2.6 Ionisierende Strahlung - PTB

Wissenschaftliche Kurzberichte 

Abteilung Ionisierende Strahlung 



248 

Radioaktivität 

2.6.1 Untersuchungen zur Bestimmung des Tiefenprofils der 

Aktivitätsverteilung in Großflächenreferenzquellen 

H. Janßen, K. Thieme* 

Messungen von Oberflächenkontaminationen werden häufig mit großflächigen, 

gasgefüllten Proportionalzählern – sog. Kontaminationsmonitoren 

– durchgeführt. Solche Messungen können schnell und direkt an der 

zu prüfenden Oberfläche erfolgen. Die sichere Abschätzung der flächenbezogenen 

Aktivität einer Kontamination erfordert – besonders im Hinblick 

auf einzuhaltende Kontaminationsgrenzwerte bei rechtsrelevanten 

Freimessungen – sowohl die Kalibrierung des Detektors mit geeigneten 

flächenhaften Aktivitätsnormalen (Großflächenreferenzquellen) als auch 

die Kenntnis über die Art der Kontamination und der Matrix, in welche 

sie eingeschlossen ist, damit die Rückstreu- und Selbstabsorptionseigenschaften 

der Kalibrierquelle und der Kontaminationsmatrix entsprechend 

berücksichtigt werden können. 

Eine gebräuchliche Methode für die Herstellung von Kalibrierquellen ist, 

eine radioaktive Substanz möglichst gleichmäßig verteilt in die Oberfläche 

einer eloxierten Aluminiumfolie einzubringen. Gerade für Alphastrahler 

werden die Quelleneigenschaften empfindlich durch den Herstellungsprozeß 

beeinflußt. Dabei bestimmt die Tiefenverteilung der 

radioaktiven Substanz durch den spezifischen Energieverlust der Alphateilchen 

in der Quellenmatrix das Energiespektrum der austretenden 

Alphastrahlung und damit auch die Quellenausbeute – definiert als Verhältnis 

von Teilchenfluß an der Oberfläche der Quelle und Teilchenemissionsrate 

– und die Homogenität des Teilchenflusses als Funktion des 

Ortes an der Quellenoberfläche. 

Die Kenntnis der Tiefenverteilung ermöglicht eine heute zunehmend 

geforderte bessere Charakterisierung von Referenzquellen, als sie durch 

Angabe von Teilchenfluß und Aktivität allein erreicht werden kann. Deshalb 

wurde eine Methode entwickelt, mit der aus einer Kombination von 

Messung und Modellrechnung die Tiefenverteilung der radioaktiven Substanz 

für alphastrahlende Radionuklide in Großflächen-Referenzquellen 

zerstörungsfrei bestimmt werden kann. Dazu wird mit einem Silicium- 

Halbleiterspektrometer unter bekanntem Raumwinkel die Energieverteilung 

der Alphateilchen gemessen. Dieses Spektrum wird dann durch 

Berechnung des Energieverlustes von Alphateilchen in der Quellenmatrix 

unter Berücksichtigung der experimentellen Bedingungen rechnerisch 

mit der Monte-Carlo-Methode rekonstruiert. Dabei wird eine über 

die gemessene Quellenfläche gleichmäßige, d. h. ortsunabhängige Tiefenverteilung 

senkrecht von der Quellenoberfläche in die Quellenmatrix 

hinein vorgegeben. Mit den geometrischen Abmessungen des Spektrometers 

und der eingegebenen Tiefenverteilung werden Trajektorien von 

isotrop emittierten Alphateilchen berechnet. Die Startenergien und Emissionswahrscheinlichkeiten 

der Alphateilchen werden je nach Radionuklid 

gewichtet ausgewählt. Der Energieverlust, den ein Alphateilchen 

auf dem Weg zum Detektor in der Quellenmatrix erleidet, wird dann 

durch numerische Integration des spezifischen Energieverlustes (stopping 

power) in Aluminiumoxid über die Weglänge ermittelt. Statistische 

Streuungen des Energieverlusts (straggling) werden als normalverteilt 

mit einer Standardabweichung von 5 % des Energieverlusts angenommen. 

