BETYDELSEN AV RADIONUKLIDERS INTRÄCELLULÄRA FÖRDELNING I MÄNNISKOKROPPEN. PRELIMINÄR BEHANDLING AV % OCH

C 4489-43 1972 BETYDELSEN AV RADIONUKLIDERS INTRÄCELLULÄRA FÖRDELNING I MÄNNISKOKROPPEN. PRELIMINÄR BEHANDLING AV % OCH lf robbiiiiuaiifilf Stockholm

FOA RAPPORTKATEGORIJ - Rapporter avsedda för spridning utanför FOA u-é\ i följande kategorier: FOA A-rapport. Innehåller huvudsakligen för U alför svar et avsedd och tillrättalaga redovisning av ett, som regel avsl v.it, arbete. Förekommer som öppen (A-) och hemlig (AH-) rapport. FOA B-rapport. Innehåller för vidare spridning.avsedd redovisning av öppet vetenskapligt eller tekniskt-vetenskapligt originalarbete av allmänt intresse. Utges i FOA skriftserie "FOA Reports" eller publiceras i FOA utomstående tidskrift, i vilket senare fall särtryck distribueras av FOA under beteckningen "FOA Reprints". FOA C-rapport. Innehåller för spridning inom och utom FOA (i vissa fall enbart inom FOA) avsedd redovisning av arbete, t ex i form av delrapport, preliminärrapport eller metodikrapport. Förekommer som öppen (C-) och hemlig (CP-) rapport... :. FOA-RAPPORTS STATUS FOA-rapports status är ätt författaren (författarna) svarar för rapportens innehåll, t ex för att angivna resultat är rilrtiga, för gjorda slutsatser och rekommendationer fete. ' "' FOA svarar - genom att rapporten godkänts för utgivning som FOArapport - för att det redovisade arbetet utförts i överensstämmelse med "vetenskap och praxis" på ifrågavarande område. I förekommande fall tar FOA ställning till i rapporten gjorda bedömningar etc - detta anges iså fall i särskild ordning, t ex i missiv. FOA-RAPPORTS REGISTRERING From den 1. 7.1966 registreras FOA-rapport enligt följande exempel: FOA 1 rapport A 1678-32(37) rapportkategori kod för utgivande avd (motsv) (FOA A, Moch Index - 0 1 1 2 2 3 3 4 4 P 8) forskningsområde till vilket rapporten i första (andra) hand är hän förlig löpnummer(inom gruppen A-rapporter utgivna av FOA 1) FOAHtpro Stockholm 1971

Försvarets forskningsanstalt Avdelning 4 Stockholm 80 FOA 4 rapport C 4439-A3 Mars 1972 Blad 1 BETYDELSEN AV RADIONUKLIDERS INTRACELEÖIÄRA FÖRDELNING I MÄNNISKO- KROPPEN. PRELIMINÄR BEHANDLING AV 9 Sr OCH 55 Fe av Björn Rydberg Antal blad 20 Sammanfattning De effekter diskuteras som kan uppträda då en radionuklid ingår i cellernas kromosomer. En metod för uppskattning av den dosförhöjning som ett sådant förhållande ger upphov till beskrivs. Hur olika parametrar av varierande osäkerhet påverkar resulta- 90 55 tet belyses. Preliminära beräkningar utförda för Sr och Fe antyder att dosförhöjningen i det förra fallet understiger 20 % och i det senare fallet blir av storleksordningen en faktor 4. FOA uppdrag: A3 24 Nyckelord: Dosberäkning, internbestrålning, transmutation Rapporten utsänd till: AB Atomenergi (3 ex), Stat strålskydds ins t (2 ex), Inst f klin kemi Veterinärhögskolan, Inst f radiobiol Ultuna, Radiofys inst Gbg, Lund och Umeå, Gustav Werners inst Uppsala, FOA 1 FOA 4: 420, 43, 46, 481, 482 (15 ex)

Blad 2 Inne>»Åi i sförteckning I. Inledning blad 3 II. Bosförhöjning till INA på grund av geometriska faktorer 1) Betydelsen av nuklidens och INA mikrodistribution 2) Metoder för dosberäkningar 3) Lokaliserade energin vid jämn fördelning av INA eller nuklid i cellkärnan 4) Storleksordning av effekten för olika slags strålning 5) Betydelsen av distributionen av INA och nuklid inom kärnan 6) Förändring av LET-fördelningen ti II II ti It It 11 3 3 4 7 9 10 10 III. Rekyl och excitation hos den sönderfallande atomen II 12 IV. Transmutationen II 13 V. Preliminär uppskattning av effekten på benmärg och gonader 90 55 för Sr och Fe 1) ^Sr 2) 55 Pe n n 11 13 14 16 Referenser 18

