JPS6212835A - 基層密度の測定法 - 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】 １弧へた４ 本発明はコリメータを有するγ−放射線源とコリメータ
を有する検出器とによって、かなりの厚みを持つ基層（
ｓｕｂｓｔｒａｔｕｍ）の密度を測定する方法に係わる
。前記γ−放射線源及び検出器はいずれも前記基層の表
面に配置される。放射線方向は検出方向に対して変化し
得、検出される信号の変化が本発明の方法によって測定
され得る。

日の１景と 第３図は散乱γ−放射に基づいて測定を行なう装置を示
している。源から送出されたγ−放射線はコリメータに
よってγ量子の細いビームＬになり、このビームは測定
される物体を通過する間に指数関数的に減衰される。こ
の減衰は被測定物体の密度に依存する。この減衰は実質
的にコンプトン散乱に起因し、γ量子は前記ビームＬか
ら方々に散乱する。散乱した量子の一部分は、場合によ
っては付加散乱の結果として、前記検出器の方向へ送ら
れる。

検出器によって検出される量子は下記のグループに分割
される。

グループＡニー回だけ散乱する量子。これは反゛射体（
第３図参照）内でのみ散乱し、散乱後検出器方向に送ら
れる。このグループは′、前記反射体に向かう途中及び
前記検出器に向かう途中で散乱させられる量子を同伴す
るが、この場合は前記反射体での散乱を除く総ての散乱
に関する散乱角度が極めて小さい。検出器に到達すると
一回だけ散乱した量子とほぼ同等のエネルギを有するこ
れらの量子は、大きな深度での測定の結果を支配するた
め極めて重要であ−る。検出器がグループＡの量子のみ
を検出すれば、測定結果は０からＸまでの深度領域の平
均密度を表わすことになる。

グループＢ：かなり大きな散乱角度で二三回散、乱し、
前記反射体を通らずに検出器に到達する量子。この量子
は例えば経路Ｌ−２−ＭまたはＬ−３−Ｍを通り得る。

これらの量子は平均してより浅い深さで返送され、平均
してグループＡの量子のエネルギより幾らか大きいエネ
ルギを有する。

グループＣ：通常前記反射体を通らずに多数回散乱する
量子。これらの量子はグループＡ及びＢの量子よりはる
かに小さい平均エネルギを有する。

ただしグループＣの量子にも、グループＡ及びＢの量子
と同程度のエネルギを有するものが少しは存在する。

第５図は前記検出器によって測定されるγ−スペクトル
の一例を示している。ただしこのスペクトルは所望の測
定深度に依存する。この深度Ｘが約１０ｃｎ＋より小さ
いと、検出器の測定信号の大部分は当該物質の組成及び
密度に依存するグループＡの量子に由来することになる
。測定深度が約１０ｃｍより深くなると、グループＡの
量子による信号が指数関数的に減衰する一方で、グルー
プＢ及びＣの量子による信号がほぼ一定であり且つ返送
領域の深度に少ししか依存しないことから、検出信号は
グループＢ及びＣの量子によって支配されることになる
。

放射線源のコリメータの中心線と検出器のコリメータの
中心線とが同一平面上に配置されないように構成を変え
ると、測定信号は原則としてグループＣの量子のみに由
来することになる。この方法は米国特許明細書第４，０
３４，２１８号に開示されている。この特許明細書の第
１図に示されているように、この先行技術の方法では構
成を前述のごとく変更すると、測定信号がグループＡ及
びＢの量子に由来する優勢部分を全く有さなくなる。前
記構成変更前の測定信号から変更後の測定信号を差し引
くと、本買的にグループＡ及びＢの量子に由来する信号
が得られる。約１０ｃｍより浅い測定深度ではこの信号
は前述のごとくグループＡの量子に支配される。より深
い深度ではグループＢの量子が優勢になり、従って得ら
れる測定信号は実質的に測定深度に依存しなくなる。米
国特許明細書第４．０３４，２１８号に記載の方法は従
って約１０ｃ＋ｎを越える厚みを持つ物質層の密度の測
定には適さないことになる。

