コヒーレント単色Ｘ線の医療応用から８.６ＧｅＶに増強するに伴って、不用となった電子
リニアック本体の一部を、旧日本大学原子力研究所（現日本大学量子科学研究所電子線利用研究施設）

日本大学大学院総合科学研究科

佐藤勇に移設して、ＦＥＬ発生装置の建設を開始した。このＦ
ＥＬ計画は、電子銃、プレバンチャー、バンチャー、レ

１．はじめにギュラー加速管で構成される極普通の電子リニアック

日本大学では、１９５６年に古田会頭原子力研究を の構成で、且つ、短パルス用クライストロン（パルス幅：
推進するために、湯川秀樹博士らの協力を得て、１９５２.５μS）をパルス幅２５μＳで動作させ、短波長自由７年に原子力センターを創立し、１９６３年に核融合を 電子レーザー（発振波長：０.３～６μｍ）を発振させる目的とする原子力研究所を設立した。湯川博士がが 常識から外れた無謀とも思える試みであった。
んに罹病すると、１９７５年に、理工、医、歯学部の合同

当然、不測事態が予想され電子線利用研究施設（Ｌでπ中間子の短寿命と特異な電離損失を活用したがＥＢＲＡ）では、そのために、ＫＥＫと共同研究を提携し、ん治療計画（π計画）が企画され、熊谷寛夫博士を招 クライストロンの高周波窓の故障やパルス電源などの請し、原子力研究所にπグループが結成された。当 不安定性などに対峙し、電子リニアックの高度化研究
初、治療用加速器は電子リニアックを基盤に進められを進め、１９９９年には電子リニアックの長パルス運転にたが、グループリーダーの熊谷博士は不幸にも途中で 成功した。一方、学内研究者から高性能なＸ線源が欲逝去された。１９７８年原研から物理部長の塚田博士が しいとの要請があり、ＦＥＬと同様に可変波長で高輝度グループリーダーに就任され、１９８２年には治療用加単色Ｘ線発生が可能であるパラメトリックＸ線放射（ＰＸ

速器はＣＷマイクロトロンに変更され、科学技術庁より Ｒ）の開発研究に着手した。この間、ＦＥＬ発振を試み
科学技術振興調整費の助成を受け、３５ＭｅＶマイクロ たが、加速器を運転中にアンジュレーターの永久磁石
トロンがモデル加速器として建設されました。１９８４年、 が電子ビーム照射による放射線損傷を受け、使用不高崎市に中間子ガン治療施設の誘致を申し入れたが、 能になった。急遽、アンジュレーターの周期長と周期
１９８５年には塚田博士が逝去されて、１９８８年に後任 数を変更し、永久磁石を交換するとともに、同時に、ビに東北大から鳥塚賀治博士が就任し、π計画を推進 ームプロファイルモニターや一ビーム位置モニターもされましたが、しかし、治療用マイクロトロンには莫大建 直接可視方式から間接計測方式に切り替えた。
設費を必要と、且つ治療経費が高額なることから、建２０００年４月に、ＬＥＢＲＡは私立大学学術高度化の設資金調達の目途が立たず、π計画は断念せざるを 研究拠点に選定され、また「可変波長高輝度単色光得なかった。３５ＭｅＶモデルマイクロトロンは長波長自 源の高度利用の研究」が私立大学学術研究高度化推
由電子レーザーの電子ビーム源に転用することになっ 進事業（学術フロンティア）に採択され、ＦＥＬやＰＸＲた。しかしながら、マイクロトロンの電子ビーム強度は の特色を最大限に活用する共同利用実験を推進する
微弱で、増強の見込みが立たないため、高エネルギ ことになった。（光源の配置は図１を参照）
ー物理学研究所（ＫＥＫ）の協力を得て、マイクロトロン

２００１年３月にはＦＥＬ実験棟も完成し、４月にＦＥＬの電源を電子リニアック用に改造し、１２５ＭｅＶ電子リ 発振実験を再開し、２００１年５月、ＦＥＬ１.５μｍの波
ニアックを機軸とする短波長自由電子レーザー（ＦＥＬ） 長発振に成功したが、発振は非常に不安定で共同利に移行した。１９９６年に高エネルギー加速器研究機 用実験に提供できる状態ではなかった。その主な要因
構（ＫＥＫ）と共同研究を提携し、ＫＥＫがＢファクトリー は、ＦＥＬ共振器ミラーの多層膜にあり、ＦＥＬが発振し計画を進めるために入射器のエネルギーを２.５ＧｅＶ レーザー強度が上昇すると多層膜の耐性限界を超え瞬時に多層膜が破損し、レーザー発振が停止した。共 源であることを明らかにした。一方、イメージング撮像
振器のミラーを多層膜ミラーから金属ミラーに交換し、に要するＸ線照射の実時間が非常に短いことから、Ｐ

且つ、クライストロンパルサーの直流高圧電源を再調

ＸＲは高輝度Ｘ線源であることを示めした。

整など、自由電子レーザー発生システムと電子リニア

現在、１００ＭｅＶの電子ビームでＳｉ単結晶（１１１）並ックの高周波源の抜本的な改良と性能向上を重ねたびに（２２０）を照射すると、４～３４ｋｅＶのエネルギー可

結果、ＦＥＬ発振は安定し、可変波長ＦＥＬとしては世 変範囲の空間干渉単色Ｘ線が得られている。また、こ界最短波長発振領域（８００～６０００ｎｍ）を担う、世界 れらのＸ線は共同利用実験に供与している。
最大のＦＥＬ実験施設（ビームライン９本）が完成し、２０
０３年１０月、共同利用実験を開始した。更に、この高Reference[１] Y. Hayakawa, et al., Phys. Soc. Jpn. 67 (1998) 1044.
性能の電子ビームを使って、可変波長の単色Ｘ線源 [２] Y. Hayakawa, et al., Nucl. Instr. and Meth. B227の開発を進め、２００４年４月、共同利用実験が可能な (2005) 32[ ３ ] T. Kuwada, et al., “Phase Contrast Imaging of
ＰＸＲの実用化に成功した。また、ＰＸＲの基本特性を Biological Materials Using LEBRA-PXR”, SRI2006 The
計測する課程に於いて、ＰＸＲはブラック条件を満たす Ninth Inter. Conf. on Synchrotron Radiation, May 28-June,
2006 Daegu, Korea.
方位に対してＸ線エネルギーが一次関数的に僅かに変化する準単色Ｘ線源[１]であることを示し、更に、動植 ２. パラメトリックＸ線放射(PXR)の沿革
物のイメージング映像[２、３]からブラック条件を満たす方

１９５７年に、ソ連のFainbergとKhizhnyakは、誘電率向に放射されるＸ線波束は空間コヒーレンスに富むＸ が周期的に変化する媒体を荷電粒子が通過すると特線（位相の揃ったＸ線）、即ち、ＰＸＲが空間干渉Ｘ線 異なＸ線が発生することを示唆１）した。この種の放射は、

１９７０～１９８０年代に、濃縮された媒質中の高エネル
２）2) M. L. Ter-Mikaelian, “High-energy electromagnetic

ギー電磁プロセス 、高エネルギー粒子の結晶中のprocesses in condenced media”, Inter science tracts on

チャネリング、放射と反応３）、Ｘ線のトランジション放射

physics and astronomy “(Wiley-Inter science, New York,

４，５，６）

現象

として、加速器ある世界中の至るところで研1972)究された。又、ソ連では、１９８０年代の後半から、ブラ

3) V. G. Baryshevsky, Channeling, radiation and in

ック角近傍の実験として、Tomskの９００ＭｅＶ電子シン

crystals at high energies (BGU, Minsk, 1982)

クロトロンによるパラメトリックＸ線放出（ＰＸＥ）７）、或い

4) G. M. Garibyan and C.Yang, “X-ray transitions

は、Kharkovの２５ＭｅＶ電子リニアックによるパラメトリ

radiation” (Arm. SSR. Erevan, 1983 )ックＸ線放射（ＰＸＲ）の大まかな特性８，９，１０）が測定さ

5) D. Dialetis, Phys. Rev. A 17 (1978) 1113.

れた。一方、A.V.Shchaginらは、Kharkovの電子リニア

6) I. D. Feranchuc and A. V. Ivashin, J. Phys. 46 (1985)

ックと分解能の良いＸ線検出器を使って、ＰＸＲ特性を

1981.

測定し、その詳細構造

１１）7) A. N. Didenko et al., Phys. Lett. A 100 (1985) 177.

を明らかにした。

ＰＸＥ、或いは、ＰＸＲは高エネルギーの電子ビーム

8) Yu. N. Adishchev, et al., Nucl. Instr. Meth. B 21 (1987)

で単結晶を照射すると、電子ビームが制動されて輻49.

射するγ線以外に、単結晶中を荷電粒子が通過する

9) R. O. Avakyan, et al., Pis’ma Eksp. Teor. Fiz. 45

ときに発生する光子の振る舞いが、チェレンコフ光に(1987) 313.

よく似た性質の X 線を発生するので、

10) D. I. Adejshvili, et. al., Dokl. Akad. Nauk SSSR 298

quasi-Cherenkov と称している。しかし、ＰＸＲの存在(1988) 844.

は、シンクロトロン放射の陰に隠れて話題に上らなか

11) A.V. Shchagin, V.I. Pristupa and N.A. Khizhnyak,

ったが、ソ連で１９８０年代に、この X 線が単色に近い

Phys. Lett. .148 (1990) 485.

特性をもつことが実験的に確かめられると、次第に注

12) H. Nitta, Phys. Lett., A 158 (1991) 270-274.

目されるようになった。

13) I. Endo, et al., Phys.Rev., E 51 (1995) 6305.

日本では、学芸大の新田 １２） が結晶内の Maxwell

14) Y. Hayakawa, et al., Phys. Soc. Jpn. 67 (1998) 1044.

方程式の摂動解を基本に結晶内で相対論的電子か

15) I. Sato et al., The 13th Sym. on Accel. Sci. and Tech.,らのコヒーレント放射（ＰＸＲ）を解析的に表示すること

Osaka, Japan, (2001) 117

１３)

試み、広島大の遠藤 、京都大の早川

１４）

のグループ

は、核研の電子シンクロトロンや京大の電子リニアック

16) Y. Hayakawa et al., Nucl. Instr. Meth. B 227 (2005)
32-40.

