BNCT 用小型加速器中性子源に癌治療に利用されている放射線は、体内照射用としてラジウムなどの放射性同位元素(RI)からの
α 線、β 線、中性子線、また、体外照射用とし

1. はじめにて加速器により発生する X 線、γ 線、陽子線、重荷電粒子、高速中性子線、原子炉を用いた熱2012 年現在、日本では高齢化社会と言う社会

中性子線等がある。このうち、X 線、γ 線など

情勢を反映し、癌をはじめとする悪性腫瘍の発症率及び死亡率か年々増加しつつある。近年、早期診断技術および治療技術の発達に伴い、癌の治のいわゆる光子線や、近年では陽子、重イオンを用いた治療が現在の放射線治療の標準的なもの
として確立されている[2]。

癒率や延命効果が向上している反面、転移や再発

対外照射用粒子線の発生装置としては、原子炉等を伴う悪性の癌の増加が目立っている。日本におよび陽子あるいは重イオンの加速器が挙げられ

おいて、癌に対して有力な治療法として手術療法

る。原子炉は熱中性子や熱外中性子を利用して治が中心となっているが、放射線療法は治癒後の患療を行うための中性子源として使用される。粒子者の機能保存、社会復帰等の生活の質が良いこ

加速器では 1 次粒子(加速粒子)である陽子や重イとから、癌治療におけるその役割の重要度が増オン、あるいは 2 次粒子(加速粒子をターゲット

してきている[1]。

にあて、その結果、出てくる粒子)である速中性

放射線の身体に及ぼす影響と医学的利用の研子や π 中間子を治療に利用する[2]。

究は、1895 年の Roentgen による X 線の発見以

放射線治療が癌治療にとって有効と成り得るの

来の長い歴史をもっている。現在、医療分野に用いられている放射線は X 線、放射性同位元素からの放射線、電子加速器による γ 線、原子炉による熱中性子、イオン加速器による荷電粒子あは、放射線が生体の分子の電子や原子核との相互作用により生体分子を変化させ、その結果、癌細胞を破壊するためである。例えば光子の場合
は、主に光電効果、コンプトン効果、電子対創

るいは速中性子などが挙げられる[2]。

生によって生じた電子や陽電子が、分子と相互作

本講義では、中性子を用いた放射線癌治療用して起こす電離や励起という形で生体にエネル法、特に BNCT に焦点を合わせ、その特徴、おギーを付与し、生体分子を変化させる。電離や励

よ び 、 近 年 活 発 に 研 究 開 発 が 進 め ら れて い る

起した分子も、しばらくすると元の状態にもどる

BNCT 用加速器中性子源について、加速器の視点ことがあり、これは生体の修復作用といえる。従から議論したいと思う。

って、効果的な治療を行うためにはガン細胞を修
復不可能な状態になるまで放射線を照射する必要がある[2]。

2. 中性子医療応用の基礎

また、実際の生物組織においては酸素増感効果という現象が見られる。これは酸素の存在が放射線影響の効果を大きくする(酸素の多い方が生

2.1. 医療用粒子線としての中性子線
中性子は 1932 年にケンブリッジ大学の Chad-wick によりその存在が同定された。中性子は陽子とほぼ同じ質量の非荷電粒子であり、医療照

体本来の修復作用を妨げる )というものである

が、一般的にガン組織には酸素が少ない。そのため、癌治療では酸素の量に影響されずに効果を与える種類の放射線が望ましい。つまり酸素の欠

射分野の観点から見れば、生体内での振る舞い乏している細胞に一定の効果を与える線量と、酸が他の粒子線と大きく異なるという特色を持つ。

素の豊富な細胞に同じ効果を与える線量との比

ここでは医療用途としての中性子線の特徴を他の粒子線と比較しながら紹介しよう。現 在まで

7-1(OER)が小さい放射線がよい。速中性子は OERの小さいものとして早くから注目された。放射線治療はこのようなそれぞれの放射線の特徴を活か

一般的に中性子はそのエネルギーによって、高して行われており、複数の種類の放射線を用いる

速中性子、熱外中性子、熱中性子等と区別されてことも試みられている[1]。

いる。とくに放射線医療において、中性子線は中性子が持つエネルギーに依存して、生体以内での2.2. LET と RBE挙動、及び、RBE が大きく異なることが知られている。Figure. 2-1 に中性子のエネルギーとそ治療面から見た放射線の特徴として、生体へのれに対応する名称について示す。

エネルギー付与の大きさと体内において空間的に線量を集中させる集中度が重要となる。単位長さ

当りのエネルギー付与(LET)の大きいものとしては、重イオン、π 中間子、中性子(それ自身は電気的相互作用はしないが、反応粒子の起こす効2.3. 高速中性子線
2.3.1. 高速中性子線の特徴

果が大きいため、この分野の研究者は中性子を通常高 LET とする)がある。集中度の高いものとしては、陽子、重イオン、 π 中間子が挙げられる。生物学的側面から見れば、ある生物学的効

果を起こすために必要な標準の γ 線の吸収線量と、同じ効果を起こすに必要なその放射線の吸収線量の比(RBE)が、その放射線の治療能力を表す重要なものとなる。

高速中性子線を体組織に照射した場合、組織中の主に水素原子核から陽子を弾き飛ばしながらそのエネルギーを失って行く。この反跳陽子と呼ばれる陽子は高い生体効果を持つことから、

結果的に高速中性子線は高い生物学的効果を持つことになる。すなわち高速中性子線は高 LET
放射線であり、よく放射線治療で用いられている

LET と RBE は 密 接 な 関 係 が あ る 。 例 えば、LET が3keV/μm 程度以下では RBE はおお
よそ 1、10keV/μm で 2 程度、100keV/μm で光子線と異なり、細胞周期、酸素濃度、放射線損傷からの回復に影響されない強い細胞致死効

果がある。そのため、放射線治療に抵抗性の腫10 程度と LET の増加とともに RBE も大きくなっていく。しかし、数 100keV/μm 以上になると逆に RBE は減少していく。なお、同じ放射線瘍に対して高い効果があると考えられた[3]。

その一方で、高速中性子は線量分布をコントロールすることが難しい。荷電粒子ビームと異なりでも RBE は対象とする組織、腫瘍の種類などに

中性子は電荷を持たないため、癌組織のみに対よって異なるため注意が必要である[1,2]。

して線量が集中するように制御することは非常に困難である。また、高速中性子線は人体に対する透過性が高いため、照射時の線量分布は体表面で線量が高く、深部に行くに従って漸減する傾向がある(Fig.2-2)[2]。すなわち、がん組織だけ

でなく、正常細胞組織にも致命的なダメージを与えてしまい易い。

速中性子線を用いた治療は、 1938 年にカリフ

ォルニアのローレンスハークレー研究所で Stone
博士により開始され、頭頚部癌を中心に治療が行なわれた。その結果、高い抗腫瘍効果が見られたが、皮膚潰瘍などの放射線障害が著しいことから治療は中止された。これは、後に物理学

Fig. 2-1 中性子のエネルギーによる分類

研究用の設備を使用したため照射精度が悪かったこと、速中性子線の生物学的効果が解明されて7-2

おらず過大線量が照射されたためであることが判

サイクロトロンでは重陽子などを巨大な 2 重の明している。一方、脳腫瘍、食道癌、膵臓癌、子円形マグ ネ ットの中 で 100MeV 程度ま で 加速

療時の直腸障害をはじめとした晩期障害が他の中性子線を得ている。この場合、巨大な設備と宮癌、膀胱癌などは効果が見られず、前立腺癌治し、ベリリウムなどのターゲットに衝突させて速放射線治療に比べて高く、また、治療施設や照多額な費用が必要とされる。加速器としてコック

射方法によってその発生率が大きく異なることがクロフト、または、バンデグラフ等静電加速器に分った[3]。

よって T(d,n)He 反応を用いる場合は、 300keV程度に加速した重陽子を 3 重水素のターゲットに
ふつけることで、14MeV の単一スヘクトルの速中性子線が得られる。こちらは小型で、設備費が高価ではないが、線量率が低いことが問題である[2]。

日本では 1969 年に放医研で van de Graaf 加

速器、そして 1975 年 にサイクロトロンによる速中性子線治療が開始された。Figure. 2-2 に放医研サイクロトロンの概要図を示す。

Fig. 2-2様々な放射性粒子の線量分布[2]。

以上のように、高速中性子線は腫瘍と正常組織の両方に対して効果が高く、且つ、線量分布をコ
ントロールすることが困難であることから、照射
治療後の放射線障害が多発する等の問題があった。その後、高速中性子に変わる高 LET 粒子線
として陽子や重粒子が台頭してきている。これらは高 LET 且つ荷電粒子であるために線量分布をFig. 2-3 放医研サイクロトロン(放医研ホームペ

コントロールしやすく、また、ブラッグピークをージより)。

持つため生体の深度方向にも線量コントロールが可能である。上記の理由から、近年では、高速中性子を用いた放射線医療はあまり行われていな
い[2,3]。

2.4. 熱、熱外中性子線(BNCT:ホウ素中性
子捕獲療法)

2.3.2. 医療用加速器高速中性子源
医療用高速中性子線の主な線源としては、粒子加速器が用いられる。例を挙げるとサイクロトロ
ン発生速中性子、静電加速器を用いた 核融合反応 T(d,n)He 反応による 14MeV 単色中性子等がある。

2.4.1. 熱、熱外中性子線の特徴
熱中性子のようなエネルギーの低い中性子の場

合は、原子核に捕捉されて不安定な原子核を生じる現象が主となり、この不安定な原子核が崩壊する際に発生する放射線による周辺の多くの分

7-3

子の電離等が起こる。また、熱中性子は高速中に認められるようになっていく。ただ、組織へのとがない(Fig. 2-4)。

照射に際して原子炉サイトでの開頭手術が必要で性子と異なり、生体深部へほとんど到達するこ

深達性に乏しい熱中性子であるが故に、中性子あり、これが研究発展の大きな制約の一つとなっていた[4]。

1987 年、三嶋豊教授(当時は神戸大学在籍)の行ったパラボロノフェニルアラニン（BPA）を用いた世界最初の悪性黒色腫の BNCT はこうした状況を一変させる契機となった。 BPA は能動的にガン細胞が取り込むホウ素化合物で、その選択性も高い。BPA の登場により、BNCT は初めて
がん細胞選択的と言う看板に相応しい治療法となる[4]。

これら 1968 年より日本で行われた脳腫瘍の治

療成績に刺激され、1994 年 9 月に BNL と MIT

Fig. 2-4 生体内における中性子のエネルギーごとの線量分布[1]。

でほぼ同時期に治療照射が再開された。また、欧州でも 1997 年 10 月より治療照射が開始され

近年、熱中性子(及び、熱外中性子)を用いた放今日に至っている[1]。

射 線 癌 医 療 法 と して 、 ホ ウ 中 性 子 補 足 療 法(BNCT) が 注 目 を 浴 び て い る 。 以 下 の 節 で は
BNCT について詳しく解説を行う。

2.4.2. ホウ素中性子捕捉療法(BNCT)の歴史
中性子捕捉療法(NCT:Neutron Capture The-rapy)の原理は、中性子が1932 年に発見された 4

年後の 1936 年に米国の物理学者 Locher により提唱された[1]。加速器中性子を用いた基礎研究の後、1950~1960 年にかけて、米国 のフルック
ヘフン国立研究所(BNL)、また、マサチューセツ

工科大学(M I T)で研究用原子炉を用いて数十例の脳腫瘍の治療照射が行われた。この時はホウ素(10B)化合物および中性子ビーム線質等の問題のため結果が思わしくなく、一時中断を余儀なくされた[1]。

一方、日本においては故畠中坦教授 (Fig.2-5)

が、米国から持ち帰った化合物の中から最も脳腫瘍への蓄積に優れたホウ素化合物(Na2B12H11S
H:通 称 BSH)を選び出し、これを用いて精力的な臨床試験研究を実施した。この試験研究の結果が評価され、BNCT は次第に放射線治療関係者

7-4

Fig. 2-5 故畠中教授と患者さん(上図)、BNCT 治
療中の患者さん(下図)(桐蔭横浜大学 医用工学科
早川研究室 HP より)。

第1世代 (1950年代) 第２世代 (1968－)

第３世代 (1994－)（国内2001）

第４世代 (2002年－

中性子の種類

混合

熱中性子

熱外中性子

熱外中性子

ホウ素化合物

Borax（選択性なし）

BSH

BSH
BPA

BSH
BPA

照射方法

開頭・1回

開頭・1回

非開頭・無麻酔・
1回

非開頭・無麻酔・
1回

対象疾患

脳腫瘍

脳腫瘍
メラノーマ

脳腫瘍
メラノーマ

頭頚部腫瘍、肝癌
肺癌、中皮腫など

参加施設

ハーバード大学

帝京大学
神戸大学
海外は０

海 外 で 5 施 設 、 京 日本で５グループ
大、原研（＋１申請中）、海外で8施設

Table 1. BNCT の歴史的プロセス[5]これらに対して大きな反応断面積を持つ低エネル

特に、近年ではよりエネルギーの高い熱外中性子を用いて、非開頭照射、即ち、切開して患部

ギー中性子である。

となりつつある。Table. 1 に BNCT の歴史とこ体に取り込ませやすい 10B と、研究用原子炉からを露出させることなく BNCT を行う方法が主流

れまでの発展についてまとめた。

現在のところ、NCT 医療には化合物として生安定して比較的大きな中性子束が得られる熱中性子が用いられている。これらのことか NCT とし

2.4.3. 中性子捕捉療法の原理と特徴てホウ素中性子捕捉療法(BNCT: Boron Neutron

中性子捕捉療法(NCT)は、中性子を照射したとCapture Therapy) が 主 流 と な っ て い る 。 な

重荷電粒子などを発生する安定同位元素を、あらアルファ粒子と 7Li 核(生体内での飛程はそれぞれ性子照射により癌細胞だけを選択的に破壊する(1)、及び、Fig. 2-6)[7]。

