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Scientific Reports Band 13, Artikelnummer: 8707 (2023) Diesen Artikel zitieren

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Bei der strahlverfolgenden Röntgen-Phasenkontrastbildgebung handelt es sich um einen „Shack-Hartmann“-Ansatz, bei dem eine Vorabtastmaske verwendet wird, um die Röntgenstrahlen in „Beamlets“ aufzuteilen, die von einem Detektor mit ausreichender Auflösung abgefragt werden. Die endgültige räumliche Auflösung wird durch die Größe der Maskenöffnungen bestimmt. Um diese Auflösungsstufe zu erreichen, muss die Probe oder die Maske jedoch in Schritten entsprechend der Öffnungsgröße „gestuft“ werden („Dithering“). Wenn anstelle langer paralleler Schlitze eine Anordnung kreisförmiger Aperturen verwendet wird (die auch eine zweidimensionale Phasenempfindlichkeit bietet), muss dieser Schritt in zwei Richtungen erfolgen, was die Scanzeiten erheblich verlängert. Wir präsentieren ein Maskendesign, das durch Versetzen von Reihen kreisförmiger Aperturen erzielt wird und zweidimensionale Empfindlichkeit und isotrope Auflösung ermöglicht, während Proben- oder Maskenschritte nur in eine Richtung erforderlich sind. Wir präsentieren Bilder von speziell angefertigten Phantomen und biologischen Proben und zeigen, dass quantitative Phasenwiederherstellung und nahezu aperturbegrenzte räumliche Auflösungen in zwei orthogonalen Richtungen erzielt werden.

Der Kontrast in herkömmlichen Röntgenbildern hängt von der Schwächung der Röntgenstrahlen ab, die Materie durchdringen. Die konventionelle Röntgen-Computertomographie (CT) liefert anhand des Schwächungssignals Informationen über die innere Struktur von Materialien in drei Dimensionen1. Sowohl planare Röntgenstrahlen (Radiographie) als auch CT werden routinemäßig in einer Vielzahl von Anwendungen eingesetzt, darunter in der Medizin und Materialwissenschaft. Allerdings leiden sie unter einem geringen Kontrast, wenn die Probe eine schwache Dämpfung aufweist (z. B. biologisches Gewebe) und/oder aus mehreren Materialien mit ähnlicher Dämpfung besteht.

Die Überwindung der Einschränkungen der abschwächungsbasierten Röntgenbildgebung war in den letzten Jahrzehnten Gegenstand umfangreicher Forschung. Ein Ansatz besteht darin, bei der Bilderzeugung die Phasenverschiebung zu nutzen, die Röntgenstrahlen beim Durchgang durch Materie erfahren, was zu Brechungseffekten führt (der Brechungswinkel ist proportional zur ersten Ableitung der Phasenverschiebung2,3). Röntgenphasenkontrastbildgebung (XPCI) und Tomographie (XPC-CT) sind leistungsstarke Techniken, die viele Vorteile gegenüber abschwächungsbasierten Methoden haben; Insbesondere ermöglichen sie einen deutlich höheren Kontrast4. Dies führt zu einem Anstieg des Kontrast-Rausch-Verhältnisses (CNR) bei gleicher erfasster Röntgenstatistik, was letztendlich die Erkennung von Details ermöglicht, die für die herkömmliche Röntgenbildgebung unsichtbar sind, und eine einfachere Unterscheidung verschiedener Materialien. Darüber hinaus kann der phasenbasierte Kontrast bei hohen Röntgenenergien aufrechterhalten werden, was die Menge der in der Probe deponierten Dosis3,5 reduziert, ein Vorteil, der besonders bei der biomedizinischen Bildgebung nützlich ist.

Zu den Bildgebungstechniken, die die Röntgenphase bei der Bilderzeugung nutzen, gehören ausbreitungsbasierte Bildgebungsmethoden6, analyserbasierte Bildgebungsmethoden7, Speckle-basierte Bildgebungsmethoden8, kristallbasierte interferometrische Methoden9, gitterbasierte interferometrische Methoden10 und gitterbasierte nichtinterferometrische Methoden11 . Diese Methoden verwenden unterschiedliche experimentelle Aufbauten zur Erzeugung der Phasenempfindlichkeit und stellen daher hohe Anforderungen an die räumliche und zeitliche Kohärenz des Röntgenstrahls. In der Vergangenheit wurden einige Versuche unternommen, verschiedene XPCI-Methoden quantitativ zu vergleichen12,13,14.