使ってＰＸＲ計測実験を行った。しかしながら、これらのＰＸＲは、発生源でγ線や中性子などの２次放射線

３．ＰＸＲの発生メカニズムも同時に発生するために、ＰＸＲを放射線シールドで２０００年４月、電子線利用研究施設では、図１に示すように、ＦＥＬ発生装置とＰＸＲ発生装置を並立させ、また、図２の如く、高エネルギー電子ビームで第１単結晶を照射しパラメトリックＸ線放射（ＰＸＲ）を発生させ、そのＰＸＲを第２単結晶で捕獲し電子ビームと同一方向にブラック反射させて、常にＰＸＲを定方位に取り出すシステムを構築し、２００４年４月、その実用化実験に成功した。
単結晶に高エネルギー電子を入射すると、単結晶を周期構造に形成する原子の電子群は、図３に示す
ように、入射電子の近接電場で強く摂動され分極振囲い、これらの放射線と分離していたので、機動性と多様性を欠き、共同利用実験などの X 線源としては活用されていなかった。

Reference
1) Ya. B. Fainberg and .A. Khzhyak, Zh.Eksp.Fiz.32(1957) 883

動する。
電子ビーム、γ線、中性子
回転
電子ビーム
Ｓｉ（１１１）面
放射線シールド

第１単結晶
パラメトリックＸ線

回転と移動

第２単結晶

図２ パラメトリックＸ線放射実用化の基本構成

非励起原子

励起原子

電子
電子軌道
単結晶

図３ 飛行電子による単結晶原子の分極励起
その振動波は、図４に示すように、電磁波として同心円状に拡散する。特に、入射電子が単結晶中をＡからＢまで飛行する間に、単結晶中の原子の多数が電子の近接電場で摂動され分極振動するが、その振動波（電磁波）の位相速度は、電子速度より速いので、電磁波はドップラー効果により、入射電子の進行方向に対する方位角度で、その波長が異なり、電子の進行方向（前方）に近い方位角ほど、振動間隔が狭く短波長となる。
一方、図５に示すように、格子面間隔ｄの単結晶の周期構造に配列された原子間を、結晶格子面に対する入射角θで高エネルギー電子が通り抜け、原子の摂動振動波が互いに干渉し、その干渉波成分が入射電子と同方向に進行し、干渉波の波長をλとすると、この干渉波は、下記のブラッグ条件
２ｄｓｉｎθ＝ｎλ（１）を満たすことになる。即ち、この干渉波は格子面に対して角度θ（電子の進行方向に対して２θの角度）に反射される。
単結晶中を伝搬する振動波は、単結晶格子面で、ブラッグ条件を満たすように、透過と反射を繰り返して、単結晶の周期構造場で選別濾波されながら、最終的には結晶面から単色近い位相の揃ったＸ線として放射されるとも言える。即ち、単結晶の原子は、入射電子で摂動され、電磁波を放射し色々な波長の電磁波が合成されるが、それらの電磁波は単結晶の周期構造場（バンドパスフィルター）で濾波され、特定の方位角には、特定の電磁波が放出される。
従って、振動波は、常に格子面で単結晶中を反射波と透過波に別れて拡散するが、図５に示すよ
うに、反射波と透過波の何れの振動波の位相面も幾何学的に揃い、可干渉性の特性を有することになる。単結晶に入射した電子の電荷が単結晶原子の殻内電子群を分極摂動（電子群と相互作用）させることは、電子の運動エネルギーが単結晶原子の電子群の分極振動エネルギーとして原子に推移したことを意味する。

波動の位相測度＞電子速度２θ

反射Ｘ線
Ｘ線束の位相
B1
単結晶面

Ｃ
θ
ｄ

θ

θ θθ
θ θ

ｄ

Ａ

電子軌道

Ｂ

結晶面

電子

P2

θ

ｄ

電子

B2

P1

Ａ

電子軌道

C

反射Ｘ線

P3
θ

B3
θ
B4

搬送Ｘ線

θ

S0
S1
S2
S3

透過Ｘ線

単結晶
図６
振動波紋面
図４

電子の移動と分極振動波の波紋

反射Ｘ線

θ～結晶格子面に対する電子の入射角

単結晶面

Ｘ線束の位相面

透過Ｘ線
電子軌道

θ

θ

θ

分極振動波
分極振動原子ｄ～結晶格子面間隔

単結晶原子

ｄ
ｄ
ｄ
ｄ
ｄ

図５ ブラッグ条件を満たす分極振動波の位相面
図６には、可干渉Ｘ線（空間干渉単色Ｘ線）発生の概念図を示す。定性的には、単結晶の格子面のＡ点
からＣ点に向けて角度θで斜入射した電子によって、電子軌道に隣接する単結晶の原子が摂動され分極振動するが、電子の進行方向と同方向の分極振動波
成分は、恰も入射電子の搬送波の如くに振る舞う。搬
送波が結晶格子面で反射するとき、（１）式のブラッグ
条件を満足しなければならない。この場合、格子面で反射された搬送振動波の位相が、Ｂ１とＢ４を結ぶ線上
で同相になることを、幾何学的に証明することは、容易である。

空間干渉Ｘ線の概念図

定量的に説明するには、入射電子と単結晶周期
構造場の間に、エネルギーと運動量の二つの保存則が成立しなければならないので、複雑な証明が必要になる。
例えば、電子が結晶に入射する前後のエネルギ
ーをＥ、Ｅ’、分極振動波エネルギーを ħωとすると
Ｅ＝Ｅ’＋ ħω
（２）で記述される。ここで、ωは摂動角振動数、ħ はプランク常数で ħ＝ｈ/２πである。
一方、運動量ｐの電子が、単結晶の周期構造場である格子面に垂直な逆格子ベクトルｇ との相互作用して、波数ベクトルｋの光子を放出しＰＸ
Ｒとなると仮定すると、電子の運動量がｐからｐ’に推移した場合、その関係式は
ｐ＋ħｇ＝ｐ’＋ ħｋ（３）と記述される。一方、相対論的な電子の運動エネ
ルギーＥ、Ｅ’と運動量ｐ,p’の関係は不変質量保存則から
Ｅ ２＝（ｐｃ）２＋（ｍ０ｃ２）２（４）
Ｅ’2＝ （ｐ’ｃ）２＋（ｍ０ｃ２）２（５）で与えられる。ここで、（４）と（５）の差をとるとＥ ２-Ｅ’2＝（ｐｃ）２－（ｐ’ｃ）２（６）（Ｅ－Ｅ’）（Ｅ＋Ｅ’）＝（ｐｃ－ｐ’ｃ）（ｐｃ＋ｐ’ｃ） （７）となる。一方、エネルギーや運動量の推移量が小さい場合には、E＋E’～2E、ｐ＋ｐ’=2p と近似できる。
ここで、（７）に（２）と（３）を代入すると

ｍ０γｃ２ħω＝ｍ０γｃ２ｖ・ħ（ｋ－ｇ）（８）と記述される。但し、 ｍ ０ は電子の静止質量、γはローレンツ因子γ＝（1－(v/ｃ)２）－１／２＝Ｅ＋ｍ０ｃ２/ｍ０
ｃ２、ｖは電子速度である。
（８）からωは
ω＝（ｋ－ｇ）・ ｖ＝ｋｇ ・ｖ（９）と記述できる。但し、ここで、ｋｇは電子が単結晶
原子を摂動する励起子（虚光子）の波数ベクトルとする。
（９）の左辺項の ω は電磁波（実光子）の角振動数であるから結晶の誘電率をε０とすると、
ω＝｜k｜（cε０-1/2）＝｜k｜c*（１０）と記述される。但し、c*は結晶中の振動波（光子）の伝搬速度である。振動波のエネルギーは、最終的に
ħω＝ħ c*｜ｇ・ｖ｜/（c*－ｖ・Ω）（１１）で表される。ここで、Ωは放射振動波の放出方向に於ける単位ベクトルであり、Ω＝ｋ /｜ｋ｜で記述[4, 5]される。

Reference[1] M. L. Ter-Mikaelian: High-energy electromagnetic
processes in condensed media (Wiley-Interscience,
New York, 1972) 332.
[2] A. V. Shchagin, V. I. Pristupa and N. A. hizhnyak:

条件を満たすならば、(１１) の放射振動波のエネルギ

Phys. Lett., A 148 (1990) 485.
[3] H. Nitta: Phys. Lett. ,A 158 (1991) 270.

ーħω とBragg 回折によって散乱されたX線エネルギ

４. ＰＸＲの基礎実験

入射電子と放射振動波の放出方向が正確にBragg

ーが等しくなる。このことは、Bragg 角を制御すること

図２に示すように、高エネルギー入射電子が発生によって、振動波エネルギーの選択が可能であること

する２次放射線（γ線、中性子など）とＰＸＲを分離すを意味する。
一方、運動エネルギーＥの電荷ｅ、質量ｍの粒子がｎ個、厚さＬの単結晶を通り抜けるときに、単位立体角ｄΩに放射される量子数ｄＮは、摂動論の一次近似によると
ｄＮ/ｄΩ＝{ｅ２ｎωＬ|χg(ω)|2/（2πħε０3v(c*－ｖ・Ω）)}
×｛|(ω/c*)Ω×((ω/c*2)ｖ＋ｇ)|2｝×｛|( ω /c*) Ω ⊥ - ｇ ⊥ |2 ＋( ω / ｖ ) ２ [γ －2 ＋(v/ｃ) ２ （１－ε）］｝－１（１２）

ることにより、ＰＸＲの詳細な基本特性の計測が容易になり、図７に示すような簡単な実験システムでＰＸＲの基礎実験が行われた。
放射線シールド゛
資料＆
ＩＣカード

電子ビーム
ＰＸＲ

と複雑な式で記述される [1,2,3] 。 ここで、v＝|v|で第２単結晶あり、Ω ⊥とｇ⊥はｖに垂直なΩとｇの成分である。また、
χg(ω) は、電気感受率の可変部分のフーリエ成分
であり、
（１３）
χg(ω)＝－（４πｅ２/ｍω２）（Ｆ（ｇ）/Ｖ）
で与えられる。ここで、Ｆ（ｇ）は結晶の構造因子であり、Ｖは単位ベクトルの大きさである[3]。また、電気感受率の一定部分は、χ０＝１－ε０で表される。
一方、速度 v の電子ビームが Bragg 角θ で逆格子ベクトル g を持つ単結晶に入射すると、PXR エネル
ギーħωは、(１１)を２次元表記に変換すると
ħω＝ħｃ＊|ｇ|ｓｉｎθ/（１－βｃｏｓφ）（１４）と記述される。ここで、βはβ＝|ｖ|/c*、φは入射電子の進行方向に対するＸ線の放射角である。
ここで、（１４）を角度φで微分するとｄ（ħω）/ｄφ＝－ħｃ＊|g|βsinθsinφ/(1－βcosφ)2≒－ħωｓｉｎφ/（１－ｃｏｓφ） （１５）となる。ここで、φ＝２θの場合、放射振動波のエネ
ルギーはブラッグ条件を満たすエネルギーに等しくなる。即ち、ħωＢ は
ħωＢ＝ħｃ＊|g|/２ｓｉｎθ（１６）と記述できる。振動数を波長λで表示すると、（１６）は（１）となる。

第１単結晶

IP＆Ｐｄａ．
実験室

図７

加速器室

ＰＸＲの基礎実験システムの配置図

図８は、ＰＸＲでポラロイドフィルム（Ｐｏｌａ．）を照射して得られたＸ線吸収画像である。左右の明暗を分ける
線はフィルムに含まれる臭素（Ｂｒ）の共鳴吸収端を示している。画像はＰＸＲの２次元的なエネルギー分布を表わしている。垂直方向のエネルギー分散は非常に小さく、水平方向のエネルギー分散は一次関数的に分布している。また、図８には、共鳴吸収端の左側に拡張Ｘ線吸収詳細構造（ＥＸＡＦＳ）が確認でき、ＸＡ
ＦＳをイメージングとして捉えられることを示唆している。
ＰＸＲ強度の角度分布とエネルギー分布の計算結果を示す図９と定性的に一致することを証明され、ＰＸＲが準単色Ｘ線源であることを実験的に実証[９]した。