この特許明細書の発明では、源のコリメータの中心線と
検出器のコリメータの中心線とは常に同一平面上に配置
される。このような構成の場合には、所望の測定深度に
対応する測定結果と、それより深い深度に対応する測定
結果との差を使用すれば、所望の測定深度で散乱するグ
ループＡの量子のみによって実質的に規定される信号が
得られる。前記２つの測定信号におけるグループＢ及び
Ｃの量子の優勢度はほぼ同等であり従って互いに中和し
合うが、より深い深度で散乱するグループＡの量子の優
勢度は、深度がより深いためにこれら量子に与えられる
指数関数的付加減衰に起因して極めて小さい。この方法
では前述の方法におけるよりもかなり深い深度での密度
を測定することができる。

深度に伴う密度変化に関するデータは測定されたγ−ス
ペクトルに基づいて得ることもできる。

以下添付図面に基づき本発明をより詳細に説明する。

巣」Ｉ引 ここでγ−密度測定の用途の一例を説明する。

道路建設では道路の基層を十分に圧縮することが重要で
あり、圧縮制御のためにかなり多くの手段が使用されて
いる。この制御を所謂ｒ砂補充法（５ａｎｄ　ｒｅｐｌ
ｅｎｉｓｈｍｅｎｔ　ｍｅｔｈｏｄ）Ｊによって実施す
ることはすでに知られている。この方法は深さ１５ｅｌ
１１の穴を掘り、その後この穴に密度が正確に判ってい
る砂を充填し、且つ掘り出した砂を乾燥させることによ
って掘り起こした物質の密度と水含量とを測定すること
からなる。しかしながらこの方法には多大な労力が必要
である。加えて、水含量の測定結果が翌日まで得られな
い。

核プローブを用いて道路基層の密度と水含量とを測定す
ることも知られている。この種のプローブを使用すれば
結果は速く得られるが、性能は余り高くない。

地層の表面密度はバックスキャツタリング法またはｌ・
ランスミッション法に従って核プローブにより測定され
る。

通常のバックスキャツタリング法（コリメータ使用）で
は、地表のγ−源からγ量子が地層中に送出され、そこ
でこれら量子が散乱し、その後やはり地表に配置された
γ〜検出器に到達し得る。

γ−検出器はγ−源からの直接放射に対して遮蔽される
。約１　ｇ／ｃ＋ｎ’より大きい密度に関しては検出器
の計数速度は土の密度が増加するにつれて減少する。ボ
リュームユニット化たりの原子数が増加するとγ−量子
が検出器に到達しなくなり、同時にγ−量子の吸収性が
増加する。バックスキャツタリング法の利点は道路表面
に損傷を与えないことにある。その一方で、通常のバッ
クスキャツタリング法は上方４−６ｃｍの深さでの密度
を示すに過ぎず、これでは土圧綿テストには不十分であ
る。

トランスミッション法（第１図参照）では、ヘッドにγ
−源を有するスピア（線状部材）を地層中１５−２０ｃ
ｍの深さまで挿入する。γ−量子はここからγ−検出器
に到達し得る。記録される計数速度（頻度）は地層の減
衰に依存し、この地層の減衰は地層の密度によって決定
される。この密度が大きけ　　　−れば大きい程、計数
速度はより大きい減衰に起因して小さくなる。トランス
ミッション法は、源から検出器までの地中の密度の平均
値を測定するという利点を有する。その一方で、道路建
設材料に関して一般的に見られるように、地層が多くの
石を含んでいる場合にはスピアの挿入が困難であり、場
合によっては不可能である。この方法はまた、例えばア
スファルト、コンクリート又は他の堅い材料を測定する
場合には使用できない。

本明細書で説明する方法はγ−量子のコンプトン散乱を
ベースとする。この方法ではコリメータを介してγ−光
束を当該媒雪中に送り、そこでγ−量子を散乱させる（
第２図参照）。約２５ｃ１１１までの深さで散乱するグ
ループＡの量子のみを測定すれば計数速度が得られ、こ
れはこの深さまでの媒質の平均密度の基準となる。グル
ープＡの量子のエネルギはコンプトンの式で近似される
。

