中性子検出器
1. はじめに

ギー加速器研究機構との共同プロジェクトによる大強度陽子加速器施設（J-PARC）や米国 SNSに代表されるような大強度のパルス中性子を発生させることも可能になってきている。

中性子はその透過力が極めて強く、通常の鉄等

さて、中性子を用いて物質の構造や性質を調べはほとんど減衰せずに通過する。その透過力は Xたり、ラジオグラフィを行ったりする場合には、線のように原子番号に依存せず、ある特定の原子それを検出する検出器、すなわち中性子検出器がに吸収される。したがって、原子番号の大きな物不可欠である。すでに述べたように、中性子は極質から構成される構造物内部のラジオグラフィ

めて透過力が強く、かつ電荷を有しないため、中には有効である。一方、X 線では感度の低い、原性子を直接検出するのは極めて困難である。本テ子番号の一番小さな水素に対しても中性子は敏

キストでは、中性子検出の方法、種類等について感であるため、生体中に多く含まれる水素の同定

解説すると共に、実際に使用されている検出器ににも使用される。また、中性子は電荷を有しない

ついても紹介する。なお、本テキスト執筆にあたため、原子の核外電子と相互作用せず、原子核とっては巻末の参考文献[1-9]を参考にした。

の相互作用を行う。このため、中性子では原子核内部の情報を得ることが可能である。これは X 線

2. 中性子についてがもっぱら核外電子との相互作用を行うのとは中性子の検出法について述べる前に、中性子に対照的である。さらに、中性子は磁気モーメント

ついて触れる。中性子は 1932 年英国のチャドウを有するため、磁性体の磁気構造や励起を調べる

ィックによって発見されたことになっており、彼ことが可能であり、中性子散乱による方法は、磁はこの功績により 1935 年のノーベル物理学賞を

性体研究の中の大きな一分野を形成している。

受賞している。しかし、それ以前に、放射能の研言うまでもなく、中性子を利用するためにはそ究で有名なキュリー夫人の娘夫妻イレーヌとジの発生源が必要である。現在、中性子の発生源とョリオはアルファ線をベリリウムに照射するとしては、放射性同位元素、原子炉、及び加速器が強い透過力のある放射線が発生し、この放射線をある。放射性同位元素は、原子炉や加速器に比べパラフィン等に当てると陽子が発生することをて小型で比較的取り扱いが簡便であるため、実験発見していた。一方、チャドウィックはこの放射研究に利用される。中性子源として利用される放線の性質を詳しく調べ、これが陽子とほぼ同じ質

射性同位元素には、自発核分裂を利用した 252Cf

量を持ち、電荷を持たない中性の「中性子」であ線源、Be(,n)反応を利用した Am-Be 線源や Pu-

ることを実証した。これは現在の言葉で言うと、

Be 線源がある。原子炉は多くの中性子を発生でBe(,n)反応によって発生した中性子との弾性散

きることから、研究用原子炉を用いた中性子散乱

乱で生じた陽子を観測していたことになる。前章

研究、中性子ラジオグラフィ、中性子医療等に幅で述べたように、中性子は透過力が強く、重い物

広く利用されている。また、加速器を用いた中性質からできている構造物の内部のラジオグラフ

子源としては、陽子や重陽子等の荷電粒子を加速

ィや、磁性体の磁気的性質を調べたりするのに用してターゲットに衝突させ、その核反応によっていられる。本章では、中性子検出という立場から、

生ずる中性子を利用するものがある。加速器によ中性子の基本的な性質について述べる。

る中性子源は、原子炉に比べてその発生する中性

Table 1 に現在知られている中性子の特性を記

子量が少ないが、パルス状の中性子を発生させるす。まず中性子の電荷はゼロである。このことは、ことが可能であるため、飛行時間法を用いて中性中性子が物質と相互作用をする場合、核外電子や子のエネルギー毎の反応を詳細に調べることが原子核のクーロン力の影響を受けずに、原子核と可能である。近年では日本原子力機構と高エネル

Table 1 中性子の主な特性ことを利用するものである。すなわち、発生源から観測点までの距離を L、中性子エネルギーを E

1.6749543×10-27 (kg)静止質量とすると、この中性子が観測点に到達するまでの= 1.008665012u

時間 T は、中性子の速度を v とすると、= 931.5731 MeV
電荷0

E  mv 2 / 2

波長1.8×10-8 (cm) @0.025eV

スピン

1/2

T  L / v  L / 2E / m

磁気モーメント

n=-0.96623650×10-26（J/T）となる。逆に言えば、パルス中性子発生の時間か

崩壊形式

ベータ崩壊

ら中性子の観測までの経過時間がわかればその

n→p++

中性子エネルギーが計算できるのである。つまEmax=780keV
寿命：約 1000 秒

り、中性子の測定を時間的に行うことが、中性子(2-3)

エネルギー毎の測定につながるのである。
また、中性子はスピン 1/2 をもち、フェルミ‐

直接相互作用することを意味する。したがって、

ディラックの統計に従い、磁気モーメントを有す

中性子をプローブとすれば、原子核の内部構造をる。したがって、中性子は原子の不対電子の磁気知ることも可能となる。しかし、電荷を有しない

モーメントと相互作用することが可能であるこということはその検出にある種の困難さが伴う。

とから、磁性体の磁気構造や磁気励起について調次に中性子は粒子であると同時に波動性も有べることができる。これは X 線回折では不可能でする。これは、ボーアの相補性原理に基づいて、あり、磁性体の研究では、中性子散乱を利用する

中性子に限らず、量子力学的粒子には必ず要請さ方法が重要視されている理由である。さらに、中れる基本的特性である。したがって、通常の波と性子はその透過力が極めて強い。したがって、X同様に中性子の回折現象が観察される。この中性線が透過しにくい原子番号の大きな物質で構成子の波動性と電荷ゼロという性質を利用していされた構造物の内部の検査に利用される。その一る のが 中性子 散乱 実験で ある 。中性 子の 波長方、中性子は X 線に対して減衰係数の小さな水素(cm)はそのエネルギーを E(eV)とすると、

  2.86 109 E 1/ 2 (cm)等に対しても敏感であり、X 線ラジオグラフィで(2-1)

は得られない、物質中の水素の分布を得ることもとなる。例えば、熱中性子と呼ばれ E=0.025(eV)

できる。中性子散乱によって、たんぱく質の水素のエネルギーを持つ中性子の場合、その波長はの位置決定はその一例である。

1.8×10-8(cm)=1.8(Å)となり、ほぼ原子の大きさ

なお、中性子は単独では安定ではなく、ベータのオーダーである。もし、中性子のエネルギーを崩壊することが知られており、その寿命は約 1000

連続的に変化させることができれば、ブラッグの秒、ベータ線の最大エネルギーは 780keV である。

条件

このような特徴を有する中性子であるが、電荷を2d sin  n

(2-2)

有しないため、その検出は中性子と物質の相互作を満たす格子間隔 d を有する物質に中性子を当て用を通してしか検出することができない。次章でればその方向に鋭いピークが得られることにな

は中性子検出に利用される反応について述べる。

り、物質の構造解析が可能となる。中性子エネル
ギーの連続的な変化を達成できるのが、パルス中

3. 中性子検出に利用される反応性 子 を 用 い た 中 性 子 の 飛 行 時 間 法 （ Time of

これまで繰り返し述べてきたように、中性子はFlight: TOF 法）である。TOF 法は、ある瞬間に電荷を有しないため、直接的な電離能力がない。

発生した、様々なエネルギーの中性子を含むパル

したがって、中性子の検出には光子同様、物質とス中性子が、その発生源から離れた場所に到達すの相互作用により生ずる荷電粒子の電離作用をるまでの時間が中性子エネルギーの関数になる用いる。中性子の検出に利用される核反応には、

中性子捕獲反応と中性子散乱反応がある。以下に
この 2 つの反応について述べる。

中性子捕獲反応とは、中性子が原子核に捕らえ

Table 2 中性子検出に利用される捕獲反応
235U + n→

核分裂片＋～200MeV

3He + n→3H + p + 0.765MeV

6Li + n→3H + 4He + 4.78MeV

10B + n→→

197Au + n→

7Li + 4He +2.79MeV→→

荷電粒子を放出するか、あるいはガンマ線を放出して安定な原子核になる反応である。中性子検出上重要な、中性子捕獲反応を Table 2 に示す。
これらの反応の断面積は、その中性子のエネル
ギーによって大きく異なる。そこで、中性子をそのエネルギーEn によって以下のように分類する(7%)

