Time resolution in scintillator based detectors for positron emission tomography

Abstract

Highest time resolution in scintillator based detectors is becoming more and more important in applications for high energy physics and medical physics. In the domain of medical photon detectors L(Y)SO scintillators are commonly used for positron emission tomography (PET). The interest for time of flight (TOF) in PET is increasing since measurements have shown that new crystals like L(Y)SO coupled to state of the art photodetectors, e.g. silicon photomultipliers (SiPM), can reach coincidence time resolutions (CTRs) of far below 500ps FWHM. Several commercial whole-body TOF-PET scanners further demonstrated that already a clear improvement in image signal to noise ratio (SNR) and contrast can be achieved with time resolutions of the order of 500ps. However, CTRs smaller than 100ps FWHM are necessary to benefit of the image SNR improvement to such a level where scanning times and radiation exposure to the patient can be significantly reduced. To achieve these goals it is important to study and understand the individual processes and the associated time evolution in the whole detection chain, i.e. the high energy particle or gamma interaction in the crystal, the scintillation process itself, the light propagation in the crystal with the light transfer to the photodetector, and the electronic readout. In this thesis time resolution measurements for a PET like system are performed in a coincidence setup utilizing the ultra fast amplifier discriminator NINO. We found that the time-over-threshold energy information provided by NINO shows a degradation in energy resolution for higher SiPM bias voltages. This is a consequence of the increasing dark count rate (DCR) of the SiPM with higher bias voltages together with the exponential decay of the signal. To overcome this problem and to operate the SiPM at its optimum voltage in terms of timing we developed a new electronic board that employs NINO only as a low noise leading edge discriminator together with an analog amplifier which delivers the energy information. With this new electronic board we indeed improved the measured CTR by about 15%. To study the limits of time resolution in more depth we measured the CTR with 2x2x3mm3 LSO:Ce codoped 0.4%Ca crystals coupled to commercially available SiPMs (Hamamatsu S10931-50P MPPC) and achieved a CTR of 108±5ps FWHM at an energy of 511keV. We determined the influence of the data acquisition system and the electronics on the CTR to be 27±2ps FWHM and thus negligible. To quantitatively understand the measured values, we developed a Monte Carlo simulation tool in MATLAB that incorporates the timing properties of the photodetector and electronics, the scintillation properties of the crystal and the light transfer within the crystal as simulated by SLITRANI. The simulations enabled us to predict the expected time resolution in each step of the detection process and hence explain the results from our measurements to a high degree and to explore the nature of all parameters affecting the time resolution. In agreement with previous works we then confirm that the time resolution is inversely proportional to the square root of the number of photoelectrons detected (n-) and proportional to the square root of the scintillation decay time (-d), i.e. CTR--(-d/n-) . The influence of the scintillation rise time (-r) on the CTR is strongly correlated with the single photon time resolution (SPTR) of the SiPM and the photon travel time spread (PTS) in the crystal. We could show that the CTR is proportional only to the square root of any of these three parameters if the influence of the other two parameters is negligible, e.g. CTR--(SPTR) if -r=0 and PTS=0 or CTR--(-r ) if SPTR=0 and PTS=0. In practice, however, due to the irreducible, non-zero, photon travel time spread in the crystal the CTR is less dependent on -r and the SPTR, if these two quantities are small and in the range of the PTS. In a further step we have measured the CTR as a function of crystal length under the same experimental conditions. While the 2x2x3mm3 LSO:Ce codoped 0.4%Ca crystal showed a CTR of 108±5ps FWHM, an increase in crystal length to 5mm deteriorates the CTR to 123±7ps FWHM, 10mm to 143±7ps FWHM and 20mm to 176±7ps FWHM. This degradation in CTR is caused by a gradually decreasing light transfer efficiency and a steady increase in photon travel time spread in the crystal. We showed that for increasing crystal length the deterioration in CTR is dominated by the loss in light transfer efficiency, i.e. the ratio of photons reaching the photodetector and the total amount of photons generated. On the other hand, the influence of the photon travel time spread is partly compensated by the gamma absorption delay time in the crystal. Although in our simulation the photon travel time spread does not increase significantly with crystal length, its overall influence still seems to be high. If we -turn off- in the simulation the PTS contribution for the 2x2x3mm3 crystal the CTR would improve from 110ps to 90ps. In PET, however, crystals with 20mm length or more are necessary in order to ensure an efficient detection of the 511keV annihilation gammas. To improve the CTR for longer crystals we tested the readout of a 2x2x20mm3 crystal on both extremities. After depth of interaction (DOI) corrections we obtained a CTR of 154±10ps FWHM. This method produces a CTR improvement of 22ps or 14% if compared to the single sided readout. The improvement is almost fully explained by a superior light collection with the double sided readout and supports our assumption that a loss in light transfer efficiency is the main cause for deteriorating the CTR with increasing crystal length. With our developed Monte Carlo simulation tool we also investigated a new type of SiPM, the fully digital SiPM. In this type of SiPM the time of detection of every single photoelectron is recorded. We showed that the fully digital readout of a SiPM with optimized time estimators can reach the intrinsic limit of the time resolution calculated from pure statistical considerations, i.e. the Cramér-Rao lower bound. In addition we pointed out that the best CTR achievable in analog SiPMs with microcell signal pile-up and leading edge discrimination can also be close to the intrinsic limit in time resolution. Our simulations further revealed that this CTR equality between analog and digital readout of SiPMs even holds for different crystal lengths, i.e. 3mm, 5mm, 10mm and 20mm. Consequently there is no preference for either a fully digital or analog readout of SiPMs for the sake of achieving highest time resolution. However, the best CTR in the analog SiPM is observed in a rather small range of optimal threshold values, whereas the fully digital SiPM provides stable CTR after roughly 20 incorporated photoelectron time stamps in the time estimator. This feature could make the digital readout immune to instrumental and SiPM noise in contrast to the leading edge time estimator used in analog SiPMs.