Ｅγ；□　（Ｅの単位Ｍｅｖ） Ｅ。

Ｅｏは源から送出されたγ−量子のエネルギであり、θ
は第２図で説明する角度である。この方法では約Ｅγの
エネルギを持つグループＡの量子のみが測定される。

使用する測定装置を第２図に示した。源Ｋ（約３０ｍＣ
１＋３’Ｃｓ）からのγ−放射線は方々へ均等に送出さ
れる。この源のコリメータ１は約３ｘ６°の開き角度を
有し、検出器のコリメータ３は約３ｘ８°の開き角度を
有する。γ−量子はコリメータを介して送出されたもの
のみが周囲の環境に到達し、残りの量子はシールドＡに
よって吸収される。

このようにして単色光束が狭い立体角内で源から送出さ
れる。放射線方向はハンドルＨの調整によって変更し得
る。Ｎ個の異なる測定深度に対応してＮ個の異なる調整
が存在する。Ｎは例えば３゜６．１０，１５．２５及び
３５である。第２図に示したように、光束は密度測定す
べき物質の中に送出される。

この物質を通過する間に光束のγ−量子の一部分は散乱
又は吸収される。散乱部分は散乱物質の密度に応じてか
なりの程度に達する。

放射線は所望の測定深度に到達すると、物質の密度に応
じである程度減衰する。

′　反射体Ｖを通過する間にγ−量子の一部分は物質の
密度に応じて光束から散乱する。反射体内で散乱したよ
り少ない分の放射線はγ−検出器の方向に送られる。こ
の放射線はその途中で物質の密度に応じて更に減衰され
る。このように検出器に到達する放射線の強さは被測定
物体の密度に大きく（はぼ指数関数的に）依存する。

前述のごとく、物質通過中の光束からのγ量子の放射は
その物質の密度に依存する。その依存度はいずれの物質
に関しても同じであるが、水素及び重原子を含む材料は
例外である。これは、γ−量子が電子によって散乱し、
この散乱確率が当該物質の電子密度Ｎｅに比例するとい
う事実に起因する。Ｎｅは次式 ％式％ Ｎ　はアボガドロｌ数、ρは密度、２は原子番号、＾Ｖ Ａは質量数である。水素以外の余り重くない総ての原子
ではＺ／＾Σ０．５になる。従ってＮｅはρに比例する
。水素の場合はＺ／ＡΣ１になる。従って水（Ｈ２Ｏ）
の場合は Ｚ　　　　１＋１＋８ −　　＝　　　　　　　　　＝　　０．５５Ａ　　　　
ｌ＋１十１６ 即ち１０パーセント大きくなる。γ−放射線の計算に関
しては従って、計算に当たっては補正した密度１１００
ｋＨ／ｍ’を使用することにより、水の異常に大きなγ
−放射線散乱能力を補正する必要がある。

測定されるべき放射線は反射体Ｖ内で散乱するグループ
Ａの量子である。この放射線の強さは物質中の放射線経
路沿いの平均密度によって実質的に決定される。

検出器は正しい方向、即ち反射体から検出器に向かう方
向を有する放射線以外の総てのγ−放射線をｐ波して除
くコリメータを備える。

シールドとコリメータとによって所望でない放射線の大
部分がＦ波される。ただし、幾何学的条件だけでは総て
の望ましくないγ−量子を処理することはできない。２
回以上散乱しくグループＢ及びＣ）、物質中に深く侵入
せずに最後の散乱によって検出器のコリメータを介して
送られる量子（第３図参照）も検出されるが、これらの
量子はこれらが到達した深さまでの密度に関するデータ
を含むにすぎない。

下記の方法はグループＡの量子の測定のみに使用される
。

第３図の測定装置によれば源のコリメータから細い光束
りが送出され、このビームは被測定物体を通過する間に
指数関数的に減衰される。

この減衰は実質的にコンプトン散乱に起因する。

γ−量子はコンプトン散乱によって光束りから散乱する
。量子が方々に散乱すると、その一部は検出器方向に送
られる。検出器のコリメータによって、コリメータ線Ｍ
を通る量子のみが検出器に到達し信号を送出する。

検出器がグループＡの量子のみを検出する場合は、測定
結果はＯからＸまでの深度領域の平均密度を表わすこと
になる。

しかしながら送出されたγ−量子は経路Ｌ−２−Ｍ又は
Ｌ−３−Ｍも通り得る。これらの量子は１回以上（ここ
では２及び３回）散乱する。測定がこれら量子のみに関
して行なわれた場合には、明らかに０からｘｌまでの密
度に関するデータのみが得られ、所望の０からＸまでの
密度に関するデータは得られない。

