JPH0375582A - ランダムでパルス性ないしパルス性に変換可能な物理的大きさの測定方法およびガンマ線分光測定への応用 - Google Patents

Abstract

(57)【要約】本公報は電子出願前の出願データであるた
め要約のデータは記録されません。

Description

【発明の詳細な説明】 本発明は、ランダムで、かつパルス性ないしはパルス性
に変換し得る物理的大きさを測定する方法に関するもの
である。特に、ガンマ線分光測定に応用される。

本発明はとりわけ、パイプライン中を循環する液体中に
含まれる放射性元素の体積活性を測定するために適用さ
れ、特に、加圧木型原子炉の囲枠から放射される放射性
元素の体積活性を測定することに応用できる。原子炉の
中で事故が発生した際には、この囲枠を開放しなくては
ならないが、事故は、原子炉を含む施設全体への電気供
給が長時間にわたって完全に遮断され、ひいては、炉心
が冷却する可能性が長時間に渡って奪われたことを原因
として発生する。

こうした場合に問題となる放射性元素は、ヨウ素やセシ
ウムの同位元素など、ガンマ放射線を放射する放射元素
である。これらの放射性元素の体積活性値は究めて幅広
い範囲に及ぶこともあり、この範囲は、その効果が少な
くとも大きさの３の階数と比例する（ｄａｎｓ　ｕｎ　
ｒａｐｐｏｒｔ　ｄｅ　ｔｒｏｉｓｏｒｄｒｅｓ　ｄｅ
　ｇｒａｎｄｅｕｒ　ａｕ　ｍａｉｎｓ）仮説に基づい
て測定される。

実際に測定を行う場合には、ガンマ線分光測定法を使用
する。ところが、従来のガンマ線分光測定法で使用され
る分光測定チェーンでは、その測定範囲が狭い。これは
特に、これらのチェーン中では、計数率を高くするとパ
ルスのコインシデンスという減少が起こり、この減少が
このようなチェーンを含む増幅器のレベルで特に発生す
るからである。

このため、これら従来の方法は、事故の際における原子
炉の囲枠からの廃棄物（放出物）を直接的かつ確実かつ
継続的に測定する方法としては用いられない。

本発明は、こうした不都合を示さず、原子炉の囲枠から
の放射物、ならびに更に一般的には、その体積活性がか
なりのものと考えられるガンマ線を放射する放射性元素
を直接的かつ確実かつ継続的に測定できるガンマ線分測
定法およびガンマ線分光測定チェーンを対象とするもの
である。

本発明は、更に広く、確率性かつパルス性ないしく例え
ば、パターン認識装置により）パルス性に変換し得る物
理的大きさの測定一般を扱う。このとき、この大きさは
、振幅の大きい大量のバックグラウンド（放射能）ある
いは既知信号に重ねることのできる信号に翻訳される。

厳密にいえば、本発明の第一の目的は、不確実でかつパ
ルス性ないしパルス性に変換し得る物理的大きさを測定
することであり、この方法は以下のことを特徴とする：
検出装置（手段）ならびに検出装置から発せられる信号
を電子的に処理する装置を備え、かつ、上述の大きさに
ついて結果を提供する測定チェーンを利用すること：こ
の目的のために、最適化したチェーンの電子的処理装置
中において、測定すべき現象の確率変数性を正確に考慮
しながら、−重、二重、三重、場合によっては更に多重
の事象を区別することにより、逐次代入法による数学的
シミュレーションを行い、このシミュレーションの間に
、問題の大きさについて近似な結果を決定し、このシミ
ュレーションの結果と測定結果とを比較すること：結果
が収束（一致）した時点で、逐次代入法を中止すること
（を特徴とする）。

“最適化したチェーン”とは、処理の際に利用できるパ
ルスの物理特性（高さ、形、面積・・・）のうち検索し
ている情報に結び付く情報を優先するチェーンのことで
ある。

本発明は特にガンマ線分光測定に応用される二本発明は
また、特定したｎ個のガンマ線放射性元素の体積活性を
測定するためのガンマ線分光測定法で、以下のことを特
徴とする方法をも対象とする：放射性元素から放射され
たガンマ線光子によりパルスが発生し、パルスのコイン
シデンスが生じやすいガンマ線分光測定チェーンを使用
し、このチェーンが光心シンチレーション装置、および
出力としてほぼ正三角形の形をしたパルスを提供するの
に適した増幅器を備えていること−この正三角形の底辺
は一定の時間Ｔを持ち、その面積は光シンチレータの中
でガンマ線光子から放出されるエネルギーと比例する：
分光測定チェーンを用いて、ｎ個のパルス列、Ａ　ｌ　
、、　１≦ｉ≦ｎ、を導く測定を実施するが、この時、
これらパルスは放射性元素から放出されるガンマ線光子
によるものであり、これらｎ個が連接したｎ個のエネル
ギー区間とそれぞれ関連づけられ、これらエネルギー区
間自体がまたそれぞれｎ個の放射性元素と関連付けられ
ていること；分光測定チェーンの挙動を逐次代入法で数
学的にシミュレーションし、この間に、体積活性の近似
値Ｂい１≦ｉ≦ｎ、を求め、シミュレーションでの結果
を測定結果と比較すること；選択した放射性元素のうち
少なくともいくつかについて収束が見られた時点で、逐
次代入法を中止すること（を特徴とする）。

実施する数学的シミュレーションは以下の現象に基づく
：正確に決定されたエネルギーの光線スペクトルという
形でガンマ線光子から放射される各放射性元素ｉ、なら
びに、このスペクトルにあった光シンチレーション装置
により、連続スペクトルＳｌを得る。

更に、このシミュレーションは、（ａ）１つの放射性元
素のある一定の活性について（とじての）光線スペクト
ルと連続スペクトルとの間に存在する比、（ｂ）増幅器
の回路の物理特性（物理的挙動）および、（ｃ）放射性
元素から放射されるガンマ線の確率変数性に基づいてい
る。

これら（ａ）、（ｂ）、（ｃ）の３つの要素はそれぞれ
以下を明らかにすることを可能にする：ある放射能元素
ｉのある体積活性について（とじて）増幅器の入力側に
受け取られる連続スペクトルＳ　ｌ、サンプリングの基
本時間と呼ばれるパルスＴの幅、そして時間Ｔにおける
単一、二重、三重、四重、・・・）のパルスの集合。

Ｔにおける二重（それぞれ三重、四重、・・・）のパル
ス集合とは、もっとも長い場合でＴに等しい時間の間に
、２個（それぞれ、３個、４個・・・）ずつ固まった形
で増幅器の入力側に存在するパルスの集合（総体）であ
る。

体積活性を導く逐次代入法は、最後に行った代入で得ら
れた数値Ｂｉと最後から二番目の逐次代入で得られた数
値Ｂ１との総体差が前もって決定しておいた数値、例え
ばｉについては５％、よりも小さくなった時点で中止す
ることができる。このとき、求めるべき体積活性は最後
の逐次代入で得られた数値Ｂｉｌ≦ｉ≦ｎ、と等しいと
される。

本発明の対象である方法の実用モードの１つでは、各放
射性元素について、標準スペクトルと呼ばれる単位体積
活性あたりのガンマ線発光スペクトルを前もって記憶さ
せおき、これが連接するエネルギー回路について、単位
時間（例えば、秒）あたりの発光（衝撃）数で表される
エネルギー回路あたりのパルス数を与える。他方、時間
Ｔの間にに個のパルスを有する確率Ｐ　（ｋ）を与える
確率法則を記憶させておくが、この時、ｋはＯより大き
いすべての整数を取り、以下の手順で体積活性が決定さ
れる； Ａ）Ａｌ、１≦ｉ≦ｎを導く測定を実施する；Ｂ）一連
の逐次代入を実施し、各逐次代入法には、 ａ）求めるべき体積活性の近似値を生成（形成）シ、こ
れら放射性元素のコンプトン散乱および光電ピークとい
う減少を考慮しながら、ｎ個の数Ａ、、１≦ｉ≦ｎ、か
らｎ個の数Ｂｉ、１≦ｉ　：；ｎ、を決定する第−層、
これは； ｂ）第二の相、 一各標準スベクトルから（を基に）、各回路のパルス数
にこの標準スペクトルと結びつく放射性元素に対応する
数Ｂｉを掛けることにより、相似スペクトルＳｌを形成
する。

−この相似スペクトルを回路ごとに互いに加算して、純
スペクトルＳと呼ばれる確率性のないスペクトルを形成
する、 −この純スペクトルＳから（を基に）、−一方で、この
純スペクトルのパルスをｎ個のエネルギー区間ごとにま
とめ（分類し）これらｎ個のエネルギー区間と、とそれ
ぞれ関連付けられたｎ個のパルス列ａ、、１≦ｉ≦ｎ、
を決定する、 −他方、放射能の不確実性を考慮し、かつ、このスペク
トルに記憶させた確率法則を適用するこ−とにより、ｋ
位のスペクトルを決定する。ここで、ｋは１以上のすべ
ての整数値を取り、これらのスペクトルは相互に相似で
あり、かつ、純スペクトルＳと相似である。ｋ位のスペ
クトルとは、一定の時間区間内に増幅器の入力側に到達
するパルスのスペクトルで、従って、増幅器の中ではに
個づつまとめられ、ｋの最高値は３である（であること
が望ましい）。