ことがある[1]。
冷中性子：

En <0.025eV

7Li*→7Li + 4He +  (0.48MeV)

熱中性子：

En～0.025eV

低速中性子： 0.03eV< En <100eV

198Au

中速中性子： 100eV< En <10keV

198Hg +  + →

高速中性子： 10keV< En <10MeV

156Gd*→ 156Gd + ( 線＋転換電子)
157Gd + n

られ、その結果中性子過剰な原子核が形成され、7Li* + 4He + 2.31MeV (93%)

198Au
155Gd + n

3.1. 中性子捕獲反応が明確でないため、正確な定義は困難である。

158Gd*→

しかし、これらの分類は、そのエネルギー範囲

158Gd + ( 線＋転換電子)

Table 3 に Table 2 の反応の熱中性子に対する断面積及びその反応における荷電粒子のエネルギ
ー、自然界の存在比を示す。ただし、10B(n,)反応
ではガンマ線を放出する反応についてのみ記し

Table 3 主な中性子捕獲反応の反応断面積と反応後の粒子のエネルギー
反応

荷電粒子の

断面積

エネルギー

(barns)235U(n, FF)

583

3He(n,p)5333

6Li(n,)940

10B(n,)

3837

（MeV）
核分裂片
（～200MeV）
p

0.57

3H

0.19



2.05

3H

2.74



1.47

7Li

0.84

存在比

た。また、エネルギー毎の反応断面積を Fig. 1 に示す[10]。以下にこれらの反応について、いくつかの検出器を取り上げつつ、その特徴を述べる。

(％)
0.72
0.00014
7.5
19.8

線
197Au(n,)96（最大エネルギ

100ー：）155Gd(n,)60900

157Gd(n,)254000natGd(n,)

48890

転換電子
（0.039～0.25）
転換電子（0.029～0.23）
転換電子（0.029～0.25）

14.8
15.7
100

Fig.1 中性子検出に用いられる主な反応の捕獲断面積[10]3.1.1.

235U(n,FF)反応

難にする場合もある。また、3He は天然にはほと

中性子による核分裂反応は、中性子計測上極めんど存在せず、大変高価である。近年では、米国て重要な反応である。通常はその取り扱いの容易での核セキュリティ政策の変更により、3He の価さから、235U の核分裂反応が利用される。Table

格の高騰が続き、3He を入手することが困難な状

3 からわかるように、その反応断面積はその他の態が続いている。

捕獲反応に比べて小さい。したがって、この反応

3.1.3.

を用いた場合、検出器としての中性子感度は低く

6Li(n,)反応なる。しかし、反応後に生成されるのが、極めて天然に存在する Li は質量数 7 と 6 のものがあ

大きなエネルギーを持った核分裂片であるので、るが、中性子測定に利用される質量数 6 の 6Li はこれによって生成される 1 つ 1 つのパルスの大き天然の存在比が 7.5%である。また、中性子と 6Liさは非常に大きくなる。このため、中性子測定のの反応生成物であるアルファ粒子と 3H は励起状

際にノイズ源となるガンマ線のパルスを波高弁態になることはなく、反応によりガンマ線を放出

別器を使って容易に弁別できる。このことから、することはない。また、反応の Q 値は 4.78MeV

核分裂反応を利用した検出器は、高いガンマ線場と大きく、反応の断面積は熱中性子に対して 940b

での使用が可能となり、主に原子炉での中性子測であり、大きな 1/v 範囲も有する。6Li はフッ素の定に用いられる。

化合物 LiF と安定化させ（Li 単体は水と激しく反応し、引火性の高いガスを発生する危険物）、シン

3.1.2.

3He(n,p)反応

3He は、気体の中で中性子断面積が最も大きく、チレータに混合させて中性子有感物質として用いられることが多い。生成荷電粒子であるアルフ

熱中性子では 5300b という値をもつ。
そこで、3He

ァ粒子と 3H の 6Li 中での飛程はそれぞれ、数十は通常比例計数管と呼ばれる中性子検出器の封ミクロン及び数ミクロン程度である。 また、LiF

入ガスとして用いられる。3He(n, p)反応の Q 値はを固化したものは良い中性子遮蔽剤となる。

765keV と比較的小さいが、反応の結果生ずる陽子と 3H（トリトン）のそのガス中での走行距離、すなわち飛程は、1 気圧の 3He ガスにおいては、それぞれ 6cm、2cm 程度になる。このため、これ

3.1.4.

10B(n,)反応

天然ホウ素中に約 20％の割合で存在する質量数 10 の 10B は、中性子検出器用材料に広く使わらの飛程を短くするために、封入圧を高くしたれている。フッ素との化合物である 10BF3 は常温

り、ストッピングガスと呼ばれる重いガス（例えで気体であり、上に述べた 3He と同様、中性子用

ば CF4 ガス）を混合させたりしてその壁効果を抑

比例計数管の封入ガスとして用いられている。

制するのが普通である。
また、3He(n, p)反応は熱中性子の測定の他に高10B(n,)反応の生成物であるアルファ粒子と 7Li

は、3He(n,p)反応の生成物である陽子と 3H に比速中性子のエネルギースペクトル測定にも利用

べて重いので、そのガス中での飛程は 3He(n,p)反される。Fig. 1 からもわかるように、3He(n, p)反応の陽子やトリトンと比べて短い。したがって、

応の断面積は、非常に広い範囲で共鳴を持たず、同じガス圧で比較すると、3He 比例計数管の場合

いわゆる 1/v 法則に従う。さらに、生成核が、後ほど壁効果は顕著でなく、比較的小寸法の検出器に述べるような 10B(n,)Li*のように励起状態にでも全エネルギーが吸収されやすい。このため、な らな いため 、生 成核の 全運 動エネ ルギ ーが反応の Q 値に対応するパルス波高の信号の割合

Q+En になる。このため、中性子エネルギーEn のが多い。10B(n,)反応の断面積は 1/v 則に良く従測定が容易になる。しかし、3He は軽いので、高うので、10BF3 比例計数管の感度は中性子エネル

速中性子との衝突によって反跳 3He が生じ、これ

ギーの増加と共に減少する。そこで、10BF3 比例に起因するパルスが中性子エネルギー測定を困

計数管をパラフィンなどの減速材で囲み、ここで中性子を減速・熱化させて検出する方法がとられその他のバックグラウンドノイズを低減するこることもある。しかし、10BF3 ガスは毒性のあるとができる。しかし、10B 化合物を中性子遮蔽材

ガスであり、その取り扱いには注意が必要で、そとして用いた場合には、同時にガンマ線の遮蔽もの特性上封入圧力を3He

検出器ほど高くできない。さらに、10BF3 ガスは放射線照射によって分解しやすい。このため、10BF3 比例計数管は、原子必要になることに注意が必要である。
3.1.5.

197Au(n,)反応

炉の中性子測定に用いる場合には、原子炉の起動

自然界に 100％の割合で存在する質量数 197 の時に用いられ、そして炉出力が上昇した場合に金は、放射化箔検出器として用いられる。

は、10BF3 比例計数管を強い放射線に曝さないよ

197Au(n,)で生成される 198Au

う、移動させる場合もある。

り、半減期 2.7 日でベータ崩壊する。これによるは放射性核種であ

一方、ホウ素は固体でも中性子検出用材料とし放射線を測定することにより、金に照射された照て用いられる。例えば、上の 10BF3 比例計数管の射量を測定することができる。金箔による方法

欠点は基本的に 10BF3 ガスに由来するので、これは、原子炉の照射孔のような狭い場所での中性子を中性子コンバータと被電離気体を分離したのの測定に広く用いられる。

が 10B 比例計数管である。10B 比例計数管の寿命は 10BF3 比例計数管より長くすることができ、さ3.1.6.