得られることを示している。この画像には、図８と同様に、イメージングプレート（ＩＰ）に含まれるＢｒ共鳴吸収
端が明暗を区分けするラインとして現れている。

臭素のＸ線吸収端
図８ ポラロイドフィルムで最初に撮像したＰＸＲ

図１０ ７ｋｅＶＰＸＲで撮像した桜の葉

図９ブラック角７.５度のＰＸＲスペクトル

図１０は、サクラの薄い葉をＰＸＲで撮像した画像である。軽い元素で形成される薄い生体組織の詳細な構
造は低エネルギー単色Ｘ線で撮像するとコントラス良い画像が得られることが分かる。図１１は、同様な考えから、１３.５ｋｅＶのＰＸＲでＩＣカードとアルミ箔（２４、４８、
９６、１９２μｍ）を照射し、イメージングプレート（ＩＰ）で撮影した吸収画像である。指向性の強い準単色Ｘ線を使うと、コントラストの良いＩＣカード内部回路画像が

図１１ １３.５ｋｅＶＰＸＲで撮像したＩＣカード
次に、ＩＰを移動させて撮像する伝搬法の例を示すと、図１２のような実験配置になる。

試料
移動

放射線シールド゛
電子ビーム 第１単結晶
ＰＸＲ
第２単結晶

ＩＰ２

ＩＰ１

実験室

加速器室
図１４（ａ） ２ｃｍ（ｂ） ４０ｃｍ（ｃ） ２２０ｃｍ

図１２ 伝搬法の実験システムの配置図
図１３（ａ）は図１２のＩＰ 2 、図１３（ｂ）は図１２のＩＰ １の位置で、それぞれイメジングプレート（ＩＰ）を用いて撮像した蜘蛛のＸ線画像であり、撮像場所がＩＰ１からＩＰ２へ移動すると蜘蛛の軟組織構造のコントラスト像が明確に写し出された。

図１３（ａ） ＩＰ２の画像

５．Ｘ線の位相差強調計測法について
ブラック条件を満たす方向に放射されるＸ線波束は可干渉性に富むＸ線（位相の揃ったＸ線）であることを想定し、動植物のイメージング映像[１、２]から突き止めることができた。更に、位相の揃ったＸ線の特性を活用すると、可視光領域の位相差顕微鏡とは異なる撮像物内の断層画像が得られる。図１４に示す計測システムは、単結晶にＸ線を照射すると、単結晶のブラック条件を満たす
方向にＸ線が反射され、単結晶の格子定数と反射角度
からＸ線の波長が測定できる。また、Si 単結晶を僅かに回転すると検出器のＸ線強度が a、b、c、d、e の曲線のように変化する。この強度分布（ロッキング曲線）から単結晶のブラック方位角、或いは、単結晶の構造が明らかな場合は X 線エネルギーを測定できる。この計測シス
テムを使って、ＰＸＲの位相に関する基礎的実験が継続され、ＣＣＤカメラやイメージングプレート（ＩＰ）を使って、色々な試料の位相コントラスト画像や屈折コントラスト画
像を撮像し、これらの画像を分析し、ＰＸＲが可干渉性Ｘ線源であることを実証[３]した。

図１３（ｂ） ＩＰ１の画像

僅かに回転

図１４（ａ）、（ｂ）、（ｃ）には、試料（トカゲ）から２ｃｍ、４０ｃｍ、２２０ｃｍ離れた距離にＩＰをそれぞれ、セットして撮像した画像を示す。特に、この画像はトカゲの骨

検出器

試料

a b c

パラメトリックＸ線と軟組織の屈折率の違いによるＸ線位相差が距離によって異なることを示している。これらの特異な現象は、

de

骨の屈折率の差によって、Ｘ線が集束する距離が違うことを示唆している。また、この現象は、Ｘ線源の波束位相が揃っていることを示し、蜘蛛の軟組織によってＸ線が屈折されてフォーカスしコントラストが強調されたことを意味する歴史的な画像である。

シールド

CCD カメラ

蜘蛛の軟組織やトカゲの骨でＸ線が屈折されて出現した現象と考えられる。 即ち、蜘蛛の筋肉とトカゲの

Ａ点

Ｓｉ単結晶

ロッキング曲線

Sample－Analyzer：85mm，
Analyzer－II-CCD：730mm

図１４ ＤＥＩ法によるＸ線撮像の配置図
Ｘ線の位相が揃っている場合は、計測システムのＡ
点に試料を置いて撮像すると試料の構造がより強調された屈折コントラスト像として撮像できる。この測定法を回折現象が強調されるイメージング撮像法（Diffraction
Enhance Imagining, DEI）と称している。

図１５ａ）～（ｅ）には、ＤＥＩ計測法を用いてＣＣＤカメラで撮像したトカゲ頭部の屈折コントラス像を示す。また、
図１５f)にはトカゲの全体像を示す。図２３（ａ）に記述した＋２０Ｐは、図１４に示したＤＥＩ法でアナライザーとして用いられるＳｉ単結晶をゴニオメーター上で回転させる方向とパルスモーターに送るパルス数を意味し、単結晶の回転角は１０パルス＝１/１０００度である。また、2 分
×２０は、２分間照射の撮像を２０回分重ねた画像を意味する。
図１５（ａ）はトカゲ頭部半面の表皮コントラスト像、図１５（ｃ）はトカゲの頭部中央断面までの硬組織と軟組織の複合構造を透過コントラス像、図１５（ｅ）はトカゲ頭部の反対面までの硬組織と軟組織の複合構造を透過コント
ラス像、並びに反対面の表皮コントラス像を、それぞれ示しているように見える。

か否かによって、そのコントラスト像が大きく変わる。
図１６には、プラスチックなどの軽元素から成る平板材と凸凹した板材に非干渉Ｘ線と干渉Ｘ線を照射すると、吸収コントラスト画像と位相コントラスト画像が形成される相違を示す。軽元素を被写体とするＸ線画像では、Ｘ線の吸収率が低いために画像に吸収コントラス
トが出ない。これが白色Ｘ線では筋肉組織などのコン
軽元素の平面板
検出器
非干渉性Ｘ線
吸収コントラス
干渉性Ｘ線

軽元素の凹凸板
検出器
干渉性Ｘ線
位相コントラス

図１６ 吸収コントラストと位相コントラスの相違

図１５（ａ）－１０Ｐ
2 分×２０（ｂ） －５Ｐ
１分×１０（ｃ） ０Ｐ
１分×２０

トラスト画像が得られない理由である。
図１７には、単色Ｘ線エネルギーと物質電荷（原子番号）に対する位相シフトコントラストと吸収コントラスト
１０５

位相シフト係数
１０４
相

１０３

互
作 １０２
用
係

図１５（ｄ） ＋５Ｐ
１分×１０（ｅ） ＋１０Ｐ
２分×２０（ｆ）
トカゲの写真ロッキング曲線の点から離れた状態で撮像. 83KeV

１０１(Ni)

13.5KeV (Br)１００

24 8KeV (Ag)

吸収係数
１０

62.0KeV (Yb)

－１

０

１０ ２

３

４

５

６

した画像ほど位相によるコントラスト（位相差像）

原子番号が顕著になる。即ち、単結晶の格子結晶面に

図１７ Ｘ線と物質の相互作用に於けるＸ線エネルギ
ーと物質による位相シフトと吸収の相関

平行な軸を中心に回転させると、恰も被写体の表面から深部までの各層の断面構造を映し出した映像の如くに見える。
このように、Ｘ線撮像はＸ線源の位相が揃っているの相関を示す。

Reference[１] Y. Hayakawa, et al., Nucl. Instr. and Meth. B227

(2005) 32.
[2] T. Kuwada, et al., “Phase Contrast Imaging ofBiological Materials Using LEBRA-PXR”, SRI2006 The
Ninth Inter. Conf. on Synchrotron Radiation, May
28-June, 2006 Daegu, Korea..
[3] Y. Takahashi, et al, "Phase-contrast imaging with anovel X-ray source", AIP Conference Proceedings, 1221,
119-123， (2010).

６. 可干渉性単色Ｘ線を活用した画像診断
通常Ｘ線源（白色Ｘ線）では、軽い元素で形成される生体の軟組織はＸ線吸収係数が小さいために、生体軟組織構造の吸収コントラスト像を得ることは困難である。吸収コントラスト画像と位相コントラスト画像の相違を比較するために、図１８（ａ）には、ネズミの心臓（カラー写真を、図１８（ｂ）、（ｃ）には、歯科診断用Ｘ線源（制動輻射Ｘ線：白色Ｘ線）と一般用Ｘ線源でネズミの心臓をイメージングプレート（ＩＰ）で撮像した２枚の画像(松戸歯学部の寒河江グループ提供)を、また、同じネズミの心臓をＤＥＩ法でＣＣＤカメラとＩＰを用いて撮像した位相コントラスト画像を、それぞれ図１９（a)、（ｂ）に示す。

図１９（ｂ） ＩＰ
図１９（ａ） ＣＣＤカメラ
１７.５ｋｅＶ,18００ｓ，
１７.５ｋｅＶ, ３００ｓ，
積算照射時間＝６０μｓ 積算照射時間＝３６０μｓ

吸収像

図１８（ａ）
ネズミの心臓のカラー写真（ｂ） ６０ｋＶ,
６ｍＡ
５０ｍｓ（ｃ） ４０ｋV,
１２５ｍＡ
１０ｍｓ

位相像

屈折像

図２０ １７.４ｋｅＶＰＸＲで撮像したマウス腎臓側面

図２０には、１７.５ｋｅＶＰＸＲによるネズミの腎臓側面をＩＰで撮像した吸収像、ＤＥＩ法を用いて撮像した位相像、並に屈折像を示す。吸収像はネズミの腎臓にＩＰを密着して撮像し、屈折像は、画像処理により位相像から吸収像を差し引いた画像である。吸収像は干渉性単色Ｘ線で撮像したものであり、普通の白
屈折像
位相像
正面写真
色Ｘ線で撮像した画像よりコントラストが強調されて
図２１ マウスの正面写真と１７.５ｋｅＶＰＸＲで撮像いる。
図２０、２１の屈折画像には腎臓の空洞表面の凹 した位相コントラスト画像と屈折コントラスト画像
凸が描かれている。表面に異常があれば観測可能 ２００９／０７であることを示唆している。撮像時間は、何れも３０分
れらの屈折コントラスト画像をコンピューターで画像処であるが、積算照射時間は１８ｍｓであり、ＰＸＲが高輝
理を行い立体画像に合成すれば、被写体の内部構度であることを示唆している。
造像の３次元的表示も可能であり、この方法が構築さＸ線源が単色で波束位相が揃っているならば、図１２
れれば、Ｘ線ＣＴやＭＲＩに匹敵する医療診断となる可に示した伝搬法や図１４に示したＤＥＩ法で撮像した内能性が高い。
蔵軟組織などの被写体を、一定の間隔で撮像し、そまた、これらの画像の比較から明らかなように、干渉性単色Ｘ線による画像診断では、少ないＸ線量でコントラストの良い画像が得られている。従って、干渉性単
色Ｘ線を用いた画像診断では、少ない被爆量で多くの情報が得られる利点がある。
研究施設では、ＰＸＲの第１単結晶をＳｉ（１１１）からＳｉ（２２０）に交換し、ＰＸＲの高エネルギー化を試みた。
その結果、ＰＸＲは、４ｋｅＶ～３５ｋｅＶの可変波長単色
Ｘ線の発生が可能になった。
図２２には、単結晶のＳｉ（１１１）をＳｉ（２２０）に交換し、高エネルギーＰＸＲで撮像した蛍光電球の吸収像を示す。このエネルギー領域では、造影剤であるヨウ素の吸収端（３３.２ｋｅＶ）を活用できる。