Blad 3 I, Inledning Det har föreslagits att vissa radionuklider kan orsaka större skada än vad en konventionell dosberäkning ger vid handen, genom att de binds till kromosomerna. Det är ett känt faktum att metalljoner som t ex Pe, Mn, Mg, Ca, Cu och Zn finns i större koncentration i cellkärnorna än i cytoplasman och att dessa ämnen troligen i viss mån finns bundna till och har en funktion i kromosomerna (1). Eftersom DNA i kromosomerna anses vara den känsligaste delen av cellen för joniserande strålning, sa finns det anledning att ta upp de extra effekter som ett sådant förhållande ger upphov till. Det är tre effekter som kan vara av betydelse i detta saiananhang. a) Om sönderfallen sker i områden där koncentrationen av DNA är hög (cellkärnor, kromosomer) blir dosen till DNA högre än den genomsnittliga dosen i vävnaden. b) Den sönderfallande atomens rekyl och excitation kan överföras till DNA ooh orsaka skada. Speciellt vid sönderfall genom elektroninfångning eller inre konversion blir excitationsenergin betydelsefull pa grund av Auger-effekten. c) Den sönderfallande atomen transmuteras till ett nytt kemisk ämne som kanske inte kan fullgöra det ursprungliga ämnets funktion i kromosomen. (En hypotes är att metall^onernas funktion är att verka som bryggor mellan enheter av DNA,) II. Dosförhö.ining till DNA på grund av geometriska faktorer J_)_Bet^djelsen av nuklidens och DNA mikrodistribution Vid jämn distribution av nukliden i vävnaden får varje volymselement samma dos om man bortser från statistiska variationer. Hur DNA är fördelat mellan volymselementen spelar då ingen roll för dosen till DNA som helhet. Däremot kan fördelningen av dosen inom DNA bli förändrad. Om t ex en cell i interfas genomkorsas av en joniserande partikel, blir jonisationerna relativt slumpmässigt fördelade på kromosomerna, medan för en mitotisk cell sannolikheten ökar för att samtliga jonisationer sker i en av kromosomerna, medan de andra blir ostörda. Detta har antagligen biologiska kon*» sekvenser, eftersom sannolikheten för flera "träffar" inom samma "target" då ökar. Dessa förhållanden blir desamma för yttre strål-

Blad 4 ning som för inre och behöver inte beaktas vid beräkning av dosförhöjning till INA på grund av nuklidens mikrodistribution, under förutsättning att nuklidens fördelning på kromosomema är slumpmässig. I det följande behandlas därför dosförhöjningen till cellernas INA som helhet. Om nukliden är ojämnt fördelad i vävnaden på mikroskopisk nivå så kan det bli en dosförhöjning eller minskning, beroende på korrelationen mellan ENA och nuklidens fördelning. Om det finns mycket nuklid där det finns mycket HJA så blir dosen förhöjd. Hur stor effekten blir beror också på strålningens räckvidd i förhållande till den struktur som beaktas. Om t ex räckvidden är mycket större än avståndet mellan cellkärnorna i vävnaden, så blir på grund av strålningens statistiska natur, dosen tämligen jämnt fördelad ävon om nukliden har antagit olika konfigurationer inom cellerna. Om å andra sidan räckvidden är mycket mindre än avståndet mellan cellerna, så blir dosen förlagd ungefär där nukliden finns, och doeförhöjningen till DNA kan bli avsevärd. Man kan därför dela upp nuklidens distribution på olika nivåer och ange vilken typ av effekt som måste beaktas på varje nivå: a) Molekylär nivå: rekyl, excitation och transmutation av den sönderfallande atomen b) Cellorganell nivå: strålning med "kort" räckvidd c) Organnivå: strålning med "lång" räckvidd INA är huvudsakligen koncentrerat till cellkärnorna och i en mitotisk cell är INA ytterligare koncentrerat till spiraliserade kromosomer. En första förenkling vid beräkning av dosförhöjningen kan man göra genom att betrakta nuklidens fördelning mellan cellkärnor och cytoplasma. Som ett andra steg kan man beakta betydelsen av INA och nuklidens fördelning inom cellkärnorna. för.dos^eräkningajc; Vi antar att vävnaden kan karakteriseras av storheterna r, f. och fj-j., där r anger cellkärnornas radie, f, volymsandelen kärnor i vävnaden och fpjj. viktsandelen INA i kärnorna. Denna approximation förutsätter att vävnaden är homogen med avseende på dessa storheter.