Das Thema dieser Arbeit ist ein gitterbasiertes nichtinterferometrisches Bildgebungsverfahren. Diese Methodenkategorie verwendet Modulatoren, typischerweise Masken mit abwechselnd absorbierenden und durchlässigen Septen, vor der Probe, die den Röntgenstrahl in eine Reihe von Strahlenbündeln mit vernachlässigbarer gegenseitiger Überlappung strukturieren. Die Abschwächung und Brechung der Probe führen dann zu einer Intensitätsreduzierung bzw. zu einer seitlichen Verschiebung der Beamlets. Die Empfindlichkeit gegenüber Letzterem wird entweder durch die Verwendung einer zweiten Maske am Detektor (Kantenbeleuchtung11) oder eines Detektors mit einer ausreichend kleinen Pixelgröße zur individuellen Auflösung der Beamlets (Strahlverfolgung15) erreicht. Obwohl die Anforderung an Detektoren mit kleiner Pixelgröße das Sichtfeld einschränkt, hat die Strahlverfolgung den erheblichen Vorteil, dass Dämpfungs- und Brechungssignale aus einem einzigen Bild abgerufen werden. Hierbei ist zu beachten, dass beide Erfassungsmechanismen, Kantenbeleuchtung und Strahlverfolgung, auch die Gewinnung des Dunkelfeldsignals (Kleinwinkelstreuung) ermöglichen; Dies ging jedoch über den Rahmen dieser Arbeit hinaus, der sich auf das unidirektionale Scannen konzentriert, das durch ein neues Maskendesign ermöglicht wird. Wir haben die Strahlverfolgung von XPCI zunächst mit Synchrotronstrahlung getestet16 und sie dann auf einen Laboraufbau übertragen15; In beiden Fällen wurde eine eindimensionale Phasenempfindlichkeit mithilfe einer Maske mit langen, parallelen Schlitzen erreicht. Diese Technik wurde für CT17,18, für zweidimensionale Phasenempfindlichkeit unter Verwendung einer Maske mit runden Aperturen19,20 und durch die Kombination dieser beiden Fortschritte mit Synchrotronstrahlung21 und in einem kompakten Laboraufbau22 weiterentwickelt. Es ist zu beachten, dass die direkte Auflösung einer Reihe von Beamlets mit einem Detektor mit ausreichender Auflösung Ähnlichkeiten mit dem Shack-Hartman-Wellenfrontsensor aufweist (der jedoch Linsen verwendet), und tatsächlich haben andere Gruppen ähnliche Konzepte entwickelt, sogar schon früher23,24.

Ein gemeinsames Merkmal maskenbasierter Methoden besteht darin, dass die von den Maskensepten bedeckten Teile der Probe nicht zum Bild beitragen, was jedoch auch die Möglichkeit einer aperturbegrenzten Auflösung bietet25. Diese höhere Auflösung kann durch ein „Dithering“-Schema erreicht werden, das darin besteht, die Probe (oder die Maske) in Schritten entsprechend der Aperturgröße zu scannen, bei allen Schritten Bilder zu erfassen und sie erneut zu kombinieren. Dithering ist nur in horizontaler Richtung erforderlich, wenn eine Maske mit parallelen Schlitzen verwendet wird (strukturierter 1D-Strahl). In diesem Fall fehlt die Phasenempfindlichkeit in Richtung parallel zu den Schlitzen. Für einen 2D-strukturierten Strahl (der eine zweidimensionale Phasenempfindlichkeit ermöglicht) ist ein wesentlich umfangreicherer Probenschritt erforderlich, da die Probe (oder die Maske) sowohl horizontal als auch vertikal schrittweise bewegt werden muss; ansonsten wird eine nicht-isotrope Auflösung erreicht. Das vollständige Dithering-Schema wurde in der 2D-Strahlverfolgungs-CT sowohl mit Synchrotronstrahlung21 als auch mit einem Laboraufbau22 untersucht und hat sich bei der Verbesserung der räumlichen Auflösung auf Werte gleich der Aperturgröße (= Dithering-Schrittgröße) in beiden Richtungen als wirksam erwiesen. In beiden Fällen wurden Dithering-Schritte in einem 2D-Raster erfasst; Da bei der CT der Dithering-Prozess in jedem Winkel angewendet werden muss, erhöht dies sowohl die Aufnahmezeit als auch die Komplexität des Aufnahmevorgangs.

Hier schlagen wir ein Maskendesign für die Strahlverfolgung vor, das von zweidimensionaler Phasenempfindlichkeit und isotroper räumlicher Auflösung profitiert, ohne dass ein umfangreiches Scannen in einem 2D-Gitter erforderlich ist. Im Folgenden beschreiben wir zunächst die Umsetzung des Ansatzes und präsentieren dann planare Bilder und CT-Scans sowohl von individuell angefertigten Proben als auch von einer komplexen biologischen Probe (einem Rattenherz). Obwohl die Methode in dieser ersten Proof-of-Concept-Studie nicht vollständig ausgeschöpft wurde, ermöglicht sie die vollständige Beleuchtung einer Probe mit einem 2D-Array kreisförmiger Aperturen bei gleichzeitiger Verwendung eines unidirektionalen Scannens; Dieses Konzept wird in den ergänzenden Materialien erweitert.