きに飛程が短く高 LET(linear energy transfer)の

お、10B と熱中性子は、 10B(n,α)7Li 反応により、かじめ治療すべき癌細胞に取り込ませておき、中約 10μm と 5μm)の重荷電粒子を発生する (式ものである(Fig.2-6)。

(1)

この反応により、μm オーダの範囲の選択的治療が原理的には可能になる[1]。

放射線を用いる治療法で は、一般的に生体内の照射線量の空間的なコントロールの精度によって、その放射線療法の適用限界が決定される傾向がある。現在はほぼ 組織レベル、すなわち mm
Fig. 2-6

オーダがその制御限界と考えられている。BNCT

ホウ素中性子捕獲量法の原理[7]。

は原理的には細胞レベル、すなわち μm オーダ

これに用いられる安定同位元素は、高 LET の重荷電粒子を発生する B などであり、中性子は107-5の選択性を持つ が 、現 実の治療照射 で は、患部、その周辺正常部でのホウ素濃度、その分布

ならびにそこでの熱中性子束分布から吸収線量とができる。一方、水溶性の BSH は通常は脳血

熱中性子分布では cm オーダの照射線量の空間的場合は腫瘍部の脳血液関門が損傷している場合が分布が決まる。従って、BNCT における平面的ななコントロールが必要とされる[1]。

前述したように Bragg ピークを形成する荷電粒子線を用いた治療法は照射範囲境界のシャープさが特徴であるが、逆に正常組織内への浸潤性の著しい悪性脳腫瘍等に対しては外科的切除と同様の効果を示すため、効果的な治療が困難とさ

液関門を通過することはできないが、脳腫瘍の多いため、通過してガン細胞に近づくことができると考えられている。最近では、BSH を 12 時間
前、BPA を 1 時間前に、それぞれ静脈経由で注入し、熱外中性子を照射する方法がおこなわれている[4-6]。

BNCT では治療部位であるガン細胞内のホウれている。これに対し、BNCT は細胞レベルでの素濃度をできるだけ高め、かつ、正常組織のホウ瘍に対する治療法としても期待されている。まことが重要且つ困難な課題である[4-6]。

選択制が可能であることから、浸潤性の悪性腫た、十分な熱及び熱外中性子束の線量(後述)があれば、比較的短時間(１時間程度)の照射を一度行うだけで十分な治療効果が期待できることも

BNCT の大きな特徴の一つである。

素濃度を低く抑えるようなホウ素製剤を開発する

2.4.5. 原子炉による中性子を利用した BNCT
BNCT においては大量の熱、熱外中性子線が必要とされる。具体的には、今日までの治験等の経験から、照射時間を一時間程度とした場合に2.4.4. ホウ素製剤の開発必要とされる熱中性子線量の目安は、

BNCT 療法では、ホウ素化合物をどのようにしてガン細胞のみに選択的に取り込ませるかという(2)

テム、DDS）が極めて重要となる[1,3-6]。BNCTである。このような大強度の熱中性子線を供給で薬剤輸送システム（ドラッグ・デリバリー・シス
で使用されるホウ素製剤の条件として、• 水溶性で毒性の低いこと。

• ガン組織への取り込み特性が高いこと（ガン組織における濃度が 20 ppm 以上、又、腫
瘍／脳、腫瘍／血液などの濃度比(t/n 比)が 3－4 以上）。

• 照射時までの間の血液中や正常組織からのきる装置としては、まず第一に原子炉が挙げられるだろう。

2012 年８月に至るまで、BNCT による臨床治療の実績を持つ中性子源は原子炉のみである。BNCT 医療に必要な中性子線量は、発電炉(>100MW) を 使 用 す る 必 要 は な く 、 せ い ぜ い

1MW クラスの実験炉で事足りる。原子炉は大強速い除去率とガン組織における高い滞留性。

度の熱•熱外中性子線生成が容易に可能であるの現在臨床試験で使われているホウ素試薬は、主γ 線量が少ないという特徴を持つ。それゆえ、などが挙げられる。

と同時に、高速中性子線とバックグラウンドのに BPA（フェニルアラニンというアミノ酸との化合物）と、BSH（Na B H SH、12 ヶのホウ
2

12

11

素原子を篭型に結合した化合物）と呼ばれる B
10

化合物である。なお天然のホウ素は、 B が1180%、 B が 20%含まれているため、 B を濃縮
1010精製する必要がある[6]。これらの二つの B 化合
10

物の内、BPA は通常のアミノ酸輸送系によって細胞へ入るため、増殖速度の速いガン細胞に取供 給 す る 中 性 子 束 だ け に 限 って い え ば 、 最 も
BNCT に適した中性子源であるといえる。

国 内 最 初 の BNCT 治 療 は 1968 年 に 日 立 炉（HTR）を用いて、畠中、佐野他により行われた。1968 年から 1975 年にかけて、当時として新たなホウ素化合物（BSH）を用いた悪性脳腫
瘍 に 対 す る 13 の 臨 床 例 が HTR を 用 いて 行 わ
れ、米国の治療成績を上回る結果が得られた。

り込まれやすく、また、脳血液関門を通過するこ

7-6

ＭｕＩＴＲの停止に伴い治療照射が再開された
KUR、原子力機構の JRR-4 に中性子スペクトルを熱中性子から熱外中性子ま で を発生 で きる

BNCT 用照射設備が開発整備され、この 2 つの施設を用いて臨床研究が行われている[9]。

JRR-4 に設置されている BNCT 用の中性子ビ

ーム設備概略を Fig. 2-8 に示す。JRR-4 の炉心から照射室までの中性子ビームラインには、4 つの厚さの異なる重水層を有する“重水タンク”と熱中性子成分のみを取り除く“カドミウム・シャッタ”

が設置されている。これらを最適化することによって、患者の症状に合わせて熱中性子ビームから
熱外中性子ビームまでの適切なビームを照射することが可能である[7]。

Fig. 2-7[９]。

KUR 全体写真(上図)と平面図(下図)1975 年には、京大原子炉（ＫＵＲ; Figure 2-7）の重水設備において良質の医療用中性子照射場が開発され、この熱中性子照射場をモデルに1976 年 か ら 1977 年 に か け て 武 蔵 工 大 炉（MuITR）が医療用に改造された[9]。MuITR では 1977 年 3 月より 1989 年までに悪性脳腫瘍については 99 例の治療が行われ、また、悪性黒色腫（メラノーマ）についても臨床治療が実施され大きな成果を上げた。現在、国内では 1989 年にFig. 2-8 JRR4 の BNCT 用中性子ビーム施設[7]。

Fig. 2-9

KUR における非開頭 BNCT(上図)、治療計画システム(中図)、脳腫瘍症例(下図)[8]。

7-7

BNCT において、2000 年代初頭までは患者にことは、核燃料管理、放射線安全上の観点から

金線や TLD(熱蛍光線量計)を配置し、照射中にこ2010 年まではこれらの問題を払拭する小型医付与される線量評価を行うために、患部に直接も非常に難しい。

れらの線量を実測していた。しかし、この方法で療用原子炉の建設も考えられてはいたが、特に日を行うことが困難であった。この状況を受け影響により、国内に新規の原子炉を建設するこは特に熱外中性子照射における深部の線量評価て、JRR-4 では患者に付与される線量を高精度に評価する数値シミュレーション JCDS(JAEA Co-

本においては 2011 年 3 月の福島第一原発事故のとは大変困難な状況となっている。新規 BNCT

用研究炉の建設が望めない以上、現状では

mputational Dosimetry System) 、 KUR で も 同

BNCT の治療件数を飛躍的にのばし、実用化をい る 。 ま た 、 術 前 に PET(positron emission

このため、新たな BNCT 用中性子照射施設と様の中性子線量シミュレーションが導入されて目指した基礎研究を進めていくことは難しい。

tomography)を行うことにより、硼素化合物の取して、ウラン等核燃料の取り扱いから解放され、る。Figure 2-9 は KUR で行われている BNCT 照える小型の加速器を用いた BNCT 医療施設が強り込みをシミュレーションすることも行われてい射用医療照射現場、実際の照射例である[8]。

2.5.

医療施設に近く、且つ患者を主体として治療が行く望まれている。

3. BNCTのための加速器中性子源

現状の原子炉 BNCT における課題

原子炉を用いた BNCT による治療は長い治療実績があり、中性子源としての原子炉は非常に優

BNCT のための加速器中性子源の研究は 1980

年代初頭からアメリカやヨーロッパを中心に行わ秀であることが示されている。しかしながら、原

れてきており、近年では日本でも様々なタイプの子炉施設を治療施設として使用することに伴う様々な問題のため、BNCT の一般社会への普及が遅れてきたというのも事実である。以下にそれ加速器中性子源が提唱され、その研究が進められている。加速器中性子源と中性子源としての原子炉を比較すると、

らの問題、課題について列挙する。

○ 加速粒子のエネルギーやターケット物質を選択することで中性子のエネルギーを調整する

核燃料管理

ことができ、特に熱外中性子を得るのに都合が近年、研究用原子炉はウラン燃料や施設の維よい。

持管理、核燃料廃棄物処理の問題から世界的に○ 病院への併設が容易。

も縮小される傾向にある。

○ 始動や停止が簡単に行える。

○ 照射方向を自由に設定できる。

施設の巨大化などに加速器中性子源の利点がある。

原子炉のような巨大な施設は維持管理費などの運用コストが膨大なものとなり、BNCT を実用化する上で大きな問題となる。

その反面、BNCT 用加速器中性子源治療を実現する上で解決すべき課題も多い。例えば、• BNCT に必要な熱•熱外中性子線量を確保す

るのが、非常に難しい。

医療施設との併設• 中性子生成用ターケットの発熱と放射線損傷

BNCT 照射に利用されている実験炉は元々が医が甚大。

療施設でないため、患者と医師が病院から原子• 人体に対し影響が強い高速中性子が原子炉よ炉に赴く必要があり、かなりの負担を強いるこり多く混入する傾向がある。

とになる。また、原子炉に医療施設を併設する

7-8

• γ 線の混入比も原子炉に比べ高くなる傾向がある。

等が挙げられる。

特に、BNCT では大強度の熱•熱外中性子線が必要とされ、現在のところ、それを小型加速器で実現することが非常に難しい。古くから
BNCT 用加速器中性子源の研究はなされていたが、大強度ビームの安定供給、及び、ターケットの発熱に関する問題によって実現が困難なものとされてきた。ゆえに、今のところ実用段階まで進んだ BNCT 用加速器中性子源は存在しない。

本章では BNCT 用加速器中性子源の原理、特徴、課題等を網羅的に記述することにする。

3.1.1. 低エネルギー陽子のリチウム及びベリリ
ウム(p,n)直接反応、及び、複合核反応
入射陽子のエネルギーが低い領域では、一般的に中性子生成反応として(p,n)反応を用いる。エネルギーの高い陽子を用いる場合に比べ飛程が短いことから、相対的に薄いターケ
ットを用いる必要がある。その結果として、ビーム電流に対する中性子収集率はあまり高くない。
(a) リチウム(Li)
自然界に存在するリチウムは同位体 6Li と 7Liで構成されており、その存在確率はそれぞれおよ3.1. 熱•熱外中性子発生法(陽子ビームによる核反応)
BNCT 用加速器中性子源について解説する上で、まずは熱•熱外中性子の発生方法に触れる必要がある。BNCT 用加速器中性子源に限らず、加そ 7.42%と 92.58%である。 7Li(p,n)7Be 反応は1960 年に Gibbons らによって評価され、その運動学的な知見等については文献[10]で議論されている。その後、現在に至るまで様々な実験グルー

プが 7Li(p,n)反応の測定を行っている。Figure 3-

1 は 7Li(p,n) 反 応の 入射 陽子 ビーム エネ ルギ ー(Ep)に対する全断面積を示したものである[11]。

速器を用いて中性子などの２次粒子を生成するには、加速した陽子などの荷電粒子を何らかのターケットに衝突させ、(p,n)反応や核破砕反応などの核反応を起こす方法が一般的である。生成す