Blad 5 En extrem avvikelse från detta utgör ovarierna, där den växande äggcellen omgärdar sig med celler av betydligt mindre storlek och med en stor vätskeblåsa. Vidare antas att nuklidens distribution kan karakteriseras av storheten X, som anger att koncentrationen av nukliden i cellkärnorna är X ggr så hög som i cytoplasman. Då en vävnad ofta innehåller flera olika populationer av olika celltyper med olika betydelse och strålningskänslighet så innebär denna approximation att samtliga cellers kärnor antas ha samma affinitet för nukliden, dvs X är lika. Dessutom utsäger denna approximation ingenting om fördelningen av nukliden inom cellkärnorna. Detta kommer att tas upp senare. Vid jämn fördelning av radionukliden i vävnaden beräknas medelenergin lämnad till DNA per sönderfall som E. = E 2 f f k DNA (D där E är medelenergin absorberad av vävnaden per sönderfall och f, fp,., är viktsandelen DNA i vävnaden. Vid jämn fördelning av nukliden kommer f, av sönderfallen att ske inom cellkärnorna. En K. viss del av energin lämnad till INA är därför lokaliserad energi, dvs energi lämnad till DNA i samma cellkärna som sönderfallet sker. Om radionukliden är ojämnt fördelad så att koncentrationen är högre i cellkärnorna än utanför så blir den lokaliserade dosen förhöjd. Samtidigt förändras konfigurationen av radionukliden utanför den betraktade cellkärnan på grund av att den koncentreras till andra cellkärnor. Energin lämnad till cellkärnans DNA från sönderfall utanför den betraktade kärnan, förändras därför också. Beräkning av dosförhöjningen till DNA görs enklast genom att dela upp distributionen av nukliden i två komponenter varav den ena betraktas som jämnt fördelad, K., och den andra helt lokaliserad till kärnorna, K., så att energiabsorptionen till DNA per sönderfall kan beräknas som K. B. + K- B., där E är energin till DNA per sönderfall vid jämn fördelning av nukliden och E_ är lokaliserade energin till DNA vid sönderfall i en cellkärna. Dosen till DNA blir då förhöjd med en faktor P, jämfört med jämn fördelning av nukliden.

Blad 6 F = S. (2) K. väljs först så att man får en bra uppskattning av strålningsbidraget till den betraktade cellkärnan från sönderfall utanför denna* Därvid är det lämpligt att Bkilja på strålning med lång räckvidd jämfört med avstånden mellan kärnorna och strålning med mindre räckvidd än medelavståndet mellan dessa, I det förra fallet har distributionen av nukliden utanför den betraktade cellkärnan liten betydelse. Man kan därför ta hänsyn till strålningsbidraget från sönderfall utanför den betraktade cellkärnan genom att räkna med en jämn fördelning av samma mängd nuklid (fig 1 b), dvs genom att sätta K. = 1. Om strålningens räckvidd är mindre än medelavståndet mellan cellkärnorna, så nås inte den betraktade cellkärnan av strålning från de övriga cellkärnorna. Den jämnt fördelade komponenten uppskattas då bäst genom att dess koncentration sätts lika med koncentrationen mellan cellkärnorna (fig 1c). Andelen sönderfall tillhörande den jämnt fördelade komponenten blir då 1/(f.X+1-f ). Bfterson den jäzant fördelade komponenten även sträcker sig inom cellkärnorna så har hänsyn redan tagits till K x f k av de sönderfall som sker i kärnorna. Totala andelen sönderfall som sker i kärnorna kan beräknas till f, X/(f X+1-f ) och man får således KL «f.x/(fx+1-f J-K.f.. k N k k' J> K K & j k konc av nuklid betraktad cellkärna ce / K, Pig 1 a Hg 1 b snitt genom vävnad Fig 1 c ojämn fördelning - --jämn fördelning av samma mängd nuklid Approximation av fördelningen av nuklid för strålning med lång räckvidd En uppdelning på två komponenter enligt fig 1 c ger då K. m 1 K i - t, Strålning med lång räckvidd Approximation av fördelningen av nuklid för strålning med kort räckvidd (3 a) (3 b)

Blad 7 På motsvarande sätt fås enligt fig 1 c K. = K i = ^ yy Strålning med kort räckvidd (4 a) (4 b) Vad som nu återstår är att beräkna den lokaliserade energin. När man gör detta kan man antingen förutsätta jämn fördelning av MA och/eller nukliden inom cellkärnorna eller också ta hänsyn till en kopplad ojämn fördelning av dessa. Pör att göra detta krävs det att man känner till hur stor andel av nukliden som är absorberad till INA och hur stor andel som finns i kärnans matrix. Den ojämna fördelning av ENA som kan ha betydelse består av ojämn koncentration av INA i olika regioner och heterokromatiska kroppar i interfaskärnan samt spiraliserade kromosomer i mitos, Pör strålning med mycket kort räckvidd får dessutom kromosomstrukturen i form av trådar betydelse för kärnor i interfas. Betydelsen för des&a strukturer för 3-strålning av olika energi kan man uppskatta genom att jämföra räckvidden hos ^-strålningen med strukturens storlek. Räckvidden för P-strålning under 1 kev är dock mycket litet känd. Data är hämtade från ref 1 och 4. Kromosom Cellkärna / in-fcerfas ~ 0.01 \w. diam ~ 0.5 kev p (^ mitos ~ 0.2 \m diam ~ 3 kev p ~ 3 n-m radie ~ 12 kev Q J^g vid i cellkärnan Eftersom vi ska behandla energin avlämnad till den omedelbara närheten av sönderfallet, jämfört med den totala energin, så kommer strålning med kort räckvidd att ge större effekt än strålning med lång räckvidd. Dosförhöjning på grund av Y-strålning är därför i allmänhet försumbar jämfört med p-, a- och X-st raining. Den huvudsakliga komponenten av betydelse i detta sammanhang är p-strålningen.