Die Zeitauflösung von Szintillator basierende Detektoren für Anwendungen in der Hochenergie- und Medizinphysik gewinnt an mehr und mehr Bedeutung. Im Bereich der medizinischen Gammastrahlungsdetektion und insbesondere für Positronen-Emissions-Tomographie (PET) werden L(Y)SO Szintillatoren häufig eingesetzt. Das Interesse für Flugzeitbestimmung (TOF) in PET steigt, seitdem Messungen gezeigt haben, dass mit Szintillatoren wie L(Y)SO gekoppelt an kürzlich entwickelten Photodetektoren, z.B. Silicon-Photomultiplikatoren (SiPM), Koinzidenz Zeitauflösungen (CTR) deutlich unter 500ps FWHM erreicht werden können. Desweiteren demonstrierten mehrere kommerzielle Ganzkörper TOF-PET Geräte, dass bereits mit Zeitauflösungen im Bereich von 500ps eine deutliche Verbesserung im Signal-Rauschabstand (SNR) des Bildes sowie im Bildkontrast zu erkennen ist. Jedoch sind Zeitauflösungen unter 100ps nötig um von den Verbesserung im Bild Signal-Rauschabstand derart zu profitieren, dass die Aufnahmezeiten und die Strahlenbelastung des Patienten deutlich verringert werden kann. Um dieses Ziel zu erreichen ist es wichtig den kompletten Detektionsvorgang und die verbundenen Zeitentwicklungen zu studieren und im Detail zu verstehen, das heißt die hochenergetische Teilchenstreuung im Kristall, den Szintillationsprozess, die Lichtausbreitung im Kristall mit der Übertragung zum Photodetektor und die dazugehörende Ausleseelektronik. In dieser Arbeit wird die Zeitauflösung in einer Koinzidenz Anordnung gemessen, welche in ihrem Aufbau dem realen PET System gerecht wird. Als Ausleseelektronik wird der Schwellenwertdiskriminator NINO verwendet. Unsere Messungen haben gezeigt, dass der von NINO generierte Ausgangspuls, welche Länge eine Funktion der Gamma-Energie ist, eine Verschlechterung der Energieauflösung für höhere SiPM Betriebsspannungen aufweist. Das ist eine direkte Konsequenz der höheren Dunkelzählrate (DCR) des SiPMs, wenn dieser mit höheren Vorspannungen betrieben wird, zusammen mit dem exponentiellen Abfall des Signals. Um dieses Problem zu lösen und um den SiPM mit optimalen Betriebsspannungen zu betreiben haben wir eine neue Elektronikplatine entwickelt, welche NINO als rauscharmen Schwellenwertdiskriminator nur dazu verwendet um die Zeitinformation zu ermitteln und einen analogen Verstärker dazu um die Energie Information zu messen. Mit dieser neuen Elektronik verbesserten wir die gemessenen CTR Werte um 15%. Um die Grenzen der Zeitauflösung genauer zu studieren führten wir Messungen mit einem 2x2x3mm3 LSO:Ce kodotierten 0.4%Ca Kristall durch, welcher mit kommerziell erhältlichen SiPMs (Hamamatsu S10931-50P MPPC) gekoppelt wurde. Mit diesem Messaufbau erzielten wir eine CTR von 108±5ps FWHM, für Gamma-Energien von 511keV. Der Einfluss der Elektronik und des Datenerfassungssystems auf die Zeitauflösung wurde zu 27±2ps FWHM ermittelt, und ist deshalb vernachlässigbar. Um die gemessenen Werte auch quantitativ zu verstehen haben wir eine komplette Monte Carlo Simulationsumgebung in MATLAB entwickelt, welche den Photodetektor und die Elektronik sowie die Szintillation und Lichtausbreitung im Kristall mit SLITRANI simuliert. Die Simulationen erlaubten uns die einzelnen Schritte im Detektionsprozess in Hinsicht auf deren Einfluss zur Zeitauflösung zu untersuchen und somit auch die Resultate unserer Messungen vorherzusagen. In einen weiteren Schritt erforschten wir den Einfluss aller Parameter auf die Zeitauflösung des Detektors. In Übereinstimmung mit früheren Arbeiten bestätigten wir, dass die Zeitauflösung invers proportional zu der Wurzel der detektierten Photoelektronen (n-) und proportional zu der Wurzel der Szintillationsabklingzeit (-d) ist, dass heißt CTR--(-d/n-) . Der Einfluss der Szintillationsanstiegszeit (-r ) ist dagegen stark korreliert mit der Einphotonen-Zeitauflösung (SPTR) des SiPMs und der Photonen-Transport-Zeitstreuung (PTS) im Kristall. Wir konnten zeigen, dass die Zeitauflösung