る粒子の種類やエネルギーを考慮して、加速粒子とターケットの種類、加速エネルギーが選ばれる。

BNCT 用加速器中性子源では、大量の熱•熱外

中性子を供給する必要がある。そのため、加速粒子として、比較的低エネルギーの陽子や重水素、中性子生成用ターケットとして低エネルギーで中性子生成断面積の大きいリチウム(Li)やベリリウム(Be)等がよく使用される。また、高エネル
ギー 中性 子を 減速して BNCT に 用い る場 合でFig. 3-1 入射陽子エネルギーに対する 7Li(p,n)の全反応断面積[11]。

は、タンタル(TA)、タングステン(W)が使われることもある。

(i) Ep; 1.9 ~ 4 MeV

特に BNCT 用途としての加速器中性子源を念頭に置いた場合、生成断面積の大きさはもちろんのこと、発生する中性子のエネルギースペクトル

Li(p,n)7Be 反応において陽子を打ち込まれた

7

原子核はエネルギーを陽子から得て、励起状態になりうる。簡単にいえば、(p,n)反応とは陽子をや角度分布も非常に重要となる。

7-9

原子核に打ち込み、中性子がはじき出されたよ
うな状況になることを言う[10]。
7Li(p,n) Be は Ep = 1.881 MeV が反応のしき

トルは広がり始め、準単色の中性子源として用いるには難が出始める。

7

い値でこれ以下のエネルギーでは反応は起こらな(ii) Ep; > 4MeV

い。Figure 3-1 より Ep = 2.3 MeV に存在する共鳴による反応断面積のピークは Ep = 2.5 MeV 付
近まで続いている。Ep が 1.9 ~ 2.5MeV までの

Ep > 7 MeV 程度からは次のような３対崩壊反応、間の領域では、生成中性子のエネルギーは準単色であり、その反応断面積は非常に大きい。ま(3)

た、生成中性子のエネルギーも小さく (とは言え最大で 800keV 程度の高速中性子線領域に達するが)、遮蔽等が比較的容易である(Fig. 3-2)。

が起き始める。それに付随する複合核(蒸発中性子)反応の結果として、前方方向における中性子のエネルギー分布はエネルギー幅の広い連続スペ
クトルとなる。

Fig. 3-3

Fig. 3-2 生成中性子エネルギーに対する生成量を入射陽子エネルギーで比較したもの[10]。

入射陽子エネルギーに対する生成中性

子量の角度分布[10]。

Ep > 2.4 MeV の領域から 7Li の第１励起準位(0.43MeV)が励起され始めるが、リチウムターケ

また、 7Li の第 2 励起準位が励起され始めるが、その生成中性子全体に対する寄与はほとんットの前方方向における中性子数の寄与は基底ど無視できるものである。Ep = 7MeV 以上にな

また、入射陽子エネルギーが高くなるほど、中ようになり、また、その角度分布は前方方向に(Fig. 3-3)。ただし、中性子エネルギーのスペク

合における前方 0°方向の角度微分断面積は 7.4

状態からのそれに比べると少ない。

ってくると、生成中性子は高いエネルギーを持つ性子分布は前方方向にピークを持つようになる

鋭いピークを持つ。例えば、Ep = 15MeV の場

7 - 10mb/sr、Ep = 20MeV のときは 14.5mb/sr にも(i) Ep; 2.06 ~ 5 MeVなる。

このように入射陽子エネルギーが増加すると前方方向の角度微分断面積もそれに伴って増大する。これは定性的には次のように説明できる。リチウム標的核は比較的軽いため、エネルギーの高い陽子の運動量以降を得て前方方向に運動する。その影響により、(p,n)直接反応に起因して発生した高速中性子の角度分布は前方ピークを持

つようになる。しかしながら、角度微分断面積を
全角度について積分した中性子の全微分断面積

は、Ep が 7MeV 以上で徐々に減少する傾向にある。

Be(p,n)9B 反応のしきい値は 2.057MeV であ9る。中性子生成の全断面積はしきい値から最初の共鳴が発生する 2.56MeV まで急激に上昇する。２番目の共鳴は 4.6MeV で起こり、それらの共鳴の間に幅の広い３番目の共鳴(3.5MeV)が存在している[12]。

この入射陽子のエネルギー領域で中性子生成に寄与するのは基底準位による反応が主である。ベリリウムの全反応断面積とリチウムのそれを比較すると、低エネルギー部ではリチウムの反応断面積の方が大きい。
(ii) Ep; > 5 MeV(b) ベリリウム(Be)ベリリ ウムは 自然界に 100%9Be として存 在し、自然には同位体が存在しない原子である。Figure 3-4 に 9Be(p,n)9B 反応の入射陽子ビームエネルギー(Ep)に対する全断面積を示した。

陽子のエネルギーが 5MeV を超えてさらに高いエネルギーとなってくると、リチウムと同様に複合核反応が顕在化し始め、また、直接反応によって生成された中性子の分布は前方方向にピークを持つ(Fig. 3-5)。陽子のエネルギーが高い領域での全反応断面積はリチウムよりも大きく、およそ 500 mb 程度を保持している。

Fig. 3-4

入射陽子エネルギーに対する 9Be-(p,n)の全反応断面積[11]。

Figure 3-4 から分かるように Be(p,n) B 反応
99は過去に多くの研究グループによって検証されてFig. 3-5 生成中性子エネルギーに対する生成量を角度分布で比較したもの。入射陽子エネルギ
ーは 4MeV である[13]。

いる。その特徴はおおよそ Li(p,n) Be 反応と同77様であるため、ここではリチウムほど詳しくは触以上までの議論から、加速器による熱•熱外中れない。以下では、 Be(p,n) B 反応の入射陽子ビ

性子源においては、反応断面積の特徴より低エネ

ながら、簡単に述べるに留めておく。

ト、それ以上のエネルギーではベリリウムターケ

99ームエネルギーに対する特徴をリチウムと比較しルギー陽子ビーム(< 3MeV)でリチウムターケッ
ットがよく使用される。

7 - 11

3.1.2. 高エネルギー陽子の核 破砕反応 (Ep >50MeV)
低エネルギー領域とは異なり、高エネルギーの陽子を用いる場合はターケットに照射した際に発生する核破砕反応によって中性子を生成する。核破砕反応とは、高いエネルギーを持つ陽子などが原子核に衝突して、原子核から複数個の陽子や中性子をはじき出す反応を指す。打ち込まれた陽子はターケット内の原子核と衝突を繰り返しつつ、そのエネルギ ーを与えていく。そのたものである。実際に高エネルギー陽子加速器において中性子生成ターケットとして使用される物質は、タングステン(W)やタンタル(TN)等が一

般的なようである。また、飛程が長く分厚いターケットで効率よく中性子が生成できるため、
ビーム電流あたりの中性子収率は低エネルギー領域のそれと比べると非常に高い。

3.1.3. 陽子エネルギーと中性子収量
単位電流値あたりの 7Li(p,n)もしくは 9Be(p,n)

際、ターケットの原子核は全体として励起されたによる中性子発生率は、陽子のエネルギーによっ

砕型加速器中性子源では、誘起される熱励起とてエネルギーとベリリウム中での飛程の関係を示状態になる。すなわち、高エネルギー領域の核破て大きく異なる。まず、高エネルギー陽子につい

数 MeV のエネルギーを持つ中性子の蒸発によるそう(Fig. 3-7)。

核の崩壊を利用して大量の中性子を生成する。

核破砕反応を用いて中性子を生成する場合、原理的に中性子源となるターケットに中性子が多く含まれている方が効率が良い。当然のことながら、原子核は原子番号が大きくなるに連れて、中性子が陽子に対して相対的に多い状態で安定となる。従って、大強度の中性子線を得ようとすると、ターケットとして用いる物質は原子番号の大

きいものを使用する必要がある。

Fig. 3-7 入射陽子エネルギーに対する Be 内の陽子の飛程[15]。

Figure 3-7 から、高エネルギー陽子ビームを使用した場合、低エネルギー陽子に比べ厚いター

ケットを用いて中性子を生成することが可能なことが分かる。すなわち、高エネルギー陽子ビーム
を用いればビーム電流を抑えつつ大強度の中性子線を得ることができる。Figure 3-8 に 9Be(p,n)の陽子エネルギーに対する中性子収量を示す。この際、ベリリウムターケットは飛程に対して十分な

Fig. 3-6 入射陽子エネルギーに対する 9Be-(p,n)の全反応断面積[14]。

厚みを持っている。同様に核破砕を用いた中性子生成法についても、入射粒子のエネルギーが高いほど中性子収率がよい。

Figure 3-6 は核破砕反応を用いた際、ターケットの原子数に対する中性子の生成効率を示し

7 - 12

中性子強度としては、原子炉を用いた BNCT 治
療で一時間程度の照射治療に必要な換算中性子線量、(3)が一つの目安となる。これは実際に患者に照射する中性子線量である。

BNCT には熱•熱外中性子が要求されるが、加速器中性子源ではエネルギーが MeV オーダーの高速中性子が発生することから、ターケットと患者との間にモデレータ(中性子減速体)を設置

Fig. 3-8 Be ターケットの中性子収量[16]。

し、高速中性子を減速させることが必須である。
加速器を用いた BNCT 用照射場では、ターケ

3.2. BNCT に要求される加速器中性子源の性能
本節では BNCT 用加速器中性子源に要求される性能について議論する。病院設置の実用化を目指す上で、BNCT 用中性子源として加速器中性子源に要求される条件としては、次のような項目が考えられる。

１．治療場での熱・熱外中性子束として 1×109

n/cm2/s 以上の中性子量が得られること。

２．小型であること。設置面積として 100 平ット部で利用する核反応、ならびに加速粒子の種類、そのエネルギーによってモデレータ(中性子減速体)の構成が決まる。とくにモデレータの大きさは加速器中性子源として採用する陽子エネ

ルギーに大きく依存する。例えば、Ep ~ 10MeVだとすると、およそ１ m 以上は必要となる。また、中性子を減速する過程において、どうしても

中性子線量が低下してしまう。具体的な数字は加速器中性子源の構成やモデレータの設計に依存するが、おおよそターケットから発生させる中性子線量として、米程度。

(4)３．運転・維持が容易であること。

４．放射能発生が少なくかつ放射線遮蔽が容易であること。

５．低コストであること。

程度が必要となると考えられる。

上記をより技術的に分類すると、熱•熱外中性

3.2.2. 一次ビームエネルギーと必要電流値、ターケット材

ンド線量の軽減、中性子生成用ターケットの寿以下では、一次ビームの核種として陽子を用い子場の強度、一次ビームエネルギー、バックグラ

命とメンテナンス性が主なものとなる。本節でることを想定している。前節でふれたように、陽まとめを行う。

る。すなわち、式(4)で表される熱•熱外中性子を3.2.1. 熱•熱外中性子強度くる。現在、< 100MeV まで陽子ビームを加速すは各項目について解説し、また、最後にそれらの子ビームのエネルギーによって中性子収量が異な得ようとした場合、必要ビーム電流量が変わって

BNCT 用加速器中性子源において、最も重要る こ と に つ いて は 技 術 的 に 全 く 問 題 な く 、 >性子強度であろう。加速器中性子源が満たすべき

重要となる。ここでは、より具体的に BNCT 用

なパラメータの一つはなんといっても熱•熱外中

1mA を要求されるビーム電流値が得られるかが

7 - 13

加速器中性子源として採用する陽子ビームエネル

7 の飛程を見れば、~2mm 程度あれば十分であ

観点から考察しよう。

ターケットの過度の発熱を押さえるため、プラッ

ギーについて、ビーム電流値、ターケット材質のる。しかし、一般的にこのエネルギー領域ではグピークが現れる直前のターケット膜厚を採用す(a) 低エネルギー領域(Ep: 2 ~ 3 MeV)ることが多い。詳しくは後の節でふれることにす

低エネルギー領域の陽子ビームを用いる場合

は、リチウムまたはベリリウムの(p,n)反応しきる。

エネルギー 10MeV の大強度陽子加速器としてい値近くに現れる最初の共鳴を利用する(前節参は様々なタイプのものが選択できる。製造、運用

2~3MeV 付近で、共鳴による非常に大きな断面

トロンや線形加速器が候補としてあがる。

照)。中性子生成ターケットの素材としては特に積が見込めるリチウムがよく使われるようである(Fig. 3-1)。

一次ビームである陽子のエネルギーが低いた

コスト、加速器のサイズを考慮すれば、サイクロ(c) 高エネルギー領域(Ep > 100MeV)
Figure 3-6 より BNCT に必要とされる中性子

め、中性子収量自体は高くなく、必然的に大電の収集率は、ビームエネルギーが高いほど良い。

式(4)で示された BNCT に十分な量の中性子を得

エネルギーまで加速するという考え方もある。

流ビームをターケットに供給する必要が生じる。

そこでビーム電流値を抑制するために、陽子を高ようとすると、中性子収益を考慮してエネルギー

前節でふれた核破砕反応を用いた中性子生成法で50 ~ 100mA 程度となる。また、このエネルギー(ビームエネルギーとほぼ同じ)が混入する。した3MeV の陽子ビームでの必要電流値はおおよそ

領域では基本的にビームはターケットでフルストップすることになるが、中性子生成に寄与する

実効的なターケットの厚みは 0.1mm 程度である。

加速器中性子源を成立させる上で低エネルギー領域をターケットとした場合、陽子加速器としては直流静電加速器を用いるのがコスト面からみてもリーズナフルだといえる。線形加速器 (RFQ)を用いる場合はビームデューティーをどこまで上げられるかが鍵となる。

