放射能測定法シリーズ 20

空間γ線スペクトル測定法

平 成 2 年

文 部 科 学 省

放射線審議会測定部会の委員及び専門委員

正孝郁顕暗花二 生 郎 寛 信平生雄文人博登三

達長平

田田川木上 藤 木 村 野 賀 口 県

浜 池 市 柏 阪佐鈴谷団敦浜山

委員（部会長）社団法人 日本アイソトープ協会
社団法人 日本アイソトープ協会
国立がんセンター
電子技術総合研究所

元 金沢大学
電子技術総合研究所
国立衛生試験所
国立衛生試験所
南九州大学

財団法人 海洋生物環境研究所
財団法人 日本分析センター

朗清治雄信愈助

史友眞幸宏

阿石岡葛小塩原員

委

専

部川野城林崎元 国立公衆衛生院
放射線医学総合研究所

財団法人 セコム科学技術振興財団
元 理化学研究所
元 気象研究所
元 農業環境技術研究所
海上保安庁
セイコー電子工業株式会社

本分析法の作成にあたっては、上記委員のはか次の方々の協力を得た。

幸

良郁
幹寿行英
敬敏達
信

哲実篤典朗燕康夫誠二郎雄三忠行行也正明健樹

敏正

島澤井山藤田川野水橋橋沢西本島島本藤岡本田

飯伊笠桂加河黒河清高高滝寺辻中中橋武松松森

元 日本原子力研究所
元 放射線医学総合研究所
元 日本原子力研究所
近畿大学

財団法人 日本保安用品協会
電子技術総合研究所

元 動力炉・核燃料開発事業団
関西電力株式会社
東京大学
京都大学
立教大学
秋円大学

電子技術総合研究所
京都大学

名古屋大学
放射線医学総合研究所
日本原子力発電株式会社

元 動力炉・核燃料開発事業団
財団法人 九州環境管理協会
電子技術総合研究所

茂

元 茨城県公害技術センター（敬称略・五十音順）

目

次

序 論

第1章 NaI（Tl）シンチレーションスぺクトロメータによる空間7線計測手順・…・4
1．1 シンチレーションスベタトロメータの構成と必要な機器類
1．2 計測の手順（測定機器の事前点検と性能試験）

1．3 野外測定の実施
1．4 測定データの一次処理
1．5 エネルギー校正のためのデータ取得

第2葦 NaIくT◆l）シンチレーションスペグトロメータの計測データに用いるレス
ポンス関数

12

2．1 レスポンス関数の意味

122．2 レスポンス関数の作成

122．3 レスポンス関数の適用

13

第3葦 N aI（Tl）シンチレーションスベタトロメータによる計測データの処理一…14
3．1測定されたパルス波高分布のエネルギー補正・一川……‥‥

14

3．2 入射スペクトルヘの変換

15

3．3 結果の表現

16

3．4 放射性接種別線農事与の算出

17第」葦 ゲルマニウム半導体スペグトロメークによる空間γ線計測手順‥・…・‥‥・町…‥‥・20

4．1計測の概要
4．2 ゲルマニウム半導体スぺクトロメータの具備すべき条件
4．3 計測の手順
第5葦 ゲルマニウム半澤棒スベタトロメータによる計測データの処理・‥……‥……‥・‥

5．1処理の手順
5．2 平滑処理（スムージング）

5．3 ピークの検索とピーク面積の求め方
5．4 核犠の同定
5．5 光子束密度の計算

5．6 放射性核様の同定にもとづく直接㌻緑綬量の決定
5．7 放射性f亥種別線量寄与の算出

28

第6章 ゲルマニウム半導体スぺクトロメータを用いて得た処理結果の表現
6．1放射能レベルの推定
6．2 線量評価
第7章 基準γ線源の利用と校正

解 説

1．NaI（Tl）シンチレーション検出器の特性2．ゲルマニウム半導体検出器の特性
3．レスポンス関数の作成
4．実効エネルギーと散乱γ線

5．基準γ練磨の利用と校正
6．環境放射能レベル推定に硬直れる式
7．環境γ線の現地測定におけるデータの処理法

7．1 HAS L法
7．2 ストジグビング法

7．3 マトリックス法による天然放射性核種別線量寄与の解析付 録

1．ストリッビング法によるNal（Tl）シンチレーション
スぺクトロメークのデータ処理の例

2．逐次近似法によるNaI（Tl）シンチレーション
スぺクトルのアンプオールディソグの例

3．レスポンス関数の計算例

4．線量換算係数

参考資料

1．NaI（Tl）シンチレーションスぺクトロメータによる測定結果の不確かさ（精密さと正確さ）と問題点
2．各種計測器による測定結果の比較例

参考文献‥・‥・

159

本マニュアルは、NaI（Tl）シンチレーション検出器又はゲルマニウム半導体検出器を備えたガンマ線スぺクトロメータによる、現場における環境ガンマ線スペクトルの測定とそのモニタリングへの応用に関する標準的な手法を示したものである。

原子力施設周辺における環境ガンマ線モニタリングには、現在、TLDが集積線量の測定に、また連続モニタが主として線量率の変動の監視に使用され、十分にその機能を果たしている。しかしながら、たとえば放射線発生源の特性の変化など異常の際因究明や、顆量に対する核種別の寄与の割合の評価のためには、上記のデータに加えてさらにこれを補強するデータが必要であり、そのうちで最も有力と考えられるのが、環境ガンマ線のエネ

ルギー情報である。エネルギー情報があれば、人体の深部線量当量の算定や、緊急時における環境の放射性核種の迅速な同定などにも役立たせることができる。
NaI（Tl）シンチレーションスペクトロメータと、ゲルマニウム半導体スぺクトロ
メータには、それぞれの特性にちがいがあり、その特長とそれを生かした役割は以下のよ
うなものである。

NaI（Tl）シンチレーションスぺクトロメータは、ゲルマニウム半導体スペクトロ
メータにくらべてエネルギー分解能が劣るが、検出器の形状が規格化されているなど構造が画一化されているため、出力波高分布の解析方法を統一することによって、測定結果の一致性を良くすることができる。また、現場での取扱も容易である。その主な役割は環境
ガンマ線のスペクトルとエネルギー別の線量寄与の測定および線源核種のおよその同定と考えられる。

これに対し、ゲルマニウム半導体スぺクトロメータは、その形状が規格化できないため、各自がデータ解析に必要な基礎データを得る必要があり、また現場での取扱がやや面倒であるなどの欠点があるが、その代わり抜群のエネルギー分解能をもっている。したがって、その第一の役割は環境に存在する放射性核種の同定と定量であり、またそれにもとづいて
核種別の線量寄与を知ることも可能である。

本マニュアルは、以上のような両者の相補的役割を認めた上で、上記各項目のそれぞれについて適用方法を述べてある。第1章から第3葦まではNaI（Tl）シンチレーショ
ンスペクトロメータに関する事項、第4牽から第6章まではゲルマニウム半導体スぺクト
ロメータに関する事項、また第7章には両者に共通の事項か取り扱われている。

−1−

本マニュアルに使用している用語の意味は次のとおりである。

○検出器謀護ケース

野外環境で放射線測定を行う場合、検出器を保護する目的で、金属または合成樹脂などで作られたケース内に検出器を納めて用いることが多い。このケースを検出器保護ケー
スという。
○デュワ

ゲルマニウム半導体検出器冷却用に用いられる液体チッ素充填用容器と冷却装置（クライオスタット）部まで含めたものをいう。
○基準γ線渡

線量率の値付研こついて、国家標準とのトレーサビリティが確立されている緑源をいう。
通常線源中心から1mの点の照射線量率が値付けされている。
○ 放射能標準線源

放射能（Bq）の植付研こついて国家標準とのトレーサビリティが確立されている線源をいう。
○エネルギー校正線源

放出7線についそのエネルギーが正確に求められている錬磨をいう。
（〕チェック用線源

計測装置の動作などを点検する目的で使用される長半減期の密封繰源で、その強度は参考程度の値付けがなされているのが普通である。
（⊃直接緑綬源から検出器まで無散乱（微小角散乱を含む）で到達した光子線。
○レスポンス関数

検出されたパルス波高分布から検出器へ入射したγ線のスペクトルを求める際に用いられ、単一エネルギー光子入射時における検出器の示す応答に関する、検出器の効率を含めた関数をいう。

−2−

○逐次近似法

複数のレスポンス関数（レスポンスマトリックス）からγ繰入射スペクトルを得る際（デコンポリューションdeconvolution．またはアンプオールデングunfolding）に生ずる不正確さを近似の次数を逐次高めて最小にする解析法。
○ストリッビング法

レスポンス関数を用いて入射γ線スペクトルを得るスペクトル解析法。高エネルギー領
域の致をレスポンス関数と一致させる定数を定め、逐次低エネルギー領域にこの操作を進めて解析を行う。高いエネルギーから逐次はぎとることからこの名がある。ピーリン
グオフともいう。
○粒子束密度（光子束密度）

単位時間あたりの拉子フルエンス（個／cⅡF）で、単位は個／d・Sである。
○実効エネルギー

複数または連続的なエネルギー分布を持つ放射線によって物質に生ずる効果と同一の効果を持つ、単一エネルギー放射線に置き換えそのエネルギー値を実効エネルギーといい、

普通おなじ半価層盲示す単一エネルギーを用いることが多い。
○γ線エネルギースペクトルγ線場の真のエネルギースペクトルをいう。
○パルス波高分布測定されたままのパルスのスペクトルの波高分布をいう。
○補正波高分布

パルス波高分布に補正を加え、エネルギーに対する波高値の比が一定になるようにした分布をいう。
○入射γ線スペクトル

捕正波高分布をもとにして、レスポンス関数を適用し、γ線エネルギースペクトルに戻す処理をしたスペクトル分布をいう。
○放射能レベル

計測地点における入射γ線光子東宮度から得られた環境の平均放射能濃度。一般に表面分布の場合は単位面絹当たりの放射能、それ以外の喝合は単位休積あたり又は単位質量あたりの放射能で表す。

−3−

第1章 Nal（丁り シンチレーションスペクトロメータ
による空間γ線計測手順
1．1 シンチレーションスペクトロメークの構成と必要な機器類
1．1．1 シンチレーションスペクトロメータの構成
シンチレーションスぺクトロメークは検出器、比例増幅器、波高分布器、データ処理部より構成されている。その代表的な系統図を第1．1図に示す。
検出器とは、シンチレーク、光電子増倍管、前置増幅器を組み合わせたものをいい、光学的に透明な結晶休のシンチレークに放射線が入射すると、パルス的な蛍光を発する。この光を光電子増倍管で電気信号（パルス信号）に変換し、前置増幅器を介して比例増幅器に送るむのである。この時のパルス信号の大きさは入射した放射線がシンチレーク内で失ったエネルギーにほぼ比例する。パルス信号の測定には

波高分析器を用いる。波高分析器は比例増幅器を通過したパルス信号を波高別に分析する装置で、マルチチャネル波高分析器を用いると短時間のうちに能率よくパル

ス波高分布の集積ができる。このほか比例増幅器からの信号をA／D変換し、変換
コードを実時間で記録するためにインタフェースを用い直列に並べ、オーディオ用
ステレオテープレコーダなどに一旦記録させ、このテープを後日実験室で再生する

ことによi）パルス波高分布を得る方式もあり、現場でのスペクトル測定によく用いられる。いずれにしても波高分析器で集積されたパルス波高分布をもとに解析が行われる。このような波高分析器で集積された′ヾルス波高分布をデータ処理部でエネ
ルギースペクトルに変換し、線量計算などの解析を行うこととなる。
データ処理には主としてコンピュータを使用する。コンピュータか波高分析器に内蔵されているもの、波高分析器とマイクロコンピュータが直接接続されているもの、またオフラインで大型コンピュータに接続し処理するものなどがある。

−4−

放射線測定部

放射線検出器第1．1図 NaI（Tl）シンチレーションスペクトロメータの構成

1．1．2 必要な機器類

環境放射線の測定は野外現場に測定器を持ち出して実験することが多い。この場
合、測定器の調整が十分でなかったために、必要な結果が得られないこともあり、
また、現場作業であるので、部品の一部を忘れたために測定ができないようなことも起きる。
ここでは測定前の調整に必要な試験用機器と現場測定に必要な機器の品目についての一例を以下に示す。
1）試験用機器一覧① バルサ（水銀パルサ等）② アソテネ一夕（1／1〜1／1，000）③ オシロスコープ④ テスタ⑤ チェッキング線源2）現場測定用機器

ー5−

① 検出器保持用三郷（または四脚）および取付台② 縁語保持用三脚および取付台③ 鉛シャドーシー

校正時に使用ルドおよび取付台④ 波高分析器用台、日覆い等（9 その他

電源コード、テーブルタップ、巻尺、どこ−ルテープ、ポリ袋（防水用）、発電機、アース捧、筆記用具等を必要に応じ携帯する。
1．2 計測の手順（測定機器の事前点検と性能試験）
測定システムは、①放射線検出器、②放射線の信号パルスの増幅、整形を行う前置

増幅器、主増幅器、③波高分析器、④測定結果の記録装置の各部より構成される。信
頼性の高い測定結果を得るためにはシステムを構成する各要素についてその働き、特性を十分に理解し、それぞれが良好に動作する範囲で組み合わせ使用しなければならない。システムの使用条件を決める際の調整、選択箇所の主要なものは、① 検出器への印加電圧② 主増幅器の利得、波形整形条件、直流再生回路の直流レベル③ 波高分析器のA／D変換器の変換利得、使用チャネル放である。この中で、波形整形条件はパルス分解能に関係するだけでなく、シンチレー

ションパルスの減衰時間に関係してパルス波高値の濃度依存性を変化させるので、この点も考慮して条件を選定する。波形整形時定数は通常0．5〜2〃−sの範囲で選ばれる。

波高分析器の使用チャネル故については、Nal（Tl）シンチレーション検出器
によるスペクトルの1チャネルあたりのエネルギー幅が数〜20keV程度、通常5〜10keV／clュか適当なところから500〜1，000チャネルとし、3MeV以上に芋苗線の情報が十分とれるように配慮する。

以上の各点について方針か決まれば、各ユニットの正常動作を確認しつつ次の各碩目について点検と調整を行う。
① 直流再生回路の直流レベルの調整② ノイズレベルの試験（影 測定エネルギー範囲の試験と確認−6一

④ パルス波高分布の異常の有無の確認⑤ 検出器のエネルギー分解能（半値幅による）試験⑥ パルス波高値対チャネル番号の直線性試験①の調整（装置によってはないものもある）はチェッキング線源（例えば−＝c sの0．662MeVγ線）を用い、オシロスコープによりパルス波形を見て調整する。

②については③の試験と並行して行う。7線の測定エネルギー範囲ほ最低40keV
から3MeV以上にわたっており、この範囲に波高分析器の低域波高弁別器（Lower
LevelDiscriⅢinator；LLD）、高域波高弁別器（Upper LevelDiscriminator；ULD）のレベルを設定する。30〜40keVに近い位置に強いノイズが現れる場合は砥エネルギーγ線の測定精度を悪くするのみでなくパルス波高全体の分解能を損なう原因ともなるので、その原因め除去対策を考えなければならない。LLDはノイズの影響が出ない範囲で出来るだけ低く設定し、ULDは字苗練成分の情報を多く得るために出来るだけ高く設定する。
④は、単一エネルギーのγ線を用い、パルス波高分布全体の形状、光電ピ岬クの対称性等について異常の有無を確認する。また、宇番線によるパルスのような過大な信号入力があった場合、増幅回路その他の過渡特性によりγ線領域に異常な信号を出すこともあるので、十分な点検が必要である。
⑤については、暮1TCsの0．662MeVγ線を用い、光電ピークの分解能で良否を判定する。通常7〜9％が正常値であり、10％を越す場合は異常とみて原因の調査を′− ， す了フ0⑥については、電気回路部のみの特性と、NaI（Tl）結晶の発光特性を含めた特性についてこれらを区別して試験を行う。電気的な回路部の特性は水銀パルサー等
を用い、アッテネ一夕を通した各種出力とこれに対応する波高分析器のチャネル番号の間接から調べる。パルス波高値が0に相当するチャネル番号はァ線のエネルギーを基準にして得たものとは異なるので、パルス波高分布のエネルギー校正に関連してこれらの関榛を正確に把握しておく（エネルギー校正については後述）。

1．3 野外測定の実施
野外測定は室内試験では見られない厳しい環境、例えば極端な高・低温、高湿度下、ほこりの多い場所、振動のある状態などのもとで行われる場合が多く、これらに対し−7−

てはあらかじめ検出器の断熱対策、装置全体の日覆い、防湿対策等を十分に考えておくことが必要である。NaI（Tl）シンチレーション検出器は特に機械的なショックにより破損の恐れがあり、また重力のかかる方向によってシンチレークとガラス問の剥離を起こしやすいので、運搬に際してはシンチレークを上側に垂直にした状態で運ぶよう心掛けることが必要である。測定に際しては測定器の各部に対し日覆いをほどこすことによる温度上昇の防止、保温材による保温対策等を考える。
測定を実施するにあたり検出器の設置高さと方向を測定対象に応じ統一する。検出器は原則として遮蔽を付けずに、高さを1mに設定して測定する。この際検出器の方向を記録する。
次の各項目について確認の上、本測定に入る。

（D 機器の使用条件、測定条件の確認
・高圧電源電圧・主増幅器の利得、波形整形時定数・波高分析のLLD、ULD、A／D変換利得、チャネル数選定② 自然放射線およびチェッキング線源による正常動作の確認
ピーク位置があらかじめ予定した放置に来るかどうか、またパルス波高分布が正しい形状を示しているか、ノイズその他異常な成分が重なっていないかを確認する。
なお、自然γ繰のエネルギースペクトルから得られるエネルギー情報のみでエネル
ギー校正に十分な情報が得られないときは、本測定の前後に数核種のチェッキング根源によりパルス波高分布を測定、記録しておく。一連の測定では機器の使用条件、測定条件を変えないことか原則であり、条件を変えなければ、システムの安定性、特性変化に関する正確な情報がっかめる。測定が長時間に及ぷ時は、温度変化によるゲイン変動に留意し、また測定条件を変える際は変更前後にチェッキング緑源により十分な特性データをとる。なお、第1．2図に測定手順例を参考として挙げた。 使用するチェッキング繰源は4×10JBq前後あるいはこれ以下の強さのものが適当である。

しかし、この程度のものでも、検出器までの距離が1mで10〜100nGy／h前後になり得るので、本測定時にほ十分な距離を置くか、鉛遮蔽容器に収納するか適当な対策をとる必要がある。

−8−

1．4 測定データの一次処理
エネルギー校正に備え、チェッキング線源によるパルス波高分布データおよび本測定によるパルス波高分布データから、γ線エネルギーに対応する光電ピークチャネルのデータの整理を行う。エネルギー対チャネル番号の関係はほぼ直線関係にあり、各測定毎にその傾斜に大きな差がなければ正常な測定かなされたものと判断できる。

−9−

開

始
1

検出器、計測装置の設定①

・検出器の高さ及び軸方向の統一
︵含図方候

設

︶

・電源投入・条件設定

図を置︑天ウオーミング・アップ

略況配さ︵

辺状置高象
周表装器気

環

形
設

等
風

正常動作の確認レネ線︐

ベル

ルギー範囲（LLD、ULD）
チェッキング練磨による
ルス波高分布の形状
ヽ
′

○ヽ

ズエγン
クイ定然イ
ッノ測自ゲ

エネルギー分解能の目視によるチェの特定のピークで正確な校正値が

高l一

デーし
布ピと

分と夕

パエ︵

波ギデ
スル助
ルネ捕

注1）特に安定性に問題がなく、10K等一夕の記録得られる完備したシステムでは（9クチャネルの記録④、（∋を省略してもよい。

注2）チェッキング線源の取扱いて利用）

4×10‥■ Bq程度の弱いものといえども距離1mで1011Gyから100nGy／h程度の影響がある

アと

−10−

ンそ︐つ

第1．2図 測定手順フローチャートの例

グれこ了か鉛遮蔽容器に収納する必要る。
ップ及び⑤本計
ミ︑行
一にを

︶
3

注

終

くありの記
置が②測た

ので、本測定時には十分な距離をぞ1．5 エネルギー校正のためのデータ取得
あらかじめ定めたエネルギー校正法に従い必要に応じエネルギー校正を実施する。
校正に用いるγ線のエネルギーは測定対象のγ線のエネルギー範囲全休にわたって細かく得ておくことが望ましいが、使用できるチェッキング線掛こ限りがあるので、少数の線源で必要な情報を得る方法をあらかじめ検討しておく。校正点は少なくとも、
50〜200keVの範囲で1点、l〜2MeVの問で1点を選ぶようにする。このためには、一例として低エネルギー側の校正点として5Tcoの0．122MeV、高エネルギ
ー例の校正点として天然核種川Kの1．46MeVあるいはRa線顔中の 2IIBiのl．76
MeVが適当である。これ以外のエネルギーで校正する場合は、第3章を参照して精度の高いエネルギー校正を実施しなければならない。

−11−

第2章 NaI（Tl）シンチレーションスペクトロメータの計
測データに用いるレスポンス関数（解説3参照）
2．1 レスポンス関数の意味

検出器から出力波高分布を観測して、検出器への入射γ線スペクトルを求めるには、
単一エネルギー光子が入射したとき検出器が示す応答（レスポンス）に関する知識が必要である。エネルギースペクトルN（E）（Eはエネルギー）をもつ光子を観測してパルス波高分布P（h）を得たとすれば、一般に
E:

P（h）＝J。e（E）K（E・h）N（E）dE（2−1）の積分方程式で表現できる。この式中のど（E）は検出器の効率である。この式の核K（E，h）またはe（E）K（E，h）をレスポンス関数と呼ぷ。前者は単一エネ′

ルギ一光子入射時に得られるパルス波高分布群の面積をすべて1に規格化したものであり、後者は単一エネルギー光子入射時に得られるパルス波高分布群の意味である。
レスポンス関数は実験的方法かモンテカルロシミュレーションによって決定する。
レスポンス関数は対象とする放射線源と使用する検出器の配置に依存するものである。
環境における放射線は一般に等方的でないから、方向依存性の′トさい検出器（球形）を用いるか、円柱形の検出器を使用するときには方向依存性に対する特別の考慮が必要である。

2．2 レスポンス関数の作成
いくつかの異なったエネルギーの単一エネルギー光子に対する検出器のパルス波高
分布群を測定し、それぞれ対応した入射光子フルエンスで除することにより得る。このとき線源は円柱形検出器の軸に直角の方向に置き、散乱線の寄与が少なく、かっ平
行ビームに近くなるような照射条件とする。任意のエネルギーのパルス波高分布は補間により求める。他にモンテカルロシミュレーションによる作成法もある。

レスポンス関数の区切り幅（またはチャネル）は10、20、50、1001くeV等々、角軍折の目的に応じて適当に選ぷ。またレスポンス関数は10行10列ないし、50行50列の行列表示にして使われることもある。
レスポンス開放を行列表示し、列（または行）について各要素を加えた値は、その−12−列の対応するエネルギーの単一光子入射時の効率を与える。この値を検出器について（2−2）式より理論的に算出した効率叩．と比較して、作成したレスポンス関数（行列）の妥当性を検討することができる。両者はほとんど一致するか、その差はできるだけ小さいことが望ましい。
1

1

〃．＝1−

（2−2）
（〟d）2

し（〃d）2〟d）（この式で、〟はシンチレークの線減衰係数、dは検出器の直径である。）

また、レスポンス関数よりP／T比を算出し、実験値と比較することもできる。この場合、．美雪如こよるパルス波高分布には散乱線の寄与が入るので、実験的に求めたP／T比のほうが5％〜1■0％程度′トさくなる（付録3「レスポンス関数の計算例」参照）。