−に位の各スペクトルを数学的に処理することにより、
増幅器の出力側のに位のスペクトルを決定する。

一エネルギーの増加分ごとに、これら出カスベクトルを
加算することにより、この増幅器の入力側の純スペクト
ルＳについて、増幅器の出力総スペクトルを計算する。

また、−この総スペクトルをｎ個のエネルギー区間にま
とめ、それぞれｎ個のエネルギー区間と関連し、数ａｉ
、とホモローグである別のｎ個のパルス列、ｂ、１≦ｉ
≦ｎ、を得る。

−ｎ個の量Ａｌｌ　　　（ａｔ　　ｂ＋）を算出し、こ
れらｎ個の量を次の逐次代入に使用として、次の逐次代
入での数Ｂｉを決定する。

そして、 Ｃ）選定した放射性元素のうち少なくともいくつかにつ
いて収束が得られた時、一連の逐次代入を中止する。

特に、数値Ｂｉ、１≦ｉ≦ｎ、はガウス・シーデル・タ
イプの方法を用いた一連の逐次代入法により第一の相に
おいて決定され、この第一相の逐次代入法は導かれた数
値Ｂｉが収束した時点、例えば、すべてのｉ、１≦ｉ≦
ｎ、について最後の逐次代入で得られたＢｉと最後から
２番目の逐次代入で得られたＢｉとの相対差が前もって
決定したおいた数値、例えば１％、よりも小さくなった
時点で中止する。

本発明はまた、特定したｎ個のガンマ線放射性元素の体
積活性を測定することを目的とし、第一本体部を有して
いることを特徴とする分光測定チェーンを対象とするが
、この第一本体部は少なくとも以下を備えている； 一測定すべきｎ個の放射性元素から放射されるガンマ線
に直に曝される光シンチレーター　；−光シンチレータ
ーと接続した光電増倍管、−光電増倍管から発せられる
信号を増強し、ほぼ正三角形の形をしたパルスを出力と
して生成するのに適した増幅器。このパルスの底辺は一
定の時間値Ｔを持ち、面積は光シンチレーターの中でガ
ンマ線光子により放出されるエネルギーと比例する。

一増幅器から発せられるパルスから（を基に）、連接す
る複数のエネルギー窓については、善意あたりのパルス
数という形で情報を与えるためのパルス高選択器。

−この選択器から送られてくる情報を処理し、前述のシ
ミュレーションを実施するための電子処理装置。

とりわけ、この本体部には更に、多様な温度においても
チェーンが正確に機能するよう、シンチレータ−の温度
に従ってガンマ線照射エネルギーへの応答を安定化させ
る装置を備えている。

また、本発明の対象である分光測定チェーンは更に、第
一本体部と同じであるが、その光シンチレーション装置
は測定すべき放射性元素からのガンマ線に直接には曝さ
れない第二の本体部を有している。電子処理装置は２つ
の本体部の選択器から情報を受取り、窓ごとに第二本体
部の選択器での情報を第一本体部の選択器での情報から
差し弓くことにより、Ａ　１　ｉ、　１≦ｉ≦ｎ、を得
た後、前述のシミュレーションを実施して、バックグラ
ウンドのガンマ線量を補正することができる。

最後に、各シンチレータは、多様な温度の下でも正確に
作動できるよう、Ｎａｉ、　（ＴＩ）製であることが望
ましい。

本発明は特に、（例えば、フランスに設置されているよ
うな種類の）加圧木型原子炉の囲枠に備えられているサ
ンドフィルターからの廃棄物中に含まれる放射能を測定
するために応用される。この種の原子炉は、長時間にわ
たって原子炉の冷却装置が停止した場合には、その囲枠
を開かざるを得なくなる。

本発明の対象である測定法の目的は、理論的および実験
的研究から得られた情報を補完し、このような操作（囲
枠の開放）を開始する際に、利用できるようにすること
である。こうした理論的および実験的研究では、これら
廃棄物の重大性および環境への影響を先験的に定量化す
ることはできても、幾分の不確実性を伴う。こうした不
確実性は、一部には、囲枠の空気中に存在するヨウ素お
よびセシウムなどの異なる同位元素の体積活性によるも
のであるが、サンドフィルターの効率と関係する部分も
ある。不確実性をほとんど伴わない希ガスとしての廃棄
物理論値については、事故およびサンドフィルター中へ
の放射性元素の蓄積を原因とする希ガスおよびバックグ
ラウンド・ガンマ線の検出に対する影響を可能な限り排
除することにより、ヨウ素の同位元素およびセシウムの
様々な同位元素のエーロゾルを検出することに主な関心
が向けられる。

廃棄物に伴う希ガスは廃棄物の中に大量に存在し、ヨウ
素およびセシウムの放射性同位元素の測定を妨害する信
号を出す、ということに留意すべきである。

更に、深刻な事故につながる状況を総合的に考慮すると
、温度を究めて厳密に安定させることを必要とする測定
方法は使用することができない。

この点で、ガンマ線分光測定チェーンは、温度が変動し
ても良好に機能できると認められる。

第１図は加圧木型の原子炉を有する原子力施設２を模式
的に示したが、これには囲枠４、ならびに原子炉が正常
に作動している際にガス状の様々な廃棄物を放出する煙
突８を含め多様な建造物６が付隨する。囲枠は、囲枠内
部の空気を減圧濾過する装置を備えている。この減圧濾
過装置は前述した事故の際に使用される。この装置は、
建物６のうち１つの屋上にサンドフィルター１０を備え
、図には見えないが、堰板（シャッター）を開くことに
より囲枠内を減圧するバイブ１２がサンドフィルターま
で伸びている。この場合、囲枠内の空気はサンドフィル
ター１０の方へ排出され、サンドフィルターは囲枠内の
空気を汚染している放射性元素のうち主なものをエーロ
ゾルの形で捕らえる。

バイブ１４は濾過された廃棄物を煙突８へ送る。

使用される分光測定チェーンは、ヨウ化ナトリウム・シ
ンチレータ−用およびエネルギーの自動校正用と、２個
の測定探針を備えている。これらの探針は、例えば、フ
ランスに設置されている加圧水型原子炉で、ボイラーか
らの一時・二次漏れを監視するために窒素１６を測定す
る際に使用されるものと同じタイプのものである。

これらの探針は、＋１０℃〜＋６０℃の間とされる室温
状態において、２００ＫｅＶ〜２，５ＭｅＶの間では誤
差が２０ＫｅＶ未満となるよう安定されたエネルギーに
応答する。これらの探針は、考察した事故のように同定
および測定すべき放射性元素の数が限られている場合の
活性測定に非常に適した分光測定法を可能とする。

これらの単身は、シールド１６の中に収められており、
このシールドはバイブ１４に比較すると、サンドフィル
ター１０の近くに位置している。シール度１６は鉛製で
、囲枠が減圧された際に特にサンドフィルターから出る
放射線を大いに弱めるためのもので、かつ、これが測定
の妨げとならないようになっている。

第１図に示すごとく、バイブ１４は、シールド１６と比
較すると、配管系１８を備えている。この配管系１８は
フランジでバイブ１４の残り（末端）とつながっており
、バイブ１４の末端部の内径と可能な限り近い内径を有
している。この配管系は不銹性の鋼鉄でできており、そ
の内壁は研磨されている。

第２図に２０の参照番号で示す１つの探針はいわゆる測
定用であるのに対して、もう１つの探針、参照番号２２
、はバックグラウンド・ガンマ線を補正するためのもの
である。

探針２０は、配管系１８に比較すると、シールド１６の
中に設置されている。この配管系１８の内壁の厚みの減
衰部（くぼみ）２４は、探針２０に比較すると、一部に
は、バイブ１４の中を循環する液体中に含まれる放射性
元素から出るガンマ線の透過率をコントロールするため
のものであり、また一部には、ヨウ素１３１のガンマ線
光子の透過率（光電ピーク・エネルギー、　０．３６Ｍ
ｅＶ　）と希ガスのガンマ線光子の透過率（光電ピーク
・エネルギー、　０．０８ＭｅＶおよび０．２４ＭｅＶ
　）との比を最大にするためのものである。

シールド１６は、上述の内壁減衰部２４と測定用探針２
０との間にコリメーター（規準儀）２６を備えている。

コリメーター２６の直径は測定用探針の感度を決定し、
この感度は、配管系１８の中を循環する液体の体積活性
に対する、探針のシンチレータ−から見た発光（ｃｏｕ
ｐ）数で表わされる。この直径は、配管系１８内の体積
活性が最高となった場合でも、測定用探針２０が損傷し
ないだけのものでなくてはならない。

