy, které jednak hodnotíme vizuálně, jednak můžeme pomocí křivek matematicky analyzovat vyšetřované procesy a počítat kvantitativní parametry funkce jednotlivých orgánů. Nakonec nastupuje interpretace všech těchto dílčích údajů a výsledků, která spolu s s výsledky dalších metod vyústí ve vyslovení diagnózy v závěrečném protokolu.

Obr.4.2.5. Schématické znázornění celého procesu scintigrafického vyšetření - od aplikace radioindikátoru pacientovi, přes proces scintigrafického zobrazení gamakamerou, hodnocení, matematickou analýzu a kvantifikaci, až po interpretaci a stanovení diagnózy.

Metodikou matematické analýzy a počítačového vyhodnocování scintigrafických studií se budeme podrobněji zabývat níže v kapitole 4.7 "Matematická analýza a počítačové vyhodnocování v nukleární medicíně".

Scintigrafické kolimátory
Primárním "optickým členem" scintilační kamery, kterým jako prvním prochází záření g, je kolimátor *). Jeho úkolem je provést co nejdokonalejší projekci distribuce radioaktivity ve vyšetřovaném objektu pomocí záření g do roviny velkoplošného scintilačního krystalu. Na vlastnostech kolimátoru proto do značné míry závisí konečná kvalita scintigrafického obrazu. Obecně je kolimátor clona ze stínícího materiálu (většinou olova, někdy wolframu), vymezující směr fotonů dopadajících na scintilační krystal a též zorné pole kamery. Nejčastěji je to deska s větším počtem hustě a rovnoměrně rozmístěných otvorů určitého tvaru, velikosti a směru. Bez zeslabení procházejí kolimátorem (a na krystal dopadají) pouze fotony letící ve směru osy otvorů kolimátoru. Ostatní fotony jiných směrů jsou absorbovány v olověných přepážkách (septech) mezi otvory, na krystal nedopadají a nejsou detekovány.
*) Z obecného hlediska radiační fyziky a detekce záření bylo o kolimátorech pojednáno v §2.1 "Metodika detekce ionizujícího záření", odstavec "Stínění, kolimace a filtrace detekovaného záření" a v §3.1 "Jaderné a radiační metody", pasáž "Kolimace ionizujícího záření"). Ve scintigrafii mají kolimátory úlohu zobrazovací.
  Kolimátory u scintilačních kamer jsou výměnné - existuje několik typů kolimátorů s jednoznačně definovanými vlastnostmi, podle kterých se řídí jejich použití. Kolimátory se rozlišují podle počtu, velikosti a konfigurace otvorů, podle energie záření g pro niž jsou optimalizovány, podle rozlišovací schopnosti a citlivosti (účinnosti detekce). Uvedeme si stručný přehled základních typů kolimátorů - obr.4.2.6. Nejdříve se budeme zabývat kolimátory s paralelními otvory, které jsou zdaleka nejčastěji používaným typem - zde obraz objektu vytvářený v detektoru má stejnou velikost jako zobrazovaný objekt, nezávisle na vzdálenosti objektu od kolimátoru (na této vzdálenosti však výrazně závisí rozlišovací schopnost zobrazení, viz níže). Tím nejzákladnějším kritériem, podle něhož se kolimátory rozdělují, je energie záření g použitá pro scintigrafické zobrazení (obr.4.2.6 vlevo) :

• Kolimátory pro vysoké energie (HE - High Energy) musejí mít robustní konstrukci s dostatečně tlustými přepážkami mezi otvory, aby byla zabezpečena dostatečná absorbce záření g přicházejícího z šikmých směrů - aby nedocházelo k prozařování přepážkami.
  Jelikož anihilační pozitronové záření g o energii 511 keV se nyní již většinou detekuje speciálními kamerami PET s prstencovým uspořádáním detektorů, u klasických scintilačních kamer se vysokoenergetické kolimátory již nepoužívají.
• Kolimátory pro střední energie (Medium Energy), nejčastěji používané pro 364 keV ¹³¹J, mají rovněž poměrně robustní konstrukci s tloušťkou přepážek mezi otvory cca 2-3mm.
• Kolimátory pro nízké energie (LE - Low Energy), nejčastěji používané pro 140 keV ^99mTc, jsou subtilnější konstrukce s velkým počtem drobných otvorů, mezi nimiž jsou poměrně tenké přepážky (cca 0,2 - 0,5 mm).

Obr.4.2.6. Zkladní druhy kolimátorů scintilačních kamer

  Dalším kritériem rozdělení kolimátorů je jejich požadované rozlišení a citlivost (účinnost). Toto se ovšem týká jen kolimátorů pro nízké energie; u robustních kolimátorů pro vysoké a střední energie nemůžeme vzhledem k tlustým přepážkám mezi otvory dosáhnout ani dobrého rozlišení, ani vysoké citlivosti. Podle rozlišení a citlivosti se tedy nízkoenergetické kolimátory dále dělí na :

• Kolimátory s vysokou účinností (HS - High Sensitivity) mají krátké a poněkud větší otvory (samozřejmě tenké přepážky), aby kolimátorem procházelo co nejvíce záření g z většího prostorového úhlu pro každý otvor. Za tuto zvýšenou účinnost detekce záření g se však "platí" poněkud zhoršenou rozlišovací schopností zobrazení, která se navíc poměrně rychle zhoršuje se vzdáleností od čela kolimátoru. Kolimátory HS se nyní používají poměrně zřídka.
• Kolimátory s vysokým rozlišením (HR - High Resolution) mají delší a drobnější otvory (cca 1-2mm) s tenkými přepážkami (cca 0,2-0,4mm), takže každý otvor snímá záření z poměrně malého prostorového úhlu. Vyšší rozlišení zákonitě vede k poněkud nižší detekční účinnosti (ve srovnání s kolimátory HS). Tento typ kolimátorů se v současné době jeví jako nejoptimálnější (je to však diskutabilní, některá pracoviště dávají přednost kompromisnímu řešení v kolimátorech LEAP).
• Kolimátory s utra-vysokým rozlišením (UHR - Ultra High Resolution) mají dlouhé a velmi drobné otvory (cca 1mm), při dostatečně tenkých přepážkách (cca 0,1-0,2mm), což zaručuje velmi vysokou rozlišovací schopnost, která se navíc jen pomaleji zhoršuje se vzdáleností od čela kolimátoru. Dosahuje se toho však bohužel za cenu výrazně snížené citlivosti (detekční účinnosti) - asi 4-krát, což činí tento kolimátor jen velmi omezeně použitelný. Vysoké rozlišení kolimátoru UHR se většinou neuplatní vlivem zvýšených statistických fluktuací v obrazech s nižším nastřádaným počtem impulsů.
• Kolimátory s vhodným kompromisem mezi rozlišením a citlivostí (označují se někdy jako LEAP -Low Energy All Purpose) za účelem jejich univerzálnosti. Řada pracovišť však akcentuje spíše vyšší rozlišovací schopnost při poněkud zvýšené době akvizice či poněkud vyšší použité radioaktivitě

Kromě kolimátorů s paralelními otvory se pro některé speciální účely používají i kolimátory s jinak geometricky uspořádanámi otvory (obr.4.2.6. vpravo) :

• Kolimátor typu Pinhole (angl. pinhole = malá dírka pro kolík či špendlík) - jednoděrový kolimátor - je vůbec nejjednodušším druhem kolimátoru na principu dírkové komory, využívajícím přímočaré šíření fotonů (světelných i g). Jeho detekční účinnost je obecně velmi malá a má pozoruhodnou vlastnost - velikost obrazu (tj. měřítko zobrazení) velmi silně závisí na vzdálenosti zobrazovaného objektu od otvoru kolimátoru Pinhole. Pokud je vzdálenost zobrazovaného předmětu od otvoru menší než vzdálenost otvoru od krystalu kamery, poskytuje Pinhole zvětšené zobrazení, čehož se s výhodou využívalo při zobrazení štítné žlázy. Kolimátory Pinhole se nyní vyskytují již jen ojediněle, především u speciálních kamer s malým zorným polem využívaných pro nukleární thyreologii.
• Kolimátory konvergentní a divergentní se sbíhajícími nebo rozbíhajícími se otvory směřujícími do určitého bodu - ohniska. Tyto kolimátory umožňují zvětšení nebo zmenšení obrazu promítnutého na scintilační krystal kamery. Divergentní kolimátory se používaly ke zmenšení obrazu v době, kdy gamakamery měly ještě malé zorné pole (kolem 25cm), takže např. plíce by se do zorného pole nevešly. Konvergentní kolimátory se používaly naopak pro zobrazování malých orgánů jako je srdce, aby bylo lépe využito velké zorné pole kamery. Nevýhodou těchto kolimátorů je závislost měřítka zobrazení na vzdálenosti od čela kolimátoru. Technická zdokonalení scintilačních kamer vedoucí ke zvětšení zorného pole a zlepšení vnitřního rozlišení soustavy krystal+fotonásobiče odsunuly tyto druhy kolimátorů do historie (výjimkou jsou níže uvedené kolimátory Fan Beam).
• Kolimátory s šikmými otvory (Slant Hole) se, vedle neúspěšných pokusů s pohybovou tomografií, kdysi používaly při radionuklidové ventrikulografii, kde měly zlepšit úhel pohledu na srdeční komory. Efekt nebyl signifikantní, nyní se již dlouho nepoužívají.
• Kolimátory Fan Beam - jsou konvergentní jen v transverzálním směru, zatímco v axiálním směru jsou otvory paralelní - ohnisko je přímka (resp. úsečka). Tyto kolimátory se občas využívají u scintigrafie SPECT při zobrazení mozku a myokardu. Jejich výhodou je, že mají relativně vysokou citlivost a zároveň dobré rozlišení i ve větších vzdálenostech od čela; právě u myokardu a mozku nemůžeme totiž vzhledem ke geometrickým proporcím při rotaci přiblížit detektor kamery dostatečně blízko.

Nepříznivé vlivy u scintigrafie a jejich korekce
U scintigrafie se vyskytují některé nepříznivé a rušivé jevy, které mohou zhoršovat kvalitu zobrazení a vést tak k nesprávné interpretaci scintigrafických vyšetření ve smyslu falešně negativních či falešně pozitivních nálezů. Uvedeme zde šest základních nepříznivých vlivů, které se projevují obecně u každé scintigrafie, tj. u planární scintigrafie i u tomografické scintigrafie SPECT. Další nepříznivé a rušivé jevy, specifické pro SPECT (jako je nestabilita osy rotace či artrefakty vzniklé při rekonstrukci) a PET (náhodné falešné koincidence) budou zmíněny níže v §4.3.

• Nedokonalé prostorové rozlišení
  Hlavní slabinou scintigrafie je špatné prostorové rozlišení, které je způsobeno jednak nepřesností lokalizace záblesků ve scintilačním krystalu pomocí soustavy fotonásobičů (tzv. vnitřní rozlišení), jednak nedokonalým rozlišením kolimátoru. Vnitřní rozlišení kamery se nedaří snížit pod cca 3mm, celkové rozlišení těsně u čela kolimátoru činí cca 4-6mm a se vzdáleností od kolimátoru se výrazně zhoršuje (aspoň u paralelních kolimátorů). V tkáni ve vzdálenosti 10cm činí rozlišení cca 8-10mm, což je o řád horší než u CT.
    Scintigrafickým zobrazením se obraz skutečné distribuce "rozmazává", a to tím více, čím je horší rozlišení (čím je větší pološířka FWHM - viz §4.5). Vlivem nedokonalého rozlišení registrujeme určitý počet impulsů nejen v místech, které odpovídají skutečnému nahromadění radioindikátoru (zobrazované lézi), ale i v okolních místech, kde se radionuklid nenachází. Toto "prozařování" do okolí, které se vyskytuje v každém bodě obrazu, pak znemožňuje rozlišit od sebe blízko položené struktury a v určitých případech i znemožní detekci některých lézí.
  Objemové a aktivitní zkreslení
  V ideálním případě dokonalého zobrazení by počet impulsů v každém pixelu obrazu (kterým je modulován jas obrazového elementu na displeji) přesně odpovídal objemové aktivitě příslušného místa v zobrazovaném objektu. Rozmazání nedokonalým rozlišením však narušuje tuto zákonitost, zejména v okrajových oblastech lézí a obecně u malých lézí, neboť zobrazená objemová aktivita je na obraze rozprostřena do větší plochy, než je projekce skutečného objemu. Nastřádaný počet impulsů v jednotlivých paměťových buňkách obrazu léze je pak menší, než odpovídá skutečné aktivitě v předmětu. Z počtu nastřádaných impulsů v obraze proto většinou nemůžeme přímočaře stanovit objemovou aktivitu zdroje, a to ani relativně.
  Efekt částečného objemu
    Nedokonalé prostorové rozlišení scintigrafického zobrazení tak vede ke specifickým efektům při zobrazení objemových lézí při jejich různé (skutečné) aktivitě a velikosti. Rozmazání obrazu způsobuje na scintigrafických obrazech jev objemového zkreslení, kdy se určité léze na obraze jeví arteficielně větší či menší, v závislosti na lokální koncentraci radioindikátoru. Pozitivní léze, pokud má vysokou měrnou aktivitu, díky přezařování ven do okolí vykazuje větší "rozptylový kroužek", jeví se větší než ve skutečnosti - ve srovnání se stejně velkou lézí nižší aktivity; při stejné modulaci obrazu (hladiny LT/UT), na obrázku vpravo. Ze stejného důvodu se projevuje aktivitní zkreslení, kdy při stejné koncentraci radioindikátoru obraz menší léze (s rozměry menšími než hodnota rozlišení FWHM) se jeví méně jasný, než obraz léze větší - na obrázku vlevo. Tyto jevy objemového a aktivitního zkreslení na scintigrafických obrazech se označují jako Partial Volume Effect (efekt "částečného objemu").

  Obr.4.2.7. Objemové a aktivitní zkreslení na obrazech lézí různé velikosti (vlevo) a měrné aktivity (vpravo). Vlevo: Obrazy zdrojů o stejné měrné aktivitě, ale různé velikosti, se jeví různě jasné. Vpravo: Obrazy zdrojů stejné velikosti, ale různé měrné aktivity, se jeví různě velké. (měřeno na kameře PhoGammaLFOV, FWHM=6mm)

    Tyto nežádoucí efekty se výrazně projevují u malých lézí, menších než 2.FWHM (dvojnásobek rozlišení), zatímco u lézí větších než cca 3-4.FWHM jsou prakticky zanedbatelné (projevují se pouze na okrajích obrazu lézí). Zvláště negativně se jev uplatňuje u malých negativních lézí - malých okrsků snížené koncentrace radioindikátoru na pozadí vyšší koncentrace radioaktivity. Zde efekt prozařování z okolí dovnitř obrazu léze může zcela zahladit viditelnost takové malé léze, která zaniká ve statistických fluktuacích; říkáme, že taková léze není detekovatelná (viz níže "Kvalita scintigrafického obrazu - detekovatelnost lézí", obr.4.2.9).
    Celkově lze říci, že vlivem "rozmazání" obrazu u pozitivních ("horkých") lézí dochází k poklesu pozorované aktivity (počtu impulsů v obraze), u negativních ("studených") lézí zase k jejímu nárustu. Společným výsledkem je snížení kontrastu obrazu (viz též níže "Kvalita scintigrafického obrazu - detekovatelnost lézí").
  Korekce aktivitního zkreslení
  Byly vypracovány metody korekce tohoto zkreslení zobrazení aktivity - tzv. Partial Volume Correction (PVC), které je žádoucí používat při kvantitativní analýze obrazů, jako je stanovení SUV (viz níže "Kvalita scintigrafického obrazu - detekovatelnost lézí"). Teoreticky by se daly použít rekonstrukční algoritmy na základě znalosti odezvové funkce bodového zdroje (point spread function - PSF.....odkaz na teori scint.zobrazení a modulační přenosové funkce....), ty však při vyšších statistických fluktuacích selhávají. V praxi se někdy používá prostého násobení korekčními koeficienty, které udávají poměr skutečné objemové aktivity léze ke zdánlivé aktivitě v obraze. Tyto koeficienty jsou výrazně závislé na velikosti zobrazovaného objektu a na prostorové rozlišovací schopnosti scintigrafického zobrazení; jejich konkrétní hodnoty se stanovují na základě fantomových měření. V literatuře jsou tabelovány nebo graficky vynášeny hodnoty inverzních korekčních koeficientů, tzv. obnovovacích koeficientů RC (recovery coefficient) v závislosti na průměru kulové léze pro různé hodnoty rozlišení FWHM. Pro správné použití této metody korekce je třeba znát skutečnou velikost zobrazované léze, což je prakticky dostupné pouze u hybridních systémů, kombinujících scintigrafii s anatomickým CT zobrazením (viz níže §4.3 "Tomografické kamery", pasáž "Fúze obrazů, hybridní tomografické systémy"). Pro malé léze velikosti cca 1cm při rozlišení FWHM @ 8mm činí korekční koeficient 1/RC@5, pro menší léze nebo horší rozlišení (jaké bývá ve větších hloubkách pravidlem) je jeho hodnota ještě mnohem vyšší. Vede to k velké chybě korekce, která je při hodnotách korekčního koeficientu blížících se ~10 již prakticky nepoužitelná.
    Pokud je velikost zobrazované léze menší než prostorové rozlišení kamery, projeví se rozdíly v objemu této struktury pouze v počtu nastřádaných impulsů v pixelech daného místa obrazu (jas či intenzita zobrazené léze). Tohoto efektu se někdy využívá pro posouzení změn tloušťky srdeční stěny u SPECT myokardu.
  Pozn.: Efekt objemového (velikostního) a intenzitního zkreslení se projevuje nejen u scintigrafie - nastává všude tam, kde zobrazení vykazuje konvoluční rozmazání. A to je prakticky u všech zobrazovacích metod.

• Hloubkové prozařování, sumační efekt, superpozice
  U planární scintigrafie dochází k prozařování g-záření z různých hloubek, k superpozici a sumování informace o rozložení radioindikátoru ze všech hloubkovývh vrstev tkání a orgánů do společného obrazu. Výsledná odezva detektoru je součtem příspěvků z jednotlivých vrstev tkáně - nejen z míst vyšetřované léze, ale i z vrstev, které se nacházejí nad lézí a pod lézí. Tím se detaily struktury hlavně z hlubších vrstev zastírají obrazovými informacemi z povrchových vrstev. Superpozice záření z různých hloubek zobrazovaného objektu dále vede ke snížení kontrastu zobrazení struktur a lézí. Tuto nevýhodu planárních obrazů do značné míry odstraňuje scintigrafie tomografická.
• Statistické fluktuace (šum) v obraze
  Emise kvant ionizujícího záření, stejně jako jeho interakce s atomy látkového prostředí (a tím i mechanismy detekce záření) probíhá na mikroskopické úrovni prostřednictvím dějů řídících se nikoli detrministickými zákony klasické fyziky, nýbrž zákonitostmi kvantové mechaniky. Tyto kvantové zákonitosti jsou principiálně stochastické, pravděpodobnostní (viz §1.1). Přeměna radioaktivních atomů je proto zcela náhodný proces a vznikající ionizující záření je emitováno náhodně, nekorelovaně, inkoherentně. Tok ionizujícího záření proto není plynulý, ale fluktuující. Stejně fluktuující (kolísavá) bude i odezva každého přístroje detekujícího toto záření - jedná se o fluktuace neodstranitelné žádným zdokonalením přístroje či metody, tyto fluktuace mají svůj původ v samotné podstatě měřených jevů.
    Vliv statistických fluktuací na výsledky radiačních dekčních a spektrometrických měření můžeme zjednodušeně (avšak výstižně) vyjádřit následujícím pravidlem: Naměříme-li na radiačním detekčním přístroji N impulsů, naměřili jsme ve skutečnosti N ± Ö(N) impulsů. Tyto statistické fluktuace se projevují ve všech buňkách obrazu a jedinou možností jejich snížení je zvýšit nastřádaný počet impulsů.
• Nehomogenita zorného pole kamery
  Drobné odchylky v detekční účinnosti jednotlivých míst scintilačního krystalu a v účinnosti sběru scintilačních fotonů z krystalu jednotlivými fotonásobiči vedou k tzv. nehomogenitě zorného pole detektoru kamery. Ta se projevuje jednak arteficielním snížením či zvýšením počtu impulsů v určitých místech obrazu, jednak odchylkami od linearity zobrazení (oba tyto jevy se někdy označují jako "neuniformita"). Nehomogenitu lze snížit pečlivým seřízením jednotlivých fotonásobičů na stejnou účinnost (stejnou polohu fotopíku), jednak počítačovou korekcí pomocí vhodné matice korekčních koeficientů (ta se získá z pečlivě nasnímaného obrazu homogenního zdroje). Digitální scintigrafické kamery mají obě tyto operace zahrnuty v proceduře rekalibrace a ladění fotonásobičů (tuning).
• Absorbce záření g
  Určité množství záření g je během průchodu tkání od místa svého vzniku směrem k detektoru kamery absorbováno při interakci s látkou tkáně - v důsledku fotoefektu a Comptonova rozptylu v tkáni. Vede to k exponenciálnímu poklesu četnosti N detekovaných fotonů g se zvyšující se hloubkou d distribuce radioindikátoru v těle: N = No.e^-m.d, kde m je lineární součinitel zeslabení, závisející na energii záření g a na hustotě tkáně (pro g 140keV ^99mTc je tento absorbční koeficient m @ 0,15 cm^-1). Toto zeslabení záření g absorbcí, nazývané též atenuace, se na scintigrafických obrazech obrazech projevuje arteficielním snížením počtu impulsů ve strukturách uložených ve větších hloubkách, ve srovnání se strukturami na povrchu.
    Korekci na tuto absorbci u planárních scintigrafických obrazů většinou neprovádíme, metody korekce u SPECT jsou uvedeny níže. U planární scintigrafie je však korekce na absorbci důležitá při kvantifikaci dat a výpočtu hodnot klinicky důležitých parametrů - např. separované fukce levé a pravé ledviny (metoda geometrického průměru viz §3.7.Vyhodnocování statické scintigrafie ledvin v knize "OSTNUCLINE").
• Comptonovský rozptyl záření g
  Záření g při průchodu tkání interaguje s látkou mimo jiné Comptonovým rozptylem, přičemž dochází ke změně směru pohybu fotonu g a snížení jeho energie (viz §1.6, část "Interakce záření gama").

  Obr.4.2.8 Comptonovsky rozptýlené záření při scintigrafii

    Může tak docházet k detekci fotonů záření g´ z falešného místa, pokud dojde shodou okolností k rozptylu fotonu v tkáni pod takovým úhlem, že projde otvorem kolimátoru a je detekován krystalem kamery (obr.4.2.8). K podobnému efektu "falešné lokalizace" může dojít i při Comptonově rozptylu záření g v materiálu samotného scintilačního krystalu. Tyto rozptýlené fotony g´ by arteficielně snižovaly kontrast scintigrafického obrazu. Naštěstí však tyto falešné rozptýlené fotony g´ mají nižší energii než "pravé" přímé a primárně detekované fotony g (část energie byla při rozptylu v látce předána elektronu e^-), takže nepadnou do fotopíku. Pečlivým nastavením okénka analyzátoru na fotopík daného záření g můžeme proto comptonovsky rozptýlené záření g´ do značné míry eliminovat.
  Pozn.: Určitá malá část Comptonovsky rozptýlených fotonů (rozptýlených pod malým úhlem) zasahuje energeticky i do oblasti fotopíku a je detekována. Některé typy scintilačních kamer používají speciální elektronickou proceduru pro korekci či eliminaci těchto zbylých rozptýlených fotonů. Impulsy se registrují ve dvou či třech energetických oknech (DEW - Dual Energy Window, TEW - Three Energy Window; místo slova "Energy" se někdy používá "Photopeak" a zkratky se píší DPW či TPW): 1. okno těsně před fotopíkem (s vysokým zastoupením rozptýleného záření), 2. hlavní okno fotopíku, 3. okno těsně za fotopíkem. Interpolací počtů impulsů registrovaných v pomocných oknech před a za fotopíkem se stanoví počet rozptýlených fotonů odpovídajících hlavnímu okénku fotopíku a tyto impulsy se odečítají.
    Dalším zdrojem falešných impulsů může být tzv. pile-up efekt kumulativní elektrické odezvy dvou kvant g, detekovaných téměř současně (viz §2.4, část "Scintilační spektra radionuklidů"). To se projevuje u vysokých četností (toků) fotonů g. Ve většině případů padnou tyto impulsy mimo fotopík a nejsou detekovány. Pokud však dojde k pile-up efektu u dvou současných Comptonovsky rozptýlených fotonů, výsledný impuls může svou amplitudou padnout do fotopíku - je detekován a přispívá k degradaci kontrastu scintigrafického obrazu.

Fyzikální parametry scintigrafie
Rozlišení , homogenita a další parametry scintilační kamery jsou definovány a rozebírány níže v §4.5 "Fyzikální parametry scintigrafie - kontrola kvality a fantomová scintigrafická měření". O způsobech jejich měření a testování je pojednáno v práci "Fantomy a fantomová měření v nukleární medicíně".

Chyby a úskalí korekčních metod - korekční artefakty
Je třeba si uvědomit, že žádné korekční metody nejsou "samospasitelné", ale mohou mít svá úskalí. Chyby korekčních metod můžeme rozdělit do dvou kategorií:

• Podkorigování nebo překorigování
  vzniká tehdy, když korekční koeficienty jsou systematicky nižší nebo vyšší ve srovnání s hodnotami, jež by odpovídaly skutečnosti. Korekce je potom buď neúplná a nedostatečná, nebo je naopak přehnaná "na druhou stranu".
• Korekcí indukované artefakty
  vznikají tehdy, když dojde ke geometrickému posunu či distorzi korekčních koeficientů (popř. k záměně matic korekčních koeficientů). To způsobí, že korekční koeficienty a skutečná poloha odpovídajících míst elementů obrazové matice si topograficky neodpovídají, což vede k chybným korekcím v dotyčných místech. Na korigovaném obraze se objevují místa s uměle zvýšeným či sníženým obsahem - korekční artefakty.