2．3 レスポンス関数の適用
いくつかの異なったエネルギーの単一エネルギー光子がいろいろな強度で混在して観測されるパルス波高分布を解析し、それぞれの光子のエネルギーと強度を知るには、
最高エネルギー位置に認められる全（エネルギー）吸収ピークに着目し、レスポンス

関数を順々にあてはめて最高エネルギー側よりはぎとるストリッビング法（ピールオ
フ法）が適用される。このとき、レスポンス関数と最高エネルギー側のピークに合わ
せて次々に差引く方法、差引いた残差の二乗を最小にする最小二乗法を適用する方法、

全エネルギー吸収ピークとP／T比をもとに最高エネルギー側より差引く方法などがある。
数種の単一エネルギー光子と散乱線が重なって観測される環境放射線のような場合には、ストリッビング法の他に逆行列法、逐次近似法等の解析法により入射γ線スペクトルが求められる。上述の逆行列法以下の方法ではレスポンス関数を行列表示したレスポンス行列が使われる。

角牢折結果としての入射γ線スペクトルの正確さを決めるものは、波高分布の統計誤差や解析方法はもとより、レスポンス関数（またはレスポンス行列）と実際の測定系の応答の適合性も問題である。

−13−

第3章 NaI（丁り シンチレーションスペクトロメータ
による計測データの処理
NaI（Tl）シンチレーションスペクトロメータによって得た波高分布の処理は、特別のピークに着目するよりも、全波高分布を入射スペクトルに引き戻し、いくつかのチャネルをひとまとめにしたエネルギーブロックごとに扱うことが多い。

その処理内容としては計測波高分布のエネルギー補正、入射スペクトルへの変換、またその結果の具休的利用のためのいくつかの解析があげられる。解析等に使用される波高分
布は磁気テープ、フロッピーディスクなどに収録されたものであり、そのデータ量の多さから計算機による処理が可能であるように、入・出力のインタフェース、計算プログラムを伴っていることが望ましい。

3．1測定されたパルス波高分布のエネルギー捕正
測定されたパルス波高分布は、エネルギーと波高値すなわちチャネル数が一般には必ずしも直線関係にない。直線関係が成立している時は、この項をとばして差し支えない。この関係が成立しないと、接出系の分解能が高くないことから、解析結果に偏りを生じかちになる。そのために、これを補正する必要がある。このためにはチャネ
ルとエネルギーとの関係を明らかにする処理、通常はチャネル当り一定のエネルギー

幅（チャネル幅）を有する波高分布に変換する処理を行う。この補正処理を行うには、
パルス波高分布のチャネルとエネルギーの関係を、スペクトル上のピークの中心チャネルとそれに対応するエネルギーの幾組かの点に最も近似する多碩式を選び、それを用いて変換する。多項式としては 0 点付近のエネルギー（たとえば241Am は9．
5k eV〉、20TBi178k eV）、5Tco（122．1k eV）、または人力信号
0【を特定のエネjL／ギー けことえば−17k eV†とする、・ltIK（1L161keV）、トリ
ウム系の冊Tlご61LlI（eV）の3点について近似した一次式（直線）が一般に用いられる（第3．1図）（捕正の具休的手順については解説5を参照）。さらに細かく補正するためには高次の式を用いて変換を行うが、このためには必要数（n次式なら（n＋1）点以上）の対応するピークエネルギーを選ぶ必要がある。エネルギー／チャネルの関係式を得たなら、各チャネルのエネルギー補正のための変換は容易である。

この変換後のスペクトルを補正波高分布と呼ぷ。直線近似の場合、この波高分布のチ−14−ヤネル幅はlチャネル当り、10、20、50keVなどが選ばれるが、まれに100keVまたは200keVの例もある。この補正の不正確さは解析後の最終結果の不確かさとして直接影響するので重要である。
エネルギー
（ke〉）

60
′
′′

＝K

0点

20●・rl

付近

チャネル

第3．1図

3点の直線近似の適用例

3．2 入射スペクトルへの変換
一入射スペクトルへの変換は、補正波高分布から入射γ線エネルギースペクトルを得るためのデータ処理を言い、第2章のレスポンス関数を適用することによって行われる。この場合レスポンス関数にはどのような内容が含まれているかを、あらかじめ明
らかにしておかなければならない。すなわちレスポンス関数が作られたときの条件、現場で実際に測定したときの条件との差の検討、特に放射線の入射方向などに注意すべきである。変換手法は大別して次の2つになる。すなわちストリソビング法（ピールオフ法）とレスポンス行列法である
1）ストリッビング法

ストリソビング法は補正波高分布の高エネルギーチャわレに対応する単一ピークのレスポンス関数を補正波高分布から差引き、高エネルギーナヤネルの値をはば0にするという操作を順次低エネルギー側に適用する手法てある．・、このために低エネ−15−

ルギ一領域の分布を決めるレスポンス関数やその際の定数の導入の仕方が処理後に得られる入射γ線スペクトルの正確さに影響する。したがって、はぎとるレスポン
ス関数の形と数値を明確にしておかなければならない。またその作成上の条件を示しておストリッビング法の一例を付録1に挙げた。
2）レスポンス行列法
レスポンス行列法は、あらかじめ特定の光子エネルギーを定め、補正波高分布にみあうレスポンス関数（エネルギー領域毎の数値行列）を作り、実測した補正波高分布に対し各エネルギーの行列を連立方程式の解法よって解く手法で、あらかじめ共役マトリックスを作り解く方法と逐次近似法より解く方法とがある。この方法は、ストリッビング法と同様、レスポンス行列を作ったときの測定条件と現場での測定条件が同一であることが望まれる。両者の条件の差が結果の不確かさの一因となる。

逐次近似法によるアンフォールディングの例を、付録2に挙げた。
以上2方法ともその適用に当たって大切なことは、用いられるレスポンス関数が的確なことである。レスポンス関数を定めた検出休と実際に環境計測に使用する検出休が異なる場合は、検出休の種々の差、特にシンナレークの寸法、形、重量、ケースなどの構造の差及び分角鶴巨の相違によって結果に差が生ずることがある。重量の差については断面積の差として補正することができる。入射γ線のエネルギース
ペクトルへの変換にあたっては、さらに高エネルギー領域から寄与してくる芋苗線の寄与や、検出休自身に由来するバックグラウンドを考慮することが必要となることもある。

3．3 結果の表現
測定結果の解析内容の表現は数多くある。すなわち、①全計数率値、②補正波高分
布についてその全計数率値、③γ線束密度（全エネルギー領域及び特定領域内）、④
照射線量率（全エネルギー領域及び特定領域内）、⑤NaI（Tl）の吸一灰線量率、さらにこれらの指定された内容のグラフ表示などである。また計数値の統計誤差、精密さ、チャネル校正に関する内容、使用関数とその精密さ、検出休の寸法構造、使用した定数、基本定数、データ処理手法、処理プログラム、バックグラウンドの取扱いなど多岐にわたる。これらのうち上記①②③④の内容、さらには④に対する②、③のー16−比などが代表的なものとして取り上げられることが多い。測定上の不確かさについては参考資料1に示した。

なお、高エネルギー領域から求められる宇苗線の線素密度とその推定線量があると、環境における放射線の様相を把握するのに有用である。この際、スペクトル中のγ線以外の成分をどのように扱っているか明記しないと、結果の解釈上不明な点が残る。
全エネルギー領域にわたる照射線量率と光子束密度または計数率との関係が一定であれば、光子束密度は計数率からただちに照射線量率を得ることができる。この場合においても入射γ線スペクトルが求められているので、各エネルギー領域ごとに照射線量率を求めることができる。

3．4 放射性核種別線量寄与の算出
スペクトロメータによる空間γ線スペクトル測定法では、環境の放射性核種成分別の線量寄与を求めることが行われる。NaI（Tl）シンチレーションスペクトロメークでは、ゲルマニウム半導体検出器のような高分解能は期待できないため、限られた種類の人工放射性核種（例えばtllI、■ニー7csなど）が存在する場合に限られる。
一方通常の環境放射線場においては天然放射性物質として、カリウム、ウランおよびトリウム系列による線量寄与の分離が代表的である。

3．4．1 ピーク領域の計数値の利用

このデータ角宰析は、スペクトル中に存在するピーク領域と、これに該当する核種のエネルギー、放出率、検出器の検出効率の適用によって行う。

NaI（Tl）シンチレーションスペクトロメータにおいては放出ガンマ線のそれぞれのエネルギーに対応したピークをひろい出すことは一般に容易でないため比較的単純なガンマ線を放出する限られた致の核種の存在にのみ適用される。ピーク
領域が明確で、ピーク領域に含まれる目的核種の計数値が的確に把握できた場合には、5．7に準じて解析を行う。

−17−

3．4．2 マトリックス解法による核種別線量寄与の決定

シンチレーションスペクトロメータにおいては、すでにのべた理由により、数多くのエネルギーのガンマ線を放出する核種については核種別の線量寄与の分離は容易でない。このためあらかじめエネルギー領域を広い範囲に定め、マトリックス解

析を行うのが一般的である。特に天然放射性物質が主な成分である通常の環境放射線の測定においてはこの方法がとられる。次にこの方法を示す。

通常、環境における天然放射性物質による線量寄与は、カリウム、ウランおよぴ
トリウム系列によるもので、その分離が代表的であるが、ときにはこれに人工放射性核種の寄与が加わる。
この天然の主たる三成分についての線量寄与の分離には、あらかじめそれぞれに対応するエネルギー領域を恵め、単位線量率当りの各領域に含まれる寄与（線量率、計数率、線素密度など）を成分別に基礎資料としてととのえ、マトリックスを解く（解説3．4）。この際とられるエネルギー領域は次の範囲を標準とする。また各領域問の線量率寄与を表すマトリックス定数の例を表3．1に示した。
カリウム領域（1．31〜1．60MeV）
ウラン系列碩域（1．61〜2．30MeV）
トリウム系列領域（2．31〜3．00MeV）

蓑3．1マトリックスを解くための領域間の寄与係数（1〃R／hあたりの各領
域内の照射線量率、カツコ内は3in球形シンテレ一夕の場合のc p s）
U系列領域

K−jO領域（0．0）

Th系列領域K−−40（）．5 （1．5）

0U系列

0．106（0．508）

0．255（0．565）

0．024（0．0236）

Th系列

0．043（0．689）

0．124（0．674）

0．275（0．343）

注）この係数ミま次の測定データに基づいている。

K−40

標準根源（KCl）

U系列

ヒュ岬ストンのラドンの充満した洞穴

Th系列

インドのケララ地方−18−0（0．0 ）

これらの係数を用いて得られたそれぞれの値を加算したものは測定された全線畳率値に一致しなければならない。しかしマトリックス係数、計数誤差、測定環境の条件による遠いがあり、10％程度の差が生ずることがあり、これを上まわる差が生じた場
合は内容を検討する必要がある。お互いの差が10％を上まわったときには結果の採用をひかえることが望ましい。

−19−

第4章 ゲルマニウム半導体スぺクトロメータによる
空間γ線計測手順
4．1計測の概要
計測システムの構成は、図4．1で示されているように、実験室の環境試料用のゲルマ
ニウム半導休スペクトロメークと基本的に同様であるが、ゲルマニウム半導休スペクト

ロメークそのものを計測現場（野外等）に設置し、数十分以上環境γ線スペクトルを計測した結果から計測地点における放射性核種に関する情報を得るものである。
計測手順のフローチャートを第4．2図に示す。

4．2 ゲルマニウム半導休スペクトロメータの具備すべき条件

ゲルマニウム半導体検出器を現地測定に用いる目的は、検出器位置でのγ線スペクト
ルを計測し、放射性核種の情報等を得ることにある。このために、検出器のγ線に対するピーク検出効率はできるだけ大きく、短時間の計測で角宰折に十分な計数が得られるものであること、環境に分布する微壷の人工放射性核種を容易に検出するために、エネル
ギー分角鞘巨およびピーク対コンプトン比か良いこと、また計算を簡単にするために、検出器のγ繰入射角度依存性はできるだけ小さなことなどか望ましい。その日安として検出器のGe結晶の軸方向と、それと直角方向の断面煩が同程度の検出器を選定するのがよい。

可搬型検出器とするために、デュワはできるだけ軽く、頑丈な構造であること。風圧等による転倒防11二などし考え、デュワを含めた放射線検拍部をアルミニウム製図走台に固定し、固定台に昭一および四脚支持台取り付け用ネジを設け、移動および設置を簡単に行えるようにするのか望ましい。
行お、移動等を閻里に行うために固定台をあまり軽くしたりすると、風制こよる検出㍍の振動によりノイズが発生することがあるのでは意する必要かある。

−20−

放射線検出部

放射線測定部

第4．1図 ゲルマニウム半導休スペクトロメータの構成

4．3 計測の手順
4．3．1通常時の保守管理

定期的に全計測システムを使用可能状態に組上げてみる。その際、不足なケーブ
ル、部品、消耗品等がないかあらかじめ作っておいた全装備のチェックシートでチェックし、不足なものは早急に補完するようにする。もちろん校正用線源など自然に消耗していくものについては、初めから目安の時期を作っておいて、購入等の措置を講じ、システムのチェックなどに不便を釆たさないようにしておく。

定期的に校正用線源等による校正を行い、効率曲線を求める。また分解能を求め、両者が経時的に異常がないかどうか確かめておく。

−21−

開

始

検出器、計測装置の設定
・検出器の高さ及び軸方向の統一
・液休窒素レベル等の点検

況

︑置︶

所造

置

設形︺設等

︶

一図含置︑天︹地︶︑向︑タ︵む図方侯

・電源投入・条件設定

デ略況配さ︵

墳辺状置高象環周表装器気ウオーミング・アップ

正常動作の確認
ノイズレベル

測定エネルギー範囲（LLD、ULD）
自然γ線、チェッキング線源による
ゲイン、パルス波高分布の形状を置くか鉛遮蔽容器に収納する必要がある。
注3）ウォーミングアップ及び⑤本計測の問に、それぞれ右側に書かれた記録を行うこと。
終了第4．2図 測定手順フローチャートの例−22−

4．3．2 計測に先立っ準備① 校正日前に液体窒素を検出器デュアに充填しておく。
② 放射能既知の226Ra等（3．7MBq）を用いて、それぞれのγ線エネルギーについてのピーク効率および分解能の変化がないかどうか、以前の記録と照らし合
わせ確認する。

③ ピーク効率については検出器中心から（∂＝00）0．5〜1mの位置に各種練磨（5−Mn、57co、80Co、133Ba、137Cs等）を置き、各ピークの高さが10．000カウント程度になるまで計測する。

各ピーク面積から次式により効率を求める。

N‥

t・A・（叩／100）・f。．・eXp（一入T）／47Td2

F． ピーク効率†cps／（Ⅷ￣2・S●り）
Nei： ピーク面積（counts）

A

放射能（製造日の放射能、Bq）

T

線源検定日から計測開始までの時間（s）

入

壊変定数（s￣t）

t

計測時問（s）

巧者目γ線の放出百分率（％）

f。．：線源カプセル等による減衰の捕正係数d検出器中心から線源までの距離（l：m）

ー23−

第4．3図 ゲルマニウム半導休スペクトロメータの設置例︵一●S㌻∈U＼s d U︶掛責玉堂へ1u
10ユ

光子エネルギー（k eV）
第4．4図 ゲルマニウム半導体検出器のピーク効率の例

−24−

to一

第4・5図 ゲルマニウム半導体検出器の相対ピーク効率の角度分布（1）

第4・5図 ゲルマニウム半導体検出器の相対ピーク効率の角度分布（2）−25−なお、角度依存性を求めるために、上記と同様に適当な間隔でβ＝1800までの効率を求めておく。ゲルマニウム半導体スペクトロメータ設置例を第4．3図に示す。また、ゲルマニウム半導体スペクトロメータのピーク検出効率および角度分布の一例を第4．4図、第4．5囲および第4．6．図に示す。
④ 分解能については80co線源を検出器エンドキャップ端より25cmの距離に置き、
1，332keVのピークの高さが10．000カウント程度になるまで計測し、半値幅を求める。

⑤ 5Tco、80co等を用いて3MeVのエネルギー範囲まで計測できるように、
COARSE GAIN、FINE GAINを調整する。

4．3．3 現地での計測① ゲルマニウム半導休検出器を注意深く輸送容器から取り出す。

② 検出器デュワに液休窒素を充填する。計測上の安定性確保のために液休窒素は前日から入れてデュワを冷却しておくことが望ましい。
③ 検出器と波高分析器についてプリアンプ電源、信号、高圧ケーブルを接続する。
④ 検出器の設置高さ、方向を計測対象に応じ統一する。検出器は原則として遮蔽を付けずに下向きにし、高さ1mに設定して計測する。
⑤ 検出部、信号ケーブルおよび計測部はなるべく日陰に置き、温度によるゲイン変動を防止する。
⑥ 波高分析器の電源を入れ高圧電源等を所定の値に設定する。
⑦ 適切な時間（30分以上）ウオーミングアップ後、2t2pb（238．6lくeV）、■：lTcs（661．6keV）、10K（1460．7keV）、…Tl（2614．5k eV）等により、計測すべきエネルギー範囲にゲインが調整されていることを確認する。

⑧ 計測時問を設定し、プロセスメモリー内に以前のデータが残っていないことを確
認後、計測を開場する。

⑨ 種々の条件の記録洩れがないことの確認をする。

−26−

4．3．4 データの取得① 計測終了ごとに波高分析器のデータを磁気記録装置等に伝送する。

② 磁気記録装置等に入力した順番およびデータの計測時問（0亭たは1チャネルに表示）、＝Kのピークカウント等を記録しておく（計測時問が同一の場合、データ処理時にスペクトルを間違えないために川Kピークのカウント数を記録しておくと便利である）。

ー27−

第5章 ゲルマニウム半導体スペクトロメータによる計測データの処理
5．1 処理の手順
ゲルマニウム半導休スペクトロメータによって得られた波高分布の処理は、スペク

トル中に含まれる単色光子に基づく全吸収ピークに着目して行う。着目γ線の数が少ない場合には手計算によっても可能であるが、現在の通常の計測システムには自動解析処理コードが準備されており、特に環境γ線の計測のように天然放射性核種に起因する核種からのγ線が多いデータの処理には、電子計算機の利用は有効である。計算機処理プログラムは種類が多く、その内容は多岐にわたる。スペクトル角牢折についてはエネルギー校正の近似曲線の求め方、計数効率曲線の決定、ピーク面積の求め方等、
それぞれ独自の方法が採用されている。これらは計測結果の実例から検討するか、プ
ログラムをチェックすることにより内容の把握につとめるこが望まれる。場合によっては解析の方法についての詳しい情報が得られないままブラックボックスとして使用される場合がある。
したがって、計測条件、計測システムの特性の変化の予期できない原因による定量
上の誤差をさけるため、データの解析にあたってはそれぞれの計測システムについて、定まった条件設定、同一データ処理手法を用い、検出体の試験時の条件と現地測定時の条件を合致させて行うことが必要である。特に実験室内での定まった系における計測と異なり、計測条件に前後違った組合せか取られがちな野外測定では、方式の規格化と統一を心がける必要がある。計測データの処理手順か特性試験のときの手順と遭ったり、特性の変化か生じることがある。このような場合には条件の遠いか評価結果におよぼす影響の度合を事前に確認しておかなければならない。
次に標準的なピーク処理の方法を示す。計算機処理による解析を行っている場合でも試験が必要な場合の確認に使える。

−28−

計測データ棚
第5．1図 手順のフローチャートー29−

5．2 平滑処理（スムージング）
平滑が必要でない場合は、このステップを飛ばし次の処理に移る。

解析するパルス波高分布データが統計的にバラツキが大きくピークの確認および定立が困難な場合にはスペクトルの平滑処理を行う。ただし、ピークの半値幅が3チャ
ネル以下の場合には適用することはできない。一般にこの操作によってピークのエネ

ルギー校正精度あるいはピーク面積の定量精度の向上が期待できるが、その方故によっては見かけ上分解能を低下させることがあるため注意を要する。
平滑化は通常、ピークの半値全幅が3チャネル以上にわたる場合に、連続する5点
以上の奇数個のデータを用い、データ数に応じた最適の次数の多項式で係数を決定する。平滑後の値は中心チャネル位置の計算値として求まる。この際、用いるデータの点数は、全吸収ピークの半値幅．（FWHM）より大きく、しかもこれに最も近くとるのがよい。また、卿こ示すように荷重関数を用いる平滑の方法も簡便で大きな効果が得られる。すなわち、

N繋i＝k。・N一＋k．（N．＿I＋N＝＝）＋k2（N．＿2＋N，．2）

ここで、チャネル番号i【2、i
ネルを意味し、Nい2〜Ni＋2 は平滑前の計数値、N、iは平滑後の計数値、k。、k一、kzは荷重係数で、それぞれ17／35、12／35、−3／35である。

5．3 ピークの検索とピーク面積の求め方
ピークの検索にはピークの中心チャネルの決定とチャネル幅の決定とがあり、これがエネルギーおよび†繰強度の決定の基礎となる。

野外の一般環境ての計測では、天然核種23慕U、2；事2Th、48Kからの多数のγ線からなる複雑なスペクトルが示されるが、さらに核実験等のフォールアウトの ＝Tcs

からの0．662MeVγ線が重なって現在観測される（第5．3図参照）。これらは十分に知り尽くされた既知核種の7線ばかりである。一方、原子力施設周辺での平常時・異常時の計測では、上述のγ線をバックグラウンドとして、施設起因の放射性Kr、
Ⅹe、 ●−Ar等の希ガス、放射性ヨウ素等からのγ線が重なる場合がある。

ー30−

（1）ピークチャネル値の決定●l）

i）ピークの同定・定量が既知のγ線のみを対象とする場合は目視により容易に判断することができる。

追）半値幅3チャネル以下のピーク中心の決定
ピーク中の最も計数率の高いチャネルhを中心に上下1チャネルの計数値それ

ぞれNトー、Nh．．とすると、ピーク位置Pは次式から求まる。■2）

P＝h一 −

1r Nh＿I＋Nい−

2 し2Nh−（Nh＿l＋Nh．1）

邑）半値幅3チャネル以上のピーク中心の決定
ピーク領域で相隣り合う最も高い計数値に対応する2つのチャネルをh、hとして、それぞれのチャネルにおける一次微分係数△N。（ただし、n＝hまたはh ）を次式より計算する。

△Nn＝（−2N。＿2−Nn＿t＋N。．，＋2N。．2）／10

ここで、ANh、△Nh・が共に正であれば、h、h を1チャネル高い方にずらし、反対に共に負であれば1チャネル低い方にずらし、再度△N。を計算する。得られた一次微分係数△Nh、△Nh・よりピーク位置Pを次式より求める。

P＝h十△Nh／（△Nh−△Nh＿．）＊1）科学技術庁放射能測定法シリーズ7、ゲルマニウム半導休検出器を用いた機器分析法（昭和54年3月）＊2）ピークの形が正規分布から極端にずれているような場合は上式は適用で
きない。

ー31−

電算機利用の場合も基本的に上の場合と同様の考えで、チャネル列の微分操作を行うから、ピークの二次式近似あるいはガウス分布近似などの過程を経て微分を行い、微係数の値が0となるチャネルをピークチャネルとして検出する。
電算機の処理コードにより処理内容の遠いがあることが考えられるので、可能な範囲で標準的な方法との遠いを検討しておく。

（2）ピーク面積の決定

ピーク面積を決める前に先ずピーク領域の境界を決定する。これを行う場合、あらかじめ光子エネルギーとピークの分解能（便宜的な指標としてFWHMが通常用いられる）の関係が明らかになっていなければならない。