nur proportional zu der Wurzel eines dieser Parameter ist, wenn der Einfluss der anderen Parameter vernachlässigbar wird, z.B. CTR--(SPTR) wenn -r=0 und PTS=0 oder CTR--(-r) wenn SPTR=0 und PTS=0. In der Praxis jedoch, aufgrund von der nicht reduzierbaren Photonen-Transport-Zeitstreuung im Kristall, ist die Zeitauflösung nur gering abhängig von -r und der SPTR, wenn diese zwei Parameter bereits klein sind und im Bereich der PTS. Der nächste Schritt war unter gleichbleibenden experimentellen Bedingungen den Einfluss der Kristalllänge auf die Zeitauflösung zu untersuchen. Mit dem 2x2x3mm3 LSO:Ce kodotierten 0.4%Ca Kristall erreichten wir eine CTR von 108±5ps FWHM. Wenn der Kristall auf 5mm verlängert wird verschlechterte sich die CTR auf 123±7ps FWHM, 10mm auf 143±7ps FWHM und 20mm auf 176±7ps FWHM. Die Verschlechterung in der Zeitauflösung wird prinzipiell verursacht durch eine graduelle Abnahme in der Lichtübertragunseffizienz und durch eine Zunahme in der Photonen-Transport-Zeitstreuung. Wir zeigten das die Verschlechterung der Zeitauflösung mit steigender Kristalllänge zum Großteil durch die Abnahme in der Lichtübertragungseffizienz verursacht wird, dass heißt durch das Verhältniss der Photonen welche den Photodetektor erreichen zu der Gesamtheit an Photonen produziert. Die Photonen-Transport-Zeitstreuung ist im Gegensatz teilweise kompensiert durch den Gamma-Absorptions-Zeitverzug im Kristall. Wenngleich unsere Simulationen zeigen das die Photonen-Transport-Zeitstreuung nicht wesentlich zunimmt für längere Kristalle, ist ihr Einfluss dennoch groß. Wenn wir in der Simulation die PTS für den 2x2x3mm3 Kristall -abschalten-, würde sich die CTR von 110ps auf 90ps verbessern. In PET, Kristalllängen von 20mm oder länger sind nötig um eine ausreichende Detektionseffizienz der 511keV Gamma-Photonen zu erreichen. Um die CTR für länger Kristalle zu verbessern haben wir an beiden Enden eines 2x2x20mm3 Kristalls einen SiPM montiert und erreichten nach Interaktionstiefen-Korrekturen (DOI) eine Zeitauflösung von 154±10ps FWHM. Dieses Resultat stellt eine CTR Verbesserung von 22ps oder 14% dar, verglichen mit der einseitigen Messung des Kristalls. Die CTR Verbesserung ist fast ausschließlich erklärbar mit einer höheren Lichtausbeute der Zweiseiten-Messung und bekräftigt unseren zuvor gefundene Zusammenhang, dass die Abnahme in der Lichtübertragungseffizienz die Hauptursache für die CTR Verschlechterung mit längeren Kristallen ist. Mit der Hilfe der entwickelten Monte Carlo Simulation untersuchten wir auch einen neuen Typ von SiPM, den vollständig digitalen SiPM. In dieser Variante von SiPM kann die Zeit jedes einzelne detektierte Photoelektrons gemessen werden. Wir haben gezeigt, dass mit optimierten Zeit-Schätzern dieser digitale Ansatz in der Lage ist das intrinsische Limit der Zeitauflösung zu erreichen, welches mit reinen statistischen Überlegungen, wie dem -Cramér-Rao lower bound-, berechnet werden kann. Darüber hinaus sind wir zu dem Ergebniss gekommen, dass der analoge SiPM, in welchem die Mikrozellen-Signale überlagert werden, auch in der Lage ist das intrinsische CTR Limit zu erreichen. Von unseren Simulationen lernten wir desweiteren, dass die Gleichheit in der erzielten Zeitauflösung für den digitalen und analogen SiPM auch für verschiedene Kristallängen gültig ist, das heißt für 3mm, 5mm, 10mm und 20mm Länge. Folglich kann keine Präferenz zwischen analogen und digitalen SiPM gegeben werden, wenn es nur darum geht beste Zeitauflösung zu erhalten. Jedoch soll bemerkt werden, dass der analoge SiPM die beste Zeitauflösung in einen eher kleinen Schwellenwerte-Bereich liefert, wohingegen der digitale SiPM eine stabile Zeitauflösung nach ungefähr 20 in den Zeit-Schätzer eingebundenen Photoelektronen zeigt. Dieses Merkmal könnte den vollständig digitalen SiPM stabiler gegen elektronisches Rauschen und im SiPM künstlich erzeugte korrelierte und unkorrelierte Photoelektronen machen.