は、生成される中性子にエネルギーの高いもの

がって、それらを減速するためのモデレータは非常に大規模なものとなる。

ターケット材として厚いタングステン等を用いるとビーム電流値はエネルギー 100MeV でおお
よそ 0.2mA まで抑制することができる。

この程度のビームエネルギーで、大強度の陽子加速器となると現状のところ、サイクロトロン、
線形加速器しか解はない。ただし、両者とも施設が非常に大規模なものとなるため、病院に敷設して運用することは難しいと言わざるを得ない。

(b) 中エネルギー領域(Ep: ~ 10 MeV)
一次ビーム核種として 10MeV 程度の陽子を想3.2.3. 照射中の高速中性子とバックグラウン
ド線量率の低減は、ベリリウムの中性子生成断面積がリチウムの加速器中性子源による熱•熱外中性子場は研究定する。陽子エネルギーが 10MeV 程度のとき
それよりも大きいことから、ターケットとしてベリリウムを使用する例が多い(前節参照)。

ビームエネルギーがそれなりに高いため、中性子収集量は低エネルギーの陽子ビームよりも大きい。例えば、エネルギーが 10MeV であればの 5~ 10mA 程度の平均電流値で式の中性子線量を得ることができる。必要なターケットの厚み Fig.3-用原子炉の中性子場よりも高速中性子が混入する割合が高い。前節より高速中性子線の線量分

布はターケット前方に大きなピークを持ち、何らかの減速材がなければそのまま患者の全身に照射されてしまう。また、この中性子線は人体に直接悪影響を及ぼすだけでなく、減速過程で二次的に γ 線を発生させるソースともなる。 従っ

7 - 14

て、加速器中性子源による BNCT 照射中に患者

重金属によってある程度(~1MeV)まで減速されの皮膚線量を低減させるため、モデレータによるた中性子に対する減速材は、照射場に必要な中ければならない[17]。

る。一般的には、フッ化アルミニウム(AlF3)を主高速中性子線の減速、二次 γ 線の遮蔽を施さな性子エネルギーに応じて最適化する必要があ体としたものや酸化アルミニウム(Al2O3)、フッ(a) 高速中性子の減速化カルシウム(CaF2)、黒鉛、重水(D2O)等が利用

加速器を用いた BNCT 用中性子照射場については、過去に多くの検討がなされている。一般的されている。 1MeV 近傍まで減速した中性子をそれらに入射することによって、BNCT 治療に適に、高速中性子は物質中で非弾性散乱による減したエネルギー(4keV〜40keV)の熱外中性子領

れて弾性散乱による減速を受ける。従って高速中る。

衰の確率が高く、より低エネルギーになるにつ性子の減速方法としては、まず非弾性散乱断面積の大きい鉄や鉛などで減速し、ついで散乱断面積高い物質を用いる。

高エネルギ ー中性子の低減に関する多くの検域、または、(<1eV)の熱中性子領域まで減速す(b) 二次 γ 線の低減
中性子の減速過程では、各材質で吸収反応も起こるため、(n,γ)反応による二次 γ 線も少なか

討例では、1MeV 程度に非弾性散乱断面積の閾値らず発生する。この二次 γ 線は高エネルギー中(Pb)、ビスマス(Bi)は、高エネルギー中性子に対高エネルギー陽子を一次ビームとして使用したとを 持 つ 金 属 元 素 を 採 用 して い る 。 鉄 (Fe) 、 鉛

する(n,2n)、(n,3n)反応の断面積が大きく、中性子を増倍させながら、エネルギーを減速させるこ

性子線に起因するものであるから、その線量はきに高くなる傾向がある。

上記 の理 由か ら、 モデ レ ータ の最 終段 階 にとができる。従って、これらの減速材を用いるこは、γ 線遮蔽材が必須となる。この γ 線遮蔽材できる。特に鉄は 20keV 程度で谷となる断面積多い。特にビスマスについては、低エネルギーのとで、距離による中性子の減衰を補うことが期待特性を有しており、中程度のエネルギーの中性子に対する減速特性が 良い。Figure 3-9 に鉄の中性子に対する断面積を示す。

には、ビスマス(Bi)と鉛(Pb)が用いられることが中性子に対する吸収断面積が比較的小さい。従って、最終遮蔽材としてビスマスを用いることは 、得 られ る中 性子 ビ ーム の 強 度の 観点 からも、また、γ 線遮蔽材での新たな γ 線発生を抑制する観点からも望ましい[21]。

以上より、大強度の熱•熱外中性子場の生成、または、患者に対する皮膚線量の抑制において、モデレータの果たす役割は非常に大きい。特に、加速器中性子源に要求される電流値等のスペックはモデレータの性能によって大幅に左右されるといっても過言ではない。バックグランド線量率低減の目安として KUR の高速中性子、γ 線混
入率を Table 2 にまとめておく。

Fig. 3-9[18]。

Fe の中性子に対する核反応断面積

7 - 15

また、高エネルギー陽子ビームを一次ビームと熱中性子強度 高速中性子比 γ 線混入比(n/cm2/sec) (Gy/n cm2) (Gy/n cm2)
KUR

7.30E+8

9.10E-13

して使用した場合、生成中性子のエネルギー、及び、高速中性子生成量が増大することから、モデレータの規模も必然的に大規模なものとなる。Figure 3-10 はそれぞれ低エネルギービーム

2.40E-13と高エネルギービームに最適化されたモデレータ

Table 2 KUR の熱中性子に対する高速中性子と γ線の混合率[19]の写真である。

3.2.4. 加速器中性子源の安定性、メンテナン
ス性病院併設型の BNCT 治療機を目指す上で、加速器中性子源の安定性、メンテンテナンスの容易さは、運用コストの大きさに直結する問題である。特に中性子生成ターケットの発熱とその耐久性については、BNCT 用加速器中性子源の研究が始まった当初から頭を悩ませる課題である。
(a) 中性子生成用ターケットに対する熱負荷一次粒子である高エネルギーの陽子が中性子生成用ターケットに入射した際、そのエネルギ

ーの大部分は電磁相互作用を介して、ターケットに熱量として流入する。すなわち、陽子が持つエネルギーのうち、核反応に消費される量は、比率でいうと非常に少ない。そのため、ビーム照射

中にターケットを冷却する何らかの方法をとらざるを得ない。ターケットの耐久性、及び、寿命は上記の熱問題に加え、スパッタリングの効果等も考慮し検討しなければならない。

ここで、ターケットの熱問題について議論する

前に、これまで扱ったターケット材の物性値についてふれよう。Table 3 はターケット材の物性
Fig. 3-10 モデレータの写真。上図は 2.6MeV
陽子ビームを用いた場合の最適化されたモデレータ[19]。下図は 30MeV 陽子ビームの場合に最適化されたもの。下図の左側に患者が座る椅子があり、上図のベットと比べれば、その大きさが窺い知れる[20]。

値についてまとめたものである。ターケット材の内、特に低~中エネルギー領域で使用されるリチ
ウムとベリリウムを比較すると、リチウムは融点が低く 180℃であるのに対して、ベリリウムは1278℃と比較的融点が高い。熱伝導率もベリリ

ウムの方が高く、固体ターケットとして扱うならば、物性的にベリリウムの方が耐熱性に優れていると言える。

7 - 16

まず、一次陽子ビームのエネルギーとターケッ(b) 熱負荷の除去方法

トに対する熱負荷とは大きな関係があることを述べよう。前節の Fig. 3-18 より、同じ中性子線量を得ようとすると、低エネルギービームでは高エネルギービームの場合に比べ高いビームパワーが必要となってしまう。これは言い換えれば、低エネルギー領域ではターケットの阻止能 (dE/dx)がより大きいためであるとも言える。従って、一次陽子ビームがターケットに与える熱量は、一次ビ
ームのエネルギーが低い程、顕著となる。
ターケット
材質

融点 [℃]

沸点 [℃]

熱伝導度[W/m/K]

Li

180

1340

84.7

Be

1278

2970

201

W

3017

5458

57.5

Table 3られる。実際の冷却機構はターケットの種類や入射ビームエネルギー等によって様々なものがあるためここでは触れない。

また、ターケットに照射するビームのスポット

サイズが小さすぎると、局所的な入熱密度が増大

し、その場所からターケットが破壊されてしまう

きくし、ターケット上での入熱密度を低下させる措置がとられる。

(c) 中性子生成ターケットの耐久性
ターケットの耐久性、いわば寿命に関しては、

実際に BNCT 用加速器中性子源が連続稼働した実績がないため、厳密な評価は難しい。ターケ

ットの損耗に関する事象として、温度上昇によるターケット材の物性値

融解、及び、損壊、格子欠陥に由来する損壊、見積もってみよう。例えば、ビームエネルギー

3MeV の陽子をリチウムターケットに両者して中性子を得ようとした場合、生成中性子量を

5×10

は冷却水を用いてターケットを冷却する方法がと可能性がある。その場合は、ビームスポットを大

これより、ターケットの熱負荷について単純に

13

ターケットの熱負荷を除去するために、通常[n sec]確保しようとするならば、電流値として約 50mA 程度が必要とされる。結果として、 リ チ ウム タ ー ケ ッ ト に 対 す る 熱 負 荷 は150kW にも達し、通常の冷却機構を用いるとす

るならばリチウムターケットは到底この熱負荷に耐えられない。そのため、低エネルギー領域でBNCT 加速器中性子源の開発を行っているグルー

プは中性子生成量には目をつむり、電流値を20mA 程度に設定しているところが多く見られる。

一 方 、 よ り エ ネ ル ギ ー の 高 い 陽 子 ビ ー ム(30MeV)を想定すれば、上記と同量の中性子を得るために必要な電流値は 0.25mA 程度で事足りる。その際のターケットに対する熱負荷は約スパッタリング等が考えられ、それぞれについて対処すべきである。特に、ターケットを真空内に設置した場合は、たとえ融点以下であっても温度上昇による蒸発の影響はかなり大きくなるので注意が必要である。また、陽子ビームによる結晶損傷や中性子によるスウェリング等の影響も考えられる。ターケット寿命は通常数ヶ月程度を目標に設計される。

実用上の観点からすれば、ターケットは常に陽子ビームを照射されていること、また、ターケッ
ト周辺のモデレーターなども高速中性子場に常にさらされていることから強烈な放射化が予想される。そのため、ターケットの寿命の延長と同時に、ターケット損壊時の対処方法、ならびに

作業員の被爆線量を低減するターケット交換方法の開発も重要であると言えよう。

(d) 副次生成•長寿命 RI 物質(トリチウム等)の低減7.5kW と一気に現実的な値へと落ち着く。

病院敷設の加速器中性子源を想定した際、トリチウム等の副次的に生成される長寿命 RI 物資

7 - 17

に関する取り扱いは非常に厄介なものとなる。

るのは、高速中性子(20MeV 以上)が発生するタ

ここでは主にトリチウムについて議論を行う。

イプの加速器中性子源におけるターケット冷却であり、その原子核は陽子一つに中性子２つでトリチウム水の排出基準は法令で Table 4 のよトリチウム T(三重水素)は水素の同位体の一つ水である(Li や Be の直接反応を利用するとき)。

構成されている。トリチウムは弱い β 線を放出

うにかなり厳しく制限されている。従って、高エる。その半減期は約 12 年である。自然界にはリ子の長時間照射を行う際には、ターケット冷却しながら β 崩壊を起こし、ヘリウム 3 へと変わ
チウムのほとんどはトリチウム水 HTO として存在する。天然存在濃度では、一般の水 H O と性2質や反応にほとんど違いがない。また、トリチ

ウム水は生物による蓄積濃縮はないことが知られている。

加速器中性子源において問題となるトリチウムの生成反応は、酸素

O と高速中性子による

16

O(n,t) N 反応である。Figure 3-11 に中性子エ16

ネルギー陽子加速器による中性子源を用いて中性

水排水用のトリチウム除去装置が必要とされる。
実用段階においては、病院施設に比較的大規模なトリチウム除去施設を設置し、トリチウム排出量を抑制しなければならないだろう。

陽子(20MeV 以下)の場合は、トリチウムに関してはさほど大きな問題とはなり得ないと考えられる。

14

ネルギーに対するトリチウムの生成断面積を示す。この反応における中性子エネルギーのしきい

値は約 20MeV である。その他の反応は、生成断

トリチウム水面積が小さいため大きな問題とはならないと考えられる。

Table 4

排気中の濃度限界(Bq/cm3)

排水中の濃度限界(Bq/cm3)

5×10-360

トリウムに関する排出規定。

3.2.5. BNCT 用加速器中性子源に要求される性能のまとめTable 5 で、本節で議論した加速器中性子源に要求される性能について、一次ビームエネルギーの 範 囲 で 特 徴 付 け、 そ れ ぞれ 比 較 し た 。 こ のTable 5 を見れば分かる通りどれも一長一短であり、現状のところ BNCT 用加速器中性子源で全ての要求を満足するものは難しいと言える。ただし 、 表 中 に お い て 、 中 程 度 の エ ネ ル ギ ー (~10MeV)で中程度のビーム電流(~5mA)は現在の加速器技術からすれば比較的リーズナフルであろう。