先ず、ピークチャネルの真の計数値をn．，とし、これをhチャネルの計数値nhとバックグラウンドレベルとして決めた計数値n．の差から求める。すなわち、

np＝nh￣n c

ここでn、は、ピーク領域に最も近くしかもその影響を受けていないと見なせる
ピークを挟む両側のチャネルの計数値から求められる。すなわち、この点より低い
エネルギー側3チャネル分（N。．）、高エネルギー3チャネル分（N。2）の2つの平均値から計算（n｛‥ ＝（N‖＋N。2）／（2×3））するかあるいは図から読み
取る。

ー32−

ピークの上下の境界領域幅mは、以上の方法で求めたn。および先に求めてある
光子エネルギー対FWHMの関係からFWHMを読み取り、第5．2図により決定する。ここで境界領域はh−m、h＋mと決まる。もし、■ピークが2つ以上重なるものの場合は高・低エネルギー側ともピークをはずれた位置のチャネルを取る。
ピーク面積の算出にあたり、ピークの上、下限値の決定に際しとった方法と同じ考えで再度ピークを挟むバックグラウンドの値を決定する。ピークに含まれるバッ

クグラウンドの全計数値NBはこの上下の値を結ぷ直線のh−mからh＋mまでの計数値を積算することにより求める。ピークの真の計数値Nはピークチャネルhを中心としてh−mからh＋mまでを積算した全計数値N，からN．〜を差し引いて求める。すなわち、N＝Nr−Nb。

5．4 核種の同定決定されたγ線全吸収ピークのエネルギーを核種データベースと対照することにより核種の同定を進める。
天然核種およぴフォールアウト核種などを対象として放射能レベルおよび放射線量の算定を行う場合には第5．1表中◎印のエネルギーに着目して計算を行うとよい。

施設からの人工放射性核種を識別する必要がある場合は、放射性のクリプトン、キ
セノン、ヨウ素その他の核分裂生成核種を検索する。

ー33−

第5．1表 地上1mにおけるγ縁故出比、￠／S、￠／文（HASL−258による）
γ線エネルギー

γ縁故出比

￠／S●
r／d・s
pしi／g

元R／h

￠／文
γ／c虚：さ

種

α

（keV）

＝ K

0

1460．00．107

0．0363

0．203

186．1

0．034

0．00458

0．00252

241．9

0．070

0．179
0．350
0．430

0．104
0．02910．0601
0．09420．00572

295．2

228Ra 00◎ 352．0◎ 609．3

2t4pb

666．0

768．7

934．8

＋

◎1120．4

211Bi

1238．31379．01402．01408．01509．0◎1了64．0
1848．02204．02435．0
129．0

0

209．〔

◎ 238．0

0．015

0．00339

0．048
0．031
0．145

0．01170．056
0．046）0●038

0．021
0．147
0．021
0．047

0．025 ．041

277．6
328．0

4Gごj．0

0．047

510．7

0．096

◎ 583．2
川縄Tl

丁27．2
了79．0

785」
790．0
831．0
8GO．1

◎ 911．2

0．007120．0539）0■006？7

0．00391

0．007910．01950．00666

0．02960．004350．01070．00366

0．002900．00580
0．07250．00103
0．00206
0．0257）0●0102）0−00362

0．01280．009200．01930．00773
0．00326
0．00684
0．02270．00660．172◎：う：〕8．0＋）0●01250．00186
0．006430．004450．02310．009450．00819

82keV ．065

270．0

∠上州Ac

0．008100．04210．01720．01490．01600．03300．05180∴jOO

0．06ニュ90．079

0．01860．047

0．01180．290

0．0了550．00418
0．0268

966．0
l

968．9

◎26‖．5
l：17Cs 口…Co）0●230）0●0613）0−0217

0．3

0．167

0．0592

GGl．6

0．846

0．00308

0．499

117こi．2

1．0
1．0

0．00810．188

0．00820．191

1332．5γ／cl浮・S＊ 仁lTc s、…c（）については p l／／Cl汀

−34−

5．5 光子束密度の計算
全吸収ピークから、あらかじめ得られている検出器の検出効率を用い光子束密度を計算する。もし、光子の入射方向分布と検出効率の方向依存性が判明している場合は次式で稀正を行う。

Nγ＝K・†方s（のd∂
ここで、
N。‥
打

と・J。r（∂）・S（のd∂e

ピーク効率（例えば、CpS／（cm￣2・S￣l））

f（∂）

検出効率の相対角度分布S（∂）

入射光子の相対角度分布N。‥

全吸収ピークの計数値（例えばcps）

ー35−

第5・2表 光子東宮度（photon／（cd・S））と照射線量率（FLR／h）の換算係数（Wい，＝33．7eV）

︶

︵

空ル〃

en

（〃R／h）気ギ（cm￣2s￣t）（〜IeV）

92578222

087りL

23579158

00135787642111000715535731
297932354
374364274

00000111●●●

00657402
888474195
577973225
066211111●

08856598
56899981／
22222222
00000000

63200

00000000

33221111

520

6
11471
52
55
4 ワし33・d﹁4

95
240︻−
O86

一4▲456．J﹁42500000000
00000000

12345680

50000000●12︵ソJ21111−1

5308︻−65一・4

234．45689

5109︻−506

85062880
20837262

45︻／88734

86299
0U5321444

300000000

96534
10U60043
171464322
625100000

00000000

410000000

5000000

000000001

00000001−36−（cm．2s￣l）

1123一4568
000000 12345680
50000000000の値を記載しておく。第5．2表はその例である。

（LLR／h）

光子エネルギー

5．6 放射性核種の同定にもとづく直接γ緑綬屋の決定

放射性核種の同定とそれらによる直接γ線線量の決定は、核種から放出されるγ線

が川Kや 一・17csのように一本の場合と、U系列、Th系列など天然の放射性物質や二本以上γ線を放出する放射性核種の場合では異なる。γ線が一本の場合はピークの中心チャネルから求めたγ線エネルギーから核種が決定でき、また直接線による照射

線量率文（LLR／h）はピーク面積から算出された線素密度￠（cm−2s￣．）、γ線エ

ネルギーE（MeV）、空気の質量エネルギー減衰係数LL…／p（cm2g￣l）から次式によって算出される。この際参考として、計算に使用した質量エネルギー吸収係数文＝66．34 ￠・E・〟。n／β
なお、W。．r ＝＝33．85eVを使用するときには、上式の係数66．34の代わりに66．05を用いる。

一方、ア線が複数個ある場合にはすべての7終について上式によって直接線による照射線量率を求めさらにそれぞれのエネルギーに対応するビルドアップ係数を乗じ加算する。しかし一般には、崩壊系列に属する代表となるγ線エネルギーに着目し、このエネルギーピークによる直接線の線素密度￠（cm≠2s￣l）と、ビルドアップ係数
を含め環境における分布を考慮した崩壊系列に属する全てのγ線による照射線量率文（〃R／h）との関係を与える係数Kを定めておき、これによって算出する。
すなわち

文＝￠・K

によって求める。

5，7 放射性核種別線量寄与の算出
ゲルマニウム半導体スペクトロメータはエネルギー分角鞘巨が良いので、特定のガンマ線土ネルギ一に書目して解析することができる。天然放射性核種については第5．1
表の◎印のガンマ線エネルギーに着目して解析を行う。解析に際しては複数のガンマ線のピークが利用でき、この場合にはそれぞれのピークについて有意な数値（計数値か計数誤差の3倍を越えたピーク）をとりあげ、誤差を考慮した平均値を採用する。
人工放射性核種についてもこれに準じて行うが、散乱線を含む核種毎の線量寄与をみつもる際には、放射性物質の環境における分布の情況を考慮することが必要となる。
このためそれぞれの核種について利用したピークのエネルギー、直接線および散乱線

を含んだ線量値を併記することを要する。
この際、縁故Kは目的核種から放出される放射線の放出率をそのまま加味した形となっておらず、また根源の分布による吸収、散乱のため幅があることに注意する必要かあるl）使用した係数Kについてはこれを明記する。ビルドアップ榛数については
第5．4図に示す。散乱7繰の詳細については解説4に述べられている。

ー37−

∈
鱒弓でご這去元や竪更意蒜芯−b
101

10】

10−

10I

Nr（ピークの高さ（計数値））
第5．2図

適︑チむ

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FWHM＝1、2、………
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l

tl−h

ょ

第5．3図 芝地の現地γ組スペクトル−・＞−〇．メS．す一山N＞心岩qり三∵＞月の．詔の＞蓋＞雲﹂＞UメN．トNト＞UメlD．一10∽＞ヱ∩．封じ沌＞ヱN．M潔り＞郎メ〇．の1ロマ＞引﹂○±の＞ヱ〇．NのM

ナャネル

q〔Xカ

35∝）
3∝刀

25∞
2∞〕

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−∽￠−

2Z8Ac

」山⊥

300

500

光子エネルギー（lくe V）

第5．4図 ビルドアップ係数の例

−40−

1000

3000

第8葦 ゲルマニウム半導体スベタトロメータを用いて得た処理結果の表現
6．1放射能レベルの推定
ゲルマニウム半導体スぺクトロメータによる放射能レベルの推定は、ゲルマニウム
半導体スぺクトロメータのもつ高エネルギー分解能の特徴から核種の同定が容易であり、放射性核種別のレベル比較ができる特長がある。しかし、核種別の線量評価（散乱線を含む）、さらに全体の線量決定は難しく、電離箱やNaI（Tl）シンチレー
ションスペクトロメータなどによる他の計測結果と比較して検討する必要がある。特に球形NaI（Tl）シンチレーションスベタトロメータとの併用は空間放射線計測の一つの手法といえる−。次にゲルマニウム半導体スぺクトロメークによる核種別放射能レベル推定の意義、手法、手順、問題点を示す。

6．1．1核種別放射能レベル推定の意義
環境の放射線および放射性物質について、の内容の把握の要求が高まっている。第一は天然放射性核種と人工放射性核種（大気圏内の核爆発実験の影響、原子力利用、予期しない放射性物質の放出など）の寄与の分別計測。第二は天然放射性核種、特に＝K、U系列、Th系列の寄与の割合
比率について、場所の差、時間変化などの把握。さらに核種別の被曝（主として体外被曝、時には体内被曝）線塵の推定のため、核種別の放射能レベルの資料を得るなど、その目的が多様化してきた。

6．l．2 推定のための手法
推定の手法としては環境に存在する放射性核種から放出される単色光子（γ線）

めエネルギーを計測し、これによって核種を決定し、合わせてその強度から存在核
種の放射能レベルを知る。

6．1．3 推定の手順
推定の手順はすでに示されたとおりであるが、ゲルマニウム半導体スベタトロメ

ータを用いて現地測定を行い、得られた波高分布データを第5章のように処理、解ー41−析することにより、環境に存在する放射性核種からの直接r線強度（線素密度）を得、核種別の放射能レベルを知る。
現地測定では、常に環境中に天然放射性核種が存在する場での計測であることに留意し、天然放射性核種に関する種々のデータを有効に利用し計測の助けとする。

6．1．4 問題点とその解決方法
環境に存在する放射性核種から放出されるγ線によって環境の放射能レベルを得るには多くの問題がある。すなわち検出体の方向特性、環境に存在する放射性核種の分布、存在分布に基づく放射線の入射方向分布ならびに環境物質による吸収の捕正などである。いずれについても的確な資料が必要であるが、多くの場合その内容が把握しにくく、不明のまま複雑に組み合わさっている。
これらの問題の解決としては、ある種の条件による割り切りによらなければならない。現在これについては環境における放射性核種の分布に特定の条件を与えて取り扱うことが行われている。すなわち、全方向（4汀）一様分布（水中、地中、
空間中）、無限平面上の高さ（1m）で土壌中の放射性核種が一様分布または深度分布か指数開放的に減少、などが代表的な分布としてとられている。この場合には数式処理ができ、それぞれ指数積分、E2関数、E．関数の適用によってγ線素密度と環境中の放射性核種濃度が関係づけられる。さらにこの場合は、これらから逆に計測点の線量評価を行うことが多くをの人々によって試みられている。
しかしながら実際の分布がこの条件に適合する場合はまれで、多少の差を生ずることは止むを得ない。

6．2 線量評価
環境に存在する放射性核種についてそれぞれ独立に線量評価を行う一方、全成分に関する計測場所の線量か参考として示される。存在する核種ごとの線量は主として放射性核種からの直接γ線を利用して求める。
しかし、特定の条件下においては基礎となる内容（計測条件、使用した定数など）を記載の上、直接緑から散乱線を含む線量決定を行うことができる（解説7．1）。
この際は使用した定数、計測条件を明記する。

−42−

6．2．1直接線による核種別線皇評価
直接線による核種別線量は5．7に示す方法の式により算出することができる。算出結果、主要直通光子束密度の他、この際に使用した計測器の仕様（ゲルマニウム

半導体検出器の形、大きさ、検出効率、方向特性、波高分析器の機種、使用条件など）、計測条件（計測点、日時、計測時問、検出器設置状況など）、データの内容（保存場所、認識内容など）、結果を導くのに使用した定数などを記録する。

このための書式を定め、内容を理解し易いものとすると良い。
6．2．2 散乱線を含む線量推定

上記直接線による線量に対する散乱線による線量の割合は、多くの資料があるわ
けではないが、いくつかの例から見積もることができる。通常、直接線に対しほぼ同量から2倍程度の寄与がみられる。この値はエネルギーの関数で、低エネルギー領域（〜0．3MeV）で2倍、高エネルギー領域（〜1．5MeV）で同程度であ る。
これを利用することにより全線量の評価を行う。すなわち直接線による線量に対して2〜4の係数を定め、全線量を決定する（解説7．1参照）。
一方、スペクトル中に含まれる散乱線の連続スペクトル成分をNaI（Tl）シンチレーションスペクトロメータにおけるスペクトル解析手法と同様の方法で解析し、線量を求める方法がある。解説7．2、7．3にその例を示した。

6．2．3 宇宙線
NaI（Tl）シンチレーションスぺクトロメータにおける場合と同様3MeV
以上のエネルギースペクトル領域から宇宙線に関する情報を得ることができるが、ゲルマニウム半導体スペクトロメータは形状が特定できないことと計数値が多くないことから、宇宙線に関する内容は原則として特定しにくい。

−43−

第7章 基準γ線源の利用と校正（解説4．5、参考資料1および2参照）
校正用γ線源には、（1）エネルギー校正用7線源と（2）照射線量率が値付けされた
基準γ線源とがある。エネルギー校正用γ線源は、γ線のスペクトルからパルス波高分布のチャネルとエネルギーとの関係を決定する、いわゆるエネルギー校正に用いられる。一方、基準γ線源は、基準となる照射線量率の場により、照射線量率計としてのスペクトロ
メータの精度（正確さと精密さ）を確保するための、いわゆる線量率校正に用いられる。
このはか、スペクトロメークの性能の安定性を日常的に点検する目的のために用いられるチェック用練磨がある。また、γ根源の利用にはレスポンス関数の決定も含まれるが、これについては第2章に述べられている。

7．1 エネルギー校正
一般的に、エネルギー校正は測定装置のハード面である検出体の性能とその経年変化や、波高分析器の性能ならびに調整の適否を確認するため行うものである。

NaI（Tl）シンチレーションスペクトロメークのエネルギー校正には t：lTcs、…co、2nTBiなどエネルギースペクトルが比較的単純なγ根源を使用する。また、ゲルマニウム半導体スベクトロメータに対しては、22GRa、tllBaなど多くのエネルギーからなる複合γ線を放出する核種が利用できる。これらの校正には、一般に市販されている小型の放射能標準線源が利用できるが、このほか、バックグラウンド

スペクトル中に含まれる天然放射性核種＝K（1460k eV）、＝●1Bi（1765k eV）、

20MTl（2614k eV）からのγ線のピークも、エネルギー校正に有用である。

7．2 線量率校正

線量率校正は、基準†根源から一定の距離（普通1Im）における照射線量率が値付けられており、その正確さか明確であることから、この線量率を基準として測定結果と比較・検討し、測定方法やデータ処理の妥当性を確認するために行う。基準γ線には1＝C s、60Co、22RRa、tAmなどがあり、所要のエネルギーに対応して適当なものを選択することができるが、環境γ線量の測定の目的には −1了C sが最も適している。なお、…Raのように複数のγ線を放出する核種については、実効エー44−ネルギーを用いることが多い（解第5．2表参照）。

基準γ線源は通常、線源から1mの距離で散乱の少ない条件における照射線量率が値付けられているので、原則としてこれとおなじ線源距離において、かつ散乱の少ない条件で、校正を行うべきである。JIS Z4511−1987「照射線量測定器
及び照射線量率測定器の校正方法」が参考になる。必要とする照射線量率の関係でそれ以外の距離を採用するときは、距離の逆二乗則を利用する。ただし、距離が近いときには検出器の寸法による誤差、遠いときには散乱線の影響による誤差の発生に留意する必要がある。また常に、半減期による減衰の補正を行う。
なお、ゲルマニウム半導休スペクトロメータによる線量率測定は、検出器に入射す
る光子東宮度にもとづいて計算によって行われる。したがって、放射能標準線源を用いた検出効率の決定（方向特性を含む）を行う必要はあるが、基準γ根源を用いた線
量率校正は一般に行われない。

7．3 チェック用練磨による日常点検
測定系の安定性の確認には適当な強度をもつ長寿命のγ練磨を利用する。このような確認は定期的に行うことが望ましい。
また、線量率の変化が無視できる環境（屋内、屋外の定まった箇所）や、遮蔽体内のバックグラウンドを特定しておき、これらの箇所において定期的に測定を行い、測定結果を比較・検討し、有意な変化の有無を見ることも、測定系の信頼度確認の一方法として推奨される。

測定結果に計数の統計誤差を上回る差（2ないし3α）を生じた場合には、ハード・ソフトの両面から測定系の点検を行うことが必要である。

なお、検出器を交換した際にも、線源を用いる校正を行い、その結果を記録しておくことが望ましい。校正の記録様式の一例を解説5に示す。

ー45−

説

解

−47−

解説1Nal（TI）シンテレpション検出器の特性1．1 概 要放射線検出器はシンチレーク、光電子増倍管、検出器の保護ケースより構成されている。NaI（Tl）スペクトロメータにより空間γ線スペクトルを測定する場合、検出器の特性がエネルギースペクトルの解析および線量評価に影響を与える。ここでは検出器の主な特性について述べる。

l．2 シンテレ一夕

シンチレークは入射する放射線の種類により各種のものが用いられている。γ線のエネルギー分析用にはタリウムで活性化されたヨウ化ナトリウム（NaI（Tl））
が最も多く利用されγ繰に対して感度が高い。しかし、湿気に対して潮解性を有する
のでガラス窓（光学窓）を付けたアルミニウム容器に密封されている。なお、このシンチレークは熱的、機械的な衝撃を受けると破損しやすいので、取扱いは慎重にしなければならない。光学窓は光電子増倍菅の受光面に接着し、シンテレ一夕内で生じた光を転送する。

NaI（Tl）の結晶とアルミニウムの容器の問には反射休（酸化マグネシウム、
酸化アルミニウムなど）が詰められている。この反射休に局部的な片寄りが生じ、検出器の効率に影響を与えることがあるので、波高値および分解能に変化が認められた時には調査が必要である。解第1．1図に代表的なNaI（Tl）シンナレークの構造
図を示す。

角軍第1．1図 NaI（Tl）シンナレークの構造−49−

シンチレークは各種の形状のものが作られているが、環境放射線測定用として多く使用されているものは球形と円柱形である。このうち球形のもの（解第1．2図）は方向依存性が小さいので、野外環境のような全方向からのγ線を測定する場合に適している。

入手できるシンチレークの寸法は3in￠球または3in￠×3in，2in￠×2inのものが一般的であり最も多く使用されている。また円柱形のものに対する寸法の精度については、シンチレークの大きさおよぴフランジの形でA〜Dの4種類に分類され、それぞれの直径、厚さ、光学窓の厚さ等の許容誤差がJISZ4321によって決められている。これらの一例を解第1．3図に示した。しかし、球形のものについては、このような規格は設けられていない（1989年12月現在）。

シンナレークの精密さはスペクトル解析および線量算出を行う場合に、得られた結果に片寄りを与えるものてJ・）るから、購入に際して正確な寸法および重量等のデータを入手しておくことが望ましい。また、これらのデータが入手できない時にはラジオ
グラフイ一等によって調べることもできる。

l．3 光電子増倍管
光電子増倍管は光電陰極（受光部）、ダイノード、アノードより成っている。受光部はシンチレークの直径と同じ径のものか普通であるが、シンチレークより′トさい受
光部の光電子増倍管を用いる場合にはシンナレークと光電子増倍管の接合部にライト′りプを使用することらある。ダイノードの構造にはいろいろな形式のものがあり、一般に磁場の影響を受けやすい。したがって光電子増倍管はミューメタルなどで充分に磁気遮蔽を施す必要がある。

l．4 検出器の保護ケース
野外環境で放射綿の測定を行う場合の検出器には、丈夫な保護ケースを用いていることが多い。この保護ケースの材質は黄銅、ステンレススチールなどいろいろなものがあり、厚みも0．5〜5nlm程度である。このような保護ケースは検出器に対してγ繰の遮蔽になり、また散乱休にもなる。そこでγ線エネルギースペクトルの角封斤や線量評価を行う場合には、これらの効果を捕正しなければならないっ そのため、保護ケー
スの材質および厚みなどの正確な資半斗を入手しておく必要かあろ。

−50−

紹第1．2図 球形NaI（Tl）シンナレーク検出器（3in）の構造

ー51−鴬色 mm

＋位mm

l

冨I

l

D・7∂！8j

A 形

B 形
D：直径lコ7、丁62±0．5
H：萌きlコ丁、丁62士05
■位 爪m
1位【巾

声才ミニ︑

C 形

D 形
D：直径8Rp−1270±10
H：高き25．」、12丁．0±l．0

解第1．3図 円柱形NaI（Tl）シンテレ一夕の寸法

ー52−

1，5 検出器固有のバックグラウンド
シンチレークを密封する容器の材料には普通アルミニウムが用いられている。アル
ミニウムの中には微量ではあるがラジウム系列の放射性核種が含まれている。また、シンチレークからの光を効率よく取り出すための光学窓および光電子増倍管の管壁ガ

ラス材料中にも一tOKが含まれている。これらからの放射線は固有のバックグラウンド
としてパルス波高分布に寄与する。

1，6 温度特性
NaI（Tl）シンチレークおよび光電子増倍管等の電子回路部品には温度依存性をもつものが多い。野外環境は温度の変化の著しいので、野外で環境γ線スペクトルを測定する場合には、でさるだけ温度依存性の小さいものを用いることが望ましい。

1，丁 エネルギー分解能
エネルギー分解能にはシンナレークの固有の分解能以外に光電子増倍管などの影響も含まれる。そこで、これらを総合したものは、総合分解能として示される。エネル
ギー分解能は、個々のスペクトロメークで異っており、γ線エネルギースペクトルの解析手法によっては、これが線量評価の結果に影響を与えるので、正確な値を知っておかなければならない。また、この値は経時的に変化することがあるので定期的に測定をすることが望ましい。一般に用いられている3in￠×3inのNaI（Tl）シンチ
レーションスベクトロメークのエネルギー分棺能は−：17csのγ線で7〜8ク・ 程度である。

1，8 検出器のゲインドリフト
シンチレーション検出器のゲインは高圧電源の出力電圧の変動、温度変化その他の影響で数％から10％近くまで変動する。野外で環境のγ線エネルギースペクトルなどを測定する場合、測定を長時間かけて行うため、できるだけドリフトの少ない装置を選ぶように心掛けることが望ましい。

−53−

解説2 ゲルマニウム半導体検出器の特性
ゲルマニウム半導休検出器（Ge（Li）または、高純度Ge検出器と前置増幅器を含む系）の特性として、①25c皿相対効率、②エネルギー分解能、③P／T比、④ピークの形の非対称、などの他にデュワおよび入射窓厚を示すことが多い。