シールドの厚みは、分光測定チェーンの測定範囲の基底
値の決定に関わってくる。実際には、後で述べるごとく
、分光測定チェーンのためエネルギーが前もって決定さ
れている窓ごとに、測定用探針２０から発せられる信号
からバックグラウンド・ガンマ線の信号を差し引く。窓
ごとに、補正用探針２２で測定したバックグラウンド・
ガンマ線量を減算した結果は、ガウス変数と同一視でき
る確率変数である。従って、減算の結果の正確さは、測
定用の窓でカウントされた発光数Ｎｌ、ならびに、補正
用の窓でカウントされた発光数Ｎ２と直接的に関係して
いる。Ｎ１−Ｎ２の差の標準偏差は（Ｎ１＋Ｎ２）の平
方根に等しく、相対精度は、（Ｎ１＋Ｎ２）の平方根を
（Ｎｌ−Ｎ２）で割った商に等しい。

つまり、標準偏差が、測定しようとしている数値であり
、本発明に従って分光測定チェーンの中で利用されるス
ペクトルのｄｅｃｏｎｂｏｌｕｔｉｏｎ方法の主要な大
きさであるところのＮ１−Ｎ２に比べ極めて小さな値と
なるよう、Ｎ２はＮ１より遥かに小さくなけらばならな
い。

更に、囲枠の減圧作業中においては、測定を行なう区域
の環境内に放射性元素が蓄積されることによりバックグ
ラウンド量は惹起されるのに対し、測定すべき体積活性
はバックグラウンド量とは逆方向に変化していく、とい
うことを指摘しておかなくてはならない。

また、第２図に示すとおり、シールド１６は、コリメー
ター２６と内壁減衰部２４の間に、例えば錫でできた仕
切り板２８を備えている。これは、要素、特に要素１３
１の放射性同位元素によるガンマ線を弱めすぎることな
く、希ガスによる占領を大きく減少させることにより、
要素１３１のガンマ線光子の透過率（光電ピーク・エネ
ルギー、　０．３６ＭｅＶ）と希ガス（廃棄物中にはヨ
ウ素１３１よりも遥かに多量に存する）のガンマ線光子
の透過率（光電ピーク・エネルギー、０．０８ＭｅＶお
よび０．２４ＭｅＶ）との比を最大にするためのもので
ある。

第２図および第３図に見るとおり、探針２０および２２
にはそれぞれ、アルファ線源３２（例えば、Ａｍ２４１
による放射源）でマークしたヨウ化ナトリウムによるシ
ンチレータ−３０ガンマ線を受け取った際にシンチレー
タ−が発する光りを受け取る光電増倍管３４．そして、
温度用探針３６を内蔵している。

第３図に示す如く、本発明で使用される分光測定チェー
ンは、探針２０と２２で構成される本体部３８の他に、
電子的に前処理を行なう本体部４０を有している。これ
は原子炉に隣接する建物の内部に、シールド１６から離
して設置されている。この反対部４０は、それぞれ探針
と関連付けられた２つの同一の副本体部から成る。この
副本体部の各々は順に、対応する光電増倍管から発せら
れた信号を増幅する前増幅器４２、前増幅器４２および
対応する温度用探針３２からそれぞれから送られて来る
信号を受け取るエネルギ一応答安定装置４４、増幅器４
６、例えば８個の回路すなわちエネルギー窓を持つパル
ス高さ選択器４８、−時的デカップリングの記録装置本
体部５０、ならびに、非同期系列結合装置５２から構成
される。

各安定装置４４は、対応するシンチレータの温度に応じ
て、ガンマ線のエネルギ一応答を安定化させるためのも
のである。この温度に応じて、装置４４に備えられたマ
イクロ・プロセッサーが、シンチレータ−とつながった
アルファ線源に由来するパルスの高さを測定することに
より、増幅器４６の収量（ゲイン）を計算し、指令する
。温度の下限と上限の範囲（＋１０℃、＋６０℃）にお
いて、アルファ線源に由来するパルスの高さの中央値は
、約３　ＭｅＶのエネルギーガンマ線の光電吸収量と釣
り合っている。

電子的に前処理を行う本体部４０は、更に、高電圧およ
び低電圧の様々な電源（図示していない）を有している
。

第３図に見るとおり、装置４４は、温度用探針３２およ
び前増幅器４２から受け取った信号に応じて増幅器４６
に作用する。各選択器４８は、対応する増幅器４６から
受け取った増幅された信号に応じて、選択器中で明らか
にしたエネルギーの善意ごとに、１秒あたりの発光数で
決定されるスペクトルを送り出す。このように一連の数
（エネルギー窓が８個ある場合は８）を処理する。

分光測定チェーンは以上のように情報を生成し、この情
報は電子処理本体部５４に送られる。

この本体部５４は、原子炉の指令室に設置されることも
ある。変形として、モデムや電話線を利用することによ
り、この集合体５４を原子炉がある場所の別の建物に設
置することも出来る。

本体部５４は、−時的デカップリングの記録装置５０お
よび比同期系列結合装置５２の介在により、選択器４８
から提供される情報（数）を入力として受け取るマイク
ロ・コンピュータ５６を備えている。

選択器４８のおのおのについて、１つの記憶装置は１つ
のエネルギー窓に結び付いている。

このマイクロ・コンピュータ５６は、例えはディスケッ
トのユニット５８、モニター・ビデオ６０、印刷器６２
など、多様な周辺装置を備えている。このマイクロ・コ
ンピュータは周期的に、各記録装置本体部５０の記録装
置に質問を発し、これによって、測定用探針２０と繋っ
た選択器４８から８個の情報を受取り、また、バックグ
ラウンド（放射能）の補正用探針２２から８個の情報を
受け取る。このマイクロ・コンピュータ５６が最初に行
う作業は、窓ごとに、探針２０に対応する測定信号から
、探針２２に対応するバックグラウンド（放射能）の信
号を差し引くことである。

第３図に示す分光測定チェーンでは、継続的に測定を行
うことができ、マイクロ・コンピュータ５６はある一定
の時に、その前の一定時間（マイクロ・コンピュータの
計算速度によって異なるが、例えば１／４時間程度）内
にバイブ１４を循環した特定放射性同位元素の体積活性
を決定することを可能にする。

各増幅器４６は接続した前増幅器４２から対応する装置
４４経由で送られてきた信号を増幅し、繋った選択器４
８で処理できるようにする。更に、増幅器４６の各々は
ほぼ正三角形をしたパルスを出力として提供するが、こ
の正三角形の底辺は一定で、例えば１マイクロ秒程度の
Ｔ値を持ち、面積は入力パルスに比例し、このため、出
力パルスはその高さが対応するシンチレータ−の中でガ
ンマ線光子により放出されるエネルギーと比例する。こ
のように増幅器を最適化することは熟練者であれば可能
である。パルス幅が底辺Ｔおよび同じ実効総合ゲインに
おいて同じ幅となるよう、２機の増幅器４６を調節する
。

本発明の対象である測定においては、廃棄された放射性
元素が何であるかは分かっているのであるから、そのス
ペクトルＢは定性的には既知であると見なしえる。

第３図に示す分光測定チェーンを用いて行なう測定の目
的はスペクトルＢを定量することである。

前にも記したように、マイクロ・コンピュータ５６が最
初に行なう作業は、バックグラウンド放射能を示すｎ個
の数をその測定信号に対応する別のｎ個の数から差し引
くことである。これらの数は１秒辺りの発光数で表わさ
れ（後のパルスについても同じこと）、この時ｎは正の
整数で、上述した例では８である。

大体において、ガンマ線の放射という物理的減少、シン
チレータ−のルミネサンス（発光、）時間、ならびに光
電増倍管、前増幅器、及びパルス高選択器の応答時間は
、増幅期の応答時間が比較的長いのに比べると、きわめ
て短いと言える。この増幅期の応答時間は、シンチレー
ションの出現頻度により倍増され、増幅器４６の不感時
間ひいてはこれら増幅器のコインシデンスを誘発する：
１つの光電増倍管から出る全く異なる２つのバルスガ同
時に増幅されることがありえるので、パルス高選択器で
は、形が多少とも複雑な１個のパルスとしてしか°“と
らえられ°ない（“見え°゛ない）。

このコインシデンスという減少は結果として低エネルギ
ーのパルスの統計値を減少させ、高エネルギーのパルス
の統計値を増加させる。

測定により、マイクロ・コンピュータ５６は、旦バック
グラウンド値を差し引いた後、１秒辺りの発光数で表わ
すｎ個の数を処理して、Ａ１□。

Ａ１□、、、、、Ａｌ、、とし、これらを“Ａ１列゛′
と呼ぶ。

本発明では、マイクロ・コンピュータ５６がｎ個の放射
性元素の列を見出す目的でデコンボリューション（ｄｅ
ｃｏｎｂｏｌｕｔｉｏｎ　）プログラムを実施する。

これら放射性元素の体積活性は、例えばＣｉ／　ｍ３で
表わされ、ｎ個の数列を成す。この数列は“スペクトル
Ｂ”’と呼ばれ、バイブ１４中に存在する放射性元素の
スペクトルＢを代表すると考えることができる。