Auch das Auflösungsvermögen des benutzten Detektors wird im 

Programm durch eine Normalverteilung mit der gemessenen Standardabweichung 

von 8 keV modelliert. Mit der so ermittelten Restenergie der 

Alphateilchen im Detektor wird ein Histogramm aufgebaut, das mit dem 

gemessenen, energiekalibrierten Impulshöhenspektrum der Quelle verglichen 

werden kann. 

Das Integral der Tiefenverteilung liefert als Ergebnis zusätzliche Kenngrößen 

für die Charakterisierung von Referenzquellen. Die bisherigen 

Untersuchungen zeigen, daß der Produktionsprozeß kommerziell verfügbarer 

Quellen so gesteuert werden kann, daß mehr als 90 % der radioaktiven 

Substanzen in den oberen 5 μm einer eloxierten Aluminiumfolie 

eingebettet werden können. 

* Amersham Buchler, Gieselweg 1, 38110 Braunschweig 

2.6.2 Kalibrierung und Stabilitätsuntersuchungen an einer 

Meßeinrichtung mit Ionisationskammern für die 

Aktivitätseinheit 

H. Schrader 

1998 wurde eine Sekundärnormal-Meßeinrichtung mit Ionisationskammern 

und Quellenwechsler zur Bewahrung der Einheit der Aktivität sowie 

zur Qualitätssicherung bei der Herstellung und Weitergabe von Aktivitätsnormalen 

γ-strahlender Radionuklide ähnlich der in (Jahresber. ’97, 

2.6.1) beschriebenen aufgebaut. Die dabei verwendete Ionisationskammer 

wurde vom National Physical Laboratory (NPL) entwickelt und wird 

jetzt industriell gefertigt [1]. Sie wird, versehen mit einer kommerziellen 

Strommeßelektronik, in Großbritannien als Radionuklid-Kalibrator (Aktivimeter) 

z. B. in der Nuklearmedizin eingesetzt. Bei entsprechender 

Qualitätskontrolle in der Fertigung und einer ausreichenden Konstanz der 

Kalibrierfaktoren bei baugleichen Geräten können die Kalibrierfaktoren 

mit Hilfe eines Transfergeräts und Aktivitätsnormalen von Radionukliden 

einmalig bestimmt werden, die Photonen in verschiedenen Energiebereichen 

emittieren. 

Mit der neuen Meßeinrichtung der PTB wurden in wiederholten Meßreihen 

mit Zyklen, bestehend aus Messungen an einer Radium-Referenzquelle, 

des Nulleffekts und an Aktivitätsnormalen verschiedener Radionuklide, 

jeweils Kalibrierfaktoren für die NPL-Kammer bestimmt. Dabei 

zeigten die auf radioaktiven Zerfall und Nulleffekt korrigierten Meßwerte 

(Anzahl n ≅ 25 pro Tag und Normal) gute Konstanz in einem Zeitintervall 

von etwa 75 Tagen mit relativen Abweichungen vom Sollwert von 

weniger als 10 –3 . Durch Auswertung der Messungen relativ zu einer 

Referenzquelle können Langzeitschwankungen weiter reduziert werden: 

Der Kalibrierfaktor K für ein Radionuklid wird aus der Formel 

A = K · R/R Ra 

berechnet. Darin sind A die Aktivität eines Normals in kBq und R, bzw. 

R Ra die aus mehreren Messungen gemittelten Gerätewerte für die Ionisationsströme 

des Aktivitätsnormals, bzw. der Referenzquelle. Der Index 

Ra bezieht sich auf eine Kalibrierung mit einer fest vorgegebenen Stoffmenge 

226 Ra in der Referenzquelle, wobei auf Zerfall des Radiums korrigiert 

werden muß. Aus dem Kalibrierfaktor kann die nuklidspezifische 

Nachweiswahrscheinlichkeit ε N berechnet und diese in energieabhängige 

Komponenten zerlegt werden. ε N setzt sich aus den bekannten Photonenemissionswahrscheinlichkeiten 

P i (E i ) des Radionuklids und den energieabhängigen 

Nachweiswahrscheinlichkeiten ε i (E i ) der Ionisationskammer 

zusammen: 

∑ 

ε = 1/ K = P( E ) ⋅ε 

( E ) . 