以下には、これらについて定義と数値を示す。

乙125cm相対効率60Coの点状練磨から25ctnの距離に、Ge検出器と3in￠×3inNaI（Tl）検出器をそれぞれ置いてγ線を計測し、1332keVの光子に対する全吸収ピーク計数率を比較することによって決定する．，．

Ge検出器によるピーク領域の計数率25cm相対効率＝×100（％）NaI（Tl）検出器によるピーク領域の計数率

この値は、有効容積60〜120c汀Fの検出器でほぼ10〜20％である。環境における計測ではこの値の大きいことのほか、方向特性のよいことか望ましい。

2．2 エネルギー分解能

半値幅（FWHM（k eV）と略記することが多い）および1／10幅（FWTM（keV））と略記することが多い）は次図のように定義する。標準的な検出器ではFWTM≦2FWHMなる関係かある。

＿ナーーー

FWHNl；ピークの高さの1／2における全幅

FWTM；ピークの高さの1／10における全幅

FWHMの標準的な値は2k eV前後、FWTMは4k eV前後である。

−54−

2．3 ピーク対コンプトン比60Coの1332keV光子に対して、ピークの高さn。と、コンプトン連続分布のうち1040〜1096k eVの領域の平均値ncの比をいう。
1173keV
;eV

1332k
ビ

np

ne

′′

l

1040

−ク対コンプトン比＝np／n（：

1096

＿−

チャネル

大休の目安は25〜40であーる。この値は有効容積の大きな検出器程大きくなる。

2．4 ピークの形の非対称性
ピークの形の非対称性はデータ処理の際に重要となる。
この値は次図に示すように定義される。
前もってポールゼロキャンセルなど回路の調整を十分行い、さらに線源とGe検出器の問および周辺で生ずる散乱線をできるだけ減らすよう留意すれば、この値の大休の目安はFWTMにおいて10％以下である（なお非対称性をb／aで表すこともある。）。

FWTM＝a＋b
a−b
非対称性＝

デ ュ ワ：液休チッ素の日消費量の目安は1−2ゼ／dayである。

入射窓 厚：0．5〜1mのアルミニウム窓の他に約1mのテフロン、約0．5mmのn層などが加わる（使用する検出器の構造を購入時に十分調べておくことが重要である）。

ー55−

解説3 レスポンス関数の作成
3．1 レスポンス関数の意味

検出器からの出力波高分布を観測し、検出器へ入射した放射線（本マニュアルでは光子を対象としている）のエネルギースペクトルを求めるアンフォールディングでは、単一エネルギー放射線に対する検出器の応答の形（レスポンス関数）に関する知識が必要である。このレスポンス関数がいかに検出器の応答に適合しているかが解析結果に大きく影響する。

入射光子のスペクトルをN（E）（Eはエネルギー）で表し、波高hとh＋△hの問に観測されるパルスの数をP（h）△hとすると、レスポンス関数をK（E．h）、検出器の検出効率をe（E）として、次式
E

P（h）△h＝△h［。e（E）K（E・h）N（E）dE（解3−1）

か成立する。

単一エネルギー光子の場合N（E）はデルタ関数と見なされる。このときe（E）は定数となるから、上式は∞

P（h）△h＝△hi e（E）K（E，h）6（E−X）dx （解3−2）−∞

P（h）＝E（E）K（E，h）（解3−3）となり、波高分布を亡（E）で割ったものがレスポンス関数となる。

また（解3−1）式でe（E）K（E∴h）をまとめてR（E，h）と表現すれば、入射光子のスペクトルN（E）に対する波高分布P（11）は次式のように表現される。
∞

P（h）△h＝△h† R（E，h）N（E）dE（解3−4）り

R（E，h）はEのエネルギーをもった入射光子が検出器中で波高hのパルスを生ずる確率である。
単一エネルギーの光子を測定して得られる波高分布を検出器へ入射した線束密度で割れば、単位線素吾度の単一エネルギー光子が検出器へ入射したときの波高分布が得−56−

られ、これがR（E，h）を表すので後者レスポンス関数の意味が理解しやすい。

（解3−1）式のK（E，h）はそれぞれ異なる光子エネルギーEについて波高分布の面積がすべて1となるような分布を表している。

レスポンス関数は線源と検出器の配置、検出器の形状に固有のものである。比較的よく使われているレスポンス関数またはレスポンス行列の例を角宰第3．1真に示す。この裏に示したものの他にも多くのレスポンス関数が作成されている。また特定の繰源と検出器の配置におけるレスポンス関数の実験的決定と、それを基礎にして任意のエネルギーのレスポンス関数を捕問する方法がHea肘）により集大成されている。

3．2 レスポンス関数の作成
レスポンス関数は検出系と線源の配置に固有のものである。レスポンス関数を決定するには主に①実験的に決定する方法と②モンテカルロシミュレーションによる方法

いかある。前者は前節でもふれたようにHeathにより代表される方法である。後者の方法では業際に使用される装置や幾何学的配置などによる付加的な条件も考慮に入れなければならないが、このような手続きは療経であるので、裸の検出器に光了が入射したという条件でシミュレーションを行うことか多い。
f＝ 実験的作成法

この方法は、綿々の単一エネルギ…の光子に対する検出器の出力波高分布を求めることから始まる。この方法の長所は、使用する検出糸田有の諸条件による波高ケ〉
布への寄与、例えば前方散乱縦や後方散乱線などをすべてレスポンス関数のl川こ含
めろことかできることである。遮蔽休を含む検出糸全体を常に同じ条件に保っておけば、これらをw−−・つの検出器と見なすことができる。また、Fl黙環鳩における）いニ
スベクトルの，沖仙〟）ためには、プロ巨岬ドな入射ビームの条†′トで、！‡トーエネルギ…光r・による妓．≠分恥群を刺成するー）レスポンス牒！放の作成によく使われる甲−・一一エわレl ギ一光rの尤刊釦蜘こは姉第5．1表にホしたようなものかある。これらの線附こつ
いてすべて測定する必費はない。測成にあた∵，て払隙軋線の放出ができるだけ少ない構j告の緑源を†朗【jする必嬰かあるく，

ー57−

群発3．1表 Nal（Tl）検出器のレスポンス関数、レスポンス行列
製作者まかは条件（エネルギー範鎚、

‡

行・

形 状

列仁致

文‡歓

bin帽、対象など）

使用披閑

0．335〜2．75HeV：作意エネルギー（i）Healhのレスポンス深‡致を摘聞

0．679−6鍼e￥；仕度波高分布を（ii）Zerby−（iii）8erKe卜
Seltzer榊

3in￠x3in
円けL形（iv）京大工如

HonLe Carlo 計算

Ho＝川

（C）

onleCarlひ計算

20×20

刷

透過スペクトル研究用（∨）名工拭

22 x 22（e）

ク帽による不均等分割；自然丑鳩‡46×46
u〜3，0抽V；10keV／bin蓼 均等分割 （由面 くi〉理研
聞隔、連校

宇宙線分布差引き）；自然遁鳩用（ii）原研鋸

295x295 均等分割；自然ぷ境用3川￠球形（再）京大炉34x34

100keV／bin；白ガミ闇墳用（iv）名工拭＝皿ーク紹による不均等分割；自然牒嶋用（v）名大工鋸割；自然頂鳩川
lC）
2川￠x2川
円桂形

（i）日立

14×‖

0・−1．川ev：100keV／bin，均等分割； 皿
逆行タIj；散乱線研究用（ii）原研60x60

河8．05〜3】ey；50key／bin．均等分割

春草文献（al R．L．1Icdth：tnlI−16椚0−1（1961）㈲ 〔．ロ．Zerby dnd ‖．S．Moran；8RNト3169（1961）（C）u．．トl！ぐーく・−「．】nl11Ⅵ1e！t7er：Nu【：！c∂rl〔Str．1teしh‥ t口1．317（l！）72）

刷 T．11yodu．1ndド．HaklnU；MemoI．ドac．餌gIn‥ Kyo10U〔lV‥14．291（1962）（e）嬢進こ去ここ▲じ柁ご∴ 27．3銅（1978）（ー）Y．Nakash川a： rhesIS．ドac．1ミn8in．．Na紺ya Untv．．（1980）
l幻】．Olann．YJIurAIR．＝＝ユし川n E…lrUnnCnしiエl．：川口（）Stum ScrleS DllF51（川NF−780422）867（1980）
仙 S，Hortuchlこ Pcrso〔al〔ommunlCal10∩くl）仁Urahe，T．TsuJlmOし0．X，Yamazdk＝nd K．KaしSurayama；Jour− Rad．Res‥
19．163（1978）＝） S．H川alu：PersonalCo＝UnlCaしion

冊 明野喜成：肇業論文；名大工、原子抜上学科、Mar．（1982）＝ 石松健二∴日本原子力学会誌、⊥，24（1962）
M S．Mor川Chl：PersonalCo爪爪unlC狛＝0【−58−こうして得られた単一エネルギーの光子に対する波高分布群を、検出器の効率を考慮して入射光子数に対して規格化する。すなわち測定で得られた波高分布群をすべて面積が1となるように規格化したのち、それぞれの波高分布にそれぞれの入射

光子のエネルギーを考慮して効率e（E）＝1−eXp ト〟（E）す）をかける。
ここで〟（E）はエネルギーEの光子に対する検出体の縁戚衰係数、すは検出休中の光子の平均通過距離である。任意のエネルギーの入射光子に対するレスポンス関
数は、さきに求めた単一エネルギー光子に対する波高分布群よりグラフ的補間によって求めることができる。
Heathl）はグラフ的補間法を発展させ、計算機でこれを行うプpグラムを作っているので、以下にその原理を紹介する。同一条件の下で測定した単一エネルギー光子に対する波高分布群を三次元的に配置し、それらを滑らかな曲面で覆うとレスポ
ンス曲面となる。

このようにして得られたレスポンス曲面の全エネルギー吸収ピークを次のガウス分布の式で内挿する。
（X−Ⅹ。）（解3−5）

y＝yo eXP

この式でy（，はガウス分布のピークの高さ、b。は半値幅に関係した畳で入射光子のエネルギーEγの関数として実験的に決定することができる。次にコンプトン効果による波高分布について、コンプトン終端のエネルギー、すなわちコンプトン効果による最大エネルギーを次の式から求める。
2Eγ

E．・＝Eγ−Eγ／（角宰3−6）

さらに後方散乱によるピークE．，、電子対生成反応による消滅光子のシングルエ
スケープピークE．，S、ダブルエスケープピークE．，．，のエネルギーを決定する。
2Eγ
Eh 二二E†／（解3−7）

1十一一llll）C￣

E．，、ニE7−一一0．511（MeV）（解3一−8）−59−

EpD＝Eγ−1．022（MeV）（解3−9）

E。、Eb、EpsおよびEpDの位置によって波高分布をL．．L2．…L5の5区間に分割する（解第3．1図参照）。当然のことながら、Eγ＜l．02MeVのときはL．．L2、lパの3区間に分割すればよい（解第3．2図参照）。それぞれの区間で次の多項式によって波高分布を表現する。

すなわちL．区間の波高分布g（X）はリ g（X）＝a＋bX＋∑ bk Sin
KF t

k方X

M−1

（解3−10）と表せる。Xはパルスの波高値である。この式でMは区間内のデータ点数、Nは展開の碩放で普通M／2程度となる。測定した単一エネルギー光子の波高分布全休について上式を用いて適合させる。係数a，b，bkについて各分割区間L．ごとに
EITに関して捕問を行う。こうして得られたa．b．bk とさきに得たb。，yりを用いれば、任意のEγの入射光子の検出器に対する波高分布を式（角宰3−4）およぴ（解3−10）より計算することができる。
これらの波高分布群を行列表示するには、任意のエネルギーE，に対するレスポン

ス行列のi，j要素R．，を次式により決定する。

−60−

l

l

l

後方散乱礪．

コノブト ン璃！ノエスナ＿ブ

こニニニご二幸−ノど −t．．． ビータ
I l

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誓R嫡出
特電−−−

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ハ ′レ．ス

解第3．1図

・．高

○ 巾

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〇 一

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〇

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○＿

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O ■ t■

3inx3in NaI（Tl）検出器の1．78MeVγ緑に対する応答

︵導

16

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0

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0 、く

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●0

咄

こ0

Ⅶ

0

∴一し−＿雪雇一旦

角字第3．2図

3inx3in NaI（Tl）検出器の応答（1．02Me以下の場合）

ー61−

X・

R，，＝JR（X，E）dX（解3−11）

X卜l

レスポンス行列の行および列の数は光子スペクトルの形や、適用する分析法、デー

タ処理能力などによって適当な数に選ぷ。連続スペクトルを解析する場合には多くの行、列の数は必要でないが、多数の単一エネルギー光子群より成るスペクトルが予想される場合には行、列の数を多くとる必要がある。

（2）モンテカルロシミュレーション2）・3）

光子が検出器へ入射したとき、検出休との相互作用により二次電子が発生する。
二次電子はそのエネルギーを検出休中で消費する。光子と検出体との主な相互作用は光電効果、コンプトン効果、電子対生成の作用によるものである。モンテカルロ

シミュレーションでは、乱数を使用して、入射した1個の光子の検出休内での履歴（ヒストリー）を追跡する。光子が衝突を起すごとに二次電子が発生し、二次電子
は電離・励起によりエネルギーを失うが、入射光子のエネルギーが数MeV以下の場合には、検出休内で発生する二次電子の飛程は短いので、二次電子のエネルギーはすべて検出休内で吸収されるものとして取扱うことが多い。しかし、光子エネル
ギーが高いときには、二次電子の追跡が必要になる。散乱した光子は再び追跡され、検出休内部ですべてのエネルギーを失うか、あるいはあるカットオフエネルギー以下になるか、または検出体外へ逸出するまで追跡される。
発生する二次電子のエネルギーが大きい場合には、モンテカルロシミュレーショ

ンのプログラムは光子を追跡するルーティンと二次電子を追跡するルーティンの2つのサブプログラムを含むより複雑なものとなる。
モンテカルロシミュレーションでレスポンス関数を決定する場合の簡単なシミュ

レーションの大略（電子を追跡しない場合）を解第3．3図に示した。
まず入力データとして検出器の形状（半径、長さ）、密度、エネルギーの区分、レスポンス行列の行および列の数、検出器の分鰐能、各相互作用による減衰吸収係数の値、電子の追跡か必要な場合はそれらに関する定数、ヒストリー数などを与える。個々の過程は確率的であるから、各過程の追跡には乱数（たいていの場合（
0 、 1 ）なる一様乱放）か使われる。光子の初期条件として、検出器に対して入射する位置と入射方向を決める．。次にこの光子か相引乍岡を起すまてに検出−62一

体中を進行する距離と相互作用点の座標を決定する。そのとき相互作用点が検出休の外部であれば、初めに戻って次の光子の追跡を始める。相互作用点が検出休の内部であれば、その相互作用が光電効果、コンプトン効果、および電子対生成のいずれであるかを決定する。相互作用として光電効果が生じたときには光子の全エネル
ギーは検出休内で吸収されたものとして、その量を記録するエネルギー区分を決め、次の光子の追跡へ移る。コンプトン効果が生じた場合、散乱光子のエネルギーと散乱方向を決定する。このとき元の光子のエネルギーと散乱光子のエネルギーの差を吸収エネルギーとする。散乱光子は初めと同様にさらにシンチレーク内での進行距
離と次の相互作用点の座標の決定へと追跡を繰返して、カットオフエネルギー以下となるか検出器の外へ逸出するまで追跡される。

ー63−

（）

＿＿＿ 」 ＿＿＿．＿＿人 ノノ デ ー

折節3．3園 モンテカルロシミュレーション法によるレスポンス関数作成のフローチャート（糟時化されている）

このとき、カ、ソトオフエネルギーとなるまでに二次電子に与えたエネルギー

たは検出体へ逸拙するまでに二次電子に与えたエわレギーを加え合せ、相当するエわレギ一区分に記録する。電子対生成が生じた場合、元の光子のエネルギ…とl．022

MeVの差を吸収エネルギーとし、相互作用位置で、0．5王1MeVの光子か2個1800方向に発生したものとして、それぞれの光子を別々に追跡し、検出休l勺で吸収されるエネルギーを加え合せ、相当するエネルギー区分に記録する。
以上の過程で1桐の光子につき検出体内て吸収されるエネルギーを決定し、検拙

−64−

、ま

休のエネルギー分解能を考慮して、この吸収エネルギーが初めに入力データとして与えたエネルギー区分のどのbinに入るかを決定し記録する。以上述べた過程を初めに与えたエネルギー区分の数のそれぞれについて、ヒストリーの数だけ繰返せば、

レスポンス関数が決定される。

3．3 レスポンス関数作成上の諸問題
検出器と線源を固定した配置でレスポンス関数を実験的に作成する場合と異なり、環境放射線を測定する際には、いろいろな方向からの放射線の寄与があるので、レスポンス関数の作成にあたって考慮すべき事項が多い。
モンテカルロシミュレーションに際しては、検出系のレスポンス関数に影響すると考えられる①検出器のアルミニウムケースとMgO反射材による吸収・散乱、②シン
チレーク窓およびライトガイドによる散乱、③光電子増倍管の光電面による散乱、④ヨウ素のKX線のエスケープ、⑤方向依存性、⑥波高分解能、⑦検出器の効率、⑧ピーク対コンプトン比などをすべて含むようなプログラムを作成することは大変なことである。また、これらの他に発光量と二次電子エネルギーの問の非直線性なども考慮
すべき因子として存在する。次に内容のあらましを示す。
①には入射1次光子束の減衰と散乱線によるビルドアップが寄与する。・すなわち、
単一エネルギーの光子の場合、1次光子束はexp ト〃−（E）す〉 にしたがって減衰するが、そのうちの何％かは散乱線として検出体へ入射する。ここで〃 （E）は吸収
休（ケース等）の縁戚衰係数、一すは吸収休中の光子の平均通過距離である。従って正確なエネルギースペクトルを評価するためには、一次光子束の減衰だけでなく、このような散乱線の寄与もレスポンス関数に含めることが必要である。②は検出休中での発光の出仁＝こ存在する数mmのガラス等の影響である。−一次光子が検出体の前方から入射したとき、検出休を透過した光子がこの部分で後方散乱して再び検出体で吸収される割合が問題となる。単一エネルギー光子を測定したとき、180k eV付近に観測されるピークはこのような散乱線の寄与である。③の寄与は、②の部分を透過した光子がさらに光電子増倍管の光電面で後方散乱した成分の検出体による再吸収である。
この成分の寄与は②よりも′トさいと考えられる。壇）の寄与は検出体の構造と関係し、検出休のごく表面で相互作用か起った場合、すなわち低エネルギー光子に対して重要となる。⑥、⑧は検と＿i．価のみならず測定系を含む全†本の系の特性が関与する。

−65−

①〜⑤の寄与はモンテカルロシミュレーションのプログラムに組込むかJ）、実験にもとづく解析的方法で補正するより他に正確に評価する方法はない。前者の場合、検出休の構造上、部分的にアルミニウム板の重なりや反射材の不均一さがあるので単純化された境界条件を設定せざるを得ない。後者の場合、低エネルギー光子はどこれらの寄与は無視できないと考えられるので、単一低エネルギー線源が必要となる。ケースによる散乱線の寄与は、一般にケー スが薄いので、1回散乱線を考慮すれば充分と考えられる。方向依存性はケースの構造に関係して、特に低エネルギー領域で新著に現われる。以上を要約すれば、裸の検出体について作成されたレスポンス行列Rに、吸収散乱の寄与を表わす行列Msおよび方向依存性を補正するための行列Dを乗じてレスポンス行列を修正し、実際の系に近い形Rmを求めることができる。
R．。＝DxMs xR（角宰3−12）

しかし、①から⑤の補正を行わなくても、得られる結果は数％の誤差にと・どまる。

⑥〜⑧についての補正は、裸の検由体で作成されたレスポンス関数（行列）を実際の系に適合させる場合、あるいはすでに発表されたレスポンス関数を利用して実際に使用する検出系に適合させる場合に重要である。分解能を補正するには、コンプトン効果による分布は連続分布であるから、全吸収ピークの部分のみを、ピーク対コンプトン比を考慮して、使用する系の分解能に適合させれば充分である。このようにして補正されたレスポンス関数（行列）はその面積（要素）を各人射光子エネルギーごとに総計したものほ全効率となるほずであるから、検出休の減衰係数を用いて理論的に得られる全効率ど（E）＝1−eXp（−〟（E）す）と比較して細部を再修正することもできる。
裸の3in￠NaI（Tl）検出器についてモンテカルロシミュレーションにより求めたレスポンス関数（行列）に、MgO反射材およぴAlケースの影響を平板近似により計算で補正した22行22列、不均等分割のレスポンス関数（行列）の例を解第3．2
表に示した。各エネルギーに対するヒストリー致は50，000である。また各要素の数値
を1，000で割れば単一エネルギー単一光子入射に対する応答となる。

ー66−

解第3．2表 一様入射γ線場に対する3in￠NaI（Tl）シンテレ一夕の22×22のレスポンス行列の一列り・l り・ごリ7リ．7

り・J り・1 U・S U・Gり−7 1▲M tトリ

ー・tI 暮・l 仁ご l∴㍑I．仙5l．b15 仁7日5 巨！暮7U ヱ．＝り5 ご．41U ∠．山5 ご．皿IJ．111Uu．（Iご7．り り＝i．b ll．7

7仁7 17∴1 7：iリ．6
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4Z・5 jU・コ コ7，J ニ出．6 J7．7 こ旭．b Jリ．リ 」H．9 Jl．I 27．41Hb．1 ∠1．d

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U．U

ご6・8 27・d ヱ5・0 23・9 z4・8 24・3 z4・3 zS・Z ごb・5 ：−L3 諏．4 1l．9 ご4．31的．7 10．5

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H．d

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9．4 こ蛤．コ コI．9 32．S 71J．4 73．0105・U

2．6

参考文献

1）R．L．Heath；lDO−16880−1（1964），〝′′；IDO−17017 （1965），

Heathの日本語資料としては
天道芳彦：γ線スペクトルの解析法；Radioisotopes Vol．12，No．2，200〜205（1963）
ニコラス ツルファニデス（坂井英次訳）：放射線計測の論理と演習（下巻・

応用編第11，12章）；現代工学社（1986）
R．L．Heath．R．G．Helmer，L．＾．Schmittroth and G．A．Cazier

Method for Generation Single Gamna−Ray Shapes for the Analysis ofSpectra，Nucl．Instr．Meth．47：281〜304（1967）

2）C．D．Zerby；

Methodsin ComputationalPhysics

l．89〜134（B．Alder and S．Fernbach eds．）Academit Press（1963）．
3）斉藤公明、森内茂；JAER卜M9741（1981）−68−

解説4 実効エネルギーと散乱Y線
4．1 実効エネルギー
実効エネルギー（第7章および解5．2表参照）について以下に説明を述べる。
複数または連続的なエネルギー分布を持つ放射線により、物質に生じる効果を考える場合、同一の効果を持つ放射線の単一エネルギーを考えることができる。このエネ
ルギーが、効果を対象とした実効エネルギーである。
現在、環境γ線の測定は空気吸収線量で行われている。したがって、複数エネルギ

ーのX、γ繰の場合、空気吸収線量についての実効エネルギーをとることが合理的である。
次式により、空気の等価質量減衰係数（〟…／β）い＝を定義する。

㌔E￠L〔㌃〕

巨（角牢4−1）

ここで、E：光子エネルギー￠トニ：エネルギーEの光子束密度（〟…／β）．．‥：エネルギーEの光子に対する空気の質量減衰係数

この（〃…／β）‥． に対応するエネルギーがこの喝合の実効エネルギーである．）
光子が単一エネルギーのときは、実効エネルギーはそのエネルギーである。
しかし、上記の実効エネルギーを求めるのは容易でないので、半価層に対する実効エネルギーがとられることが多い。これは、照射線量が！，′らとなるフィルタ厚、すなわ
ち半価層を測定し、同一半価層を持つ単山エネルギーの光子のエネルギーを実効上ネルギーとするやり方である。
測定器の校正等を行う際に実効エネルギーを用いることは、フィルタの材質、測定の条件等によって変化はあるものの実用的といえる。
…Baや2ZiRaγ綿の実効エネルギーについては、二、三の数値が報告されているが、角革帯5．2真には代表的とみられる数値をとった．〕−69−