25.5keV

33keV

図２２ Ｓｉ（２２０）のＰＸＲで撮像した蛍光電球
2009/3
ＰＸＲはイメージング画像を撮像するＸ線照射の実時間から高輝度Ｘ線源であることを裏付けた。以上のＰ
ＸＲの基礎実験から、ＰＸＲが可干渉性準単色Ｘ線（コヒーレントＸ線）であることが明らかになり、周囲の青壮年の方々が、不幸にもがんで死去されたことが動機になり、コヒーレントの特長であるＸ線集束性と波長可変な単色Ｘ線の特性を最大限に活用し、ガンなどの腫瘍の放射線治療と診断が出来ないかの検討を開始した。

７. ＰＸＲ強度の評価
日大電子線利用研究施設に設置されている電子リ
ニアックによるパラメトリックＸ線放射（ＰＸＲ）は、表１に示すような加速器パラメーターで運転されている。
一方、図１３、図１４、図１９（ａ），図１９（ｂ）に示すような屈折コントラスト画像は１５～３０分の照射時間を要するが、Ｘ線の実照射時間は６０～３６０μｓであり、非常に短い。
これはパラメトリックＸ放射が非常に高い輝度を有していることを意味する。また、Ｘ線の立体角は、ＰＸＲの発生源である第１単結晶から約８ｍ離れた地点で１００ｍｍφである。１００ｍｍφの断面積に約２×１０１０個のＸ線束数が照射されると、イメジングプレートやＸ線ＣＣ
Ｄカメラの感度に依存するが、現在は位相コントラスト
画像１枚が撮像できている。
これは、第１単結晶で１０ ７ 個/秒の空間干渉Ｘ線が発生すると、位相コントラスト画像１枚の撮像に３０分を必要とすることを意味する。
一方、電子ビームのマクロパルス幅が広いと、電子
ビームパルスの後方ではＸ線強度が低減する現象が観測されている。最近は、電子ビームのマクロパルス
幅を１～５μＳに狭めてＰＸＲの基礎実験を行っている。
これは、Ｓｉ単結晶のデバイ温度（６４０Ｋ）が低いため、
電子ビームのマクロパルス幅が広くなると、電子ビーム
がＳｉ単結晶を通過中に発生する電離損失熱で、Ｓｉ単結晶の温度が上昇し、デバイ温度に近づき、結晶構造が崩れてブラック条件がずれることが原因と考えている。
従って、単結晶の厚さの最適化によって、Ｘ線の発生強度は大きく変わる可能性があり、これは今後の重要な研究課題である。
最近の基礎実験では、０.２ｍｍ厚さの板状をカミソリの刃のように削いだ形状のＳｉ（１１１）単結晶に、５Ｈｚの繰り返し数、４μＳのマクロパルス幅、１３５ｍＡのビーム
電流の電子ビームを照射すると、実験室で１７.５ｋｅＶ
単色Ｘ線の１×１０８個/秒の線束強度が得られている。
これは、電子数が１.２×１０ １４ 個で１７.５ｋｅＶ単色Ｘ
線が１×１０ ８個発生したことを意味する。即ち、１０６個の電子で約１個の１７.５ｋｅＶ単色Ｘ線を発生させたことになる。この場合、平均ビーム電流が１０分の１に軽減される可能性がある。
これらの情報やデーターを基礎に、Ｘ線影像が毎秒１枚撮像できるＸ線源の概念設計を試み、更にコヒーレント単色Ｘ線によるガン治療と診断ができないかの検討をはじめた。
表１ ＰＸＲ運転パラメーター
電子ビームエネルギー
マクロパルスビーム電流
マクロビームパルス幅
マクロパルス繰り返し数
平均ビーム電流電子ビームミクロパルス幅
加速周波数
ミクロパルス間隔
Ｘ線エネルギー
単色Ｘ線強度
屈折イメージング撮像時間
積算電子ビーム照射時間

1００ MeV
１００ ｍＡ
４～１０μｓ
２～５ｐｐｓ
０.８～５μA
３.５ps
２８５６ＭＨｚ
３５０ps
５～３５ｋｅＶ
１０７～１０８個/秒
１０～３０分
６０～３６０μｓ

織を照射して治療効果を上げられる適正なＸ線のエ
屈折コントラス像が毎秒１枚撮像するには、表１の平均ビーム電流（２μＡ）の約２０００倍、即ち、平均４ｍＡの電子リニアックが必要となる。この場合、電子リ
ニアックの電子ビーム電力は４００ＫＷ（１００ＭｅＶ×４ｍＡ）となる。これはパルス運転している通常の常伝導
電子リニアックの性能仕様限界を遙かに超えている。
更に、このビーム電力エネルギーを高エネルギーの状態でダンプ（鉛などの物質に吸収させる）とγ線や中性子などの２次放射線が大量に発生し、膨大な放射線シールドが必要となる。また、収納建屋も大きくなる。
一方、ＰＸＲ発生に用いられる単結晶の厚さは、０．
２ｍｍであるが、７．５度の斜入射では、実効的な厚さは１.５ｍｍとなる。この場合、単結晶で１００ＭｅＶ電子
ビームが失う制動放射エネルギーは、約１.５ＭｅＶとなる。
通常の電子リニアックでは、加速管の高周波損失が大きいため電子ビームからエネルギー回収ができない。 従って、残りの約９８.５％の電子ビームエネルギーをビームタンプに捨てられている。このような状況を避けるために、高エネルギー電子ビームの電力を高周波電力として回収し、加速に再利用するエネルギ
ー回収型電子リニアックの開発を進めた。

ネルギーは、図２４を参照すると、４０ｋｅＶ程度のＸ線
エネルギーである。

フレネルレンズ
癌部

可干渉単色Ｘ線
図２３ X 線集束照射によるがん治療の概念図

８. 可干渉性単色Ｘ線によるがん治療の検討
レントゲンがＸ線を発見して以来、一世紀を経過したが、可干渉性Ｘ線源の開発は、最近である。

図２４ Ｘ線エネルギーに対する水の吸収線量

ＰＸＲの干渉性の特性を活用して、フレネルレンズなどを使って図２３に示すように、Ｘ線をピンポイントに集束Ｘ線束

集束し、がん腫瘍を照射すると、どうなるかを検討し
た。

d0

水漕

2R0

これは放射線治療における理想的な定位照射に相当する。即ち、単色Ｘ線を１個放射できるＸ線源を
2Rs

無数に並べて４π方向から３次元的に照射する、γナイフに相当する。一方、可干渉性単色Ｘ線を３次元的に集束して、生体組織の深部にあるがん腫瘍を治療するには、高エネルギーのＸ線が必要となる。治療の対象を人間に限定すると、人体表面から１０ｃｍの深部にあるがん腫瘍を目標すると、治療目的はほぼ達成できる。
また、生体軟組織の比重が水の比重がとほぼ等価であることを考慮すると、１０ｃｍの深部にあるがん組

水漕表面

d→

図２５ 水漕中のＸ線束の集束
一方、可干渉性単色Ｘ線束を３次元的に集束すると、線束の線量分布が単位面積当たりのＸ線束数に比例することから、集束Ｘ線の水中に於ける単位面積当たりの線量を計算し、生体軟組織の線量分布を推定した。
例えば、可干渉性単色Ｘ線の線束が円形に一様分布すると仮定し、図２４に示すように、Ｘ線束を３次元から１００ｍｍの深さにある腫瘍には、正常組織との相的に１点に集束させた状態で、水槽照射に於ける水対線量比が小さくなるので治療効果が期待できない

中線量分布を計算する。ここで、Ｘ線エネルギーに対が、しかし、２５ｍｍ深さの腫瘍組織には、図２７から明する水の吸収係数をμ、比重をρとすると、質量減衰

らかなように、Ｆ５相当に集束した２０ｋｅＶのＸ線照射率αはα＝μ/ρで記述されるが、全Ｘ線束数Ｎ ０のでも、集束点の照射面積の直径が０.２ｍｍφ程度で減衰は、水槽表面からの距離 ｄ に依存し、ｄ に於あれば、腫瘍組織と正常組織の相対線量比が大きい

けるＸ線束数Ｎ（ｄ）は、ので、治療効果も期待できる。

－αｄ

Ｎ（ｄ）＝Ｎ０ｅ（１７）
単色Ｘ線の水中に於ける相対線量分布で与えられる。また、ｄ に於ける単位体積当たりのＸ

100

100keV
90keV
80keV
70keV
60keV
50keV
40keV
35keV
30keV
25keV
23keV
20keV

線の線量密度Ｆ（ｄ）は、線束数Ｎ（ｄ）を照射面積Ｓ（ｄ）
で割った商に比例し、

10

（１８）

と記述される。Ｓ（ｄ）は、図２５に示すように、Ｘ線集束が双曲線を基軸とする ｄ の自乗の関数で記述する

相対線量

Ｆ（ｄ）＝Ｎ（ｄ）/Ｓ（ｄ）

1

0.1と、ｄ の増加と共に照射面積が減少し、集束点で最小値になり、集束点を通過すると増大する。ここで、双0.010曲線の漸近線は、レンズの明るさＦ値に等価と仮定し、水槽表面のＸ線束の半径をＲ０、水槽表面からの距離
ｄ に於ける照射半径をＲ、焦点までの距離をｄ０、焦点510

表面から距離（ｃｍ）

図２６ ２０～１００ｋｅＶＸ線の水中に於ける規格化
相対線量分布

に於けるＸ線束の半径をＲｓとすると、双曲線の基本
式、Ｒ ２/Ｒｓ ２－（ｄ－ｄ ０） ２/Ａ ２ ＝１、並びに、ｄ＝０でＲ

２０ｋｅＶ集束Ｘ線の水中線量分布（Ｆ５）＝Ｒ０の境界条件からＡが求められ、最終的にＳ（ｄ）は

1000

（１９）
となる。
また、Ｆ値（ｄ０/２Ｒ０）をＦ５に相当するように、Ｘ線束の集束パラメーターを、ｄ０＝１００ｍｍ、Ｒ０＝１０ｍｍ、Ｒｓ

Ｘ線の相対線束密度Ｓ（ｄ）＝πＲｓ２｛１＋（ｄ－ｄ０）２（Ｒ０２－Ｒｓ２）/Ｒｓ２ｄ０２｝

R=0 .5
R=0 .2 5
R=0 .1
R=0 .0 5100

10＝０.５ｍｍに設定して、（１７）～（１９）を使って水漕を通過する集束Ｘ線の単位体積当たりの線量損失を計算した。２０～１００ｋｅＶのエネルギー領域の集束Ｘ線の規格化相対線量分布を図２６に示す。同様に図２７にはＦ５相当に集束した２０ｋｅＶＸ線束を、ｄ０＝２５ｍｍ、

1
0

5

10
15
20
水の深さ（ｍｍ）

25

30

図２７ ２０ｋｅＶＸ線の焦点を水槽の深さ２５ｍｍに設定した規格化相対線量分布

Ｒｓ＝０.５、０.２５、０.１，０.０５ｍｍのパラメーターに設定し、規格化した相対線量分布を示す。ここで、規格

図２８には、水槽に、中性子線、γ線、白色Ｘ線、４化相対線量とは、水槽表面の単位面積当たりの線量

０ｋｅＶ単色Ｘ線を一次元的に照射した場合の規格化

を１と規格化した相対線量を意味する。また、図２６か

相対線量と重粒子ビームと陽子ビームが深さ１００ｍｍ

ら明らかなように、３０ｋｅＶ以下の集束Ｘ線は生体表面にブラッグ曲線のピークを創生するように入射エネル

ギーを調整した水中の規格化相対線量分布、並びに、 吸収されて、線束数は９２％が消失し、到達線束数は
４０ｋｅＶＸ線束をＦ５相当に３次元的集束し深さ１００ｍ

水槽表面の８％に低減する。４０ｋｅＶＸ線の３次元照ｍの水中に２ｍｍφの焦点を形成するように照射した射によるがん治療でも、がん組織に到達するまでに散場合の規格化相対線量分布を示す。