詰まり、Ａ１列とスペクトルＳとの間には著しい変形が
存在し、これは各探針のシンチレータ−中におけるパル
ス頻度およびスペクトルＳの形によって異なるので、デ
コンボリューションプログラムではこの変形を考慮に入
れなければならない。

さてここで、ｄｅｃｏｎｖｏｌｕｔｉｏｎ計算の原理を
説明することにする：この計算は一連の逐次代入に基づ
いており、各逐次代入は２つの相から成る。逐次代入中
止の基準は、連続した２回の代入で結果に収束、パーセ
ンテージで表わされる、が認められることである。

純粋に参考のため、また決してこれに限定するわけでな
く、それぞれ１から８までの番号をふられ、以下のエネ
ルギー区間に対応するｎ−８個の窓を考察する：　　２
．３〜２．５ＭｅＶ、　　１．９〜２．３ＭｅＶ。

１．０５〜１．９ＭｅＶ、　０．８５〜１．０５ＭｅＶ
、　０．７〜０．８５ＭｅＶ。

０、４４〜０．７ＭｅＶ、　　０．３〜０．４４ＭｅＶ
　　および０．２〜０．３ＭｅＶ。

他方、この例において、１〜８の窓はそれぞれ以下の放
射性元素と関連付けられている：　Ｋｒ８８゜Ｃｓ１３
８．１１３５．１１３２．　Ｃｓ１３７．１１３１．及
びＸｅ１３５゜善意は、“識別ピーク°と呼ばれる単色
光電ピークと関連付けられ、１つの放射性元素と対応し
ていると共に、更に、１乃至複数の二次的光電ピークな
らびにコンプトン効果と関連付けられ、他の放射性元素
と対応している：従って、後にもっと詳細に見る如く、
二次的光電ピークおよびコンプトン効果を考慮しながら
、善意ごとに、１秒辺りの発光数を差し引き、善意に対
応した放射性元素の識別光電ピークに対応する発光数を
修正する（この修正は、既に記した如く、バック・グラ
ウンド値を差し引いた後に行なう。） ｄｅｃｏｎｖｏｌｕｔｉｏｎの計算は出発点としてＡ１
列を使用する。

最初の逐次代入の第一相は、それ自体が永久反復数列で
ありＡ１列から、体積活性の近似値を見出すことである
： まずＡ１列の各数値はすべて対応する放射性元素の単色
光電ピークによるものであると見なす。

ここで、８１個の数から成るＢｌ’列のｉは１〜ｎの間
を変動し、コンプトン効果も二次的光電ピークも考慮し
ないため過大評価されたスペクトルに対応している。

（以下余白） 次に、このＢｌ’列および窓１から始め、他の窓におい
て、窓１に関連づけられた放射性元素を原因とするコン
プトン効果に対応する１秒当たりの発光数を差し引く。

ここで、Ｂ２．１≦ｉ≦ｎ、から成るＢ２’列は、大き
すぎるＢ１から始めているため過少評価されたスペクト
ルに対応している。

続いて、同様の逐次代入を更に実施し、列Ｂ３’　　　
Ｂ４’・・・・・・を導く。

Ｂ４’列と８５’列の間では、収束率が１％を上回るこ
とが分かったので、従って、逐次代入はＢ５’列で中止
することができる。より正確には、（８５’　−８４’
　）／Ｂ４’の絶対値は、１〜８の間に含まれるすべて
のｉについて、１％を下回ることが分かる。

実際、Ｂ５’列を導く一連の逐次代入はガウス−シーデ
ル法を直接的に適用したものである。

次に、最初の逐次代入の第二相を実施する：それぞれ選
択したｎ個の放射性元素に対応するＩ　Ｃｉ／ｍ”につ
いて、標準スペクトル（スペクトルＳと同じ性質の標準
スペクトル）を前もって記憶させておく（後述を参照の
こと）。この時、各標準スペクトルはエネルギー回路に
下位分割されるエネルギー区間に対応すると共に、各エ
ネルギー回路は１秒当たりの発光数と関連づけられてい
る。問題のエネルギー区間は与えられた例においては、
ＯＭｅＶから２．５ＭｅＶであり、各エネルギー回路は
例えば１０ＫｅＶの幅を有している。

最初の逐次代入の第二相では、各回路の１秒当たりの発
光数にこれと対応するＢ５’を掛け、各回路ごとに、こ
の乗算で得られたスペクトルを加えて、“純スペクトル
Ｓ２と呼ばれるスペクトルＳ′を得る。

一方、この純スペクトルの諸回路は、それぞれ、前に定
義した窓に等しいｎ個のエネルギー区間にまとめられる
。このため、ｎ個のａｉ、、（１秒当たりの発光数）は
８１列を成す。

他方、ｎ個のｂ　１　＋から成り、１秒当たりの発光数
で表されるＢ１列を計算する。ｉは１からｎ。

までの間を変動し、この計算は、増幅の結果として起こ
るコインシデンスを考慮しながら、そしてこのためには
、Ｔよりも短い時間区間に増幅器に入ったパルスがある
特定の数値になる確率を与える確率法則を使用しながら
、純スペクトルＳから実施される。この確率法則ではボ
ワソン法則と近似な結果が得られる。

次に、１〜ｎの間を変異するすべてのｉについて、コイ
ンシデンスによる妨害が予期されるａｉ、、−ｂｉ、の
差を算出する。

次に、Ａ　２　を列を計算する。この時、ｉは１〜ｎの
間を変動すると共に： Ａ２＋　＝ＡＩＩ−（ｂｉｔ−ａｉ、、）である。

最初の逐次代入はこうして完了する。

次に二回目の逐次代入を実施する：　Ａ　２１列から計
算を再開してＢ　５　ｒの数値（Ｂ５．とホモローグ）
を得（第二回の逐次代入の第一相）、続いて第二の逐次
代入の第二相では、純スペクトルＳ２ならびにｂ　２　
＋およびＡ３１を求める。この時： Ａ３＋　　＝Ａ１＋　　　（ａｉ、＋　　　ｂｉｔ　　
）必要とあらば、更に逐次代入を繰り返し、最後から２
番目（ｘ−１桁）逐次代入で得られた近似体積活性に対
応するスペクトルＢ５×−’および最後の逐次代入（Ｘ
桁）で得られた近似体積活性に対応するスペクトルＢ５
Ｘを考慮しながらＢ５ＸＢ５Ｘ−１の差を８５Ｘ−１で
割った絶対値が５％未満であった時、かつこれが特定の
ｉ値の幾つか、例えば、放射性元素１１３１，１１３２
，１１３５およびＣｓ１３４にそれぞれ対応する４つの
記号ｉについて認められた時、逐次代入を中止する。

この時、スペクトルＢ５’はバイブ１４中のスペクトル
Ｂを代表すると見做され、Ｂ５ｘの数値、ｉは１−＝　
ｎ、が印刷される。

８１列は、増幅器にコインシデンス現象が現れず、かつ
、バイブ１４中のスペクトルがＢ５’であるならば、カ
ウントで得られるであろう数列と均質であることに注目
されたい。

また、Ｂ１列は、バイブ１４中のスペクトルがもしＢ５
’ならば、コインシデンス現象を考慮することにより、
カウントで得られるであろう数列と均質であることにも
注目されたい。

更に、ａ　ｌ　ｌ−ｂ　１１　１は１−ｎの間を変動、
の数値は、バイブ１４中のスペクトルがＢ５１であるな
らば、コインシデンスを原因とする妨害と一致し、パル
ス高選択器によって検出されることにも注目されたい。

以後、最初の逐次代入を例に取り、ｎ＝８と仮定した場
合について、逐次代入の第一相を詳細に説明する。

この最初の逐次代入の第一相では Ｂｌ’　　＝　　ＡＩ　　　／　　Ｃｉ、　　ｌ＜ｉ＜
ｎの数値を計算する、この時、Ｃ１，１≦ｉ≦８゜は窓
ｉの発光の較正係数、即ちＩＣ，７ｍ”という体積活性
におけるこの窓ｉについての１秒当たりの発光総数であ
る第一相の最初の逐次代入。

次に（第一相の第二逐次代入）　、Ｂ２’、　１≦ｉ≦
８、の数値を計算する： Ｂ２’　　＝Ｂ１’ Ｂ２’　　＝　（ＡＩ　　−（ＮＧ’−Ｂｌ’　））／
Ｃ２２２２Ｉ Ｂ２’　　＝　（Ａｌ　−（ＮＣ’−Ｂｌ’　）　　−
（ＮＣ”・Ｂｌ’）−・・・８８１ａ２ −　（ＮＯ’　　・Ｂｌ’　））／Ｃ８７ この時、ＮＣは、元素ｊの規定スペクトルにおける窓ｉ
に対応する１秒当たりの発光総数とする。