  Podkorigování, překorigování a korekční artefakty mohou vést k podobně nesprávné interpretaci scintigrafických studií, jako je tomu u nekorigovaných studií. Zkušenost ukazuje, že pro správnou interpretaci nálezů je třeba pečlivě porovnávat obrazy bez korekce a obrazy s korekcí "cvičeným okem" erudovaného odborníka, který musí vzít v úvahu i konkrétní anatomické a poziční okolnosti u daného pacienta.

Kvalita scintigrafického obrazu - detekovatelnost lézí
Výše uvedené nepříznivé vlivy způsobují, že scintigrafický obraz není zdaleka věrný a dokonalý - přes užitečnou informaci se překrývají rušivé statistické fluktuace (šumy), obraz je neostrý a často málo kontrastní. Tato nedokonalá kvalita vede k tomu, že některé subtilnější struktury vyšetřovaného předmětu nejsou na scintigrafickém obrazu viditelné - říkáme, že takové léze nejsou detekovatelné. Jaké parametry vyšetřovaného objektu a jeho obrazu tedy rozhodují o objektivním zobrazení a zachytitelnosti lézí?
  Základní zákonitosti vyplývají z vlastností scintigrafického zobrazení a ze statistické analýzy výsledných obrazových dat. V levé části obr.4.2.9 je znázorněno scintigrafické zobrazení jednoduché struktury (léze) kruhového tvaru velikosti (průměru) d a měrné aktivity A, obklopené homogenním prostředím - pozadím - o měrné aktivitě B. Výraznost léze vůči pozadí můžeme charakterizovat jako kontrast objektu C_obj = (A-B)/B (příp. ´100[%]). Scintigrafickým zobrazením vznikne obraz, na němž je léze zobrazena jako struktura A* a pozadí jako konstantní (více či drobně zvlněná) plocha B* (v závislosti na statistických fluktuacích).

Obr.4.2.9. Analýza kontrastu a statistických fluktuací scintigrafického zobrazení lézí (fantomová měření na kameře PhoGamma LFOV).

Srovnáme-li originální objekt s jeho scintigrafickým obrazem, vidíme dva hlavní rozdíly:
¨ 1. Rozmazání a snížení kontrastu
Vlivem nedokonalého prostorového rozlišení se ostré kontury původního objektu A rozostřily a snížil se rozdíl mezi maximem v obraze A* a pozadím B* - kontrast obrazu C_img = (A*_max-B*)/B* je nižší než kontrast objektu C_obj: C_img<C_obj. Za předpokladu léze kruhového tvaru a Gaussovského konvolučního rozmazání (odezvová funkce bodového zdroje PSF kamery má tvar Gaussovy křivky s pološířkou FWHM) je vztah mezi kontrastem předmětu a obrazu dán exponenciálním výrazem:
                    C_img = C_obj . e^-(FWHM/d)2 ,
kde FWHM je rozlišení kamery a d je velikost (průměr) léze. Pro velké léze (d>4.FWHM) se kontrast zobrazením téměř nezmění (C_img @C_obj). U lézí malých rozměrů, srovnatelných nebo menších než rozlišení FWHM kamery, je však degradace kontrastu velmi výrazná, C_img «C_obj (při typickém rozlišení kamery 10mm se kontrast léze velikosti 1cm sníží téměř 3-krát, u léze 5mm více než 30-krát!).
¨ 2. Statistické fluktuace - šum
Vlivem kvantových stochastických zákonitostí radioaktivního rozpadu, emise a detekce kvant záření g, vykazují všechny části scintigrafického obrazu statistické fluktuace - přes obraz objektu je překryt šum. Jak bylo ukázáno v §2.11 "Statistické fluktuace a chyby měření", je velikost tohoto šumu v každém bodě obrazu dána druhou odmocninou z průměrného nastřádaného počtu impulsů n: s = ±Ö(n). Relativní statistické fluktuace s/n = 1/Ö(n) jsou tím nižší, čím vyšší je počet impulsů nastřádaný v jednotlivých buňkách obrazu. Konstantní pozadí B je tedy zobrazeno jako plocha, jejíž body kolísají zhruba mezi B*±Ö(B*), tj. s_B = ±Ö(B*). Podobně statisticky kolísají hodnoty bodů v obraze A*. Pokud jsou tyto fluktuace příliš vysoké, srovnatelné s průměrnými hodnotami rozdílu mezi A* a B*, mohou se v nich tyto rozdíly snadno "ztratit" a příslušná struktura nebude na obraze patrná. Rušivé statistické fluktuace jsou tak principiálním limitujícím faktorem rozpoznatelnosti *) malých a ne příliš kontrastních lézí na scintigrafickém obrazu.
*) Nebýt statistických fluktuací, bylo by možno umělým zvýšením strmosti (kontrastu) zobrazení scintigrafického obrazu na displeji dosáhnout zviditelnění i malých a málo kontrastních lézí. A navíc by bylo možno vhodnou dekonvoluční filtrací (s použitím inverzní modulační přenosové funkce MTF) provést korekci na rozlišení kamery ("zaostření" obrazu) a na obraze zrekonstruovat všechny detaily ze zobrazovaného objektu (viz "Filtry a filtrace", část "Pásmové fokusační filtry"). Statistické fluktuace nás v praxi všech těchto možností bohužel zbavují...
  Ze statistické analýzy obrazových dat plyne, že rozpoznat (a statisticky prokázat) můžeme v obraze jen takovou strukturu (lézi), jejíž kontrast C_img splňuje podmínku
                    C_img > 4/Ö(B*) .
Je to podmínka statistické významnosti rozdílu A*-B* informace v obraze léze vůči okolnímu fluktuujícímu pozadí B*.
Signál - šum
V analogii s analýzou elektrických signálů ve slaboproudé elektronice se i pro kvantitativní popis vlastností obrazů zavádějí pojmy:
Signál S
je rozdíl v intenzitě obrazu (jeho "jasu", počtu nastřádaných impulsů) mezi vyšetřovanou strukturou (lézí) a okolím. V našem případě je dán rozdílem: S = A*_max-B*.
Šum N (Noise)
představují rušivé statistické fluktuace v obraze. Pro náš případ jsou důležité fluktuace pozadí, takže šum je dán druhou odmocninou z průměrného nastřádaného počtu impulsů v obraze pozadí: N = s_B = Ö(B*).
Podobně jako kvalita signálu v elektronice, je kvalita obrazu dána parametrem:
Poměr signál-šum SNR (Signal-Noise Ratio) SNR = S/N = S/Ö(B*).
Shora uvedenou statistickou podmínku detekovatelnosti léze lze pak vyjádřit takto: Lézi v obraze je možno vidět jen tehdy, když poměr jejího signálu k šumu je SNR > 4.
  Vezmeme-li v úvahu vliv rozlišení i statistických fluktuací, spojením shora uvedených vztahů můžeme základní podmínku rozpoznatelnosti léze zformulovat takto:
                    C_obj > 4 . e^(FWHM/d)2 /Ö(B*) .
Na obraze bude viditelná pouze taková léze, která bude mít dostatečný kontrast C_obj (v akumulaci radioaktivity), geometrickou velikost d dostatečně velkou ve srovnání s rozlišením kamery FWHM a počet nastřádaných impulsů bude dostatečně velký, aby relativní statistické fluktuace nebyly příliš vysoké. Zobrazení léze je tím lepší, čím je tato léze větší, kontrastnější a čím větší bude hustota nastřádaných impulsů v obraze. A čím menší je velikost a kontrast léze, tím vyšší potřebujeme nastřádat počet (hustotu) impulsů v obraze pro její úspěšné zobrazení. Pro zobrazení těchto malých a ne příliš kontrastních lézí má též rozhodující význam co nejlepší rozlišovací schopnost kamery, aby nedocházelo k enormní degradaci kontrastu léze při zobrazení.
Pozitivní a negativní léze 
Jedním z rozdílů mezi "studenými" (negativními) a "horkými" (pozitivními) lézemi spočívá v tom, že dobře akumulující horké léze mohou mít vysoký kontrast C_obj i mnoho set procent, zatímco u studených lézí může kontrast dosahovat maximálně 100%. Proto pozorujeme dobře zobrazené i drobné (avšak kontrastně akumulující) horké léze, jako jsou zánětlivá či nádorová ložiska u klasické scintigrafie skeletu nebo u ¹⁸FDG PET. Drobnější studené léze bývají obtížně pozorovatelné, zvláště když jsou hlouběji uložené (třebas uvniř jater nebo plic).
Hluboko uložené léze 
Fantomová měření v levé části obr.4.2.9 (podobně jako měření výše na obr.4.2.7) byla provedena bez rozptylujícího prostředí (ve vzduchu) a v blízkosti čela kolimátoru kamery. Simulují idealizovanou situaci povrchových lézí.
Jestliže je léze uložena ve větší hloubce v tkáni, uplatňují se další čtyři nepříznivé faktory, snižující ještě více kontrast zobrazení a zhoršující detekovatelnost léze:
v Větší vzdálenost od čela kolimátoru vede k horší rozlišovací schopnosti (vyššímu FWHM), což podle výše uvedené exponenciální závislosti snižuje kontrast C_img v obraze.
v Absorce záření g z léze při průchodu tkání (atenuace) snižuje počet užitečných impulsů detekovaných v obraze léze.
v K záření g z léze se může přičítat záření z ostatních vrstev tkáně. Snižuje se tím již primárně kontrast objektu C_obj v příslušné planární projekci a tím i kontrast v obraze. Tento efekt je do značné míry eliminován u tomografického zobrazení SPECT a PET (viz níže §4.3 "Tomografická scintigrafie").
v Část záření gama se Comptonovsky rozptyluje v materiálu tkáně. Část tohoto rozptýleného záření je detekována a rovněž snižuje kontrast zobrazení léze (jak bylo ukázáno výše na obr.4.2.8).
  V pravé části obr.4.2.9 je fantomová ukázka zobrazení pozitivních a negativních lézí, uložených na povrchu a v různých hloubkách v tkáni (simulované vodou s rozpuštěnou aktivitou ^99mTc). U hluboko uložených lézí se jejich zobrazení pronikavě zhoršuje, zvláště v případě negativních ("studených") lézí.
Jak lze zlepšit kvalitu obrazu a detekovatelnost lézí? 
O rozpoznatelnosti malých struktur (lézí) při scintigrafickém zobrazení rozhodují v praxi především následující faktory:
× Geometrická velikost léze;
× Akumulace radioindikátoru v lézi oproti okolní tkáni ® kontrast léze;
× Hloubka uložení léze ® zeslabení záření, interference se zářením z ostatních vrstev;
× Prostorová rozlišovací schopnost scintigrafického systému - kontrast v obraze;
× Detekční účinnost (citlivost) + doba akvizice ® počet nastřádaných impulsů ® statistické fluktuace.
  Velikost a lokalizace léze je dána anatomickou situací pacienta, rozlišení a citlivost kamery jsou v zásadě určeny její konstrukcí, můžeme je však částečně ovlivnit vhodnou volbou kolimátoru. Jsou pak v zásadě tři možnosti, jak můžeme zlepšit kvalitu obrazu a zachytitelnost lézí:
l Zvýšit primární kontrast léze
Toho lze v některých případech dosáhnout volbou vhodného radioindikátoru, který se pokud možno selektivně vychytává v diagnostikované lézi.
l Zvýšit aplikovanou aktivitu
radioindikátoru, čímž zvýšíme detekovaný počet impulsů a snížíme relativní statistické fluktuace. To ovšem naráží na problém zvýšené radiační zátěže pacienta a při vysokých aktivitách též na mrtvou dobu detekčního zařízení.
l Prodloužit čas akvizice
obrazu, čímž se úměrně zvýší počet nastřádaných impulsů v pixelech obrazu a sníží se relativní statistický šum. Příliš dlouhý akviziční čas však přináší problémy s pohybem pacienta, který nevydrží tak dlouho nehybně ležet pod detektorem kamery. U dynamické scintigrafie toto řešení většinou není použitelné vůbec, neboť doba akvizice jednotlivých snímků je určena časovou dynamikou vyšetřovaného procesu.
  Obecně platí, že léze v tkáni je zobrazena tím snadněji, čím je větší, kontrastnější a uložena v menší hloubce pod povrchem těla.
Kvantifikace pozitivních lézí na gamagrafických obrazech - SUV 
Jednou z nejčastějších úloh radionuklidové gamagrafie je zobrazit akumulaci vhodného radioindikátoru v lézích nádorového charakteru - a to nejen rozpoznat ložisko na obraze, ale stanovit i kvantitativní míru akumulace radioindikátoru v zobrazené tkáni. Jednoduchým relativním kritériem významnosti zobrazené léze je shora diskutovaný kontrast obrazu C_img = (A*_max-B*)/B* mezi aktivitou (nastřádaným počtem impulsů) v obraze léze A* a okolním pozadím B*. Při sledování časového vývoje velikosti a metabolické aktivity tumorů (nejčastěji se jedná o sledování biologické odezvy nádorové tkáně na terapii) je třeba hodnotit a vzájemně porovnávat míru akumulace příslušného radiofarmaka na obrazech z různých nezávislých scintigrafických studií. Pro absolutní (semi)kvantitativní vyjádření selektivního vychytávání radioindikátoru v tumoru, ve srovnání s průměrnou distribucí v ostatním těle, se často používá tzv. standardizovaná hodnota akumulace SUV (Standardized Uptake Value). Vyjadřuje poměr akumulované koncentrace radioindikátoru v lézi a průměrné koncentrace v celém těle (tj. aplikované aktivity normované na hmotnost pacienta):
                     SUV = C/(A_inj/W) .
Zde C [kBq/g] je tkáňová koncentrace radioaktivity v lézi, A_inj [MBq] je aplikovaná aktivita, W [kg] je hmotnost (váha) pacienta. Koncentraci C radioaktivity v lézi stanovíme z gamagrafického obrazu s použitím příslušných přepočítávacích a korekčních faktorů: C= h^-1.(A*-B*).RC^-1.V_tum^-1, kde h [imp. s^-1 MBq^-1] je detekční účinnost (citlivost) kamery, RC je tzv. recovery koeficient korekce na "partial volum effect" (zmíněný výše v části "Nepříznivé vlivy u scintigrafie", psáž "Efekt částečného objemu"), V_tum [cm³] je objem léze. Používá se buď SUV_max počítané z hodnoty A*_max nejintenzívnějšího pixelu v obrazu léze, nebo SUV_mean (SUV_50%) stanovované z průměrné hodnoty v pixelech uvnitř zájmové oblasti (ROI) léze, někdy i SUV_70% a pod. Pokud je mimo vyšetřovanou lézi jinak přibližně homogenní distribuce radioindikátoru, je SUV_max přibližně rovno hodnotě kontrastu C_img a i ostatní hodnoty SUV₅₀ či SUV₇₀ lze stanovovat jednoduše jako poměr počtu impulsů v tumoru (resp.jeho vymezené části) a v tkáňovém pozadí ("tumour to background ratio"). Je však žádoucí provést korekci na partial volume effect pomocí recovery koeficientů.
  Analýza SUV se provádí především na PET obrazech ¹⁸FDG a dalších radiofarmak s tumorovou akumulací - viz též §3.6, část "Diagnostika nádorových onemocnění". Pro středně akumulující tumorové léze se hodnoty SUV pohybují v rozmezí zhruba 2¸5, pro dobře a selektivně akumulující ložiska pak může být i SUV>10.

Nové a alternativní fyzikální a technické principy scintilačních kamer
Prakticky jediným druhem scintilačních kamer používaných dosud v nukleární medicíně jsou kamery Angerova typu popsané výše (samozřejmě s výjimkou kamer PET popsaných níže v §4.3 o tomografické scintigrafii). Přes jednoznačnou úspěšnost používání těchto kamer v nukleární medicíně byly o samého počátku známé též dvě základní nevýhody tohoto řešení. První spočívá v nutnosti použití olověného kolimátoru, kterým projde pouze záření g v přesně kolmém směru, avšak naprostá většina dopadajících fotonů se zachytí v přepážkách mezi otvory Ţ nízká detekční účinnost (citlivost) kamery. Druhá nevýhoda pramení z omezené přesnosti, s jakou je systém fotonásobičů a elektronických obvodů schopen lokalizovat polohu scintilačního záblesku ve velkoplošném scintilačním krystalu Ţ nedokonalá prostorová rozlišovací schopnost.
  Proto již od 70.let byly navrhovány a experimentálně zkoušeny alternativní fyzikálně-technická řešení scintilačních kamer, odstraňující první nebo druhou nevýhodu, popř. obě současně. Tato alternativní řešení nepřesáhla dosud rámec laboratorních pokusů, avšak s rozvojem technologií v oblasti mikroelektroniky a nových materiálů je reálná naděje v blízké budoucnosti dotáhnout některé z těchto konstrukcí do prakticky použitelné formy, či dokonce na nahrazení stávajících scintilačních kamer ve vzdálenější budoucnosti.

Drátové kamery
Drátové kamery jsou založeny na jednoduchém principu polohově citlivé mnohodrátové ionizační komory, která byla vyvinuta pro sledování a zobrazení stop částic, vznikajících při interakcích na urychlovačích (viz §2.3, část "Driftové ionizační komory"). Vlastní detektor je tvořen větším počtem (i několika stovek) tenkých drátků - elektrod, natažených v plynové náplni ve dvou vrstvách ve vzájemnmě kolmém směru - určují souřadnice X,Y. Při vniknutí fotonu záření g dojde k ionizaci v příslušném místě. Oblak elektronů z tohoto místa driftuje k nejbližším elektrodám, na nichž tím vzniká elektrický signál. Průsečíky elektrod, které takto obdržely signál, udávají místo interakce detekovaného fotonu. Ionizační oblak elektronů může dorazit i k několika blízkým elektrodám; vyhodnocovací elektronika pak stanovuje souřadnice pomocí vážených průměrů signálů z různých elektrod. Místo dopadu a interakce fotonu tak lze určit s přesností cca 0,1mm. Kamery tohoto typu jsou vhodné především pro zobrazení nízkoenergetickým zářením g.

Multidetektorové kamery
Jedním ze základních faktorů omezujících vnitřní rozlišení Angerovy scintilační kamery je neurčitost, s jakou je systém fotonásobičů a následných elektronických obvodů schopen lokalizovat polohu scintilačního záblesku ve velkoplošném scintilačním krystalu. Vnitřní rozlišení Angerovy kamery se proto v praxi nedaří snížit pod cca 3mm.
  Koncepce multidetektorové kamery spočívá v tom, že místo jednoho velkoplošného detektoru opatřeného množstvím fotonásobičů se použije mnoha samostatných miniaturních detektorů - pixelových polovodičových detektorů, umístěných v matrici těsně vedle sebe (viz §2.5 "Polovodičové detektory"). Signál z každého tohoto detektoru se zpracovává nezávisle, přičemž polohové souřadnice (x,y) jsou určeny prostě polohou (i,j) daného detektoru v obrazové matici a vedou se přímo do obrazové matice v počítači - viz následující obrázek.

Obr.4.2.10. Krystal multidetektorové kamery je tvořen velkým množstvím pravidelně uspořádaných miniaturních polovodičových pixelových detektorů

Pokud je použita dostatečně hustá mřížka pixelových detektorů, můžeme dosáhnout prostorového rozlišení i pod 1mm, v závislosti na použitém kolimátoru. Tento typ kamer se zatím daří vyrábět jen s malým zorným polem do cca 5x5cm, používá se ojediněle pro scintigrafii malých objektů (drobných laboratorních zvířat).

Comptonovy kamery
V odstavci o nepříznivých vlivech u scintigrafie jsme Comptonův rozptyl záření g v tkáni zařadili mezi nepříznivé jevy, zhoršující kvalitu scintigrafických obrazů. Při vhodné mechanické konfiguraci a elektronickém propojení dvou nebo více detektorů však Comptonova rozptylu záření g v samotném detekčním systému může být využito pro "elektronickou kolimaci" a zobrazení pole záření g bez použití mechanických kolimátorů (využití Comptonova rozptylu pro gama-zobrazení poprve navrhli Everett, Fleming, Todd a Nightengale v r.1977). Princip činnosti takové tzv. Comptonovy kamery je schématicky znázorněn na následujícím obrázku 4.2.11:

Obr.4.2.11. Schématické znázornění principu elektronické kolimace využívající energeticky-úhlové rekonstrukce dráhy primárních (g) a Comptonovsky rozptýlených (g') fotonů záření gama.

Vlastní kamera je tvořena dvěma (popř. i několika) za sebou následujícími detektory poskytujícími polohovou a energetickou informaci o detekovaném kvantu g:
  V prvním tenkém detektoru 1 (nahrazujícím klasický olověný kolimátor) dochází ke Comptonovu rozptylu fotonů přicházejícího záření g (o různé úhly J), které pak pokračují ve svém pohybu k druhému masívnějšímu detektoru 2, kde jsou plně absorbovány.
V koincidenčním režimu jsou detekovány polohové souřadnice dopadu primárního fotonu g (x₁,y₁) a energie E₁ předaná elektronu při Comptonově rozptylu v prvním detektoru, a zároveň polohové souřadnice dopadu (x₂,y₂) a energie E₂ Comptonovsky rozptýleného fotonu g' pohlceného v druhém detektoru. Na základě geometrického porovnání poloh (x₁,y₁) primárního a (x₂,y₂) rozptýleného fotonu gama se stanoví úhel J comptonova rozptylu. Tento úhel J se pak dává do vztahu s energií E₁ Comptonova rozptylu a energií E₂ rozptýleného záření g', což umožňuje (podle vztahu pro úhlově-energetické rozdělení Comptonovsky rozptýleného záření E_{g '} = E_g /[1 + (E_g /m_oec²).(1 - cos J)] , uvedeného v §1.3) kinematicky rekonstruovat dráhu fotonu a stanovit tak incidenční úhel j, pod nímž primární foton g přilétl k prvnímu detektoru kamery ze svého zdroje. Fotopíkové měření E_g = E₁+E₂ pak umožňuje eliminovat ty nežádoucí fotony, které byly Comptonovsky rozptýleny ještě před příchodem do prvního detektoru, podobně jako u Angerovy kamery.
  Vzniká tak incidenční kužel s vrcholem v místě (x₁,y₁) a vrcholovým úhlem J, na jehož plášti leží možné trajektorie přicházejícího fotonu. Množina těchto plášťů incidenčních kuželů od jednotlivých detekovaných fotonů může být pak použita k počítačové rekonstrukci výsledného scintigrafického obrazu distribuce radioaktivity ve snímaném objektu: v matici rekonstruovaaného obrazu se sumačně "osazují" pixely odpovídající průniku jednotlivých kuželoseček (elipsy, kružnice), vznikajících projekcí incidenčních kuželů do roviny (na obr.4.2.11 vpravo je ukázka rekonstrukce obrazu bodového zdroje, vznikajícího jako průnik eliptických projekcí incidenčních kuželů fotonů vycházejících z tohoto zdroje).
  V rozptylovém detektoru 1 se používá multidetektorového systému polovodičových detektorů Si, CdTe či GaAs tloušťky cca 5mm, je zde požadován vysoký účinný průřez pro Comptonův rozptyl. Absorbční detektor 2 může být Angerova soustava krystalu NaI(Tl) nebo BGO či LSO s fotonásobiči a elektronikou vyhodnocující polohu záblesků. V poslední době se však i v tomto druhém detektoru Angerova kamera nahrazuje polovodičovým multikrystalovým detektorem. Kromě prostorového a energetického rozlišení jsou pro dobrou činnost Comptonovy kamery kladeny vysoké nároky i na časové rozlišení koincidence (podobně jako u detektorů PET - viz §4.3).
  Ve srovnání s mechanickými kolimátory může elektronická kolimace vést k podstatnému zlepšení detekční účinnosti (citlivosti), neboť se využívají fotony g z podstatně většího prostorového úhlu. Elektronická kolimace, avšak jiného druhu, má velký význam u pozitronové emisní tomografie, viz níže PET.

Gamakamery pro vysoké energie
Potřeba zobrazit distribuci záření g vysokých energií vyvstává především ve dvou oblastech:
× 1. Gamagrafické zobrazení distribuce radioaktivních látek, vysílajících tvrdé záření gama (jejich rozložení ve vzorcích, tkáních a orgánech), popř. zobrazení distribuce atomových jader excitovaných vnějším ozářením, které při deexcitaci emitují vysokoenergetické záření g (jako je metoda NSECT - viz níže "Neutrony stimulovaná emisní počítačová tomografie").
× 2. Gama-teleskopické zobrazení zdrojů záření gama ve vesmíru - supernov, neutronových hvězd, akrečních disků u černých děr (viz např. "Astrofyzikální význam černých děr" v knize Gravitace, černé díry a fyzika prostoročasu) a dalších bouřlivých astrofyzikálních procesů; o záření g z vesmíru viz též §1.6 "Kosmické záření", část "Kosmické X a gama záření".
  Zobrazování pomocí záření gama vysokých energií - stovky keV až desítky MeV - je značně obtížnější než u měkkého g-záření (60-500keV). Pro takové energie mají kolimátory, vzhledem ke značnému prozařování septy mezi otvory, špatné prostorové rozlišení i světelnost a používané scintilační krystaly standardních gamakamer jsou příliš tenké pro dosažení rozumné detekční účinnosti. Vhodným řešením je zde shora zmíněný princip Comptonovy kamery, v modifikaci optimalizované pro vysoké energie. Jednodušší typ Comptonova teleskopu, používaného na kosmických stanicích k detekci g-záření z vesmírných zdrojů, je tvořen větší ionizační komorou (driftovou drátovou nebo projekční), v níž se měří energie rozptýleného g-záření a odražených elektronů a směr rozptýleného záření nebo odražených elektronů.