所望の測定深度が約１０ｃｎ＋より小さければ、普通の
密度及び組成での測定信号の大部分は、グループＡの量
子に由来することになる。これは、グループＢの量子が
２回以上散乱した後で正しい方向に送られる場合には、
検出器に到達する確率が少なくなるためである。

測定深度Ｘが増加すれば、グループＡの量子による信号
が指数関数的に減衰する一方でグループＢ及びＣの量子
による信号がほぼ一定であるという事実から、検出器信
号は所望の深さに到達していないグループＢ及びＣの望
ましくない量子による信号によって支配されることにな
る。

グループＡ及びＢ１１）成量子に関してコンプトンの式
を使用すれば、グループＢの量子が通常はグループＡの
量子より大きなエネルギを有することがあきらかになる
。グループＣの量子は通常それよりかなり小さいエネル
ギを有する。

検出器によって記録されるγ−スペクトルの一典型例を
第４図に示した。０からＸまでの密度に関するデータを
含むスペクトル部分は斜線で示されている。矢印はコン
プトンの式によるグループＡの量子のエネルギを示す、
ピークはより高いエネルギの方向に偏っている。これは
、グループＢの量子が同じインタバルで複数のエネルギ
量子（幾らか高い）を有し、実際上は所望の信号を拡張
させるという事実に起因する。

第４図のスペクトルは第５図の３つの部分からなるもの
と解釈し得る。領域ＡはグループＡの量子による所望の
測定信号を示し、領域ＢはグループＢの量子（多重散乱
）、領域ＣはグループＣの量子の他検出器コリメータの
光電送出量子及び自然のバックグラウンド放射線による
信号を示す。

２つの測定、即ち深度Ｘの測定と深度ｘ十ｙ　［ｙは通
常１０ｃｍ　］の測定とを使用すれば、測定深度がｘ＋
ｙの場合には、グループＡの量子による信号が更に２Ｘ
　１０ｃｍの通過の間に減衰するため実際には消失する
ことがわかる。これに対しグループＢ及びＣの量子によ
る信号は、ｘ＋ｙ測定では、これよりかなり浅い深度で
移動し且つ経路の形状がほとんど変わらないため実質的
に変化しない。

従って前記２つの測定（Ｘ及びｘｉｙ　）の差を求めれ
ば、グループＡの量子によってのみ決定される測定結果
が得られ（第６図参照）、これに基づいて深度Ｏから深
度Ｘまでの被測定物体の平均密度を求めることができる
。

゛　　士　のスペクトル ピークＡ＋Ｂのスペクトル分析からより深い深度での深
度に伴う密度変化に関するデータが得られる。より浅い
深度での測定についても同様である。

以下の説明では、スペクトル分析とは測定によって得ら
れるスペクトル（エネルギースペクトル対γ−エネルギ
）の形状の分析を意味する。第５図は領域Ａが存在する
スペクトル部分が領域Ｂの存在するエネルギインタバル
と部分的にしか合致しないことを示している。領域Ｂの
平均エネルギは領域Ａの平均エネルギより大きい。

領域Ｂでの計数の数は０からｘｌまでの深度インタバル
での平均密度に依存する（第３図参照）。

領域Ｂ内のより大きい計数速度は０からｘｌでのより小
さい平均密度に関して得られる。

従って、Ｂが支配するエネルギインタバルでの計数の数
に基づいて、深度０からｘｉ、ρ（０−ｘ　、　）まで
の平均密度を計算することができる（第４図参照）。

前述のごとく、深度０からＸ　ｌ　＋ρ（０−ｘ　、）
までの平均密度は領域Ａにおける計数の数を測定するこ
とによって測定され得る。深度ｘ１からＸ。

ρ（０−ｘ　、）までの基層の平均密度はρ（０−ｘ　
、）及びρ（０−ｘ）に基づいて次式により求め得る。

ｐ　（０−ｘ）ｘ−ρ（０−ｘｌ）ｘ＋ρ（ｘ、−ｘ）
：□ ｘ−×１ コンプトンの式に従えば、第３図の“′３゛′で示され
ているように散乱するγ−量子（散乱３回）が第２図の
′°２′′で示されているように散乱する量子（散乱２
回）より大きいエネルギを有することを説明し得る。こ
れら量子は双方共グループＢの量子に属、することにな
る。検出される３回散乱したグループＢの量子は、平均
して、対応する２回散乱した量子より小さい最大深度を
有することがわかる。一般に、検出器に到達するＮ回散
乱した量子はＮ＋１回散乱した量子より大きい平均深度
に由来すると言える。