乱吸収で消失する９２％のＸ線が、正常細胞に悪さをするのではとの議論があり、途中の散乱吸収するＸ線
について線量分布を徹底調査した。 そこで、４０ｋｅＶ
単色Ｘ線の１０５を１束に水槽に照射し、水槽中に於けるＸ線の散乱吸収分布を、ＥＧＳ５コードを用い、モン
テカルロシミュレーション計算[１]を行った。その計算結果を図２９に示す。

図２８ 水中の各種放射線の規格化相対線量
陽子線や炭素線などの荷電粒子照射では、図２８に示すように、生体内のエネルギー損失が極大（ブラックピーク）になる特性がある。この特性を活用し、照射エネルギーを調整すると、線エネルギー付与（ＬＥＴ）

水槽面

１０５個の単色Ｘ線束が正常細胞の領域で低く、がん腫瘍の領域で高くなるように分布させることができる。従って、白色Ｘ線や中性子線より放射線治療効果が大きくなる。

図２９ １次元照射単色Ｘ線のモンテカルロシミュレーションによる４０ｋｅＶＸ線の水中散乱分布

この様に、がんに対する放射線治療の課題は、正水槽表面からの深さ方向を ｚ として深さが z = ０

常細胞とがん細胞の被爆線量の比を如何に大きくす

cm、z=５cm、z=１０cmの於ける断面散乱分布を求める

るかにあり、特に、がん化した幹細胞には、この比がと、図３０のような断面分布が得られた。

大きい程、効果的である。４０ｋｅＶ集束Ｘ線は、図２８に示すように、単位体積当たり吸収線量はハドロン粒子などの軌道電離損失であるブラックピーク特性と同様な分布を持つことを示唆している。一方、ガンなど
z=0の腫瘍に集合するＸ線共鳴吸収特性を有する物質を探索して単色Ｘ線による腫瘍などの軟組織のＸ線映像を立体画像の構築の可能性を探っている。

z=5

z=10

図 3０ 単色Ｘ線１次元照射の断面における散乱分布

例えば、前述の４０ｋｅＶ単色Ｘ線の３次元照射では、

また、水槽表面（ｚ＝０ｃｍ）と深さ ｚ＝１０ｃｍの断面

深さ１００ｍｍのＸ線強度は水槽表面強度の約３０倍ににおける強度分布を指数関数で示すと図３１の如くななるが、厚さ１００ｍｍの水中を通過中にＸ線は散乱やった。

図２９では、水槽の広い範囲に多数のＸ線散乱のは、集束点で極大値をもつ曲線を描いた。この曲線痕跡が見られるが、しかし、モンテカルロシミュレーシ

は陽子線や炭素線を生体組織に一次元照射したとき

ョン計算結果は、図３１に示すように、線束の中心軌のエネルギー損失分布特性（ブラックピーク）に類似

跡から少し離れた場所のＸ線強度は急激に減少するしている。

ことが明らかである。この散乱は中心軸に対して希釈であることを意味するが、水槽の３０ｃｍの深さｊでも線束は維持していることが明らかである。

Z=0

Z=１0

図３１単色Ｘ線１次元照射の断面に於ける強度分布
次に、単色Ｘ線の１次元照射を図３２に示すような３次元的な照射に変換し、水槽中の吸収線量がどのように変化するかを計算した。即ち、図２９の１次元Ｘ線

図３２ １次元照射を３次元照射に変換

照射（串差し）に於ける４０ｋｅＶ単色Ｘ線束（１０５ 本）を、水槽表面から集束点まで単位体積当たりのエネル

水槽表面で直径２ｃｍの円内にＸ線束を均等に分散さギー損失分布は、図２６に示した計算結果とほぼ等し

せ、水槽表面から深さ１００ｍｍで直径５０μｍの断面

く、水槽表面から集束点近傍までと集束点に於ける単に集束させるシステムを仮定し、Ｘ線輸送途上の散乱

位体積当たりエネルギー損失比は非常に大きい。

分布と強度分布をＥＧＳ５の計算コードを用いてモン
テカルロシミュレーションを行った。その計算結果を図３２に示す。これは、前に記述した如く、生体の表面に相当する面に単色Ｘ線を１個放射できるＸ線源を１０５に並べて、Ｘ線源から同時にがん組織に向けて照射できる理想的なＸ線定位照射のモデル計算に相当する。
水中の４０ｋｅV単色X線３次元照射における散乱分
布と線量空間分布の計算結果を図３３に示す。同様に水中に於ける４０ｋｅV単色X線３次元照射の単位体
積当たりのＸ線エネルギー損失量分布のモンテカル
ロシミュレーション計算結果を図３４に示す。計算結果から明らかなように、水中における線量損失分布

図３３ 水中における３次元照射（４０ｋｅＶ単色Ｘ線）のＸ線強度と散乱分布
この計算結果は、４０ｋｅＶの単色Ｘ線の３次元照射

による放射線治療が、陽子線や炭素線を用いた放射している。このことから、４０ｋｅＶ単色Ｘ線の３次元照射

線治療で治療効果を高める特性のブラックピークには、生体表面から患部近くまで正常細胞に与える放遜色ないことを示唆していた。

射線損失が非常に少ないことがわかる。

Ｃ（220MeV/u）Ｐ（116.5MeV）
Ｘ線（40keV）

４０ｋｅＶ集束Ｘ線

図３４ 水中における４０ｋｅＶ単色Ｘ線３次元照射の単位体積当たりのエネルギー損失分布

Reference

図３５ 水中における炭素線、陽子線の 1 次元照射と４０ｋｅＶ単色Ｘ線３次元照射の単位体積当たりの線量損失分布

[１] ＫＥＫの波戸、岩瀬の両氏と情報交換

９. 各種放射線の線量損失評価

規格化線量損失分布

運動エネルギーと質量の大きい荷電粒子は、水な

1 ×Ｃ （220MeV/u）
29×Ｐ（116.5MeV）
4.9×Ｘ線 （40keV）

どの軽元素中を通過するとき、最初は運動エネルギーが大きいので、物質との相互作用の確率や散乱も小さく、また、物質との電離損失もほぼ一定である。しかし、通過距離が長くなると電離損失などで運動エネ
ルギーを失い、粒子の速度が低減すると、物質との電離損失エネルギーが急激に増大する。これが、陽子線や炭素線に特徴的なブラックピークである。そこで、
ＰＨＩＴＳとＥＧＳ５の計算コートを使って、深さ１００ｍｍの水中でエネルギー損失が最大になるように炭素線

図３６ 水中における炭素線、陽子線の 1 次元照射と４０ｋｅＶ単色Ｘ線３次元照射の単位体積当たりの規格化線量損失分布と陽子線の入射エネルギーを調整したエネルギー損
失分布と３次元照射４０ｋｅV単色X線のエネルギー損
失分布をモンテカルロシミュレーション計算の結果 [1]を図３５に示す。
炭素線及び陽子線の一次元的照射と４０ｋｅV単色
X線３次元照射のエネルギー損失量を比較規格化した単位体積当たりのエネルギー損失分布の計算結果
を図３６に示す。単位体積当たりの規格化エネルギー
損失は、２２０ＭｅＶの炭素粒子１個に対して、１１７Ｍｅ
Ｖの陽子粒子は２０個、４０ｋｅＶ単色Ｘ線は５個に相当

Reference[1] ＫＥＫの波戸、岩瀬の両氏と情報交換

１０ . がんの放射線治療・診断には何が重要
か？
生体組織は多数の細胞で構築され、これらの細胞は、軽元素である水素、炭素、窒素、酸素にリンや硫黄の元素が加わるアミノ酸を単位に有機物質が構成され、生活環境に適合する確保しながら自己や自然淘汰を重ね、補完的な役割分担を身につけ、これらする方法（X線定位照射）が開発され、これが究極のの進化の過程を記憶に留め、合理的な再生システム

放射線治療方法として採用されるようになった。

を構築することに依って獲得されたものであり、これら

生体

小型リニアックの機能再生のシステムは生体細胞内のＤＮＡなどに蓄積されている。生命体では色々な機能を発揮し処

生体表面理できる能力を持つ幹細胞を基軸に生命力を維持し腫瘍ている。 従って、がん化した幹細胞は、生命体の発生時期から歴史的に経験した色々な事象に対処する
卓越した能力を持っている可能性が高い。がん化した幹細胞によって増殖したがん細胞より、放射線や抗ガン剤などに対する耐性が遙かに強い。これががん再発の一因を為すとも云われている。
また、生体に対する放射線の殺傷効果［４］は、図２９図３０ 白色Ｘ線の２次元定位照射に示すように、放射線被爆線量が２倍になると、生体

ここで、定位照射の方法では、どんな放射線照射

細胞の生存率は約２乗、被爆線量が３倍になると生存が理想的であるかを考察する。既に述べたように、放率は３乗に逆比例して減少する。我々の関心の１つは、 射線治療では正常細胞とがん腫瘍の被爆線量の比
単色Ｘ線照射の被爆線量の殺傷効果が、白色X線とを出来るだけ大きくすることが重要であり、被爆線量

どのような相違を示すかにある。

の比を最大にする方法は、図３１に示すように、最適なエネルギーの放射線１個を球面のあらゆる場所から、同時に、がん腫瘍がある球の中心に向けて照射することである。これは、図３２に示すγナイフや色々な方
Ｘ線（白色）

向からＸ線を照射できるサイバーナイフが、この照射方法に近い。
しかし、放射線エネルギーの選択、照射点の多さ、

α線

１５ＭｅＶ中性子

同時照射などに大きな違いがある。放射線のエネル
ギーは、球の物質による吸収係数（或いは反応断面積）と球の表面から球の中心までの距離に依存する

図２９ 各種放射線の生体に対する殺傷効果

ので、正常細胞の被爆線量が最小（低ＬＥＴ）になるよ
うに放射線エネルギーを選択することが重要となる。

がんに対する放射線治療の課題は、正常細胞とがしかしながら、現実的な放射線治療に於いて、ん細胞の被爆線量の比を如何に大きくするかにあり、

図３１の構図を実現することは、幾何学的に不可能で

特に、がん化した幹細胞には、この比が大きい程、効ある。そこで、理想的な放射線治療を部分的に実現果的である。

できる具体案として、図２３に示したように、可干渉性

一方、白色Ｘ線では、正常細胞が一次元的な串刺

単色Ｘ線をフレーネル レンズなどで集束し、がん組

し特性による放射線損失弊害を避けるために、図３０

織を３次元的にピンポイントで放射線照射することをに示すように、がんなどの腫瘍を中心に小型の電子リ考えた。この方法は、時空間を合わせると４次元照射

ニアックを回転させ、周囲からＸ線を２次元的に照射であり、がん組織と正常組織の被爆線量比を大きくする状態が実現できる。 ３次元単色Ｘ線治療の特徴は、 用いた大口径Ｘ線レンズ［５］の集束に成功している。こ分散した多数の単色Ｘ線を同時にがん腫瘍に集中しれらのがん治療装置は小型で建設費も安価であり、ラて照射でき、且つ被爆線量が少ないことにある。