155Gd(n,)反応及び 157Gd(n,)反応らに最高使用温度も高くすることができる。しか自然界にそれぞれ 14.8％、15.7％の割合で存在

し、10B 比例計数管はその内面に 10B 化合物が塗する質量数 155 及び 157 の Gd は中性子に対して布されているので、その塗布膜内でのエネルギー

極めて大きな捕獲断面積を示す。したがって、天損失があり、被電離気体に到達するアルファ粒子

然の Gd でさえも熱中性子に対して 48890b といと 7Li のエネルギーは広く分布する。したがって、う断面積をもち、これは自然界に存在する物質の出力パルス波高分布は広い範囲に分布し、その結うち、最大の値を持ち、数ミクロンの Gd 薄膜で果、通常の計数管で得られるプラトー特性が得ら

ほぼ 100％の熱中性子が吸収される。そこで、Gdれない。このため、後述するように、10B比例計

薄膜と半導体検出器を組み合わせることによっ数管を用いる場合は、その印加電圧や増幅率の安て中性子の測定が可能である。しかし、157Gd(n,)

定性には十分な注意が必要である。また、パルスで生成される荷電粒子は、内部転換電子であり、を計測するのではなく、その直流電流を測定する

実際に使用可能な転換電子は数十 keV のもので電離箱にも 10B 化合物は用いられる。原子炉の中ある。したがって、Gd をベースとしたシンチレー

間出力領域や出力領域に使用されるガンマ線補タの場合、吸収された中性子 1 個あたりの出力は償型電離箱及び非補償型電離箱がその良い例で小さくならざるを得ない。しかも、Gd の原子番号ある。

は 64 と大きく、高いガンマ線感度を有すること

10B(n,)にはその反応が 2 種類ある。１つは基が欠点となる。Gd(n,)で生成される励起核 Gd*

底状態の 7Li ができる反応と励起状態の 7Li*がでは、その基底状態から 8MeV も高いエネルギー準きる反応である。7Li*は 480keV のガンマ線を放位にあり、その遷移過程で様々な高エネルギーの出して基底状態の 7Li になる。熱中性子に対してガンマ線を放出する。Gd の中性子断面積が大きは、これらの反応の割合は 7Li*ができる反応が圧いのにも関わらず、これまで Gd が中性子検出に倒的に多い（93％）
。10BF3 比例計数管のパルス波はあまり利用されてこなかった理由の１つがこ

高分布にはそれぞれの反応（Q=2.79MeV 及びれである。この例外としては輝尽性蛍光体と酸化Q=2.31MeV）に対応したピークが確認できる。

ガドリニウムを用いた中性子イメージングプレ

480keV のガンマ線は、ある場合には、それを同ートがあるのみである。

時計数用信号として用いることができ、ガンマ線

1H(n,n)1H 散乱の断面積の入射中性子エネルギ

ー依存性を Fig.2 に示す[1]。1H(n,n)1H 散乱は他の 6Li(n,)や 10B(n,)反応と比較して中性子エネ
ルギー依存性が小さく、高速中性子に対して大きいことがわかる。このため、反跳陽子を利用する
方法は、高速中性子の測定に利用される。使用する検出器は、円筒形の容器に低圧の水素ガス等を封入した比例計数管が良く使用される。なお、速中性子入射に対して、反跳陽子等の荷電粒子を発生させるポリエチレン等の物質をラジエータと呼ぶことがある。
Fig.2 1H(n,n)1H 反応の断面積の中性子エネ
ルギー依存性[1]4. 中性子検出法
前節までは、中性子検出の原理とも言うべき中性子と原子核の反応について述べてきた。本節では、その中性子と中性子有感物質の反応をどのよ3.2. 中性子散乱反応

うに利用して中性子を検出するかについて述べ
中性子検出において、中性子の散乱現象が利用る。中性子検出法の分類の仕方は様々であるが、される場合、ターゲット核となる原子核の質量数

ここでは、微分型検出器と積分型検出器に分類すは小さいものが使用される。その理由は、中性子

る。Table 4 にその分類を示す。なお、本章以降中が質量数 A の原子核に衝突したとき、その原子核の得るエネルギーER は、中性子の入射エネルギー
を En、散乱角をとしたとき、

ER 

4A
E n cos 2 (1  A) 2

性子検出器としては中性子捕獲反応を利用したものついて述べる。
Table 4 中性子検出器の分類

(3-1)
種類

検出器

で与えられるため、A の小さい核が大きなエネル

ガス入り検出器

ギーを持ちうる。特に、A=1 の水素の場合、入射

微分型（電離箱、比例計

中性子は全エネルギーをターゲット核に付与し検出器得る。このため、中性子検出において、重要とな

数管）
シンチレーション
検出器

る中性子散乱反応は、 1H(n,p)散乱あるいは、イメージングプレ

使用する主な物質
3He、BF3、

B2O3、U3O8
ZnS:Ag/LiF
リチウムガラス
BaFBr:Eu

1H(n,n)1H 反応である。ターゲット核が水素の場

積分型

ート

合、衝突後の水素すなわち、反跳陽子のエネルギ

検出器

写真フィルムハロゲン化銀放射化箔検出器Au

ーEp は、E p  En cos 
2

(3-2)

で与えられる。したがって、最大エネルギーをもつ反跳陽子は、それが中性子の入射方向（=0）に4.1. 微分型検出器

散乱される場合、すなわち正面衝突をする場合に微分型検出器とは、入射する中性子を１つずつ得られ、この場合、Ep=En であって、中性子は全計測する検出器である。したがって、微分型検出

エネルギーを陽子に付与する。このことが、中性器は検出された中性子の時間情報を有すること子の遮蔽に際して水素を多く含んだ水等の物質ができる。微分型検出器には、ガス入り検出器（電が使用される理由でもある。

離箱、比例計数管）及びシンチレーション検出器の多くが含まれる。
ほとんどのガス入り中性子検出器は、中性子と中性子有感物質との相互作用の結果生ずる 2 次荷電粒子がガスを電離し、それに起因する電荷を、印加した電圧によって検出するのが基本であり、実際には、その電荷による生ずる電気パルスを計測する。Fig. 3 に印加電圧と出力されるパルスの大きさの関係を示す[6]。ただし、横軸の印加電圧や縦軸のパルスの大きさの絶対値は検出器の構造によって異なるので、あくまで目安である。Fig.
3 の曲線は印加電圧の大きさによっていくつかの領域に分けることができる。
①再結合領域
この領域では印加電圧が低く、そのため電子やイオンの移動速度が小さい。このため、電子とイ

Fig.3

検出器印加電圧とパルスの大きさ[6]次電離による電荷量と比例性がないため、この領域は放射線計測に使用されない。
⑤GM 管領域

オンの再結合の確率が高い。印加電圧を大きくす

印加電圧をさらに大きくすると、GM 管（ガイ

ると移動速度が大きくなって再結合確率が小さ

ガー・ミューラー管）領域に達する。この領域はくなり、パルスの大きさが徐々に大きくなって、電界が非常に強く、一度の電離現象により中心電再結合の確率がゼロとなり、ついにはある一定の極のほぼ全域で電子なだれが生じる。このため、大きさとなる。

パルスの大きさは一次電離量とは無関係に一定②電離箱領域の大きさを示す。このため放射線のエネルギーを

再結合領域から印加電圧を大きくしてもある

測定することはできないが、非常に大きなパルス

一定の大きさのパルスしか生じなくなる。これはが得られ、測定が容易になる。

発生した電荷が全て収集されていることを示す。

⑤連続放電領域③比例計数管領域
電離箱領域からさらに印加電圧を大きくすると、電場が強くなり、最初に電離した電子がさらに加速される。この領域ではその電子が封入ガス

この領域では一度電離が生じると連続放電が生じもはや放射線検出器としては使えない領域
である。
中性子検出器に使用される領域は電離箱領域

をさらに電離して 2 次的、3 次的に電子・イオン

又は比例計数管領域のどちらかである。以下に対が生成されパルスの大きさが対数的に増大す

種々のガス入り検出器についてその特徴を述べる。増大した電子・イオン対の数と一次電離による。

る電子・イオン対の比をガス増幅率と呼ぶ。比例計数管ではガス増幅率が 103 程度になることもあ

4.1.1. 電離箱る。この領域では一次電離の量とガス増幅後の電先にも述べたように、電離箱として動作させる

離量は比例している。このため、この領域を比例

領域では印加電圧が小さいため、中性子によるパ領域と呼ぶこともある。

ルスの大きさが小さく、通常その平均として DC④遷移領域

電流が測定される。この意味では DC 電流を測定

比例計数管領域からさらに印加電圧を大きくする電離箱は時間情報が少ないため、積分型検出

していくとパルスの大きさは増大していくが、一器に近い。DC 電離箱の例が、原子炉の計測に使用されるガンマ線補償型及び非補償型電離箱、及となる。ただし、電子やイオンが電極に到達すれ