Blad 8 Energin avlämnad till en sfär med radie r från ett 0-sönderfall i centnan kan beräknas på följande sätt: a) 0 partikelns räckvidd < r: absorption av hela energin b) 3-partikelns räckvidd > r: svårberäknad c) fj-partikelns räckvidd» r: B abs r För ett kontinuerligt fj-spekirum kan man göra en uppdelning, så att den andel som har räckviirj &t.adre än r antas absorberas helt, och för den återstående andelen beräknar man medelvärdet av LET och använder formeln LET r. Beräkningar gjorda på detta vis för TI för olika radier som ligger i området b) ovan ger tämligen god överensstämmelse med andra metoder (6). Han erhåller då följande formel för energiabsorptionen per sönderfall i sfärens centrum E. abs s f E r + x(1-f) '? r m (5) E absorberad energi till sfären (kev) abs andel sönderfall med räckvidd < r medelenergi för ^-partiklar nied räckvidd < r LET_ a medel-let för 0-partiklar med räckvidd > r (kev/pm) m (medelvärde över ^-partiklarnas spektrum före nedbromsning) sfärens radie (\m) För att kunna använda formeln krävs det att man har tillgång till fj-spektrets form, vilket kan erhållas från experimentella mätningar eller genom beräkning med hjcip av fermi-teorin för - sönderfallet. Om radionukliden är jämnt fördelad i sfären blir medelavståndet för en partikels väg till sfärens kant 3/4 r (egen beräkning). Vi har också förutsatt att viktaandelen INA i kärnan är fgn A och vi får då den lokaliserade energin till USA (f E p + (1-f) LET m ) L I»A (6)

Blad 9 effekten för olika slags strålning För att få en uppfattning om storleksordningen av dosförhöjningar, ska vi utföra beräkningar på en hypotetisk vävnad bestående av -11 cellkärnor med radien 3 M-m innehållande 10 g DNA och där cellkärnorna upptar 9 % av volymen. Man får då f, = 0,09 och F ffl. = 0,085- a) Strålning med kort räckvidd Med "kort" menas här att strålningens räckvidd är sådan att man kan göra approximationen att all energi absorberas av kärnan om sönderfallet sker där. Man får då E n = E f_.. Ṫ, Genom att kombi- 1 m JDNA nera detta med ekvationerna 1, 2, 4a och 4b erhålls dosförhöjningen P = vilken som syns endast är beroende av hur stor fraktion av vävnaden som är cellkärnor (f,) och hur mycket större koncentrationen av nukliden är i kärnorna än utanför dessa (x). Om nukliden är helt lokaliserad till kärnorna (X > «>) erhålls P = 1/f k > vilket helt enkelt utsäger att vid jämn fördelning av nukliden endast fraktionen f, lämnar energi till kärnorna, medan då nukliden är helt lokaliserad till kärnorna samtliga sönderfall lämnar energi till dessa. För den hypotetiska vävnaden var f, = 0.09 och således erhålls en maximal dosförhöjning F = 11. b) Strålning med lång räckvidd, exemplifierat av 1 MeV B-strålning 3 Den lokaliserade energin, E, beräknas enligt E = LET * "f * r ' ^ vilket med värdena LET = 0.2 kev/iim, r = 3 pm, f^. = 0.085 ger E «0.04 kev. Om vi antar att all nuklid finns lokaliserad till kärnorna får vi enligt ekv 3 (X > «) : K. = 1, 1^ = 1-f = 0.91 och enligt ekv 1: E = 1000 0,09 0.085 Ä 7.6 kev och enligt ekv 2: J p 3 7.6 + 0.91 * 0.04 _ 1>004 dys en maximal dosförhöjning på 0.4 (»o