ンニングコストを小さいので、多くのがん患者を救うことができる。
例えば、生体表面から約１００mmの深さにがん腫瘍があり、がん腫瘍に４０ｋｅＶの単色Ｘ線束（２×１０ ９個／ｍｍ３：２Ｇｙ）を定位照射には、がん細胞に到達するまでに約９２％のＸ線が途中で吸収される。従って、約２×１０１０個の単色Ｘ線を発生するＸ線源が必要となる。
２次元定位照射のように１台のＸ線源で場所と方向を変えて照射するには、２×１０１０回繰り返すことになる。
照射場所と方向の設定に１秒の時間が必要とすると、照射が終了まで、６３４年の歳月を必要することになり、この方法は意味を成さない。しかし、図２３に示すような３次元的放射線照射では、照射作業が約１秒間で

図３１ がん治療の理想的な放射線定位照射の概念図終了する。例えば、位相の揃った単色Ｘ線で生体軟組織を照射し、図１２や図１４に示したように、Ｘ線カメラなどのＸ線計測器を被写体から移動させて撮像（伝搬法）するか或いは被写体の後方に設置された単結晶を回転し位相差を強調した画像を撮像するならば、軟組織構造のイメージをＸ線強度の濃淡として撮像できる。即ち、生体軟組織などの内部構造は被写体の距離の関数や単結晶の回転角度関数として撮像できる。これらの位相コントラスト映像はデーター処理によって立体構造に構築することが可能である。
一方、軟組織における位相コントラストは、吸収コン

図３２ γナイフ、ソース：６０Ｃｏ、半減期：５.３年、β－：２.８ＭｅＶ、スリット数：２００～２０００
これが実現可能なのは、可干渉性Ｘ線源が、準単色で位相が揃った優れた特性を持つＸ線であることに因る。この特性を活かして、Ｘ線を集束しピンポイント
でがん組織を照射すると、がん患部は大きな放射線損傷を受け、強力な抵抗力を備えたがん化した幹細胞の殺傷も可能となり、がんの再発も抑制できる。
一方、単色硬Ｘ線の集束は、ドイツのカールスルウ
ェ大学のＭ.Ｓｉｍｏｎらがポリイミトフィルムのロールをトラストより感度が約１０００倍高い。位相の揃った単色
Ｘ線を生体の軟組織に照射すると、Ｘ線は軟組織構造によって屈折し、被写体からの距離に依存してＸ線
密度が変わる。（このメカニズムの詳細は図２６、図２７を参照のこと）。この特性を活用すると、少ない被爆線
量でＸ線ＣＴに相当する医療診断が可能になる。準単色で位相が揃った可干渉性Ｘ線は、更に用途が広がる。例えば、Ｘ線集束によるがん組織の３次元的照射、
或いは、生体軟組織の構造画像の位相コントラスト撮像など、全く新しいがん治療・診断を創生するものである。

これら特性を活用すると、陽子線や炭素線のブラッ

は大きな加速電界強度を得ることが重要となる。
その目的達成のため、高純度銅を極低温に冷却す

クピーク特性による放射線治療、或いは、造影剤負荷のＸ線ＣＴ診断を凌駕する可能性がある。

ると電気抵抗が小さくなる特性を活用し、且つ異常表

しかし、可干渉性単色Ｘ線源によるがん治療・診断

皮効果を考慮した高周波損失の少ないクライオ電子リ装置を普及させるには、装置自体が小型で且つ建設ニアックを基軸に調査研究を進めた。その結果、５０費と治療費が安価であることが必須の条件である。

ＭｅＶ/ｍの高電界加速と加速電子ビームから高周波

特に、Ｘ線発生装置の小型化には、コンパクト加速

電力としてエネルギーを回収できる可能性があること器の開発が必須の条件であり、特に電子リニアックでが分った。

―――――――――――――――――――
１１.コンパクト可干渉性単色Ｘ線源の開発――――――――――――――――――――――

大多数の病院では小型電子リニアックを基軸とする放状態が壊れることが予測され、２５ＭｅＶ/ｍが実用的な射線治療を実施しているが、これらの装置と同様に医 限界であり、１００ＭｅＶ級の加速システムの長さは５ｍ
療現場に普及するには、可干渉性単色Ｘ線源が小型 を超える。これは加速装置のコンパクト化を制約する。
であり、限られた面積や空間に設置できることが必須

そこで、超伝導電子リニアックと同等にエネルギーがの条件である。一方、可干渉性単色Ｘ線を発生させる

回復するコンパクト加速システムを探究するため、「大には、高品質で大強度の１００ＭｅＶ級電子ビームが必

強度コンパクト空間干渉Ｘ線源の開発を目標に新たな要条件であるが、しかし、薄い単結晶に電子ビームを検討」を開始した。最初は、電子銃とバンチャーからな照射して、電子ビームの僅かなエネルギーがＸ線に変る入射部で数ＭｅＶに加速した電子ビームを定在波型換されるだけである。従って、照射後に電子ビームをタ

加速管で数十ＭｅＶに加速して、この電子ビームを１８ンパーに棄てて大量のγ線や中性子線などの発生こ

０度偏向し Work Area で薄い単結晶を照射後、更に１とを防ぐには、残留エネルギーを高周波電力として回８０度偏向し、再び加速管の減速位相に入射して、電収して、２次的な放射線の発生を軽減すると共に、回子ビームからエネルギーを高周波電力として回収する

収した高周波電力を再び加速エネルギーとして利用 システムを想定し、実用的なエネルギー回収システム
する図３３に示すようなエネルギー回収システムが不 が成り立つかどうかを検討した。
先ず、加減速管にＳバンドの常伝導の定在波型加可欠となる。

ビームダンプ

高周波源
高周波電力

速管を想定し、電子ビームを加速後に減速電子ビー
ムから高周波電力を回収し加速高周波電力として再利用することを試みた。その計算結果では、電子ビー
ムの加減速は達成されるが、加速管で消費される高周

電子ビーム

加減速管
Ｗｏｒｋ Ａｒｅａ

図３３ エネルギー回収型電子線形加速器の概念図

波電力が大きいために、減速によって回収した高周波電力では、後続の電子ビーム加速に必要な高周波電力を賄えないために、高周波源から大電力を供給することになり、従って、ビーム負荷率も大きく制限される。
また、この方法の最大の問題点は、単結晶を照射した

当初は、エネルギー回収システムに超伝導電子リニ際に受ける加速ビームのエミッタンス増大が、減速ビ

アックを予定していた。しかし、超伝導加速空洞は高ームからそのまま加速管に持ち込まれるために、加速電界にすると電界放出電子が大量に発生し、超伝導 ビームのエミッタンスも悪化することにある。そこで、この弊害を避けるために、単結晶の照射によって悪化す

供給し定常状態になった時点で入射部から電子ビー

る電子ビームのエミッタンスのブローアップ成分を加速 ムを入射し、加速システムの加減速特性と高周波電力システムに持ち込まないようにするために、図３４に示損失を計算した。

すように、加速管と減速管を直列に並べて、それぞれその結果、常温では、加速特性は適合するが、予加減速管の入出力空洞を導波管で接続し、加速管と想通りに加減速管を還流する高周波電力損失が大き減速管を分離して高周波の閉回路を形成する。

いため、減速管から満足する高周波電力量が得られず、エネルギー回収システムは機能しなかった。エネ

高周波環流加速システム
方向性結合器

高周波電力

無反射終端器

導波管

高周波電力
入射部

めて調査した。
最近、超伝導材の補材として開発された高純度銅
は、低温に冷却すると電気抵抗が残留抵抗まで低減する図３５に示すような特性を持つことが分かった。

減速管

加速管

電子ビーム

クライストロン

ルギー回収は超伝導空洞以外に方法はないのかを改Ｗｏｒｋ Ａｒｅａ

ビームダンプ

図３４ エネルギー回収型の高周波環流加速システムの概念図

この閉回路では、ビームのブローアップ成分は減速管で放射され蓄積・減衰し、加速管には移動しないように処置することができる。この閉回路では、高周波電力が加速管と減速管を進行波として通過し還流する。
従って、高周波電力損失は、加減速管の長さが同じであるならば、定在波加速管１本に等しい。また、加速管と減速管で閉回路を形成する還流型加減速シス
テムでは、加速と減速の２つの機能を完全に分離できるので、電子ビームの加減速特性と加源速管の高周
波電力損失を明白にできるのが特長である。
このモデルを使って、加速管の高周波電力損失がどの程度であれば、電子リニアックのエネルギー回収システムが成り立つがを調査した。

図３５ 純銅比抵抗の温度依存性[１]

ここで、ＲＲＲ－１００は、銅を低温に冷却した時、残留抵抗が常温の比抵抗の１/１００であることを意味す

１２．エネルギー回収型クライオ電子リニアックの る。そこで、高純度銅を低温にすると電気抵抗が低減
構想する特性を活用すると、電子リニアックに於いてエネル
最初に、通常の銅材で製作されたＳバンド（２８５６Ｍ ギー回収が可能かどうかを検討した。無酸素銅（ＲＲＲＨｚ）の加速管の加減速特性を、図３４に示すようなモ －３０相当）で製作した加速管を液体窒素温度まで冷デルを使って検討した。即ち、閉回路に高周波電力を却すると、モデル閉回路のエネルギー回収がとうなる

かを計算した。但し、加速管の高周波電力損失は高周波空洞の表面電気抵抗に依存し、表皮の深さの関Ｃバンド２π/３モードテスト円筒空洞数とした。即ち、表皮の深さδは比抵抗ρ、周波数ｆ、透磁率μの関数（δ＝（２ρ/ωμ）に依存すると仮定した。計算結果は、常温の場合より、エネルギー回収
特性は、或る程度改善されたが、実用化には不十分であった。
次に、ＲＲＲｰ１０００, ＲＲＲｰ３０００、ＲＲＲー６０００な
どの色々な銅材の加速管で閉回路を構成し、液体水
素温度に冷却した場合、閉回路の加減速特性がどのように変化するかを検討した。最終的には、加速管をＲＲＲ－６０００で製作し、加速電界強度を高めるため、加速周波数をＳバンド（２８５６ＭＨｚ）からＣバンド（５７１６ＭＨｚ）に変え、加速空洞構造の最適化を選択し、２０Ｋに冷却した場合の加速特性を求めた。計算結果でSｃａｌｅ （mm）

０

１０

２０

３０

４０

５０

図３６ Ｃバンド２π/３モードテスト空洞の断面図

は、エネルギー回収が可能で卓上型クライオ電子リニ
アックが実現可能であることを示唆した。しかし、マイク

また、拡散接合後の共振周波数が、ｆ＝５.７１８１８９

ロ波領域では、異常表皮効果による加速性能低下がＧＨｚ、ＱＬ＝６９１３であった。

予測され、ＲＲＲ－６０００でテスト空洞を製作し、テスト

拡散接合前後で共振周波数の変化は８９ｋＨｚと小さか空洞の高周波損失の温度依存性を測定することにな ったが、テスト空洞のＱＬ値は、拡散接合によって、約１った。

Reference[1] 低温工学協会編、「超伝導・低温工学ハンドブック」、
オーム社（１９９３年）

１３．テスト空洞の低温特性
テスト空洞は、図３６に示すように、Ｃバンド２π／３
モードの３空洞構造で設計され、ＲＲＲ－６０００相当の
７Ｎ銅材を用い拡散接合方法[１]で作成された。
テスト空洞は拡散接合後、排気し大気漏れテストを実施したが、漏れは感知されなかった。また、テスト空