び核分裂電離箱である。

ば誘導電流は流れず、電子の移動速度はイオンの一方、電離箱をパルス型として動作させることも可能である。以下にパルス型計数管の動作原理について説明する。Fig. 4 のように時刻ゼロで電極間隔 d の平行平板型電離箱中の位置 x0 の点で平板に平行に電離が起こり、N 個の電子・イオン対ができたとする[5]。このときの電極容量及び浮遊容量を含めた全体の静電容量を C、負荷抵抗を

それよりも非常に大きいため、電圧 V(t)は Ne w   w tCd Ne x  w t
0V (t )  
C
d

 Ne
 C

R、抵抗 R に誘起される電圧を V(t)とする。このとなる。ただし、とき、電子による上側電極への誘導電荷を Q-(t)、t d  x0
w

t 

x0
w

イオンによるそれを Q+(t)とすると、xdxQ ( t )   Ne dQ ( t )  Ne

(4-1)
(4-2)

(t   t  t  )

(4-7)

(4-8)

である。V(t)の時間変化を図示すると Fig. 5 のよ
うになる[5]。つまり、時定数 RC が非常に大きいとなる。ここに、e は電子の素電荷であり、x  x0  w tx  x0  w t(t  t  )(4-3)

場合、電圧パルスは電離の起こった位置に無関係になる。しかし、計数率を高くとるため、通常の(4-4)

パルス型電離箱の時定数はイオンの移動時間よはそれぞれ電子とイオンの時刻 t での位置を示

りも短くとるのが普通である。したがってそのパす。また、w-及び w+はそれらの移動速度である。

ルス波高は電子に起因する部分のみとなり、したがって、集電極（上側電極）を通じてd I ( t )  Q ( t )  Q ( t )dtw  w
 Ne 
d

V

（4-5）

Ne
x0
Cd

(4-9)

となる。ただし、イオンの速度は電子の速度の比
べて小さいので無視した。この結果は、電離が起きた位置によってパルス波高が異なることを意の電流が C と R に流れることになる。ここで、積味する。

RC で定まる時間がイオンや電子が電極に到達す

なお、Fig. 4 から、電圧が誘起されるのはこれ

る時間より十分大きければ、電流はほとんど容量

らの電子・イオン対が電極に到達して初めて形成

C に蓄積されるとしてよく、その結果誘起電圧はされると考えやすいが、これは誤りである。どのV (t ) Fig.4

1
I ( t )dt
C 0t

パルス型計数管の動作原理[5]

(4-6)

Fig.5

誘起電圧の時間変化[5]ような放射線検出器でも、外部放射線により電荷

Fig.7 において、波高の低いパルスが多数計測が生じ、これが運動することによって信号が生じされているが、これはアルファ粒子やガンマ線、ることを理解する必要がある。先の電離箱では及び電気的ノイズによるパルスである。一方、約t=0 では電子・イオンによる誘導電荷の和は正確

40 チャンネル（1.64 A）にピークをもつものがにゼロであり、このときには電圧は生じない。し中性子によるパルスである。したがって、測定す

かし、これが運動することによって誘導電荷に差るパルス波高の閾値を 15 チャンネル程度に設定が生じその結果誘導電流が流れ電圧が発生する。

すれば、ほぼ中性子のみの信号を計測することが誘導電荷の導出については７．付録にまとめてお可能である。なお、同図において単位が電流値にいた。

なっているのは、核分裂計数管では通常電離によ

さて、電離箱領域で DC 電流ではなく、電気パって生じた電荷ではなく、流れる電流パルスを測

ルスを測定する中性子検出器に核分裂計数管が定しているためで、典型的なパルスの立ち上がりある。中性子有感物質として核分裂性物質を用いが数 ns 以下で、パルス幅が 100ns 程度の三角波た計数管を核分裂計数管と呼ぶ。核分裂計数管状の極めて速いものである。核分裂計数管の計測

は、原子炉の中性子測定において最も基本となる

範囲はパルスモードでは 106nv 程度であるが、キ検出器である。典型的な核分裂計数管は、外径 20ャンベル法と呼ばれる測定方式によってさらに～30mm 程度の円筒型で、その中に円筒状の電極計測できる範囲を広げることができる。キャンベがあり、その電極の片面あるいは両面に 90%程度

ル法は変動電流の二乗平均値が中性子束レベルに濃縮した 235U の酸化物 U3O8 を薄く（およそに比例することを利用したもので、パルスモード

1mg/cm2）塗布したものである。封入ガスとしてとキャンベルモードを併用することにより計測

は Ar や Ar に窒素を少量添加したガスを用いる。

範囲を 10 桁程度まで広げることが可能となって印加電圧は電離箱領域で作動させるため、通常数いる。

百 V 以下である。核分裂電離箱の原理は、中性子と 235U の核分裂反応によって生成した核分裂片
が、封入ガスを電離し、その電荷を印加した電圧で電極に収集することで行う。前述したように、
235Uの核分裂反応で生成した核分裂片は非常に大きなエネルギーを持っているので、ガンマ線によるパルスに比べて大きなパルスを生成するので容易に波高弁別が可能である。核分裂計数管の中性子感度は、通常 0.1cps/nv 程度である。核分裂計数管の測定回路と典型的なパルス波高分布
をそれぞれ Fig.6 及び Fig.7 に示す[11]。
Fig.7

Fig.6

核分裂計数管のパルス波高分布[11]核分裂計数管の測定回路[11]4.1.2. BF3 比例計数管
BF3 比例計数管は通常円筒形状の中に BF3 ガスが封入されており、その中心電極として細いワイヤが張られている。中性子感度を高めるために10B を 90%以上に濃縮した 10BF3 ガスを使用するのが通常である。この 10BF3 ガスは中性子との反応によって 2 次荷電粒子を発生させる中性子有感物質であると共に、この 2 次荷電粒子によって電離される被電離気体の役割をはたしている。すな
わち、中性子入射による 10B(n,)反応の結果アルファ粒子と 7Li 粒子が発生し、これによって 10BF3
ガスが電離され電子・イオン対が生じる。そしてFig.8 BF3 比例計数管のパルス波高分布[2]芯線に高電圧を印加しておくことによってこれらの電荷を収集し出力信号とする。しかし、このE  1.47 MeV

電荷量は核分裂片によるものに比べて小さいた

E Li  0.84 MeV(4-12)

め、芯線には 1000~2000V の電圧を印加してガスと な り 、 7Li の 励 起 状 態 を 経 由 し な い 場 合 は増幅を起こさせて信号量を増大させている。既に

Q=2.792MeV で、述べたように 10B(n,)反応は 2 種類の反応形式がE  1.78 MeVあり、7LiE Li  1.01MeVの励起状態を経由するものとしないものがある。それに応じて反応の Q 値は 2.31MeVと 2.792MeV となる。入射中性子が熱中性子の場
合、そのエネルギー（0.025eV）反応の Q 値と比べて非常に小さく、実質上ゼロとして差し支えない。したがって、通常のエネルギー保存則と運動量保存則から布の例を示す[2]。反応の Q 値が全て付与される2.79MeV と 2.31MeV とそれに続くなだらかなス
ペクトルが観測できる。このスペクトルはいわゆ
る壁効果によるもので、アルファ粒子または 7Li
出器の壁に衝突することによって生じるものでm v  m Li v Li  0
1m v2
2
1
E Li  m Li v Li22となる。Fig. 8 に BF3 比例計数管のパルス波高分

粒子がそのガス中で全エネルギーを失う前に検E  E Li  QE (4-13)

ある。したがって、7Li やアルファ粒子によるエッ(4-10)

ジが観測されている。BF3 比例計数管は安価で出
力パルス波高も比較的高いが、その反面 BF3 ガス
は分解しやすく毒性を有するという欠点を持つ。

が成立する。この場合アルファ粒子と 7Li 粒子は4.1.3.