N i i 

i 

i i 

Zur Bestimmung von ε (E) wurden etwa 15 Radionuklide mit monoenergetischer 

oder stark dominierender Photonen-Strahlung verwendet. Für 

letztere werden die Beiträge der schwächeren, nach Interpolation in ε(E) 

bestimmten Strahlungskomponenten P i (E i ) ε i (E i ) von ε N subtrahiert, um 

den Beitrag der dominierenden Komponente zu erhalten. Die resultierende 

Kurve ε(E) ist in Bild 2.6.2 dargestellt.

ε 

1,60 

kBq-1 1,40 

1,20 

1,00 

0,80 

0,60 

0,40 

0,20 

0,10 

0,08 

0,06 

0,04 

0,02 

0,00 

10 

109Cd 241Am 139 133 Ce 

Ba 

210Pb 125I 40 70 100 130 160 

85Sr 137Cs 131I 22Na 51 Cr 

109 Cd 

54 Mn 

57 Co 

0,00 

0 500 1000 1500 

E 

2000 keV 3000 

Bild 2.6.2: Photonennachweiswahrscheinlichkeit ε in Abhängigkeit von der 

Photonenenergie E für die kalibrierte Ionisationskammer 

Die Radionuklide sind bei Energiewerten mit großer Photonenemissionswahrscheinlichkeit 

eingezeichnet. Bei 60 Co wurde der mit Emissionswahrscheinlichkeiten 

gewichtete Mittelwert zweier Photonenenergien verwendet. Die Kurve 

oben links zeigt einen in beiden Achsen vergrößerten Ausschnitt. 

Mit Hilfe der Kurve lassen sich bei bekannten Photonenemissionswahrscheinlichkeiten 

die Kalibrierfaktoren von Radionukliden mit komplexen 

Zerfallsschemata berechnen. Sind für diese gleichzeitig Aktivitätsnormale 

gemessen worden, so dient ein Vergleich von den aus Messungen 

bestimmten und den berechneten Kalibrierfaktoren der Überprüfung der 

Konsistenz der Kalibrierkurve ε(E). Die ermittelten Werte sind in Tabelle 

2.6.2 aufgeführt. 

Tabelle 2.6.2: Nuklidspezifische Nachweiswahrscheinlichkeiten ε und relati- 

N 

ve Abweichungen Δ von in der PTB gemessenen und berechneten Werten (Index i), 

sowie von im NPL und in der PTB gemessenen Werten (Index k) 

Radionuklid ε in kBq N –1 Δ in % Δ in % 

i k 

22Na 1,2884 0,09 0,20 

24Na* 1,9430 – 0,05 0 

51Cr 0,02061 – 0,02 – 0,19 

54Mn 0,50161 0,00 0,17 

57Co 0,07611 – 0,11 – 4,5 

60Co 1,3650 0,04 0 

65Zn 0,32340 – 0,44 – 0,02 

85Sr 0,32717 0,00 – 0,77 

88Y 1,4051 – 0,01 – 0,64 

109Cd 0,01087 – 0,12 – 5,7 

125I 0,02951 – 0,16 – 2,5 

131I 0,24811 – 0,02 – 0,35 

133Ba 0,26476 0,27 – 0,44 

134Cs 0,96039 0,45 – 0,18 

137Cs 0,35278 – 0,00 0,60 

139Ce 0,10669 0,11 1,5 

152Eu 0,67737 – 0,49 1,3 

241Am 0,01487 – 0,27 – 0,31 

* Kalibrierfaktor umgerechnet aus NPL-Wert 

65 Zn 

139 Ce 

60 Co 

88 Y 

24 Na 



249 

Andererseits können die hier bestimmten Kalibrierfaktoren mit den vom 

NPL angegebenen Werten verglichen werden. Da die Kalibrierfaktoren 

des NPL in Stromstärke zu Aktivität (pA/MBq) angegeben werden, muß 

zum Vergleich ein Umrechnungsfaktor herangezogen werden. Dieser 

wird am Radionuklid 60 Co bestimmt, bei dem die Kalibrierfaktoren von 

NPL und PTB als identisch angenommen werden. Die damit berechneten 

relativen Abweichungen für die anderen Radionuklide sind ebenfalls in 

Tabelle 2.6.2 aufgeführt. 