図３７ 拡散接合で製作したＣバンド２π/３モード
テスト空洞

洞には、図３７に示すように入出力端子が取り付けられ、拡散接合の前後に常温、大気圧の環境で、高周波損２％改善された。これは、高周波空洞を構成する部品失の測定が、ネットワークアナライザーを用いて行った。 の接触面が拡散接合により一体化し、接触抵抗が低測定結果は、拡散接合前のテスト空洞の共振周波数 減したためと考えられる。
が、ｆ＝５.７１８１０ＧＨｚ、テスト空洞の負荷利益係数が、ＱＬ＝６１４８であった。

高純度銅材の拡散接合は、高周波空洞の性能向上に有効であり、且つ真空容器として使用できることを図３９ テスト空洞共振周波数の温度依存性
図３８ テスト空洞の高周波損失係数ＱＬの
温度依存性
確認した。
次にテスト空洞は、クライオスタットに収納し、入出力
ケ－ブルの結合度を常温で計測した後、極低温：１０
Ｋに冷却した。テスト空洞の高周波損失係数：ＱＬは、１０Ｋに冷却した後に、１０Ｋから３００Ｋの温度領域でネットワークアナライザーを用いて連続的に測定[２]された。
入出力端の結合度は、テスト空洞を１０Ｋに冷却すると、常温の約３倍になったが、この変化でテスト空洞の無負荷利益係数Ｑ。値は、オーダーで変わることは予測されなかった。テスト空洞のＱＬの温度依存性は、図３８に示すように、１０～２０Ｋの温度範囲では、ほぼ一定
で、その平均はＱＬ＝３３６１８であった。また、２０Ｋ～３００Ｋの温度範囲では、Ｑ Ｌ 値が大きく低減した。常温（３００Ｋ）の平均ＱＬ値は、ＱＬ＝６１７４であった。
参考のため、テスト空洞の共振周波数ｆの温度依存性の測定結果を、図４９に示す。１０Ｋから４０Ｋの低温領域では共振周波数の温度変化は小さいが、４０Ｋより

一方、テスト空洞のＱＬの温度依存性は、表皮の深さδに基づく計算結果と異なる値を示した。
これは、明らかに異常表皮効果の影響による結果と考え、エネルギー回収型の高周波還流加速シ
ステムの高周波損失をテスト空洞の実測値を使って再計算することになった。
参考資料として、テスト空洞設計寸法を表２に、銅材の温度依存性と高周波特性に関する設計パラメー
ターを表３、テスト空洞の拡散接合前後の高周波特性の変化、並びに温度依存性の測定結果を表４に示す。
表２ テスト空洞設計寸法
共振周波数５７１２ ＭＨｚ

デスク穴径（２ａ）

１３.５００ ｍｍ

デスク穴エッジの曲率半径（ρ）

１.２９８ ｍｍデスク板の厚さ（ｔ）

２.５００ ｍｍ

円筒空洞内直径（２ｂ）

４１.７００ ｍｍ

円筒空洞長（Ｄ）

１５.０００ ｍｍ

高温領域では、急激に増大する。この変化は、銅の線膨張の温度係数に相当している。

表３ テスト空洞の高周波特性の設計パラメーター

温度
Ｋﾟ

比抵抗

表皮深さδ Ｑ０値

Ω/ｍ

３００ １.７２×１０－８
－１１

２０

２×１０

２０

９.5×１０－１２材料

周波損失と密接に関連し、テスト空洞に蓄えられる電ＭΩ/ｍ ＲＲＲ

磁エネルギーＵとテスト空洞で１サイクルの間で消費さ

ｍ

１０

８７.４

８.６

９３

３０

２.９７ ２５３

２７５７

１０００

２.５

３９８２

６０００

１０

３

Ｒ０

－８

３６７

れる平均電力損失（Ｐ/ω）の比で定義され、
Ｑ＝Ｕ/（Ｐ/ω）（２０）

で記述される。
空洞に蓄えられる電磁エネルギーＵは、空洞内に励起される磁界Ｈの２乗の体積積分で表され、表４ テスト空洞の計測高周波特性
温度 比抵抗Ｋﾟ

拡散接合 周波数

ＱＬ値

材料

Ｕ＝∫ＶＨＶ２ｄｖ

１０９Ｈｚ

１０３

ＲＲＲ

で与えられる。また、空洞の電力損失Ｐは、空洞壁

Ω/ｍ
－８

前

５.７１８１

６.１４８ ６０００の電気抵抗をＲＳとすると、

３００ １.７２×１０－８

後５.７１８２

６.９１３ ６０００

Ｐ＝ＲＳ/２∫ＳＨＳ２ｄｓ

２０

９.5×１０－１２

後５.７３８９ ３３.８５８ ６０００

３００

９.5×１０－１２

後

５.７１８１

３００ １.７２×１０

５.９７７ ６０００

（２１）

（２３）

で記述され、また、空洞の表皮の深さをδとすると、Ｐ＝（δ/２）｛∫sＨa2da｝で記述される。
従って、高純度銅材（７Ｎ：ＲＲＲ－６０００）の直流抵抗を基準

Ｑ＝（２/δ）｛∫ｖＨｖ２ｄｖ｝/｛∫sＨａ2da｝とする比抵抗ρは、表３に示すように、常温でρ＝１.７＝（２/δ）Ｋ

２×１０ －８ Ω/ｍ、２０Ｋでρ＝９.５×１０ －１２ Ω/ｍであ＝（２/ＲＳ）｛∫ｖＨｖ２ｄｖ｝/｛∫sＨａ2da｝

る。

＝（２/ＲＳ）Ｋ（２４）

もし、異常表皮効果がないと仮定し、２０Ｋに冷却しで表される。ここで、Ｋ＝｛∫ＶＨＶ２ｄｖ｝/｛∫ＳＨＳ2da｝で、たテスト空洞の無負荷利益係数：Ｑ０は、表皮の深さδ

Ｋはテスト空洞の構造のみ依存する関数で定数である。

で計算すると、Ｑ ０＝３６７０００となる。しかし、テスト空

Ｋの値は、デスク負荷構造加速管の計算式［１６］から得洞の負荷利益係数ＱＬの実測値は、表４に示すように、 られ、テスト空洞のＫの計算値は、Ｋ＝３.７８２（Ωｍｍ）
Ｑ Ｌ＝３３８５８であった。計算値のＱ ０と実測値のＱ Ｌの であった。
大きな差は、異常表皮効果によるものと推定される。

異常表皮効果が予想される２０Ｋの低温では、電子リ

ネットワークアナライザーを用いて、テスト空洞のＱ０の

ニアックの設計に、ＲＲＲで表示した比抵抗値をそのま

温度依存性を相対的に計測することは容易であるが、ま加速管の設計には使えない。

Ｑ０の絶対値の測定には、不確定要素が加わり容易でそこで、（24）のＲｓ＝Ｋ/Ｑ ０ から高周波抵抗ＲＳ を計はない。２０Ｋと常温で計測されたテスト空洞のＱＬは、 算し、それと対価の比抵抗を求めた。
同じ測定器で計測した値であり、その比には不確定要

異常表皮効果を考慮した比抵抗をρ ＊で記述する

素が小さいので、ＱＬを基準に表皮効果の評価を行うこと、δ＝（２ρ＊/ωμ）１／２はＲＳと等価であり、とにした。

ρ＊＝ＲＳ２ωμ/２

Referenceと記述できる。 ２０Ｋのテスト空洞のＱ０値の代わりに、[1] ＫＥＫの高畠氏との情報交換

実測値のＱ Ｌを用いて、ＲＳを計算すると、ＲＳ＝１.１１７[2] ＫＥＫの吉田氏との情報交換.

×１０－４（Ωｍｍ）となる。一方、（２）からρ＊は、ρ＊＝（２５）

２.８２６×１０－１０（Ω/ｍ）である。

１４. 異常表皮効果の評価
一般論として、テスト空洞の利益係数Ｑは、その高銅の比抵抗ρは常温でρ＝１.７２×１０ －８（Ω/ｍ）であり、これをＲＲＲ－１の記述符号を基準にすると、異常表皮効果を考慮した２０Ｋに於けるＲＲＲ－６０００の するが、そのエネルギー損失は、高々数ｋｅＶ～数百ｋ
比抵抗は、ρ/ρ＊＝６０.８と等価と見なすことが出来る。 ｅＶに過ぎない。従って、電子ビームのビーム電流が多即ち、２０Ｋで稼働するテスト空洞では、測定値ＱＬを基

い場合、この電子ビームをビームダンプに直接投射す準にすると、ＲＲＲ－６０００はＲＲＲ－６１と等価である。

ると、γ線や中性子などの２次放射線を大量に発生し、一方、テスト空洞の２０Ｋと常温で計測されたＱＬの比それらを遮蔽するために、膨大な放射線シールドを必は、表４から、Ｒ＝３３８５８/５９７７＝５.６６となる。これは、 要し、放射線発生装置は大型になる。
ＲＲＲ－６０００の高純度銅を２０Ｋに冷却した時、＊これを避けるには、電子ビームのエネルギーを高周

ρ/ρ ＝Ｒ×２＝６４であることからも、妥当であると言波電力として回収し、γ線や中性子などの２次放射線える。

の発生を可能な限り制限することが不可欠となる。

高純度銅に応力歪みがなく、Ｑ Ｌ とＱ ０の測定に大きそこで、テスト空洞実験データー（図３８のＱＬデータ

な誤差がない場合、C バンドテスト加速空洞の測定結 ー）を基軸に、異常表皮効果を考慮した閉回路に於い果から、異常表皮効果を考慮した５.７３９ＧＨｚに於け て、クライオ電子リニアックがエネルギー回収を可能でる高周波抵抗成分は、直流抵抗に換算してＲＲＲ－６

あるかどうかを評価するため、閉回路をユニットにした１以上であると推定される。ここでは、テスト空洞のＱＬと加減速特性の再計算を行った。

Ｑ０の比が０.９、ＲＲＲ－６０００がＲＲＲ－６６と等価であ

長さ約５０ｃｍのＣバンド加速管２本を１対とする加減

ると仮定して、クライオ電子リニアックのＣバンド加速管速ができる閉回路システムを２０Ｋに冷却し、閉回路にの再設計を行った。

２２.５ＭＷの高周波電力を環流させ、０.２Ａの電子ビームを供給すると、図４１に示すように、電子ビームを

１５．１００ＭｅＶ級テーブルトップ電子リニアック

約２５ＭｅＶに加速できる。この電子ビームで単結晶を繰り返し述べてきたように、がんの放射線治療効果 照射し、約５０ｃｍの減速管に輸送して電子ビームを減を高めるには、がん腫瘍と正常細胞の被爆線量比を 速すると、約１９.５ＭＷの高周波電力を回収でき、これ大きくすることが重要であり、そのためには、放射線を を加速管に還流し再利用ができる。
集束してがん腫瘍に向けて、３次元的に同時照射を行う必要がある。この状態をＸ線で実現するには、単色で干渉性を持ち透過力あるコンパクトなＸ線の発生源が必要となる。可干渉性単色Ｘ線は、１００ＭｅＶ級の電子ビームを数～数百ミクロンの薄い単結晶に照射して得られるが、これには高品質の高エネルギー電子ビームが必要である。可干渉性単色Ｘ線は、電子ビームが単結晶の原子間の通り抜けるとき、ローレンツ圧縮された電子の電場が単結晶の原子を強い近接場効果
単結晶の周期構造場を伝搬し、単結晶格子面でブラ