Fig. 3-11

言い換えれば、もし何かの装置でフレークスル

トリチウムの中性子エネルギーに対ーが起きれば、この状況は一変し得る。実する生成断面積[20]。

際、BNCT 加速器中性子源に関する新たな技術

加速器中性子源の冷却水は主に加速器本体用とターケット冷却用の２系統がある。通常、これらはそれぞれ２次冷却水として独立して循環しの 開発 は 盛 んに 行われて いる ( 例 えば 、 FFAGERIT や、液体 Li ターケット)。今後の研究開発の進展が期待されるところである。

ている。特にトリチウムの生成源として懸念され

7 - 18

Low energy range(2MeV~3MeV)
中性子生成核反応7

Li(p,n)7Be

Middle energy range(5MeV~20MeV)High energy range(100MeV ~)Be(p,n)9B, Be(p,xn)

例えば W(p,xn)9ビーム電流 [mA]

< 50 mA

5 mA ~ 20 mA< 0.2 mA

高速中性子の混在

少ない

中程度

大量

ターゲット熱問題

発熱量が甚大中程度

あまり問題ではない

長寿命 RI の副次生成

あまり問題ではない

中程度

大量に生成される加速器の種類

静電加速器、RFQ

サイクロトロン、
線形加速器

サイクロトロン、
線形加速器

施設の規模

< 100 平米~ 100 平米

巨大施設が必要

Table 5加速器中性子源の陽子エネルギーと必要性能や課題との比較。

4. 従来型加速器を応用した BNCT
用加速器中性子源の 2.5MeV タンデム加速器[24]で進行中である。
このエネルギー領域では小さいモデレータでバックグラウンド線量率の低い熱中性子場が実現で

近年、BNCT 医療界において制約の多い原子炉に置き換わる新たな中性子源の登場が切望されており、加速器中性子源に対する要望が高まってきている。そのような背景を受け、世界中で BNCT
用加速器中性子源の開発が進められている。それらについてまとめたものを Table 6 に示す[20,23-26]。特に日本では世界的に見ても BNCT の研究が盛んであることもあり、様々なバリエーシ

ョンに富んだ BNCT 用加速器中性子源が提唱され、現在、それらの研究開発が熱心に行われていき、システム全体がコンパクトになる。中性子生

成ターケットにリチウムを選択しているため、これらの計画で最も重要な開発要素はターケットの熱冷却機構の開発となっている。実際にターケットの熱負荷を抑制するため、中性子生成量には目を瞑り、ビーム電流を絞ったデザインがなされている[20]。

4.2. 線形加速器
BNCT 用加速器中性子源として陽子線形加速器

る。

を採用しているグループは、イタリア •INFN の4.1. 静電加速器

学の 8MeV 線形加速器[26]が挙げられる。両者と5MeV 線形加速器(RFQ)[25]、日本•KEK-筑波大

低エネルギーの静電加速器を用いた加速器中性 子 源 は 古 く か ら 提 唱 さ れ 、 研 究 さ れて きた。BNCT 用静電加速器としては、タンデム、ダイナミトロン[23]、バンデグラフ型加速器が挙げられる。いずれも、出射ビームエネルギーは低いが 、 直 流 (DC) の 大 強 度 陽 子 ビー ム が 期 待 で きる。

静電加速器を用いた BNCT 用加速器中性子源の開発は、英国•バームンガム大学の 2.8MeV ダ
イナミトロン加速器[20]、アルゼンチン•CNEA

もターケットにはベリリウムを使用し、熱中性子の患部表面線量を>1×109[n/cm2/sec]を目標としている。線形加速器を用いた場合、高デューティ

ーをいかに達成するか加速器側の開発要素となる。

4.3. サイクロトロン
サイクロトロンを用いた BNCT 用加速器中性子源は京都大学原子炉実験所(KURRI)に住友重工が納入し、現在、BNCT の動物実験に至るまで

7 - 19

Country

Institute

アルゼンチン

CNEA

イギリス

バーミンガム大学

イタリア

INFN

日本

KEK、筑波大学

日本

京都大学
Table 6

Reaction

Energy [MeV] Current [mA]

Accelerator typeLi(p,n)7Be

2.8

20

タンデム

Li(p,n) Be

2.5

20

ダイナトロン

9Be(p,n)9B

550

線形加速器(RFQ)

9Be(p,n)9B

8

10

線形加速器

Be(p,xn)30

1

サイクロトロン

7

7

7

各国で開発が進んでいる BNCT 加速器中性子源の特徴[20,23-26]の実績をおさめている[17,21]。このサイクロト

ロン加速器中性子源は、現状、最も実用化に近い状況にある。少なくとも大学研究施設において、BNCT 医療用加速器中性子源としての運用にほぼ成功しているケースと言えるだろう。以下では、このサイクロトロン加速器中性子源について、詳しく解説する。

4.3.1. 30MeV 陽子サイクロトロン加速器
連続ビームを加速できると言う特性から、サイクロトロンは大強度ビーム(~ mA)を 10MeV ~ 30
MeV まで加速するのに適しており、装置も小型で経済的であるといえる。

Figure 4-1 は KURRI サイクロトロン加速器中性子源の構成図である。このシステムは、一次ビ
ーム生成用サイクロトロン、陽子ビーム輸送系および照射治療系により構成されている。加速器として AVF 型サイクロトロンを採用している(Fig.
4-2)。

Fig. 4-2

BNCT 用サイクロトロン中性子源のサ

イクロトロン加速器[21]。

このシステムでは BNCT 中性子源用加速器として AVF 型サイクロトロンを採用している。イ

オン源はマルチカスプ型の外部 H-イオン源を用い、垂直入射で10 mA 以上の水素負イオンビー

ムを入射することが可能である。負水素イオン
はサイクロトロン内で 30MeV まで加速され、荷電変換取り出しによって 1mA のビーム電流が加速器外に出射される。荷電変換取り出し法はサイ

Fig. 4-1

KUR に設置された BNCT 用サイクロ

クロトロンではよく使われる手法で、取り出し効

トロン中性子源の構成図[21]。

7 - 20率が非常に高く、取り出しエネルギーや取り出
しポート数の変更にフレキシフルに対応できる。

4.3.4. モデレータ(中性子減速体)
ベリリウムターケットより発生する中性子のエ

ネルギー分布は、入射陽子エネルギーが高いこ

4.3.2. ビーム輸送系
サイクロトロンから取り出されたビームは,ビーム輸送系を経由し、その終端に設置された中性子発生ターケットまで輸送される。ビームパ

ワーが約 30 kW と大強度であることを踏まえ、ともあり、広い範囲に分布している。この広いエネルギースペクトルを持つ中性子線は、減速材を通すことにより、BNCT に適した熱外中性子の領域まで減速させることができる。

輸送中のビームロスを抑制するような設計がなされている。また、ビームロスが予想される部分にはグラファイトを用い、その他の部分についても
アルミニウム系の材料を使用するなどして、放射線の発生や機器の放射化を抑えている[21]。

4.3.3. 中性子生成用ベリリウムターケット
中性子発生ターケットには、陽子エネルギーが 30meV であることを考慮し、ベリリウムを採用している。30MeV 陽子のベリリウム内での飛程 は 6mm 程 度 だ が 、 あ えて 飛 程 よ り も 薄 い
5.5mm 厚のベリリウムターケット使用し、フラッグピークがターケット内にないようにしている。その理由はターケットに過度の熱負荷を与えないようにするためである。また、ベリリウム

ターケットにおいて、フラックピーク辺りのエネ

Fig. 4-3 BNCT 用サイクロトロン中性子源のモ
デレータ概要図[21]。

ルギー領域(0 ~ 4MeV 程度)は中性子生成にあまり寄与しない。

ターケットの熱負荷は冷却水によって除去され減速体系は Pb、Fe、Al、CaF2、ポリエチレ

ン、LiF 含有ポリエチレンから構成されているる。厚いベリリウム板をターケット材として使用(Fig.4-3)。Pb、Fe は高エネルギー中性子に対しにより直接冷却することが可能となっている。流(n,3n)反応断面積をもつため、中性子数の減衰をスパイラル型を描くように配置されている[21]。

うな重金属で中性子を 1MeV 程度まで減速したすることができるため、ベリリウム裏面を冷却水て非弾性散乱断面積を有しており、かつ(n,2n)、

速を上げ冷却効率を高めるように、冷却水路は抑えながら減速することができる。Pb、Fe のよターケットの冷却に加えて、ビームからの入熱後、さらに Al、CaF2 によって熱外中性子領域

流電磁石を設置する等の対策がとられる。このまた、患者への高速中性子による全身被爆を

密度を下げるべく、冷却ターケットの前方に交(4keV 〜 40keV)まで減速する[17]。

電磁石を用いてビーム重心をペイントするかのご防ぐため、ポリエチレンで減速体系の周り及び前

とく振り、ターケット上でビームサイズを拡大することで入熱密度が低減される[21]。

方部分を遮蔽している。γ 線は Pb を用いて遮蔽している。Figure 4-4 に γ 線遮蔽後の中性子のエネルギー分布を示す。

7 - 21

源は稼働しているため、対処することも可能だが、将来的にはメンテナンス性も考慮する必要が出てくる。

また、30MeV と比較的高い陽子ビームを一次ビームとして使用するため、20MeV 以上の高エネルギー中性子が大量に発生する。この中性子がターケット冷却水内の酸素と核反応を起こ
し、非常に多くのトリチウムが生成され得る。研
究施設での運用にはたいした問題にならないが、医療施設では問題となる可能性がある。その場合は、専用のトリチウム除去施設を病院敷地内に設置する必要性が出てくるであろう。

Fig. 4-4 モデレータによって整形された後の中性子エネルギー分布と KUR の中性子エネルギー

5. 新しい方式による BNCT 用加速器中性子源

分布[17]。

これまでの議論から、BNCT 用熱•熱外中性子

4.3.5. 原子炉との比較

源 と して 加 速 器 に 求 め ら れて い る も の は 、 <こ の サイク ロ ト ロ ン 加 速 器 中 性 子 源 で は 、

1×109[n/cm2/sec]以上の熱•熱外中性子の発生に成功し、高速中性子や γ 線の除去もうまくいっている。Table 7 に KUR とサイクロトロン加速器中性子源の線量比較について記す。

ることに絞られていることが分かる。従って、それまでの BNCT 用加速器中性子源において、加速器に関する研究開発はほぼ全て既存の低エネ
ルギー加速器を改良して大強度化するという方向性を持っている。本章では、既存の加速器を単純

熱中性子強度 高速中性子比 γ 線混入比(n/cm2/sec)(Gy/n cm2)

(Gy/n cm2)

KUR

7.30E+8

9.10E-13

2.40´-13

サイクロト

1.22E+9

5.83E-13

7.75E-14

な中性子生成用プロトンドライバーとして用いるのではなく、新たな発想で加速器技術を応用し、BNCT 用加速器中性子源として適用したものを紹介する。

5.1. エネルギー回復型内部標的(ERIT)方
式の原理

ロン

Table 730MeV 程度の大強度陽子ビームを安定に供給す

KUR とサイクロトロン加速器中性子源

これから紹介する手法は、ビーム加速する入射の線量比較[21]器とビームを蓄積して中性子等の二次粒子を生成する蓄積リングの組み合わせによって、実際に加4.3.6. ターケット周辺の放射化、トリチウム処理
病院敷設の実用段階まで考慮した時、長期間運転後のターケット、及び、その周辺部は強烈に放射化することが予想される。現在のところ、原子炉施設においてサイクロトロン加速器中性子

速する実電流値を抑えつつ、大強度の二次粒子を得ようという方法である。

エネルギー/エミッタンス回復型内部標的方式(ERIT : Energy-Emittance Recovery Internal
Target)[27] と 呼 ば れ る こ の 方 式 は 、 上 述 の 通り、大強度の陽子ビームを周回させるための 3 次

元に高アクセプタンスを有する蓄積リング、及び

7 - 22

リングへビームを入射するための入射器(イオンスの増大が抑えられリングの周回を続けることが方式の概念図を記す。

も蓄積リング内の陽子ビームは二次粒子の発生に源を含む)から構成される。Figure 5-1 に ERIT

可能となる。従って、ターケットを通過した以降寄与し続ける。

以上をまとめると、ERIT 方式では薄いターケ

ットを用いて周回ビームを何度もターケットに当てることによって、より効率の良い二次粒子の生成をおこなう。その点が前章で紹介した外部標的型のように、厚いターケットを用いて一度に大量の二次粒子を生み出す方法と大きく異なっている。
結果的に、同数の二次粒子を生成する際、外部標的型に比べ、ERIT 方式では実際に加速する
ビームの実電流を低くすることが可能である。例