Obr.4.2.12. Některé principy gamakamer pro vysoké enrergie.
Vlevo: Kombinovaná Comptonova-Angerova gamakamera pro vysoké energie. Vpravo: 3-Comptonovský gama-teleskop s mnoha detekčními vrstvami.

Na obr.4.2.12 vlevo je schématicky znázorněn princip činnosti kombinované Comptonovy-Angerovy gamakamery pro vysoké energie. Citlivý deteční objem kamery je tvořen ionizační driftovou časově-projekční komorou (TPC - Time Projection Chamber) s plynovou náplní (o ionizačních detektorech viz §2.3 "Ionizační komory"). Když do tohoto pracovního prostoru vletí vysokoenergetický foton g, dochází především ke Comptonovu rozptylu v plynové náplni, pro vyšší energie pak i k tvorbě elektron-pozitronových párů, s následnou anihilací pozitronu s elektronem za vyzáření protisměrné dvojice fotonů gama o energiích 511keV. Dráha odražených nebo párových elektronů je snímána na základě ionizačních elektronů, které tyto vysokoenergetické částice podél svých drah vytvářejí. Jsou detekovány maticí několika stovek miniaturních pixelových ionizačních komůrek, pracujících v proporcionálním nebo Geigerově (lavinovitém) režimu. Nebo mohou být použity polovodičové detektory. Tato matice komůrek tvoří 2-D polohově citlivý detektor elektronů. Ionizační elektrony z jednotlivých míst dráhy rychlé nabité částice driftují do různých komůrek (kolmá projekce dráhy do nejbližších komůrek) po různě dlouhou dobu; vyhodnocením těchto geometrických a časových údajů lze zrekonstruovat 3-D dráhu odražených nebo párových elektronů a pozitronů v prostoru komory. Pracovní komora je ze všech stran obklopena scintilačními krystaly s fotonásobiči (Angerova kamera), snímajícími comptonovsky rozptýlené a anihilační fotony, s určením polohy scintilací a energie záření. Komplexním koincidenčním vyhodnocením impulsů z matice pixelových detekčních komůrek a z fotonásobičů Angerovy kamery lze pak geometricky zrekonstruovat směr (úhel), z něhož přilétl detekovaný primární vysokoenergetický foton g - realizovat gamagrafické zobrazení.
  Na obr.4.2.12 vpravo je princip gama-teleskopu založeného na opakovaném Comptonově rozptylu ve vrstvách polohově citlivých polovodičových detektorů. Systém sestává z několika vrstev plochých polohově citlivých (2-D) detektorů, poskládaných nad sebou v ekvidistantních vzdálenostech. Po vstupu primárního g-fotonu o energii E_g1 dojde k jeho Comptonovu rozptylu v některém z detektorů, což je doprovázeno polohovým impulsem a impulsem o amplitudě nesoucí informaci o ztrátě energie DE₁, kterou foton při rozptylu v detektoru zanechal. Rozptýlený foton pokračuje v letu pod úhlem J₁ s energií E_g2= E_g1-DE₁, načež může dojít k jeho dalšímu Comptonovu rozptylu v další detekční vrstvě, poskytující příslušný polohový impuls a energetický impuls DE₂. Foton se rozptýlí o úhel J₂ a pokračuje s energií E_g3= E_g2-DE₂. Může tak docházet k opakovaným mnohonásobným rozptylům, dokud foton neopustí detekční prostor. Koincidenčním vyhodnocením polohových souřadnic v jednotlivých detekčních vrstvách se stanoví úhly rozptylu J₁,J₂,J₃,...., vyhodnocením amplitud impulsů se zjistí ztráty energie DE₁,DE₂,DE₃,... Tyto údaje se dosadí do Comptonových rovnic
    E_g2 = E_g1 /[1 + (E_g1 /m_oec²).(1 - cos J₁)]   ;   E_g1 = DE₁ + E_g2 = DE₁ + {DE₂ + [DE₂²+ 4m_oec².DE₂/(1-cosJ₂)]^1/2/2} , .... ,
což umožňuje kinematicky a geometricky zrekonstruovat dráhu fotonu - poskytne hledanou hodnotu úhlu J incidenčního kuželu, pod nímž do detekčního systému vletěl primární g-foton. A další rekonstrukcí pomocí průniku množiny projekcí incidenčních kuželů všech zaregistrovaných fotonů se získá výsledný g-teleskopický obraz zdroje z něhož byly fotony emitovány. Výhodou tohoto uspořádání je to, že k rekonstrukci úhlu dopadajícího g-fotonu zde není nutná jeho úplná absorbce v těžkém "kalorimetrickém" detektoru pro zjištění celkové energie. Energie dopadajícího fotonu se stanovuje změřením pozice prvních tří interakcí a energie odevzdané v prvních dvou interakcích. Postačuje tedy, aby došlo nejméně k 3-násobnému Comptonovu rozptylu, jehož analýzou lze zrekonstruovat incidenční úhel J - odtud se tento systém někdy označuje jako 3-Comptonovský teleskop (3-Compton telescope). Analýza příp. dalších rozptylů zpřesňuje rekonstrukci. V jednotlivých vrstvách plochých polohově citlivých detektorů lze použít buď ionizační drátové komory, nebo lépe germaniové či křemíkové polovodičové driftové detektory, které mají dobré energetické i obrazové rozlišení.
  Pro zobrazení záření gama velmi vysokých energií, stovky MeV až stovky GeV, se používají speciální částicové detektory elektron-pozitronových párů v uspořádání podobném jako na obr.4.2.12 vpravo. Přicházejí g-záření dopadá nejprve na desku z těžkého materiálu (wolframu), kde se přemění na elektron-pozitronové páry, vylétající téměř ve směru původního fotonu g. Jejich dráhy se pak sledují vrstvami polohově citlivých 2-D křemíkových detektorů (trackerů), čímž se zjišťuje směr odkud záření gama přiletělo. Nakonec svou energii předají do kalorimetrického detektoru, umístěného pod poslední detekční vrstvou, čímž se zjistí energie g-kvanta.

4.3. Tomografická scintigrafie
Každý živý organismus je objekt trojrozměrný a stejný charakter má tedy i distribuce radioindikátoru. Planární scintigrafický obraz, který je dvojrozměrnou projekcí skutečnosti, může proto zachycovat jen část reality. O distribuci radioindikátoru v "hloubkovém třetím rozměru", kolmém k čelu kolimátoru, nemůžeme z planárního scintigrafického obrazu nic zjistit. Planární scintigrafické obrazy mají z tohoto hlediska závažné úskalí - možnost překrývání a superpozice struktur uložených v různých hloubkách. Pomáháme si zde sice zobrazováním ve více různých projekcích, avšak riziko falešného nálezu či neodhalení anomálie v hloubi organismu, překryté jinou strukturou, nelze nikdy vyloučit. Superpozice záření z různých hloubek zobrazovaného objektu dále vede ke snížení kontrastu zobrazení lézí, které jsou v planárním obraze překrývány zářením z tkáňového pozadí.
  Pro odstranění těchto nevýhod planární scintigrafie a pro získání komplexního zobrazení struktur v různých hloubkách byla vyvinuta tomografická scintigrafie *) poskytující trojrozměrné zobrazení distribuce radioindikátoru. Jednou z hlavních předností tomografického zobrazení je podstatně vyšší kontrast zobrazení lézí (až 10-krát), které na transverzálních řezech nejsou překrývány zářením z tkáňového pozadí.
*) Řecky tomos = řez - tomografické zobrazení je tvořeno určitými řezy, většinou transverzálními, jejichž větší počet vytváří trojrozměrný obraz.
  Některé základní principy, především geometrické a rekonstrukční, mají všechny tomografické metody společné. Rentgenová transmisní tomografie CT byla popsána v §3.2 "Rentgenová diagnostika", část "Transmisní rtg tmografie (CT) ", kde je zmíněn i vývoj tomografických metod obecně.
Vývoj gamagrafické tomografie 
Předchůdkyní nynější gamagrafické tomografie SPECT byla pohybová tomografie: vyšetřovací stůl s pacientem a kolimátor kamery (se šikmými otvory - slant hole) rotovaly takovým způsobem, že pro vrstvu v určité hloubce se oba pohyby vykompenzovaly a získal se ostrý obraz, zatímco v ostatních vrstvách byl obraz pohybově rozmazán a tím méně zřetelný. Kvalita a kontrast takového zobrazení však nebyly valné (se SPECT naprosto nesrovnatelné), metoda je již dávno opuštěná. První pokusy o skutečnou gamagrafickou tomografii se v 60.-80.letech prováděly na řadě pracovišť s planárními Angerovými kamerami (první tomografický snímek prezentovali Kuhl a Edwards v r.1963). Jelikož tehdejší (planární) kamery neměly gantry a nemohly rotovat, otáčel se pacient: před kolmo nastavenou kameru se pacient posadil na otočnou židli s vyznačenou úhlovou stupnicí. Provedl se planární snímek, židle s pacientem se pootočila o určitý úhel, nastřádal se další snímek atd. - pro sekvenci úhlů 0-360°.
  Radionuklidová emisní počítačová tomografie (ECT) je dvou typů: jednofotonová emisní tomografie SPECT za použití g-radionuklidů a (dvoufotonová) pozitronová emisní tomografie PET využívající pozitronové (beta⁺) radionuklidy, resp. vznikající anihilační záření. V tomto pořadí obě tomografické metody probereme.

Tomografická scintigrafie SPECT
Nejčastější metodou tomografické scintigrafie je tzv. jednofotonová emisní počítačová tomografie SPECT (Single Photon Emission Computerized Tomography). Její princip je znázorněn na obr.4.3.1.

Obr.4.3.1. Princip snímání scintigrafických snímků vyšetřovaného objektu W pod různými úhly rotující kamerou SPECT a jejich počítačové rekonstrukce do výsledného obrazu W* příčného řezu tímto objektem.

Tomografická kamera SPECT se svou konstrukcí od běžné planární kamery liší jen tím, že stojan na němž je detektor kamery upevněn, tzv. gantry kruhového tvaru (angl. gantry = portál, průchozí nosná konstrukce), umožňuje motoricky poháněnou rotaci detektoru kolem vyšetřovaného objektu *).Vlastní tomografická scintigrafie SPECT pak spočívá v tom, že kamera obíhá postupně kolem vyšetřovaného objektu a pod řadou různých úhlů snímá (planární) scintigrafické obrazy vyšetřovaného objektu - většinou 32 či 64 obrazů pod úhly 0°-360° - obr.4.3.1 vlevo. [Pozn.: V některých případech se používá rozmezí úhlů menší - některé projekce, jejichž kvalita by byla degradována zvýšenou absorbcí (atenuací) záření g a nijak by nepřispěly k výsledným rekonstruovaným obrazům (spíše by mohly vnést zhoršení), se nesnímají. Taková je situace u SPECT myokardu, kde se snímá rozmezí úhlů 90-270°, zatímco v úhlech mezi 0-90° a 270-360°, odpovídajícím zadním a pravým bočním projekcím, se snímky vzhledem k výrazné atenuaci záření g nestřádají.]
*) Ojediněle se vyskytuje i technická konstrukce SPECT kamery bez gantry. Detektory kamery jsou upevněny na speciálních ramenech opatřených servomotorky, umožňujícími pohyby detektorů v prostoru v různých směrech a pod různými úhly - se všemi "stupni volnosti". Vhodným elektronickým řízením servomotorků lze pak dosáhnout i kruhového pohybu detektorů kolem vyšetřovaného objektu (kolem lehátka s pacientem) při SPECT.
  Obíhání detektorů kamery kolem vyšetřovaného objektu může být buď plynulé (kontinuální) nebo krokové (step-by-step) - kamera se potočí o určitý úhel a zastaví se, po předvolenou dobu probíhá akvizice, pak se opět pootočí o daný úhlový krok a probíhá střádání dalšího snímku. Z geometrického hlediska může být oběh detektorů kruhový (circular) - ten se používá nejčastěji, nebo eliptický (non-circular), příp. s využitím systému "auto-countouring" (zmíněného výše v pasáži "Konstrukční uspořádání scintilačních kamer"), za účelem lepšího "kopírování" povrchu těla a dodržení co nejkratší vzdálenosti čela kolimátoru kamery od zobrazovaných struktur.
  Z této série planárních scintigrafických obrazů snímaných pod různými úhly (jsou to tedy rovninné projekce distribuce radioindikátoru do různých úhlů) se pak počítačově rekonstruuje obraz distribuce radioiaktivity v myšleném příčném řezu vedeném vyšetřovaným objektem - obr.4.3.1 vpravo. Takovou rekonstrukci lze provést pro každý řádek obrazové matice úhlově snímaných obrazů, takže nám v paměti počítače vznikne celá série "vedle sebe naskládaných" obrazů příčných řezů - jakýsi trojrozměrný "válec" (u kamer s kruhovým zorným polem) či "krychle" (resp. kvádr - u kamer s kvadrangulárním zorným polem), představující trojrozměrné zobrazení distribuce radioindikátoru ve vyšetřovaném objektu. Buňky tohoto trojrozměrného obrazu mají již objemový charakter a nazývají se "voxely". Tímto trojrozměrným obrazem v paměti počítače pak metodami počítačové grafiky můžeme vést a zobrazovat na monitoru řezy v libovolných směrech - tedy nejen primární transverzální řezy, ale i řezy podélné a šikmé, můžeme provádět různé geometrické reorientace a další úpravy tak, abychom co nejpřehledněji zobrazili požadovanou strukturu. Pomocí metod počítačové grafiky lze pomocí vhodného stínování a perspektivního úhlového zobrazení vytvářet trojrozměrné 3D-obrazy (obr.4.3.2) s řadou počítačových efektů, které jsou sice umělé a nemusí přímo odrážet skutečnost, avšak jsou velmi názorné a efektní (např. i pro didaktické účely).

Obr.4.3.2. Příklad 3D-zobrazení u scintigrafie myokardu.

Používají se dvě metody počítačové rekonstrukce :

1. Metoda zpětné projekce
Zpětná projekce počítačově simuluje inverzní proces k akvizici studie SPECT: Jako kdyby detektor kamery vysílal z každé polohy (kde byl při rotaci a nastřádal tam příslušný snímek) a z každé své buňky paprsky záření - o intenzitě modulované obrazem (nastřádanou informací v buňce) - zpět ve směru k vyšetřovanému objektu, kde tyto paprsky "vykreslují" obraz příčného řezu v myšlené obrazové matici umístěné ve středu rotace. Informace obsažená v jednom daném pixelu obrazu nastřádaného z určitého úhlu je přenesena do všech pixelů vznikající matice příčného řezu, nacházejících se v přímce kolmé k detektoru. Různě "intenzívní" paprsky z různých úhlů pak při průchodu vytvářenou obrazovou maticí "ozařují" a "osazují" jednotlivé elementy (buňky, pixely) různě velkými čísly, které se při průchodu dalších paprsků (z dalších úhlů) sčítají. V místech, kterými prochází nejvíc paprsků o vyšší intenzitě, vznikají "horká" místa s vysokým nahromaděním impulsů - odpovídají místům s vyšší koncentrací radioindikátoru ve vyšetřovaném objektu.

Obr.4.3.3. Proces akvizice SPECT a rekonstrukce transverzálního řezu metodou filtrované zpětné projekce.

Příslušné matematické vzorce jsou uvedeny na obr.4.3.3, kde je z matematického hlediska znázorněn celý proces SPECT. Vyšetřovaný objekt (pacient), jehož příčný řez má distribuci radioindikátoru A(x,y), je kamerou snímán v řadě projekcí pod různými úhly J, čímž vznikají obrazy projekcí p(u). Tyto obrazy se pak Fourierovsky transformují do frekvenční oblasti a vzniklá spektra p(n)) se násobí filtrem složeným z RAMP-filtru a uživatelského filtru (viz "Filtry a filtrace").Výsledná zfiltrovaná spektra p_F(n) se pak inverzní Fourierovou transformací převádějí zpět do prostorové oblasti (vznikají filtrované obrazy projekcí p_F(u)), načež se zpětnou projekcí (pod těmi samými úhly J) vytváří výsledý obraz příčného řezu A´_f(x,y).
  Metoda zpětné projekce je nejpoužívanější, neboť je poměrně rychlá (používají se algoritmy rychlé Fourierovy transformace, hodnoty goniometrických funkcí se dopředu vypočítají pro diskrétní hodnoty úhlů, takže pak se již používají běžné aritmetické operace). Z hlediska vztahu mezi skutečnou distribucí radioaktivity A(x,y) a zrekonstruovaného obrazu příčného řezu A´(x,y) se však nejedná exaktně o vzájemně jednoznačné zobrazení - obraz se konstruuje nikoli z lokálních hodnot v pixelech, ale vzniká superpozicí projekčních paprsků. Tyto projekční paprsky jsou arteficielní a zanechávají ve výsledném obraze své stopy, neodpovídající skutečné distribuci radioaktivity ve vyšetřovaném objektu. Nejmarkantněji se to projevuje v okolí ložisek zvýšené depozice radioaktivity, kde sbíhající se projekční papsky vytvářejí "hvězdicovitou" arteficiální strukturu - tzv. star-efekt. Tento star-artefakt se sice účinně potlačí RAMP-filtrem, avšak různé "nudličky" či "filamenty" jsou v obrazech rekonstruovaných zpětnou projekcí vždy patrné (níže na obrázku vlevo). Tyto nevýhody rekonstrukce zpětnou projekcí do značné míry odstraňuje iterativní metoda rekonstrukce.
    

2. Metoda iterativní rekonstrukce
Iterativní metoda *) rekonstrukce hledá pomocí postupných aproximací takový obraz příčného řezu, který by co nejlépe odpovídal jednotlivým nasnímaným projekcím pod různými úhly J. Jedná se o algebraickou rekonstrukční techniku (ART).
*) Latinské slovo "iteratio" znamená "opakování"; zde se jedná o opakující se cykly postupných aproximací.
Iterativní rekonstrukce probíhá v následujících etapách:

1. Stanoví se počáteční (výchozí) odhad obrazu příčného řezu - 0.aproximace. Tato počáteční aproximace může být v zásadě libovolná - třebas i nulové nebo konstantní hodnoty ve všech bodech. Pro rychlou konvergenci dalších iterací je však výhodnější, aby se již počáteční aproximace aspoň částečně podobala skutečnému obrazu. Jako výchozí se proto nejčastěji používá obraz vzniklý zpětnou projekcí (popsanou výše), o němž víme, že je zpravidla dobrou aproximací skutečného obrazu.
2. Porovnáním matematicky simulovaných projekcí tohoto obrazu se skutečně nasnímanými projekcemi pro jednotlivé úhly J se stanoví příslušné odchylky pro jednotlivé buňky obrazu.
3. Na základě těchto diferencí se provedou příslušné opravy v bodech původního obrazu - vznikne 1.aproximace.
4. Body 2. a 3. se cyklicky opakují - těmito iteracemi vzniká postupně 2., 3., ...., n-tá aproximace, které by měly stále lépe a přesněji vystihovat skutečnou distribuci radioindikátoru v příčném řezu vyšetřovaným objektem.

  Iterace se opakují tolikrát, dokud není splněno určité (dopředu nastavené) konvergenční kritérium, např. požadovaná přesnost, nebo předvolený počet iterací. Oproti metodě zpětné projekce má iterativní metoda tu základní přednost **), že nevznikají hvězdicové artefakty (nepoužívají se zde tedy filtry typu RAMP). Rovněž v oblastech s nízkou radioaktivitou (blízkou pozadí) jsou obrazy příčných řezů "čistší" a kontrastnější - neobsahují "filamenty" jako pozůstatky po paprscích zpětné projekce. Další výhodou iterativní rekonstrukce je možnost zavedení některých korekcí přímo do algoritmu rekonstrukce - korekce na vlastnosti kolimátoru, závislost rozlišení na vzdálenosti od kolimátoru...
**) Při zpracování obrazů SPECT v běžné klinické praxi však nelze od iterativní metody rekonstrukce očekávat "žádné zázraky" - rozdíl oproti metodě zpětné projekce není často ani patrný, neboť kvalita obrazu je primárně dána nedostatečnou statistikou, rozlišením kamery, rozptylem a dalšími rušivými jevy (zmíněnými níže), se kterými žádná rekonstrukční metoda "nic neudělá".
  Iterativní metoda rekonstrukce je však podstatně náročnější na počet aritmetických operací, takže se mohla začít rutinně využívat až s vývojem dostatečně rychlých počítačů (za použití koprocesorů) s vysokou kapacitou paměti.
Zdokonalené varianty iterativní rekonstrukce 
Za účelem zefektivnění a zrychlení iterativní rekonstrukce byly vyvinuty některé novější varianty a modifikace základní iterační procedury:
EM (Expectation Maximalization) - hledání nejlepšího odhadu obrazu statistickými metodami........
ML (Maximum Likekihood) - odhad na principu maximální věrohodnosti......
MLEM (Maximum Likelihood Expectation Maximization) - iterační procedura s předem nastavitelným počtem iterací: před začátkem rekonstrukce se předvolí takový počet iterací, o němž předpokládáme optimální kvalitu obrazu.
OSEM (Ordered-Subset Expectation Maximalization) - soubor všech projekcí se nejprve pravidelně rozdělí na několik menších skupin (podmnožin=subsetů) a iterační krok je aplikován na jednotlivé subsety zvlášť. Sub-iterace každého subsetu slouží jako vstupní odhad pro iteraci následujícího subsetu. Jeden úplný iterační krok je iteračním cyklem přes všechny subsety. Součin počtu subsetů a počtu iterací v každém z nich určuje efektivní počet iterací. Z výpočetního hlediska je metoda OSEM přibližně tolikrát rychlejší, kolik subsetů použijeme.
SART (Simultaneous Algebraic Reconstruction Technique) - pracuje simultánně na více řezech 3-D obrazu ............
OSSART - kombinace metod OSEM a SART ............ ........doplnit.........

  Jak bylo výše uvedeno, základními výhodami tomografické scintigrafie je poskytnutí komplexního obrazu "ze všech stran" (3-rozměrného obrazu) a podstatně vyšší kontrast zobrazení lézí vůči tkáňovému pozadí. Zmíníme však i některé nevýhody a úskalí scintigrafie SPECT.

Nepříznivé vlivy u SPECT a jejich korekce
Podobně jako u planární scintigrafie, i u scintigrafie SPECT se vyskytují některé nepříznivé a rušivé jevy, které mohou zhoršovat kvalitu zobrazení. Uvedeme zde tři základní nepříznivé vlivy, z nichž první dva jsou známé i z planární scintigrafie (u metody SPECT se však projevují výrazněji a poněkud jiným způsobem), třetí je specifický pro SPECT.