Blad 10 j>)_betj djelsen _av d_is_tributiqnen ^v_iija_o h_nuklid _inom_kärnan För att belysa detta kan vi betrakta det fall då nuklidon är helt lokaliserad till kromosomerna och strålningens räckvidd är så liten att energin helt absorberas av dessa. Om vi tänker oss kromosomerna bestående av 20 % ESNA(1), så kommer 20 '/ > av energin vid sönderfallet att gå till DNA, dvs E_ = E i.2, medan vid jämn 7 1 m distribution av nukliden i vävnaden energin till MA per sönderfall blir E_. = E f f (ekv 1). Por den hypotetiska vävnaden fås då ~l m K. ULÅA P = 0 12 Q 'g = 26 vilket skall jämföras med P = 11 enligt ovan. Den biologiska effekten av strålning är beroende av strålningens LET, som uttrycker energitätheten i spåren av de radioaktiva partiklarna. G-strålning ger en LET-fördelning som sträcker sig över två tiopotenser från ca 0.1 kev/pjn till ca 30 kev/[jjn (14). En betydande andel av energin absorberas i form av lågenergetiska sekundärelektroner, s k 6-rays, som har hög LET i området 10-30 Den fråga som inställer sig är hur LET-fördelningen hos den lokaliserade energin skiljer sig från den genomsnittliga i vävnaden. Vad man behöver veta år LET-fördelningen3 variation med avståndet från en punktkälla, eller speciellt medelvärdet inom och utanför en sfär med liten radie (cellkärnan). Pör varje enskild 0-partikel ökar LET med avståndet, eftersom partikeln bromsas ned. Om därför partikeln når utanför sfären så blir medel-let lägre inom sfären än den blir utanför. Om å andra sidan O-spektret har en stor lågenergikomponent, som väsentligen absorberas inom sfären, förutom en högenergikomponent, så kan LET bli större inom sfären än utanför. Den lokaliserade energins medel-let kan således bli såväl stcrre som mindre än den genomsnittliga i vävnaden, beroende på ^-spektrets form. Eftersom den biologiska effektens beroende av strålningens LET är ofullständigt känd, så uppstår problem med hur man kvantitativt skall behandla detta. Man kan emellertid använda sig av det förhållandet att en eventuell förhöjning av medel-let inte innebär att fördelningen sträcker sig utanför samma område som tidigare, dvs 0. 1-30 kev/ jjii, utan endast innebär an omfördelning inom

Blad 11 detta intervall. En övre gräns för effekten av förhöjd LET kan man därför få, genom att beräkna hur mycket dosen med normal LET-fördelning måste förhöjas för att energin som absorberas inom varje LET-område skall överstiga den som erhålls för den lokaliserade dosen. För att kunna göra en förenklad uppskattning kan man betrakta endast 6-rays, och således anta att t ex 1 rad av strålning där 40 % utgörs av 5-rays inte kan vara skadligare än 2 rad strålning där 20 % utgörs av 6-rays, eftersom energin absorberad i form L\V 5-rays då blir lika, medan den övriga absorberade energin med lägre LET blir mindre i det förra fallet. Detta torde i praktiken alltid innebära en över skattning, medan man teoretiskt kan tänka sig att fördelningen inom de båda grupperna "5-rays" och "övrigt" har förändrats så att detta inte blir fallet. Efter en uppdelning av den lokaliserade energin på två komponenter enligt ekv 6, så innebär det en överskattning att ange den första termen som helt bestående av 6-rays, eftersom dessa definieras som elektroner med energi mindre än 1 kev (H) och E i praktiken blir större än så. Vidare bör den andra termen i ekv 6 representera lägre LET än medelvärdet i vävnaden, eftersom dessa O-partiklar ej nedbromsas inom sfären. Det är därför en överskattning att anta denna energi bestående av samma andel o-rays som medeltalet i vävnaden. På detta vis fås en överskattning av andelen 6-rays i den lokaliserade energin, och man kan få en övre gräns för effekten av förhöjd LET genom att vid beräkningarna förhöja den lokaliserade energin i motsvarande grad. Por uppskattning av den normala andelen 6-rays i vävnaden kan man använda de beräkningar som finns sammanställda i (H) för vissa typiska nuklider. Sådana uppskattningar kan också göras med hjälp av (15). För exempel på beräkning med denna metodik, se nedan för 90 Sr.