10B 比例計数管

互いに反対方向に飛行する。上式から

上記 BF3 比例計数管の BF3 ガスに由来する欠

m Li
E 
Q
m  m Li

点を改良したものが 10B 比例計数管である。10B

E Li m
Qm  m Li(4-11)

比例計数管は検出器円筒の内面に 10B を含んだ化合物を薄く塗布したもので、封入ガスとして Ar
もしくはその混合物が用いられる。このため、10Bとなり、それぞれのエネルギーは質量の逆比とな

比例計数管の寿命は BF3 比例計数管に比べて長る。これにより、生成粒子のエネルギーは 7Li のく、動作温度も高くできる。しかしその反面、熱励起状態を経由する場合 Q=2.31MeV であって、中性子の場合、1 回の 10B(n,)反応によって封入ガスにエネルギーを付与できるのはアルファ粒

0.84MeV(7Li)

1.46MeV()

計
数

パルス波高
Fig.9

10B 比例計数管のパルス波高分布[1]子もしくは 7Li 粒子のどちらかになる。これは10B(n,)反応によって生じるアルファ粒子と 7Li

Fig.103

He 比例計数管のパルス波高分布[2]粒子は互いに反対方向に飛行するためである。従って 10B 比例計数管のパルス波高分布は Fig. 9 に示すような波高ゼロから分布するスペクトルとなる[1]。このように「谷」のないパルス波高分布
では計数プラトーが得られず、その計測系には注意が必要である。さらに、中性子感度を上げるた
めに 10B の塗布厚を上げるとその塗布層からアルファ粒子や 7Li 粒子が飛び出ることができなくな
るため、かえって感度が下がってしまう。このため、10B 比例計数管の感度はそれほど高くできない。
4.1.4.

3He 比例計数管

3He 比例計数管は基本的な構造は BF3 比例計数

Fig.11

1 次元 3He 中性子検出器の概念図[5]管と同じで、封入ガスを 3He ガスに変更したものである。3He ガスはその熱中性子断面積が 5300b

路は基本的に電荷有感型前置増幅器を用い、波形と気体の中では最も大きく、かつ不活性ガスであ

整形時定数は 1～3s で行うが、計数率を上げるるので封入圧力を非常に高く（20 気圧程度）してため、0.5s で整形を行う場合もある。

感度を上げることも可能である。ただし、反応に3He 比例計数管はその高い中性子感度のため、よって生成される陽子とトリトンは軽いのでそJ-PARC や JRR-3 などの中性子散乱施設で大量のガス中での飛程は長く、そのため壁効果が比較に使用されている。なお、3He ガスは天然中にほ的顕著である。熱中性子の場合、陽子とトリトン

とんど存在せず、人工的に生成する必要があるたに与えられるエネルギーは前節での議論からめかなり高価であるのが欠点である。さらには、

mt
Ep 
Q  0.574 MeV
m p  mtEt 

mpm p  mt

3He ガスの供給国の 1 つである米国が 2001 年の(4-14)Q  0.191 MeVとなる。3He 比例計数管の典型的なパルス波高分
布を Fig. 10 に示す[2]。3He 比例計数管の計測回

同時多発テロ以降、核セキュリティ政策を強化したため、3He ガスそのものが入手できにくい状態
が現在でも続いている。
なお、ここに紹介したのは位置敏感性を有しな
い 0 次元の検出器であるが、芯線に抵抗を持たせ、検出器の両端から出力される信号の大きさが中性子入射位置に相関があるため、これを用いて 1次元中性子検出器として使用されているものもある。この簡単な概念図を Fig. 11 に示す[5]。これは、計数管の陽極に抵抗を持たせると、その両端から出力される信号はその発生位置の逆比に比例することを利用したもので、その和と一方の信号の比をとることによって位置を決定する手法である。また、この電荷分割の方法以外では、
その両端に発生するパルスの立ち上がり時間の違いや、到達時間の違いによって位置を決定する
方法もある

Fig.12

アンガーカメラの構造図

4.1.5. シンチレーション検出器
荷電粒子との相互作用の結果、光を放出する物
質をシンチレータ、その光をシンチレーション光と呼ぶ。通常はシンチレーション光の放出を促進するため、その中に活性化物質と呼ばれる物質を微量添加する。ガンマ線サーベイメータに良く使用される NaI(Tl)はその良い例で、活性化物質である Tl を約 10-4 程度の割合で添加されている。
シンチレータを中性子検出に使用する場合は中性子有感物質が必要である。中性子用シンチレ
ータには中性子有感物質をその母体に含むものと、シンチレータ自身には含んでいないが中性子
有感物質を混合したものがある。前者の代表的なものに Li ガラスがあり、後者には ZnS:Ag/6LiFがある。ZnS:Ag はアルファ線用検出器として使用され、古くはラザフォードの実験で用いられたほどシンチレーション光が大きい。元来シンチレーション光は微弱で ZnS:Ag のように大きな蛍光をするシンチレータ以外はその検出は困難であったが、光電子増倍管が実用化され、現在ではかなり微弱なシンチレーション光でも測定可能となっている。ZnS:Ag/6LiF の大きな特徴は、その単位吸収中性子あたりの発光量が極めて大きいこと、また、ガンマ線に対する感度が低いことである。このため、中性子検出用シンチレータとして広く使われている。一方、ZnS:Ag/6LiF は白色で発光に対して不透明性があり、そのパルス波高
分布は広く分布している。ZnS:Ag/6LiF を用いた検出器としては、ISIS の ENGIN-X や J-PARC の物質生命科学実験施設にある匠というビームラ
インに設置されたものがあるが、これについては後述する。
一方、Li ガラスは活性化物質に Ce を用いたものが比較的良く使用される。発光波長は 400nm 付
近に生ずるものが多いが、これは構成材料に大きく左右される。Li ガラスは蛍光波長に対して透明にすることができるので、単色エネルギーの中性子照射に対して中性子ピークを観測することができる。しかし、Li ガラスシンチレータはまたガ
ンマ線照射によっても発光する。典型的な Li ガ
ラスシンチレータでは、約 1.6MeV のガンマ線照射によるパルスの波高が中性子によるパルスの波高と同じになる。したがって、この程度のガン
マ線の付随する中性子場において、パルス波高の違いによる中性子とガンマ線の弁別は困難になる。また、Li ガラスは他のシンチレータと比較す
ると、相対的に光の出力が小さいことも欠点である。その一方、Li ガラスの長所は、比較的低価格
であること、また発光の寿命が短いこと等があげられる。発光の寿命が短いことは、測定系さえ十分であれば、高計数率も可能となることを意味している。Li ガラスを用いた検出器にアンガーカメ
ラという検出器がある。シンチレータの背面に光電子増倍管を多数並べたもので、光電子増倍管の出力をうまく処理することによって、光電子増倍管の受光面積よりも小さな位置分解能を得ることができるものである。Fig. 12 にアンガーカメラの簡単な構造図を示す。中性子との反応によってに変換するものである。しかし、輝尽性蛍光体では放射線入射によって電子・正孔対が形成された
後、これらの多くは輝尽性蛍光体内部の欠陥にトラップされてしまう。その後レーザーのような光で刺激するとトラップされた電子が開放され、これが正孔と再結合することによって蛍光を発する。これを輝尽性蛍光と呼ぶ。輝尽性蛍光体として BaFBr:Eu という蛍光体を用い、これを 2 次元の放射線検出器として医療用画像撮影に応用するのに成功したことで輝尽性蛍光体の研究もされるようになった。イメージングプレートは全体
Fig.13

米国 SNS のアンガーカメラ[12]で厚さが 0.5mm 程度であり、厚さ 10m 程度のPET 製の表面保護膜、150m 程度の輝尽性蛍光
体と有機バインダの混合物の層、及び 250m の生じたシンチレーション光は、光拡散材を通じて支持体から構成される。放射線は表面保護膜の方いくつかの光電子増倍管に入射する。通常シンチから入射させる。市販のイメージングプレートはレーション光は 360 度方向に拡散するが、反射材

大きさが 20cm×25cm である。放射線照射されたを設けたり、Air gap を設けることによって、中イメージングプレートは専用の読み取り機に入性子反応点から光電子増倍管を見込む角度を大れられ、その上をコリメートしたレーザーで走査