Die relativen Abweichungen von berechneten und gemessenen Kalibrierfaktoren 

sind sämtlich kleiner als 0,5 %. Dies ist insbesondere für die 

Radionuklide mit komplexen Zerfallsschemata wie 131 I, 133 Ba, 134 Cs und 

152 Eu der Fall, so daß die Kurve als konsistent gelten kann und damit 

Kalibrierfaktoren für weitere Nuklide berechnet werden können. Dies ist 

z. B. zur Korrektion von Meßwerten auf Beiträge von Verunreinigungen 

mit Radionukliden wichtig, für die keine Aktivitätsnormale vorhanden 

sind. Auf die Angabe von Unsicherheiten wird hier wegen der komplexen 

Korrelationen der beteiligten Größen verzichtet. Die Abweichungen 

geben jedoch ein realistisches Maß für die beteiligten systematischen 

Effekte wieder. Statistische Komponenten der relativen Unsicherheit von 

Ionisationsstrommessungen sind bei ausreichender Aktivität kleiner als 

5· 10 –4 . 

Der relative Vergleich mit Kalibrierfaktoren des NPL zeigt gute bis 

ausreichende Übereinstimmung, wobei die ungünstigsten Abweichungen 

bei Photonenstrahlern mit niederenergetischen Photonen wie 57Co, 109Cd und 125I liegen. Dies ist wahrscheinlich durch unterschiedliche Meßgeometrien 

bei der Messung mit den Normalen zu erklären, da sich bei 

niederenergetischer Photonen-Strahlung unterschiedliche Materialstärken 

durch Absorption stärker auswirken. Alle relativen Abweichungen liegen 

jedoch innerhalb von ± 10 %, wie sie das Europäische Arzneibuch bei 

der Aktivitätsbestimmung von Radiopharmaka fordert. Das Gerät ist 

daher als Transfergerät geeignet. 

[1] ISOCAL IV Isotopen-Kalibrator, Modell 288, der Fa. Vinten 

Analytical Systems Ltd., danach: NE Technology Ltd., heute: Southern 

Scientific Instruments, gekauft 1991 

2.6.3 Erste absolute Aktivitätsbestimmung von Radon in der PTB 

mit einem Mehrelektroden-Proportionalzählrohr 

H. Greupner, I. Busch 

In (Jahresber. ’97, 2.9.13) wird ein Proportionalzählrohr mit Feldführungselektroden 

(Mehrelektrodenzählrohr, MEZR) beschrieben und seine 

Eignung für die Messung der Alpha-Spektren von Radon und seinen 

α-strahlenden Folgeprodukten (Polonium-Nuklide) gezeigt. In dieser Arbeit 

wird die erste absolute Aktivitätsmessung von Radon mit dem MEZR 

beschrieben. 

Das MEZR ist zylindrisch aufgebaut (Jahresber. ’97, 2.9.13). In Bild 

2.6.3 ist die Gaswechselapparatur schematisch dargestellt. 

Der Nachweis, daß Endverluste bei dieser Zählrohrkonstruktion vernachlässigbar 

gering sind, ist bereits bei der Anwendung dieses Zählrohrtyps 

für die Einheitendarstellung der Aktivität von reinen β-Stahlern geführt 

worden [1]. Die Bestimmung eines Faktors für die Korrektion der Wandverluste 

erfolgt mit Hilfe einer rechnergestützten Simulation (Jahresber. 

’97, 2.9.14). Dabei erfolgt eine Bestimmung der Anzahl der unterhalb 

einer Energieschwelle liegenden Impulse einschließlich der 

α-Teilchen, die keinen Impuls erzeugen.



250 

Die Grundgleichung der Aktivitätsbestimmung mit dem Zählrohr lautet 

A = η Σ · z Σ 

mit η Σ : Zähleffektivität für die Radonaktivität; z Σ = z Rn – 222 + z Po – 218 + z Po – 214 

mit z Rn – 222 : 222 Rn-Zählrate, z Po – 218 : 218 Po-Zählrate, z Po – 214 : 214 Po-Zählrate. 