えば、リング内を蓄積ビームが 1000 回周回すると考えたとき、中性子生成に寄与する周回電流

Fig. 5-1

Is は 入 射 電 流 Ia か ら Is=1000×Ia と 算 出 で きる。いわば、ERIT 方式で内部にターケットを持ERIT 方式の概念図。

った蓄積リングは、入射加速器から見ると二次粒子生成増幅器のように振る舞う。以下に、ERIT

ERIT 方式では Figure 5-1 のように入射器からの陽子ビームはフルエネルギー入射し、ビーム蓄積リングではビームの加速はおこなわない。このため、蓄積リングに於いてビームを加速する時間が必要なくなり、それだけ二次粒子ビームの取り出し時間を長くとれる。二次粒子を生成する内部標的はビームの周回、並びに、rf 空洞による再加速を可能とするため薄膜を用いる。

蓄積リングに入射されたビームはリング軌道上を多数回(>1000turn)周回するように蓄積リングの設計を行う。周回する陽子ビームはその軌道上に挿入された薄膜ターケットに於いてその一部が二次粒子を生成して失われる。一方、他の大多数の陽子は薄膜ターケット内部でのイオン化反応
によりエネルギー損失を生じるが、エネルギー
回復用高周波加速空洞にて再加速される。

また、周回陽子ビームのエミッタンスはターケット内部でのイオン化反応により次第に増大し、そのままではリング内で消失してしまうが、こ の 過 程 で 陽 子 ビー ム は ” イ オ ン 化 ビー ム 冷方式の特徴を列挙する。
•入射器と二次粒子生成ターケット(薄膜)、及び、再加速用 rf 空洞を備えた蓄積リングで構成される。
•周回数が多いほど、実際に加速するビーム電流値 Ia を大幅に減らすことができる。
•薄いターケットを使うため、ターケットの冷却方法として輻射冷却が期待できる。

•蓄積リングは非常に大きなアクセプタンスを持つ必要がある。

•イオン化冷却法によってターケットによる周回ビームのエミッタンス増大を抑制する。

5.2. ERIT 方式を用いた BNCT 用加速器中性子源
前節より、ERIT 方式の特徴は BNCT 用加速器

中性子源に非常に適していると言える。Table 8
は ERIT 方式を用いた BNCT 加速器中性子源の中
性子量とビーム電流値等をまとめたものである。

却”[28-33]の効果を受けることによりエミッタン

7 - 23

中性子を生成する内部標的はビームの周回を可い。本節ではこれらエミッタンス増大を抑制す

子の生成は Be(p,xn) 反応を用いるため、陽子ビ

セプタンス FFAG 蓄積リングについて議論する。

4)から 11 MeV とした。このとき、Be(p,xn)断面5.3.1. イオン化冷却能とするためにベリリウムの薄膜を用いる。中性
9ームのエネルギーは中性子生成断面積(Figure 3-

るイオン化冷却[28-33]の効果と、ERIT 用大アク

積は 550mb である。蓄積リング内の周回ターン
数 を 1000 タ ーン だ と す る と 、 中 性 子 生 成 量

5×1013[n/sec] を 達 成 す る 実 入 射 電 流 は 100 ~200μA 程度となる。この値は、同エネルギーの外部標的型と比べると一桁以上小さい。ただし、入射器に加えて蓄積リングと再加速用 rf 空洞を設置する必要があることから、製造及び運用コスト、設置面積が外部標的型よりも大きくなる可能性もある。

荷電粒子ビームの品質は”エミッタンス”と呼ばれる物理量で表される。エミッタンスとは、ビームの構成粒子が 6 次元位相空間上で占める体積で定義され、保存力のみが働く通常の蓄積リング中では Liouville の定理により原理的に不変量となる。すなわち、残留ガスやターケットの分子との衝突等を無視すれば、イオン源から発生したビームの初期エミッタンスがその後も保持される。ビームの温度を重心系における運動量のばらつきで定義すると、エミッタンスはビーム

目標中性子線量(患者)~ 1×10 [n/cm /sec]

目標中性子線量(ターケット)~ 5×1013[n/sec]

9

温度とビームサイズの積の形をしており、この量2が小さいほど細く指向性の高い良質のビームであると言える。

ビームの高品質化を図るには、蓄積リングに何

ターケット
材質

Be

膜厚

5〜10μm

中性子生成効率（＠11MeV)〜6.8×10-6/μm

らかの人為的な散逸力を導入しビームの温度を下げなければならない。この様な操作を、”ビーム冷却”と呼ふ。ビーム冷却は様々な方法がある
が、ERIT ではイオン化冷却法を用いて、ターケットによる散乱に起因するエミッタンス増大を抑制する。

陽子ビームビームエネルギー

11MeV

所要周回ビーム電流100〜200mA

所要入射ビーム電流100〜200μA

Table 8ERIT 蓄積リング内でビームは内部標的でのエ

ネルギーロスと、加速空洞でのエネルギー補填を繰り返しながら周回する。しかしながら、ビームが標的を突き抜ける時、ベリリウム原子核との相互作用により縦・横のエミッタンスが増大し、ERIT 方式を用いた BNCT 加速器中性子源の中性子線量とビーム強度。

5.3. イオン化冷却と ERIT 用 FFAG 蓄積リ
ング
ERIT 方式において、実際には、Be 原子核とのRutherford 多重散乱による横方向ビームエミッ
タンス増大、あるいはストラグリングに起因するエネルギー広がりによる進行方向ビームエミッタ

ンス増大効果を考慮し、対処しなければならな

そのままではやがてビーム周回の安定な領域から逸脱する。結果としてビーム寿命が低下してしま
い、BNCT 用加速器中性子源としての十分なビーム強度が得られなくなる。

このビーム寿命の低下を抑制するため、固体中の電子との相互作用によるビームの冷却効果（イオン化ビーム冷却）を利用する。イオン化冷却は

元来高エミッタンスのミューオンビームを極めて
短時間で冷却する手法として研究されており、今回のように陽子ビームを冷却するケースは初の試

7 - 24

みとなる。Figure 5-2 にイオン化ビーム冷却の様子を模式的に示す。

材の原子の放射長、θrms は多重散乱角の二乗平

均値、Es は散乱エネルギーを表し、s はターケッ
ト厚みである。

ここでエネルギーロス dE/ds はベーテフロッ

ホの式、

(6)
から算出される。NA はアボガドロ数、ρ、A お

よび Z はそれぞれ、ターケット材(ベリリウム)のFig. 5-2密度、原子量と原子数、me と Re は電子の質量とイオン化冷却の概念図[28]。

古典粒子半径、I(z)はイオン化エネルギーエネル

Figure 5-2 で、大きなエミッタンスを持ったビームが内部標的を通過する時、イオン化反応によりビームの縦方向・横方向ともエネルギーロス

ギーである。式(6)を用いて 10MeV 程度の陽子のベ リ リ ウ ム に よ る エ ネ ル ギ ー ロ ス dE/ds はFigure 5-3 のようになる。

を生じ運動量の減少をもたらす。縦方向のエネル

ギーの減少は高周波加速によって回復されるので、結果として横方向の運動量低下が残りエミッ

タンスの減衰が得られる。実際には標的内でのベリリウム原子核との多重散乱によるエミッタン
スの拡がりがあり、この大小関係で横方向のエ

ミッタンスの減少量が決まる。しかし、縦方向
ではエネルギー損失量のバラツキによりエミッタンスが次第に増加する。

ここでは、陽子ビームに関するイオン化冷却の冷却方程式を書き下し、低エネルギー陽子ビーム
への冷却効果について議論する。

ビーム進行方向を縦方向、それに垂直な平面内の横方向とする。横方向のイオン化冷却効果を数Fig. 5-3

ベリリウムターケットによるエネルギ

ーロス量。

式で表すと、

まず、ERIT 蓄積リング内における陽子ビームの横方向エミッタンスの振る舞いについて議論しよう。式(5)の右辺第一項はエネルギーロスに伴(5)

う冷却項であり、第二項はターケットの原子との多重散乱による加熱項である。ERIT 蓄積リンとなる[28]。εN は正規化エミッタンス、β と γはそれぞれローレンツファクター、E は陽子ビー
ムのエネルギー、β⊥はターケット位置での横方
向の β 関数、m は陽子の質量、LR はターケット

グ内で陽子ビームが周回数を重ねていくと、最初のうちは多重散乱によってエミッタンスが増大していく。だが、エミッタンスが増大することで冷却項の効果が大きくなり、最終的には冷却と

7 - 25

加熱がバランスしたところでエミッタンスは平衡状態となる。平衡状態のエミッタンスの値は式(5)から、

通常の線形集束要素の貯蔵リングでは、その色収差のために大きな運動量広がりをもつビームを貯蔵することは 難しい。それに 対し、Scaling(7)

FFAG(Fixed Field Alternating Gradient)[34,35]と表せる。また、式(7)より、平衡エミッタンスの値はターケットの位置での β 関数に比例することが分かる。すなわち、蓄積リング内のビーム

は、リングの横方向アクセプタンスが十分大き

く、且つ、ターケットの位置で β 関数が小さい(ビームがよく絞られている)とき、横方向エミッ

タンスは平衡状態となり、ビーム損失を引き起こさないことが言える。

は”ゼロ色収差（ Zero Chromaticity)”であるので、 原 理 的 に 極 めて 大 き な 運 動 量 広 が り （ 数
10% 以 上 ) を も つ ビ ー ム の 貯 蔵 が 可 能 で ある。ERIT 加速器中性子源は scaling FFAG を用いることで現実的な 2 次粒子発生装置となる。

FFAG 加速器は円形加速器の一種で複数の機能

結合型電磁石がリング状に配置される。これら電磁石の磁場は時間的には変化せず(固定磁場)、また、強収束のビーム収束系を持つ。FFAG 加速器

縦方向のイオン化冷却の冷却方程式は、には大きく分けて二つの方式があり、ひとつは、1953 年に大河千弘や Symon によって発明(8)

された scaling FFAG[34,35]、いまひとつは no-で表される。右辺第一項は冷却項であり、第二項はエネルギーロスのランダムな変動に起因する加熱項(エナジーストラグリング)である。第２項
はターケット内での飛程が十分長いと仮定した

とき、scaling FFAG と呼ばれている。

scaling FFAG では、加速されるビームのベー

タトロンチューンがエネルギーによらず常に一定である。すなわち、FFAG のビーム収束系はいわ

ゆるゼロ色収差であり、この性質は極めて大きい

エネルギーアクセプタンスを必要とする ERIT 方式に適したものであると言える。ゼロ色収差を実(9)現するためには、平面上平衡軌道ビームパラメター（軌道曲率、ベータ関数等）がビーム運動量にとなる。ne はターケット材の電子密度である。

式(8)、(9)より縦方向エミッタンスの挙動について議論する。まず、式(8)の第一項についてだが、d(dE/ds)/dE とは Fig. 5-2 グラフの傾きそのものである。エネルギーが 10MeV 前後の陽子ビ

ームでは、d(dE/ds)/dE が負の値をとるため、結果として第一項は第二項と同様に加熱項となる。

すなわち、ERIT 蓄積リング内における陽子ビームの縦方向のエネルギー幅は、周回するとともに増大する一方で、決して平衡状態とはならない。

上記の議論から ERIT 蓄積リングは極めて大きなエネルギーアクセプタンスと横方向アクセプタ

ンスを兼ね備えたものでなければならないことが分かる。

5.3.2. FFAG 加速器

スケールして相似性を保たねばならない。このた

め FFAG 加速器において、軌道を偏向・集束させる磁場分布は、加速器中心からの軌道半径 r に対して rk の依存性をもつ。ここで k は幾何学的磁場係数(Geometrical Field Index)で k 値とよばれる。

これからわかるように scaling FFAG では、ビームから見た磁場分布には多くの非線形成分が含まれる。すなわち横方向のビーム収束系において、FFAG は本質的に強い非線形力を有する。それにも関わらず、(設計にもよるが)広大なダイナ

ミックアパチャー( > 10000πmm•mrad)を持つことも FFAG の大きな特徴の一つである [36]。

FFAG 加速器本体の電磁石の形状は大きく分けて、ラディアルセクター型とスパイラルセクター

7 - 26型があり、ラディアル型は更にシングレット、ダ

フ レ ッ ト、 ト リ プ レ ッ ト に 分 け ら れ （ Fig. 5-4）、これらの電磁石形状及びその並び方により加速器のラティス構成が決定される。

ラティスの選択は加速器にとってビームの安定性、オペレーティングポイントなど加速器の特性を決めるものである。FFAG-ERIT リングの設計においては、医療用小型 FFAG 加速器としてのビ

ーム入射の容易さ、加速器の運転操作性・安定性、加速器製作の容易性等の観点からラティス構成を決定しなければならない。

また、ラティスの基本構造は、使用する電磁石の形状とその並び方によってきまるため、FFAG加速器ではラティス構成の検討・選択は電磁石の開発と相補的に行う必要がある[37]。

5.4. FFAG-ERIT 加速器中性子源の開発
2008 年初頭、原子炉利用に匹敵する熱･熱外

中性子線を供給する加速器として、ERIT 方式と組み合わせることで陽子ビームを効率良く蓄積し、有効な中性子束を得ることの出来る小型
FFAG 加速器の原型機が開発された。