Blad 12 III. Retarl och excitation hos den sönderfallande atomen I ett 3-sönderfall utsänds förutom 0-partikeln en neutrino. Beräkning av dotteratomens rekyl blir därför ett trekropparsproblem, för vilket man behöver upplysning om vinkelkorrelationen mellan do utsända partiklarna för att kunna bestämma fördelningen av rekylen. Sådana beräkningar har gjorts i vissa fall (7). Den maximala rekylen som erhålls kan dock lätt beräknas enligt formeln 2 541 E 536 E (ref 8) (7) M M där EL = rekylenergi i ev E_ = max-energi för ^-partikeln (MeV) M = atomvikt av dotterkärnan Dotteratomens excitationsenergi, s m är resultatet av (3-partikelns störande Inverkan på banelektronerna, kan beräknas enligt AE = 24.5 Z 1</3, lätta kärnor AE = 22.85 Z^5, tunga kärnor / pef (8 a) (8 b) där AE = excitationsenergi i ev Z = moderatomens atomnummer Detta är ett statistiskt medelvärde som inte utsäger något om fördelningen. Excitationsenergin kan få till resultat att elektroner "skakas" loss från de yttre elektronskalen så att dotteratomen blir multipelt laddad. I ref 10 finns fördelningar som visar sannolikheten för uppkomst av olika laddningar efter sönderfall av vissa radioaktiva atomer. Effekterna av rekyl och excitation på molekyler och de biologiska konsekvenserna är litet kända. Diskussioner i detta ämne finns i (2), (7) och (1O). Vid sönderfall via inre konversion och elektroninfångning, liksom ibland vid absorption av röntgenstrålning, uppstår en vakans i de inre elektronskalen. Denna vakans utfylls av en elektron från ett yttre elektronskal, överskottsenergin utsänds antingen som röntgenstrålning eller genom att en annan banelektron slås ut. Vid den senare processen uppstår två nya vakanser, som också måste fyllas från

Blad 13 högre liggande banelektroner osv (Augereffekten). Resultatet blir att dotteratonen blir multipelt laddad. Vid exempelvis sönderfall av X 135 > Cs 1 ^"^ ; (inre konversion) blir den sannolikaste laddningen av Cs ca 10 enheter, medan vissa sönderfall kan resultera i ända upp till 22 enheter (1O). Resultatet av ett sådant sönderfall i en molekyl blir troligen att dotteratomen laddar upp omkringliggande atomer och molekylen kommer att sprängas av elektrostatiska krafter ((7) och (1O)). De biologiska konsekvenserna av Augereffekten blir helt beroende av radionuklidens läge i det biologiska materialet. Eftersom me tall j one m a s roll i kromosomen är okänd, kan man bara gissa vilka effekter som uppstår. IV. Transmutationen Effekten av transmutationen av metall joner i kromosomerna kan man inte uppskatta så länge deras funktion är okänd. I vissa fall har dock dotteratomen ungefär samma egenskap att bindas av chelerare 90 Sr till som moderatomen. Detta gäller t ex transmutationen av 9 Y. V. Preliminär uppskattning av effekter på benmärg och gonader för ^ och 55 De dosförhöjningar som här kommer att beräknas gäller endast den fraktion av nukliden som absorberas av respektive benmärg och go- 90 nåder. Den stråldos som exempelvis benmärgen erhåller från Sr lagrat i skelettet blir naturligtvis inte förhöjd på detta vis. Vidare ingår implicit i beräkningarna att samtliga celler i vävnåden är identiska i alla avseenden. Om någon fraktion av cellerna i en vävnad koncentrerar nukliden i högre grad än de andra, så blir dosen till denna fraktion högre än vad beräkningarna ger vid handen. Sr och Fe finns i fallout och har även visats ha högre koncentration i cellkärnorna än i cytoplasman. Mätningar på tymus har visat att koncentrationen av Ca är 4 gånger så hög i kärnan 30m i cytoplasman, och mätningar av Pa-koncentrationen på larver av Drosophilia har givit värdet 10 (i). Ehuru extrapolationen från fluglarver till människa kan synas väl vågad, är dessa värden de enda författaren hittills funnit (ytterligare litteraturstudium nödvändigt).

Blad 14 Genom studium av histologi ska bilder i (12) har följande värden uppskattats för benmärg: 'Cellkärnornas radie = 3 p i Cellernas radie = 5 \m AO % av volymen utgörs av levande celler 12 Mängden INA per cellkärna i benmärg är 9.5 * 10" g (13). Man får då volymsandelen cellkärnor i vävnaden f k = 0.09 samt viktsandelen HJA i kärnorna = - 085 Histologiska bilder av testis från katt, i samma referens som ovan, visar att för systemet spermatogonier, spermatocyter coh spermatider ungefär samma storleksförhållanden råder som i benmärg, medan spermierna är åtskilligt mycket mindre. Samma data som i benmärg tilllämpas dock i denna rapport. För ovariema är strukturen så komplicerad att inget försök gjorts att beräkna dosförhöjningen annat än för förstadierna till ovum, där ovanstående värden också har applicerats. Enligt data ovan så sker vid jämn fördelning av nukliden 0.09 av sönderfallen i kärnorna. Om koncentrationen av nuklid i kärnan är 4 gånger så hög som utanför dessa, så får denna andel ett tillskott enligt ekv 3b med 0.09 0.09 4 + 0.91-0.09 =* 0.19 90 00 90 00 För övergången ^Sr > Y är medelenergin 200 kev och om man antar att all energi absorberas i vävnaden (räckvidd ~ 1 mm) B = 200 0.09 0.085 * 1.5 kev