Gleichung 1 gilt für das radioaktive Gleichgewicht von Radon und seinen 

kurzlebigen Folgeprodukten im Zählrohr. Für den Nachweis des 

Radon gilt wegen der Gleichheit von Zähl- und geometrischem Volumen 

eine Nachweiswahrscheinlichkeit von ε Rn ≅ 1. Die Folgeprodukte 214 Po 

und 218 Po schlagen sich aufgrund ihres Ladungszustandes an der Außenelektrode 

nieder. Hier steht für ihren Nachweis nur ein Raumwinkel von 

max. Ω =2π sr zur Verfügung. Daher ist für sie mit Nachweiswahrscheinlichkeiten 

von ε Po – 218 ≅ ε Po – 214 ≅ 0,5 zu rechnen. Damit ergibt sich 

für Gleichung 1 eine Zähleffektivität η ≅1/2 für Radon bei Zählung aller 

α-Impulse . Die Apparatur ist so aufgebaut, daß die Übertragung des 

Wertes der Aktivitätskonzentration, der für das Radon im MEZR bestimmt 

wurde, auf kommerzielle Radonmeßgeräte möglich ist. Dazu 

wird das Zählrohr nach Verschließen der Ventile V 1 und V 2 von der 

Vakuumapparatur abgetrennt und an ein 50-l-Edelstahlgefäß angeflanscht. 

Das Radon wird quantitativ eingespült und der Anschluß für das kommerzielle 

Radonmeßgerät in dem Edelstahlgefäß hergestellt. 

ZG 

P Vak 

P ZG 

226 222 

Ra( Rn)- 

Quelle 

P D 

Bild 2.6.3: Übersichtsskizze des MEZR mit Gaswechselapparatur 

P ZG : Piezomanometer, P Vak : Piranimanometer, P D : Differenzdruckmanometer, 

ZG: Zählgasvorrat (Druckflasche), V 1 ,V 2 : Vakuumhähne 

Für den Nachweis, daß das beschriebene Zählrohr für die Absolutmessung 

der Radonaktivität geeignet ist, wird folgende Messung durchgeführt. 

In das MEZR wird eine trägerfreie Radonmenge mit einem 

50-ml-Edelstahlgefäß quantitativ überführt und mit Zählgas auf einen 

Druck p = 1600 mbar aufgefüllt. Dazu wird das Edelstahlgefäß anstelle 

der 226 Ra( 222 Rn)-Quelle an das MEZR angeflanscht. Die Aktivität der 

V 1 

V 2 

MEZR 

(1) 

überführten Probe ist zuvor an einem unabhängigen Meßstand über die 

Gamma-Strahlung der Folgeprodukte gemessen worden [2]. Das Gasgemisch 

Zählgas/Radon nimmt das bekannte Zählrohrvolumen sowie ein 

berechenbares, parasitäres Leitungsvolumen bis zu den Ventilen V 1 und 

V 2 mit ca. 14 % des Zählrohrvolumens ein. Zur Bestimmung der Zählrate 

wird eine Zählanordnung mit Totzeitstufe benutzt (Jahresber. ’92, 2.6.16). 

Die Impulszählung erfolgt nach Einstellung des radioaktiven Gleichgewichts 

zwischen Radon und seinen kurzlebigen, α-strahlenden Töchtern. 

Bei der Impulszählung wird eine Diskriminatorschwelle gesetzt, die einer 

α-Energie von E D = 350 keV entspricht, und die Summe der 222 Rn-, 218 Pound 

214 Po-Impulse bestimmt. Die Berechnung der 222 Rn-Aktivtät erfolgt 

aus der mit Nulleffekt und der Totzeit korrigierten Zählrate z Σ nach Gleichung 

1. Für die Zähleffektivität für die 222 Rn-Aktivität gilt bei Nachweis 

der 222 Rn-, 218 Po- und 214 Po-Impulse oberhalb einer Energie E Diskr. = 350 keV 

ein Wert von η Σ = 0,524(5). 