4．2 基準Y稼源と校正における散乱Y線の寄与
基準γ線源は、一般に線源から1mの点における照射線量率が値付けされている。
縫付けは7線の散乱の少ない状況のもとで実施されるので、この線量率は線療から直接のγ線に対してであり、周囲からの散乱γ線による寄与はほとんど含まれていない（ただし、練磨部分からの散乱によるものは含まれる）。

実際に基準7線源で測定機器を校正する場合、散乱を最／jヽにすることはできないので、線量率丈は直接線による線量率丈。と周囲からの散乱γ線による線量率丈3との和になる。すなわち、
Ⅹ＝Ⅹ0 ＋Ⅹs

したがって、校正の場合、散乱γ緑の寄与史s／丈。を評価しておくことが望ましい。
もし、文s／文。が十分小さければ無視してよいであろうし、大きければ補正が必要となってくる。
しかしながら、校正に際して散乱γ線の寄与を測定するのは容易ではない。そこで、
散乱γ緑寄与についてのデータが報告されているので、それらを利用し、評価するのが実際的である。しかし、それらの種々のデータは特定の条件におけるものであり、一方、実際の条件は千差万別なので、できるだけ実際の条件に近いデータを用いて散乱γ線寄与を評価するようにする。
解第4．1〜3図に散乱7線寄与についてのデータの例を示す。解第4．1図は
Chi＝on等の半実験式および実測によるものであって、60co線源の場合、たとえば根源・検出器問距離が1m、それら高さが1．5mであると、実測値から、散乱γ緑寄
与は裸地でもコンクリートでも概略3％程度となる。
解第4．2図は壁か近傍にある場合である。また、コンクリート製キュービクルの上に設置されている検出器を校正するような場合の散乱γ線寄与の実測値の一例を解第4．1表に示す。

校正条件の多様さからいえば、散乱γ線寄与に関するデータはいまだ不十分で、これからもデータを蓄積していかなければならないが、朽Oco、

117cs、226Ra線源については解第4．2図等を参照して、散乱7線寄与を評価するのが妥当といえよう。
もっとも、根源・検出器問距離が1m、それら高さか1．5mの場合、…co、一こlTCs、
ごヱ ；Raに対し、散乱？繰寄与は2〜jO占であり、データの不確さを考慮すれば3％と評−70−

価しておいてまず問題ないと言えよう。

角牢第4・3図は、線源・検出器問距離の関数として表した、散乱線寄与率についての他のデータである。

−71−

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瀬†‡竜繋週鴇一‡聾d■︵求︶∋〇一X−／d＼

解第 l・1図 散乱γ線に一郎￣るCllilto‖等の−ド実巧尉巾結男圭州税）と測定結果−72−

︵ポ ︶ 0 〇 一 Y
6

糾梱隼事理固闘叫翠噂痛僧

1

3

2

1

′（m）

解第4・2図 軽量ブロック壁がある場合の散乱線寄与

−73−

5

解第4．1蓑 検出器をキュービクル上に設置したときの散乱γ線の割合
A
核 種

＝co

Ra

1＝cs

方 法

241Am

局

垂直（％） 水平（％） 垂直（％） 水平（％）

b

2．3

2．5

2．3

3．5

C

2．3

2．7

2．4

3．6

d

1．7

3．2

3．5

4．7

C

2．2

2．2

4．2

b

2．9

3．5

3．8

5．2

C

2．6

3．4

3．5

6．7

d

2．3

3．3

5．6

39．2

5．7

7．6
9．8

I＝Ba

5Tco

B

局

3．8
a

3．5

3．8

8．3

b

4．8

5．1

6．9

C

1．1

2．3

a

0．6

0．5

b

19
2．8

3．5
2．8

36

5．7

C

1）散乱γ線の割合は直接線に対する照射線量の百分率である。
2）A局は高さ2．3m、広さ1．6mxl．6m
B局は高さ2．3m、広さ4．5mX3．4m

3）繰源・検出器間距離は1m
4）方 法
a．スペクトル測定法、G（E）関数部分計算
b．スペクトル測定法、G（E）関数全範囲計算
c．シャドーシールド法

d．3in￠球形Nal（Tl）検出器を用いたレスポンスマトリックス法

ー74−

S▲
a
彗彗

／○

︽U．

︶

︵

一／■−■二十．／■散乱−横寄与掌

∇

／′／／．

／／ ∇

l

0．5

1．0

検出器一線源問距煎 （m）

解第4．3図 各核種からのγ繰についての検出器・線源問距離に対する散乱γ線の寄与（床面積4×5∩了、天井高さ2．5mのコンクリート建屋、測定器は電離箱・シャドー

シールド法により測定）−75−

4．3 環境の散乱γ横地中の放射性核種による環境γ線の場は、地中での多重散乱によるγ線を多く含み、計測器の校正に用いる散乱線の少ない場とは異なるものである。このような散乱線の多い場におけるγ線のエネルギースペクトル、直接線に対する散乱線の割合等の特性を調べるには、いわゆるモンテカルロ法を用いて計算を行う例が多い。ここでは、無限平面の均質の地面を仮定し、点線源が地中Zcmの深さにある場合の、地上1mにおける無限平面での直接線および散乱線について、空気との相互作用を無視して計算した。なお、地中探さ方向の根源強度分布は一定とし、各点線源から4打方向に合計一万個のγ線を打ち出した。この結果は次のとおりである。なお、土壌の密度は1．6g／cⅡ〜である。

解第4．射図は1MeV線源の探さと、散乱線のエネルギースペクトルとの関係を示すt）のでチャネル幅は50k eVである。250keV以下の散乱線が非常に強く現れているが、これは数〜十数回の多重散乱を土中で起こした部分で、線源が表層にある場
合は後方散乱によるもの、深部線源の場合は前方散乱によるものが主である。γ線エ
ネルギーか501（eV以下になると光電効果の断面積が急激に大きくなり、光電吸収に

より散乱線が消滅してしまうので、50keV以下の散乱線はほとんど現れず、したがって150keV付近にピークを示すことになる。根源位置が深くなるに従い、このピークは低エネルギー側（はぼ80keV）にシフトしている。なお、実際には空気によるスカイシャイン等の散乱が加わるので、低エネルギー散乱線が増大し、ピークは

さらに低エネルギー側にシフトすることになる。

解第4．5図はIMeVおよび0．5MeV繰備による、照射線量に換算した直接線と散乱線とによる線量率の線源深さ依存性文Ⅰ、（z），文バ（z）を示すものである。
地上で観測される散乱線と直接綿の照射線量率の比（文＿，／丈．，）は次式で与えられる。
しX）J文〔（z）dz
O∞

J丈1，（z）dz
O

直接線は線源の深さとともに指数関数で減少するのに対し、散乱線はゆるやかにしか低減せず、1h′1eVr根源の場合、50川以上の深さまで影響を及ぼすようである。こ−76−

の条件における計算結果では、散乱線による線量率は、IMeVおよび0．5MeVγ線の場合、直接線に対しおのおの0．9および1．2倍であった。
解第4．6図はゲルマニウム半導体検出器の全吸収ピークに影響を及ぼす微小角散乱

線の線源深さ依存性を示すもので、直接線より5keV低いエネルギー範囲〔（Eo−5）≦E＜Eo．Eo：直接線のエネルギー（keV単位）〕の散乱線の、規格化されたフルエンス（散乱線の目盛は100倍に拡大）を表す。この場合の散乱線の直接線に対する割合は、IMeVおよび0．5MeVγ線でおのおの0．7およぴl．4％であった。
ゲルマニウム半導体検出器系のエネルギー分解能（FWHM）は一般に■、1MeV
およぴ0．5MeVγ繰に対しおのおの2keVおよびl．5keV以内であるのセ、全吸収ピークに及ばす微／ト角散乱線の寄与は、上記γ繰に対し、0．3〜0．4％以内であろう。

このように微小角散乱線の割合が小さいのは、開き角β方向の微分散乱断面積■
d oは、d p＝（d p／dE2e）・27T SinO dOであるので、0が小さい範囲ではd けはβに比例し。散乱角が小さくなると微′ト角散乱線の発生の確率が減少するためである。

なお、地中でのγ線の打ち出し角度と、地上の直接線、散乱線の数との関係を解第4．7図に示す。打ち出し角00は、地中の線源からみてZ軸の地上方向にとってある。

検出器に入射する直接根強度の角度分布は、この打ち出し角に対するものと合致する。
線源強度の深さ方向分布が均一の場合、直接線の平均の入射角は1MeVγ線の場合50つ弱である。人工放射性核種のように地表面の線源強度が強い場合には、平均入射角は大きくなり、この方向から入射する直接線が強いことになる。これは検出器から地中の体積線源を見込む立休角内の根源の面積と、土層による減衰を考慮した実効的な線源強度との積が、この角度で最も大きくなるためである。

散乱線に関しては、打ち出し角と検出器入射角とは当然合致せず、種々の角度で地上に放出される。線源位置が浅い程後方散乱線が地上に出て行く割合が大きいことが示されている。

以上1れ・IeVのγ根源について主に示したが、この他のエネルギーのγ線源に関し
てら定性的な特性は同様である。

−77−

＊

自由電子によるコンプトン微分散乱断面積を（dα…／dQ）とおくと、束縛電子による散乱断面積（do／dE2）は、（do／dE2）＝（do…／dE2）・S（Ⅴ）とおかれる。ここにS（Ⅴ）は電子が束縛されていることによる自由電子モデルの補正項である。散乱体の原子番号をZ、光子エネルギーをE。MeV とおくと、V＝178．4Z−2／S・E。Sin（0／2）であり、Ⅴ＝1以上ではS（Ⅴ）≒1、またⅤが1より′トさく0に近づくとS（Ⅴ）も急速に0に近づき、散乱断面積（dα／dn）が小さくなる。土の平均の原子番号を8．2とおくと、Ⅴが1になる散乱角βはE。が1および0．甜evに対しおのおの0．65度および1．3度であり、散乱線のエネルギーE（Ⅴ＝1）に換算すると、E（Ⅴ＝1）＝E。−0．13keVとなる。つまり、1000keVの直接線に対し、999．87keV以上のエネルギーをもつ散乱線の発生確率は非常に小さいことになる。I）

参考文献l）N B S Circu）ar542（1953）「Graphs of the Conpton EnevgyqAngle Relationship and Klein−Nishina

Formula from10keV10500MeV」

ー78−

三
E。。ニ1000ke〉

二・N。。＝1×10一

綴源探さ 直接絹の光子数

＝

′

■1

L（：mJ

＝

◎‥1．

胡10

×：

i67ニ

．

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717

㊦‥2U

19G

l

．11Xl．t

11●︑＼●−−111−111−

0

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︵＞む∴占○爪＼蚕中米︶＼−111−●−＝●：10 ．

◎︑︑
○︑

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q 阜、
、◎＝⑳・・臥や・ ■ ′

こI

J

10

15

トⅦ

＼︒

◎︑
●

く臥

20

チャネル番号（チャネル幅：50l（eV）

解第4．4図 線源の深さと散乱線のエネルギースペクトル（モンテカルロ計算による）E…およびN…は線源から放出された光子のエネルギー
および放である。

−79−

︵巴×掛掴肇

ー00○−

5

川

30

20
紙皿け）深さ，∴し川

解第4．5回 直接綿と散乱線とによる、地上の照射線量率の根源深さ依存性（深さ1（：mにおける直接線の照射線量率を1とした）

′1n

5り

﹁1﹂・．

日U

5

ペパTユ﹁トC︺要望屯

ー00ーー

0

5

川

2tl

ニ附

上中の線瀬の探さ，Z こc爪］

解第4．6図 直接線および微小角散乱線の根源深さ依存性（探さ1cmにおける直接繰のフルエンスを1とした。）

11I醐ヽ ︐． ソ一 ヽ − ■

′●▲tヽ

l l■

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︵堪O

﹂り

T＼蚕小栗︶

■

ヽ■i

ヽ

60

9n

l却

15（1

1MeV光子の打出し角度〔度〕

解第・l．了図 地中の根源からのγ綿打ち出し角度と、地上における直接線および散乱繰の致
計算条件は解第4．」図とおなじである。

ー82−

解説5 基準γ線源の利用と校正
5．1 利用一般

放射線計測器の試験や校正に用いられる基準γ線源には、計測に必要な範囲のγ線エネルギーと、十分長い半減期とをもつ核種が選ばれている。環境レベルに用いられる基準γ線源には照射線量率が値付けされたものと、放射能が値付けされたものとがある。前者は電離箱、TLDのような照射線量計測器の校正に用いられ、比較的丈夫なカプセルに収納され、線源から1mの距離における照射線量率（C／（kg・h）またはR／h）が値付けされており、線量率基準γ線源と呼ばれている。
後者は、半導体検出器の効率決定等に用いられる。放出γ線のエネルギーが正確に求められているものを、通常、エネルギー校正線源と呼び、さらに半減期、γ線放出率が正確に求められ窓材による減衰を小さくし、その放射能（BqまたはCi）が値付けされたものを放射能標準線源と呼んでいる。
スベクトロメータに使用される検出器の主要な特性の試験と校正には次のような項目がある。

① エネルギー校正：入射γ線エネルギーと全吸収ピーク位置（波高分析器のチャ
ネル番号）との対応づけ。

② 検出効率の校正：着目するγ線エネルギー範囲のピーク検出効率曲線の作成。

③ 方向特性試験：r線の入射方向による換出効率の変化の割合の決定。
①項の校正にはγ線エネルギーか明確であることが必要である。線源の核種が確定していれば、放出γ線のエネルギーが明確であることからエネルギー校正線源として使用することができる。この場合、フルエンスの絶対値は確定していなくてよく、したがって繰源の放射能が確定していなくても差し支えないb②項の校正の場合、γ線エネルギーとフルエンスが明確であることが必要である。したがって、線源の核種と共に放射能が確定していることが必要となる。フルエンスは放射能から算定できる。
②項の校正には核種と放射能が確定している放射能標準線源が用いられる。もちろん、放射能標準線源をエネルギー校正にも適用することができる。
③碩の試験では、根源と検出器との問の距離を一定に保てば、基準入射軸の検出効率で規格化された相対値を求めれば十分であり、このような場合には放射能の正確な値付けは不要なので、取扱いの容易なチェッキング用線源が利用される。このように−83−

相対値のみでよい試験項目としては、検出効率の距離依存性試験、ピーク位置の安定性（温度依存性）試験等がある。

5．2 Na t（Tl）シンチレーションスベクトロメータのエネルギー校正

5．2．1 概 要
パルス波高スペクトルのエネルギー校正には、通常適当な2種類以上の既知エネ
ルギーのγ線の全吸収ビータを通る直線が使われる（2測定点校正）。しかし，よく知られているとおりNaI（Tl）結晶の発光効率は電子エネルギーに多少依存するため、全吸収ピークチャネルとγ線エネルギーの直線は完全な直線関係にはならない。このため校正の方法によっては非常に大きな誤差を伴うことがある。用いる

チェッキング緑源と校正誤差の関係を幾つかの例について下に示す。

5．2．2 使用する緑源と校正誤差の関係

パルス波高分布の全吸収ビータにはNaI（Tl）結晶の申で起こる光電効果の全吸収によるものに加えて2回以上の散乱の結果全吸収を起こしたものも含まれる
ため、全吸収ピークに関係した発光効率はそのγ線エネルギー相当の電子の発光効率とは一般に等しくない。全吸収ピークを形成する光電吸収分と多重散乱分の割合が異なれば実効的な発光効率も変化するので、厳密にはNaI（Tl）結晶の大きさによっても適いが生じることになるが、ここではこの問題を無視し、資料として

Heatht）が3in￠×3inNa‡（Tl）結晶について実写条約に得た結果を用いてエネルギー校正誤差を計算してみた。ここで波高分析器は完全な直線性があるものとの仮定を置いた。

標準γ線エネルギーには白鷹7線のうちで卓越したピークを示す…Kの1．460

MeV、2‡一萬Tlの2．614MeVの他、エネルギー校正によく用いられる雷37csの0．662MeVの3種を用い、それぞれの3例の組み合せを選んで比較した。
解第5．1図にそれぞれ2点校正における、実際のγ線エネルギーと校正エネルギ
ーの関係を示した．。いずれの場合も低エネルギー側で実際のエネルギーよ＿りかなり′トさく評価する結果を示している。

一方、波高分布の波高 0【の点を7緑エネルギーで−10keV〜−20keV相当とする方法で同様の比較計算を試みた。この喝合のエネルギー校正曲線は、波高

ー84−

0

が−10keV〜−20keV相当の点を必ず通り、高エネルギー側でl点あ

るいはそれ以上のエネルギー点を最小二乗近似で通る一次曲線となる。ここでは校正エネルギーとして0．662MeV、1．460MeV、2．614MeVの中の1種、−0
波高のエネルギー（E。）として−17keVの組み合せで計算した。この結果を解第5．2図に示すが、低エネルギー側での校正誤差が大幅に改善されている。

以上のように使用する校正線源によって誤差の分布が大きく変化するので、測定対象のγ線のエネルギー分布に適した校正線源で校正を実施する必要がある。

5．2．3 エネルギー校正の実際例
解第5．2図に示したいくっかの計算例の中で、（2）の（−17k eV、1460k eV）の2点による校正結果が、●広いエネルギー範囲にわたって平均的に良い結果を示している。任意のγ線エネルギーにより、これと同等の校正を行う方法について以下に2つの例を示す。
（1）2点あるいはこれ以上で行うエネルギー校正
2点のエネルギー校正で角孝第5．2図の（2）と同じ校正結果を得るには、γ線エネル

ギーE−、E2 それぞれに図から読み取れる誤差分を加算したものを校正のγ線エネルギーとしてあてる。すなわちE．での誤差が＋1．0％であれば、計算に用いる
γ線エネルギーはE．×1．01となる。この修正ファククーをそれぞれF．、F2 とすれば、校正の一次式は次のとおりとなる。
（E2 ×F2 −E．×F一）
×CH−E。………

（解5−1）（CH2 −CH．）
ここで、CH．：γ線エネルギーE．の全吸収ピークのチャネル（bin）番号

CH2

′′

′′

Eヱ

CH ：任意の7線エネルギーEに対応するチャネル（bin）番号
Eり：チャネル（bin）番号 0 に対応するエネルギー

γ線エネルギーが3点以上におよぷ場合は最小二乗法により傾斜を決定する。
（2） 0 点を固定して行うエネルギー校正
まず、パルス波形を実際の放射線パルスの波形に近似させたパルスジェネレータ
を用い、パルス波高値とチャネル（bin）番号の対応曲線（波高分析器が正常な−85−

らば、直線となる）から入力信号0のチャネル（bin）番号CHoを補間で求める。この点をエネルギーー17k eVの位置として座標を（CHo −17k eV）とする。
校正γ線のエネルギーをEヱ、（1）の場合と同様に修正ファクタをF2 とすると、校正の一次式は次式のとおりとなる。
（E2 ×F2 ＋17）

×CH−17 ……… （解5−2）（CH2 −CH。）

ここで、CH。：入力信号 0【に対応するチャネル（bin）番号、γ線エネ
ルギーが2点以上におよぷ場合は最小二乗法により傾斜を決定する。
なお、計算に使用したHeathの実験による発光効率に関する資料．）を解第5．3図
に挙げた。

参考資料
1）R．L．Heath；IDO−16880−1（1964）

ー86−

＋

l

．十
■

口 H l

J

‖

u n

；lIlll

u

・（

×l／

ー（2点
eV，2
，26
，14
口
トー
I

●．

ー00↓−

全吸収ピークのエネルギー校正誤差︵％︶

′
□

き u

卜
卜
u

．卓

j I

∩ H

n ート Ill
γ線エネルギー（MeV）

解第5．1図 2点エネルギー校正における校正誤差校正エネルギー（1点）

一
十

全吸収ピークのエネルギー校正誤差︵％︶

一
＋

e

一
一

†綿エネルギー（MeV）

解第5．2図1測定点および−171くeV点を用いたエネルギー校正における校正誤差−88−

椎堪ぺミて 吏 ﹂ 刃 ︻ ゆ 型 Q ＞ U ∑ N 器 ． 〇R亡SPONS亡 FOR N（】l【ハq●Il●爪●レー・一一一

●●

●●●

光子エネルギー（k eV）

解第5．3図 3inX3in￠／NaI（Tl）シンチレーション検出器のパルス
波高／γ線エネルギー比（0．662MeVの値を基準にした）

5．3 NaI（Tり シンチレーションスペクトロメータのレスポンス関数の作成
NaI（Tl）シンチレーションスペクトロメークによるエネルギースペクトル測定の場合、レスポンス関数を決定しなければならない。このレスポンス関数は、

単一エネルギーのγ線を放射する放射台巨標準線源によって求めることができる。放射能か確定されていることから検出器へ入射するγ線の粒子東宮度が求められる。
レスポンス関数の求め方については第2章を参照されたい。
角牢第5．1表にレスポンス関数の作成に用いられる核種とγ線エネルギーを示す。

−89−

解第5・1表 レスポンス関数の作硬に硬える核種とγ線エネルギー（○ほよく使われる核種）

核種 エネルギー（MeV）

核種 エネルギー（MeV）

○＝lAm

O．060

0 85s rO．513

129mT e

O．109

9lmY

O．555

o．122

O 131CSS

o．662

1Ts c

o．155

95Nb

O．764

1；19c eo．166

0 5イMn

O．835

9TRし1

0．213

92Nb

O．930

1；15Ⅹe

O．250

＝Rb

l．080

0 5Tco0 65znl．114

02−，こIHg

O．279

0 51C r

O．320

イIA r

l．290

115mIn

O．335

＝K

l．510

t95Au

O．411

28Al

l．780

TB e

O．478

2●lNa

l．369，2．754

5．4 棉圭率基準Y根源

一定線量率のγ緑を検出器に照射し、スペクトルから求めた線量率と比較すること
によって、スペクトロメークの信頼度を確認することができる。
線源から一定の距離における月号弥†線量率が値付けされたγ練磨を線量率基準γ線源という。照射線量に対しては国家標準が設定されており、線量率基準γ線源について
は国家標準とのトレーナビリティか明確であるl〕線量率は周囲からの散乱寄与を除いた線源からの直接γ線に対して値付けされている。
角宰第5．2表に、硯在人手可能な線量率基準γ根源を示す．〕

線量率は直接のγ線に対して値付けられており、使用のとき周囲からの散乱γ線の寄与を考慮することか必要である。線量率は1nlの点について値付けされているが、1nl以外の点については距離逆二乗法則と空気中での減衰、周囲からの散乱寄与を考存して求めることかできる。紹第⊥1図に地表で使用した場合の散乱線寄与のl例を
示す。

−90−

解第5．2表 線量率基準γ線源に用いられる核種の特性
核 種 半減期 崩壊形式 主なγ線エネルギー（keV）と放出率（％） 実効エネルギー

122．06（85．6）

57co 271．65日

EC

120keV

136．47（11．1）
1173．21（100）…Co 5．272年

β￣

t3：lBa 10．66年

EC

79．63（2．8）302．85（18．2）
81．00（34．3）356．01（62．1）300keV
276．60（7．1）383．85（9．0）

l＝cs 30．17年

β￣

661．65（85．0）−17−【Baγ線

226Ra

1599年

1250keV1332．47（100）α660keV

186．18（4．4）934．06（3．27）
241．92（9．2）1120．29（15．9）
295．22（21．8）1238．11（6．3）
351．99（41．0）1377．67（4．2）830keV
609．31（48．1）1729．60（9．07）