第一相の第三逐次代入は以下の通りである：Ｂ３’　＝
　（ＡＩ　−（ＮＣ’−８２’　）　−・・−（ＮＣ’
−８２’　））／Ｃｇ８　　　　　　　８　　　　　　
　Ｂ　　　　　　＋　　　　　　　　　　　　　　８　
　　　　７第一相の４回目の逐次代入で得られるＢ４’
１≦ｉ≦８は以下の通りである： Ｂ４’　　＝８３’　ｐｏｕｒ　ｉ＝１．２．３Ｂ４’
　　＝　（Ａｌ　　−（ＮＯ’・Ｂ５１）−・・・−（
ＮＣ”　　・Ｂ３’　））／Ｃ４１４４＋　　　　　　
　　　　　　　４　　　　　　　３そして、以下同じ操
作を８４’まで繰り返し、この後、第一相の５回目の逐
次代入を実施する・・・さて、ここで、計数率が高い場
合に増幅器で発生するパルス間のコインシデンス現象を
定量化するための方法を、より正確に説明する。

実験チャート［読み取り装置］に従い、単一エネルギー
のガンマ線放射源を用いて、コンプトン効果および光電
ピークを考慮した連続スペクトルＳｌを処理する。内挿
法および線型変換を用いれば、ガンマ線の放射量に関わ
りなく、得られたスペクトルを正確に構築することがで
きる。このようにして、ｎ個の窓、この場合ｎ＝８、に
対応する特定の放射性元素のスペクトルを得ることがで
きる。

実験チャート［読み取り装置］としては、活性が正確に
分かっており、計数率が極めて低くて、コインシデンス
の確率をゼロと見做すことができる［放射線］源を用い
る。更に、第３図に示す分光測定チェーンを使用して、
これらのスペクトルを確認するが、この時、パルス高選
択器をパルス分析器に替え、第２図のコリメーター（フ
ィルター２８を備える）を測定用探針の前に置く。この
コリメーターの前に順に、［放射線］源が正確に配置さ
れるよう注意する。

説明した通りの方法で得られた測定に必要なｎ個のスペ
クトルは、Ｉ　ＣＬ／ｍ”においてより標準化しており
、既に見た通り、ＯＭｅＶから２．５ＭｅＶまで１０Ｋ
ｅＶ間隔で記憶されている。

既知と仮定したパイプ中のスペクトルＢ’（Ｃｉ／ｍｇ
）に基づき、数学的シミュレーションにより増幅器の出
カスベクトルを構築することとする。規格化されたスペ
クトルおよびスペクトルＢの中に含まれる個々の放射性
元素の体積活性値を基に、加算により、“純スペクトル
”Ｓ′Ｔ３と呼ばれる総合スペクトルを構築する。この
純スペクトルｓＩは、増幅器内でのコインシデンスによ
って変形を受ける前の、但し、１つの光電増倍器から出
るパルスのエネルギーがパルス高選択器を動かすには弱
すぎるため、測定によっては得ることができない物理的
大きさである。上述の例においては、この純スペクトル
Ｓｌは、高さｉ、ｊ、　ｋ、・・のパルスを代表する２
５０個から構成されている。

今度は、計数率の高い時に増幅器内で発生するコインシ
デンスと言う現象を分析することにする。

放射能の現象の不確実性を考慮すると、概括的に言って
、Ｔよりも短い時間区間内に増幅器４６の入口をに個の
パルスが通過する確率Ｐ、（ｋ）は以下の式で与えられ
る： Ｐ　ｍ（ｋ）　＝　ｅ−ｍ、ｍｌ’／に１従って、概ね
、ボワソンの法則が使用される。

ｋは正の整数かゼロの値を取る。ｍは収束時間Ｔ（増幅
器をでるパルスの底辺の幅）におけるパルスの平均数を
表す。このようにして、ｍはＮ、　Ｔに等しく、Ｎは純
スペクトルＳＩの全エネルギー経路の１秒当たりの発光
数の合計を示す。

こうして、純スペクトルの記録装置Ｒ４中に含まれる各
Ｎ、は、高さｉのパルスが増幅器の入力側に固有（Ｋ＝
１）な事象によって得られる、あるいは測定される、確
率の物理的出現と対応している。

ボワソンの法則は、高さ（’、Ｊｌｋ・・・）の別のパ
ルスが時間Ｔの間にコインシデンスによってスペクトル
ＳＩ中に取り込まれる確率を与える。

他方、事象“２つのパルス１＋Ｊ”が発生したとすると
、これらが増幅器を占める時間はＴ（２つのパルスが完
全に重なっている場合）と２７（２つのパルスが殆ど接
していない場合）の間であり、パルス高選択器に捕らえ
られるのは高い方のパルスのみとなる。従って、増幅器
の下流で起こっていることをシミュレーションするには
、高さが低い方のパルス、ｉがｊよりも小さいならばｉ
を差し引かなくてはならない。更に、最初の概算では、
多数の事象“ｉ＋ｊ”が増幅器を占有する時間の平均は
１．５Ｔに等しくなる。

それぞれｉ、ｊおよびｋの高さを有する３つのパルスが
増幅器によってただ１つのパルスとして捕らえられるに
は、事象“ｉ＋ｊ”が起こり、かつ、１．５Ｔの時間区
間のうちに３番目のパルスが到達しなければならない。

時間Ｔの間に３つの事象が同時に出現する確率は、平均
ｍ３＝１．５Ｎ、Ｔと言うボワソンの法則により与えら
れる。

つまり、３つのパルスが増幅器の中に同時に存在する確
率は、以下のように、Ｐ”　　（３）に等しくなる： Ｐ”（３）　＝　（Ｐ、（３））　＋（Ｐ、（２）・Ｐ
１１１３　（３）　）４．５・・・個のパルスが同時に
生起する場合についても同様の論理が当てはまるが、そ
の確率は極めて小さくなり、ここでは無視されるので、
ｋは３以下となる。

事象“ｉ、ｊ、ｋ　（ｉ＜ｊ＜ｋ）の高さを有する３つ
のパルス”が出現した場合、増幅器の出力側では最も大
きいパルス（ｋ）のみが見られる［捕らえられる］。

このような２ないし３のパルスがある時間ｔの間に到達
すると、これらのパルスは、増幅器な出カバルスがこれ
らのうち最も大きいパルスの高さを上回る高さを有する
ようにこの時間の中に置かれ得る。最初の概算によると
、増幅器は、一定の底辺Ｔを有する正三角形の形をした
パルスを作り出すので、時間ｔの間におけるパルスの到
着条件は、２番目のパルス（および３番目）の先端が最
初のパルスの正三角形の底辺の始めの１／２、即ちｔ＝
Ｔ／２、に到着する、ということである。

この場合、ｉおよびｊの２つのパルスについては、増幅
器の出力をシミュレーションするために、パルスｊを差
し引き（上述したとおり、ｉは既に差し引かれている）
、結果として得られたパルスをｊの“上に”　（パルス
の高さという点で）置かなくてはならない。最初の概算
により、この場合は、（ｊ　＋　ｉ　）から（ｉ＋ｊ）
までのエネルギー区間中で等配分が実施される。

３つのパルス１＋ｊおよびｋ　（ｉ＜ｊ＜ｋ）の場合、
パルスｋを差し引き、得られたパルスを（ｋ＋１）から
（ｋ＋ｊ＋ｉ）の区間内に配分しなければならない。こ
の場合は更に、この区間内での等配分も使用する。

以下、増幅器による純スペクトルＳ１の変形から得られ
る出カスベクトルの決定について説明することとする； これを行うには、最初の概算により、既に述べたとおり
のボワソンの法則を使用する。このことによって、選択
したサンプル採取時間内に増幅器の入力側に存在するパ
ルスの数ｋを知ることができる。サンプル採取時間を時
間Ｔ（増幅器の出力側におけるパルスの底辺の幅）とす
ることにより、平均値ｍを得、また、サンプル採取時間
を増幅器の出力側におけるパルスの幅の１／２とするこ
とにより、ｍ／２に等しい平均値ｍｏを得る。

純スペクトルはＸ、の数列とみなされ、与えられた例の
場合、ｉは１から２５０の間を変動する。

純スペクトルを平均値（Ｔと共に算出される）のボワソ
ン法則に関するいくつかの集合、即ち、それぞれＸ　’
：、ｘ　ＸＴＬｒ、　Ｘ”、ｔ、　Ｘ二と表されるパル
スの空集合、単−パルスの集合、二重のパルスの集合お
よび三重のパルスの集合、に分解する（平均値ｍのボワ
ソン法則について）。実際には、ｋ≦３に限られること
は既に見たとおりである。

これらの集合はそれぞれＸ、：、＃、Ｘ、丁、／、　Ｘ
、τｉ／。

ｘ、７．、与えられた例ではｉは１〜２５０．と表され
る数列であり、１〜３のｋについては以下のように記述
することができる： ｘ”＝　ｐ、（ｋ）　・ＸＩ　Ｈ（ｋ／Ｔ）〜（ これらの集合に対しては、純スペクトルＳ１はＸ７と表
される。同様に、平均値ｍ’　　（Ｔ／２によって計算
する）のボワソンの法則について純スペクトルの分解を
考察する。ただし、この場合は、純スペクトルＸ７／２
とする。ｍ′に関しては、パルスの空集合、単一のパル
スの集合、二重のパルスの集合および三重のパルスの集
合はそれぞれｘ”　、ｘ”、／２．ｘ’、”　、ｘＴ３
’２と表される。