• Nehomogenita zorného pole kamery
  Nehomogenita zorného pole detektoru kamery se projevuje standardním způsobem na každém obraze jednotlivých projekcí - dochází k arteficielnímu snížení či zvýšení počtu impulsů v určitých místech obrazu. Při rotaci kamery se nehomogenní místo zorného pole detektoru geometricky přesunuje kruhově od obrazu k obrazu snímaného orgánu, takže po rekonstrukci se lokální nehomogenita detektoru kamery projeví jako prstencový artefakt ve výsledném obraze příčného řezu. U scintigrafie SPECT jsou proto kladeny zvýšené nároky na pokud možno co nejdokonalejší homogenitu zorného pole kamery.
• Absorbce záření g
  Určité množství záření g je během průchodu tkání od místa svého vzniku směrem k detektoru kamery absorbováno při interakci s látkou tkáně fotoefektem a Comptonovým rozptylem. Vede to k exponenciálnímu poklesu četnosti N detekovaných fotonů g se zvyšující se hloubkou d distribuce radioindikátoru v těle: N = No.e^-m.d, kde m je lineární součinitel zeslabení (závisející na energii záření g a na hustotě tkáně). Toto zeslabení záření g absorbcí, nazývané atenuace, se po rekonstrukci na obrazech příčných řezů projevuje arteficielním snížením počtu impulsů ve strukturách uložených ve větších hloubkách, ve srovnání se strukturami na povrchu. Korekci na tuto absorbci je možno provést v zásadě dvěma metodami:
  Geometrická metoda korekce atenuace,
  při níž se korekční koeficienty stanovují (resp. odhadují) z tvaru obrazu transaxiálního řezu za předpokladu homogenní tkáně s konstantním součinitelem lineárního zeslabení (m=.0,15 cm^-1 pro g 140keV ^99mTc). Tato metoda se někdy označuje jako Changova.
  Transmisní metoda korekce atenuace,
  při níž je pacient prozářen vnějšími zdroji záření g nebo X a na základě zeslabení tohoto procházejícího záření jsou stanovovány absorbční koeficienty - mapy lineárního součinitele zeslabení m, pomocí nichž se pak provede korekce. Spolu s vlastním scintigrafickým obrazem je snímán i transmisní obraz a v paměti počítače je vytvářena mapa korekčních koeficientů, která odráží denzitu tkáně zobrazovaných struktur v příčném řezu daným místem *). Jako transmisních zdrojů se používají nejčastěji tyče gadolinia ¹⁵³Gd (T1/2=242dní, Eg= 99keV), dále by byl vhodný i ⁵⁷Co. Praktické zkušenosti s transmisní metodou korekce atenuace ukazují, že složitost a náročnost této metody většinou převažuje nad přínosem ve zlepšení kvality obrazů (při použití gadoliniových zářičů je zde i značná finanční náročnost vzhledem k nutnosti jejich obměny pro poměrně krátký poločas). Nelze též dosáhnout optimální "statistiky" počtu impulsů, což zvyšuje šum. Proto se na většině pracovišť od této metody korekce upouští.
  Densitní mapa z CT
  *)Tato densitní mapa je vlastně analogická podstatně dokonalejšímu denzitnímu obrazu vytvářeného rentgenovým CT zobrazením. Využití současného zobrazení CT a tomografické scintigrafie poskytuje nejdokonalejší metodu korekce atenuace, která je využívána u nejnovějších generací hybridních přístrojů PET v kombinaci s CT, popř. SPECT/CT. Jelikož absobční koeficienty jsou energeticky závislé, musí být absorbční koeficienty, stanovené z Hounsfieldových jednotek denzitní mapy pro použitou střední energii X-záření, přepočteny na energii záření g pro scintigrafii (140 keV pro SPECT, nebo 511 keV pro PET).
• Mechanická nestabilita osy rotace
  Metoda SPECT je založena na rotaci detektorů kamery kolem vyšetřovaného objektu. Jelikož hmotnost detektorů kamery činí řádově stovky kilogramů (masívní olověné stínění!), v gravitačním poli Země dochází během rotace k projevům značných tíhových sil, což klade zvýšené nároky na mechanické vlastnosti stojanu (gantry) zabezpečujího rotaci kamery. Vlivem pružnosti materiálů a příp. vůlí v ložiscích gantry může během rotace docházet k nežádoucím mechanickým výkyvům a posuvům detektoru kamery, která pak již neobíhá po přesné kružnici kolem přesně definované osy - dochází k tzv. posunům centra rotace (COR - Center Of Rotation). Tyto mechanické odchylky pak způsobují nežádoucí posuny v obrazech jednotlivých projekcí snímaných z určitých úhlů, což zavádí chyby a zhoršení kvality výsledných rekonstruovaných obrazů.
    Pro eliminaci tohoto nepříznivého vlivu je třeba provést korekci na posun centra rotace. Za tímto účelem je třeba nasnímat tomografickou scintigrafii pevného bodového zdroje (popř. několika zdrojů) v plném rozmezí úhlů J: 0°-360°, na niž se aplikuje speciální program, který z obrazů bodového zdroje v jednotlivých úhlech rotace J odečte příslušné odchylky od přesně kruhového pohybu a uloží je do paměti počítače jako vektor odchylek ve směru X a Y v závislosti na úhlu rotace J. Hodnoty tohoto vektoru se pak při praktické akvizici SPECT studií používají k počítačové korekci posunů v každém obraze pro příslušný úhel rotace J.
  ............
• Vyšší statistické fluktuace (šum)
  Při planární scintigrafii jsou statistické fluktuace dány počtem nastřádaných impulsů v jednotlivých buňkách obrazu. Na obrazech SPECT jsou tyto fluktuace zmnoženy procesem rekonstrukce. Pro jejich potlačení je proto nutné použití vhodné filtrace - viz "Filtry a filtrace v nukleární medicíně".
• Horší prostorové rozlišení
  Z geometrických důvodů při rotaci kamery kolem pacienta nelze většinou dosáhnout potřebného přiblížení detektoru k zobrazovanému orgánu. Tato větší vzdálenost způsobuje horší prostorové rozlišení ve srovnání s planární scintigrafií. Tuto nepříznivou okolnost je možné v některých případech částečně zmírnit použitím eliptické dráhy oběhu, "body contouring", nebo použitím kolimátoru fan beam.

Pozn.: O úskalích a možných chybách korekčních metod zde platí v zásadě totéž, co bylo shora popsáno v pasáži "Chyby a úskalí korekčních metod - korekční artefakty" u scintigrafie obecné.

Pozitronová emisní tomografie PET
Pozitronová emisní tomografie (PET) je metoda scintigrafického zobrazení distribuce pozitronových (b⁺) radionuklidů, využívající koincidenční detekci dvojice fotonů anihilačního záření gama (o energii 511 keV), vznikajících při anihilaci pozitronu b⁺ s elektronem a vylétajících z místa svého vzniku v protilehlých směrech - pod úhlem 180° *). Této koincidenční detekce dvojice anihilačních fotonů je využito k elektronické kolimaci záření g a k následné rekonstrukci tomografických obrazů.
*) Toto platí přesně jen v těžišťové vztažné soustavě pozitronu a elektronu. Energie fotonů 2´511keV je důsledkem zákona zachování energie (klidová energie elektronu i pozitronu je m_0e.c² = 511keV), protilehlý směr 180° je důsledkem zákona zachování hybnosti. Při srážkách pozitronů a elektronů vyšších energií by se úhel rozletu anihilačních fotonů lišil od 180°. V látkovém prostředí však pozitron a elektron mají v okamžiku, kdy dojde k anihilaci, již poměrně malé rychlosti, takže emitovaná kvanta vylétají skutečně téměř opačným směrem.
  Dále, vlastní anihilaci zpravidla předchází vznik metastabilního vázaného elektron-pozitronového systému pozitronia. V případě vzniku tzv. ortopozitronia může dojít i k emisi 3 fotonů g se spojitým spektrem. Toto lze pozorovat jen u pozitronových radionuklidů v řídkém plynném prostředí; v relativně hustém tkáňovém prostředí je tento jev zanedbatelný (podrobnosti viz §1.5, část "Elementární částice a jejich vlastnosti", pasáž "Pozitronium").
Poznámka:
Ke scintigrafické detekci anihilačního záření může být v principu použita i klasická scintilační kamera se speciálním "těžkým" kolimátorem s dostatečně silnými septy mezi otvory. V tomto režimu se však snímá vždy jen jeden z dvojice fotonů - jedná se o jednofotonovou scintigrafii planární nebo tomografickou (SPECT). Detekční účinnost je zde však velmi nízká (pouze jeden foton + malá propustnost kolimátorů + nízká absorbce v tenkém krystalu NaJ(Tl)) a obrazy vzhledem k hrubým kolimátorům mají špatné prostorové rozlišení (zpravidla horší než 10mm).
  Některé alternativní možnosti, jako jsou multidetektoroné a Comptonovy kamery zmíněné výše, jsou zatím ve stádiu laboratorních experimentů a jsou využitelné jen pro scintigrafické zobrazení malých objektů.
Vývoj PET 
Základní primární částice používané v PET, pozitrony, předpověděné P.Diracem v r.1928, objevil poprve C.Anderson v r.1932 v kosmickém záření (§1.5, část "Elementární částice a jejich vlastnosti"). Koincidenční detekci dvojic kvant anihilačního záření z pozitronových radionuklidů ke gamagrafickému zobrazení poprve odzkoušeli W.Sweet a G.Brownel ve svém dvoudetektorovém pohybovém skeneru již koncem 50.let, další pokusné přístroje PET se konstruovaly na Univ. of Pensylvania, první prstencové detektory zkonstruovali R.Robertson a Z.H.Cho. Významnmým impulsem pro rozvoj PET byla syntéza 18-FDG (fluorem 18 značená glukóza) v r.1970 a zjištění její akumulace v nádorových tkáních. .........

Koincidenční detekce ® elektronická kolimace g-záření
Fotony g vzniklé při e⁺e^--anihilaci mají tři význačné geometrické vlastnosti:
¨ Vylétají z místa anihilace současně a protisměrně - pod úhlem 180°;
¨ Pohybují se po přímkových drahách;
¨ Pohybují se rychlostí světla 300000km/s, takže v laboratorních měřítkách mohou být detekovány prakticky současně.
  Tyto vlastnosti umožňují tzv. koncidenční detekci dvojic anihilačních fotonů: měřený pozitronový zářič umístíme mezi dva detektory (dostatečně malých rozměrů), jejichž výstupy zapojíme do elektronického koincidenčního obvodu. Tímto obvodem projdou do další elektronické aparatury jen impulsy odpovídající současné detekci fotonů v obou detektorech. Vzhledem k uvedeným geometrickým vlastnostem takto mohou být detekovány jen fotony z anihilací, k nimž došlo na přímkové spojnici citlivých míst obou detektorů. Nastane-li anihilace mimo tento prostor spojnice, pak i v případě detekce některého z fotonů jedním detektorem, není druhý z anihilačních fotonů zachycen protilehlým detektorem - na výstupu koincidenčního obvodu se impuls neobjeví. Když se tedy na výstupu koincidenčního obvodu objeví impuls, známená to, že v některém z bodů na spojnici obou detektorů nastala e⁺e^--anihilace.
  Obklopíme-li vyšetřovaný objekt s pozitronovým radionuklidem větším počtem protilehle umístěných detektorů v koincidečním zapojení, dosáhneme tím cílené směrové detekce anihilačních g-fotonů - jejich elektronické kolimace, bez nutnosti fyzického odstínění olověným děrovým kolimátorem.

Obr.4.3.4. Princip pozitronové emisní tomografie.
Vlevo: Koincidenční akvizice anihilačních fotonů g. Vpravo: Rekonstrukce obrazu.

Princip snímání PET
Princip PET je schématicky znázorněn na obr.4.3.4. Detektor scintilační kamery PET má prstencové uspořádání segmentů velkého počtu malých scintilačních krystalů v optickém kontaktu s fotonásobiči, snímajícími záblesky vzniklé interakcí záření g *). Vzhledem k poměrně vysoké energii anihilačního záření g 511keV se ve scintilačních krystalech místo obvyklého NaJ(Tl) používá materiál BGO nebo LSO s větší hustotou a vyšší detekční účinností v oblasti vyšších energií g - viz §2.4. "Scintilační detekce a spektrometrie", pasáž "Scintilátory a jejich vlastnosti". Průměr detektorového prstence bývá 60-80cm.
*) Jednotlivé scintilační krystaly s rozměry kolem 4x4mm jsou upevněny do bloků spolu s fotonásobiči.
Rozdíly PET oproti planární scintigrafii a SPECT
Zásadním rozdílem oproti klasické planární nebo SPECT scintigrafii je to, že detektory u PET nejsou opatřeny olověnými kolimátory s mnoha otvory, neboť kolimace je realizována elektronicky, což vede k podstatně vyšší detekční účinnosti PET ve srovnání se SPECT (kde je většina záření absorbována v septech kolimátoru). Další rozdíl spočívá v tom, že zobrazovací detektor kamery SPECT se musí otáčet kolem vyšetřovaného objektu (pacienta), aby byly střádány parciální projekce pod různými úhly. U PET se detektory neotáčejí, jsou stacionární - prstencové detektory střádají data ze všech projekčních úhlů současně.
  Vyšetřovaný objekt W, v němž je rozložena b⁺-radioaktivní látka, je umístěn uvnitř detekčního prstence PET kamery (obr.4.3.4 vlevo). Dojde-li v určitém místě k radioaktivní b⁺-přeměně jádra radioindikátoru, vyzářený pozitron e⁺ se po cca 1-3mm (v závislosti na jeho kinetické energii *) pohybu v tkáni ionizačním brzděním prakticky zastaví a při interakci s elektronem e^- anihiluje: e⁺ + e^- ® 2g, přičemž obě kvanta anihilačního záření g₁ a g₂ o energii 511keV se rozletí v protilehlých směrech (t.j. pod úhlem 180°), projdou tkání a jsou koincidenčně zaregistrovány prstencovým scintilačním detektorem ve dvou místech (úhlech j₁ a j₂, na obrázku je označeno: j₁®x₁, j₂®y₁). Spojnice těchto míst, tzv. koincidenční přímka, prochází bodem, v němž došlo k e⁺ e^- anihilaci. Množina těchto koincidenčních přímek od jednotlivých dvojic detekovaných anihilačních fotonů (x_i,y_i) pak slouží k rekonstrukci obrazu distribuce pozitronového radionuklidu ve vyšetřovaném objektu - na obr.4.3.4 vpravo.
*) Tento dolet pozitronového záření v tkáni určuje základní mez, pod niž se nelze dostat s rozlišením PET zobrazení. Pro nejčastěji používaný ¹⁸F činí dolet pozitronů v tkáni asi 0,9mm, což je podstaně méně, než činí vlastní rozlišení PET-aparatury. Podrobněji je diskutováno níže v pasáži "Nepříznivé vlivy u PET".

Tři typy koincidencí u PET
Při koincidenční detekci anihilačních fotonů mohou nastat v zásadě tři případy, kdy dochází k současné detekci dvou fotonů g :
¨ Pravé koincidence
- přímá detekce dvojic fotonů pocházejících vždy z jedné e⁺e^--anihilace. Pro nepříliš vysoké četnosti počet pravých koincidencí roste prakticky lineárně s aktivitou v zorném poli, při vyšších četnostech roste pomaleji vlivem mrtvé doby a při velmi vysokých četnostech dokonce klesá v důsledku zahlcení náhodnými koincidencemi.
¨ Rozptylové koincidence
- jeden nebo oba současně detekované fotony podlehly Comptonově rozptylu, což odchýlilo jejich úhel. Procentuální podíl rozptylových koincidencí roste s (elektronovou) hustotou látkového prostředí a jejich počet opět roste v zásadě lineárně s aktivitou v zorném poli.
¨ Náhodné koincidence
- jedná se o detekci fotonů g pocházejících z různých anihilací, které náhodně dopadly do protilehlých detektorů současně (v rámci časového rozlišení koincidence). Počet náhodných koincidencí je úměrný druhé mocnině aktivity pozitronového zářiče v zorném poli.
  Pouze pravé koincidence vytvářejí správný gamagrafický obraz distribuce pozitronového radionuklidu. Rozptylové a náhodné koincidence jsou parazitní (příslušné koincidenční přímky jsou falešné, neodrážejí skutečnou distribuci pozitronového radioindikátoru - jedná se o tzv. kombinatorické pozadí) a zhoršují kvalitu obrazu - snižují kontrast a zvyšují šum.

  Novější typy PET kamer sestávají z několika souosých vedle sebe řazených prstenců detektorů, což umožňuje současné snímání několika transaxiálních řezů; zorné pole v axiálním směru činí u současných přístrojů cca 15cm. V tomto uspořádání se používají dva druhy snímání:
  Při tzv. 2D-způsobu jsou mezi jednotlivé detekční prstence vloženy stínící přepážky, takže koincidenční přímky se snímají z každého příčného řezu zvlášť - jen v rovině prstenců, kolmo na osu systému.
  Při tzv. 3D-způsobu jsou septa z detektorů vysunuta a koincidenční snímání probíhá i "šikmo" ze směrů mezi rovinami jednotlivých prstenců - vyhodnocují se i koincidence z detektorů v různých prstencích. Může tak být zachyceno podstatně více fotonů, t.j. dosaženo vyšší citlivosti. Je zde však též zvýšená pravděpodobnost náhodných kioncidencí (viz níže), takže tento způsob lze plně využít jen u kamer s rychlejšími detektory na bázi LSO scintilátorů.
  Pro zobrazení větších částí těla či pro celotělové zobrazení jsou PET kamery vybaveny vyšetřovacím lehátkem s motoricky řízeným posunem. Výpočetní systém pak nasnímaná data z několika poloh pacienta při rekonstrukci spojí do jednoho velkého celotělového tomografického obrazu.

Rekonstrukce obrazů PET
  Během akvizice se nasnímá velké množství souřadnic koincidenčních přímek (řádově miliony koincidenčních detekcí); data jsou ukládána ve formě tzv. sinogramů. Počítačovou rekonstrukcí těchto přímkových průmětů koincidenčních míst se vytvářejí obrazy příčných řezů a z množiny transverzálních řezů pak počítačovou reorientací lze vytvořit řezy pod libovolnými úhly, příp. prostorové 3-rozměrné obrazy podobně jako u SPECT. Při rekonstrukci se používá buď metody (filtrované) zpětné projekce, která však produkuje hvězdicové artefakty kolem pozitivních lézí, nebo výpočetně náročnější iterativní rekonstrukce, poskytující kvalitnější obrazy bez těchto artefaktů. Další výhodou iterativní rekonstrukce je možnost zakomponovat různé vlastnosti konkrétních přístrojů a metod (jako je homogenita, atenuace, šum, rozlišení) přímo do rekonstrukční procedury.
................doplnit speciální modifikace rekonstrukčních procedur (OSEM, ..atd)........

TOF - časová lokalizace místa anihilace
Zvyšování rychlosti elektroniky a zavádění detektorů s vysokým časovým rozlišením (např. LSO scintilátory) postupně umožňuje využít další důležitý "informační kanál" anihilačního záření pro PET: je jím tzv. TOF (Time Of Flight) - měření doby letu fotonů g z místa anihilace. Má-li koincidenční detekce anihilačního záření dostatečně krátké časové rozlišení, může být změřena časová diference mezi detekcí obou anihilačních kvant g, což umožňuje (aspoň v principu) stanovit místo na koincidenční přímce, kde došlo k anihilaci a odkud byly oba fotony vyzářeny *). Časové rozlišení stávajících přístrojů zatím neumožňuje přesnou lokalizaci míst anihilace, avšak i přibližná lokalizace umožňuje zdokonalit rekonstrukční proceduru a zlepšit poměr signál-šum ve výsledných obrazech. Metoda je zatím ve stádiu laboratorního vývoje.
*) Pokud bychom dokázali měřit časové diference příchodů anihilačních fotonů s pikosekundovou přesností, stačila by nám tato informace ke stanovení míst anihilace a dosažení PET zobrazení. Nebylo by pak ani potřeba provádět rekonstrukci kvantifikací průsečíků koncidenčních paprsků, ale obraz příčného řezu by mohl být (v polárních souřadnicích) střádán přímo. K tomu však zatím nemáme dostatečně rychlou elektroniku a detekční techniku...

Koincidenční PET dvouhlavými rotujícími kamerami pro SPECT
V polovině 90.let někteří výrobci scintilačních kamer (jako první firma Adac, dále pak Picker, Elscint, GE a další) vyvinuli speciální elektronické obvody, které umožňovaly provádět pozitronovou emisní tomografii i na běžných dvou-(popř. 3)- hlavých kamerách používaných pro SPECT. Obě hlavy, umístěné naproti sobě a bez kolimátorů, rotovaly kolem vyšetřovaného objektu stejně jako při akvizici SPECT, avšak impulsy se vedly do speciálního koincidenčního zařízení, které zaznamenávalo a vyhodnocovalo impulsy odpovídající současné detekci anihilačních fotonů 511keV oběma protilehlými detektory. Software vyhodnocovacího zařízení pak prováděl rekonstrukci transverzálních řezů stejným způsobem jako u PET.
  Toto řešení se zpočátku jevilo jako velmi slibné, neboť by umožňovalo provádět PET i na pracovištích nevlastnících drahé jednoúčelové zařízení, stačila by univerzální dvouhlavá SPECT kamera doplněná vhodnou elektronikou, popř. bylo použito tlustšího scintilačního krystalu. Zkušenosti z praktického používání však ukázaly, že se jedná o řešení sub-optimální, které detekční účinností ani rozlišením nemůže konkurovat jednoúčelovým PET-kamerám s prstencovým detektorem. Proto výrobci scintilačních kamer od tohoto řešení již ustoupili a nabízejí zvlášť klasické dvouhlavé kamery pro SPECT a zvlášť kamery PET s prstencovým uspořádáním detektorů.

Nepříznivé vlivy u PET a jejich korekce
Podobně jako u planární a SPECT scintigrafie, i u PET-zobrazení se vyskytují některé nepříznivé a ruživé vlivy, zhoršující kvalitu zobrazení. Zmíníme zde tři základní nepříznivé vlivy, z nichž první dva jsou známé i z planární a SPECT scintigrafie, další jsou specifické pro dvoufotonovou PET :

• Absorbce záření
  Určité množství anihilačního záření g je absorbováno při průchodu tkání z místa svého vzniku směrem k detektoru v důsledku fotoefektu a Comptonova rozptylu v tkáni. Tato atenuace záření g se po rekonstrukci na obrazech příčných řezů projevuje arteficielním snížením počtu impulsů ve strukturách uložených ve větších hloubkách, ve srovnání se strukturami na povrchu. I když anihilační záření má relativně vysokou energii a je tkání jen slabě absorbováno, díky koincideční metodě detekce se i tato slabá absorbce projevuje výrazněji než u planární a SPECT scintigrafie. Registrovaný počet impulsů je přibližně dán vztahem N = No.e^-m.(d1+d2), kde m je lineární součinitel zeslabení v tkáni pro 511keV, d1 a d2 jsou vzdálenosti, které musí fotony g₁ a g₂ projít z místa anihilace k protilehlým detektorům. Pro kruhový objem je d1+d2 rovno celkovému průměru vyšetřovaného objektu. Zeslabení koincidenčně detekovaných anihilačních fotonů tedy výrazně závisí na celkové velikosti a absorbční schopnosti vyšetřované tkáně, avšak je prakticky nezávislé na poloze pozitronového zářiče v tkáni.
    Korekci na tuto absorbci je možno provést v zásadě stejnými metodami, které byly výše uvedeny u SPECT. Určitou výhodou, umožňující přesnější provedení korekce na atenuaci u PET ve srovnání se SPECT je skutečnost, že atenuace dvojice fotonů je prakticky nezávislá na poloze pozitronového radionuklidu v tkáni ve směru koincidenční přímky - jeden či druhý paprsek musí projít celou vrstvou tkáně. Nejdokonalejší transmisní metodu korekce atenuace poskytuje využití současného zobrazení CT a tomografické scintigrafie, která je využívána u nejnovějších generací hybridních přístrojů PET v kombinaci s CT (viz níže).
• Rozptyl záření
  Část fotonů g při průchodu tkání podlehne Comptonovu rozptylu, což vede k jejich odchýlení z původního směru a ke snížení jejich energie. V důsledku změny směru tak dochází k chybnému určení koincidenční přímky a skutečného místa anihilace. K potlačení tohoto jevu je třeba snímat v okénku analyzátoru pečlivě nastaveném na fotopík 511keV, aby rozptýlené fotony se sníženou energií nebyly registrovány. Vzhledem k poměrně špatnému energetickému rozlišení scintilačních detektorů nelze použít příliš úzké okénko, takže určitá část rozptýleného záření je vždy detekována. K eliminaci ...........
• Dolet pozitronů
  Pozitron při své emisi beta⁺-rozpadem vylétá se značnou kinetickou energií (stovky keV až několik MeV) a rychlostí řádu 10⁵km/s. K e⁺e^--anihilaci proto nedochází okamžitě v místě emise (tj. v místě lokalizace radioindikátoru), ale pozitron se nejdříve brzdí při srážkách s elektrony atomovch obalů v látce. Teprve na konci jeho dráhy, po zabrzdění, dochází k anihilaci a vzniku dvojice kvant gama (obr.1.6.1 v §1.6 "Ionizující záření"). Tato brzdná dráha pozitronu v látce je velmi klikatá, pozitron se zastaví (a anihiluje) v určité průměrné vzdálenosti od místa emise (tato vzdálenost je menší než délka klikaté dráhy podle obr.1.6.1), která se nazývá jeho doletem (dosahem). Mezi polohou atomu beta⁺-radioindikátoru a místem anihilace je určitá vzdálenost daná doletem pozitronu v tkáni. Tento dolet pozitronového záření v tkáni určuje základní mez, pod niž se nelze dostat s rozlišením PET zobrazení. Pozitrony vylétají inkoherentně v průměru do všech směrů a se spojitým rozdělením energie, takže kolem bodového pozitronového zářiče vznikne jakási efektivní "koule" o ploměru daném doletem, z bodů jejíhož prostoru budou vylétat anihilační g-fotony.
  Pro nejčastěji používaný ¹⁸F činí dolet pozitronů v tkáni asi 0,9mm, což je podstaně méně, než činí vlastní rozlišení PET-aparatury. U tvrdších pozitronových zářičů však tento efekt může být významější.
• Odchylky od úhlu 180°
  Pokud dojde k anihilaci elektron-pozitronového páru při určité zbytkové rychlosti pozitronu, bude se úhel rozletu obou anihilačních fotonů zlehka lišit od 180°. V praxi jsou tyto odchylky velmi malé, cca ±0,2°, což při průměru detektorového prstence cca 60-80cm může zhoršit rozlišovací schopnost maximálně o 2mm.
• Náhodné (falešné) koincidence
  Pro získání dostatečně velkého počtu užitečných impulsů tvořících kvalitní obraz je třeba pacientům aplikovat aktivitu b⁺-radioindikátoru cca stovky MBq. Tok anihilačního záření g pak činí stovky milionů fotonů za sekundu. Při tak velké četnosti fotonů g je proto značná pravděpodobnost, že bude docházet k náhodným (a tedy falešným) koincidencím fotonů, které nepocházejí z téže anihilace e⁺ e^-. V takových případech dochází k chybnému určení koncidenční přímky a tedy místa anihilace - k chybné lokalizaci radioaktivní přeměny. Při větším počtu náhodných koincidencí a chybných koincidenčních přímek budou při rekonstrukci v obraze generovány falešné impulsy *) v místech, odkud nebylo ve skutečnosti vyzářeno anihilační záření - bude docházet k rozmazání obrazu a snížení jeho kontrastu. Počet náhodných koincidencí roste s druhou mocninou aktivity radioindikátoru v zorném poli.
  *) Z hlediska analýzy vlastností vícedektorových systémů se tento druh falešných impulsů označuje jako kombinatorické pozadí (viz §2.1, pasáž "Obecné fyzikální a přístrojové vlivy při detekci a spektrometrii").
    Náhodné koincidence, pokud již jednou při akvizici PET vzniknou, nelze nijak dodatečně eliminovat či korigovat. Jedinou možností omezení tohoto jevu je (kromě použití nižší aplikované aktivity) zkrácení časového rozlišení koincidence. Dříve byla hlavním problémem rychlost elektronických obvodů, u nynější rychlé elektroniky je hlavním omezením délka trvání světelného záblesku při scintilaci v krystalu. Při použití BGO krystalů je časové rozlišení koincidence cca 12 nanosekund, krystaly LSO s kratší dobou scintilace jsou v tomto směru výhodnější, neboť umožňují časové rozlišení koincidence zkrátit na 6 ns.