768．36（5．1）1764．50（16．6）
2204．21（5．4）
211Am 432．02年

α59．54（35．8）

60keV（参考文献）

C．M．Lederer and V．S Shirley（ed．）：Table ofIsotopes7th ed．J．Wiley＆SonsInc．New York．

22￠Raの実効エネルギーについては、ANSIN323−1978．
線量率基準γ線源は密封線源で、線量率値付けの精度は核種および放射能によって異なるが、10〜15％とされている。

5．5 ゲルマニウム半導体スペクトロメータの校正と基準根源
5．5．1 エネルギー校正
ゲルマニウム半導休検出器のパルス波高のエネルギー校正は、エネルギー校正用または放射能標準根源を用い、通常2種類以上のγ線を利用し、全吸収ピークに対応するチャネル番号とγ線エネルギーとの直線関係を用いて行われる、）この直線関係が良好なことは、Ge結晶内での電子一正孔対生成エネルギーが、γ線により発生する二次電子の運動エネルギーに依存せず一定であるためで、全吸収ピーク位置（′ト数点を含むチャネル番号）を正確に決定すると、0．1％程度の精度でエネルギ
ー校正を行うことか可能である。

−91−

γ線エネルギーをE、これに対応する全吸収ピーク位置をNE とおくと、増幅器
ゲイン、波形整形時問等AD変換されるまでの条件を一定に設定した場合、α、βを定数として次式が成立する。
E＝α＋βNE………………………………………

（解5−1）

エネルギー校正を行うということは、（解5−1）式のα、βの値を求めることにほかならない。二種類のγ線エネルギーEl、E2を用いたエネルギー校正では、これらに対応する全吸収ピーク位置をN．、N2とおくと、β＝（E2−EI）／（N2 −N．）、a＝Ei−βN，（i＝1または2）により求められる。通常は数点のγ線エネルギーを用い、直線回帰でフィットさせ、α、βの係数を求める。

高精度で校正を行うには、全吸収ピーク位置を正確に求めることが不可欠で、ピー
ク位置近辺のバックグラウシド計数を補正したピーク波形から、その中心位置を決定する■−。なお、エネルギー校正用線源の放出γ線エネルギーは5桁以上、正確に求められている。

5．5．2 検出効率の校正
γ緑エネルギーの全吸収ピークの検出効率（ピーク効率）は、個々の検出器の形状によって異なり、また線源と検出器との問の距離、γ線のど−ムの大きさ、および入射方向に依存する。一矧こは、検出器の†繰入射窓方向25（：mの位置に点線源を設定し、ゲルマニウム結晶全休を月朋寸する条件で試験される。しかし、環境γ線の計測では線源と検出器との距離か離れているので、放射能標準線源と検出器との距
離は0．5〜1m程度として校正することが望ましい。
エネ／レギーEのγ綿のピーク検出と三‥ は次式で定義されている。

A E（解5−2）
n E

ただし、nEは有効計御幸問（ライブタイム）内に検出器に入射するエネル
ギーEのγ線の総数。
AEはγ緑の総数n巨対応する全吸収ピークの計数でバックグラウン

ド計数の補正を行った値（ピーク面積）。

γ緑の総数n Eは、Ge結晶の有効面積をSeEf、有効計数時間をte，一とおくと、
n E ＝￠E・t。‥・S。−f−92−（解5−3）

である。ただし、Serr は結晶の有効体積をⅤ＝．、有効厚さをT．＝ とおいて、Se‖ ＝Ve＝／Te．．で表わされる。
￠Eは放射能標準線源の値付けされた放射能を∂。〔Bq〕、エネルギーEのγ線の放出割合を〃E とおいて、
1￠E ＝∂0・りE・fγ・f。t ……（解5−4）
4方L2で与えられる。ここにLは繰源と検出器との距離、fγは半減期による放射能の補正係数、f＝は綾瀬カプセル等によるγ線の減衰補正係数である。
検出効率どじとγ線エネルギーEとの関係は効率曲線と呼ばれ、種々の実験式が用いられている。2）・3）これらの実験式の一例を示す。

eE＝k〔1−e元p（−T。・T。＝）＋aoE・eXP（−β・E）〕……（解5−5）

ここで、T‥．は結晶の有効厚さ、TL、ロEはそれぞれGeの光電吸収およぴ
コンプトン吸収の減衰係数を示し、1く、α、βの各定数は実験と適合するよう定める。
5．5．3 エネルギー校正根源および放射能標準Ge半導休検出器のエネルギーおよび検出効率の校正に使用される、エネルギー

校正線源および放射能標準線源が、（祖日本アイソトープ協会から供給されている。
放射能標準根源は、アクリルまたはジュラルミンカプセルを用い。γ繰出射窓は

光子減衰捕正の誤差を小さくするため、軟γ線用では一般0．1mlnBe、その他のγ
緑用では0．1mmAlが用いられ、放射能は4×10‥−〜1×106Bqの範囲である。
放射能の値付けの精度は±5％（3ロレベル）以内、一般には3〜4％の精度である。
この他、7繰エネルギーのチェック用または、サーベイメーク等のチェック用として、取扱いか容易で丈夫な密封線源も利用されている。
（拙日本アイソトープ協会から供給されている放射能標準線源の核種一覧を解第5．3真に示す。

環境レベルの照射線量率計の校正用としては、＝lAm、5了Co、…Ba、＝Tc s、22G Raおよび6（｝coの6核種が線量率基準（標準）γ線源があり、精度5〜15％程度（放射能、核種で異なる）で、散乱線を含まない直接線のみによる、ー93−

練磨から1mの距離における照射線量率か値付けされている。なお、データブック
等に与えられている照射線量率定数等は目安を与える数値で、カプセルの材質、厚さ、カプセル材からの散乱線等によって影響を受けるので、使用するさいには注意を要する。

（参考文献）

1）JIS Z4520（1979）「ゲルマニウム・ガンマ線検出器の試験方法」

2）T．Paradellis and S．Hontzeas．Nucl．lnstr．andMeth．丁3．211（1966）「A Sem卜empiricalEfficiency Equation for Ge（Li）Detectors j3）放射線データブック、p．363、地人書館（昭和57年）

ー94−

纏第5．3蓑 放射能標準くエネルギー校正）γ線密

注i：半 減 l盤爪■ ‥1−￣−▲■￣I￣￣‥￣■■㌻●￣抗t■ −．＿ l ． ■＿￣■…￣ ￣i岬−● H■ ￣−脚榊 鍔a儀2 義 2．62 lI？二ムーr綿エネルギー毎朝 と放出率（冤）（181）1274．52（99．95） ■こ＿＿：＿＿＿ヒエ上巳L＿」＿」＿＿．＿＿Lヒさ琵萱道二二二「好捕郡

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1562．3（1．28）

抄

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T；lし）iしさ（）r 卜；l山一jPS√TLh！てdiliqlい等による＊1

A：加nih‖a＝on！・adiation＊2 D：娘核ほから放出されるγ綿
tノしふ・i

取成の入手か回章で期日かかかることかある一つー95−

解説6 環境放射能レベル推定に使われる式
環境に分布する放射性核種から放出される光子は直接線（1次線、単一エネルギーをもつ）と散乱線（連続スペクトルをもつ）に分けられる。Ge（Li）または高純度Ge半導体検出器を用い、直接線についてそのエネルギーを確定し、核種を同定することができる。一方、環境中での放射性核種の分布を仮定すれば、着目する点を単位時間に通過する（着目するエネルギーの）直接線の線素密度を算定することができる。したがってGe（Li）または高純度Ge半導体検出器を使用して環境で計測した波高スペクトル申の着目エネルギー（E，）のピークについて、検出器の検出効率、方向特性などを補正して、

線束密度N，，，（cm￣2s￣．）を求めれば、これは環境中の放射性核種の濃度Co（Bq／c㌔など）に対応した量となって〔、る。
以下に、環境中の放射性核種の濃度分布を①無限体積申に一様分布、②無限平面上に一様分布、③半無限体積中に指数分布、および④半無限休債中に一様分布、とした代表的な場合について、環境中の放射性核種濃度Coと環境中の着目する点P（②、③およぴ④
では地表面上h（用））での直接線の線素密度Np．jを対応付ける関係式を示す。
使用する記号

Co：環境中に分布する放射性核種の濃度（①および④ではBq／c汀〜又はBq／g、②および③ではBq／c虚nJ：放射性核種l壌変あたり放出されるエネルギーE】の光子の数（photons／dis）〃」：エネルギーE∫の光子に対する媒質の全滅衰係数（cnl￣1）〟sメ：エネルギーEjの光子に対する土壌の全滅衰係数（m「−）が∴＝：エネルギーEjの光子に対する空気の全滅衰係数（l：m￣l）
h ：地表面から着目する点までの高さ（（：l¶）

なお、その他使用する記号はそれぞれの場合の付図にて示す。

ー96−

6．1無限体積中の一様分布
解第6．1図のような配置でP点における直接線の線素密度は次式のように表現できる。
一一−−−−

→

＼

、−ヽ

〃J

00

、、＼

Np・J

l

＝J

・C。n j eXpト〃jr）d。

丁二‡†＿さ＝。。．。jJ：x。ト〃jr）。r

／

＼＼

1

＼こ／

O

d V＝4 7r r2 d r

解第6．1図 無限体積中に一様分布
これを積分してN。，（解6−−1）

・C。（（：m￣ヱ・S￣l）…‥‥・…・……

6．2 無限平面上一様分布
解題6．2図のような配置で空気中のP点における直接線の線素密度は次式のように表現できる。
p∞・C．、n，eXP（−LLJ＝r）ds

N‥＝与り

C．、・n．， eXP（−FL．．，｛）
CXつ

J

2

〃 ．Jh

r

解第6．2図 無限平面に一様分布

これを積分してn nNい，・El（〟．，」h）・C．．（rin￣ヱ・S￣−）‥‥‥（解6−−2）

ー97−

6．3 半無限体積中に指数分布
解第6．3図のような配置を考え、線

l

源の分布を

S（z）＝S exp（−aZ）S。＝C。n））とするo C。は地表面のごく近傍で

線源の分布
与●

／の単位体積中の放射性核種の濃度である。
αは深度分布の様子を示す定数である（一様分布のときα＝0、表面分
布のときα＝∞となる）。

dV＝2汀rSir再r d8dr

解第6．3図 半無限体積申に指数分布
P点でのエネルギーEJの光子の線束密度は次式のように表現できる。
S。

＿方／2＿的N。．，＝ナナ
けexp（−aZ）exp（一一FLs，SeCO−LL．．h secO）dv

h s．．．．β 4汀rヱ

（解6−3）

………

方乃Ⅶ

†J
0

2

exp 卜（a＋FLs，SCCO）zIexp（−LLd，h sec O．）tanOdzdO

0

汀／2

exp（−FL．．，h secO）tanOdO∫

2 nα−ト〟、j SeC∂

ここでy＝〟りh sec∂とおいて上式を変形するとS。 ∞Np，＝−−−−J
／ト．ぎl

2

e￣y

1

〃り y

y

〟；tjh

簡単のためq＝〟り∴∵〃−，∫h、Ⅹ＝〃りhとおくとS。 Dニ

N‥＝−−−・−一11

丁 トーーーーー

2α X yα／q＋yle￣y dy

St，N‥ ＝− −−−…

2（lαtE．（IL．一Jh）i−eXP（aFLJ．h／FL‥）・El〔−iL．，h（1ntNト．＝＝…棚州−

）〕ぎ

〟sl
α

）〕一El〟．ノ）Coて椚P（α〃，t∫h／〃り）・El〔〃‥ll（1十

2α

α．j

…‥−（角軍6−−98−

4）

6．4 半無限体積中に一様分布
この場合には、（解6−3）式でα＝0とおき、計算を進めればよい。
方／2∞

N，．iニJJS。

h ＄e。β 4方r2O

n j

N。．j ＝exp（−LL，，Z SeCO）exp（−LLりh secO）dv†〃。jh El（−〟ajh）＋e叩（−〟ajh））Co……（解6−5）2〟りhが小さい時には空気による減衰の項は無視できる。このとき式（解6−5）はni

N。．j ＝

2〃、Jllとなり、無限体積中一様分布の式（解8−1）の待となっている。

−99−

解説7 環境γ線の現地測定におけるデータの処理法
丁．1 日AS L法

タの処理方法はH．Bcckらが開発したHASL方式によるものであ

ここで述べるデー

る。まず土壌中の放射性核種の濃度（S）は次式により求めることができる。
N−

N。

N．

￠

S

￠

No

S

（解7−1）

ここでN．／S ：単位体積の土壌中の単位γ線放出率あたりのピーク計数率（cp s）
N。／￠：点線源を検出器直下（β＝00）に距離b離しておいた時の単位
γ緑綬発雷度当りのピーク計数率

Nf／Nけ：検出器のピーク効率の角度依存性R（∂）と検出器位置での直接7線素の角度分布から、次式により計算する。
Nr

方／2′R（∂）・

Nl，

￠

d∂……

（酵ト2）

d∂

｝

：単位体積土壌中の単位γ繰放出率あたりの、検出器に入射する直接￠′′／′s7線の線素密度である。次に、細第了．1図に示したように土壌中のγ線源の分布を
S＝S。・e叩（−ぴZ）（解7−3）と仮定すれば、地表からの高さllにおける直接γ線の線素密度￠は￠＝J†⊥ex。卜（α′／β）（βZ）〕ex。卜…′′。。S∂廟卜〃．一帖s∂）l汀l∴

×2方rSinβf−dI・dβ

￠＝j

／2

eXP＝（α／β）β軸・h加8）｝z〕∫。。Sタ（鰭7−4）

exp（−〃証′′cosβ）sinβdrdβとなる。またほ〔壬￠／d∂は

−100−

d￠

So

d∂

2 ）（α／β）cosβ＋（〟s／β）

Sin∂

exp（−〃ah／cosβ）…（解7−5）により計算される。ここでS。は地表面における単位休積あたりの土壌から単位時間あたりの光子放出数、αは土壌中のγ線源の分布状態を示す減衰係数（cm￣l）である。
〟s、〝。は土壌中および空気中のγ線減衰係数、またβは土壌の湿潤みかけ密度である。ここで計算に使用するそれぞれの係数の値を解第7．1表、解第7．2表に示す。
自然放射性核種の238u、

232 Thとそれぞれの娘核種および川Kのようなものは

深さ方向に一様分布であるとすれば、α＝0となり、式（解7−4）、（解7−5）
はそれぞれ

〟。h

Sl）／′β）sinβd∂……（解7−6）J汀／2 exp（−O2（〃s／β）d￠（S。／β）sin∂d∂2（〟s／β）

COS ∂exp（−〟。h／cos∂）（解7−7）となる。また降下直後のフォールアウト核種のように地表面のみに核種が平面分布する場合は、α→無限大となり、式（解7−4）、（解7−5）はそれぞれ
J方／2￠＝（S（，／β）／〔2〟s／β〕

exp（−〃 1h／cosO）sinOd O
し）＝（S八／2）El（〟．1h）d￠（解7−8）＝（S∧／2）tanOexp（−FL．．h／cosO）………………
（解7−9）d∂となる。ここでS∧は地表単位面積あたりに降下したフォールアウト核種からの単位
時間あたりの7線放出放である。E．は指数積分関数である。
同様に、空間照射線量率（Ⅰ）ほ

N．

Nq

Nr

￠

丈

￠

N。

j:

（解7−10）を用いて計算することができる。ここで￠／丈：土壌中の核種の放出するあるエネルギーのγ線の、検出器位置における直接γ緑綬東宮度を、その核種の放出する全7線が検出器位置において与える線量率で割った値−101−である。線量率を評価する場合には直接線のみならず、散乱線の寄与も考慮する必要がある。この散乱線の寄与を計算するには、モンテカルロ法、輸送方程式などがある。
ここでは後者の方法により計算した結果を解第7．3真に示す。またH．Beckらが計算した地上1mでの直接γ線素密度の値を解第7．4真に示す。

● なお、主要核種の≠／S、￠／Ⅹについての計算結果を本文5．1蓑に示してある。
解第了．1表 土壌および空気の減衰係数
γ線エネルギー

土壌の質量減衰係数（keV）（cば／g）

20
25
30
35
40
45
50
55
60
65
70
75
80
85
90
95
100
150
200
250
300
350
400
450
500
550
600
650
700
750
800
8Fj0
900
950
1000
1500
2000
2500
3000
4000
5000
6000
8000
10000

−

−

・

空気の線減衰係数（cm￣1）

2．78
1．52
0．938
0．644
0．471
0．381
0，314
0．277
0．248
0．230
0．214
0．202
0．190
0．185
0．178
0．173
0．167
0．139
0．125
0．115
0．108
0．101
0．09630．09190．08750．08440．08130．07880．0756
0．07310．07130．000823

0．000380
0．000271
0．000233

0．000213

0．000194

0．000182
0．000162
0．000148
0．000123
0．000115
0．0001050．0000970

0．0000851

O・06940．06750．06500．06380．0521
0．04490．040l
0．03640．0000765
0．0000623
0．0000535

0．0000431
0．00003了10．0000330
0．00003025
け0000268

0．0000245

け1．＼SL−258（19了2）より引用）−102−

解第7．2表 土壌の構成成分
成

構

分

成

A12 0333

13．5 重量％

Fe203

4．5 〝

S i 0267．5 〝

COzzz

4．5 〝

Hヱ 0

10

〝

1．6 g／cm3

β（密度）解第7・3表書警雷撃易幣鵠上端浣iナ呈忘編呈芸幣迂h−りα／旬一仇ソ伊0■。

Unifo印】 0．0625 0．コe6 0．コ1コ 0．6コ5
50−−・0．095

5

コ．】9

0．1く0

4．88

0．コ00

6．】7

0．ヱS8

0

2．OS

0

ユ

0

ュュ

0．88

．コ5 （Plan亡）

0

0

2

0

S

く一′b

3

0．404
0．558

10．ヱ

4

6

1．10
1．28

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1．コ〕

つ■

5く．6

1．54
1．78

62．コ

コ．0？

69．5
一丁．2

8S．0

るⅩ土

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■フ︻︑∠

1．4コ

45．1

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19．6

0．18S O．215 0．270 0．400 0．4】8
0．285 0．ココ5 0．418 0．620 0．700
0．〕90 0．く60 0．570 0．845 0．960
0．491 0．58】 0．7】1 1．08
1．25
0．771 0．896 1．11 1．6】 1．，1
2．ユー ヱ．60
1．0ユ 1．コ】 1．52
2．9S コ．】9
1．ユー 1．60 1．9了
1．54
1．80
2．21 】．ユ2 】．80
4．コロ く．86
コ．00 ＝．〕2 2．e5
く．87 5．52
2．ユ1
2．6コ コ．ヱ7
5．ニく 5．a6
2．41
ユ．79 】．く2
5．コ5 6．ユG
2．95 ユ．良三
コ．56
S．一っ 6．S〕．18 〕．88
2．75
G．くS
7．78
コ．75 く．く0
】．25
7．エ5
8．20
く．i】 5．00】．60の、地上高1−αZ）で表グラム当たり、（HASL−258より引用）−103−

解第7・4表（（γ。。−2s−I，線源の光子エネルギー

0（Vniごom1 0．0625 0．206

（ketり

0．コ1コ

0．6コ5

6．25

00000ヰ02＝00．145∂ 0．36コ7

3．〕ヱ640．1702

コ．705占4．06ヰO

0．184コ 0．4550
q．ヱ008 0．4697

4．7184

0．2ユ68 0．5158

5

5．コ9040．2519 0．5595

6．ユ456

0．2783

6．5コ1ユ

O二三919 0．6三57

0．了6■19 1．015

7，5；800．ユコ45 0．6769

0．8209 1．077

1．75コ 2．084
1．8コ0 2．151

8．14了2

0．コ4コ7 0．7067

8．4コ840．35ユコ 0，了19e

0．85コ1 1．1ユ〕
0．86了5 1．129

1．8了4 コ．189
1．895 2．三05

8．75040．3617 0．7〕コ6
0．3了コ1 0．7511

0．88ヱ6 1．エ45

1．914 ヱ．ココ4
1．94ユ 2．2｛了0⊥ l つ■ つ▲ J ■⊃一b 7 0 ュ つ▲一﹁一．q 了 0
ュ ュ ー ュ ⊥ ⊥ ■∠つ 一フ

0．08162．774ヰ

051．440コ

5
6
〇一q
0

0コ0コ

5

9．14了20．2245 0．コ049 0，4748 1．1471．577
1．7ユ0
0．47080．6786 1．コ59

0．410コ

0．604⊥

0．5261 0．74コ8 1．4271．775
0．57701．80ヰ
0．8018 1．48コ

0．5910 0．81日5 1．5061．36コ
0．6ヰ三っ 0．8775 1．5了8 1．9ココ
0．6918 0．9ココ4 1．650 1．99S
0．741ヱ 0．9889 1．7192．05ヰ

0．9G⊥⊥ 1．16占
0．7897 0．9428 1．21ユ

7
5

10．09110．8180．39970．4188 0．817つ

0．972三 1．24コ

2．0コ6 ：Z，ココ4

11．コ9了

0．4コ57 0．8414
0．45〕6 0．36る7

0．998之 1．コ71

2．0了1 Z．】≡8

1，025

2，10三 っ．つ85

12．173

1．300

1．997

2．フ94

0546
00
0 S 8

つ●

コ一C

′⊃

（HASL−258より引用）

−104−

土壌
リs
P

解第7・1図 土壌中に分布するγ縁故出核種の地上1m高での直接7線束密度（￠）とその角度分布（d￠／d∂）丁．2 ストリッビング法

照射線量率を得る目的で、ゲルマニウム半導体検出器によるパルス波高分布の解析にストリソビング法を適用した例を紹介する−）。この方法はNaI（Tl）シンチレーションスペクトロメークにおけるストリッビング法と同等の内容であるが、Ge半導休検出器は分解能が優れているので、これに見合ったコンプトン分布の差し引きを採用している点が異なっている。

ゲルマニウム半導体検出器で計測されたパルス波高分布は、入射γ線のエネルギーを完全に吸収した分布、一部のみを吸収した分布、および宇宙線の荷電粒子の通過により生ずる分布から成り立っている。パルス波高分布から照射線量率を求めるには、後の2つの分布を差し引き、γ線の全エネルギー吸収のみから成る分布を求める必要がある。全エネルギー吸収から成る分布が求まれば、対応する区間の計数をそれぞれ
検出器のピーク効率で割って入射エネルギースペクトルを得ることができる。

丁．2．1宇宙綿による分布
宇宙線による分布は′ヾルス波高分布の3〜4MeVの問の計数率を平均し、この計数率が低エネルギー域まで均一に分布していると仮定して差し引くことかできる。
この領域による計数率は大変少ないので芋苗線線量についてはかなりの誤差をら−105−

つ、またこの領域に7線が存在することがあることも考慮しておくことが必要である。

丁．2．2 入射Y線の部分的エネルギー吸収による分布
ゲルマニウム半導体検出器内で入射γ線のエネルギーの一部が吸収されて生ずる

分布で、コンプトン効果による最大エネルギー端から低エネルギーまで連続的に分布する。コンプトン端のエネルギーE。（MeV）は入射γ線のエネルギーをE，（MeV）とすれば、次式で表現できる。

E。＝E。−E。／
0．511

ゲルマニウム半導休検出器によるパルス波高分布には、角孝第7．3図の実線で示たように、E。以下の非直線分布のほかに、E。とE。の問にもかなりの計数の分布が認められる。これは検出器内で生ずる多重散乱によるものである。