これらの集合は、Ｘ二ニヲ、ｘ”、”　、Ｘ−で、ｉ。

１．１′ Ｘ　Ｔ＜２とそれぞれ記入される数列である。ｉは与１
．１ えられた例において１〜２５０と置かれ、以下の如く表
すことができる： ＸＴ／、２　＝　ｐｌ（ｋ）・ＸＴ２・（ｋ／（Ｔ／２
））ここでは、ｋはＯ〜３の間を変動する。

増幅器の入力側におけるパルスの幅が小さいため、集合
ＸＴおよびＸ７″は物理的に増幅器の入力側に存在する
。また、１つの増幅器におけるコインシデンス現象を考
慮しながらＸＴを変形することによって得られたパルス
Ｘ′７の集合、ならびにＸ′１を変形することによって
増幅器の出力側で得られるパルスＸ′１の集合を考察す
る。上述したＸＴの分解との類似に基づき、Ｘ°°７と
の比較において集合Ｘ′で、Ｘ′ご、ｘ’、’を定義し
、Ｘ”Ｔどの比較において、Ｘ　”Ｈｔ　、　ｘ”Ｈｒ
　Ｘ”’、を定義する。同様に、Ｘ’Ｔは増幅器の内部
において２つのコインシデンスを有するパルスの集合で
あり、Ｘｏｏ：は増幅器の出力側において、この増幅器
中の２つのパルスの混合により作られるパルスの集合で
ある。

以下、ＸこをＸ′こに、またＸ′こをｘ”二に変形する
方法について説明する。既に見たとおり、１つの二重パ
ルスにとっての増幅器の占有時間は１．５　Ｔ程度であ
り、三重のパルスでは２Ｔ程度である。

パルスＸ　ｙ４ｒが増幅器を利用できる時間はもはやＸ
Ｔ、・Ｔではなく、 １．１ ｒ　＝ｘ曹・−０，５（ｋ−ｘ；、４・０，５　Ｔ）で
ある。ここで：　ｋ＝Ｐ、（１）／（Ｐ、（０）＋Ｐ、
、１（２）＋Ｐ、（３））。

この結果として、集合ｘ”、、ｘ”およびＸＴについて
計数落としが生じ、集合ＸＴについて計数増（ゲイン）
が生じる。実際、二重パルスが増幅器を占めている間に
１個の単−パルスが到着した場合、単−パルスの消失（
１個のパルスの消失し、二重のパルスの消失（２個のパ
ルスの消失）、ならびに三重のパルス１個の創出（３個
のパルス収得）が同時に起こる。

従って、ｉが１≦ｉ≦２５０のいずれであろうと、以下
のごとく表すことができる： ｘ’Ｌｒ　１　”’　Ｘ：　、ｑ　”／　（Ｔ　’　Ｘ
、”、；　）すなわちｘ”−＝　ｘ”、−０，２５ｋ　
−ｘＴ−Ｌｌｌ、１　　　　　　　　　　　　〜１ｘ”
、　＝　ｘ”、＋　３（ｘＴ−−ｘ”、）わＩ　　　　
　　１．１　　　　　　　Ｉ＋１１，１集合ｘＨについ
ても同じ現象が生じ、この場合事象の一部が失われて、
その分、集合Ｘ’Ｔが計数３ 増となる。Ｘ？を変化させる（修正する）事象と同数の
事象が問題となり、従って、以下が得られる； ”ｚ、’＋”　ＸＴ、、、−”（ｘ＋、ｉ−”＋τ、）
Ｘ′ＴのＸ′÷、への変形に関しては、集合Ｘ′Ｆはそ
の定義上、集合Ｘ′τから、集合Ｘ′：とのコインシデ
ンスという事象を除去することにより得られる。集合Ｘ
′Ｔのパルスは干渉されることなく増幅器を通過する。

つまり、Ｘ゛１、はＸ′でと同一であ１．１　　　　　
１．す る。

Ｘ’ＴのＸ゛１への変形に関しては、放射能の放出とい
う現象の不確実性（および光シンチレーターの効率）の
ため、集合Ｘ′での特定のパルス、コ 高さｉ、は２位のコインシデンスにおいて、集合Ｘ′Ｚ
中におけるその割合（存在）に応じた干渉しかない。こ
れは、高さが１＋Ｊ＋ｋ・・・のパルスについても同様
である。

ゆえに、事象パ高さｉのパルスの高さｊのパルスへの干
渉”　（ｉ＜ｊ）という事象の数は以下のとおりである
： ｎ　ＩＪ：　ｎｌ　ｎＪ／Ｓ　　Ｓｉ　　ｉ＜ｊさらに
ｎｉ”Ｘ”、とｎＪ　＝Ｘ” Ｊｌ　　　　　　　　　　　　　コ、ｊＳ：集合Ｘ′７
におけるパルスの総数。

ｉ＜ｊにおいて干渉“ｉ−ｊ”が起こるたびごとに、高
さｉのパルスを消失し、増幅器は、高さが少なくともｊ
に等しく、ｉ＋ｊより低いパルスをその出力側へ伝達す
る。事象°°干渉ｉ−ｊ”が発生した場合、増幅器は、
高さが少なくともｉに等しく、ｉ＋ｉよりも低いパルス
１個しか伝達しない。従って、ＪＪ、ＫＫ、ＬＬ・・・
、というパルスの組み合わせにとってパルスの頻度は半
分になる（１個のパルスは１度しか数えられない）。

従って： ｎ　ｚ　＝ｎ＋−ｎ４　／（２ｓ）。

が得られる。

伝達されたパルス間での配分に関しては、そのパルスが
最も大きくても、また、１個のパルスがその最も大きな
パルスを上回っていても、Ｔ／２を下回る時間区間にお
けるコインシデンスに対応する事象のみが最も大きいパ
ルスを上回るパルスを生じる。

配分比はＸＴイ２／ｘ′Ｉに等しいとされている。

スペクトルＸ　””、中における配分については、エネ
ルギー・クラスｊ＋ｉからエネルギー・クラスｉ＋ｊま
でのクラスにおいてＴ／２を下回る時間区間におけるコ
インシデンスについて算出された各ｎｉＪの等配分があ
る、と考えられる。

数ｎＩＪの計算表の例を本記載の最後に示す。この例で
は、集合Ｘ′：中のパルスの総数を１００とし、９　（
２５０ではなく）のエネルギー　クラスが存在し、エネ
ルギー・クラスは当然ｉ＜ｊ＜ｋ＜・・・と次第に大き
くなる数値ｉ、ｊ、ｋ・・・により整理される、と仮定
した。例えば、階数（桁）１のクラスには２０のパルス
が階数（桁）９のクラスには１０のパルスが含まれてい
るのが分かる。

上述したｎｌの計算式を使用することにより、問題の表
を満たした（埋めた）。

集合ｘ”Ｈ，を生成するには、それぞれに含まれている
ｎ１値に、ｘ　””のパルスの総数とＸ　”のユニ パルスの総数との比Ｒを掛け、得られた結果をエネルギ
ー・クラス（ｊ＋ｉ）からエネルギー・クラス（ｉ＋ｊ
）までに等配分する。言い換えれば、（ｊ＋ｉ）から（
ｉ＋ｊ）までの各クラスに、量Ｒ−ｎＢ／ｉ（ｉはここ
ではクラスの番号）を記入する。

量Ｒ−ｎ１４（１−Ｒ）をエネルギー・クラスｊに記入
する。

このように、本記載の最後に添付した表により、また、
例えばＸＴ／：におけるパルスの総数をここでは３０と
仮定することにより、Ｒは３０／　１００＝０．３とな
る。従って、例えばｎ　ｌ　Ｊ　＝　ｎ　０＋　１１１
１　＝１と置くことにより、 ｎ　ＩＪ　・Ｒ／　ｉ　＝０．３　／　３　＝０．１と
算出される。

この数値をクラス６．７および８に記入し、その補数、
例えば１−０．３　＝０．７をクラス５に記入する。

Ｘ′ＩのＸ　”；／への変形に関しては、次のような方
法で行う：ｘ”７にはＸ′Ｉのパルスの１／３が含まれ
ていることに注目する。このことから、抽出法により、
パルス３個の（より成る）部分集合を作る。これら部分
集合の数は出力側におけるパルスの数と等しくする、つ
まり、Ｘ′Ｉのパルスの１７３とする。計算の第一段階
では、Ｘ′Ｉのパルスの２７３に基づき（から）、Ｘ’
：をＸｏｏ：に変形する際に使用する方法を用いて、以
下のごと（、タイプｎｌＪの数を決定する（完全に満た
されない部分集合はパルス１＋Ｊの対を含んでいる）：
ｎｌＪ、＝　　（２／３）ｘ”−・（２／３）ｘ”、／
ｓ’　ｓｉ　ｉ＜ｊ。