O úskalích a možných chybách korekčních metod zde platí v zásadě totéž, co bylo shora uvedeno v pasáži "Chyby a úskalí korekčních metod - korekční artefakty" u scintigrafie obecné.

Použití scintigrafie PET
Oblasti klinického využití pozitronové emisní tomografie jsou dány (podobně jako u emisní planární scintigrafie a SPECT) především vlastnostmi příslušných radiofarmak, zde tedy radiofarmak značených pozitronovými radionuklidy (tyto radionuklidy a radiofarmaka jsou stručně popsány v §4.8 "Radionuklidy a radiofarmaka pro scintigrafii"). Daleko nejdůležitější oblastí využití PET je primární onkologická diagnostika - zjišťování lokalizace a povahy nádorů, která činí více než 90% všech PET vyšetření (§3.6, část "Diagnostika nádorových onemocnění"). Zde se využívá farmakokinetických vlastností ¹⁸F-deoxyglukózy (FDG), která se selektivně vychytává v nádorových buňkách, které mají velmi aktivní metabolismus sacharidů - zobrazuje se metabolická buněčná aktivita tkání (zatímco rtg a ultrasonografie zobrazuje jen morfologickou stránku). Tato metoda je proto vhodná i pro monitorování odezvy nádorové tkáně na radioterapii, neboť se pomocí ní zobrazuje metabolicky aktivní nádorová tkáň, na rozdíl od buněk inaktivovaných; lze tak sledovat "úspěšnost" radioterapie. Je m.j. schopna rozpoznat recidivu nádoru od jiných procesů (např. od následků dřívější léčby nádoru), viz §3.6, část "Modulace ozařovacích svazků".
  Zajímavá alikace PET se v poslední době objevila v tzv. hadronové radioterapii (§3.6 "Radioterapie", část "Hadronová radioterapie"), kde ozařování vysokoenergetickými nabitými částicemi v ozařované tkáni způsobuje m.j. jaderné reakce, při nichž vznikají pozitronové radionuklidy. Při ozařování urychlenými uhlíkovými jádry ¹²C vzniká i pozitronový radionuklid ¹¹C, jehož distribuci můžeme zobrazit metodou PET. PET kamerou instalovanou na ozařovači hadronové radioterapie tak můžeme monitorovat rozložení dávky v cílové tkáni a v okolí - tzv. in-beam PET monitoring - a tím kontrolovat průběh radioterapie (viz obr.3.6.6 v §3.6).
  PET se též používá v neurologii k diagnostice mozkové činnosti a perfuze. Oblast mozku, která je aktivní, má zvýšené hromadění radiofarmaka, což může sloužit k posouzení mozkové aktivity a její souvislosti s některými psychickými poruchami (m.j. i u Alzheimerovy choroby). Dále je to scintigrafická diagnostika zánětlivých procesů a vyšetření myokardu, kde na základě konsumpce FDG lze posuzovat perfuzi a viabilitu myokardu.
  Velmi důležitá je kombinace PET scintigrafie (poskytující funkční zobrazení) s rentgenovým CT zobrazením (anatomickým - §3.2, část "Transmisní rtg tmografie CT"), realizovaná nyní on-line v dvoumodalitním PET/CT systému - viz níže §4.6, část "Hybridní tomografické systémy".

Neutrony stimulovaná emisní počítačová tomografie NSECT
NSECT (Neutron Stimulated Emission Computed Tomography) je nová (a zatím pokusná) metoda spektroskopického zobrazení koncentrace některých prvků v organismu s pomocí interakce neutronů. Na rozdíl od konvenční emisní počítačové tomografie SPECT (nebo PET) zde záření gama není vyzařováno radioaktivními isotopy, ale stabilními isotopy, u nichž je emise g-záření (charakteristické energie) stimulována nepružným rozptylem rychlých neutronů, kterými je analyzovaná oblast zvnějšku ozařována. Tyto stabilní isotopy mohou být buď přirozenou součástí vyšetřované tkáně, nebo mohou být zavedeny jako molekulární indikátory (podobně jako kontrastní látky nebo radiondikátory), např. metabolickou cestou.

Obr.4.3.6. Princip neutrony stimulované emisní počítačové tomografie NSECT.

  Analyzovaná oblast (vzorek, tkáň) je ozařována svazkem rychlých neutronů (energie cca 7-10 MeV) z vhodného kolimovaného neutronového zdroje - elektronického neutronového generátoru (§1.5, část "Urychlovače", pasáž "Urychlovače jako neutronové generátory") nebo radioisotopového zdroje (.....). Tyto neutrony se srážejí s jádry atomů ozařovaného materiálu, přičemž dochází v zásadě ke třem druhům interakcí (viz §1.6, pasáž "Neutronové záření a jeho interakce"). Pro naše účely je důležitý nepružný rozptyl neutronů, při němž neutron předá jádru část své kinetické energie a ta způsobí zvýšení jeho vnitřní energie - excitaci jádra. Při návratu jádra do původního stavu (deexcitaci vzbuzených jaderných hladin) se vyzáří foton záření gama o přesně určené charakteristické energii, dané druhem jádra. Tyto energie sekundárního g-záření z excitovaných jader se pohybují v rozmezí od desítek keV až asi do 6 MeV. Spektrometrickou detekcí tohoto g-záření lze stanovit, jaké prvky jsou zastoupeny (podle energie linie g) a v jaké relativní koncentraci (podle intenzity - počtu fotonů v příslušném píku). Gamagrafickou detekcí (gamakamerou*) lze stanovit prostorovou distribuci těchto g-emitujících jader. Nebo spektrometrický detektor může snímat záření gama pod různými úhly. Počítačovou rekonstrukcí poloh (úhlů) a energií tohoto neutrony stimulovaného g-záření lze vytvořit 3D mapy (gamagrafické obrazy) prostorového rozložení koncentrací specifických chemických prvků ve vyšetřované tkáni.
*) Energie g-fotonů, emitovaných ze vzbuzených hladin stabilních jader při neutronové excitaci, je většinou příliš vysoká pro zobrazení standardními gamakamerami. Jsou to stovky keV až několik MeV (např. pro ¹⁶O je Eg=6MeV, pro ¹²C je Eg=4,5MeV). Pro takové energie mají kolimátory gamakamer špatné prostorové rozlišení i světelnost a používané scintilační krystaly jsou příliš tenké pro dosažení rozumné detekční účinnosti; rovněž spektrometrické vlastnosti nejsou dobré. Proto se v dosavadních experimentálních metodách používají spektrometrické detektory neposkytující prostorovou informaci, ale jen energetické spektrum. Informace o poloze analyzovaných atomů se získává buď rotací detektoru opatřeného kolimátorem a snímáním z různých úhlů, nebo rotačním skenováním vyšetřovaného objektu úzce kolimovanými neutronovými svazky. Při tomto druhém způsobu dráha neutronového svazku definuje geometricku pozici vyšetřovaných objemů a spektrometrický detektor snímá integrálně všechny fotony emitované excitovanými jádry podél dráhy neutronového svazku (tedy tu část fotonů, která se do detektoru dostane). Nežádoucí impulsy pozadí mohou být výrazně zredukovány použitím koncidenčního zapojení spektrometru, trigrovaného pulsním režimem neutronového generátoru. Následuje počítačová rekonstrukce dat z jednotlivých projecí. Takto vzniklý obraz je v principu vlastně 4-D: pro každý voxel 3-D obrazu je uložena i informace o energii g-záření ® zastoupení různých prvků. Volbou konkrétní energie (energetického okénka) se získává obraz rozložení odpovídajícího konkrétního prvku.
Pozn.: Pro gamagrafii tohoto tvrdého g-záření lze v principu použít speciální Comptonovy kamery (popsané výše v části "Nové a alternativní fyzikální a technické principy gamagrafického zobrazení", passáž "Gamakamery pro vysoké energie").
  Metodou NSECT lze v zásadě zobrazit distribuci všech prvků a jejich isotopů, s výjimkou vodíku (jehož jádra nemají excitované hladiny a proto nedochází ke stimulované g-emisi) a hélia (které má příliš vysokou excitační energii 25MeV). Neutrony jsou pronikavé částice, takže mohou být excitovány a zobrazeny i struktury v hloubce organismu, s příp. korekcí absorbce (atenuace) primárního neutronového záření i registrovaného stimulovaného g-záření. Diagnostický potenciál NSECT je dán skutečností, že relativní zastoupení různých prvků, včetně stopových, je rozdílné pro různé druhy tkáně. Jemně se liší též mezi zdravou a nádorovou tkání. Metoda se zatím zkouší u časné diagnostiky nádorů prsu a plic.
 Poznámka: NSECT má některé analogie a společné aspekty s jinými metodami neutronové analýzy materiálů, především neutronovou aktivační analýzou NAA (INAA), popsanou v §3.4, část "Neutronová aktivační analýza". Pro speciální účely biologického výzkumu se někdy používá i neutronová aktivační analýza in vivo: příslušná část organismu se ozáří neutrony (z reaktoru nebo neutronového generátoru) a následuje gamagrafické zobrazení distribuce indukované radioaktivity beta (doprovázené gama), mapující rozložení zkoumané látky v tkáních a orgánech.

4.4. Hradlovaná fázová scintigrafie
Při scintigrafické analýze periodických dějů v organismu lze této periodicity využít v metodickém přístupu, který se nazývá hradlovaná či gejtovaná scintigrafie (angl. gate = brána, vrata, hradlo). Vedle scintigrafických impulsů z kamery se snímá i další elektrický signál - EKG, či dechový - který vhodně řídí (spouští, hradluje, gejtuje) průběh akvizice.

Fázová scintigrafie rychlých periodických dějů
Dynamická scintigrafie s časem rychle proměnné distribuce radioaktivity naráží na principiální fyzikální a technické problémy. Aby byla věrně zachycena dynamika sledovaného procesu, je nutno použít co nejlepší časové rozlišení, tj. vysokou frekvenci krátkodobých snímků. Statistický charakter radioaktivního rozpadu pak vede ke značným statistickým fluktuacím měřených impulsů v obraze. Relativní statistické fluktuace jsou dány výrazem 1/ÖN, kde N je počet impulsů v obrazové buňce nastřádaný za dobu jednoho snímku. Při vysokém časovém rozlišení je čas střádání jednoho snímku velmi krátký (řádu 10^-2s), počty nastřádaných impulsů malé a statistické fluktuace jsou velmi značné *). Východiskem nebývá ani enormní zvýšení aplikované radioaktivity (to většinou není možné i z jiných důvodů, především radiohygienických), protože vlivem mrtvé doby nestačí detekční zařízení tak rychlý tok impulsů účinně zpracovávat.
*) Pro věrné zachycení srdeční činnosti je nutné srdeční cyklus rozdělit na velmi krátké časové intervaly; jelikož cyklus trvá přibližně 1 sekundu, střádací doba jednoho snímku by měla být zhruba 0,03 sekundy. Při této extrémně krátké měřící době jsou statistické fluktuace zaznamenávané četnosti impulsů tak velké (desítky %), že nedovolují jednotlivé snímky hodnotit. Na takových snímcích by ani nebylo poznat, o jaký orgán se jedná - byla by vidět jen sprška chaoticky rozházených bodů.
  Provést podrobnou dynamickou scintigrafii jednoho srdečního cyklu se tedy na první pohled zdá být zcela nemožné. Naštěstí zde však jsou dvě příznivé okolnosti:
1. Srdeční činnost je periodickým dějem (platí to aspoň přibližně;
2. Srdeční činnost je doprovázena (resp. spouštěna) elektrickými proudy, které lze zevně detekovat.

  V případě, kdy sledovaný děj je periodický, tj. distribuce radioaktivity je periodickou funkcí času, je situace podstatně příznivější. Označíme-li scintigrafickou odezvovou funkci f(x,y,z,t), kde x,y,z jsou polohové souřadnice, t je čas, pak pro periodický děj bude platit: f(x,y,z,t) @ f(x,y,z,t+k.T), k=0,1,2,...., T je perioda ("@" znamená, že rovnost platí pouze v průměru, až na statistické fluktuace rozpadu a registrace). Dynamický scintigram takového děje je pak v principu dán scintigrafickou studií jen jedné periody (cyklu). A naopak, periodičnost procesu nabízí možnost vytvořit dynamickou studii jednoho cyklu (periody) s velmi vysokým časovým rozlišením a zároveň s vyhovující "statistikou": změříme s vysokým časovým rozlišením několik set jednotlivých cyklů tak, jak jdou za sebou, a výsledky pak synchronně složíme (nasumujeme) snímek po snímku na základě periodičnosti tak, aby vznikla dynamická studie jen jednoho cyklu:
         F_N(x,y,z,t) = _k=1S^N f [x,y,z,t+(k-1).T] , t Î < 0,T ) .
Takto synchronně složenou studii F_N(x,y,z,t) budeme nazývat fázovou dynamickou scintigrafickou studií - jedná se o studii jednoho "průměrného" či "reprezentativního" cyklu, složenou z N běžných cyklů periodického děje.
  Toto lze přímo (bez dodatečných informací) provést pomocí počítače v případě, že perioda T je přesně známá a konstantní. V praxi však toto není většinou splněno, např. srdeční frekvence poněkud kolísá. Ze statisticky silně rozptýlených dat počítač naprosto "nepozná" jednotlivé fáze periodického děje a nemá potom tedy podle čeho synchronně skládat. Proto je nutno do počítače navíc zavádět z vnějšku určité synchronizační impulsy (značky), které umožňují přesně stanovit konec jednoho a začátek dalšího cyklu. V případě srdeční činnosti takovými synchronizačními čili gatovacími impulsy mohou být signály z EKG (R-vlny), pomocí nichž počítač "pozná" vždy konec jednoho a začátek dalšího cyklu.

Obr.4.4.1. Vlevo: Schéma vytváření hradlované fázové dynamické scintigrafie srdečního cyklu na základě scintigrafických dat z kamery a synchronizace odvozené od R-vlny EKG. Vpravo: Obrazy z mnoha různých srdečních cyklů se synchronně sčítají tak, že se vytvoří série snímků zachycujících jediný průměrný cykl.

Princip konstrukce fázové dynamické studie srdečního cyklu je znázorněn na obr.4.4.1. Počítačový program rozdělí časový interval mezi dvěma R-vlnami na krátké intervaly o délce Dt =T/(počet snímků na cykl), kde počet snímků na cykl se volí obvykle 32, někdy 16. Signál odvozený z R-vlny (elektronicky z její náběžné hrany) určuje začátek srdečního cyklu. Impulsy odpovídající počátku srdečního cyklu v intervalu 0 až Dt se zaznamenávají do prvního snímku v paměti počítače. V době od Dt do 2.Dt se impulsy střádají do druhého snímku, v době od 2.Dt do 3.Dt do třetího snímku atd. Stejným způsobem se rozdělí doba trvání dalšího srdečního cyklu, jehož začátek signalizuje počítači další R-vlna z EKG; impulsy registrované během prvního intervalu Dt se přičítají na prvý obraz předchozího srdečního cyklu, impulsy registrované od Dt do 2.Dt se přičítají k druhému obrazu předešlého cyklu atd. Tento proces se mnohokrát opakuje, čímž se v paměti formuje fázová dynamická studie jednoho průměrného srdečního cyklu.

Selekce a vylučování cyklů
Jak známo, srdeční rytnus není nikdy zcela pravidelný, tepová frekvence a perioda méně či více proměnná, může dokonce docházet až k arytmiím. Do výpočtu je třeba brát jen takové cykly, jejichž perioda se neliší příliš od průměrné periody. Nepravidelné srdeční cykly, tj. takové, jejichž doba trvání je jiná než u běžných pravidelných cyklů, je třeba ze záznamu vyloučit. Tyto falešné cykly, způsobené extrasystolami nebo jinými poruchami srdečního rytmu, by zkreslovaly celkovou dynamiku průměrného cyklu - nejednalo by se již o cyklus reprezentativní. Meze pro selekci "správných" cyklů se obvykle volí ±10% T. Přitom je třeba vyloučit nejen takový nesprávný cykl s anomální periodou, ale i cykl po něm následující, neboť nemusí začínat ve správné fázi end-diastoly. Vlivem mírně kolísající délky cyklu je nastřádaný počet impulsů v posledních fázových snímcích arteficielně snížen. Aby to nezkreslovalo dynamiku terminálního úseku fázových křivek, provádí se příslušná korekce odvozená od počtu cyklů, které přispěly do jednotlivých fázových snímků.

LIST-mode
Shora popsaný způsob akvizice do obrazových matic se někdy označuje jako frame-mod. U dřívějších generací akvizičních počítačů, kde nebyla k dispozici dostatečně velká operační paměť, se používala akvizice v tzv. LIST-modu: do paměti se střádaly sekvenčně souřadnice (x,y) jednotlivých impulsů tak, jak za sebou přicházely. Do tohoto kontinuálního toku dat se pod vhodným kódováním nahrávaly i synchronizační impulsy z EKG. Převod do scintigrafických obrazů (re-framing) a konstrukce vlastní fázové studie se pak provádělo dodatečně. Výhodou LIST-modu bylo, že data bylo možno dodatečně re-framovat s různou selekcí správných cyklů, což má svůj význam u některých poruch srdečního rytmu (jako je bigimenie), kdy ve frame-modu nelze správnou fázovou studii získat. LIST-mode je však nyní již prakticky opuštěný.

First-pass fázová scintigrafie
Shora popsaná metoda konstrukce fázové dynamické scintigrafie srdečního cyklu de provádí za situace, kdy krev nesoucí radioindikátor (např. ^99m-Tc značené erytrocyty) je rovnoměrně a ustáleně rozmíchána v krevním řečišti - tzv. stady-state metoda. Zmíníme se stručně o konstrukci fázové scintigrafie srdečního cyklu metodou first-pass (první průtok), kdy se radioindikátor aplikuje do oběhu jako kompaktní bolus. Akvizice z kamery do paměti počítače se spustí v okamžiku příchodu bolusu do srdeční komory a ukončí se před nástupem recirkulace (kdy by docházelo již k překrytí struktur).

Obr.4.4.2. Konstrukce fázové dynamické studie srdečního cyklu při radionuklidové ventrikulografii first-pass. "Rozpulzovaná" křivka představuje časový průběh radioaktivity v levé komoře během prvního průtoku bolusu.

Na obr.4.4.2 je znázorněn časový průběh radioaktivity v levé srdeční komoře při takovém měření. Křivka je "rozpulzována" vlivem periodického naplňování a vyprazdňování komory krví nesoucí radioaktivní bolus. Konstrukce fázové dynamické studie srdečního cyklu se zde provádí podobným způsobem jako u metody steady-state, avšak do výpočtu lze vzít jen několi málo cyklů - počínaje příchodem bolusu do levé komory a konče nástupem recirkulace, kdy by docházelo již k překrytí obrazů komor.
  Výhodou metody first-pass je, že radioaktivita je obsažena pouze v komoře, takže jednak odpadá problém korekce na tkáňové a krevní pozadí, jednak umožňuje scintigrafický "pohled" na srdeční komoru i z takových směrů, při nichž by u steady-state metody docházelo k překrytí obrazů pravé a levé komory a popř. i dalších struktur. Hlavní nevýhodou first-pass metody oproti metodě steady-state je malý počet cyklů, z nichž je fázová studie vytvořena; kvalita snímků vzhledem ke statistickým fluktuacím nebývá proto příliš dobrá. Kromě toho taková studie nemusí představovat reprezentativní srdeční cyklus, neboť selekce "správných" cyklů zde není proveditelná a akvizice se provádí těsně po injekční aplikaci radioindikátoru, kdy centrální hemodynamika bývá ovlivněna stresem. Z kvantitativních parametrů lze proto objektivně hodnotit nanejvýš jen ejekční frakci. Metoda first-pass se pro konstrukci fázové scintigrafie srdečního cyklu nyní používá již jen zřídka. Její použití je však plně oprávněné při bolusové radiokardiografii.

  Metoda fázové (hradlované) scintigrafie se prakticky výhradně používá v nukleární kardiologii. Je to jednak radionuklidová ventrikulografie, jejíž komplexní analýza programem VENTR je popsána v §3.1 "Radionuklidová ventrikulografie" knihy "OSTNUCLINE - Komplexní vyhodnocování scintigrafie", v posledních letech pak především SPECT perfuze myokardu (gated myokard SPECT).

Autorská poznámka:
Výzkumem a vývojem metod scintigrafických fázových dynamických studií s vysokým časovým rozlišením jsme se na našem pracovišti zabývali od r.1976, prakticky souběžně s vývojem těchto metod v předních laboratořích ve světě. Bylo zkonstruováno elektronické zařízení pro detekci R-vlny a implantaci synchronizačních impulsů do počítače. Na malém počítačovém zařízení Clincom (operační paměť pouhých 12k!) jsme vyvinuli program pro rekonstrukci a matematické vyhodnocení radionuklidové ventrikulografie, který byl v té době patrně nejkomplexnějším postupem v této oblasti; sloužil pak jako základ pro komplexní program VENTR na přístroji GAMMA-11 a později na PC. Pro tyto výzkumné a vývojové práce bylo též zkonstruováno několik dynamických fantomů (počínaje rotujícím gramofonovým kotoučem a konče flexibilním dynamickým fantomem srdeční pulzace i oběhového čerpání); některé z nich jsou popsány v práci "Fantomy a fantomová měření v nukleární medicíně".

4.5. Fyzikální parametry scintigrafie
- kontrola kvality a fantomová scintigrafická měření -
Úkolem scintigrafie je poskytnout kvalitní, tj. objektivní, podrobné a přesné zobrazení distribuce radioaktivity ve zkoumaném objektu, a to jak z prostorového hlediska, tak i z hlediska časového (u dynamické scintigrafie). Výše jsme zmínili několik omezení a nepříznivých vlivů fyzikálního a technického charakteru, která omezují možnosti a kvalitu scintigrafického zobrazení. Pro posouzení kvality scintigrafického zobrazení, jeho optimalizaci a odhalení případných chyb a poruch, je potřeba analyzovat a testovat fyzikální vlastnosti scintilačních kamer.
Jako u každého složitého měřícího přístroje, i u scintilační kamery lze její vlastnosti popsat několika fyzikálními parametry.

Prostorové rozlišení
Scintilační kamera je přístroj zobrazovací, takže nejdůležitějším jeho parametrem je rozlišovací schopnost, neboli (prostorové či polohové) rozlišení (udávané v délkových jednotkách - milimetrech) :

Prostorové rozlišení se tedy udává jako pološířka profilu obrazu bodového nebo čárového zdroje; označuje se jako FWHM (Full Width at Half Maximum - celková šířka v polovině maxima) *). Pro praktické stanovení rozlišení je vhodnější použít čárový zdroj, jehož obrazem můžeme vést nezávisle více profilů, popř. tyto profily sčítat a dosahovat tak menších statistických fluktuací.
*) Kromě FWHM se rozlišení kamery někdy navíc charakterizuje i veličinou FWTM (Full Width at Tenh Maximum), což je šířka profilu obrazu čárového zdroje v desetině maximální výšky profilu. Tato hodnota vychází samozřejmě vyšší: za situace bez rozptylujícího prostředí bývá přibližně FWTM @ (1,8 - 2)´FWHM, za přítomnosti tkáňového (či vodního) rozptylujícího prostředí pak je zhruba FWTM @ (2 - 2,5)´FWHM.
Pro zcela detailní fyzikální analýzu rozlišovacích vlastností zobrazovacích systémů se používají tzv. modulační přenosové funkce - viz práci "Teorie scintigrafického zobrazení a modulační přenosové funkce".

Prostorová rozlišovací schopnost gamakamery je dána dvěma složkami:
1. Geometrická rozlišovací schopnost kolimátoru R_kolim,
která závisí na průměru otvorů d, šířce přepážek, délce otvorů L (daných výškou kolimátoru), výrazně též na vzdálenosti h zobrazovaného objektu od kolimátoru: R_kolim ~ d . [1 + (h+m)/L], kde m je ještě šířka mezery mezi zadním čelem kolimátoru a krystalem kamery. Dále se zde uplatňuje rozptyl záření g v látkovém prostředí a prozařování záření g septy kolimátoru.
2. Vnitřní rozlišení
detektoru kamery R_int (vnitřní, vlastní - intrinsic resolution), dané přesností, s jakou je systém fotonásobičů a navazující elektroniky schopen lokalizovat polohu scintilace v krystalu.
   Celkové rozlišení R (vnější - extrinsic) je pak dáno geometrickým součtem obou dílčích složek: R = Ö(R²_int+R²_kolim). Celkové rozlišení se však nepočítá podle tohoto vztahu, ale měří se pomocí bodových nebo čárových zdrojů umístěných do zorného pole kamery s daným kolimátorem.
V praxi se u každé kamery udává v prvé řadě vnitřní rozlišení, které je určeno z technologie výroby - typické hodnoty vnitřního rozlišení u novějších kamer jsou cca 3-4mm. Vnitřní rozlišení představuje limitní hodnotu rozlišení, pod kterou se u dané kamery již nelze dostat, a k níž se lze přiblížit jen za použití kolimátoru s ultravysokým rozlišením.
Dále se udává celkové rozlišení kamery s jednotlivými kolimátory pro dané vzdálenosti (většinou 10cm) zdroje od kolimátoru, popř. i za přítomnosti rozptylujícího prostředí. Tyto hodnoty celkového rozlišení jsou různé, pro kolimátory HR (vysoké rozlišení), optimalizované pro 140keV ^99mTc, ve vzdálenosti 10cm od čela kolimátoru, činí cca 7-9 milimetrů.
  Měření rozlišovací schopnosti kamery lze provádět dvojím způsobem:
Kvantitativní fyzikální měření
- pomocí analýzy obrazů bodových a čárových zdrojů. Výsledkem je přímo hodnota pološířky-rozlišení (FWHM) v [mm], popř. komplexnější analýza pomocí tzv. modulačních přenosových funkcí (MTF).
Vizuální hodnocení obrazů fantomů
- nejčastěji jsou to tzv. Bar-fantomy prozařované plošným homogenním zdrojem (nejčastěji ⁵⁷Co), popř. nádoby složité struktury, plněné roztokem ^99mTc (např. fantom typu Jasczak). Je to hodnocení víceméně kvalitativní, hodnota rozlišení se z obrazů spíše odhaduje; pro praxi a porovnávání je však zpravidla postačující.
Provedení obou způsobů měření rozlišení je stručně popsáno v "Fantomy a fantomová měření v nukleární medicíně".