Blad 15 För beräkning av lokaliserade energin så antas att '3-partiklar med energi under 12 kev absorberas helt i kärnan (räckvidd ~ 3 90 Numeriska beräkningar på spektret för Sr -> ^Y (fig 2) ger då f = 0.03, 2 = 6 kev, LET =0.43 kev/pjn för insättning i ekv 6: 7 r ' m E 1 = (0.03 6 + 0.97 0.43-3) 0.085 = (0.13 + 0.94) 0.085»0.1C kev Om vi multiplicerar mod en faktor 2 som marginal för inhomogenito ter i kärnorna så får vi E = 0.2 key och g 1.5*0.19 o.ao a1o,. dvs en dosförhöjning med 3 %» Om man antar att allt Sr finns koncentrerat till cellkärnorna så får man dvs fortfarande en i praktiken försumbar dosförhöjning. Detta resultat återspeglar det faktura att räckvidden för 3-partiklarna som 90 utsänds vid sönderfallet av Sr är relativt högenergetiska med lång räckvidd, så att endast en liten bråkdel av energin absorberas inom 90 90 en cellkärna. Eftersom B-partiklarna vid övergången Y - Zr har ännu högre energi (E 90 90 Sr > max =2.26 MeV) och är av samma slag som vid Y (unique first forbidden) och spektret således av ungefär samma form, så blir dosförhöjningen för denna övergång ännu mindre. Beträffande LET-fördelningen, kan man inte på ett enkelt vis avgöra om LET för den lokaliserade energin blir större eller mindre än genomsnittet i vävnaden. En övre gräns för effek+en kan dock erhållas som tidigare beskrivits. I (14) finns LET-fördelningen för 90 vars spektrum (Compton-elektroner) har stora likheter med Co, Sr. Andelen energi som absorberas i form av ö-rays med energi mindre än 1 kev erhålls ur deiina fördelning till ca 25 %, Enligt uträkningarna ovan så utgörs den lokaliserade energin till 16 % av p-partiklar

under 12 kev och till 84 % av 3-partiklar över 12 key. Om vi antar att den förra andelen utgörs av 6-rays till 100 % och den senare andelen till 25 % 9 så erhålls tillsammans 100 16/100 + 25 84/100 = 37 % 6-rays. Effekten av förhöjd LET bör således inte bli större än en förhöjd lokaliserad dos med faktorn 37/25»1.5* Insätts på så vis korrigerade värden i ekv 2 så blir de förut erhållna värdena 3 % respektive 13 % dosförhöjning förhöjda till 4.5 % respektive 20 %. Blad 16 Rekyl och excitation beräknas enligt ekv 7 och 8 b: Max energi Max rekyl excitation»sr-* 90 Y 545 kev 5» 2 ev ~ 100 ev *>Y _> *>Zr 2260 kev 45. 5 ev ~ 100 ev Dessa excitationsenergier är av sanna storlekaordning eetk E. enligt ovan (o«1 kev). Energimäseigt är således även dessa försumbara i jämförelse med energin som absorberas av ItfA vid jämn fördelning av nukuden (1.4 kev). Excitationsenergin på 100 ev motsvarar dock ca 3 jonisationer inom en mycket liten volym, men relativt lite är känt om hur excitationsenergin överförs på omkringliggande atomer» Rekylenergin för ^Sr > ^ Y är så liten att man kan föxmoda att Y sitter kvar i sin position efter sönderfallet. Sanmanfattnix]g8vi8 kan sägas att Sr troligen inte rsakar signifikant dosförhöjning på grund av att nukliden binds till kromosonezna» Effekterna av rekyl, excitation och transmutation kan dock orsaka skada vars storlek är osäker. sönderfaller med elektroninfångning, och följande data har hastats från ref 11: Medelensrgi 5.88 kev med följande fördelning 0.27 0.54 0.19 röntgen Angertlektroner Augerelektroner -5.2 irev ~ 5.2 kev < 0.6 kev räckvidd - 1.2 «1 pa