Ｊ、１　　　　　　　　　　　　　　］、Ｊおよび、 ｎ、、、　＝　　（２／３）ｘ”、　−（２／３）ｘ”
　／（２ｓ’）Ｊ、１Ｊ、１ この時、ＳｏはＸ′；のパルスの総数の２／３゜第二段
階では、ｎ＋、１を含む各ケースを、Ｘ′Ｉのパルスの
残り１／３の分配計算における基底として使用し、ｎ　
、Ｊｋの値を得る： ｎ　１Ｊｋ＝　ｎ　ＩＪ、　・（１／３）ｘ”　／ｓ”
＃、に この時、ｓ”はＸ′Ｉのパルスの総数の１／３゜記号ｉ
、Ｊ、ｌｃのそれぞれが上述の例においては、Ｉ＝２５
０で１から工の間を変異することから、基本的な操作数
が極めて重要な問題となり、Ｘ　”　；、を決定するに
は、ｘ””、のパルス数が極めて小さな値であることを
考慮して、その境界がパルス高選択器のｎ個の窓の境界
に対応するｎ個のクラスへの配分を選択することができ
る（上で選択した例ではｎ＝８）。Ｘｏｏ；の複合パル
ス”ｉ、Ｊ＋ｋ”のスペクトル中におけるエネルギーと
しての定位には、Ｘ゛°１の複合パルス１＋Ｊ ｊ′°のパルスについてと同様の論理が採用される。こ
れは例えば、Ｘ７″の総パルス数とＸ′Ｉの総パルス数
との比である係数Ｒ゛ないし等配分の使用などである：
すなわち、ゼロではない数ｎ＋４ｍの各々について、Ｘ
°゛；の回路（ｋ＋１）〜（ｋ＋ｊ＋ｉ）に記入するｎ
＋Ｊ１Ｒ’　／　（１＋ｊ−１）を計算し、またＸ”；
の回路ｋに記入するｎ１Ｊ１．’　（Ｉ　　Ｒ’　）を
計算する。次に、スペクトルＸ”ＨおよびＸ°°７のそ
れぞれの２５０個をそれぞれｎ個のエネルギー窓と関連
付けられたｎ個にまとめる。この時スペクトルｘ　”’
　　ｘ　””お１″ユ よびｘ”、”、を善意ごとに加え、前に定義したｂ１列
のような階級を得る。

この論理を発展させるため、以下のようないくつかの近
似値（近似法）を使用したニ ー無視できるシンチレータ−のルミネセンス時間、 一ボワソンの法則で近似な結果が得られる確率法則、 一複合パルス等配分という概念。

実際には、測定（基準）チェーンの集合ならびに、特に
測定（基準）範囲およびその精度を最適化するため、極
めて精巧な実験を行った。従って、一方では異なる集合
Ｘ　′ン、　Ｘ’、５．　ｘ’；の実効性を正確にし、
他方では、比Ｒ，Ｒ’ならびに複合パルスの配分法則を
厳密にすることが実験的に可能に成る。これらの情報は
測定用深針の異なる係数率について実験的に得られ、ス
ペクトルのシミュレーションの計算プログラムで補正係
数として使用することを目的として記憶される。

もちろん、本発明はガンマ線分光測定に限定されるもの
ではない。本発明は、われわれが様々な信号を構成する
確率変数の確率法則を打ち立てることができさえすれば
、もっと−膜内に、例えば既知の主要信号中における“
妨害°゛信号探索、更に、既知の信号あるいはバックグ
ラウンド（これは極めて重要であり得る）に重なった信
号の分析、などの研究に応用できる。

（以下余白） ３　　　　　　ｋ　　　（ｉ＜ｊ＜ｋ＜、＋ｊｌ　ｚ　
１２，５１３，５１４，５１５，５１６，５１７，５１
８，５１９，５１５０１【：場４Ｉ器の出力側へ伝達さ
れたパルスの数■：増ＩＩ器中で失われたパルスの数

【図面の簡単な説明】

一部１図は、原子炉の囲枠の模式図であり、減圧濾過の
ためのサンドフィルターを備えている。 −第２図はサンドフィルターより下流側に位置する遮蔽
（シールド）の模式図であるが、その内部には、本発明
を利用するため、分光測定チェーンの一部を成す２個の
測定用深針（ゾンデ）を有する。 一部３図はこの分光測定チェーンの模式図である。

Claims (13)