Ein schematisches Diagramm des 2D-Strahlverfolgungsaufbaus, der zur Erfassung der planaren Bilder und CT-Scans verwendet wird, ist in Abb. 1 dargestellt; Eine Beschreibung des Setups finden Sie im Abschnitt „Methoden“. Es wurde eine Maske verwendet, die aus einer 2D-Anordnung kreisförmiger Öffnungen bestand. Die Öffnungen haben einen Durchmesser von d = 19 μm und unterschiedliche Perioden ph und pv entlang der horizontalen bzw. vertikalen Richtung; Die Perioden, die den Abstand aufeinanderfolgender Beamlets in den jeweiligen Richtungen definieren, waren pv = 39 μm und ph = 156 μm. Ausführliche Informationen zum Maskendesign finden Sie im folgenden Absatz.

Schematische Darstellung (nicht maßstabsgetreu) des Versuchsaufbaus. Die Dithering-Richtung (Sample-Scanning) wird durch einen roten gestrichelten Pfeil angezeigt.

Solange eine ausreichende Trennung zwischen den Strahlen erreicht wird, ist der Aperturdurchmesser d der ultimative Treiber für die Systemauflösung, unabhängig von der durch Quelle und Detektor verursachten Gesamtsystemunschärfe Bh,v. Die Gaußsche Systemunschärfe Bh,v kann durch Faltung der auf den Detektor projizierten Quellenverteilung SWh,v mit der Punktspreizfunktion PSFh,v des Detektors und anschließender Rückprojektion der resultierenden Funktion auf die Maskenebene erhalten werden.

wobei m der Vergrößerungsfaktor26 war. Eine effektive Trennung der Beamlets am Detektor wird erreicht, wenn die Querschnittsgrößen der Beamlets, auf die Detektorebene vergrößert und durch den Effekt der erweiterten Quellen- und Detektor-PSF verbreitert, kleiner sind als die entsprechenden vergrößerten Perioden ph und pv, d. h :

Wie aus den Gleichungen hervorgeht. (1) und (2) wird das Maskendesign weitgehend durch den verwendeten spezifischen Versuchsaufbau bestimmt. In unserem Fall wurde der Brennfleck der Röntgenquelle entlang der horizontalen und vertikalen Achse, SWh,v, auf etwa 10 μm Halbwertsbreite (FWHM) geschätzt. Zuvor wurde gemessen, dass es sich bei der Detektor-PSF um eine Gaußsche Strahlung mit 120 μm Halbwertsbreite in beiden Richtungen handelt27. Der Vergrößerungsfaktor der Maske, m, betrug 5,11. Die Systemunschärfe (Gl. (1)) beträgt daher in beiden Richtungen 29 μm. Es wurde ein Aperturdurchmesser von d = 19 μm gewählt. Nach Gl. (2) beträgt die FWHM der Beamlets in beiden Richtungen, verkleinert auf die Maskenebene, 31 μm. Wenn man vorschreibt, dass sich die Strahlenbündel entlang der vertikalen Richtung um < 10 % ihres Spitzenwerts überlappen, um eine angemessene Trennung zu ermöglichen, ergibt sich ein Abstand zwischen zwei benachbarten Aperturen entlang der vertikalen Richtung von mindestens 56 μm. Da sich die Beamlets, wie oben erwähnt, gleichmäßig in horizontaler und vertikaler Richtung ausbreiten, gilt das gleiche Trennungskriterium für den horizontalen Abstand zwischen Öffnungen. In unserem Design haben wir dieses Kriterium „Abstand von mindestens 56 μm“ auf ein gestaffeltes Design (Versatz um die halbe horizontale Periode für jede zweite Aperturreihe) angewendet, bei dem der vertikale Abstand zwischen den Aperturen kleiner als der horizontale ist, und haben einen Sicherheitsspielraum hinzugefügt (a) das Risiko dieser ersten Proof-of-Concept-Studie verringern und (b) in der Lage sein, die Maske auch mit anderen Quellen-/Detektorkombinationen zu verwenden. Wir haben eine „Sicherheitsmarge“ von etwa 40 % angenommen und benachbarte Strahlen um 78 μm voneinander getrennt. Um eine isotrope Auflösung mit unidirektionalem Dithering zu erreichen, muss die horizontale Periode außerdem ein ganzzahliges Vielfaches der vertikalen sein: Alle diese Bedingungen zusammen führten zur Wahl von 39 μm für pv und 4 × pv = 156 μm für ph. Die Eignung eines solchen Maskendesigns zur Erfüllung der Anforderungen der vorgeschlagenen Methodik wurde zunächst mit Simulationen untersucht; Eine Beschreibung der Simulation und ihrer Ergebnisse finden Sie in den Zusatzmaterialien.

Es sollte auch beachtet werden, dass das Maskendesign dieser Proof-of-Concept-Studie aus den oben genannten Gründen nicht einer vollständigen Probenabdeckung entlang der vertikalen Richtung entspricht, da es tatsächlich Lücken zwischen aufeinanderfolgenden Aperturreihen gibt, da pv > d. Eine feinere Abtastung entlang der vertikalen Richtung ist auf Kosten eines größeren Öffnungsabstands in horizontaler Richtung möglich, und dies wird auch in den ergänzenden Materialien ausführlicher erörtert.