Homogenita zorného pole kamery
Další důležitý parametr kvality scintigrafického zobrazení - homogenita (zvaná též uniformita) udává, zda jednotlivá místa v zorném poli jsou zobrazována se stejnou účinností (citlivostí). Ozářením zorného pole kamery homogennním tokem fotonů záření g získáme obraz homogenního zdroje, který by měl být též zcela homogenní (až na statistické fluktuace). Případné nehomogenity na tomto obraze jsou viditelné vizuálně, lze je však vyjádřit i kvantitativně (např. v procentech) :

Takto definovaná homogenita se označuje jako integrální homogenita. Jelikož lidské oko je při vizuálním posuzování obrazů citlivé spíše na rozdíly jasů sousedních oblastí, může být pro hodnocení homogenity zobrazení užitečná i tzv. diferenciální homogenita. Pro její kvantifikaci bylo přijato následující kritérium:
Diferenciální homogenita je podíl největšího rozdílu počtu impulsů v sousedních buňkách (v řádku i sloupci) v obrazu homogenního zdroje, dělený průměrným počtem impulsů v obraze H_{di f}= max(N_i - N_i-1)/N_str. Pro snížení vlivu statistických fluktuací se stanovovaný počet impulsů průměruje v rozsahu 5 buněk.
Celé a centrální zorné pole
Z konstrukce scintilační kamery plyne, že kvalita scintigrafického obrazu bývá nejlepší v centrální části zorného pole, zatímco v okrajových částech může být poněkud zhoršená. Proto se často homogenita (a někdy i další parametry kamery) stanovují zvlášť pro celé zorné pole (tzv. UFOV - useful field of view) a zvlášť pro centrální část zorného pole (tzv. CFOV - central field of view). Jako centrální část se většinou bere 75% z plochy celého zorného pole. U kvalitních a správně seřízených (kalibrovaných, vyladěných) kamer by integrální homogenita v centrálním poli neměla být horší než asi 3,5%, v celém zorném poli pak do 5%; diferenciální nehomogenita v centrálním poli by se měla pohybovat v rozmezí 1,5 - 3 %.
  Podobně jako u rozlišení, i u homogenity scintilační kamery rozeznáváme:
Vnitřní homogenitu detektoru kamery (intrinsic)
- je daná hmogenitou scintilačního krystalu a jeho světelné odezvy, sběrem světla, citlivostí a seřízením jednotlivých fotonásobičů. Měří se homogenním ozářením krystalu bez kolimátoru.
Celkovou homogenitu kamery ("vnější" - extrinsic)
- danou vnitřní homogenitou detektoru kamery a homogenitou (resp. příp. nehomogenitou) použitého kolimátoru. Měří se s nasazeným kolimátorem pomocí homogenního plošného zdroje, nejčastěji ⁵⁷Co.
Provedení obou způsobů měření homogenity je stručně popsáno v "Fantomy a fantomová měření v nukleární medicíně".

Linearita zorného pole kamery
Další parametr kvality scintigrafického zobrazení udává, zda prostorová měřítka a proporce v předmětu jsou zobrazována věrně a nezkresleně (lineárně). Pro posouzení (a příp. kvantifikaci) linearity scintigrafického zobrazení slouží speciální fantomy, v nichž je realizována pravidelná geometrická struktura distribuce radioaktivity. Může to být buď soustava většího počtu pravidelně kvadrangulárně rozmístěných bodových zdrojů, nebo soustava lineárních (přímkových) zdrojů (tzv. bar-fantom, většinou transmisní). Scintigrafický obraz takové pravidelné geometrické struktury by měl vykazovat rovněž geometrickou pravidelnost. Příp. nelinearita zobrazení se na tomto obraze projeví jako zkreslení a nepravidelnosti v geometrickém uspořádání. Můžeme je sledovat buď vizuálně, nebo je vyhodnotit kvantitativně:

Někdy se linearita vyjadřuje i procentuálně, tj. L = 100_[%].max(X -X_lin)/X_lin. Podobně jako u rozlišení a homogenity, i linearita se uvádí pro celé a centrální zorné pole, popř. kromě celkové (absolutní) linearity se uvádí i linearita diferenciální. Prostorová linearita zobrazení se u kvalitních a správně seřízených kamer pohybuje kolem 0,4mm.
  Linearita zobrazení a homogenita citlivosti zorného pole scintilační kamery spolu úzce souvisejí. Nepravidelnosti v účinnosti registrace scintilací z různých míst scintilačního krystalu kamery soustavou fotonásobičů se projeví na obraze jako geometrická nelinearita a zároveň i jako nehomogenita v hustotě registrovaných impulsů. Dá se říci, že nelinearita zobrazení je hlavním zdrojem nehomogenity obrazu. K nehomogenitě scintigrafického zobrazení mohou dále přispívat i odchylky v pravidelném uspořádání a velikosti otvorů a přepážek v kolimátoru, zvláště v případě mechanického poškození kolimátoru.
  Při praktickém testování vlastností (kvality) scintilační kamery se linearita zobrazení stanovuje poměrně zřídka, neboť je to složité a kromě toho i malá změna linearity (která by se při cíleném měření linearity jen těžko prokazovala) se podstatně zřetelněji projeví v nehomogenitě zorného pole.

Citlivost (účinnost detekce) scintilační kamery
Ve scintigrafické diagnostice nám jde většinou o relativní posouzení distribuce radioindikátoru v různých částech vyšetřovaného objektu. V případě tzv. kvantitativní scintigrafie nás však může zajímat i absolutní aktivita radioindikátoru ve vyšetřované oblasti. Abychom tuto skutečnou aktivitu mohli stanovit ze scintigrafického obrazu, potřebujeme znát účinnost (citlivost) detekce záření g scintilační kamerou. Z obecného hlediska je detekční účinnost radiometru dána poměrem mezi počtem emitovaných či přicházejících fotonů záření g a počtem fotonů registrovaných detektorem. V případě scintilační kamery (s daným kolimátorem) se však pro praktické využití detekční citlivost vztahuje k radioaktivitě vyšetřovaného objektu:

Nejčastěji se citlivost kamery udává pro radionuklid ^99mTc. Podle doporučeného postupu citlivost kamery stanovíme tak, že doprostřed zorného pole umístíme mističku O10cm s roztokem ^99mTc o přesně známé aktivitě (cca 10MBq, vrstva roztoku do 1cm), nastřádáme scintigrafický obraz (cca 100sec/FRM), v něm stanovíme počet impulsů v obraze misky a přepočítáme jej na 1MBq a 1sec.
  Vedle vlastní detekční účinnosti scintilačního krystalu kamery závisí citlivost rozhodujícím způsobem na použitém kolimátoru. Pro univerzální kolimátory typu LEAP se citlivost scintilačních kamer pro ^99mTc pohybuje kolem 150-300 (imp./s)/MBq, pro kolmátory s vysokým rozlišením (HR) pak jen cca 40-100 (imp./s)/MBq.
Mezi citlivostí kamery h a jejím celkovým prostorovým rozlišením R (= FWHM) platí přibližná závislost h ~ R². Tedy čím je lepší rozlišení zobrazovacího systému (tj. čím je menší R=FWHM), tím nižší je jeho citlivost; vede to k menší hustotě impulsů v obraze a proto k vyšším statistickým fluktuacím (vyššímu šumu). A naopak. Jinými slovy, rozlišení a citlivost si konkurují.

Tomografické rozlišení, homogenita a linearita
U všech výše uvedených parametrů scintilační kamery jsme měli na mysli běžné planární scintigrafické zobrazení. Kvalita tomografického zobrazení je v zásadě popsána stejnými fyzikálními parametry jako u zobrazení planárního. Avšak planární parametry detektoru scintilační kamery SPECT *) nelze vždy přímočaře přenášet do tomografických obrazů transverzálních řezů, které vznikají složitou procedurou rekonstrukce z mnoha planárních obrazů pod různými úhly. Parametry detektoru kamery jsou sice rozhodující i pro kvalitu tomografických obrazů, avšak spolupůsobí zde i některé další fyzikální a technické aspekty.
*) U kamery PET samozřejmě žádné planární zobrazení není, všechny parametry se měří v tomografickém režimu, na obrazech transverzálních řezů.
  Prostorové rozlišení kamery v planárním zobrazení se rozhodujícím způsobem promítá i do zobrazení tomografického. Radiální tomografické rozlišení v obraze transverzálního řezu je zhruba (1,1-1,3)-násobkem celkového rozlišení kamery, může však být příp. výrazně zhoršeno mechanickými posuvy centra rotace během akvizice SPECT vyšetření. Rozlišení v axiálním směru je dáno přímo rozlišením kamery s použitým kolimátorem (dané vzdálenosti zobrazované struktury od čela kolimátoru).
  Případný lokální defekt v homogenitě kamery se při rotaci kamery na obraze příčného řezu promítá jako prstencový artefakt. Nehomogenita v obraze příčného řezu pak ještě může být způsobena absorbcí záření g (atenuací) v závislosti na hloubce uložení příslušné distribuce radioaktivity v tkáni.
  Tomografické rozlišení a homogenita se měří pomocí speciálních pomůcek - fantomů válcového tvaru, obsahujících trubičky (čárové zdroje), různé válečky a kuličky různých velikostí, dále též volný prostor pro homogenní distribuci radioindikátoru. Nejčastěji používaný je fantom Jasczakův. Fantom se naplní roztokem radionuklidu (^99mTc), provede se jeho SPECT scintigrafie a na rekonstruovaných obrazech transverzálních řezů v příslušných místech se hodnotí rozlišení a homogenita analogickým způsobem jako na planárních obrazech.

Energetické rozlišení a mrtvá doba detektoru kamery
Vedle výše uvedených základních parametrů - prostorového rozlišení, homogenity a linearity zobrazení, které mají primární vliv na kvalitu scintigrafického zobrazení, se u scintilační kamery uvažují i parametry detekční, popisující její vlastnosti z pohledu scintilační detekce a spektrometrie záření g. Tyto parametry jsou sice sekundární a pomocné, avšak mohou zprostředkovaně ovlivňovat kvalitu zobrazení. Jejich nepříznivé změny mohou též signalizovat nesprávnou funkci scintilační kamery.
¨ Energetické rozlišení u scintilační kamery nejen že umožňuje separovat různé linie záření gama (např. při současném zobrazení dvou isotopů), ale hlavně určuje schopnost detektoru kamery odlišit Comptonovsky rozptýlené záření g od přímého nerozptýleného záření.
¨ Mrtvá doba (nazývaná též někdy časovým rozlišením) se může uplatňovat při scintigrafii zdrojů s vysokou aktivitou, tj. s vysokým tokem fotonů záření g - při četnosti řádu desítek tisíc registrovaných impulsů za sekundu. Mrtvá doba kamery vede k porušení linearity závislosti mezi aktivitou ve zdroji a registrovanou četností impulsů, což může zkreslit výsledky analýzy dynamiky vyšetřovaných procesů . U kvantitativních dynamických studií, zvláště radiokardiografických, může tak vyvstat potřeba korekce na mrtvou dobu. Důležitá je zde celková mrtvá doba celého systému kamera+počítač *). U starších typů kamer činila celková mrtvá doba kolem 5ms, u novějších kamer je již snížená na cca 2ms.
*) K podrobnostem o paralyzabilním a non-paralizybilním charakteru mrtvé doby, jakož i k metodám jejího měření a korekce na mrtvou dobu, můžeme odkázat ke kapitole 2, pasáž "Mrtvá doba detektorů".
  Energetické rozlišení a mrtvá doba se měří spektrometrickými metodami popsanými v kapitole 2 "Detekce a spektrometrie ionizujícího záření", především v §2.4 "Scintilační detektory".

Problematika kontroly kvality a praktické provádění testovacích měření je rozebráno v samostatné práci
" Fantomy a fantomová měření v nukleární medicíně "

4.6. Vztah scintigrafie a ostatních zobrazovacích metod
Scintigrafie je jen jednou z několika dalších zobrazovacích diagnostických metod používaných v medicíně. Každá z těchto metod má své možnosti použití, své výhody a úskalí. Diagnostické zobrazovací metody můžeme v zásadě rozdělit na dvě skupiny:
¨ Anatomicko-morfologické,
které zobrazují především velikost a strukturu tkání a orgánů. Anatomickému zobrazení však chybí funkční aspekt - neumožňuje rozpoznat biologickou povahu zobrazené patologické struktury.
¨ Funkčně-metabolické,
které mapují prokrvení, metabolismus, drenáž a další funkce orgánů. Funkční zobrazení však zpravidla neumožňuje přesnou lokalizaci patologického děje či ložiska v organismu - chybí zde "pozadí" ostatních struktur, které se nezobrazují (neboť nemají příslušnou "funkci"). Kromě toho funkční zobrazení má zpravidla nižší rozlišovací schopnost než zobrazení anatomické.
  Pro stanovení správné diagnózy je třeba posoudit jak anatonicko-morfologické, tak funkční a metabolické příznaky onemocnění. Teprve kombinace obou zmíněných obrazů umožní rozpoznat biologický charakter zobrazovaného ložiska a jeho přesnou lokalizaci.
  Pro objasnění pozice a úlohy scintigrafie ve spektru ostatních diagnostických metod si stručně porovnáme principy a diagnostické výpovědi nejdůležitějších zobrazovacích metod.

Rtg zobrazení
Nejstarší a dosud nejčastěji používanou zobrazovací metodou je rentgenové zobrazení (viz §3.2 "Rentgenová diagnostika"), ať již se jedná a zobrazení planární, nebo tomografické CT. Pronikavé X-záření, vznikající v rentgence, prochází přes vyšetřovaný objekt (tkáň organismu), přičemž část záření se absorbuje v závislosti na hustotě tkáně, zatímco zbylá část prochází tkání a je zobrazována buď fotograficky, nebo na luminiscenčním stínítku, nebo nověji pomocí elektronických detektorů. Vzniká tak rentgenový obraz vyšetřované tkáně, který je stínovým obrazem denzitním, zobrazujícím rozdíly v hustotě tkání. V určitých případech lze kontrast zobrazení uměle zvýšit aplikací vhodných kontrastních látek. Tomografické rtg. zobrazení CT navíc poskytuje obrazy transverzálních řezů s vysokým rozlišením (cca 1mm), z nichž lze složit trojrozměrný obraz vyšetřované oblasti.

Ultrazvuková sonografie
Ultrazvuk je mechanické (akustické) vlnění látky (vzduchu, kapalin, pevných látek) o frekvenci vyšší než je lidským uchem slyšitelný zvuk, tj. vyšší než 20kHz. V plynech a kapalinách se šíří jako vlnění podélné, v pevných látkách může mít i charakter vlnění příčného.V medicínské diagnostice se většinou používá ultrazvuk o frekvenci 1-15MHz. Při vyšších frekvencích lze dosáhnout lepšího prostorového rozlišení (díky kratší vlnové délce), avšak dochází k větší absorbci ultrazvuku v tkáni.
  Ultrazvuková sonografie či ultrasonografie je založena na šíření zvukových vln o vysoké frekvenci (několika MHz), tj. ultrazvuku, v pružném prostředí tkání a jeho odrazech na nehomogenitách. Rychlost v šíření vlny v pružném prostředí je dána vztahem v = Ö(M/r) , kde M je elasticita (Yongův modul pružnosti) prostředí a r jeho hustota (měrná hmotnost). Narazí-li ultrazvuková vlna na oblast lišící se hustotou nebo elasticitou, dochází ke změnám rychlosti šíření, k lomu a odrazu vlny (souvisí se známým Huygensovým principem). Odražené ultrazvukové vlny nesou informace o přítomnosti struktur rozdílné hustoty a elasticity. Ultrazvuková sonografie vytváří zobrazení těchto struktur ve vyšetřované tkáni pomocí echolokace*) odražených ultrazvukových vln. Odražené signály - akustická echa - svým časovým sledem odpovídají prostorovému rozložení odrážejících struktur ve zkoumaném prostředí.
*) Echolokace je takový způsob získávání informace na dálku, kdy do sledovaného prostředí je vysílán zvuk, který se od případného předmětu částečně odráží zpět do místa vyslání a tam je zachycen a vyhodnocen. Z časového zpoždění, které uplyne od okamžiku vysláním zvuku do okamžiku zpětného příjmu odražené vlny (echa - ozvěny), lze stanovit vzdálenost odrážejícího předmětu. V přírodě tento princip využívají delfíni a netopýři k orientaci a k vyhledávání potravy. V námořní technice se používá tzv. sonar, m.j. i pro měření hloubky moře. Na podobném principu radiolokace pracuje radar, který místo zvuku používá elektromagnetické vlnění - radiovlny.
  Vysílací piezoelektrický krystal sondy, přiložené do mechanického kontaktu s povrchem těla (dobrý průchod vlnění do kůže se zajišťuje vrstvičkou speciálního gelu), se působením střídavého elektrického napětí, přivedeného na jeho protilehlé elektrody, periodicky deformuje a tento mechanický rozruch (vibrace) vysílá do tkáně akustické vlny. Ve vodě a v tkáni se zvukové vlny šíří průměrnou rychlostí 1550m/s. Když ultrazvuk prochází látkou, je jí absorbován, rozptylován, ohýbán a částečně odrážen zpět. K odrazu dochází na rozhraní tkání s různou hustotou a elasticitou, v nichž se ultrazvuk šíří rozdílnou rychlostí - tedy tkání s různou akustickou impedancí *). Odražené ultrazvukové vlny se vracejí zpět a vyvolávají vibrace piezoelektrického krystalu (měniče) v přijímací části ultrazvukové sondy, což na elektrodách krystalu generuje střídavý elektrický signál příslušné frekvence, amplitudy a časového zpoždění, který se dále elektronicky zpracovává.
*) Pro šíření ultrazvuku tkání je důležitá tzv. měrná akustická impedance, což je součin hustoty tkáně a rychlosti ultrazvuku: Z = r.v = Ö(M.r). Udává měrný "vlnvý odpor" při šíření ultrazvuku v analogii s Ohmovým zákonem elektřiny. Takto definovaná akustická impedance Z je poněkud anologická reaktanci v elektronice (kapacitní či indukční). Viskozita prostředí, vedoucí k absorbci a útlumu ultrazvuku, je analogická činnému ohmickému odporu. Čím je rozdíl akustických impedancí větší, tím je intenzita odrazů - echogenita - větší.
  Sonda přiložená na povrch těla v rychlých pravidelných intervalech vysílá krátké (milisekundové) ultrazvukové signály, elektronická přijímací sonda zaznamenává odražený signál ("echo") a elektronická aparatura vyhodnocuje časové a poziční diference vyslaného a odraženého signálu a na základě toho vytváří na obrazovce obraz struktur podle jejich hustoty a elasticity (tzv. echogenity či akustické impedance). Ultrazvukové obrazy echogenity jsou u většiny sond primárně zobrazeny ve formě kruhové výseče v polárních souřadnicích (r,j) se středem v místě přiložení přijímací sondy. Radiální souřadnice r - hloubka v tkáni - je odvozena od časového zpoždění Dt mezi vyslaným ultrazvukovým signálem a přijetím jeho odrazu: r[mm] = 1,55.Dt[ms] (při průměrné rychlosti ultrazvuku v tkáni cca 1550m/s). Úhel j je u jednoduchých přístrojů s jedním přijímacím krystalem určen kývavým natáčením sondy (ručním či motorickým), u sond s více směrovými přijímacími krystaly je stanovován elektronicky. Jas jednotlivých bodů sonografického obrazu je modulován intenzitou přijímaného odraženého ultrazvukového signálu (tato intenzita by měla být korigována na hloubkovou absorbci ultrazvuku, viz níže), tj. echogenitou odpovídajících míst v tkáni. Sonografický obraz tedy zachycuje prostorovou distribuci struktur s rozdílnou hustotou a elasticitou ve vyšetřované tkáni.
Některé technicky pokročilé systémy mají počítačovou transformaci obrazu do obvyklých kartézských souřadnic, poskytujících podstatně názornější prezentaci. Pravoúhlé zobrazení poskytují sondy s lineárním uspořádáním většího počtu přijímacích elementů. Signál pocházející z větší hloubky je výrazně zeslaben absorbcí v tkáni *) (dvojí zeslabení - vysílaného i odraženého signálu), takže pro objektivní zobrazení je prováděna korekce na zeslabení, buď časová (delší čas příjmu signálu z větší hloubky), nebo počítačová.
*) K absorbci ultrazvuku v prostředí dochází tím, že v důsledku vnitřního tření kmitajících částic se část mechanické energie vlnění mění v teplo. Míra absorbce ultrazvukového vlnění je dána exponenciálním zákonem I(d) = I_o.e^-m.d, kde I_o je původní (vstupní) intenzita, I(d) intenzita v hloubce d, m koeficient absorbce. Absorbční koeficient m závisí na druhu látky (její viskozitě) a na frekvenci. Ve většině látek je útlum absorbcí přímo úměrný druhé mocnině frekvence.
  Velkou výhodou ultrasonografie je jednoduchost jejího provedení, neinvazivnost a nenáročnost pro pacienty. Metoda je zcela bezpečná a neškodná (intenzita ultrazvuku dosahuje max 1 mW/m²), nezatěžuje organismus ionizujícím zářením. U onemocnění majících souvislost s morfologickými a anatomickými změnami je proto ultrazvukové vyšetření zařazováno zpravidla na začátek diagnostického řetězce. Ultrasonografie je hojně používána i pro hodnocení průběhu gravidity.
Dopplerovská ultrasonografie
  Moderní sonografické přístroje umožňují navíc provádět analýzu frekvence přijímaného ultrazvukového signálu: frekvence signálu odraženého od pohybujícího se objektu je poněkud zvýšená nebo snížená vlivem Doplerova jevu *), podle toho, zda se objekt pohybuje směrem k přijímači nebo od přijímače. Dopplerovským frekvenčním posuvem odraženého ultrazvuku lze modulovat běžný echogenní anatomický obraz (používá se barevné modulace) a získat tak navíc rychlostní mapu pohybu struktur a proudění kapalin ve vyšetřovaném objektu. Pomocí této tzv. Doplerovské ultrasonografie je možno v kardiologické diagnostice (Dopplerovská echokardiografie) zjišťovat např. pohyby srdečních stěn a chlopní, či výtrysky (jety) krve z pod srdeční chlopně při regurgitaci. Dále je možno sledovat rychlost proudění krve v žilním systému.
*) Dopplerův jev: Pohybuje-li se zdroj vlnění určité konstantní frekvence f_o směrem k pozorovateli (přijímači), registruje tento pozorovatel vyšší frekvenci f, než jakou zdroj ve skutečnosti vydává. Naopak při vzdalování zdroje od pozorovatele je registrována frekvence nižší než skutečná. Rozdíl skutečné f_o a pozorované f frekvence (Dopplerovský frekvenční posun) roste úměrně s rychlostí pohybu V zdroje vůči pozorovateli: f = [1 + (V/v)].f_o, kde v je rychlost šíření daného vlnění.. Tato zákonitost platí i tehdy, když zdrojem přijímaného vlnění je odraz vlnění od určitého pohybujícího se objektu (včetně proudící kapaliny). Změřením rozdílu frekvencí primárního vysílaného vlnění a odraženého vlnění ("echa") tak můžeme stanovit rychlost pohybu odrážejícího tělesa.