きくし、シンチレーション光を受ける光電子増倍

しながら発生する輝尽性蛍光を光電子増倍管で管の数を数個にすることができる。この光電子増測定する。こうして最大位置分解能 50m の 2 次

倍管の信号をコンピュータ処理することによっ

元画像が得られ、このシステムは実際の医療現場て、中性子反応位置を計算する。アンガーカメラで使用されている。なお、一度使用したイメージを用いた実際の検出器の例として米国 SNS のングプレートは強い白色光にさらすと蓄積されSNAP という装置に設置されたものがある。このた情報は消去できるので再利用可能である。

外観写真を Fig. 13 に示す[12]。これは位置敏感

一方、BaFBr:Eu は中性子有感物質を含んでい型光検出器を 9 個用い、位置分解能は 1.3mm でないので中性子検出はできない。そこで、中性子あるという。

有感物質として酸化ガドリニウムを混合した中性子イメージングプレートが開発された[14]。こ4.2. 積分型検出器の中性子イメージングプレートは中性子散乱実

積分型検出器にはイメージングプレート、写真験によってたんぱく質の構造解析に威力を発揮

フィルム、放射化箔検出器等があるが、ここではした[15]。特に中性子は水素に対して非常に敏感

イメージングプレート及び放射化箔検出器につであるため，その水素位置の同定が可能となっいて説明する。

た。ただし、中性子イメージングプレートの原料

4.2.1. イメージングプレートとして用いられる BaFBr:Eu は元来が X・ガンマ線用であったため、ガンマ線感度が高い。このた

積分型検出器の 1 つにイメージングプレート

め、ガンマ線が付随する中性子場において使用す[13]がある。イメージングプレートとは輝尽性蛍る場合は何らかのガンマ線対策をする必要があ

光体と呼ばれる蛍光体と有機バインダを混合し、る。

これを支持体の上に薄く塗布したものである。輝
尽性蛍光体もシンチレータ同様、放射線情報を光

4.2.2. 放射化箔検出器

D   A(T )e t dt
t2

t1

放射化箔検出器は原子炉照射孔のような狭い

場所の中性子束を測定するのに用いられ、イメー
ジングプレートや写真フィルムのように簡単に 2次元のイメージを取得できるというわけではな
いが、中性子束の絶対値の測定に金箔を用いたものが良く使用されるので、ここではこの方法について説明する。
金は自然界に質量数 197 のものが 100%存在
し、中性子捕獲反応によって 198Au が生成される。
198Au

はベータ崩壊し、その後ガンマ線を放出して 198Hg となる。金の放射化断面積は熱中性子で98.8b、半減期は約 2.7 日である。このときの反応

198Au



1  e e T t 2 e  t 2



 t1

e

(4-20)となり、中性子束は



N1(0) 1  e

D
 T

e

  t1(4-21)と求められる。
なお、原子炉照射孔のように熱中性子以外の中性子が混在する場合は、厚さ 0.5mm 程度のカド
ミウムフィルタを用いてカドミウム比（=フィル
タなしの計数／フィルタありの計数）を測定して熱中性子の割合を推定する場合もある。

5. J-PARC での検出器

は、
198Au

197Au + n

N1 (0)

→→ 198Hg +  + 

J-PARC は日本原子力研究開発機構と高エネルである。ただし、198Au と中性子の反応は無視し

ギー加速器機構によって共同で運営されているた。そこで、197Au と中性子の反応断面積を、中

大強度陽子加速器施設である。その中の物質・生性子束を、198Au の崩壊定数を、197Au と 198Au

命 科 学 実 験 施 設 （ Material and Life Scienceの数を N1 及び N2 とすると、Facility、MLF）では、加速器からの陽子ビーム

dN 1
  N 1dt
dN 2
 N 1  N 2
dt

によりパルス中性子及びミュオンを発生させ、物(4-15)

質科学及び生命科学研究が行われている。陽子ビームを受け入れ、MLF で中性子ビームが発生したのは 2008 年 5 月のことである。現在では段階となる。ここで、中性子束が一定で、197Au の減的に出力を増大し、最終目標の 1MW の安定運転

少を無視すると、を目指しているところである。

N 2 (t ) N1 (0)



e

t

 e  t



(4-16)となり、198Au の放射能量 A(t)は、A( t )   N 2 ( t ) N1 (0) e t  e  t

(4-17)

となるが、通常はt<<1 が満足されるので、(4-18)A(t )  N1(0) 1  e tとなる。なお、照射時間を非常に大きくした場合は、As  A()  N1 (0)

(4-19)となり、これを飽和放射能と呼ぶ。
実際にはある時間照射してその後放射放射能を測定するのであるから、照射時間を T、照射終了後時刻 t1 から t2 の間放射能を測定したとすると、その放射能は、

Fig.14 MLF における中性子実験装置[16]Fig. 14 に MLF の中性子実験装置を示す[16]。
MLF では現在 23 本のビームラインが稼働あるいは建設中である。このビームラインにはそれぞれ
中性子実験装置が配備されているが、それに使用されている中性子検出器は多くが前章で説明した一次元 3He 中性子検出器である。3He 中性子検
出器は中性子検出感度が高く、かつガンマ線感度も低いという理想的な性能を持っているためで

Fig.15「匠」用検出器の外観写真ある。一方、茨城県の運営による「茨城県物質構
造解析装置」（iBIX、BL03）や JAEA の運営による「工学材料解析装置」（匠、BL19）、「極限環境
単結晶構造解析装置」（千手、BL18）ではシンチ
レーション検出器が採用されている。匠ではクリアファイバとシンチレータを用いた 1 次元検出器
が、iBIX や千手では波長シフトファイバとシンチ
レータを用いた 2 次元検出器が使用されている。
本稿では、一例として匠で使用されているシンチ
レータを用いた検出器について解説する。
5.1. 工学材料解析装置「匠」とその検出器
工学材料解析装置「匠」の目的は中性子によっFig.16「匠」用検出器のヘッド構造[10]て様々な材料の中性子回折を飛行時間法で行うことによって、その材料の応力やひずみを測定することである。
「匠」に使用されている検出器には参考文献[10]にまとめられており、本節ではその内容に従って解説する。

5.2. 検出器構造
Fig. 16 に検出器ヘッドの構造を示す[10]。本検出器では、中性子用シンチレータとして、匠用検出器では、試料－検出器間距離（L2）がZnS/6LiF を用いている。中性子がシンチレータに2.0m、2°の広いカバー領域、分解能 3mm

入射すると、6Li(n,)反応によってトリトンとアが要求された。このため、我々は英国ラザフォー

ルファ粒子が生成され、そのエネルギーが ZnS 蛍

ドアップルトン研究所と国際協力を締結し、同施光体に付与される。その結果約 450nm にピーク

設 ISIS にある ENGIN-X に設置されている検出を有するシンチレーション光が発生し、その光を器を元に本検出器の開発を行った。

B4C に埋め込まれた光ファイバで集めるというFig. 15 に製作した検出器の外観写真を示す。製ものである。この光ファイバは検出器側面に配置

作 し た 検 出 器 の 本 体 は 外 形 が 805 × 1370 ×

された光電子増倍管に接続されており、電気信号

217mm、重量が 120kg である。これに光電子増に変換される。

倍管が 48 本接続されるため、実際には 180kg の本検出器ヘッドの大きな特徴は、シンチレータ

重量となる。中性子有感面積は約 1m×20cm で、の両面から光を検出していること、及びシンチレ

360ch のピクセルから構成される。1 ピクセルあータを中性子飛来方向に対して斜めに配置（ベネたりの大きさは 3mm×20cm である。

チアン配置）することにより実質有感厚さを増大させていることである。

200mm85mm
Fig.17

検出器ブロック外観[10]シンチレータは中性子入射方向から見て 3mm

Fig.18

ファイバコーディング概念の幅を有しており、これが位置分解能となる。シンチレータから発せられた光は隣のチャンネルに届かないように反射板で区切られている。こうすることでシンチレータの両面から光を効率よく検出することができる。

と、N 個の中から２つのものを取り出す組合せの数だけの検出素子が配置可能となる。すなわち、
光電子増倍管が N 個あれば、検出素子は
NC2=N(N‐1)/2 個接続可能である。逆に言えば、実際の検出器ヘッドは試料－検出器間距離を検出素子の数が M であり、M が非常に大きいと一定にするため、いくつかのブロックを R=2m できは、光電子増倍管の数をほぼ 2 M にまで減配置している。そして、検出器 1 体あたりのチャ少できる。これは M が大きいときは非常に有効