Planare Bilder wurden nach dem im Abschnitt „Methoden“ beschriebenen Verfahren erfasst. Die abgerufenen planaren Bilder der Kugeln und der gekreuzten Drahtproben sind in den Abbildungen dargestellt. 2 bzw. 3. Beide Bilder zeigen Dämpfung, Brechung entlang der x- und y-Achse und integrierte Phase. Über den abgerufenen Phasenbildern wurde ein Gradient beobachtet (der Hintergrund war in den Bildern in Abb. 2b und 3b nicht konstant), was auf kleine Fehler in den abgerufenen Brechungssignalen zurückzuführen war; Dies wird am Ende des Abschnitts besprochen.

Dämpfung (a), integrierte Phase (b), Brechung entlang der x-Achse (c) und Brechung entlang der y-Achse (d) der Kugelprobe.

Dämpfung (a), integrierte Phase (b), Brechung entlang der x-Achse (c) und Brechung entlang der y-Achse (d) der Probe mit gekreuzten Drähten.

Um die Isotropie der Signale entlang der horizontalen (x) und vertikalen (y) Richtung zu untersuchen, wurden die Profile der Dämpfungs- und Phasensignale entlang beider Richtungen über die Mitte einer PMMA-Kugel aufgezeichnet und sind in Abb. 4 dargestellt. Es wird bestätigt, dass eine isotrope räumliche Auflösung über die horizontale und vertikale Richtung erreicht wird, während Dithering nur entlang der horizontalen Richtung durchgeführt wurde.

Profile der Dämpfung (a) und der integrierten Phase (b) über die Mitte einer PMMA-Kugel (dargestellt in Abb. 2) entlang der x-Richtung (schwarze durchgezogene Linie) und y-Richtung (rote gestrichelte Linie).

Der Absorptionsterm β und das Brechungsindexdekrement δ, definiert in Gl. (7) der vier Materialien, die wie im Abschnitt „Methoden“ beschrieben gewonnen wurden, sind in Abb. 5 dargestellt. Die effektive Energie der Phasenmessung wird auf etwa 19 keV für die PMMA-Kugel, die PP-Kugel und den PTFE-Draht geschätzt. Als mittlere Spektralenergie wurden 18,5 keV für den PS-Draht verwendet, wie von Munro und Olivo28 beschrieben. Derselbe Wert wurde zur Berechnung der ermittelten β-Werte verwendet, was zu ermittelten Werten führte, die innerhalb von Unsicherheiten mit den Nennwerten übereinstimmen. In Lit. 28 diskutieren Munro und Olivo, wie sich die effektive Energie für die Absorption von der für die Phase unterscheiden kann und wie beide mit der Probendicke variieren. Tatsächlich war die effektive Energie für die PMMA-Kugel, die PP-Kugel und den PTFE-Draht etwas höher als die für den PS-Draht geschätzte; Dies stand im Zusammenhang mit der erhöhten Absorption und damit der dadurch verursachten Strahlaufhärtung. Hierbei ist zu beachten, dass hier zwar kein Unterschied der effektiven Energie zwischen Phase und Absorption beobachtet wurde, man jedoch annahm, dass dieser kleiner ist als die mit den ermittelten β- und δ-Werten verbundene Unsicherheit (Fortpflanzung der Standardabweichung der Dämpfung und). Phasenwerte, die aus den Bildern extrahiert wurden).

Absorptionsterm, β, (a) und Brechungsindexdekrement, δ, (b), zusammen mit den Nominalwerten aus dem Experiment extrahiert.

Die rekonstruierten axialen, sagittalen und koronalen Schnitte des Granulatphantoms sowohl für den Dämpfungs- als auch für den Phasenkanal sind in Abb. 6 dargestellt; Die Datenerfassung und -analyse wird im Abschnitt „Methoden“ beschrieben.

Rekonstruierte axiale (a,e), sagittale (b,f) und koronale (c,g) Ebenen des Granulatphantoms für Dämpfung (a–c) und Phase (e–g) und die entsprechenden Linienausbreitungsfunktionen (i ) extrahiert aus den Kugelkanten, die mit gestrichelten Linien entsprechender Farben entlang der x-, y- und z-Achsen in den Feldern (e, f) gekennzeichnet sind. Für die Dämpfung (d) und die Phase (h) werden Profile entlang der rot gepunkteten Linien in den axialen Ebenen der Panels (a,e) angezeigt.