Der Wert der in das MEZR eingebrachten Radonaktivität, 

A Rn = (1,058 ± 0,026) kBq, liegt bei dem im MEZR gemessenen Aktivitätwert, 

A MEZR = (1,037 ± 0,027) kBq; für beide Meßwerte sind die Standardmeßunsicherheiten 

angegeben. Dabei sind Aktivitätsverluste auf 

Grund von Radondiffusionen in die Epoxydharzflansche des MEZR in 

der Größenordnung von einem Prozent berücksichtigt. 

Damit ist erstmals ein Nachweis für Eignung des MEZR zur Absolutmessung 

der 222Rn-Aktivität und damit eine von der 226Ra-Aktivität unabhängige 

Darstellungsmöglichkeit der Einheit der Aktivität von 222Rn aufgezeigt 

worden. 

[1] Mitsch J.: Über absolute Aktivitätsmessungen radioaktiver Gase mit 

einem Mehrelektrodenzählrohr. Isotopenpraxis 17(1981), S. 122 

[2] Dersch, R.; Schötzig, U.: Production and Measurement of 222Rn Standards. Appl. Radiat. Isot., No.9-11, (1998), S. 1171–1174 

2.6.4 Radondiffusion unterschiedlicher Schlauchmaterialien 

A. Honig, N. Manz**, A. Paul, S. Röttger*, U. Keyser 

An der Radonnormal-Kammer der PTB werden verschiedene Schlauchmaterialien 

verwendet, um z. B. Meßgeräte außerhalb der Kammer anzuschließen. 

Neben der Meßunsicherheit, die einer Messung beigeordnet 

ist, wird für die Bestimmung der systematischen Meßabweichung das 

Zusammenwirken von Radon mit diesen Materialien untersucht. Zur 

Prüfung der Materialien auf Radondichtigkeit werden 2 m lange Schläuche 

an einem Ende mit einer permanenten Radonquelle verbunden [2]. 

Das andere Ende wird mit einem Stück Silberstahlvollrohr abgedichtet. 

Das ganze System wird in einem 100-l-Edelstahlgefäß radondicht verschlossen. 

Je nach Durchlässigkeit des Materials steigt die Radon-Aktivitätskonzentration 

schneller oder langsamer an [1]. Bild 2.6.4 zeigt dies 

beispielhaft für verschiedene Schläuche. Zum Vergleich wird auch der 

Verlauf der Radon-Aktivitätskonzentration gezeigt, wenn sich das Emanationsgefäß 

mit offenem Anschluß im Edelstahlbehälter befindet. Diese 

Anordnung entspricht einem Schlauch mit maximaler Leckrate. 

Die Leckrate L ergibt sich aus der zeitlichen Änderung Δt der Radon- 

Aktivitätskonzentration C 0, Rn im Bereich der maximalen Diffusion des 

Radon durch die Schlauchwand : 

C 

L = 

t 

⎛ Δ 0, 

⎜ 

⎝ Δ 

Rn 

⎞ 

⎟ 

⎠ 

max 

Leckraten werden dadurch bestimmt, daß die Meßwerte für jedes Material 

mit einer Ausgleichsrechnung im Bereich maximaler Steigung durch 

eine Gerade approximiert werden. In Bild 2.6.4 sind solche Geraden 

eingezeichnet. Meßergebnisse für so ermittelte Steigungen bzw. der Leckraten 

enthält Tabelle 2.6.4. 

(1)

Tabelle 2.6.4: Radon-Leckraten L für verschiedene Schlauchtypen 

Ø i ist der Innendurchmesser des Schlauches, d seine Wandstärke. Die offene 

Emanationsquelle hat zum Vergleich eine Leckrate von (79,2 ± 0,8) Bq m –3 h –1. . 