部分的エネルギー吸収による分布を差し引くため、解第7．3図の点線で示したよ
うにコンプトン端E〔以下の分布を等間隔で10区間に、E。とE。の間を等間隔の4区間に分割する。
この分布の形は、実際は、γ線のエネルギーと検出器への入射角の関数である。
照射線量率へ大きな寄与をするより高いエネルギー域で、エネルギーと入射角によってパルス波高分布の形が大きく変化することのない形状の検出器を使用する。角宰第7．3図で0．185MeV（＝Ep −E．こ）のところに認められるピークは、検出器結晶を取り付けているコールドフィンガーで生じた後方散乱γ線の全エネルギー吸

収によるらのである〔このピークは7緑が検出器軸に平行に近い角度で入射するときにのみ認められるしので、全立体角4方に対して′トさい割合を占めるにすぎない
ので、フィソティンノ、●の際には特に考慮する必要はない。

7．2．3 ストリッビング操作

芋苗綿と入射7線の部分的エネルギー吸収に対して仮定した分布を用いて、計測したパルス波高分布にコンピュータで次式のようなストリッビング操作を行う′
1

N．

＝N．−∑f．，（｛，−1）N．
l＝l◆l

−106−

−N．

この式で

Ni 、N一 ：入射γ線の全エネルギー吸蜘こよる、あるエネルギー区間の計数：全ての線源による、あるエネルギー区間の計数：最大エネルギーγ線（2．615MeV）を含むエネルギー区間：エネルギー区間jに入射したγ線の部分的エネルギー吸蜘こよるエネルギー区間iでの連続分布中の計数の割合
rI：エネルギー区間jに入射したγ線の全エネルギー吸収ピーク
計数に対する全休の計数の比（すなわちP／T比の逆数）

N。

：あるエネルギー区間iでの、一定と仮定した宇宙線による計数である。

最適な分解能を得るには●1keV／チャネルとした方がよいが、ストリッビング
操作における処理時間を短くするため10keV／チャネルとする。この変更により結果の精度を悪くすることなく、処理時間を短くできる。
ストリッビング操作は最大エネルギー（2．615MeV）を含む区間から始める。
ニの操作の概念図を解第7．4図に示した。

rは次式のように求める。
r（E）＝El（E）／e。（E）
ここで、亡．（E）＝エネルギーEの平行入射線束に対する全エネルギ」吸収ピー

ク効率、ど．，（E）＝エネルギーEの平行入射線束に対する全（ピーク＋連続）効率である。両効率は、散乱繰の影響を除くためシャドーシールドコーンを用いて、実験的に決定する。

円筒型Ge半導体検出器は全ての入射角にわたって「（E）が一様な応答を示す
ことはない。部分的エネルギー吸収による分布の形は入射角によって大きく変化す

ることはないが、r「E）の入射角依存性を考慮に入れる。r（E）の角度依存性は入射†線のエネルギーによって大きく変化することはないので、照射線量率に影響のあるより高いエネルギーについて補正した値を用いる（解説7．1参照）。

7．2．4 緑葉密度の計算
ストリソビング操作を施した分布の各エネルギー区間を、それぞれ対応した全エ
ネルギー吸収ピーク効率と計測時問で割って入射線素密度を求めるっすなわち、−107−

￠i＝N．／（e。．．・T）
ここで、￠．＝エネルギー区分iの入射線束密度、T＝パルス波高分布の計測時間である。e。．iは全立体角4汀にわたって平均した値を用いる。

7．2．5 照射嫁量率の計算
照射線量率を次式によって計算する。
L

丈＝66・05i雲￠i・E−・（〟…／旬）i

ここで丈：照射線量率（LLR／h）、El＝区分の平均エネルギー（MeV）（〃…／β）・：区分iの平均エネルギーのγ線に対する空気の質量エネルギー吸収係数（c瘡／g）

66．05：MeV／（g・S）からFLR／hへの変換因子である（5．6参照）。
これにさらに8．73×10￣：lを乗じれば、空気吸収線量率（〟Gy／h）が求められる。
なお、低エネルギー領域は電気回路の経書などの影響を受けるので、実際上の下限は0．05MeVとする。

丁．2．6 使用シンチレ一夕による吸収線量

補正波高分布が得られると、検出休の質量から検出体の平均吸収線量率が得られる。この値は放射線場が一定であれば一定の数値を示すので、エネルギー校正、シンナレークの質量の差など測定に際してのハード、ソフトに関するチェックとして役立っ。算出は次式による。

卜J ∑Nxxx（CH、X−0．5）×0．6×3．6×10−2×Exx／Ws ll
ここでⅠⅠとJJは計算されるエネルギー碩域、Nxx、CHxxはそれぞれXXチ

ャネルの計数率値（cps）、チャネル番号（10keV／ch）およエネルギーで
Wsシンテレ一夕の重量である。通常の環境においては3inの球形NaI（TI）
シンチレークにあってはIFLR／hに対して、約0．85FLrad／hとなる。

7．2．7 結果の例
ストリソビング操作を施した結果の1例を角芋第7．5図に示した。実線は元のパル−108−

ス波高分布で、点線は操作後の分布である（クローズドエンド同軸型、59椚座×35
mmgの場合）。約55〜65％の計数の減少が認められる。

（参考文献）l）K．軋削Iler；】A SpectralStripping恥thod for a Ge Spectrometer used

forIndoor Gamma Exposure Rate MeasurementsM，EML419．DOE，July，（1984）
K．M．Miller＆H．L8eck
lndoor Gamma−ray and Cosmic−ray Exposure−rate Measurements using a Ge

SpectroⅡ】eter and PressurizedIonization Chamber
Radiation Protection Dosinetory7：185〜189（1984）−109−

︵訳︶エ∧︵︺栗

−−−○−

エネルギー

Ec

E

相．ノ17T）

札ri621

解第7．3図 0．662MeVγ線が検出器軸に平行に入射するときのパルス波高分布（実線）と、ストリッビング操作における多重ステップ関数近似（点線）

F▲J

エヽ八︺玉

−−−−−

400

300
︵早半場＞むよヨ︶東通﹂∴∧∵菅︵葺吏哺ゝふこ岩−︶草原エ∴や菅

1−−N−

100

I．5

2．0

エネルギー（MoV）
角宰第7．5図 ストリソビング操作前（実線）と後（直線）の分布

了．3 寸トリックス法を用いた天然放射性核種別線量寄与の解析1）
環境放射線のスペクトルはK−40、U系列、Th系列のスペクトルの合成である、という観点から、連立方程式による解析が行われる。標準となる各線靡の、各領域に対する線量寄与をまとめると、次のようになる。
練 磨

U系列領域

K−40領域

k

h

一

k −むれ

N k

／N

−

●

R

k ・−1

慶

N I

．n h h＝R−u・N−−

k k ．．1■

ニNk。／Nkk

㍍川R和い

u U u

寄

与率の変形

ゝl︻ ．k ．kH

l−1−RMl︐

与
寄率

繰寄

Nkk

Th系列領域

h

与
寄率
量与
線寄寄

U

系

N。k
Rukニ軋．．／軋川
与率の変形 Nりk彗Ruk・N。。

Nu．hR‖．h望N。．h軋川軋一Ih竺 Ru．h・Nu。

N．h．h
Nlh。
N．hk
R．h、＝N州／N．いh N．h、．＝R．h．ノN．h．h

線量寄与

Th系列 寄与率

寄与率の変形 Nlhk＝R．hk・N．hlh N．hりニR．hu・N．hth

環境放射線の測定結果から領域を選び、それぞれ3つの領域の数値から線量寄与（計数寄与）を求める。すなわち各領域の計数率をN〜k、N〜h、N‥h とし、測定結果

中のK−40、U系例、Th系列の主領域への線量寄与をNk、N．∫、N．hとすると、表の式を用いて次のように表わすことができる。
NJk≡Nk ＋R．．k・Nl∫十Rlhり・N．h
N…＝ Rk．．・Nk−トN‖＋R．h‖・Nth
N、．hてRL．■、・Nし←Rリ＝、・N．．一十N．h

これをマトリックスを用いて表すと、
1

Rkり Rt…

Rk．． 1 R．h．．
Rいh R＝．h l

逆マトリックスを用いると、
1

R．＝

R．．k R．…
1 R．い．

Rklh Rり，h lとなる。

この式に得られたデータを代入すると、その領域の、その線源のみの寄与を求める
ことかできる。

−113−

照射線量率を得るデータ処理によって求めた値をN．とすると、この方法で算出した値N＝N．＋Nu＋N．hと一致しなければならない。通常の測定では、両者の差が10％以内であれば、Nk、NいNlhの値は信頼できる。なおN．＞N＋（NXlO％）となった際には、人工放射性核種の存在を考慮して検討をすることが必要となる。

（参考文献）1）NCRP Report No．50．EivironnentalRadiation Measurements，
P．84−94．

ー114−

録

付

−115−

付録1 ストリッビング法によるNaI（Tゼ）シンチレーション
スペクトロメータのデータ処理の例
このデータ処理は3in￠球形NaI（Tl）シンチレークを用いて得られたパルス波高分布を処理し，0〜3MeV領域のγ線、ならびに宇宙線に関する情報を得るための計算処理である。
このデq夕処理は（1）測定結果を10keV／chに変換する処理、（2）処理に必要な入力データの選択と導入、（3）上記の入力データにもとづいて行う計算、（4）計算結果の表示、などに大別される。

（1）測定結果を10k eV／chに変換する処理
この変換処熟まエネルギ⊥校正すなわち得られたパル●ス波高分布のチャネルとエネル

ギーの関係を規格化（全エネルギー領域についてチャネル幅を一定にする）する。この校正はチャネル間の数値の補間で行っている。●通常 0 点、…K（1461keV）、
2＝Tl（2614keV）の3点を用い、一次式で補正を行うが、高次の歪の補正には測定された′くルス波高分布のチャネルとエネルギーの関係の（次数＋2）組以上を用い、n次式でフィッティングを行う。チャネル間の数値の補間は比例配分によって決定する。
10k eV／c hに変換した結果は（2）以後のデータ処理の基本データとなるので、この校正の正確さは結果の精度に影響する。
（2）処理に必要な人力データ処理に必要な人力データのうち検出休（NaI（Tl）シンナレーク）のP／T比が、この解析に必要な唯一の実測データである。この値は単色†線の点線源を用いて求められ、付第1．1図、付第1．1真にその例を示す。
このはか、処理に必要な全計数効率等のデータは、γ緑とシンナレークとの作用断面積等の定数の文献†直から計算によって求める。
（3）入力データにもとづいて行う計算処理
10k eV／／c hに変換した測定結果の処理は（a）コンプトン寄与の差引き、および（b）ピーク効率の適用である。ピーク効率（PE）はP／T比（PTTR）を用い、球形シン
ナレークの直径dとNaI（Tl）シンナレークの減衰除数〃から次式

pE＝トー

2

‥ 〃（1

1

〕）（PTTR）

＋2e
（〃d）2

（〟d）2

−117−

〃d

によって求めることができる。3in￠球形NaI（Tl）シンチレ一夕について算出されたピーク効率の値を付第1．2真に示した。ピーク領域カウントN。とコンプトン連続

部分のカウントN。とは第1．2表に示した。

Ne ＝N，（l−PTTR）／（PTTR）の関係にある。N。から上式によりN。を求め、N。をコンプトン連続部分の各チャネルに均等に振り分けて差引く。
これは、コンプトン連続部分を矩形で近似することに相当する（付第1．2図）。実際には、まず3MeVに相当するチャネル（10keV幅）をエネルギーEγの光子の全吸収ピーク（面積N。カウント）と見放し、このN。から求められたN。を、コンプトン端Ec（MeV）（＝Eγ／（1十0．511／2Eγ））から0まで、対応する各チャ
ネルに均等に振り分けて差し引き、この操作を高エネルギー側から順次低エネルギー側に向けて繰り返す。この様にしてコンプトンの寄与を除いたスペクトルが得られ、各エ
ネルギーごとのピーク効率およびシンチレークケースによるγ線の減衰率をチャネルごとに適用すれば、γ緑綬束密度で表された光子スペクトルがえがかれる。さらに、各エ
ネルギーごとの光子東宮度一照射線量換算係数を適用すれば、エネルギー別の照射線量率も求められる。
（4）結果の信頼性等

この方法における誤差には、統計的なものとして計算過程を含めた計数誤差、また．

系統的な誤差として、数え落し、10keV／chの変換のさいの誤差、P／T比、コンプトン連続部分の差引き方法（矩形と実際の形との差）および基本定数の選び方、バックグラウンドデータのちがいなどが考えられる。

（5）解析と結果の表示

標準的には、0〜7MeVの範囲をγ線に関する情報、3MeV以上の領域を主として宇宙線に関する情報として扱う。
i）0〜3MeV領域の解析と表示q）測定データを10keV／chに変換した結果の表示。
② コンプトン寄与の差引いたスぺクトルの表示。
③ 上記スペクトルに対し、光子のピーク効率を剛、て線東宮度を算出した結果の表ー118−

示、すなわち、光子スペクトルの表示。

④ 光子スペクトルから照射線量スペクトルに変換した結果の表示。

⑤ ①、（さ、④について、3MeVより10keV毎の値を低エネルギー領域まで積分した結果。
これらが標準的な表示である。①、②、③、④については一般に片対数で表示する。

④の積算結果については、指定されたエネルギー（通常30keV）までの積分値を1とした百分率を直線表示する。またデータ番号とともにγ線、宇宙線線量を付第1．3
図の中に表示することもできる。

最）3MeV以上の領域の取扱
3MeV以上の情報は主として芋苗線にもとづくものであり、3in ￠球形NaI（Tl）シンチレークたおいては、3MeV以上の計数率に2．12（FLRh￣，）／（cps）という定数（N3）を乗じて、宇宙線線量率相当値とすることができる。
しかし、3MeV以上のエネルギーのγ線が存在する環境（加速器施設、原子炉施設近傍など）にあっては、高エネルギーγ線を宇宙線寄与として過大に見積もることかある。このような恐れのある場所での測定に際しては、人工放射線にもとづく影響の少ないエネルギー領域、例えば10MeV以上の領域を芋苗線線量の算出に利用することが必要である。この際、上記定数としてはN，。＝3．5（FLR／h）／（c p s）を用いる。この両定数の比（N川／N：，）は、環境における宇宙線成分のちがいにより1．3〜1．8了の幅があるが、ここでは1．65を用いる。

−119−

1

プ a

十3in．球形Nai（Tl）

光子エネルギー（MeV）

付第1．1図 NaI（T＝ シンテレ一夕のP／T比ー120−

付第1．1表 3in￠球形NaI（Tl）シンテレ一夕のP／T比

O

0

10

20

30

40

50

60

70

80

90

l．0

1．0

1．0

1．0

1．0

1．0

1．O

l．0

1．O

l．0

100

0．99

0．985 0．98

0．97

200

0．916 0．907 0．9 0．89

300

0．82

0．843 0．83
0．882 0．872 0．862 0．853

0．806 0．795 0．785 0．77

0．703 0．691 0．682 0．67

400

0．933
0．925
0．962 0．955 0．945
0．94

500

0．66

0．604 0．596 0．586 0．578 0．57

0．76

0．725
0．713
0．746
0．735

0．65

0．621
0．612
0．641
0．631

0．541
0．535
0．562 0．555
0．547

600

0．527 0．522 0．516 0．51

0．505 0．495
0．5 0．49700

0．475 0．47

8 00

0．408
0．405
0．434 0，431 0．428 0．425 0．421 0．417 0．414
0．411

p〔（〕

0．379
0．376
0．401 0．398 0．396 0．393 0．391 0．387 0．385
0．382

0．485 0．48

0．441
0．438
0．466● 0．461 0．457 0．453 0．449
0．445

1000

0．355
0．353
0．374 0．371 0．369 0．366 0．364 0．361 0．359
0．357

11n n

0．35

0．3

12†10

0．33

0．328 0．326 0．324 0．322 0．32

1300

0．31

0．298
0．308 0．307 0．305 0．304 0．302
0．30．296 0．295

l 10（）

0．294 0．292 0．2g1 0．29

15（）0

0．28

1600

0．257
0．267 0．266 0．265 0．2も4 0．263 0．261 0．260．258
0．259

1700

0．255 0．254 0．253 0．252 0．251 0．25

1日O U

0．245 0．2446 0．243 0．242 0．241 0．24

1900

0．235 0．234 0．233 0．232 0．231 0．23

2000

0．226 0．225 0．224 0，224 0．223 0．222 0．221
0．22
0．22 0．219

2100

0．219 0．218 0．217 0．216 0．215 0．214
0．213 0．212

0．211 0．211

2200

0．21 0．209 0．209 0．208 0．208 0．207
0．207 0．206

0．205 0．204

2300

0．204 0．203 0．203 0．202 0．202 0．201
0．2
0．199

0．198 0．197

2400

0．197 0．196 0．196 0．195 0．195 0．194
0．193 0．193

0．192 0．191

2500

0．191 0．19 0．19 0．189 0．189 0．187
0．187 0．186

0．186 0．185

2600

0・185 0．184 0．184 0．183 0．182 0．181
0．181 0．18

0．18

2了00

0，179 0．178 0．178 0．177 0．177 0．176
0．176 0．175

0，175 0．174

2800

0．174 0・173 0．173 0．172 0．172 0．171
0．171 0．17

0．17

2900

0・169 0・168 0・168 0・167 0・167 0，166 0．165 0．165
0．164 0．164

18 0．346 0．344 0．342 0．34

0．332
0．33
0．338
0．336
0．314
0．312
0．318
0．316

0．283
0．281
0．289 0．287 0．285
0．284

0．27 0．271
0．269
0．278 0．277 0．276 0．275 0．273 0．272

ー121−

0．247
0．246
0．249
0．248
0．2370．238
0．236
0．239

0．229
0．227
0．228
0．227

0．179

0．169

付第1・2表 3in￠球形NaI（Tl）シンチレークのピーク効率

50

60

70

80

90

l．00

l．00
1．00

1．00

0．999

0．999

100

0．924
0．988 0．982 0．976 0．964 0．954 0．932
0．945

0．913

0．900

200

g
0．784
0．887 0．873 0．861 0．845 0．831 0．7g
0．815

0．768

0．749

300

O．634
0．734 0．7エ6 0．700 0．685 0．666 0．652

0．620

0．607

0．592

400

0．495
0．579 0．565 0．554 0．540 0．528 0．506
0．516

0．484

0．474

500

0．406
0．466 0．457 0．447 0．438 0．430 0．414
0．421

0．400

0．393

600

0．348
0．386 0．380 0．374 0．368 0．363 0．353
0．358

0，343

0．338

700

0．307
0．304
0．333 0．328 0．324・0．319 0．315
0．311

0．300

0．296

800

0．293 0．289

0．286

0．283

0．280

0．276

0．273

0，2ノ0

0．267

0．264

900

0．261 0．258

0．256

0．253

0．251

0．248

0．246

0．2・13

0蠣241

0，238

1000

0．236 0．234

0．232

0．229

0．227

0．225

0．223

0．221

0．21g

0．218

1100

0．215 0．213

0．212

0．210

0．208

0．206

0．204

0．202

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0．194

0．192

0．191

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0．187

0．186

0．184

0．182

1300

0．181 0．179

0．178

0．177

0．176

0．174

0．173

0．171

0．170

0．169

14 00

0．168 0．166

0．165

0．164

0．163

0．162

0．160

0．160

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0．156 0．155

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0．153

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0．150

0．150

0．149

0．148

1f；00

0．147 0．146

0．145

0．144

0．144

0．142

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0．141

0．140

0．139

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0．138 0．137

0．136

0．136

0．135

0．134

0．13 1

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0．132

0．131

1800

0．131 0．130

0．129

0．128

0．128

0．127

0．126

0．126

0．125

0．124

1900

0．123 0．123

0．122

0，121

0．121

0．120

0．119

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0．118

0．118

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0．117 0．116

0．116

0．116

0．115

0．114

0．114

0．113

0．113

0．113

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0．111

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0．110

0．109

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0．108

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0．107

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0．107 0．106

0．106

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0．105

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0．105

0．104

0．104

0．103

2 300

0．103 0．102

0．102

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0．102

0．101

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0．0978 0．0972 0．0972 0．0966 0．0960 0．0959 0．0953 0．0948

2500

0．0947 0．0942 0．09410．0935 0．0935 0．0924 0．0923 0．0918 0．0917 0．0

2600

0．09110．0906 0．0905 0．0899 0．0894 0．0888 0．0887 0．0882 0．08810

2700

0．0875 0．0869 0．0869 0．0864 0．0863 0．0857 0．0857 0．0852 0．08510．02800

n O845 0．0840 0．0840 0，0834 0．0834 0．0829 0．0828 0，0823 0．0822 0．0817

2900

0．0817 0．08110．08110．0805 0．0805 0．0800 0．0丁9−10．り丁91 0．0788 0．07

0
0

l．00

30

40

1．00

l．00

20

10

1．00

−122−

np：ピークカウント
Er：ピークエネルギー
Ec：コンプトン端のエネルギー

斤：P／T比〝：チャネル鱒
nc：ヵウント／チャネル

付第1・2図 コンプトン連続部分の差引き方法−123−

︵エ＼∝ミ︶Nの．寸＝掛嘲璧トcc．m＝掛嘲要望佃伸−−NA−付第1．3図 3ill針球形NaI（Tl）シンチレーション検出器によるスペクトルの解析結果の表示例

仁一▲†人 NU．−（●（lりり扉Jlし （【ソ／（l−2‖U9†．O luiヽ．む
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0．う†さ【−〇2−0．】）i【−Oi−0．1i9【−O才−0．ユヽも【一0）付第1．3表 3in￠球形NaI（Tl）シンチレーションスペクトルの解析結果の表示例

0．もヽl【◆O1

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O．もヽl【◆010．も19【●010．もヽ9亡●01
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付第1．4裏 付第1．3蓑の説明◎DATA NO．

データ番号

測定データの番号で、ABCDEFの6個の数字で表す。Aは197A年、または198A年のデータを意味し、BCは、A年のテープの順番で、ABCがテープ番号となる。

DEFにはABCテープのデータ番号をあてる。
◎ B

この裏示の意味

検出体固有のバックグラウンドまたは特定のデータをバックグラウンドとして差引いたデータを用いて計算したものであることを示す⊃◎ C

この表示の意味

バックグラウンドの差引きは上記に示した差し引きのほか、さらに芋苗繰等の寄与分を3MeV以上の数（ABOVE COUNT）から求め、差引いた結果を用いて計算したものであるこ
とを示す。
￠） D

この表示の意味

これらのバックグラウンドなどを差引かない

生のデータを用いて計算したものであることを示す。
CH＾NNEL

チャネル数

測定データのチャネル敬、このプログラムでは1024、または2048のいずれかが多い。

KEV′・′cIl

チャネル幅NO．に示された数のチャネル幅を示す。通常
10k eV／CHとなっている。

TIME

収㍍時刻

あらかじめセットされた時間により通常収録
された時刻を示す。最初の2桁が時間、それぞれ以下は小数点を含む分を示す。また収録
データ番号をADEF．XYとし、DEFよりXY個データを集めたものを示す場合もある。
LAST−CH

最後のチャネル

データ角宰析した場合の最後のチャネルを示す。

通常3MeVに相当するチャネルが示される。

−126−

LIVE−T川E

測定時間

計測した時間（s）を示すものでスペクトルの0チャネルを用いている。ときには、この時間を別に入れる場合があるほか0チャネルの数を数倍したものを用いる場合（数え落しの補正など）があり、この場合にはスペクト
ルの0チャネル（計数時間）を括弧内に示す。
ABOVE−CNT