この FFAG-ERIT 中性子源は、所要の陽子(負水素)ビームを発生・加速するイオン源及び入射ラ
イナックと入射された陽子ビームを効率良く蓄積する小型 FFAG 加速器、ビーム周回数を保持し高強度の中性子ビームを得るための内部標的・エネ

ルギー損失回復用高周波加速装置からなる ERIT
システム、および中性子減速用モデレータなどの中性子ビーム発生源および輸送系で構成されている[38]。Figure 5-5 は京都大学原子炉実験所に設置された FFAG-ERIT 中性子源の全体図である。

Fig. 5-5

FFAG-ERIT 中性子源の全体図。

5.4.1. 入射器システム
FFAG-ERIT 小型中性子源の入射器システムは負水素(H−)イオン源および線型加速器で構成される。FFAG 蓄積リングへのビーム入射方法は、中性子生成用ベリリウムターケット自身を荷電変換膜とする多重入射方式を採用している。そのたFig. 5-4

FFAG 加速器の電磁石形状。上図はラめ、イオン源で H−イオンを生成し、線形加速器

ディアルセクター型、下図はスパイラルセクタ＾型である[34]。

でフルエネルギー 11MeV まで加速する。

ERIT 方式によって必要ビーム強度が抑制されているとはいえ、100μA 以上のビーム電流値が要求される。

7 - 27

(a) 負イオン源との取り合い点となる。

イオン源装置全体の概観図を Fig. 5-6 に示す。

このイオン源は体積生成型負水素イオン源であり、高輝度、且つ、大強度の負水素イオンビーム(b) 線形加速器
ERIT 加速器中性子源で使用される入射線形加を生成する [39]。

速器としては、AccSys 社（米国）製 PULSAR-ィラメント(LaB6)が据えられている。上部から水ー を 11MeV に 増 強 し た も の を 採 用 し て いークチェンバー内で生成する。アークチェンバー

流を加速した実績があり、ERIT システムの入射Figure 5-6 上図左端のアークチェンバー内にフ7(出射エネルギー 7MeV)を基本に出射エネルギ

素ガスを導入し、アーク放電によりプラズマをアる。PULSAR-7 は陽子ビームで平均 100μA の電はプラズマ電極によるフタがされており、その中器として十分な性能を持っている。この線形加速

心の穴から負水素イオンが取り出される。負水器は RFQ と２台の DTL で構成されており、入射作りだされ、その電場勾配は後段の接地電極とである。これら RFQ と DTL は三極真空管を使用引き出された負水素イオンはソレノイド電磁石る。Figure 5-8 は京都大学原子炉実験所にインされる。その間にチョッパーを置き、蓄積リング

加速管空洞単体の設計値としては、繰り返しは素イオンを引出すための電場は引出電極によりエネルギーは 30keV、出射エネルギーは 11MeVの間で集束レンズとなるよう設計されている。

した小型の電源により高周波電力を供給され2 対によって、RFQ の入射アクセプタンスに整合

ストールされた線形加速器の全体写真である。

の高周波加速電圧に整合させるべくイオンビーム

1kHz、rf duty は 10％まで可能であるが、電源の時間的バンチ化を行う。チョッパーの真下にはの rf duty は現在高周波管の制限から最大２％と圧力を補償している。下図右端のフランジがRFQ

周波数は約 3MHz であることから、加速管内の真空ポンプを配置し、後段の RFQ に対して真空なっている。後述する FFAG-ERIT リングの周回
高周波の立ち上がりを考慮しても、一回の入射につ き 150 タ ー ン 以 上 の 多 重 入 射 が 可 能 で ある。Table 9 に入射器の性能をまとめる。

Fig. 5-6

Fig. 5-7

負水素イオン源全体図。

7 - 28線形加速器全体図。

め、ターケット設置箇所においてできるだけビームを収束させる必要がある。そのため、 EEAGERIT 蓄積リングではラディアル型 FFAG を採用

負水素イオン源
取り出しエネルギー

30keV

繰り返し周波数

1 ~ 200Hz

ビームデューティー

2%

ビーム電流100μA(平均)している。ラディアル型 FFAG が満たすべき磁場
分布は加速器中心を原点とした極座標表示で、
(10)
と表せる。

5mA(ピーク)
正規化エミッタンス

ラディアル型はスパイラル型と異なり、磁場の< 1πmm-mrad

向きの異なる磁石を交互に設置することで横方線形加速器

向の収束を実現している(Fig. 5-8)。Figure 5-8

入射エネルギー

30keV

出射エネルギー

11MeV

ビーム電流> 100μA

Rf デューティー~ 2%

繰り返し周波数20 ~ 200Hz

Table 9で３台並んでいる磁石の両側の２台が F 磁石、中央の１台が D 磁石である。ラディアル型では、
この F・D 磁石の磁場の強さ(FD 比)を調整することでオペレーティングポイントの調整が可能であり、エッジ収束を用いるスパイラル型に対し垂直方向のビームサイズを小さく絞ることが出来る。

反面、周回方向と逆向きの磁場が存在するため

スパイラル型に対してリングのサイズは一回り大FFAG-ERIT 入射器システムの性能。

きなものとなる。

5.4.2. FFAG 蓄積リング
FFAG 蓄積リングの開発ではビームの周回・中性子発生・ERIT 方式によるビームエネルギーとエミッタンスの回復の行程全体にわたって、ビームを安定に保つためのビーム軌道条件を明らかにし、そして、それを実現するための機器コンポー

ネントの開発が重要となる。また、ERIT 方式による効率の良い長時間ビーム蓄積を実現するためには、三次元磁場解析プログラムを用いた現実的な三次元磁場分布を考慮した軌道計算シミュレーションによる検証が不可欠である。

ERIT 方式を実現するため、FFAG 加速器に対する目標スペックはおおよそ以下の通りである。

Fig. 5-8 FFAG-ERIT 蓄積リングのラディアル型
FFAG 電磁石[36]。

• 大きな運動量アクセプタンス( > ±5% ) 。

• 大 き な 横 方 向 アク セ プタ ン ス ( > 1000πmmmrad) 。

FFAG 電磁石の設計は、線形計算によって基本パラメータを決定した後、３次元磁場解析コード• rf キャビティーをインストールするための十分（例えば OPERA3D）を使用して電磁石の磁場計

これらの要求に加え、ターケットでのビームの多重散乱によるビームサイズの増大を抑制するたマップを用いて３次元ビームトラッキングシュミ

な長さの直線部の確保(~0.6m)。

算を行っている。この計算結果から得られる磁場

レーションを行うことによりラティスの構成を検

7 - 29証し、シミュレーション結果をフィードバックして電磁石設計の見直しを行いながら電磁石を最適化している[37]。

蓄積リングの最適化の結果、運動量 ±5%の領域内で水平方向アクセプタンス 〜7000πmm ･
mrad、垂直方向アクセプタンス〜3000πmm･
mrad を確保できていることが分かった。また、

垂直方向チューンを高くし、ターケット設置位置

においてビームを強く収束するよう設計している。Table 10 に FFAG-ERIT 蓄積リングの主要パ
ラメータ、Figure 5-9 にリング全体図を示す。
ビームエネルギー

11MeV

リング平均半径2.35 [m]

セクター数

8

K値

1.92

F/D 比

~3

ハーフギャップ@ r = 2.35 m

Fig. 5-95μm 厚のベリリウムターケットにおけるエネ

ル ギ ー 損 失 量 Eloss は 、 陽 子 の エ ネ ル ギ ー が11MeV で あ る こ と を 考 え れ ば 、 式 (6) よ り 約

32.5keV となる。このとき、高周波加速空洞の7.5 [cm]

磁場 B0 (F/D)

0.825/0.723 [T]チューン νx, νy1.73, 2.22

水平アクセプタンス

7000π [mm mrad]

垂直アクセプタンス

3000π [mm mrad]

βx, βy@ターケットTable 10FFAG-ERIT 蓄積リングのパラメータ

FFAG-ERIT 蓄積リングの全体図。

加速ギャップ間に生じる rf の振幅を Vrf とすると、(11)の関係がある。φs は一般的なシンクロトロン加速器における同期位相に対応し、厚み 5μm のベ
リリウムターケットの場合は φs ~ 9.4[deg]とな

1.36, 0.79 [m]る。つまり、ERIT 蓄積リングにおいて rf 電圧の振動数は一定だが、ターケットによるエネルギ

ーロスの影響によって縦方向位相空間での粒子の運動は加速バケツと同様の振る舞いをする。

5.4.3. 高周波加速空洞
FFAG-ERIT 蓄積リングでは、ターゲットにおいて陽子ビームは数十 keV のエネルギーを失な

すなわち、近似的に bucket height を算出する

際は、うことになる。再加速によりこれを回復しなければ効率的に中性子を生成できないため、蓄積リングは高周波加速システムを備える必要があ(12)

アクセプタンスは単純に 位相振動の安定領域におを用いて計算しなければならない。ここで、 ηsる。特に FFAG-ERIT 蓄積リングではエネルギー

け る 粒 子 の 最 大 エ ネ ル ギ ー 変 位 量 ΔE(bucket

height)で決定される。

： slip factor，h：ハーモニック数、Es：粒子の全 エ ネ ル ギ ー で あ る 。 ま た 、 FFAG 加 速 器 で

7 - 30は、ηs と α:momentum compaction factor との間に、いて行った。また、低電力用コールドモデル空洞を製作し、高周波特性の測定した。この測定結果は MAFIA コードによる電磁場計算結果と比較(13)

し、相違点と整合性を明確にして実機 ERIT 空洞の設計・製作に反映させた。Q 値(quality factor)の関係がある。

ラティス設計と磁場解析から ERIT 蓄積リングの k 値は k = 1.92(feld index)が選ばれた。また、ターケットにおける発生中性子束の最適化、イオン化冷却効率等から、陽子ビームの入射エネルギーは 11 MeV が採用されている。エネの低下を抑制するため、空洞内壁は厚み 100μmの表面処理された銅メッキがなされている。Q 値の実測値は約 9000 程度でこの値は電磁場計算から得られた値の約 75%程度である[38]。高周波
加速空洞の仕様を Table 11 にまとめる。

ルギー 11MeV である陽子の蓄積リング周回周波数 は 数 値 シ ミ ュ レ ー シ ョ ン 結 果 か ら fs = 3.05
MHz となっており、式(12)(13)より、Vrf = 200

kV、h = 6 のとき運動量アクセプタンスは約 4%程となることが分かる。

ギャップ電圧 Vrf

200 ~ 250 [kV]

共振周波数18.3 [MHz]ハーモニック数6

rf (beam) duty

30% (13.1%)

Table 11

ERIT 用高周波加速空洞仕様

5.4.4. ターケット、モデレータ
陽子線の照射により中性子線を発生するターケットは FFAG リングの軌道内に設置される。軌
道を周回続ける陽子ビームは各周回毎にターケッ

トを通過し中性子を発生する。このためターケットは薄膜で作られ、利用出来る中性子線を確Fig. 5-10[37]。

保しながら周回するビームの寿命を保つ。また、

ERIT 用高周波加速空洞の全体図

ターケットで発生する熱をいかに効率的に除去するかが重要となる。

Figure 5-10 は ERIT 用高周波加速空洞の全体図である。このエネルギーを回復させるための高周波空洞は直径約 2 ｍ、長さ 40cm、共振周波数~18MHz で 最大 200kV の高 周波 電圧 を発 生する。これによりベリリウムターケットでのエネル

ギ ー 損 失 （ 最 大 70keV 程 度 ） を 回 復 さ せる。ERIT 用高周波加速空洞は１箇所の加速ギャップで空洞幅間隔に制約条件が少ない半共軸型

空洞共振器（Re-Entrant Cavity）を採用し、基本モードは TM010 モードである。空洞共振器におけるビーム加速電場および空洞電磁場の最適化は、3 次元電磁場解析コード(MAFIA など)を用

7 - 31

Fig. 5-11

ターケットの単位面積当たりの入熱と平衡温度の関係。

厚み 5μm 程度の薄膜ターケットでは、輻射に最 適 化 後 の 中 性 子 線 量 は 熱 中 性 子 束 7×108/

を使わずにターケットを冷却することが可能とな

1.2×109/(cm2s)の BNCT 利用中性子束が得られよる冷却効果が期待できる。そのため、冷却水

る。Figure 5-11 は厚み 5μm のベリリウムター
ケットの入熱に対する平衡温度の関係を示してい(cm2s)、熱外中性子束 5×108/(cm2s)の合わせてている。

る。輻射冷却効果を高めるため、ターケットを斜めに置いて表面積を稼ぐ等の案もある。

ベリリウムからは前方に最大 9MeV 近い中性子が発生するがこれは、次の直線部に置かれた鉄によりダンプされる。BNCT にもちいる中性子（エネルギー~1MeV）の大部分はビームと垂直方向の周囲に置かれたモデレータにより減速され熱・熱外中性子として取り出される。

Figure 5-12 は FFAG-ERIT 中性子源のモデレ

Fig. 5-13

モデレータ最適化後の中性子スペクータの概略図である。熱•熱外中性子を得る際トル。

三減速層を D2O、そして、γ 線遮蔽層を Bi とす

5.5. ERIT 方式の性能評価

は、第一減速層を Fe、第二減速層を AlF3/Al、第るモデレータ構成を選択している。熱外中性子のみ得ようとする場合は、第一減速層を Fe、第二減 速 層 を AlF3 と し 、 γ 線 遮 蔽 層 を Bi と し