Nukleární magnetická rezonance
Nukleární magnetická rezonance (NMR) je značně složitá fyzikálně-elektronická metoda, založená na analýze magnetických momentů atomových jader. Tato původně analytická metoda byla později zdokonalena a rozvinuta i jako metoda zobrazovací (NMRI)..
Pokusíme se zde stručně nastínit principy a metodiku NMR. Vzhledem ke značné principiální a technické komplikovanosti NMR (v tomto s ní může částečně soupeřit jen scintigrafie) však i při maximální stručnosti tento popis zabere poněkud více místa než ostatní zde rozebírané metody.
Fyzikální princip NMR
Jev nukleární magnetické rezonance může nastávat při interakcích jader atomů s vnějším magnetickým polem. Každý nukleon (proton i neutron) má vlastní "mechanický" moment hybnosti - spin (nukleony patří mezi fermiony se spinem 1/2, viz §1.5 "Elementární částice"). Tento rotační moment hybnosti nukleonů vytváří vlastní elementární magnetický moment, rovný tzv. Bohrovu jadernému magnetonu. Atomová jádra díky spinům svých nukleonů vzbuzují též velmi slabé magnetické pole - mají určitý magnetický moment. Spin a magnetický moment mají však jen atomová jádra s lichým nukleonovým číslem, neboť spiny a magnetické momenty spárovaných protonů a neutronů se vzájemně ruší - jsou nulové. Magnetický moment jádra vytváří nespárovaný nukleon - proton či neutron. Magnetickou rezonanci lze tedy pozorovat pouze u jader s lichými nukleonovými čísly - především ¹H, ¹³C, ¹⁵N, ¹⁹F, ²³Na, ³¹P atd. Za normálních okolností jsou vlivem tepelného pohybu směry spinů a magnetických momentů jednotlivých jader chaoticky "rozházené", jejich orientace je náhodná a neuspořádaná (obr.4.6.1a), elementární magnetická pole se v průměru vzájemně ruší, látka nevykazue žádné magnetické vlastnosti. Umístíme-li však analyzovanou látku do silného magnetického pole (o intenzitě či indukci řádově několika Tesla), zorientují se magnetické momenty jader do směru vektoru B tototo vnějšího magnetického pole - magnetický moment jader je rovnoběžný se siločárami magnetického pole (obr.4.6.1b). Čím je magnetické pole silnější, tím je toto uspořádání dokonalejší. Toto silné magnetické pole se nyní většinou realizuje pomocí supravodivého elektromagnetu, jehož vinutí musí být trvale chlazeno kapalným héliem (fyzikální principy supravodivosti jsou stručně rozebírány v §1.5, pasáž "Fermiony v úloze bosonů; Supravodivost").
  Vyšleme-li pomocí další cívky do takto magneticky polarizované látky krátký střídavý elektromagnetický signál (jehož frekvence rezonuje s tzv. Larmorovou precesí daného druhu jádra v magnetickém poli), vychýlí se směr magnetického momentu jádra dočasně ze směru určeného vektorem B vnějšího magnetického pole (obr.4.6.1c) *). V magnetickém poli B se jádra (s nenulovým magnetickým momentem m) chovají jako magnetické dipóly, na které působí dvojice sil m.B. To způsobí, že jádro bude osou svého magnetického momentu rotovat kolem směru B - bude vykonávat precesní pohyb (podobný precesnímu pohybu "káči" kolem svislého směru v tíhovém poli) Larmorovou frekvencí w = g.B, neboli f = g.B/2p, kde g je gyromagnetický poměr jádra. Bude přitom vyzařovat elektromagnetické vlny, dokud se po spirále nevrátí zase do směru B. Frekvence těchto elektromagnetických vln je rovna výše zmíněné Larmorově precesi a pro danou sílu B vnějšího magnetického pole je určena gyromagnetickým poměrem g jádra, tj. druhem jádra, intenzita vyzářených elektromagnetických vln je úměrná koncentraci jader daného druhu - takto lze nukleární magnetickou rezonanci použít k analýze složení látek. Např. pro jádra vodíku (protony) má gyromagnetická konstanta hodnotu g = 2,675.10^-8s^-1T^-1 a v magnetickém poli o indukci 1Tesla Larmorova frekvence, tj. NM rezonanční frekcence, činí 42,574MHz - oblast radiovln (krátké vlny). Pro těžší jádra je úměrně nižší.
*) Kvantové chování: Z důvodu lepší srozumitelnosti výkladu jsme zde explicitně nezahrnuli kvantové chování magnetického momentu. Orientace vektoru magnetického momentu jader v magnetickém poli nabývají diskrétních kvantových stavů - paralelně (0°), kolmo (90°) a antiparalelně (protichůdně, 180°) se směrem vektoru B magnetické indukce vnějšího magnetického pole. Základní, energetickxy nejnižší stav je paralelní, zatímco kolmá nebo antiparalní konfigurace má vyšší energii - excitovaný stav. Ze základního do excitovaného stavu magnetického momentu přecházejí jádra absorbcí kvanta elektromagnetické enerie, která musí být přesně rovna rozdílu energií mezi oběma stavy. Příslušná frekvence odpovídá rezonanční Larmorově frekvenci.

Obr.4.6.1. Nukleární magnetická rezonance.
a) Magnetické momenty jader v analyzované látce mají za normálních okolností chaoticky rozházené směry.
b) Působením silného magnetického pole B se mag. momenty jader zorientují do směru vektoru B.
c) Vysláním vf elektromagnetického pole se tato zorientovaná jádra vychýlí ze směru B, např. o 90°. Po vypnutí tohoto vf pole budou vychýlená jádra během své precesní rotace vysílat elektromag. signál.
d) Zjednodušené principiální schéma zařízení pro NMR zobrazení.

NMR spektroskopie a analýza
NMR spektroskopie probíhá tak, že se zvyšuje frekvence budícího vf signálu, tento signál přerušovaně napájí cívky ve vysílacím režimu, nastane vždy přepnutí do přijímacího režimu a měří se intenzita vf signálu vysílaného vzorkem umístěným v magnetickém poli B_o při zpětné relaxaci magnetických momentů jader. Frekvence, při níž nastává rezonanční maximum, určuje druh jádra (nejvyšší je pro vodík - zmíněných 42,6MHz pro B = 1Tesla), intenzita rezonančního maxima určuje koncentraci příslušných atomů ve vzorku. Všechna jádra jednoho isotopu, vložená do téhož magnetického pole, by sama o sobě měla rezonovat při stejné frekvenci. Jsou-li však atomy těchto jader součástí chemických sloučenin, liší se rozložení elektronů v jejich okolí a tyto elektrony způsobují elektromagnetické stínění jader. Efektivní magnetické pole působící na jádro pak již není B_o, ale B = B_o.(1-s), kde stínící faktor s, popisující intenzitu stínění, jemně závisí na chemickém složení analyzované látky. Tato změna efektivního magnetického pole způsobuje ve spektru NMR signálu tzv. chemický posun frekvence.
Dalším efektem, ovlivňujícím jemnou strukturu NMR spektra, je vzájemná interakce jader sousedních atomů zprostředkovaná valenčními elektrony. V důsledku těchto interakcí se pozoruje rozštěpení rezonančních maxim studovaných jader na 2-4 linie vzdálené o cca 20Hz - dochází k multiplicitě signálu.
Detailní analýzou frekvencí, intenzit a multiplicit v NMR spektru lze tedy získat informace o chemickém složení a struktuře organických i anorganických látek. Moderní NMR spektrometry jsou řízeny počítačem, přičemž indukovaný NMR signál je analyzován s použitím Fourierovy transformace.
Relaxační časy
Po vypnutí vysokofrekvenčního budícího pole vychýlená jádra v magnetickém poli relaxují - vracejí se po spirálové dráze zpět do původního rovnovážného stavu ve směru B_o (který si zde označíme jako osu "z"), což se v přijímací cívce pozoruje jako volné doznívání indukovaného vf signálu. Rychlost této relaxace (tj. doba doznívání) je ovlivněna interakcí jaderných spinů s okolními atomy a vzájemnou interakcí mezi jadernými spiny. V signálu NMR je tak zakódována i informace o okolních atomech a molekulách - informace o chemickém složení a struktuře látky.
Doba doznívání rezonančního signálu se charakterizuje dvěma relaxačními časy T₁ a T₂. Relaxační doba T₁, nazývaná někdy spin-mřížková, představuje základní časovou konstantu relaxace magnetických momentů jader z vychýlené polohy do rovnovážné polohy, určené směrem permanentního magnetického pole. Zachycuje rychlost, s jakou vychýlené jádro při relaxaci odevzdává energii elektromagnetickým vlnám a okolnímu prostředí, přičemž podélná magnetizace ve směru osy z se k původní hodnotě M_o vrací podle exponenciálního zákona: M_Z = M_o(1 - e^-t/T1) . Definuje se jako doba, za kterou podélná magnetizace při relaxaci dosáhne (1-e)-násobku původní hodnoty M_o, přičemž signál poklesne na 63% (pokud byla provedena excitace magnetického momentu jádra o 90°). Relaxační doba T₂, zvaná někdy spin-spinová, vyjadřuje časovou konstantu, se kterou v důsledku vzájemné interakce spinů a magnetických momentů sousedních jader, vedoucí k defázování precesního pohybu magnetických momentů, klesá magnetizace v příčném směru x-y: M_XY =M_XYo e^-t/T2. T₂ se definuje jako čas, za který poklesne transverzální magnetizace M_XY e-krát. Relaxační časy T₁ a T₂ jsou výsledkem vzájemného působení rezonujících jader a jejich okolí a charakterizují chemické vlastnosti a strukturu vyšetřované tkáně. Jsou často výrazně odlišné pro zdravou a nádorovou tkáň.
NMR zobrazení
Metoda MNR sloužila původně jako analytická metoda složení a struktury vzorků. Pokrok v elektronice a počítačové technice v 70. a 80.letech umožnil použití signálu NMR pro vytvoření obrazu hustoty protonů ve vyšetřovaném objektu. Vznikla tak metoda NMR zobrazení (NMRI - Nuclear Magnetic Resonance Imaging; slovo "nuclear" se často vypouští a používá se zkratka MRI) - obr.4.6.1c.
Aby bylo možné detekovat NMR signály separátně a lokálně z jednotlivých míst vyšetřovaného objektu (organismu či tkáně) a pomocí něho vytvořit zobrazení, je třeba zajistit prostorově-geometrické kódování souřadnic ve vyšetřovaném objektu. Toho lze dosáhnout tím, že na hlavní konstantní homogenní pole B_o superponujeme přídavné gradientní magnetické pole ve směru osy x,y,z. Tato gradientní magnetická pole ve směru každé osy x,y,z se vytvářejí příslušnou dvojicí gradientních cívek.
Všimněme si nejprve podélného gradientního pole B_z(z) ve směru z. Jeho superpozice s hlavním mag. polem B_o způsobí, že skutečná hodnota magnetického pole B = B_o+B_z(z) bude záviset na souřadnici z: B = B(z). Vyšleme-li do vzorku, umístěného v tomto mírně nehomogenním gradientním magnetickém poli vysokofrekvenční impuls určité frekvence f, bude se signál magnetické rezonance vysílat atomovými jádry jen z tenké vrstvy vzorku o souřadnici z, pro kterou je splněna rezonanční podmínka f = g.B(z)/2p. Změnou frekvence f vysokofrekvenčních excitačních impulsů, nebo intenzity podélného gradientního pole B_z, se mění poloha z vrstvy, v níž se vytváří signál magnetické rezonance. Tímto způsobem se zachytí informace o závislosti prstorového rozložení hustoty jader ve směru osy z - je dosaženo elektronicko-geometrického kódování této souřadnice z.
Zobrazení prostorového rozložení hustoty jader v dané vrstvě z v příčných směrech x a y se získá působením dalšího, příčného, gradientního magnetického pole ve směru osy x a y, čímž se zkoumaná vrstva rozloží na elementární objemy, v nichž se zjišťuje závislost intenzity NMR signálu na frekvenci a též časy jeho doznívání. Změnou těchto gradientních polí se získávají údaje pro jednotlivá místa vrstvy z a jejich počítačovou rekonstrukcí se získá obraz příčného řezu protonové hustoty ve vyšetřované vrstvě (obe.4.6.1d vpravo). Elektronickou analýzou relaxačních časů NMR signálu se zároveň vytvářejí i obrazy příčných řezů v relaxačních časech T₁ a T₂. Množina obrazů příčných řezů pro různé hodnoty souřadnice z pak vytváří 3-rozměrný tomografický obraz vyšetřované oblasti v protonové hustotě a relaxačních časech. Pomocí počítačové grafiky pak již lze vytvářet obrazy libovolných řezů vyšetřovanou oblastí.
Nejčastějším zobrazením metodou NMR jsou vodíková jádra - zobrazení protonové hustoty a relaxačních časů. Někdy se proto NMR označuje jako "vodíkové topografické zobrazení". Intenzita takového NMR obrazu odráží v každém místě především množství vody ve zkoumané tkáni a způsob vazby molekul vody v buňkách a extracelulárním prostoru. Obecně jsou na obrazech NMR lokálně zachyceny dvě základní informace:
1. Distribuce hustoty jader vytvářejících nukleární magnetickou rezonanci (většinou protonová hustota - zastoupení vodíku);
2. Distribuce relaxačních časů souvisejících s chemickým složením a strukturním stavem tkáně v jednotlivých místech.
Protonové hustoty a relaxační časy jsou jiné nejen pro různé druhy tkání, ale liší se i v závislosti na fyziologickém či patologickém stavu téže tkáně. To činí z NMR zobrazení významnou diagnostickou metodu v medicíně, zvláště v oblasti nádorové diagnostiky.
Pozn.: Podobně jako u rentgenové diagnostiky, i u NMR zobrazení se pro zvýšení kontrastu zobrazení určitých struktur (např. dutin či cév) používají kontrastní látky, avšak nikoli na densitním základě, ale feromagnetické látky, většinou na bázi gadolinia.
Činnost zařízení pro NMR zobrazení je elektronicky značně složitá a náročná, takže musí být řízena výkonným počítačem s důmyslným softwarem - obr.4.6.1d. V multiplexním režimu je synchronně řízen proces vysílání sekvence vf impulsů, modulace gradientních magnetických polí, snímání a analýza signálů magnetické rezonance, rekonstrukce a tvorba výsledných obrazů, jakož i řada dalších kontrolních a korekčních procedur.

Termografie
Termografie je metoda zobrazování rozložení teploty na povrchu analyzovaných předmětů. Medicínské použití termografie je založeno na skutečnosti, že některé patologické děje v organismu jsou doprovázeny změnami teploty (např. zánětlivý proces zvýšením teploty), které se projevují i na povrchu těla v místě nad příslušným ložiskem. Termografické zobrazení lze provést dvojím způsobem:
¨ Kontaktní termografie
pomocí kapalných krystalů. Kapalné krystaly jsou látky, které se z mechanického hlediska chovají jako kapaliny, ale opticky jako pevné krystalické látky (jeví optickou anizotropii). V termografii se využívá vlastnosti některých kapalných krystalů, že v závislosti na teplotě se různě zabarvují (teplotně-mechanické změny se projevují na interferenci dopadajícího světla). Vhodným složením lze připravit tekuté krystaly, které umožňují barevně zobrazit různá rozmezí teplot. Kapalné krystaly se dříve natíraly přímo na kůži, opatřenou podkladem černé barvy. Nyní jsou nanesené na speciální ohebné fólii, která se přikládá na kůži.
¨ Infračervená elektronická termografie
pomocí snímání infračerveného záření z povrchu vyšetřovaných těles speciální videokamerou citlivou k infračervenému záření. Každé těleso nenulové teploty vysílá infračervené záření (tepelné sálání) - elektromagnetické vlnění spojitého spektra o vlnové délce větší než viditelné světlo. Jeho intenzita je tím větší, čím vyšší je teplota povrchu; s růstem teploty se zároveň zmenšuje průměrná vlnová délka. Používá se v průmyslu a stavebnictví - např. na infračerveném snímku vytápěné budovy jsou zřetelně jasněji zobrazena místa horší izolace s vyšším únikem tepla. Termografický snímek povrchu těla, získaný citlivou infračervenou kamerou, může zobrazit okrsky s abnormálně zvýšenou teplotou (rozdíly mohou činit i méně než desetiny °C), které mohou svědčit pro zánětlivý či nádorový proces v tkáni ležící pod tímto okrskem. Nebo zase okrsky se sníženou teplotou mohou indikovat poruchu perfuze, třebas v důsledku uzávěru krevní cévy (např. žilní trombózy).

Elektroimpedanční zobrazení
Určitou informaci o vlastnostech tkání můžeme zjistit snímáním lokální elektrické vodivosti, resp. impedance vyšetřovaných tkání. Pomocí elektrod rozmístěných na kůži v okolí vyšetřované oblasti se do tkáně zavádí slabý elektrický proud a rovněž pomocí elektrod se snímá rozdělení elektrických potenciálů na povrchu. Z těchto údajů lze rekonstruovat prostorové rozložení lokální impedance tkáně - elektroimpedanční obraz. U nádorové tkáně se pozoruje odlišná elektrická vodivost od okolní tkáně. Tato metoda se (zatím ojediněle) používá v mamografii.

Komplementarita metod
Z tohoto stručného přehledu principu a výpovědí několika různých zobrazovacích metod vidíme, že každá z metod se na vyšetřovanou tkáň či orgán dívá z jiného "zorného úhlu" - zkoumá jiný aspekt morfologie či funkce. Jinými slovy lze obecně říci, že jednotlivé zobrazovací metody jsou vzájemně komplementární - v určitých aspektech se doplňují a skládají diagnostickou "mozaiku", kterou pak zkušený klinik interpretuje ve výslednou diagnózu, z níž pak vychází vhodný způsob terapie.

Status a úloha nukleární medicíny
Scintigrafie neposkytuje obrazy s tak vysokou rozlišovací schopností jako CT, nerozpoznává hustotu, teplotu ani mechanickou konzistenci tkání. Hlavní "parketou" nukleární medicíny je neinvazívní zobrazování a kvantifikace struktur a dějů v organismu, které se vyznačují určitou specifickou funkcí a metabolismem, které lze "vystopovat" vhodným radioindikátorem a zobrazit pomocí zevní detekce záření gama. Míra lokální akumulace radiofarmaka záleží na intenzitě místních metabolických a funkčních dějů v orgánech a tkáních. Případné anomálie a poruchy funkce lze pomocí scintigrafického zobrazení lokalizovat a kvantifikovat. Poruchy funkce v mnoha případech předchází poruchám strukturálním - anatomickým a morfologickým. Proto lze patologické děje odhalit metodami nukleární medicíny někdy dříve, než jinými zobrazovacími metodami (typickým příkladem jsou kostní metastázy karcinomu prsu, prostaty či plic). Rovněž perfuzi tkání či orgánů a dynamiku průtoku krve jednotlivými částmi srdce a cévami lze metodami nukleární medicíny velmi dobře analyzovat.

Fúze obrazů PET a SPECT s obrazy CT a NMRI
V tomto §4.6 "Vztah scintigrafie a ostatních zobrazovacích metod" bylo diskutováno, jak se jednotlivé diagnostické metody doplňují při vytváření komplexního obrazu o zdravém či patologickém stavu jednotlivých orgánů a celého organismu. Hlavním cílem je spojit anatomii s fyziologií, či jinak řečeno funkci s morfologií, aby bylo možno lépe vyjasnit lokalizaci, biologický charakter a původ patologických ložisek a abnormalit - přiřadit ložiska zobrazená na scintigramu skutečným anatomickým strukturám v organismu. V oblasti zobrazovacích metod se při takových multi-modalitních vyšetřeních snímají a vzájemně porovnávají obrazy CT, SPECT, PET, NMR a sonografie.
  Pro lepší a názornější porovnávání charakteru, velikostí a lokalizace zobrazovaných struktur se někdy provádí simultánní zobrazení obrazů CT+PET, či NMR popř. SPECT, do jediného vhodně barevně modulovaného obrazu - tzv. fúze obrazů. Jednotlivé snímky jsou zde překryty v různých barevných kombinacích. Na těchto obrazech, kde je možno plynule modulovat procentuální zastoupení jednotlivých obrazů (z kolika procent se jeden obraz bude promítat do druhého), můžeme sledovat korelaci fyziologické a anatomicko-strukturní informace. Při těchto fúzích se často naráží na problém, že obrazy z různých modalit byly snímány v různou dobu, při různém měřítku zobrazení a s odlišnou geometrickou konfigurací pacienta vzhledem k zobrazovacímu zařízení. Důmyslné programy počítačové grafiky jsou sice schopné provádět afinní a konformní transformace obrazů pro korekci geometrických vlivů - úpravu měřítka a vzájemné polohy zobrazených struktur (translace, rotace, reorientace, zvětšování či zmenšování) a dosáhnout tím poměrně dobrého "slícování" obrazů, avšak některé odchylky od přesného překrývání sobě odpovídajících struktur mohou přetrvávat.
Hybridní tomografické systémy - kombinace PET+CT, SPECT+CT 
Pro odstranění těchto problémů, jakož i pro operativní a rychlé dosažení komplexní diagnostiky, vznikla snaha kombinovat některé zobrazovací metody do jednoho přístroje. Výrobci zobrazovacích přístrojů vyvinuli tzv. hybridní systémy, slučující dvojice přístrojů PET+CT nebo SPECT+CT. Tyto kombinované systémy mají tři základní přednosti:

• Poskytují rychlé a operativní 2-modalitní zobrazení pacienta v rámci jednoho pracoviště.
• Oba obrazy jsou snímány téměř současně a ve stejné geometrické konfiguraci pacienta - in line vyšetření, což umožňuje jejich přímou fúzi, zajišťující přesné překrývání sobě odpovídajících struktur (bez nutnosti náročných transformací a geometrických úprav).
• Obraz CT může být použit jako zdroj přesné denzitní mapy pro exaktní korekci obrazů PET nebo SPECT na atenuaci záření g (metoda byla nastíněna výše v pasáži "Nepříznivé vlivy u SPECT a jejich korekce").

  Lze očekávat, že hybridní kombinace PET+CT se během několika málo let stane standardním vybavením PET-oddělení nukleární medicíny; jeho přínos je nesporný, zvláště v oblasti nádorové diagnostiky. Kombinace SPECT+CT je zatím poněkud diskutabilní, jednak vzhledem k relativně vysokým pořizovacím a provozním nákladům CT vzhledem k vlastní kameře SPECT *), jednak pro menší procentuální zastoupení lokalizační nádorové diagnostiky u SPECT. Je nutno též počítat s vyšší radiační zátěží při snímání obrazů CT. U kombinace SPECT+CT se někdy používá jednodušší a levnější "nízkodensitní" ("nediagnostické") CT, avšak ani toto řešení není zcela optimální.
*) Pořizovací a provozní náklady kvalitního přístroje CT jsou vyšší než u dvouhlavé kamery SPECT. Naopak u PET pořizovací a hlavně provozní náklady (¹⁸FDG) vysoce převyšují náklady CT, takže CT lze považovat za užitečný "doplněk" či příslušenství kamery PET.
Hybridní kombinace zobrazovacích diagnostických a ozařovacích radioterapeutických technologií je zmíněna v §3.6 "Radioterapie", část "Modulace ozařovacích svazků".

4.7. Matematická analýza a počítačové vyhodnocování v nukleární medicíně
---------------------------- ^é kliknout ^é --------------------------
Jako relikt dřívější struktury práce "Jaderná fyzika a fyzika ionizujícího záření", v níž byla zařazena kapitola "Fyzikální a technická problematika v nukleární medicíně", je počítačové vyhodnocování scintigrafických studií tvořeno samostatným souborem, na nějž pak navazuje opět samostatná podrobná monografie "Komplexní počítačové vyhodnocování funkčních scintigrafických vyšetření na PC - systém OSTNUCLINE", popisující konkrétní postupy a algoritmy matematické analýzy a vyhodnocování scintigrafických studií jednotlivých orgánů. Dále pak práce "Filtry a filtrace v nukleární medicíně".

4.8. Radionuklidy a radiofarmaka pro scintigrafii
Pro využití scintigrafie v nukleární medicíně je k dispozici několik g-radionuklidů (smíšených b-g, čistých g, pro PET pak b⁺) v chemické formě řady radiofarmak, umožňujících zkoumat různé funkční pochody v organismu. Způsoby výroby a fyzikální (jaderné) charakteristiky jednotlivých radionuklidů jsou uvedeny v §1.6 "Radionuklidy", kde je i příslušná tabulka; zde stručně zmíníme některé aspekty jejich použití v nukleární medicíně.
  Radiofarmaka jsou speciální diagnostické či terapeutické přípravky, obsahující radionuklidy, které jsou zdrojem záření. V jejich molekulách je zabudovám radioaktivní atom. Jsou otevřenými radioaktivními zářiči a po aplikaci do organismu vstupují do různých metabolických dějů v závislosti na své chemické struktuře. Chemická skladba radiofarmaka určuje jeho začlenění do kinetiky či do určitých metabolických procesů, zabudovaný radionuklid svým vyzařováním pak umožňuje buď zevní detekci distribuce této látky (u scintigrafie), nebo sledování jeho množství v odebraných vzorcích (biologických tekutin, většinou krve nebo moči). V případě terapie pak záření radionuklidu vykonává biologické účinky na buňky tkáně, v němž se radiofarmakum akumuluje (např. likviduje nádorové buňky).