超過計数

スペクトル解析した最後のチャネル（LASTCH）から実際に使用した最後のチャネルまでの全計数値。

COS−DOSE（FLR，H）宇苗線線量ABOVE CNTから計算された宇宙線線量（∧BOVE

CNT／LIVE T川E）×Kで計算される。
Kには2．12を用いている。別の値を用いた
場合は、最後の頓にその値が示される。

GA州A（〃R，H） ガンマ線線量

通常3MeVまでのスペクトルから計算して得られたガンマ線線量。
上の線量計算で採用したエネルギー領域下限（CII）を示す放で、この値が3であれば、301くeVまで積算したことを示す。通常2〜5を用いる。この例で101くeVになっている。
検出休重量

WEIGI汀

使用した検出体（NaI（Tl））の重量。
これをあらかじめ与えることによって、波高分布の各エネルギーに相当する計数率とエネルギーの積の総和（∑．N．× E．）からシンナレークの平均吸収線量率か求められる．）

E．CH

チャネル幅

測定データのチャネル幅を示す。測定されたスペクトルをn次式で10k eV／CトIに補正しており、この際あらかじめ求めた1次式の係数を示してある。
注1）

RESULTS

計算結果

DATAは、10k eVから3MeVまでの計数率CPSo

FLUXは、10keVから3MeVまでの全線束宮度−127−γ／cぱ。
DOSEは、照射線量率〟R／h．暮で、10keVから
3MeVまでを積算したもの。

ADOSは、シンチレーク内の平均の吸収線量率（LLrad／h）。
PER D

RESULTSの各量を照射線量の値で割ったもの、
ただしDOSEの値（これは1．00になるはず）はチャネル領域を（CH）×10keV〜3MeVとした値を10keV〜3MeVの値で割っている。この
ため値は1．00とならないことがある。
0一−50、50〜100、100〜250
……−

3000

この値は、各結果について、それぞれエネル

ギ「領域0〜50keV、50〜100keV、100〜250
keV、250〜500keV、500〜1000l（eV、1000〜2000keV、2000〜3000keV問の百分率。

注1）：RESULTSには、シンテレ一夕ケースによる吸収などの補正をした結果、特性のわかった電離指など他の測定値との比較、生殖経線重などの値等、5組まで計算して打ち出すことか可能である。この場合DATA以外の数値は変わる。
注2）：アンダーラインの内容は結果のグラフ表示に際して用いられる内容である。

すなわち、データ番号；C、D、B、の表示；芋苗緑綬量率C＝：ガンマ線量率G＝、である。

一128−

NO．

チャネル番号

データの打出しは、チャネル番号（10keV／CH）
ごとの値が打出されるが、打出す内容は選択できる。通常1ページに打出す時は1〜100
keVまでは10keV／CHごと、100keV〜3MeVまで
は100keV毎の値を打出す。

◎DATA（cps）

測定データをn次式で10keV／CHに補正した各チャネル（10keV）ごとの計数率値（cps／10keV）を指定チャネルについて打出す。
◎PE＾K（cps）

DATA（cps）からコンプトン寄与を引いた結果

で、 B 、 c の場合は、この際あらか
じめ別に与えられたバックグラウンドスペク
トルを差引いたものについて計算が行われる。
＠）FLUX（γ・Cm￣2・S￣．）PEAK（cps）の結果を検出休のピーク効率で割って得られた、真の光子東宮度。
◎DOSE（〃R／h）

上記光子束密度から算出した照射線量率。この結果に物質のエネルギー吸収係数等から求められた係数を乗ずることによって、臓器線
量率、実効線量当量率等か算出できる。

SUM OF DAT＾，FLUX．DOSE

それぞれの結果を3MeVから低エネルギー領
域の指定チャネルまで積分した値。

◎印の碩目はグラフでら表示される。それぞれのグラフは片対数、またSUM OF
DOSEは直線グラフで百分率で示される。
これらの数値のうちアンダーラインのデータを逐次グラフにしたものを作ることが
行われるっ

ー129−

付録2 逐次近似法によるNa暮（Tl）シンチレーション
スペクトルのアンフォールディングの例
NaI（Tl）シンチレーションスぺクトロメータにより得られるパルス波高分布を光子エネルギースペクトルに変換（レスポンス補正）する方法にはいろいろあるが、ここでは3in￠球型NaI（Tl）シンテレ一夕で測定されデータを、レスポンスマトリックス

を用い、逐次近似法により解析する例について説明する。

2．1 解析手法の概要（1）エネルギー校正

エネルギー校正は環境γ線め波高分布のうち208Tl（2．61MeV）と・tOK（1．46
MeV）の全吸収ピークのチャネル数を計算機を用いて判定し、得られた2つのピークチャネルとそれに対応するエネルギー、および通常 零点 のエネルギーより、
エネルギー校正を行う。
（2）入力データの調整わせるため100keV以下はパルス波高分布はレスポンスマトリックスの分割に合20keVごとに、100keV以上は100k eVごとに分割し、補正波高分布とする。
（3）バックグラウンド成分の差し引き

芋苗練成分と検出器固有のバックグラウンドを差し引く。宇宙線成分は、プラスチ
ックシンチレーションスペクトロメーク同時計数法により求める。また検出器固有のバックグラウンドは鉄室内における測定値から得られる。

（4）レスポンス補正
パルス波高分布をレスポンスマトリックスを用いて補正し、入射†線スペクトルに変換する（この時に使用したレスポンスマトリックスを付第2．1表に示す。また、方法の詳細については2．2で述べる）。
て5）線量率の計算

入射7線スペクトルに、それぞれのエネルギーに対応する空気のエネルギー吸収係
数を乗ずることなどにより、レントゲン単位で表したエネルギースペクトルとなる。
また、これを全エネルギー領域について積分することにより、測定場所における照射

線量辛か得られる（この方法の詳細については2．3で述べる）。

−130−

2．2 逐次近似法によるエネルギー解析
エネルギーE。の光子が1個、検出器に入射した時、エネルギーEが吸収される確率をR（E。、E）とする。入射光子のエネルギー分布がX（E。）の時、吸収エネルギーEの分布Y（E）は次式のように表すことができる。
Cく）

Y（E）＝JR（E。、E）・Ⅹ（E。）dE

O（付2−1）

今、入射エネルギーと吸収エネルギーを等間隔にn等分すると、（付2−1）式からE，（j＝l、2、……
、n）が入射して、吸収されるエネルギーE．（i＝1、、n）の分布Y（E．）は、

2、Y（E，）＝R．，・X（E，）・△Eと表現できる。また、j＝1、2、（付2−2）、nと幅広いエネルギーのEJが入射した場

合には、

n

Y（E．）＝∑・R．，・Ⅹ（E，）・△E（付2−−3）j＝iとなる。（付2−3）式において、n→∞とすれば（付2−1）式となる。
X（E，）（j＝1、2、、n）は検出器に入射する放射線のエネルギースペク
トルを表し、Y（E一）（i＝l、2、、n）は検出器で観測されるパルス波高分
布である。R‥はエネルギーEJの入射放射線に対する検出器のレスポンス関数を表す。
（付2−3）式は、n行n列の正方行列R、n次元列ベクトルX、Yを用いて、次のように表現できる。

Y＝R・X（付2−4）

つぎに、求めようとするスペクトルの第1近似として、′ヾルス波高分布Y．，をとる。

ー131−

Ⅹ− ＝Yn（付2−5）

これに、レスポンスマトリックスRをかけたものをYlとする。

Y− ＝R・Ⅹl（付2−6）

つぎに、第2近似のⅩ2 として、Ⅹ．とYlの対応する要素の比にY。の対応する要素をかけたものとする。すなわちⅩヱの第1要素は、（Xヱ）I＝

（Ⅹ−）●

（Yo）l

（付2−7）（Y−）−

である。X2にさらにRをかけたものをY2 とする
Yヱ ＝R・X2（付2−8）

同様に、

（Ⅹ2）l

（X．1）■（Y−，）−（付2−9）（Yヱ）■

このうよな手続きを50回繰り返せば、〜10￣−の範囲内に収束する。

2．3 線量変換
逐次近似法によりレスポンス捕正を行い、入射γ線スペクトルから線量変換するには次式により行う。
ヱi（N．・El・〟l）・△E
D＝1．724 ×（〃R／h）…………

方「ヱ・W・T
ここで、

E， i番目のヒストグラムの中心エネルギー（eV）
W

空気のW値（33．85 eV／ion pair）

ー132−（付2−10）r

シンチレークーの半径（3．81cm）〟i

エネルギーE．の光子に対する空気の線減衰係数（cm￣1）

N．

i番目のヒストグラムにはいる入射光子数／△E（個／（100keV・S））

T

測定時間（s）−133−

付第2・1表 3in￠球形NaI（Tl）シンチレーション検出器のレスポンスマトリックス
光子の中央エネルギー（MeV）
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付録3 レスポンス関数の計算例
レスポンス関数を構成する成分は、基本的には一次入射光子によるコンプトン分布成分、
KX線エスケープ成分、消滅γ線スペクトル成分および全吸収成分から成るが、実際の検出器はNaI（Tl）結晶のほかにそれを包むケースや光電子増倍管等からの散乱γ線の影響もあって、厳密には個々の検出器ブロープ固有の形状を示す。厳密な意味でのレスポンス関数は吸収および散乱成分の含まない標準γ線による実験で求めるのが理想的であろうか、現実にはそのような線源の入手は不可能であり、たとえ可能であっても通常の実験
環境では高い精度は望めない。一方、このような誤差要因の入らない決定法としては、実際の検出器の形状で理論的に計算して求めることも一つの方法であり、現実に高い精度のレスポンス関数の決定が可能な段階にある。しかし、ここで述べるスペクトル解析は、精度を損なわずに単純な計算コードで実施できることを条件にしているため、レスポンス関数については検出器の形状のモデル化を行い、半実験的な方法で任意のレスポンス関数か計算できるようにしている。

ここで考えるスペクトル分布は、コンプトン成分、KX線エスケープ成分、消滅γ線ス

ペクトル成分、全吸収成分より成るものとして、個々に計算した上で合成する方法で決定する。その基準化は、全吸収成分とその他の成分を実験的に得たピーク効率と全効率で基準化する方法で行われている。
近似の概略は次のとおりである。

① コンプトンスペクトル分布
矩形分布と指数関数による合成② ヨウ素のKX線エスケープによるスペクトル分布
ヨウ素のKX線の逃げ率を使ってエスケープを含むスぺクトル合成③ 消滅7線によるスペクトル分布
0．51MeVのレスポンス関数をもとに確率計算で合成④ 全吸収成分

これは∂関数として、消滅γ緑による全吸収成分も含む形で合成
上の①〜④をさらに重ねることによって完全なレスポンス関数が完成する。付第3．1図、付第3．2図、付第3．1真に実際に計算された3in￠球形NaI（Tl）検出器のレスポンス関数の例を示す。

−135−

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チャネル番号︵℃lU＼ト︶＼︵＞む︶lO S＼エ∴トムこ
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付第3．1図 レスポンス関数の計算例−136−

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ヱ0チャネル番号

付第3．2図 レスポンス開放の計算例−137−

付第3．1表 合成により発生させたレスポンス関数の例（3in ￠球形シンナレーク用、50lくeV／bin）
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l．！81il●00 l．1J？j【◆Ol付録4 線量換算係数
1．照射線量および空気吸収線量への換算係数
スベクトロメータによって得られたγ線の入射スペクトルから照射線量を求めるには、エネルギーの関数としての光子フルエンスー照射線量換算係数を必要とする。空気のW
値を33．85eVとしたときのこの換算係数を付第4．1表に示す。なお、照射線量はやがて廃止され、空気吸収線量又は空気力ーマに移行する気運にあるので、荷電粒子平衡が成立する場合の空気吸収線量への換算係数も同義に加えた。
2．実効線量当量および1cm深部線量当量への換算係数
昭和63年の法令改正により線量限度は実効線量当量および組織線量当量で定められることとなった。環境モニタリングにおいても空気吸収線量又は実効線量当量で評価が行われることになったので、光子フルエンスからこれらの線量への換算係数を付第4．2真に示す。実効線量当量のデータは、成人の人体ファントムを用いた計算結果のうち、環境放射線の方向分布を考慮して、1CRP Publ．51に示されている等方照射の場合のデqクを掲げた。
付第Ll．3真に、おなじく等方照射の場合の照射線量から実効線量当量への換算係数を示す。ここに見られるように rem（＝10￣2Sv）で表された実効線量当量は広いエネル
ギー範囲にわたって、Rで表された照射線量のおよそ0．7倍である。
通常の屋内、屋外の環境においては散乱線が存在するため、100keV〜300keVのエネル
ギーの放射線が多く、このためICRUの周辺線量当量率は照射線量率に対して大き目に、実効線量当量率（回転照射）は小さ目になる。エネルギースペクトルから得られる
この係数は、それぞれおよそ105％、および65％である。

−147−

付第4．1表
光子フルエンスから空気吸収線量および照射線量への換算係数（空気のW値を33．85eVとする）

ー148−

付第4．2表
等方照射の場合における光子フルエンスから実効線量当量への換算係数（10￣12 Svc虚）−149−

付第4．3表
等方照射の場合における照射線量から実効線量当量への換算係数（10￣2SvR￣り

一150−

参考資料

−151−

参考資料1 NaI（Tl）シンチレーションスぺクトロメータ
による測定結果の不確かさ（精密さと正確さ）と問題点
NaI（Tl）シンチレーションスぺクトロメータによる測定結果の不確かさに関係する因子には次のようなものがある。
（1）シンテレ一夕内のすべての位置におけるエネルギー吸収が正確に発光→電気パルスとして測定されているかどうか。これにはシンテレ一夕と光電子増倍管の光学的結合、シンチレークの均一性、集光過程などが関係する。
特に、光子エネルギーの低い場合（表面での発光）と高い場合（深くまで入る）、宇宙線（全休一様）など発光位置の遠いによる集光過程上の問題がないかに注意する必要がある。極端な場合、波高値とエネルギーとの比例関係は著しく損なわれることがある。
（2）シンテレ一夕内での吸収エネルギーか正確に波高に変換（エネルギー校正）され、かつそれか解析を行う際の波高分布のエネルギーに合致しているかどうか。これは、エネ

ルギー校正の良否によって決まるが、これがどの程度最終結果に影響するかを参第1．1
真に示すっ この例1は 0 点、川Kのピーク、2＝ Tlのピークのチャネル値を基準値から変化させたとき得られるγ緑綬量率値の遠いを示したもので、これでみられるように、環境放射線測定の場合、低いエネルギー領域の校正の不正確さが結果の値に大きな影響をもつ。
（3）このほかに、測定の際の統計誤差がある。統計誤差は計数の統計から算出できるが、実際は同一一測定場における繰返し測定によって得られる結果の分布を求め、決定する。
参第1．2表は3in球形NaI（Ti）シンレーションスペクトロメークを用いて、1分測定を90回くりかえし、その結果の分布を示したもので、数〃R／h程度の環境におけるl分間の測定では、γ線については約2％（〜0．1LLR／h）、3MeV以上の計数から求められる芋苗緑綬量には10％（〜0．3〟R／h相当）の相対標準偏差かあること
がわかる。

ー153−

参第1．1表1982年11月9日京大原子炉実験所において測定されたスペクトルについて、
エネルギー、チャネル間の対応の数値をいろいろ変えて線量率を求めた結果の例（アンダーラインは基準となる値）
0 点を変えるエネルギー チャネル

K−40ピークを変える T卜208ピークを変える

OkeV

1461keV0

照 射
線量率

エネルギー チャネル エネルギー チャネル

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220（〃R／h）

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6．55
6．47

「

「「了【「

5

6．14
5．98
5．84

7
9

210
212
214
216
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220

388

6．64
6．56
6．47

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224
226
220

−154−

6．89
6．80
6．72

6．36
3．27
382
386
388
392

「r耶「

396
400

6．48
6．48

6．50
6．49

6．47

1分間測定の90回分についての測定値の分布

参第1．2表
計数値

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11．りIiも参考資料2 各種計測器による測定結果の比較例
3地点で3械関のゲルマニウム半導体スペグトロメータと3機関のNaI（Tl）シン
チレーションスぺクトロメータ、さらに3種の電離指による同時計測を行った。その結果を参考までに見てみることとする。

3地点のうち、A地点は屋内（体育館内）で、片側は崖がせまっている。また、屋外では強い降雨があり、空間・r線量率は計測時問とともに増加傾向にあった。B地点は、広い
平坦な裸地であり、表面土壌中の放射性核種の分布は、ほぼ全面で均一であった。しかし、1片の隅で放射線レベルかやや高くなる傾向が示された。計測時間中の空間放射線量ははぼ鵬定であり、天候も快晴であった。すなわちB地点では理想的な地形、環境条件とみられるところであった。C地点は、ごく近くにコンクリート造りの建物がある芝地で、海岸．
へ向かってゆるく下がっていく傾斜地であった。天険は、曇一時雨という状況であったが、空間線量率ははば一定とみられる状況であった。

参第2．1〜2．3は、2機関のゲルマニウム半導休スペクトロメークによる各γ緑葉密度

計測値と、1機関のNaI（Tl）シンチレーションスペクトロメータによる？線素密度
計測値とを比較したものである。1．76MeV7組付近を除き、各地点個々の値を考えれば、平均的にゲルマニウム半導体スぺクトロメ…クによる値とNaI（Tl）シンチレーショ
ンスペクトロメータによる値の比が、はぼ1．00に近いことがわかる。すなわち、線素密度については、Nal（Tl）シンチレーションスペクトロメーク、ゲルマニウム半導体ス
ペクトロメークともに多くの場合良好な値が得られることを示している。ただし、1．76
ト′TeV付近のデータについては大気中ラドン濃度の変化のため、個々の装置、個々の地点について相当の差かみられた。ゲルマニウム半導体スペクトロメータで得た線量について

は、参第2．1真に示される通り各機関（装置、データ処理方法が異なる）問でかなり良く一致している。しかし、NaI（Tl）シンチレーションスペクトロメークとの比較では必ずしもそうはならない。特に、A地点のような条件が複維な場合には、差がでるのは当然であろう。

普通、こうして得られた比較測定の結果は一般にそのまま適用できるとは限らない。検出器を含む装置の遠い、環境条件に対する装置の安定性の差、校正の差、角封斤や処理の際に使用している基礎データの差、手法の違いなど、偏りを生ずる原因は多く、計測される
値には、これらのことにより若干の差が生じ得るものである点に注意が必要である。

ー156−

参第2．1表 各機関による計測結果の相互比較（照射線量率の比較）

電

NaI（Tゼ）シンチレーションスべクト山一ク

場 所

A 地点

−−∽﹂−

B 地点

離

箱

ゲルマニウム半導休スベクトロメータ

番号 機関 A 機関 B 機関 C 機関（a） 機関（b） 機関（C） 機関 X 機関 Y 機関 Z
4

7．52

8．70

7．49

11．57

11．8

11．9：う

U．09

6．06

5

8．31

9．69

8．55

12．46

12．5

12．69

7．11

6．98

6

8．20

9．50

8．25

12．29

12．4

12．54

7．62

6．98

7

8．01

9．30

8．10

12．11

12．23

12．39

7．19

6．75

8

12．34

13．07

12．1

16．14

16．3

16．43

13．69

12．60

9

12．33

13．66

12．1

16．68

16．0

16．39

13．12

13．10

10

12．32

13．70

12．0

16．57

16．0

16．30

13．82

13．51

12．39

13．70

12．0

16．90

16．0

16．41

13．17

13．16

12

12．28

14．62

11．9

17．03

16．4

16．35

13．65

13．16

13

12．33

13．91

12．0

16．71

16．14

16．30

13．58

12．96

15

7．64

8．64

11．68

11．8

11．82

7．81

6．54

16

7．52

8．47

7．61

11．67

11．5

11．67

7．36

6．45

17

7．40

8．52

7．51

11．39

11．6

11．67

7．62

6．39

18

7．52

8．54

7．55

11．43

11．5

11．68

7．41

7．47

19

7．46

8．60

7．54

11．54

11．8

11．68

7．58

6．49

20

7．52

8．55

7・55

11．54

11．64

11．70

7．72

7．15

13．34

］13・65

C 地点

13．49

︵S・ 篭 ＼ ト

／

′′
B令′

／

′
′
′
′

︶措玉堂華野外苫

′
′
／

′
′

′／ oe／Nal二ご1．00
ヲ忘A
／

0．2

0．1■

0．3

0．1

0．5

N al（Tl）検出器（T／cd）

付第2．1図 ゲルマニウム半導休スペクトロメータとNal（Tl）シンチレーションス

ペクトロメータによる20AT12．615MeVγ線の線素密度計測値の比較

A．B．Cは測定地点、○及び△は機関X．YのGe半導体スペクトロメータ
による測定値。またNaI（Tl）シンチレーションスベクトロメータによる測定
は機関Cによる。（以下同様）︵S・葛＼ト ︶措∃璧笠竹井蓬

′
△′
′も A

8A ′
o ′
0−′

／

／ △c
ノ

′

／
／
／

′

′

0亡／NdI＝0．83

′

0・02

0・04

0．OG O．08

0，10

N aI（T］）検山器（T／cnT・S）
付第2．2図 ゲルマニウム半導体スペクトロメークとNaI（Tl）シンチレーションスペ

クトロメークによる＝Bil．756MeV r線の線束密度計測値の比較

−158−

参考文献

（1）小村和久、＝学総説No・29、棺現象と分析化学、日本化学会編、P．27〜42（1982）（2）森内茂、JAER卜1209（1971）（3）阪上正信、「環境放射線−−−一研究の現状と展望＿J日本原子力学会編（1982）（4）Gogolak，C．V．．Millcr．K．M．．EML332（1977）（5）Gogolak，C．Ⅴ‥ EML：398（1982）（6）Tcrada．H．et al．J．Nucl．Sci．and Technol．．1丁、281〜290（19汀〉 阪井英次等、JAERl崗6498（i976）（8）J‡S Z j520（1979）ゲルマニウムγ線検出差の試験方法（9）岡野真治、電気学会詰NE−79−7、P．53〜62（1979）ー159−

文部科学省放射能測定法シリーズ
1．全ベータ放射能測定法

昭和51年9月（2訂）2．放射性ストロンチウム分析法

昭和58年12月（3訂）3．放射性セシウム分析法

昭和51年9月（1訂）4．放射性ヨウ素分析法

平成 8年3月（2訂）5．放射性コバルト分析法

平成 2年2月（1訂）6．NaI（Tl）シンチレーションスぺクトロメータ機器分析法

昭和49年1月

7．ゲルマニウム半導体検出器によるガンマ線スペクトロメトリー

平成 4年8月（3訂）8．放射性ジルコニウム分析法

昭和51年9月

9．トリチウム分析法

平成 8年3月（1訂）10．放射性ルテニウム分析法

平成 8年3月（1訂）11．放射性セリウム分析法

昭和52年10月

12．プルトニウム分析法

平成 2年11月（1訂）13．ゲルマニウム半導体検出器等を用いる機器分析のための試料の前処理法

昭和57年7月

14．ウラン分析法

平成 8年3月（1訂）15．緊急時における放射性ヨウ素測定法

昭和52年10月

16．環境試料採取法

昭和58年12月

17．連続モニタによる環境γ線測定法

平成 8年3月（1訂）18．熱ルミネセンス線量計を用いた環境γ線量測定法

平成 2年2月（1訂）19．ラジウム分析法

平成 2年2月

20．空間γ線スペクトル測定法

平成 2年2月

21．アメリシウム分析法

平成 2年11月

22．プルトニウム・アメリシウム逐次分析法

平成 2年11月

23．液体シンチレーションカウンタによる放射性核種分析法

平成 8年3月（1訂）24．緊急時におけるガンマ線スぺクトロメトリーのための試料前処理法

平成 4年8月

25．放射性炭素分析法

平成 5年9月

26．ヨウ素−129分析法

平成 8年3月

空間γ線スペクトル測定法

平成 2年 7月1日 第1刷 発行
平成10年1月25日 第3刷 発行

所

発 行

∴

タ

ン

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財 団 法 人