図４０ Ｃバンドクライオ電子リニアックの加減速特性

ック反射して、結晶面からパラメトリックＸ線放射として

図３４に示すような閉回路では、加速管入力空洞にで摂動し、原子の電子群を分極振動させ、その波動が発生する。

供給される高周波電力と減速管終端の出力空洞から薄い単結晶を通過中に、電子ビームは周期構造場 流出する高周波電力の差が加減速管で消費された高にウェーク場、制動輻射、電離エネルギーなどを放出 周波電力を意味する。また、閉回路の定常状態では、

この差の高周波電力を高周波源（クライストロン）から短い加速管と減速管を１セットにした閉回路に小電力

方向性結合器を通して供給する。従って、パルスの積

高周波電力を積み上げ、大電力が還流する状態にしみ上げには、高周波電力が閉回路を短い時間で周回てから、電子ビームを加速管に入射することになる。

することが重要となる。短い時間で積み上げるには、ク電子ビームが加速管に入射すると、高周波電力が電

ライストロン出力電力の変調比が大きくなる。この加速子ビームエネルギーに変換され加速管終端で電子ビシステムでは、高周波電力損失の少ない短い加速管 ームのエネルギーは最大になり高周波電力は最小にと減速管を１セットにした閉回路に小電力高周波電力を積み上げ、大電力が還流する状態にしてから、電子なる（図４０の左半分を参照）。
電子ビームが減速管に移行すると、電子ビームエネ
ルギーが減速管に高周波電力として変換されて、減ビームを加速管に入射することになる。
この加速システムでは、高周波電力損失の少ない

少した高周波電力は減速管終端で最大となり、エネル
ギー回収の機能が果たされる（図４０の右半分を参照）。
以上の検討から、この閉回路を４セット並列に構成し、各閉回路に２２．５ＭＷの高周波電力を環流させると、０．２Ａの電子ビームを１００ＭｅＶ以上に加速でき、加速後に入射エネルギーまで減速できることが判明した。
参考のために、Ｃｂａｎｄクライオ電子リニアックの加減
速特性を常温に戻した場合、加減速特性がどうのように変化するかを、図４１に示す。
このことから、１００ＭｅＶ級の電子リニアックをテーブ

図４１ Ｃバンドクライオ電子リニアックの常温に於ける加減速特性

ルトップにすることは夢でない。実用性に耐えるものが実現するならば、放射線治療分野に新たなメデカル・
変調クライストロン
供給高周波電力

オシレーター

スクリーン電圧
ダミロード

グリッド電圧環流高周波電力
方向性結合器
ビームダンプ
減速管

減速管

加速管

加速管

減速管

減速管

加速管

加速管

ダミロード
位相器
導波管
電子ビーム
電子銃

バンチャー
クライオスタット

図４２ クライオ・電子リニアックの構成ブロック図

電子ビーム

加速管

ダブレット

クライオスタット

加速管

バンチャー

偏向電磁石

電子銃
ダブレット
減速管

ビームダンプ方向性結合器

クライストロン

導波管

単結晶
偏向電磁石

電子ビーム

トリプレット

偏向電磁石

単結晶

０ｍ

２ｍ

１ｍ

パラメトリックＸ線放射３ｍ

図４３ クライオ・電子リニアックの配置ブロック図
れる加減速システムを 1 個のクライオスタットに収容しクライオスタット
導波管

た具体例を図４４に示す。

サーマルシールド
減速管

導波管

加速管

導波管

冷却装置と高周波パルス電源を除いた加速器とＸ線発生装置の主要な装置は含まれており、電子リニア
ック本体は２.３×１.５ｍ２の面積に収まり、テーブルトッ
プ型コレーレントＸ線源が実現する可能性を示唆して

デスク穴

真空

いる。カンターバランスを良くするとタンテーブルに搭載することも可能になり、医療診断や放射線治療用

１５０
３３０

のＸ線源として高度な機能が発揮できる。
特に、Ｘ線発生用の単結晶にダイヤモンド単結晶を用

図４４ テープトップ電子リニアックのクライオ
スタットの断面図

イノベーションを創成することができ、２１世紀の長寿化社会における医療福祉やＸ線科学の進展に新たな展開が開けると期待できる。単結晶を通り抜けた電子
ビームのエネルギーを再び高周波電力に変換して、放射線遮蔽を軽減し、高周波電力を電子リニアックの加速に再利用する。エネルギー回収型電子リニアックの必要性は以上の理由に依る。閉回路を４段に並べた最もシンプルなテーブルトップ電子リニアックをベースに、コンパクトなコヒーレント単色Ｘ線源のモデルを基盤とする具体的なブロック回路を図４２に示す。また、
Ｘ線発生装置を含むクライオ電子リニアックの基本配
置図の凡例を図４３に示す。また、加速管４本で構成さいると、Ｘ線エネルギーはシリコンの２倍弱であり、厚さが１μｍの場合、１００ＭｅＶの照射電子ビームが制動輻射で失うエネルギーは２ｋｅＶ程度である。
従って、照射用単結晶から放射されるγ線や中性子の線量は非常に少ないため治療室に直接Ｘ線発生装
置を持ち込める可能性が高く、使い勝手は非常によくなる。
現在の銅の素材はＲＲＲ-３０００であるが、ＲＲＲ-１０
０００が流通するようになれば、電子リニアックの熱負荷が４２％削減され、冷凍設備のコストも低減できる。 Ｓ
バンド電子リニアックとＣバンド電子リニアックの比較では、Ｃバンド電子リニアックは長さがＳバンド電子リニア
ックの約１/２、容積は約１/８であり、容積はコスト低減

の大きな要因となり得る。これが C バンド加速管を選択 繰り替え数

１０ ｐｐｓする理由の１つである。表５には、４０ｋｅＶの単色Ｘ線 高周波源

クライストロン×１本

が１０ １２ ／秒個得られる、Ｘ線発生装置を目標に設計

クライストロン（グリット変調）

出力変調型

したテーブルトップ型クライオ電子リニアックのパラメー

尖頭高周波出力電力

３～３０ＭＷ

ターの凡例を示す。

平均高周波出力電力

１２ｋＷ

パルス電源

３０ｋＷ

表５ テーブルトップ型クライオ電子リニアックのパラメ

１６．おわりにーター
クライオ加速システム

エネルギー回復方式

高齢化が進む日本では、ガン患者が急増し、ガン

冷却温度－２５３ﾟ Cは死因の主な要因であり、ガン対策は大きな社会問題

冷却保全

クライオスタットである。特に、若い年代のガン患者は進行が早く、ガ

加速管素材

ＲＲＲ－６０００

ン腫瘍を早急に除去し、完治できる方策を確立しなけ

電子銃

熱陰極３極管ればならない。最近、Ｘ線、γ線、中性子線、陽子線、

電子銃電圧-１５０ｋＶ

炭素線などによる定位照射を中心に放射線治療が盛最大ビーム電流

１.５Ａ

んに行われている。

規格化エミッタンス＜５πｍｍ･ｍｒａｄ

プレバンチャー（空洞数）

３性を活用した粒子線など高尚な定位照射にはそれぞ

バンチャー（空洞数）１2

れ特長があり、優劣を比較することは難しいが、ここで、入射ビームエネルギー

２.５ ＭｅＶ

理想的な定位照射とは何かを、もう一度詳細に検討すマクロパルスビーム電流

０.２～１.０Ａ

る時期に来ていると思われる。

加速周波数５.７１２ GHz

加速モード

２π/３

は始まったばかりであり、放射線、医学物理、生命科

加速方式

進行波環流

学、加速器などに係わる多くの研究者や技術者の力

加速管構造

デスク負荷進行波型を結集し、これから派生する諸問題と真摯に対峙する加減速管空洞数

２９～３０

ことが重要であり、関連機関による真摯な対応に期待

加速管の全長１０１４×４ ｍｍ

を寄せている。

環流周回時間５００ｎｓ

加速エネルギー

１０１～７４.４ＭｅＶ

究課題「コンパクト空間干渉Ｘ線源の開発」を基軸に高周波電力

２２.５×４ ＭＷ

草案したものである。本プロジェクトを推進するために、

積算電界減衰量 （αＬ）

０.１３５

色々な計画と連携する機会が多くなり、平成２２年４月、高周波尖頭電力損失

１.１×４ ＭＷ

ＪＳＴの機器開発プログラムに応募し、７月にヒヤリング

ジュール損失（平均）～８８０Ｗを受けたが、機が熟していないためか、採択には到ら高周波電力負荷率

２×１０－４なかった。本プロジェクトは、その時の応募内容を基軸

平均ビーム電力

２.９～２０.２ｋＷに纏めたものである。

平均ビーム電流４０～２００μＡ

Ｘ線の全線束数～１０１１/Sに対する新たな挑戦でもあり、加速管の素材、環境、

パルス持続時間１０ μｓ

構造を融合させ複合的に検討しない限り、決して成し

γナイフ、サイバーナイフ、或いはブラックピーク特可干渉性単色Ｘ線源によるガン治療・診断の接点

この概念設計は数年前に基盤研究Ｓに応募した研クライオ電子リニアックは、これまでの加速器の常識

得ない代物である。一方、「電子リニアックに於けるエネルギー回復が超伝導空洞を用いる以外に可能性は無いのか？」の視点に立ち、常温における電子リニア
ックの近接場の緩い構造（デスク穴径の大きい）の検討から液体水素温度の金属素材の特性まで視野を広げた検討を行った。これまでの電子リニアック優れた特性（電子のウェーク場と相互作用の大きい：Ｒ/Ｑが大きい）を活かし、且つ普通の金属電気抵抗が極限まで小さくなる素材と温度環境を活用すると加速空洞の電気抵抗が常温の数百分の１～数千分の１になり、閉回路のエネルギー回収はほぼ達成され、残留エネルギ
ーも１ＭｅＶ以下にできることを見出した。
一方、ＲＲＲ－６０００相当の純銅で制作したテスト空洞の高周波損失特性はＱＬの温度依存性に明確現れ、
クライオ電子リニアックの実現の可能性を示唆している。
ＰＸＲに於けるコヒーレントＸ線の発生は、単結晶に入射する個々の電子のウェーク場と単結晶の周期構造
結晶場の相互作用によるものであり、原子配列された周期構造はÅオーダーであり、この近接場効果の強い距離を電子が通り抜けることがＰＸＲの輝度を高めている要因である。Ｘ線強度を最強にするには、単結晶の周期数の最適化は非常に重要な研究課題であると考えている。
コンパク電子リニアックの検討には、高周波空洞特性の色々なパラメーターが必要とする。これらパラメー
ターを追求するのに、高周波空洞を解析的に解くことができるＤＤＣコード（中村プログラム［１］）は、非常に有効であった。このコードを使って計算した結果では、超伝導電子リニアックでなくとも、高純度銅材（７Ｎ相当）
で加速管を製作し、２０Ｋに冷却すれば、異常表皮効
果を考慮しても、エネルギー回復が可能であることを示唆している。

Reference[1] Masao NAKAMURA, "A Computational Method for
Disk Loaded Waveguides with Rounded Disk- Hole
Edges" JJAP,Vol.7,No.3, (1968) p257-271.