Radionuklidy a radiofarmaka pro jednofotonovou gamagrafii - planární a SPECT
Radiojód ¹³¹J (+ ¹²⁵J + ¹²³J )
Prvním radionuklidem, používaným v klinické nukleární medicíně, byl radiojód ¹³¹J (T1/2=8 dnů, b^- s max. energií 606keV, hlavní energie g 364keV), který má klíčový význam pro diagnostiku a terapii onemocnění štítné žlázy. Aplikuje se perorálně ve formě ¹³¹J-jodidu sodného. Několik let se používal i radiojódem značený ¹³¹J-o-hippuran pro radionuklidovou nefrografii a scintigrafii ledvin, později byl vytlačen radiofarmaky značenými ^99mTc (viz níže).
Pro in vitro radioimunoanalýzu se pak používá radiojód ¹²⁵J (T1/2=60 dnů, EC, X 27+31keV, g 35keV).
Ojediněle se pro scintigrafii používá i radiojód ¹²³J (T1/2=13,1 hod., EC, g 159keV, X 27+31keV ), který má pro tento účel výhodnější fyzikální vlastnosti než ¹³¹J - vhodnější energii g a nepřítomnost b, což vede k nižší radiační zátěži. Radiofarmaka značená ¹²³J se ojediněle používají pro scintigrafii ledvin (o-jodhipuran), štítné žlázy (NaJ), srdce (MIBG). Oproti ^99mTc má ¹²³J nevýhody ve vyšší ceně, obtížné distribuci (krátký T1/2) a vyšší radiační zátěži.
Technecium ^99mTc
Pro nukleární medicínu je vůbec nejdůležitějším radionuklidem metastabilní technecium ^99mTc (T1/2=6hodin), které je čistým zářičem gama (Eg=140keV) a získává se beta-rozpadem molybdenu ⁹⁹Mo (T1/2=66hod.) v tzv. generátoru (viz §1.2. "Radioaktivita", pasáž "Záření gama "). ^99mTc je téměř ideálním radionuklidem pro scintigrafii, na němž byl v podstatě založen celý rozvoj nukleární medicíny v 60.-90.letech; má následující výhody:
× 1. Čistý gama-zářič s krátkým poločasem rozpadu 6 hod. umožňuje, bez rizika významně zvýšené radiační zátěže, aplikovat pacientům značně vysokou aktivitu ^99mTc (řádu stovek MBq až jednotek GBq) potřebnou pro získání kvalitních obrazů u SPECT či dynamické scintigrafie.
Pozn.: Po deexcitaci ^99mTc vzniká ⁹⁹Tc v základním stavu. To je také radioaktivní: b^--přeměnou se rozpadá na stabilní jádro ⁹⁹Ru, avšak poločas rozpadu je zde velmi dlouhý - 2,12.10⁵ roků. Jelikož aktivita preparátu obsahujícího daný počet N_o radioaktivních jader je A = N_o.l, je poměr aktivit mateřského a dceřinného radioisotopu v poměru jejich rozpadových konstant l, neboli v obráceném poměru jejich poločasů rozpadu T1/2. Vztah mezi aktivitou ^99mTc a aktivitou vzniklého ⁹⁹Tc je tedy dán koefientem »4.10^-9. Při aplikované aktivitě řádu 100MBq ^99mTc bude aktivita výsledného ⁹⁹Tc činit pouhých cca 0,4 Bq, což je hodnota prakticky nulová (neměřitelná, hluboko pod úrovní přírodního radioaktivního pozadí např. ⁴⁰K). Z hlediska nukleární medícíny můžeme tedy výsledné ⁹⁹Tc považovat za neradioaktivní.
Opačná situace je však v oblasti jaderných reaktorů (viz §1.3 "Jaderné reakce", pasáž "Štěpení atomových jader"), kde ⁹⁹Tc, vznikající ve značném množství jako jedna ze zplodin štěpení uranu, je obtížnou složkou jaderného odpadu s dlouhým poločasem rozpadu, potenciálně ohrožující životní prostředí.
× 2. Záření g o energii 140 keV lze velmi dobře kolimovat a účinně dekovat v tenkém velkoplošném scintilačním krystalu kamery, což poskytuje obrazy s relativně dobrým rozlišením a citlivostí.
× 3. ^99mTc se snadno získává elucí z Mo-Tc-generátoru v chemické formě aniontu technecistanu ^99mTcO₄^-, který se relativně snadno váže na řadu biologicky důležitých látek (po předchozí redukci technecistanu většinou cínatými ionty). Je schopno vytvářet cheláty s funkčními skupinami různých organických látek a poskytovat tak celou řadu radioaktivních preparátů lišících se svou kinetikou v organismu a vychytáváním v jednotlivých orgánech.
  Vznikají tak značená radiofarmaka, která se po aplikaci do organismu selektivně vychytávají v určitých cílových tkáních či orgánech, které mohou být pak na základě zevní detekce vycházejícího záření g zobrazovány scintilační kamerou. Techneciem značená radiofarmaka nacházejí široké uplatnění při statické i dynamické scintigrafii ledvin, jater, plic, srdce, mozku a dalších orgánů, jakož i v nádorové diagnostice. Vyjmenujeme zde několik nejčastěji používaných ^99mTc-radiofarmak:
Pro dynamickou scintigrafii ledvin se používá nejčastěji ^99mTc MAG3 (merkaptoacetyltriglycin) pro diagnostiku tubulární funkce a drenáže ledvin a DTPA (kyselina dietylentriaminopentaoctová) pro zachycení glomerulární filtrace. Pro statickou scintigrafii ledvin je to pak DMSA (dimerkatosukcinát), které se akumuluje v ledvinách úměrně funkci příslušných míst a několik hodin tam zůstává fixováno v kortikální zóně v buňkách proximálních ledvinných tubulů.
Pro dynamickou scintigrafii jater (cholescintigrafii) se používají deriváty iminodioctové kyseliny - ^99mTc HIDA (.......) nebo EHIDA (.........), které se z krevního oběhu vychytávají polygonálními jaterními buňkami a dále procházejí intrahepatálními a posléze vývodnými žlučovými cestami do duodena.
Pro dynamická radiokardiografická vyšetření (bolusovou radiokardiografii a rovnovážnou hradlovanou ventrikulografii) se používají ^99mTc- značené erytrocyty (většinou značené in vivo za pomoci premedikace Sn-pyrofosfátem), které po dobu dynamické studie setrvávají v krevním oběhu.
Pro scintigrafii perfuze tkání se používají ^99mTc-isonitrilové komplexy, které ve formě lipofilních kationtů pasivně pronikají buněčnou membránou, vstupují do buněk a váží se tam na cytosolické proteiny a v mitochondriích viabilních buněk; pro scintigrafii perfuze myokardu nejčastěji se používá ^99mTc-MIBI (methoxyisobutyl-isonitril) a ^99mTc-Tetrofosmin. Pro scintigrafii perfuze mozku se používá ^99mTc-HMPAO (......). Isonitrilová radiofarmaka se též používají pro nespecifickou nádorovou diagnostiku - vykazují zvýšenou akumulaci ve viabilních buňkách s vyšším energetickým obratem (uskutečňujícím se prostřednictvím mitochondrií).
Pro scintigrafii perfúze plic se aplikují ^99mTc značené makroagregáty MAA sérového albuminu, jehož částice se zachycují v kapilárách plicního řečiště, úměrně prokrvení jednotlivých částí plic. Pro ventilační scintigrafii plic se inhaluje aerosol vhodného radioaktivně značeného inertního preparátu (většinou ^99mTc-DTPA); jiná možnost je inhalace radioaktivního plynu (viz níže).
Pro scintigrafii skeletu se používají značené fosfátové komplexy (pyrofosfáty a polyfosfáty), které jsou osteotropní a vážou se na krystaly hydroxyapatitu; nejčastěji používaný je ^99mTc-MDP (metylendifosfonát).
Další radionuklidy pro scintigrafii
Z dalších radionuklidů pro (jednofotonovou) scintigrafii můžeme stručně jmenovat např.:
Thalium ²⁰¹Tl (ve formě chloridu) pro scintigrafii perfuze myokardu, které jakožto analog draslíku vstupuje do myocytu přes buněčnou membránu a hromadí se tam proporcionálně krevnímu průtoku daného místa srdečního svalu.
Galium ⁶⁷Ga-citrát pro scintigrafii nádorů a zánětlivých ložisek; pro podobný účel se používá i indium ¹¹¹In; ve formě ¹¹¹In značených protilátek pak pro imunoscintigrafii.
Pro radionuklidovou cisternografii nebo perimyelografii se používá intratekální aplikace ¹⁶⁹Yb-DTPA nebo výhodněji ¹¹¹In-DTPA.
Pro ventilační scintigrafii plic se dříve používal plynný xenon ¹³³Xe (komplexní dynamická scintigrafie), nyní se používá plynný radioaktivní krypton ^81mKr, získávaný z generátoru ⁸¹Rb (T1/2=4,85hod.) (EC)® ^81mKr (T1/2=13s). Proud vzduchu, vedený trubičkou přes nádobku obsahující vrstvičku mateřského radionuklidu ⁸¹Rb, odnáší uvolňovaný dceřinný ^81mKr, který pacient vdechuje a scintilační kamera pomocí zevní detekce záření g zobrazuje distribuci tohoto ^81mKr v plicních alveolách - statická ventilační scintigrafie plic. Pro komplexnější plicní diagnostiku je vhodné kombinovat perfuzní i ventilační scintigrafii.
Radionuklidy a radiofarmaka pro PET
Pro medicínské využití pozitronové emisní tomografie je k dispozici několik b⁺-radionuklidů v chemické formě řady radiofarmak, umožňujících zkoumat různé metabolické pochody v organismu.
Z těch méně častých radionuklidů můžeme jmenovat např.:

• Kyslík ¹⁵O - T1/2 = 122 sec., E_b+_max = 1732 keV; Dolet v tkáni cca 3,5 mm.
  (ve formě samostatného molekulárního kyslíku, nebo vázaný v oxidu uhličitém nebo vodě);
• Dusík ¹³N - T1/2 = 10 min., E_b+_max = 1198 keV; Dolet v tkáni cca 2,3 mm.
  (vázaný na amoniak);
• Uhlík ¹¹C - T1/2 = 20,5 min., E_b+_max = 960 keV; Dolet v tkáni cca 1,7 mm.
  (ve formě glukózy);
• Galium ⁶⁸Ga - T1/2 = 68 min., E_b+_max = 1900 keV; Dolet v tkáni cca 4 mm.
  (ve formě citrátu).

l Fluor ¹⁸F - T1/2 = 110 min., E_b+_max = 633 keV; Dolet v tkáni cca 0,9 mm.
Daleko nejčastěji používaný radionuklid pro PET je fluor ¹⁸F, především ve formě 2-deoxy-2-¹⁸F-D-glukózy, zkráceně nazývané fluoro-deoxy-glukóza (FDG). Podobně jako obyčejná glukóza, má i FDG afinitu k buňkám se zvýšeným metabolismem (zvýšená potřeba cukru - glukózy), kam se dostává přes příslušné transportní proteiny a je fosforylována. Na rozdíl od pravé glukózy však FDG není dále metabolizována a v buňce se proto hromadí. V důsledku toho dochází k výrazně zvýšené akumulaci FDG v nádorových buňkách, takže nádorové ložisko se zobrazí s vysokým kontrastem vůči tkáňovému a krevnímu pozadí. Onkologická diagnostika proto činí zhruba 90% všech PET vyšetření (§3.6, část "Diagnostika nádorových onemocnění"). ¹⁸FDG se též používá k vyšetření myokardu, kde na základě konsumpce FDG lze posuzovat viabilitu myokardu. Dále se používá ¹⁸F-fluorid sodný (NaF) pro PET scintigrafii skeletu.
Speciální radiofarmaka pro "molekulární zobrazení" *)
S rozvojem organické chemie, biochemie a buněčné biologie byla vyvinuta některá radiofarmaka, jejichž značené molekuly mají afinitu ke zcela určitým specifickým druhům buněk či procesům na subcelulární úrovni. Pomocí scintigrafie a vhodného radiofarmaka tak lze cíleně vyšetřit nejen funkci určitého orgánu či tkáně, ale selektivně postihnout i zcela určitý typ metabolické nebo transportní cesty, např. enzymové či receptorové vazby nebo reakce antigenu s protilátkou. Pro tento účel byla vyvinuta a stále se vyvíjení speciální radiofarmaka (jak pro diagnostiku, tak pro terapii), která jsou charakterizována svými účinky na molekulární úrovni. S trochou nadsázky se tyto metody lokálního měření a zobrazení fyziologické odezvy označují jako "biochemie in vivo".
*) Název "molekulární zobrazení" samozřejmě neznamená, že bychom snad zobrazovali přímo samotné molekuly (to bohužel nedokážeme), ale zobrazujeme takovou distribuci radioindikátoru, která je důsledkem a odrazem specifických biochemických reakcí na molekulární úrovni.
Radiofarmaka pro nádorové zobrazení
Pro onkologickou diagnostiku je důležité zobrazení viabilních a proliferujících nádorových buněk a tkání - §3.6, část "Diagnostika nádorových onemocnění". Vedle shora zmíněné a nejčastěji používané fluor-deoxy-glukózy ¹⁸FDG je dalším nádorovým radiofarmakem ¹⁸FLT (¹⁸F- 3-fluoro-3-deoxy-thymidin), který se výrazně akumuluje v proliferujících buňkách - zobrazuje aktivitu enzymu thymidinkinázy, charakterizující intenzitu buněčného dělení; poskytuje zpravidla kontrastnější obrazy proliferujících nádorových lézí než ¹⁸FDG. ¹⁸F-fluorocholin slouží pro vizualizaci fosfolipidového metabolismu v tumorech. Pro zobrazení mozkových nádorů glyomů je vhodný ¹⁸FET (¹⁸F- O-(2-fluorethyl)-L-tyrosin), zobrazující akumulaci aminokyselin v buňkách. Radioindikátory ¹⁸F- FMISO (¹⁸F-fluoromisonidazol) a ¹⁸F- FETNIM (¹⁸F-fluoroerythronitroimidazol) zobrazují buněčnou hypoxii, která je důležitá z hlediska nádorové angiogeneze a pro plánování radioterapie (radiosenzitivita, kyslíkový efekt - viz §3.6, část"Fyzikální a radiobiologické faktory radioterapie ").
Imunoscintigrafie
Důležitou metodikou "molekulárního zobrazení" je imunoscintigrafie, založená na vysoce specifickém charakteru imunologických reakcí antigen-protilátka. Protilátka, označená vhodným radionuklidem (^99mTc, ¹⁸F, ¹¹¹In, ¹³¹J, ¹²³J), se po aplikaci selektivně naváže na příslušný nádorový marker (antigen), načež vnější detekcí záření gama pomocí gamakamery můžeme lokalizovat příslušný nádor. Potřebné protilátky jsou buď humánního původu, nebo se získávají ze séra imunizovaných zvířat metodou tzv. lymfocytární hybridizace, která umožňuje připravit homogenní tzv. monoklonální protilátku.
  Pro gamagrafické zobrazení neuro-endokrinních nádorů (včetně pankreatických) jsou vhodné radioindukátory vychytávající se vazbou na somatostatinové receptory. Používá se např. ⁶⁸Ga-DOTATOC, zkouší se též ¹¹C-5-hydroxy-tryptophan (5-HTP). Tato diagnostika může sloužit i pro posouzení (predikci) radionuklidové terapie pomocí ⁹⁰Y- nebo ¹⁷⁷Lu-DOTA radiofarmak.
.........doplnit............
Vedle diagnostiky se rozpracovávají i možnosti terapeutického využití monoklonálních protilátek jakožto nosičů vhodných radionuklidů beta či alfa s radioterapeutickým účinkem, příp. vhodných chemoterapeutických látek. Použití monoklonálních protilátek v (neradioisotopové) chemoterapii nádorových onemocnění je diskutováno v §3.6, část "Terapie nádorových onemocnění".
Značená cytostatika
Pro monitorování a predikci chemoterapie nádorových onemocnění byly vyvinuty metody radioaktivního označení různých druhů cytostatik (o cytostatikách je podrobněji pojednáno v §3.6, část "Terapie nádorových onemocnění"). Diagnostická aplikace takových radiofarmak umožňuje zobrazit, kde se tyto cytostatika vychytávají a nakolik pronikají do nádorových ložisek. Takto se budou příslušná cytostatika vychytávat i při vlastní chemoterapii - podle toho lze usuzovat na účinnost léčby.
Jedním z takových radioisotopově značených cytostatik je ¹⁸F-paclitaxel (zatím se zkouší v preklinických studiích). Pro předběžné mapování distribuce některých cytostatik lze použít i ^99mTc-MIBI, které má podobnou kinetiku buněčného vychytávání jako doxorubicin a cisplatina.
Apoptická radiofarmaka
Novou zajímavou skupinou jsou radiofarmaka pro zobrazení buněčné apoptózy. Jedná se o organické molekuly (buď proteiny, nebo poměrně malé molekuly) značené vhodným radionuklidem (např. ^99mTc, ¹⁸F), které mají afinitu k buňkám, jež jsou v ranném stádiu apoptózy (programované buněčné smrti - viz §5.2 "Biologické účinky ionizujícího záření"). Proteiny se navazují se na jejich povrch (na fosfolipidy odkryté na povrchu apoptických buněk), malé molekuly pronikají přes membránu buněk a akumulují se v cytoplasmě. Výsledkem je selektivní akumulace radioindikátoru v apoptických buňkách a tkáních, zatímco do tkání tvořených normálními viabilními buňkami, ani do tkání nekrotických, téměř nevstupují. Gamagrafickým zobrazením distribuce těchto radioindikátorů získáme pozitivní obrazy těch míst, kde nejintenzívněji dochází k apoptóze - ať již v důsledku ozáření, vlivem cytotoxických látek, či ischemie. Molekulárním zobrazením distribuce buněčné apoptózy můžeme tak monitorovat velmi ranou odezvu buněk a tkání na terapii (radioterapii či chemoterapii), již na začátku a v průběhu terapie - viz §3.6, část "Diagnostika nádorových onemocnění". Mohou sloužit i ke zobrazení ischemických ložisek při srdečním či mozkovém infarktu. V klinické praxi byly úspěšně odzkoušeny dva druhy takových radiofarmak pro zobrazení apoptózy (třetí je ve stádiu laboratorního zkoušení):
- ^99mTc-annexin V - je to protein, který se váže na fosfolipidy, odkrývané na povrchu buněk podléhajících apoptóze. Annexin V se získává z placenty a techneciem se značí prostřednictvím hydrazino nicotinamidu: ^99mTc-6-hydrazinonicotin (HYNIC)-annexin V. Pro podobné vlastnosti se zkouší ^99mTc-Duramycin;.
- ¹⁸F-ML-10 [2-(5-Fluoro pentyl)-2-metyl malonic acid] - proniká depolarizovanou buněčnou membránou a akumuluje se v cytoplasmě apoptických buněk;
- Peptid ¹⁸F-CP18 [pentapeptid obsahující triazol] - mapuje Caspase-3 aktivitu, akumuluje se v apoptických buňkách.

Radionuklidy pro terapii v nukleární medicíně (metodická poznámka)
Do oblasti nukleární medicíny (jejíž hlavní metodou je zde pojednávaná scintigrafie) je organizačně začleněna i terapie otevřenými radionuklidy. Z hlediska našeho fyzikálního pohledu, a též z hlediska mechanismu účinku a cíle použití, jsme však tuto radioinuklidovou terapii zařadili do §3.6 "Radioterapie", pasáž "Radioisotopová terapie otevřenými zářiči". Tam tedy nalezneme i radionuklidy používané v nukleární medicíně pro terapeutické účely.

Příprava radiofarmak, jejich kvalita a čistota
Z hlediska přípravy můžeme radiofarmaka rozdělit do dvou skupin:
¨ Hotová radiofarmaka,
vyrobená a radioaktivně označená v radiochemické laboratoři výrobce (hromadná výroba), dodávaná na pracoviště nukleární medicíny (o patřičné aktivitě a objemu) a připravená k přímé aplikaci pacientům. Takto se dodávají všechna radiofarmaka značená radionuklidy s delším poločasem rozpadu (> cca 2 dny). Jsou to např. radiofarmaka značená jódem ¹³¹I, ²⁰¹Tl, ⁶⁷Ga, ¹⁶⁹Yb a další.
¨ Radiofarmaka připravovaná na pracovišti
Požadovaná biochemická látka se na pracovišti nukleární medicíny (v laboratoři radiofarmak) označí potřebným radionuklidem (příprava "magistraliter"). Tak se připravují především radiofarmaka značená krátkodobými radionuklidy, hlavně techneciem ^99mTc z generátoru, nebo ¹⁸F. Vlastní syntéza se dříve prováděla za použití základních chemikálií, nyní se používají tzv. kity (angl. kit=souprava nářadí, stavebních dílů) - kompaktní souprava neradioaktivních ingrediencí dodávaných farmaceutickým výrobcem, k nimž se jen přidá roztok vlastního radionuklidu a příslušná reakce označení již proběhne automaticky.
  Vlastnosti použitého radiofarmaka primárně ovlivňují scintigrafickou diagnostiku; nevhodný, nekvalitní či znečistěný radioindikátor může vést k nepřesné či chybné diagnostice, popř. může mít i nežádoucí vedlejší účinky pro pacienta. Z našeho fyzikálního a metodického hlediska je důležiým pojmem především čistota radiofarmaka, kterou lze rozdělit na dvě kategorie:
v Radionuklidová čistota
Jaderné reakce (viz §1.3), kterými se vyrábějí vlastní radionuklidy používané pro značení radiofarmak, většinou probíhají různými způsoby a vedle požadovaného radionuklidu vedou ke vzniku i jiných radionuklidů téhož prvku nebo i jiného prvku. Množství těchto radionuklidových nečistot závisí na použitém terčíku, druhu a energii ozařujících částic a posléze i na způsobu separace a izolace daného radionuklidu. Radionuklidová čistota je podíl radioaktivity požadovaného (deklarovaného) radionuklidu na celkové radioaktivitě preparátu; vyjadřuje se často v procentech. Většinou se však udává opačná veličina - obsah radionuklidových nečistot - kontaminantů. Přípustný obsah radionuklidových nečistot je pro každý radioindikátor uváděn v příslušné normě pro jeho přípravu (např. pro eluát ^99mTc nesmí radionuklidové nečistoty přesahovat 0,1%).
Přesné stanovení obsahu radionuklidových nečistot se provádí spektrometrickým měřením záření g pomocí scintilačního NaI(Tl) nebo polovodičového Ge(Li) detektoru spojeného s mnohokanálovým analyzátorem. V praxi se však často používá zjednodušených metod, dostupných na běžných pracovištích nukleární medicíny. V nejčastějším případě, kdy nízkoenergetický gama-radionuklid je kontaminován radionuklidem emitujícím vyšší energie záření g, lze k oddělené detekci kontaminantu s výhodou použít metodu filtrace stínící absorbční vložkou: lahvičku se zkoumaným preparátem umístíme do olověného stínění vhodné tloušťky (cca 2-5 mm), které téměř úplně pohltí intenzívní nízkoenergetické záření g základního radionuklidu, avšak propustí značnou část slabého, avšak vysokoenergetického g-záření kontaminantu.
Typickým příkladem je eluát ^99mTc (Eg=140keV), který může být kontaminován mateřským ⁹⁹Mo s výraznou linií Eg=740keV. K odstínění silného záření 140keV použijeme malý olověný kontejner tloušťky stěny cca 4mm, prošlé záření 740keV můžeme již měřit scintilačním detektorem (bez nebezpečí jeho zahlcení mohutným primárním zářením ^99mTc, které je Pb-stíněním pohlceno). Pro kvantitativní stanovení je samozřejmě třeba mít detektor pro danou stínící a geometrickou konfiguraci předem okalibrován etalonem ⁹⁹Mo. Takto změřenou aktivitu kontaminantu pak podělíme celkovou aktivitou ^99mTc a získáme podíl radionuklidové nečistoty ⁹⁹Mo. Pro měření tohoto druhu se též někdy používá běžný měřič aktivity s ionizační komorou, opatřený vhodnou stínící vložkou (a kalibrací); vzhledem k nízké citlivosti těchto měřičů zde však můžeme stanovit až radionuklidové nečistoty přesahující stovky kBq (pro Tc-eluáty o aktivitě desítky GBq je však pro kontrolu dodržení normy citlivost postačující). Měření radionuklidové čistoty eluátu ^99mTc stačí provést jen pro 1.eluci z daného generátoru, kde je riziko potenciální kontaminace ⁹⁹Mo nejvyšší; pokud je zde výsledek vyhovující, bute to téměř s jistotou platit tím spíše i pro další eluce.
v Radiochemická čistota
Ani chemické reakce, jimiž jsou radiofarmaka připravována značením požadovaným radionuklidem, neprobíhají se stoprocentním výtěžkem. Proto se ve výsledných přípravcích kromě vlastní účinné radioaktivní látky vždy vyskytuje malé množství nenavázané aktivity a jiných radioaktivních látek, které nejsou nositeli diagnostického nebo terapeutického účinku a mohou působit rušivě. Radiochemická čistota je podíl deklarované chemické sloučeniny daného radionuklidu na celkové aktivitě přípravku.
Pro kontrolu radiochemické čistoty připravovaných radiofarmak se používají nejčastěji metody chromatografické (převážně na papíře, na tenké vrstvě, nebo na sloupci vhodného nosiče), někdy též elektroforéza.
Radionuklidem bývá značena jen určitá část molekul biologické látky - hovoříme o radioaktivní látce s nosičem (tzv. beznosičová radioaktivní látka, kde je radionuklid obsažen ve všech molekulách dané látky, se obtížně připravuje a používá se jen pro speciální účely).

Pro vlastní použití v nukleární medicíně (diagnostické nebo terapeutické) se radiofarmaka aplikují do organismu, nejčastěji intravenózně, příp. perorálně či inhalačně. Pro každý druh scintigrafického vyšetření je stanoveno určité optimální množství daného radiofarmaka, vyjádřené v jednotkách aktivity *) [MBq] radionuklidu, navázaného v radiofarmaku - s normalizací na tělesné proporce, většinou váhu pacienta.
*) Radiofarmaka nelze dávkovat podle jejich hmotnosti [mg] - hmotnosti "účinné látky", jak je obvyklé u léků. Hmotnosti aplikovaných radiofarmak jsou totiž neměřitelně malé (často dokonce na hranici chemické prokazatelnosti). Je to dáno vysokou měrnou aktivitou používaných radionuklidů s krátkým poločasem rozpadu. Jedinou možností dávkování radiofarmak je pomocí aplikované aktivity v [Bq].
  Další vlastnosti radiofarmak, jako je sterilita, apyrogenita, obsah nosičů a jiných neradioaktivních složek, jsou sice důležité z hlediska medicínského použití, jejich diskuse však již leží mimo rámec našeho fyzikálně a metodicky koncipovaného pojednání.

2. Aplikace záření		4.Počítačové vyhodnocování

Vojtěch Ullmann