ンネル数は 360 である。Fig. 17 に実際のブロッである。Fig. 18 は光電子増倍管が 5 個の場合をクを示す[10]。斜めに短冊状に配置されているの示したものであり、検出素子の数は 5 個しか示し

が、反射材でその間に ZnS シンチレータが固定さていないが、実際には、検出素子は 5×4÷2＝10

れている。原理的には、１つのチャンネルから導個接続可能である。本検出法には同時計数処理がかれた光信号を対応する１つの光電子増倍管で必須であるが、このため、単体の光電子増倍管に計測することが可能であれば、チャンネル数が多よるノイズを減少させることが可能になっていくなるだけで複雑な計測システムを構築する必る。これがもう 1 つの利点である。匠用検出器は要はない。しかし、実際に必要な検出素子は数千1 台あたり 360 チャンネルあるが、これを 3 つにから数万もの膨大な数に達するのでそれだけの分割し、120ch ずつとし、120ch を 16 個の光電光電子増倍管を用意するのは非現実的であり、不子増倍管（16C2=120）でチャンネルを決定してい可能である。このため、光電子増倍管の数を減らる。これが検出器 1 台あたり 48 本の光電子増倍すためのコーディングが不可欠である。その概念

管必要な理由である。なお、1ch あたりに必要な図を Fig. 18 に示す。１つの検出部から２つの信

光ファイバの本数（高さ方向で 20cm）は 100 本

号を取り出し、これらを別々の光電子増倍管に接近くになり、検出器 1 体あたりでは 36,000 本程続する。その光電子増倍管からの信号を電子回路

度の光ファイバが必要となる。したがって、検出によって同時計数処理を行い、中性子入射位置を器の重量はほとんどが光ファイバである。

決定する。本方法の利点は２つある。１つは、光電子増倍管の個数を大幅に減少させることができることである。光電子増倍管の２つの出力の同時計数を取って出力元の検出素子を決定するのであるから、光電子増倍管の個数を N 個とする

Fig.19

光電子増倍管出力特性[10]Fig.20検出器出力特性[10]Fig.21

Fig.22

ガンマ線感度特性[10]バックグラウンド特性[10]を意味しており、通常の 3He 比例計数管と同様の
5.3. 検出器特性

使用方法ができることになる。
Fig. 20 には検出器の 1 つのチャンネルに細い

Fig. 19 に１つの光電子増倍管からの出力をデビームを入射したときの出力特性を示している。

ータ処理回路に入力し、その出力を光電子増倍管

入力チャンネルのみに強い信号が得られ、ファイの印加電圧の関数として測定したものである。印

バのコーディング及びデータ収集回路における加電圧が 800V 以上でプラトー特性を有し、そのチャンネル決定のアルゴリズムにも誤りがない

プラトー幅は 300V 以上あることがわかる。プラ

ことがわかる。

トー特性を有していることは印加電圧がそのプ

Fig. 21 には計測回路のディスクリミネーショ

ラトー領域にあれば一定の出力が得られること

ンレベルを変えた時のガンマ線感度を示す。ガンNo.4Counts/100s

1400
1200
1000
800
600

Uniformity: 4.7%

400
200
0
0

150

100

50

200

250

300

350

channel number

Fig.23

検出器出力一様性[10]Fig. 24 に匠に据え付けられた検出器を示す。
検出器は南バンクと北バンクに分かれており、それぞれに 6 台ずつ、計 12 台の検出器が据え付けられている（写真は全 10 台のときのもの）。本検出器は大きなトラブルもなく安定に運転されている。最後に匠の検出器についての性能を Table
5 に示す。
Table 5 匠検出器の性能

Fig.24

据え付けられた検出器[10]マ線エネルギーは約 1.3MeV である。2 つの検出器の例を示したが、両検出器ともディスクリミネ

項目
検出器総数
有感面積
位置分解能
チャンネル数/検出器
検出効率
ガンマ感度
試料－検出器距離仕様
121000 mm x 200 mm
3mm
360 channel / 検出器>50%@1Å
<10-6@1.3MeV
2.0 m

ーションレベルが 250mV 以上でガンマ線感度が10-6 以下であることがわかる。
Fig. 22 には検出器のバックグラウンド特性デ

6. まとめィスクリミネーションレベルの関数として示す。

放射線検出器の中でも、中性子検出器に限って

1 チャンネルあたり、1 時間で平均 15 から 20 カ

その原理やその特徴を解説した。しかし、中性子

ウントのバックグラウンドが計測されることが検出器の種類は非常に多く、全て紹介したわけでわかる。このバックグラウンドは大部分が宇宙線はない。中性子検出器いついては数多くの著書が等のガンマ線によるもので、測定した場所によっあり、詳細は巻末の参考文献を参照していただきて異なる。本結果は通常の実験室で測定したものたい。また、検出器の一例として J-PARC の MLFであるが、MLF の遮蔽体内に搬入して測定するに使用されているシンチレーション検出器を紹と、約 12～13 カウント/ch/hour に減少する。

介したが、MLF では他の検出器、3He 検出器、2Fig. 23 は実際の匠で試料位置にポリエチレン

次元シンチレーション検出器、2 次元ガス検出器

棒を置いた時のカウント数を示す。本検出器は検も使用されており、これらについては MLF のホ

出器チャンネルの一様性は標準偏差で 5%程度でームページ等に掲載されている。

ある。

7. 付録（誘導電荷について）
検出器に生ずる信号は荷電粒子の移動による誘導電荷及びその変化に伴う誘導電流であることは本文中で述べた。従って、検出器の信号を評価する場合にはその誘導電荷を求める必要がある。ここでは簡単な平行平板型電極及び円筒型電極の場合にその導出を記す。
その準備としてグリーンの相反定理を紹介する。グリーンの相反定理とは N 個の導体系があっFig.26

グリーンの相反定理の適用図て、それらの電位及び電荷が Vi、Qi であったとす

グリーンの相反定理を適用する。Fig.26 のようにる。また同じ体系で違う電位、電荷（それぞれ Vi’、左側の電極を導体１、右側の電極を導体２、点電Qi’）があった場合、
N
N
'
i i
i 1
i 1

荷の乗っていると考える小さな導体を導体３と

 Q V  Q V

(7.1)

'
i i

し、ダッシュのついていないほうを点電荷のある場合、ダッシュのある場合を点電荷のない場合とが成立する。これをグリーンの相反定理という。

する。また、点電荷がある場合、点電荷のある位

これは通常の電磁気学の教科書[17]に掲載されて置の電位を V とし、左側の電極に QL、右側の電いるので詳細はそれにゆずる。これをまず平行平極に QR の電荷が誘起され、点電荷がない場合、板の場合に応用する。平行平板型検出器の場合、電位差 V0 によって左右の電極に±Q0 の電荷が生両極に電圧が印加されており、両極には電荷が蓄じているものとする。この図から、積されているが、誘導電荷を求める場合には両極Q1  QLが接地されてその間に点電荷があった場合を考Q2  QR V2  0

Q2'  Q0 V2'  0

Q3  QQ 0

慮すればよい。その図を Fig. 25 (a)に示す。これと一緒に考える体系として Fig. 25 (b)のような体系を考える。これは非常に簡単な体系で内部に点電荷がなく、片方が電位 V0 に、もう片方が電位ゼロにある場合を考える。なお、点電荷は非常に小さな導体上にあるものと考える。この 2 つの系にV1  0V3  VQ1'  Q0'3

V1'  V0
(7.2)

V  V ( z0 )'3なので、グリーンの相反定理を適用すると、

Q1V1'  Q2V2'  Q3V3'  Q1'V1  Q2'V2  Q3'V3が成立し、QLV0  QR  0  QV ( z0 )  Q0  0  (Q0 )  0  0  V
V ( z0 )(7.3)
 QL  Q
V0となる。点電荷のない Fig. 25 (b)あるいは Fig.26の右図の電位分布は極めて簡単で

V (z) 

z
V0
d

(7.4)

z0
d

(7.5)

d  z0d(7.6)となるので、結局

QL  Qとなる。全誘導電荷は  Q だから、右側電極に誘導される電荷は、(a)Fig.25(b)
平行平板中の点電荷

QR  Q

となる。つまり、平行平板型電極に点電荷がある取り除き、電極 1 のみに電位を与え、その他の電場合、電極に誘導される電荷は点電荷からその電極をゼロにした場合のラプラスの方程式（ポアソ