Die erste Beobachtung aus Abb. 6 ist der größere Kontrast und das relativ geringere Rauschen in den Phasenbildern (Abb. 6d – f) im Vergleich zu den Dämpfungsbildern (Abb. 6a – c). Das Kontrast-Rausch-Verhältnis (CNR) für Dämpfung und Phase (entlang der in Abb. 6 gezeigten Profile) wurden mit 3 bzw. 21 berechnet. Dies wurde darauf zurückgeführt, dass die Brechungsindexabnahme δ von PS höher war als sein Absorptionsterm β bei ~ 19 keV. Die zweite Beobachtung ist, dass die räumliche Auflösung isotrop zu sein scheint. Tatsächlich wurden räumliche Auflösungen (Mittelwert ± Standardabweichung, berechnet gemäß Abschnitt „Methoden“) von 48 ± 4 μm, 46 ± 5 μm und 48 ± 7 μm aus dem Phasenvolumen entlang der x-, z- und y-Achse geschätzt. Dies zeigt die Fähigkeit der vorgeschlagenen Maske, trotz unidirektionalem Dithering eine isotrope räumliche Auflösung zu erreichen. Die aus den Kugelkanten entlang der drei Achsen extrahierten Linienspreizfunktionen sind in Abb. 6 (i) dargestellt. Die Voxelgröße betrug unter Berücksichtigung der Vergrößerung in der Probenebene 47 μm × 47 μm × 47 μm.

Die Kompatibilität der vorgeschlagenen Methodik zum Erreichen einer isotropen räumlichen Auflösung mit unidirektionalem Dithering an einer komplexen biologischen Probe, einem Rattenherz, wurde ebenfalls untersucht; Die Datenerfassung und -analyse wird im Abschnitt „Methoden“ beschrieben. Die rekonstruierten axialen, sagittalen und koronalen Schnitte des Rattenherzens sowohl für den Dämpfungs- als auch für den Phasenkanal sind in Abb. 7 dargestellt. Wie visuell zu erkennen ist, scheint die räumliche Auflösung isotrop zu sein.

Rekonstruierte axiale (a,d), sagittale (b,e) und koronale (c,f) Ebenen des Rattenherzens für die Dämpfungskanäle (a–c) und Phasenkanäle (d–f).

In Abb. 7 ist über die rekonstruierten Phasenschnitte hinweg ein Gradient zu beobachten, und das Phasensignal innerhalb der Herzkammern war im Vergleich zum Hintergrund außerhalb des Organs höher. Dies ist auf kleine Fehler in den abgerufenen Brechungssignalen zurückzuführen. Systeminstabilitäten aufgrund zeitlich variierender Systemkomponenten, beispielsweise aufgrund von Vibrationen und/oder Temperaturschwankungen, können zu horizontalen und vertikalen Verschiebungen der Maske führen, was zu Fehlern bei der Schätzung der durch Brechung in der Probe verursachten Variation der Strahlposition führen kann. Es hat sich gezeigt, dass Abrufalgorithmen, die auf einer nichtlinearen Kurvenanpassung basieren und mit der Methode der kleinsten Quadrate gelöst werden, unter Berücksichtigung von Systeminstabilitäten Gradientenartefakte in rekonstruierten Phasenschnitten im Edge Illumination-Röntgenphasenkontrast-CT29 entfernen. Ähnliche Abrufalgorithmen werden in zukünftigen Arbeiten für die 2D-Strahlverfolgung, Röntgenphasenkontrastbildgebung und CT in Betracht gezogen.

Es wird eine vereinfachte Methode zum Erreichen einer zweidimensionalen Phasenempfindlichkeit und einer isotropen räumlichen Auflösung vorgeschlagen. Bei dem vorgeschlagenen Aufbau handelt es sich um ein Einzelgitter-Strahlverfolgungs-XPCI/XPC-CT-System, das den Abruf von Dämpfungs- und Phasensignalen aus einem einzelnen Bild ermöglicht. Eine zweidimensionale Phasenempfindlichkeit wurde durch die Verwendung einer Maske mit einer 2D-Anordnung kreisförmiger Aperturen erreicht. Eine isotrope räumliche Auflösung wurde durch die versetzte Anordnung der Aperturen erreicht, nämlich durch Einführung eines Versatzes um die Hälfte der (längeren) horizontalen Periode für jede zweite Aperturreihe in einem 2D-Gitter mit pv < ph, kombiniert mit unidirektionalem Dithering (entlang der Horizontalen). Richtung).

Die vorgeschlagene Methodik wurde zunächst für die planare Bildgebung untersucht. Die abgerufenen Abschwächungs-, Brechungs- und integrierten Phasenbilder entlang x und y hatten ein quadratisches Pixel mit einer Größe von 47 × 47 μm2; Es wurde festgestellt, dass die Dämpfungs- und Phasensignale entlang der horizontalen und vertikalen Richtung isotrop sind. Die quantitative Ermittlung des Brechungsindexdekrements δ und des Absorptionsterms β der abgebildeten Materialien wurde nach einer zuvor beschriebenen Methode für Röntgenphasenkontrast-Bildgebungssysteme auf der Basis polychromatischer Gitter erreicht. Dies wurde für die CT-Bilder nicht wiederholt, da die Quantität der Beam-Tracking-CT bereits in früheren Arbeiten nachgewiesen wurde17 und zusätzliche Literatur zu diesem Thema existiert (z. B.30).