Blad 17 För en cellkärna med 3 pjn radie kan man göra approximationen att Augerelektronerna absorberas helt, medan röntgenstrålningen huvudsakligen absorberas utanför den betraktade cellkärnan: E ± = (0.73 ' 5.88) 0.085 = 0.37 B, := 5.88 0.09 0.085 = 0.045 (elev 6) (eirv 1) Med en koncentration i cellkärnorna som är 10 gånger så hög som utanför dessa, fås enligt ekv 4a och 4b K. 0 K. = 1 0.09 10 + 0.91 0.09 (10-1) 0.09 10 + 0.91 = 0.55 = 0.45 och enligt ekvation 2 0.55 * 0.045 + 0.45 * 0.37 0.045 = 4.25 dvs dosen till DNA blir 4.25 gånger så hög som vid jämn fördelning av samma mängd ^uklid. Vi har då förutsatt jänn fördelning inom kärnorna. Vid elektroninfangningen utsänds en neutrino med energin 217 kev och rekylen blir (andra termen i ekv 7 för en partikel utan restmassa) E 536 0.217 54.9 dvs försumbar. Excitationsenergin blir betydelsefull på grund av Augereffekten. Genom jämförelse med sönderfall av nuklider med ungefär samma atomvikt i ref 10, uppskattas den sannolikaste laddningsförändringen vid Fe > Tin till 4 enheter, medan sannolikheten för förändringar över 6 enheter uppskattas till ca 15 % Det är osäkert hur donna laddning överföre på omkringliggandc atomer och om den resulterande laddningsfördelningen förmår spränga sönder molekylen.

Blad 18 Sammanfattningsvis kon sägas att dosförhöjningen till ENA på grund av koncentrationsförhöjning av Fe till cellkärnorna kan bli signifikant. Under antagande att koncentrationen i kärnan är 10 gånger högre än i cytoplasman t-lii dosen till DNA ca 4 gånger högre än vid jämn fördelning av samma mängd nuklid. Dessutom tillkommer Augereffekten som potentiellt kan bryta sönder kromosomen vid läget för sönderfallet. Referenser 1. Kihlman Bengt A, Actions of Chemicals on Dividing Cells (Chapter 2 och 3). Prentice-Hall Biological Science Series/Englewood Cliffs, New Jersey (1966). 2. Biological Effects of Transmutation and Decay of Incorporated Radioisotopes, Proceedings of a Panel, Vienna, 9-13 October 1967. IAEA, Vienna (1968). 3. Cleaver J E, Thymidine Metabolism and H-Thymidine Suicide in Mammalian Cells (ingår i ref 2). 4. Burki H John and Okada S, Killing of Cultured Mammalian Cells by Radioactive Decay of Tritiated Thymidine at - 196 C. Rad Res L (1970) 409-424. 5. General Conclusions i ref 2. 6. Tägder K and Scheuermann W, Estimation of Absorbed Doses in the 3 14 Cell Nucleus after Incorporation of H or C-Labeled Thymidine. Rad Res 4J. (1970) 202-216. 7. Kacena V, Chemical Effects of Decay of Incorporated Radioisotopes (ingår i ref 2). 8. Strauss Bernard S, The genetic effect of incorporated radioieotopee, The transmutation problem. Rad Res 8 (1958) 234-247. 9. Serber R, The effect of atomic binding on nuclear reaction energies. Phys Res 87 (1952). 10, Snell Arthur H, The Atomic and Molecular Consequences of Radioactive Decay. a-pwy-ray Spectroscopy g (1965) 1545-1555 (editor: Kai Siegbahn)

Blad 19 11. Persson R Bertil R, 55 I?e, 9 Sr, 134 Cs, 137 CS and 21O Pb in the Biosphere. Radiological Health Aspects of the Environmental Contamination from Radioactive Materials in northen Sweden (Lund 1970). 12. Gillison Margeret, A Histology of the Body Tissues, second edition, E&S Livingstone Ltd (1966). 13. Handbook of Biochemistry, selected Data for molecular Biology (sid H 59). The Chemical Rubber Co (1968). 14. Howard-Flanders Paul, Physical and Chemical Mechanisms in the Injury of Cells by Ionizing Radiations. Biol Med Phys _6 (1958) 553-603. 15. Mozumder A, Charged Particle Tracks and their Structure. Advances in Radiation Chemistry, J[ (1969) (editors: Milton Burton and John L Magee), 16. Attix Prank H and Roesch William C, Radiation Dosimetry second ed, volume 1, sid 190. Academic Press (1968). r

!up.d 20 Figur 2 UlLiLL^Jl^i: rr-1 r- :; jililii^i^ni^?j^ 1 ^P'^I^^-_ii^^ia^-L^^^l-i^LllIUllLil^l^l^_UlI^ILLi^^:: I^I If^Ul^T 11 KiL!i^ilillf;HH^14^ i. : : : : :. \ :. :. : : : : : : : : : : : :. :! ; : FriTt: i rth rlti Tr; tlihtf t UTI "i?: jijt i I (T7T.: 7: : 1 f ::;;: ; : : :!^;ih;:i:-:!:t::llrnhsfx?! tttiumyj. t::ttt