極までの距離の逆比となる。そこで、この点電荷ンの方程式ではない）を解くことに帰着される。

が左側の電極に向かって一定速度 w で近づく（zこれから得られる電位分布を重み付き電位 Vw と軸の正の方向）とすると、左側電極から流れ出す

言い、重み付き電界 Ew とは通常のEw  Vw

誘導電流は、

I Lind ( t )  

dQL Q dz0 ( t )
w

Q
dt
d dt
d

(7.7)

の関係がある。また、誘導される電荷の総量は次式で表される。

となり、右側の電極からはQ ind ( t )   I ind ( t  )dt tdQ
Q dz0 ( t )w
I Rind ( t )   R  
 Q
(7.8)
dt
d dt
d
となる。
ここで、1/d は左側の電極に単位電位を与えたと き の電 界分 布に 等しい 。 これ を SchockleyRamo の定理という。一般的に本定理は、次のよ
うに書かれる。
Fig. 27 のように、いくつかの導体のある中に電荷があり、その中の 1 つに誘導される電流は次式で与えられる；I ind (t )  Qv (t )  Ew ( x( t ))(7.10)

(7.9)

ここに、

0

(7.11)

点電荷が時刻 t1 の時に x(t1)に存在し、その後時
刻 t2 に x(t2)に移動したときの誘導電荷の総量は、Q ind ( t )   I ind ( t  )dt 
t2

t1

 
t2 
  Q  v ( t  )  E w ( x ( t  ))dt t1

t 2 dx ( t  ) Q Vw ( x ( t  ))dt 
t1
dt 


 Q Vw ( x ( t 2 ))  Vw ( x ( t1 ))

(7.12)となる。従って、誘導電荷の総量は移動経路によらず、移動点の重み付き電位のみに依存する。
それでは、この Schockley-Ramo の定理を円筒型

Q ：点電荷の電荷量電極に応用してみよう。芯線及び外筒の半径をそv(t ) ：点電荷の速度
Ew ( x(t )) ：点電荷のある位置での重み付き電界

れぞれ a、b とし、その間に点電荷 Q があった時に芯線に誘導される誘導電荷を求めれば良いこである。ただし、電流は電極から出ていく方向をとになる。芯線に印加電圧 V0 を印加し、外筒を接正としている。また、重み付き電界とは、点電荷地したときの円筒内部の電位は初等的にも求めを取り除き、求めようとしている電極のみに単位られるが、ここではてラプラスの方程式を解くこ

電位を与え、その他の電極をゼロにしたときの電とによって求めてみる。電位 V は動径距離にのみ界である。電界は電位から求まるので、Fig. 27 で依存するので、ラプラスの方程式は動径部分のみ

電極 1 に誘導される電流を求めるには、点電荷を

となって、

Q1(t)

x(t)
Q

I1(t)

Q2(t)
I2(t)

d 2V 1 dV0
dr 2 r drV ( r )  C1 ln( r )  C 2

Q3(t)
I3(t)

Qn(t)
In(t)

(7.13)

境界条件 V (a )  V0 及び V (b)  0 から

ln( b / r )ln( b / a )(7.14)dV ( r ) 1 V0drr ln( b / a )(7.15)V ( r )  V0となり、

Fig.27

Schockley-Ramo の定理の説明図

E (r )  と求められる。したがって、r=r0 の位置にある点となり、電子の寄与は 2%以下である。このため、電荷によって芯線に誘導される電荷は以下では電子の影響は無視し、電子増倍が芯線表

Qa  Q

V ( r0 )ln( b / r0 ) QV0ln( b / a )(7.16)となる。また点電荷の位置 r(t)にある時の芯線への誘導電流はI aind ( t )  dQa
1Qdr ( t )(7.17)
dt
r ( t ) ln(b / a ) dtとなる。この場合の重み付き電位は V0=1 として、

Vw ( r ) ln(b / r )ln(b / a )(7.18)である。

面で生じたと仮定する。イオンの流動速度 v と電界には以下の関係があることが知られている。

dr ( t )
E
v
dt
p

ここに、は定数で p は圧力である。これに電界の式を代入すると、

V0
dr ( t )  1
dt
p r ( t ) ln(b / a )1 dr (t )2  A
2 dr





計数管は芯線のごく近くで電子増倍が起こるた
め、電子の移動距離がごく小さく、その信号に与える影響は非常に小さい。例えば、芯線から距離
だけ離れた位置で芯線に平行に電子増倍が起こ

初期条件として r(0)=a を仮定すると、

r ( t )  2 At  a 2  a 1 へ移動する。7.12 式から、電子による芯線への誘a2
pa 2 ln(b / a )

2A
2V0

導電荷の総量は、移動前後の重み付き電位にのみである。したがって、(7.17)より

後電子は芯線（陽極）方向へ、イオンは外筒方向依存するから、
ind , electronaln((a   ) / a )ln(b / a )(7.19)(7.20)となる。また、誘導電荷は


Q
t 

ln 1  
2 ln( b / a )  t 0 (7.28)となる。ここで t0 は通常のパラメータを代入すると数 ns のオーダーとなる。また、得られる信号は負であること、すなわち、外部から芯線に流れ込(7.21)

むような誘導電流が流れることがわかる。誘導電流はイオンが外筒に到着するまで流れるが、それとなる。これに典型的な値として a=25m、b=1cm、
=3m を仮定すると[5]、Qaind , electron ( t ) 0.019
Qaind , ion ( t )(7.27)

0となる。これらの比は

Qaind , electron ( t ) ln((a   ) / a )Qaind , ion ( t )ln( b /(a   ))Q
1
2 ln( b / a ) t  t 0(7.26)t

Qaind , ion ( t )  Q Vw (b)  Vw (a   )ln(b /(a   ))ln(b / a )(7.25)

Qaind ( t )   I aind ( t  )dt となり、イオンによるものは

 Q

t0 

I aind ( t )  ( t )  QVw (a )  Vw (a   )tt0となる。ただし、り、±Q の電子・イオン対が生じたとする。その Q(7.24)

 r ( t )  2 At  C

さて、ここで比例計数管の場合を考える。比例Q(7.23)(7.22)に要する時間はb2  a 2 b2  a 2t p ln( b / a )2A2V0(7.29)

であり、このときには全誘導電荷は-Q となる。イオンの到達時間 t+は典型的なパラメータを入れる

[3] 電気学会大学講座 放射線工学（電気学会、
1971）[4] 原子力工学講座 原子核物理学概論・中性子（共立出版、1956）[5] 木村、阪井訳 放射線計測ハンドブック第 2版（日刊工業新聞社、1990）[6] 阪井訳 放射線計測の理論と演習上下巻（現
代工学社、1986）[7] 実験物理学講座 26、放射線（共立出版、1973）[8] 西野監修、関口訳 放射線計測（コロナ社、
1990）[9] 三浦、管、俣野著：放射線計測学（裳華房、
1960）[10] 坂佐井、波紋 20(2), 171-174, 2010-05,
Fig.28

比例計数管の誘導電荷及びその引用文献[11] 坂佐井、電気評論 2003 年 10 月号、p62と数百s という非常に大きな値となるので、通常は これ を微分 回路 に入力 して 短くし てい る。
Fig.28 に a=25m、b=1cm、及び t0=2.5ns とした場合の図を示す。イオンが外筒に到達する時間はt+=400s であり、同図にはこれを時定数 10s、50s[12] http://neutrons.ornl.gov/workshops/users2007/M
1/Haines_User_Meeting_Oct_2007_final.pdf[13] http://www.fujifilm.co.jp/bio/si_imgplate/whatsip.html#01 等を参照
[14] Y. Karasawa, et al., Physica B 213&214, 978(1995).

参考文献[15] 例 え ば , N. Niimura, et al., Natural Structural
Biology 4, 909 (1997)[16] http://j-parc.jp/
researcher/MatLife/ja/instrumentation/ns.html[1] 石森富太郎編、原子炉工学講座 1 原子核工学基礎（培風館、1971）[17] 例えば、ジャクソン電磁気学（上）、J.D.ジャクソン著、西田稔訳、（吉岡書店、1995）

で微分した場合の結果も併せて示す。

[2] 日本原子力研究所 東海研究所 研究炉部、
研究炉利用ハンドブック（1999）