Dieses System wurde dann für XPC-CT verwendet. Unter Verwendung eines Granulatphantoms wurde die räumliche Auflösung entlang der x-, z- und y-Achse auf 48 ± 4 μm, 46 ± 5 μm und 48 ± 7 μm geschätzt, was zeigt, dass eine isotrope Auflösung erreicht wurde. Die durch die Extraktion der CNR-Werte quantifizierten Vorteile der Phasenbilder im Vergleich zu den Schwächungsbildern wurden demonstriert. Die Eignung dieser Methode zur Abbildung einer komplexen biologischen Probe, eines Rattenherzens, wurde ebenfalls untersucht.

Zusammenfassend bietet die vorgeschlagene Methode das Potenzial, mit einem einzigen optischen Element und unidirektionalem Dithering eine Einzelschussabfrage mit zweidimensionaler Phasenempfindlichkeit und isotroper räumlicher Auflösung zu erreichen. Man sollte beachten, dass der durch Gl. zusammengefasste Ansatz. (1) und (2) bestimmen den minimalen Abstand zwischen den Strahlenbündeln, sind aber hinsichtlich ihrer 2D-Anordnung nicht präskriptiv und lassen daher Raum für z. B. eine feinere Abtastung entlang der vertikalen Richtung (um beispielsweise keine vertikalen Lücken dazwischen zu lassen). kreisförmige Aperturen) auf Kosten eines größeren kreisförmigen Aperturabstands in der horizontalen Apertur (und daher einer erhöhten Anzahl von Abtastschritten). Dies wird in den ergänzenden Materialien ausführlicher besprochen.

Diese Methode bietet ein vereinfachtes Erfassungsschema als das, das beim 2D-Dithering erforderlich ist, und ist mit dem intelligenten Erfassungsschema für CT, nämlich der zykloiden CT31, kompatibel. Letzteres verfügt über eine einfachere Implementierung als sein Gegenstück für 2D-Dithering, das Zykloiden-Spiral-CT21, würde die Erfassungszeit noch weiter verkürzen und den Weg für dynamische Scans ebnen.

Ein schematisches Diagramm des Aufbaus ist in Abb. 1 dargestellt. Die Röntgenquelle war eine Hamamatsu L12161-07-Mikrofokusquelle mit einer W-Anode, die im kleinen Fokusmodus mit einer Röhrenspannung von 40 kV und einem Röhrenstrom von 250 μΑ betrieben wurde. Die nominale Brennfleckgröße bei diesen Betriebsbedingungen wurde auf etwa 10 μm FWHM geschätzt. Es wurde keine Strahlfiltration verwendet. Nach dem Aufwärmen wurde die Röntgenquelle vor jeder Aufnahme zu Stabilisierungszwecken 2 Stunden lang eingeschaltet gelassen. Die Probe wurde 16,9 cm von der Quelle entfernt auf einem Probentisch platziert, der aus Piezomotoren von Physik Instrumente (PI) für Rotation (Modell Q-632.930) und lineare Translation (Modell Q-521.240, insgesamt drei, einer für jede Richtung) bestand , plus einen Newport-Lineartisch (M-ILS150BPP) zur Durchführung des (horizontalen) Ditherings. Eine 30 × 30 mm2 große Maske wurde 2,9 cm vor der Probe platziert. Sie bestand aus kreisförmigen 19 μm-Aperturen mit einer Periode von 156 μm entlang der Horizontalen und 39 μm entlang der vertikalen Richtung, mit einem Versatz von der halben horizontalen Periode (d. h. 78 μm) jede zweite Zeile. Es hatte eine 200 ± 20 μm dicke Au-Schicht auf einem 1 mm dicken Graphitsubstrat und wurde von Microworks GmbH hergestellt (Karlsruhe, Deutschland) nach dem Design der Autoren (weiter unten ausführlicher beschrieben). Der Detektor war ein Hamamatsu CMOS-basierter Flachbildschirmsensor (Modell C9732DK) mit 2368 (h) × 2340 (v) 50 × 50 μm2 Pixeln. Der Die durch die Verwendung einer relativ dicken Flachmaske mit Kegelstrahl verursachte Winkelfiltration führte zu einem effektiven Sichtfeld von 15,9 (h) × 9,4 (v) mm2. Es wurde ein Abstand zwischen Maske und Detektor von 57,5 cm verwendet, was zu einer Vergrößerung der Maske von 5,11 führte; Die horizontale Periode der Beamlets am Detektor betrug 16 Pixel. Der Abstand zwischen Probe und Detektor betrug somit 54,6 cm, bei einer Probenvergrößerung von 4,23.