【特許請求の範囲】
1. （１）ランダムなパルス性ないしパルス性に変換し得る
   物理的大きさを測定する方法で、以下のことを特徴とす
   る方法：検出装置（３０）とこれに続き検出装置から発
   せられる信号を電子処理する装置（４６）を備え、結果
   として上述の大きさを得させる測定チェーンを使用する
   こと；測定すべき現象の不確実変数性を厳密に考慮しな
   がら、このチェーンの電子処理装置内における一重、二
   重、三重、場合によっては更に多重の事象を区別するこ
   とにより、逐次代入による数学的シミュレーションを実
   施し、チェーンはこの目的のために最適化されており、
   シミュレーションの間に問題の大きさに近似な結果を決
   定し、この結果を測定結果と比較すること；また、収束
   が得られた時点で逐次代入を中止することを特徴とする
   方法。
2. （２）請求項１による方法で、特定のガンマ線を放射す
   るｎ個の放射性元素の体積活性を決定するためガンマ線
   分光測定に応用され、以下のことを特徴とする方法：ガ
   ンマ線分光測定チェーンを使用し、このチェーンの内部
   では、放射性元素から放出されたガンマ線光子によりパ
   ルスが生成して、パルスのコインシデンスが起こり易く
   、また、このチェーンが光シンチレーション装置（３０
   ，３４）と、ほぼ正三角形のパルス−底辺に一定の時間
   地Ｔを有し、面積が光シンチレーション装置中でガンマ
   線光子により放出されるエネルギーに比例する−を出力
   側に送りだす増幅器（４６）を備えていること；この分
   光測定チェーンを用いて、ｎ個のパルス列Ａｌ＿ｉ、１
   ≦ｉ≦ｎ、を導く測定を実施し、このとき、これらのパ
   ルスは放射性元素により放射されたガンマ線光子による
   ものであり、これらｎ個はそれぞれｎ個の連接したエネ
   ルギー区間と関連付けられるとともに、これらエネルギ
   ー区間がそれぞれｎ個の放射性元素と関連付けられてい
   ること。分光測定チェーンの挙動について逐次代入によ
   る数学的シミュレーションを実施し、この間に体積活性
   の近似値Ｂ＿ｉ、１≦ｉ≦ｎ、を決定し、このシミュレ
   ーションの結果を測定結果と比較すること；少なくとも
   選択した幾つかの放射性元素について、収束が得られた
   時点で反復を中止することを特徴とする方法。
3. （３）請求項２による方法で、以下のことを特徴とする
   方法：一方で各放射性元素について単位体積活性あたり
   のガンマ線の発光スペクトル−標準スペクトルと呼ばれ
   る−を前もって記憶させ、このスペクトルは連接したエ
   ネルギー回路についてエネルギー経路あたりのパルス数
   一単位時間あたりの発光数で表される−を与えるととも
   に、他方で、時間Ｔの間にｋ個のパルス−ｋは０から上
   の整数値を取る−が表れる確率Ｐ（ｋ）を得るための確
   率法則を記憶させること；以下の手順で体積活性を決定
   することを特徴とする方法： −数Ａ＿ｉ，１≦ｉ≦ｎ，を導く測定を実施する、 −一連の逐次代入を行い、各逐次代入が以下を含んでい
   る： −ｎ個のＡｌ＿１．．．Ａｌ＿ｎに基づき、決定すべき
   体積活性の近似値を生成し、かつ、コンプトン散乱とい
   う現象および放射性元素の光電ピークを考慮しながら、
   ｎ個のＢ＿ｉ，１≦ｉ≦ｎ、を決定する第一相、 −以下を行う第二相、 ・標準スペクトルに関連する放射性元素と対応する数Ｂ
   ＿ｉを各回路のパルス数に掛けることにより、各標準ス
   ペクトルから相似スペクトルを生成する、 ・各回路ごとに上述の相似スペクトルを相互に足し合わ
   せ、純スペクトルと呼ばれる確実なスペクトルを生成す
   る、 ・この純スペクトルをｎ個のエネルギー区間ごとにまと
   め、それぞれｎ個のエネルギー区間に関連付けられたｎ
   個のパルス列ａ＿ｉ，１≦ｉ≦ｎ，を得る。 ・純スペクトルから、分光測定チェーンの中で生起しや
   すいコインシデンスを考慮することにより、またこのた
   めに、記憶させた確率法則を利用することにより、それ
   ぞれｎ個のエネルギー区間と関連付けられ、かつ、数ａ
   ＿ｉ、とホモローグな別のｎ個パルスｂ＿ｉ，１≦１≦
   ｎ，を決定する。 ・ｎ個の量Ａｌ＿ｉ−（ａ＿ｉ−ｂ＿ｉ）を計算し、こ
   のｎ個の量を次に逐次代入に使用して、次の逐次代入の
   数Ｂ＿ｉを決定する。 −選択した放射性元素のうち少なくとも幾つかについて
   収束が得られた時点で、逐次代入を中止する。
4. （４）請求項３による方法で、以下のことを特徴とする
   方法：数Ｂ＿ｉ，１≦ｉ≦ｎが、ガウス・シーデル・タ
   イプの方法を用いた一連の逐次代入により、第一相にお
   いて決定されること；また、これらの数Ｂ＿ｉを導く第
   一相の逐次代入を、収束が得られた時点で中止すること
   。
5. （５）請求項３による方法で、以下のことを特徴とする
   方法：数ｂ＿ｉが、準スペクトルをＴよりも短い時間内
   に増幅器の入力側にｋ個ずつ固まって到達したパルスの
   集合Ｘ＾Ｔ＿Ｋ−ｋは０よりも大きい整数−に分解し、
   記憶させた確率法を用い、増幅器でｋ≧１について各集
   合Ｘ＾Ｔ＿Ｋを変形して集合Ｘ″＾Ｔ＿Ｋを決定し、こ
   のようにして決定された集合Ｘ″＾Ｔ＿Ｋを加算するこ
   とにより決定されること。
6. （６）請求項５による方法で、ｋの最高値が３であるこ
   とを特徴とする方法。
7. （７）請求項６による方法で、集合Ｘ″＾Ｔ＿１＿′、
   Ｘ″＾Ｔ＿２＿′、Ｘ″＾Ｔ＿３が以下の方法で決定さ
   れることを特徴とする方法： −その構成部分が各エネルギー回路ｉについて、それぞ
   れＸ′＾Ｔ＿１＿′、Ｘ′＾Ｔ＿２およびＸ′＾Ｔ＿３
   と表わされるところの集合Ｘ′＾＿１＿，＿ｉ＿′、Ｘ
   ′＾Ｔ＿２＿，＿ｉおよびＸ′＾Ｔ＿３＿，＿ｉを決定
   する、Ｘ′＾Ｔ＿１＿，＿ｉ＝Ｘ＾Ｔ＿１＿，＿ｉ−０
   ．２５Ｋ．Ｘ＾Ｔ＿２＿，＿ｉＸ′＾Ｔ＿２＿，＿ｉ＝
   Ｘ＾Ｔ＿２＿，＿ｉ−２（Ｘ＾Ｔ＿１＿，＿ｉ−Ｘ′＾
   Ｔ＿１＿，＿ｉ）Ｘ′＾Ｔ＿３＿，＿ｉ＝Ｘ＾Ｔ＿３＿
   ，＿ｉ＋３（Ｘ＾Ｔ＿１＿，＿ｉ−Ｘ′＾Ｔ＿１＿，＿
   ｉ）−Ｘ″＾Ｔ＿１＿，＿ｉをＸ＾Ｔ＿１＿，＿ｉと等
   しく取る。 −すべてのエネルギー回路ｉ、ｊ（ｉ≦ｊ）について数
   ｎ＿ｉ＿ｊを以下のごとく算出することにより、集合Ｘ
   ″＾Ｔ＿２を生成し、： ｎ＿ｉ＿ｊ＝（Ｘ′＾Ｔ＿２＿，＿ｉ）・（Ｘ′＾Ｔ＿
   ２＿，＿ｊ）／ｓｓｉ　ｉ＜ｊｎ＿ｉ＿ｊ＝（Ｘ′＾Ｔ
   ＿２＿，＿ｉ）・（Ｘ′＾Ｔ＿２＿，＿ｊ）／（２ｓ）
   ｓｉ　ｉ＝ｊこの時ｓは集合Ｘ′＾Ｔ＿２における総パ
   ルス数、次に、数Ｒ．ｎ＿ｉ＿ｊ／ｉをＸ″＾Ｔ＿２の
   エネルギー回路（ｊ＋ｉ）〜（ｉ＋ｊ）へ代入し、 Ｘ″＾Ｔ＿２の回路ｊに数（１−Ｒ）．ｎ＿ｉ＿ｊ−Ｒ
   はＸ＾Ｔ＾／＾２＿２の総パルス数をＸ′＾Ｔ＿２＿′
   の総パルス数で割ったものに等しい−を代入する、 −以下のごとく数ｎ＿ｉ＿ｊを算出することにより、全
   てのエネルギー回路ｉ、ｊ（ｉ≦ｊ）について集合Ｘ″
   ＾Ｔ＿３を生成し： ｎ＿ｉ＿ｊ＝（（２／３）Ｘ′＾Ｔ＿３＿，＿ｊ）・（
   （２／３）Ｘ＾Ｔ＿３＿，＿ｊ）／ｓ′ｓｉ　ｉ＜ｊｎ
   ＿ｉ＿ｊ＝（（２／３）Ｘ′＾Ｔ＿３＿，＿ｉ）・（（
   ２／３）Ｘ′＾Ｔ＿３＿，＿ｊ）／（２ｓ′）ｓｉ　ｉ
   ＝ｊこの時ｓ′は集合ｘ′＾Ｔ＿３＿′における総パル
   ス数の２／３、次に、すべてのエネルギー経路ｉ、ｊ、
   ｋ（ｉ≦ｊ≦ｋ）について数ｎ＿ｉ＿ｊ＿ｋを以下の如
   く算出し；ｎ＿ｉ＿ｊ＿ｋ＝ｎ＿ｉ＿ｊ＿・・（（１／
   ３）Ｘ′＾Ｔ＿３＿，＿Ｋ）／ｓ″この時ｓ″は集合Ｘ
   ′＾Ｔ＿３＿′における総パルス数の１／３、次に、数
   Ｒ′．ｎ＿ｉ＿ｊ＿ｋ／（ｉ＋ｊ−１）をＸ″＾Ｔ＿３
   のエネルギー回路（ｋ＋１）〜（ｋ＋ｊ＋ｉ）へ代入し
   、Ｘ″＾Ｔ＿３の回路ｋに数（１−Ｒ′）．ｎ＿ｉ＿ｊ
   ＿ｋ−Ｒ′はＸ＾Ｔ＾／＾２＿１の総パルス数をＸ′＾
   Ｔ＿３＿′の総パルス数で割ったものに等しい−を代入
   する。この時、集合Ｘ＾Ｔ＾／＾２＿２およびＸ＾Ｔ＿
   ／＾２＿３は純スペクトルの構成要素であり、それぞれ
   Ｘ＾Ｔ＿２及びＸ＾Ｔ＿３とホモローグであるが、Ｔで
   はなくＴ／２から決定される。
8. （８）請求項７よる方法で、少なくとも集合Ｘ″＾Ｔ＿
   ３が、エネルギー回路としてｎ個のエネルギー区間を取
   ることにより、生成されることを特徴とする方法。
9. （９）請求項８による方法で、以下のことを特徴とする
   方法；エネルギー回路の数がｎを上回ること；集合Ｘ″
   ＾Ｔ＿１およびＸ″＾Ｔ＿２のそれぞれの数が、集合Ｘ
   ″＾Ｔ＿１＿′およびＸ″＾Ｔ＿２及びＸ″＾Ｔ＿３を
   加算する前に、それぞれｎ個のエネルギー区間に関連づ
   けられたｎ個にまとめられること。
10. （１０）ｎ個の特定したガンマ線放射性元素の体積活性
    を決定するためのガンマ線分光測定チェーンで、少なく
    とも、以下を備えた第一本体部から構成されることを特
    徴とするもの： −測定すべき放射性元素のガンマ線に直接曝される１個
    のシンチレーター（３０）、 −このシンチレーターに接続された光電増倍管（３４）
    、 −光電増倍管から送られてくる信号を増幅するための増
    幅器（４６）で、底辺に一定の時間値Ｔを有し、かつ、
    面積が光シンチレーション装置中のガンマ線光子から放
    出されるエネルギーに比例したほぼ正三角形のパルスを
    出力として送り出すのに適したもの、 −増幅器から発せられたパルスに基づき、隣接する複数
    のエネルギー窓について、エネルギー窓あたりのパルス
    数という形で情報を送りだすためのパルス高選択器（４
    ８）、 −パルス高選択器から送られてくる情報を処理する、な
    らびに、請求項２に記した通りのシミュレーションを行
    なうための電子処理装置（５６）。
11. （１１）請求項（１０）による分光測定チェーンで、第
    一本体部が、更に、ガンマ線のエネルギーという形での
    応答をシンチレーター（３０）の温度に応じて安定化さ
    せるための装置（３２，３６，４４）を備えていること
    を特徴とするもの。
12. （１２）請求項１０による分光測定チェーンで、以下の
    ことを特徴とするもの。分光測定チェーンが更に、第一
    本体部と同一であるが、ただし、そのシンチレーター（
    ３０）が測定すべき放射性元素のガンマ線に直接曝され
    ていない第二の本体部、ならびに、２つの本体部の選択
    器（４８）から情報を受け取り、窓ごとに、第二本体部
    の選択器からの情報を第一本体部の選択器からの情報か
    ら差し引き、Ａｌ＿ｉ，１≦ｉ≦ｎ，の数を得た後、上
    述のシミュレーションを行なうための電子装置（５６）
    を備えていること。
13. （１３）請求項１０による分光測定チェーンで、シンチ
    レーター（３０）がＮａＩ（Ｔ１）製であることを特徴
    とするもの。