Schlauchtyp Material Øi mm 

d 

mm 

L 

Bq m –3 h –1 

Silikonschlauch Polydimethyl- 8,0 2,0 72,6 ± 1,2 

siloxan 8,0 3,0 73,4 ± 1,0 

Spezialschlauch für Elastomer auf 

Schlauchpumpen Polypropylen- 

(Norprene A 60 G) Basis 9,6 1,6 30,6 ± 0,8 

Tygonschlauch quervernetztes 

(R 3603) Polyvinylchlorid 9,5 1,6 16,4 ± 0,6 

PE-Schlauch Polyethylen 8,0 1,5 11,8 ± 0,4 

Druckschlauch für synthetischer 

Azetylenflaschen 

(20 bar) 

Kautschuk 9,0 3,5 6,13 ± 0,16 

PVC-Schlauch Polyvinylchlorid 8,0 2,0 6,36 ± 0,12 

Schlauch für 

8,0 3,0 2,18 ± 0,10 

Gasbrenner Naturkautschuk 10,0 2,0 4,13 ± 0,16 

Teflonschlauch Polytetrafluorethylen 

10,0 1,0 0,55 ± 0,08 

C 0, Rn / Bq·m -3 

3500 

3000 

2500 

2000 

1500 

1000 

500 

Offene Quelle 

Silikon 8x2 

Silikon 8x3 

Norprene 

Tygon 

12 24 36 48 

t /h 

Bild 2.6.4: Zeitliche Variation der Radon-Aktivitätskonzentration C 0, Rn für 

verschiedene Schlauchtypen (s. Tabelle 2.6.4) 

Zum Vergleich ist auch die zeitliche Variation ohne Schlauch (offene Quelle) 

eingezeichnet. 

Aus den gewonnenen Daten ergibt sich, daß es bei Radondiffusion aus 

Schläuchen zu einer deutlichen Unterschätzung des Meßwertes kommen 

kann. Schläuche aus Silikon sind besonders durchlässig, während Teflonschläuche 

eine 132 mal kleinere Leckrate aufweisen. Je nach Größe der 

Leckrate und Richtung des Konzentrationsgradienten kann es zu einer 

deutlichen Über- oder Unterschätzung des Radonmeßwertes und so zu 

systematischen Meßabweichungen kommen . 

[1] Havlik, F.; Durcik, M.: Experimental study of Radon and Thoron 

diffusion through barriers. Journal of Radioanalytical and Nuclear 

Chemistry 209 (1996), S. 307–313 

[2] Manz, N.: Aufbau und Optimierung einer Vieldraht-Impuls- 

Ionisationskammer zur Messung niedriger Radon-Aktivitätskonzentrationen 

in Luft. Diplomarbeit, TU Braunschweig, Juni 1997 

* Commissariat á l’Énergie Atomique, Saclay, France 

** Universität Braunschweig 



2.6.5 Aufbau eines untergrundarmen γ-Spektrometriesystems im 

Untertagelaboratorium UDO der PTB 

S. Neumaier, D. Arnold, J. Böhm 

251 

In dem seit 1991 von der PTB betriebenen Untergrundlaboratorium für 

Dosimetrie und Spektrometrie (UDO) im Salzstock der Asse wurde 1998 

erstmals ein untergrundarmes γ-Spektrometriesystem aufgebaut. Ein bereits 

in der PTB vorhandener, aus aktivitätsarmen Materialien aufgebauter, 

Germanium-Detektor (ε rel = 85 %) wurde zusammen mit einer Abschirmung 

aus 20 cm aktivitätsarmem Bolidenblei und 0,5 cm Kupfer im 

UDO-Laboratorium installiert. Bild 2.6.5-1 zeigt den Vergleich der Nulleffektzählraten 

zwischen Übertage- und Untertage-Messungen. In allen 

Fällen wurde die Radonkonzentration im Meßvolumen durch Spülen mit 

Stickstoff weitgehend reduziert. Die Eigenzählraten des Detektors sind 

im UDO-Laboratium zwischen 30 mal (Eγ < 100 keV) und 100 mal 

(Eγ > 1000 keV) niedriger als bei der Übertagemessung in der PTB. Die 

Nachweisgrenzen verbesserten sich damit um einen Faktor 5 bis 10. 