5.5.1. モンテカルロシミュレーションによる
ERIT 方式の性能評価

方向の寸法(すなわちダクトのストレート部の長

FFAG-ERIT における生き残り周回数は中性子た。ERIT 用モデレータは、モデレータ全体の横さ)が約 50cm 程度と制限されているため、各層の厚さに関して最適化を行っている。

発 生 量 を 決 定 す る 重 要 な パ ラメ ー タ で ある。ERIT 法ではターケットをビームが通過する
際に失うエネルギーを RF 加速により補完するとともに、イオン化冷却の原理に基づき多重散乱による横方向のエミッタンス増大を抑制する。
ターケットでの大角度散乱や有限のアパーチャによるビームロスを含めた生き残り回数を評価する
ため、ICOOL という計算コードを用いて FFAG-ERIT のシミュレーションを行った [40]。ICOOL
はイオン化冷却のシミュレーションを主な目的として作られており、ミューオン冷却においては
世界的に標準的なコードとして認知されている。

このコードではターケットを通過する際のビームが受ける影響をモンテカルロ法により計算
Fig. 5-12

し、RF 加速電場及び磁場マップを取り入れた３

ERIT 用モデレータの概略図。

次元的なビームシミュレーションを行うことが出

Figure5-13 に最適化したモデレータからの中来る。ターケット領域でのビームのエネルギーロ源の発生中性子数は３×1013 個を想定している。

た 、 エ ネ ル ギ ース ト ラ グ リ ン グ の モ デ ル は性子エネルギースペクトルを示す。ターケット線

スの平均値は bethe-bloch 式より算出する。ま

7 - 32

Gaussian、Landau もしくは Vavilov 分布が用意されている。

今回のケースでは多種のターケット物質及びビームエネルギーに汎用的に適応できる Vavilov 分

布を採用した。ターケットによる多重散乱については、比較的低いエネルギー(11MeV)の陽子ビームをターケットに照射するため、大角度散乱が考慮された Moliere 分布により算出している。

また、より現実的なシミュレーションを行うた
め、TOSCA で計算した結果得られる磁場分布のマップを読み込ませるようにし、ルンケクッタ積

分法により粒子の軌道をトラッキングした。

Fig. 5-14(c)Figure 5-14(a)-(c)は、FFAG-ERIT リングにおける横方向および進行方向エミッタンス増大の計算例である。それぞれ赤の実線は式(5)及び(9)から得られる理論解析値、青点が ICOOL シミュ

レーション結果を示す。

エネルギー広がりの変化。

200 ターンまでは理論値とシミュレーション結果はよく一致しているが、それ以後はそれぞれの傾向に違いが見られる。これは主にターケット

による大角度散乱に起因する垂直方向のビームロ

スが顕在化し始めるためである。また、理論解

析値からわかるように、横方向についてはイオン

化冷却効果によりエミッタンス増大が抑えられているが、進行方向については一方的広がっていく
ことがわかる。

Fig. 5-14(a)水平方向のエミッタンス変化。

Fig. 5-15

蓄積粒子数の割合の変化。

リング内での陽子の周回数はベリリウムターケ

ッ ト の 厚 み に よって 変 わ る が 、 お お よ そ 500~1000 タ ーン 程 度 と 見 積 も ら れて い る (Fig. 5-15)。したがって、入射器からの平均ビーム強度
として 50-100μA 程度であれば、必要とされる

Fig. 5-14(b) 垂直方向のエミッタンス変化。

中性子強度が得られると考えられている。

7 - 33

5.5.2. ERIT 中性子源のビーム実験
FFAG-ERIT 中性子源は、2008 年初頭、京都大学原子炉実験所にインストールされた。FFAG 蓄
積リング部の写真 を Fig. 5-16 に示す。イオン
源、線形加速器、高周波加速空洞はそれぞれ単体で動作試験をおこない、繰り返し 200Hz 運転で設計スペックを満たす性能が得られることを確認している。

実際のビーム実験では施設の過度の放射化を防ぐため、1Hz(スペック上は 200Hz)且つイオン源のピーク電流値を抑制した低デューティー運転
で、ERIT の原理検証実験をおこなった。その結果、ビーム入射及び標的を用いたエネルギー回復によるビーム周回に成功している。Fig. 5-17 はERIT 蓄積リングを周回しているビームのバンチ波形である[41,42]。この図から、ビーム入射開始から約 100μsec の間、負水素ビームは蓄積リ

ング内に多重入射されてリング内に蓄積されている様子が分かる。その後、ベリリウムターケットによる多重散乱の影響で、周回ビームは徐々に蓄積リングから失われていく。実験結果とシミュレーション結果はよく合っており、必要とされる最大貯蔵ビーム強度と周回数がほぼ得られているこ

Fig. 5-17とが確認された。

FFAG-ERIT 蓄積ビームのバンチ波形(a)とその拡大図(b)。

また、アルミニウムと鉄を用いた放射化法によって発生中性子線量の測定をおこない、予想される中性子線量が得られていることも確認した。

5.6. FFAG-ERIT その後
FFAG-ERIT 加速器中性子源は低パワー運転で原理検証実験を行い、その結果、ERIT 法の有効性が確かめられた。検証実験が終了した後、研究開発チームは解散となり、今に至っている。

6. おわりに
本講義では、主に BNCT 加速器中性子源について、加速器研究者の視点から取り扱ったつもり

Fig. 5-16

京都大学原子炉実験所イノベーショ

ンラボに設置された FFAG-ERIT 蓄積リング。

である。この分野は非常にアカデミックな研究対象として、2012 年現在、医療方面と加速器方面の両方とも活発な研究活動がなされている。た

7 - 34だ、(個人的な意見だが、)その他の放射線医療法[8] 出典：KUR ホームページより.

されていないのではないかと思われる。しかしな[9] 資料, “中性子を用いたがんの治療（中性子捕捉療法）”, RIST.

と比較すると、BNCT は未だあまり世間に認知

がら、BNCT は次世代のガン治療法として大きな可能性を持っており、BNCT 用加速器中性子源も近年の技術進歩により徐々に実現の可能性が高まってきている。

[10] D.L. Bleuel, et al.,“Optimization of the 7Li(p,nP)
roton Beam Energy for BNCT Applications”,
LBL-37983 Rev. 1.

幅広く取り扱うよう心がけた。 BNCT や BNCT[11] EXFOR/ENDF, “Experimental Nuclear Radiation
Data”, 北海道大学大学院理学研究院附属原子核 反 応 デ ー タ 研 究 開 発 セ ン タ ー ,HP:
http://www.jcprg.org/exfor/index-jp.html.

ひ、それぞれ専門書を読むなりして、さらに理解[12] W. B. Howerd, et al., “Measurement of the Thicktarget 9Be(p,n) Neutron Energy Spectra”

最後に、このような機会を与えてくださった古[13] S. Agosteo et al., “Characterization of the Energy
Distribution of Neutrons Generated by 5 MeV
Protons on a Thick Beryllium Target at Different
Emission Angles”, LNL Annual Report, Applied,
General and Interdisciplinary Physics.

本講義では BNCT と加速器中性子源について

用加速器中性子源に興味を持たれた方は、ぜを深めていただきたい。

屋貴章教授、金正倫計主任研究員に深く感謝いたします。また、FFAG-DDS 研究機構の皆様方には大変お世話になりました。この場をお借りして深くお礼申し上げます。そして、この講義ノートを作成するにあたり、数々の貴重なご助言[14] J.S.Fraser and G.A. Barthoromew, “”Spallation
Neutron Source”, Neutron Source for Basic
Physics and Applications p.217, ed. Cierjacks,
Pergamon Press, 1983.

をいただきました森義治教授に深くお礼申し上[15] PSTAR, “Stopping-Power and Range Tables forElectrons, Protons, and Helium Ions”, NIST, HP:
http://physics.nist.gov/PhysRefData/Star/Text/P
STAR.html.

参考文献[16] A.A.Lychagin, et al., “Measurement of energy
spectra and angular distributions of the thicktarget Be-9(p,n) neutrons”, S,ISINN-10,333,2003.

げます。

[1] 古林徹, ”中性子捕捉療法の現状と将来展望 放射線医学物理工学の視点-”,日本放射線技術
学会雑誌.
[2] 井上信, ”加速器による粒子線治療 原子炉との連携を背景に”,日本原子力学会誌.
[3] 松岡祥介, 辻井博彦, ”がん治療に用いられる
速中性子線”, 放射線利用技術データベース.
[4] 資料, ”ホウ素中性子捕捉法（ＢＮＣＴ）の現状と将来の展開”, RIST. 及び, 小野公二, “放射線生体作用と中性子を用いた治療への展開” ,講義録,北陸地域アイソトープ研究会誌 第 3号 2001 年.
[5] 松村明, “悪性腫瘍に対する細胞選択的粒子線治療および癌診断・治療のための分子イメー
ジングの高度先進医療開発研究”, 高度先進医療研究資料.
[6] BNCT の原理, 筑波大学医学部松村明教授提供, 及び, FFAG-DDS ホームページより.
[7] 出典：JRR-4 ホームページより.

[17] H. Tanaka, et al., “Characteristics com-parison
between a cyclotron-based neutron source andKUR-HWNIF for boron neutron capture
therapy”, Nuclear Instruments and Methods inPhysics Research B 267 (2009) 1970-1977.
[18] K. Shibata, et al., "JENDL-4.0: A New Lib-rary for
Nuclear Science and Engineering," J. Nucl. Sci.
Technol. 48(1), 1-30 (2011).

[19] 複合原子力科学研究推進小委員会 平成 22 年
度 活動報告書.
[20] S. Green, “Developing Clinical Facilities for
BNCT and proton radiotherapy in Birmingham ”,
Particle Physics Group Seminar Birmingham,
November 2010.
[21] 住 友 重 機 械 技 報 “ Sumitomo Heavy Industries
Technical Review”, No.173 Aug. 2010.
[22] 森 義治, “FFAG-ERIT 中性子源”, 筑波大研究会, 2008 より抜粋.

7 - 35

[23] High current DC Accelerator, United State patentapplication, Jun., 28, 2012.
[24] M.S.Herrera, “Treatment Planning for Accelerator‐Based Boron Neutron Capture Therapy”,
Proc. VIII LATIN AMERICAN SYMPOSIUM
ON NUCLEAR PHYSICS AND APPLICATIONS (2009).
[25] L. Antoniazzi , et al., “Status and perspectives ofan RFQ based neutron facility in Italy”, 2 nd
meeting of Union for Compact Accelerator-driven
Neutron Sources.
[26] H. Kobayashi, et al., “CONSTRUCTION OF A
BNCT FACILITY USING AN 8-MeV HIGH
POWER PROTON LINAC IN TOKAI”,Proceedings of IPAC2012 pp.4081-pp.4085.
[27] Y. Mori, “Development of FFAG accel-eratorsand their applications for intense secondary
particle,” Nuclear Instruments and Methods inPhysics Research Section A, Volume 562, Issue 2,
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[38] K. Okabe, et al., “DEVELOPMENT OF FFAGERIT SYSTEM FOR BNCT”, Proc. Cyclotrons
and Their Applications 2007, EighteenthInternational Conference (2007). pp. 210 – 212.
[39] 例 えば , “ 森 義治, OHO'89, (1989)”, “ 高 木昭 ,OHO'96, (1996)”, “小栗英和, OHO'01, (2001)”.
[40] R. Fernow, “ICOOL: A SIMULATION CODE
FOR IONIZATION COOLING OF MUONBEAMS ”, Proc. PAC1999 (1999) pp. 3020.
[41] K. Okabe, et al., “AN INTENSE NEUTRONSOURCE WITH EMITTANCE RECOVERY
INTERNAL
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IONIZATION COOLING”, Proc. 2008 European
Particle Accelerator Conf. (2008). pp. 3512 –
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[42] K. Okabe, et. al., “STUDY OF FFAG-ERIT
NEUTRON SOURCE”, Proc. 2010 International
Particle Accelerator Conf. (2010). pp. 418 – 420.

[28] D. Neuffer, “Introduction to muon cooling”,
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Research Section A, Volume 532, p. 26-32, 2004.
[29] A. N. Skrinsky and V.V. Parkhomchuk, Sov. J.
Nucl. Physics 12, 3 (1981)[30] E. A. Perevedentsev and A. N. Skrinsky, Proc.
12th Int. Conf. on High Energy Accel., 485(1983).
[31] D. Neuffer, Particle Accelerators 14, 75 (1983)[32] D. Neuffer, Proc. 12th Int. Conf. on High Energy
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[34] K. R. Symon et. al., “Fixed-Field Alternat-ingGradient Particle Accelerators,” Physical Review
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[35] C.Ohkawa, Proceedings of annual meeting of JPS(1953).
[36] 横井武一郎, “OHO'03, 加速器の基礎と先端加速器, FFAG 加速器”, OHO'03 高エネル
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[37] K. Okabe, et al., “Design and Construction of
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IEEE
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7 - 36