その結果グループＢの量子による信号は複数のエネルギ
インタバルに分割され得る。各インタバル内の計数の数
はある程度の深さまでの密度に関するデータを含み、こ
のインタバルのエネルギが大きければ大きい程対応深度
は浅くなる。

グループＢの量子のエネルギ領域を適切な数のインタバ
ルに分割して対応計数の数を分析すれば、表面から合計
測定深度までの対応深度インタバルの平均密度を計算す
ることができる。

最小自乗法を使用すれば、適切に選択された関数がグル
ープＢの量子のγ−スペク）・ルに近似され得る。計器
のアダプタ定数の達成値は深度に伴う密度変化に関する
データを含む。これらの定数を使用すれば、所望深度で
の密度を推算することができ、且つ深度に伴う密度変化
を連続的に計算し得る。

本明細書で説明した分析法は実際に、あらゆる深度の測
定で使用し得る。

【図面の簡単な説明】

第１図は地表に挿入されるプローブを備えた公知の測定
装置の説明図、第２図は本発明の測定装置の説明図、第
３図は第２図の測定装置の作動モードを示す説明図、第
４図は検出された量子のエネルギスペクトルを示すグラ
フ、第５図は散乱の回数に応じた量子のグループ分けを
示す説明図、第６図は減法によるスペクトルの分析法を
示すグラフである。 Ｋ・・・・・・放射線源、Ａ・・・・・・シールド、Ｈ
・・・・・・ハンドル、■・・・・・・反射体。 代理人弁理士　中　　　村　　　　至 Ｆｉｇ、７

Claims (9)

【特許請求の範囲】
1. （１）コリメータを備えた放射線源とコリメータを備え
   た検出器とを用いて基層の密度を測定する方法であって
   、この方法では放射線方向が検出方向に対して変化し得
   、且つ検出された信号の変化が測定され得、放射線方向
   と検出方向とが常にほぼ同じ平面上にあることを特徴と
   する方法。
2. （２）送出放射線の角度のみが変化し、測定結果が２つ
   の幾らか異なる角度（異なる深度）の測定結果の間の差
   異によって得られることを特徴とする特許請求の範囲第
   １項に記載の方法。
3. （３）使用される放射線源が０．６６２Ｍｅｖのエネル
   ギのγ−放射線を送出するＣｓ＾１＾３＾７源、又は０
   ．２−２Ｍｅｖのエネルギ範囲のγ−量子を送出する別
   の放射線源であることを特徴とする特許請求の範囲第１
   項に記載の方法。
4. （４）Ｃｓ＾１＾３＾７放射線源が３０ｍＣｉのオーダ
   ーの強さを有することを特徴とする特許請求の範囲第３
   項に記載の方法。
5. （５）源のコリメータが約３ｘ６°の開き角度を有する
   のに対して、検出器のコリメータが約３ｘ８°の開き角
   度を有することを特徴とする特許請求の範囲第１項から
   第４項のいずれかに記載の方法。
6. （６）散乱放射線に関するコンプトンの式により計算し
   た一回散乱放射線に対応するγ−エネルギの周りの約８
   ０Ｋｅｖのスペクトル範囲を特徴とする特許請求の範囲
   第１項から第５項のいずれかに記載の方法。
7. （７）２つの深度インタバルの平均密度が２つのエネル
   ギインタバルにおける計数に基づいて計算されることを
   特徴とする特許請求の範囲第１項から第６項のいずれか
   に記載の方法。
8. （８）小さいインタバルで深度に伴う密度変化を計算す
   べく、スペクトルを多数のエネルギインタバルに分割す
   ることを特徴とする特許請求の範囲第１項から第７項の
   いずれかに記載の方法。
9. （９）実質的に添付図面に基づいて前述したごとき方法
   。