Insgesamt wurden zwei planare Bilder gefolgt von zwei CT-Scans aufgenommen. Die beiden Proben für die planaren Bilder waren (1) Polystyrol (PS)-Kugeln mit 4 × 3,5 mm Durchmesser, Polypropylen (PP) mit 4 × 3,18 mm Durchmesser und Polymethylmethacrylat (PMMA)-Kugeln mit 4 × 3,18 mm Durchmesser, die in einer Membranfolienbox eingeschlossen waren (siehe (im Folgenden als Kugelprobe bezeichnet) und (2) Polytetrafluorethylen (PTFE)-Draht mit 2 × 1 mm Durchmesser und 2 × 1,6 mm Durchmesser PS-Stäbe, gekreuzt angeordnet und in einer Membranfolienbox eingeschlossen (im Folgenden als Drahtprobe bezeichnet) . Für jede Probe wurden 30 dunkle und 30 flache Bilder aufgenommen, gefolgt von den Probenbildern. Die Probe wurde in 4 Dithering-Schritten entlang der horizontalen Richtung verschoben, wobei eine horizontale Maskenperiode (156 μm) abgedeckt wurde. Unter Berücksichtigung der 1,21-fachen Vergrößerung von Probe zu Maske deckte die Probe 188 μm in 4 × 47 μm Dithering-Schritten ab.

Die beiden Proben für die CT-Scans waren: (1) eine Reihe von PS-Granulatkörnern mit einem Durchmesser von etwa 3,5 mm, die in einen Plastikstrohhalm mit 10 mm Durchmesser eingelegt waren (im Folgenden als Granulatphantom bezeichnet), und (2) ein gefriergetrocknetes Rattenherz (aufbewahrt). bei Raumtemperatur während des Scans). Für jede Probe wurden vor und nach der Aufnahme der Probenbilder 30 dunkle und 30 flache Bilder aufgenommen. Der geditherte CT-Datensatz bestand aus 1008 Projektionen, die durch Drehen der Probe in Schritten von 0,18 Grad über 180 Grad plus dem Kegelwinkel, hier gleich 1,4°, im „Step-and-Shoot“-Verfahren aufgenommen wurden. Bei jedem Winkel wurde die Probe horizontal in Schritten von 4 × 47 μm gescannt und bei jedem Schritt wurde ein Belichtungsbild von 1,2 s aufgenommen. Dies führte zu insgesamt 4032 Bildern für jeden CT-Scan mit einer Gesamtdauer (einschließlich der durch den „Step-and-Shoot“-Modus bedingten Mehrkosten) von ca. 390 Minuten.

Jedes Bild wurde zunächst dunkelkorrigiert. Anschließend wurden die Dämpfung und Brechung entlang der x- und y-Signale aus jedem Einzelbild ermittelt, indem das Profil jedes Beamlets verfolgt und die durch die Probe verursachten Änderungen quantifiziert wurden. Genauer gesagt wurde die Intensität des Beamlets mit und ohne Probe, I bzw. I0, quantifiziert; Die Verringerung der Strahlintensität hing dann mit der Röntgenschwächung zusammen, und zwar durch:

In Gl. (4) ist λ die Röntgenwellenlänge, β der Absorptionsterm des komplexen Brechungsindex und z die Ausbreitungsrichtung des Röntgenstrahls. Die horizontalen und vertikalen Verschiebungen des Beamlets, ΔSx bzw. ΔSy, wurden mithilfe einer Subpixel-Bildregistrierung basierend auf Kreuzkorrelation32 verfolgt. Diese Verschiebungen waren auf die Brechung zurückzuführen und standen im Zusammenhang mit dem Brechungswinkel entlang der horizontalen Richtung (θRx) und der vertikalen Richtung (θRy) durch:

Und

Nach der Abschwächung und dem (x- und y)-Brechungsabruf aus jedem Bild wurden die vier Bilder für jeden Kanal, die den vier Dithering-Schritten entsprechen, zu einem einzigen Bild kombiniert, mit viermal so vielen Pixeln in der x-Richtung wie die ursprünglich abgerufenen Bilder. Die durch die Probe induzierte Phasenverschiebung Φ wurde mithilfe der Brechungswinkel θRx und θRx und der in33 beschriebenen Fourier-Raum-Methode ermittelt. Φ hängt mit dem Brechungsindexdekrement δ zusammen durch:

wobei k die Wellenzahl ist. Für die quantitative Analyse werden das Einheitsdekrement δ und der Absorptionsterm β des komplexen Brechungsindex verwendet:

wurden für die vier Materialien in den erfassten planaren Bildern der Kugel- und Drahtproben abgerufen. Dies wurde aus den Schwächungsbildern durch Umordnen von Gleichung erhalten. (4) als:

und aus den Phasenbildern durch Umordnen von Gl. (6) als:

Dabei ist T die Dicke der Probe entlang der Ausbreitungsrichtung des Röntgenstrahls. Der Mittelwert und die Standardabweichung (SD) der Dämpfungs- und Phasenwerte wurden aus interessierenden Bereichen berechnet, die innerhalb jedes Materials (PP- und PMMA-Kugeln sowie PTFE- und PS-Drähte) in den entsprechenden Bildern ausgewählt wurden. β und δ wurden dann unter Verwendung der Gleichungen berechnet. (8) und (9), wobei ihre SD durch Standardweitergabe der aus den Bildern extrahierten SD-Werte berechnet wird. Die effektive Energie der Phasenmessungen, geschätzt aus dem Vergleich der für jedes Material abgerufenen δ-Werte (unter Verwendung von Gleichung (9)) mit ihren energieabhängigen Nominalwerten (extrahiert unter Verwendung von xraylib34), wurde als repräsentativ für das polychromatische Spektrum verwendet. und anschließend in Gl. (8), um die β-Werte abzurufen.

Die CT-Rekonstruktion sowohl der Schwächungs- als auch der Phasenbilder wurde mit einer GPU-Implementierung des Feldkamp-David-Kress-Algorithmus35 für die Kegelstrahlrekonstruktion unter Verwendung der ASTRA-Toolbox36,37 durchgeführt. Die rekonstruierten Ebenen hatten eine Pixelfläche, die dem horizontalen Dithering-Schritt an der Probenebene x der vertikalen Periode der Beamlets an der Probenebene entsprach, also 47 × 47 μm2.

Die rekonstruierten axialen, sagittalen und koronalen Ebenen des Granulatphantoms wurden verwendet, um die räumliche Auflösung des Systems abzuschätzen. Schätzungen der räumlichen Auflösung wurden erhalten, indem Fehlerfunktionen an die Kanten von Körnchen entlang der x-, y- und z-Richtung angepasst wurden, ihre Ableitungen berechnet wurden, um Linienspreizfunktionen (LSF) zu erhalten, und ihre resultierende volle Breite bei halben Maxima (FWHM) extrahiert wurden. Für jede Richtung wurden fünf aufeinanderfolgende Kanten angepasst und die Mittel- und SD-Werte berechnet. Es ist zu beachten, dass, obwohl die Kanten der Körnchen nicht unbedingt scharf waren, Profile in deren Mitte aus CT-Schnitten extrahiert wurden und diese im Vergleich zu ihrer Gesamtgröße (ca. 3,5 mm Durchmesser) als vernachlässigbar krümmend angesehen werden können die Dicke (47 μm) der rekonstruierten CT-Schnitte.

Die rekonstruierten Schwächungs- und Phasenachsenebenen des Granulatphantoms wurden auch zur Quantifizierung des CNR für jeden Kontrastkanal verwendet. Dämpfungs- und Phasenprofile wurden aus einer ausgewählten Region im Rattenherzen extrahiert; Das Signal und die Hintergrundregionen wurden identifiziert. Das CNR wurde dann wie folgt berechnet

wobei I den Mittelwert und σ die SD jeder Region bezeichnet.

Die Daten, die die Ergebnisse dieser Studie stützen, sind auf begründete Anfrage beim entsprechenden Autor erhältlich.

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Diese Arbeit wurde vom AO-Lehrstuhl für neue Technologien unterstützt, finanziert von der Royal Academy of Engineering, und von EPSRC (Grant EP/T005408/1). CKH wird von der Royal Academy of Engineering im Rahmen des Forschungsstipendienprogramms unterstützt. SS ist ein UKRI EPSRC Doctoral Prize Fellow (EP/T517793/1).

Abteilung für medizinische Physik und biomedizinische Technik, University College London, Malet Place, London, WC1E 6BT, Großbritannien

Lioliou G, Navarrete-Leon C, Astolfo A, Savvidis S, Bate D, Endrizzi M, Hagen CK & Olivo A

Nikon X-Tek Systems Ltd, Tring, HP23 4JX, Herts, Großbritannien

D. Bate

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AO, CKH, DB konzipierten die Studie und gestalteten die Forschung. Der GL hat Messungen durchgeführt und Datenanalysen durchgeführt. GL schrieb das Manuskript mit Hilfe von AO und CKHCNL, AA und ME entwickelten das Bildgebungssystem. SS stellte die biologische Probe zur Verfügung. Alle Autoren trugen zur Überprüfung und Interpretation der Ergebnisse bei. Alle Autoren haben das Manuskript überprüft.

Korrespondenz mit G. Lioliou.

DB ist ein Nikon-Mitarbeiter.

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Nachdrucke und Genehmigungen

Lioliou, G., Navarrete-León, C., Astolfo, A. et al. Eine laborbasierte Strahlverfolgungs-Röntgenbildgebungsmethode, die eine zweidimensionale Phasenempfindlichkeit und isotrope Auflösung mit unidirektionaler Unterabtastung erreicht. Sci Rep 13, 8707 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-35901-2

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Eingegangen: 20. Februar 2023

Angenommen: 25. Mai 2023

Veröffentlicht: 29. Mai 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-35901-2

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