100000 100000 

PTB ohne Abschirmung 

Zählrate pro Tag 

10000 1/d 

ASSE ohne Abschirmung 

1000 

100 

PTB mit Blei 

ASSE mit Blei 

10 10 

1 

0,1 

137 Cs 

0,01 

100 300 300 500 500 700 700 900 900 1100 1300 keV 1500 

Energie 

Bild 2.6.5-1: Nulleffektzählraten eines 85-%-HP-Germanium-Detektors mit 

und ohne Bleiabschirmung (20 cm Bolidenblei, 5 Bq 210 Pb/kg; 0,5 cm Cu; Radonreduktion 

durch N 2 -Spülung) 

Meßort: oberirdisch (PTB) und in 925 m Tiefe im UDO-Labor (Asse) 

Zählrate pro Tag 

50 

1/d 

40 

35 

30 

25 

20 

15 

10 

5 

197 Au 

(n,γ) =98b σ 

(n,γ) 

2 

198Au - 

β - 

2 + 

0 

198Hg + 

T =2.7d 

1/2 

E γ =411 keV 

P γ =96% 

Probe: 9g Au 

100 + 

10 Ereignisse 

Meßzeit 3,5 Tage 

0 

350 360 370 380 390 400 410 420 430 keV 450 

Energie 

Bild 2.6.5-2: Ausschnitt aus dem γ-Spektrum einer 9-g-Goldprobe, aktiviert 

durch die Neutronen der Umgebungsstrahlung in Braunschweig 

Die Sättigungsaktivität an 198 Au beträgt 0,5 mBq/g. 

Eine der ersten Anwendungen, die aufgrund der verbesserten Nachweisgrenzen 

möglich wurde, ist die Messung der Flußdichte thermischer 

Neutronen der Umgebungsstrahlung über die Aktivierung der „klassi- 

60 Co 

PTB 

ASSE 

40 K



252 

schen Flußsonde“ Gold ( 197 Au(n, γ) 198 Au; σ (n, γ) = 98,8 b, T 1/2 Au – 198 =2,7d). 

Bild 2.6.5-2 zeigt das γ-Spektrum einer Goldprobe (9 Gramm), die durch 

die thermischen Neutronen der natürlichen Umgebungsstrahlung in Braunschweig 

bis zur „Sättigung“ aktiviert wurde. Die gemessene Sättigungsaktivität 

(Gleichgewicht zwischen Produktion und Zerfall) an 198 Au beträgt 

0,5 mBq/g. Dies entspricht einer thermischen Neutronenflußdichte 

von etwa 1,5 · 10 –3 cm –2 s –1 . 

Der Aufbau dieses γ-Spektrometriesystems zum Nachweis weniger radioaktiver 

Zerfälle pro Tag bedeutet eine erhebliche Verbesserung der 

Nachweisgrenzen für γ-Strahlung emittierende Radionuklide gegenüber 

den bisherigen Möglichkeiten der PTB. 

Atomare und Kerndaten 

2.6.6 Aktivitätsbestimmung an 169 Yb-Quellen und Evaluation der 

Zerfallsdaten von 169 Yb 

E. Schönfeld, U. Schötzig, R. Klein 

Das Radionuklid 169 Yb (Halbwertszeit 32,018 d; wichtigste Gammalinien 

des Tochternuklids im Bereich 63 keV bis 308 keV) wird in der Nuklearmedizin 

und für zahlreiche industrielle Zwecke angewendet. Im Rahmen 

des EUROMET-Projektes Nr. 410 wurde 1997/98 eine Vergleichsmessung 

der Aktivitätskonzentration einer 169 Yb-Lösung durchgeführt. An 

diesem Vergleich hat die PTB teilgenommen und die Aktivitätskonzentration 

der den Teilnehmern zugesandten Lösung aus 4πEC-γ-Koinzidenzmessungen 

sowie durch 4πγ-Zählung mit einer relativen Standardmeßunsicherheit 

von 0,1 % bestimmt. 

633,296 

5/2 + 

7/2 + 

9/2 − 

472,88126 

(9/2 ) 

433,523 

379,26676 

316,14631 

+ 

7/2 

345,031 

− 

5/2 − 

7/2 + 

138,93314 

5/2 + 

118,18944 

1/2 

0 

+ 

3/2 + 

8,41016 

624,9 

515,1 

333,9 

156,7 

93,6 

294,6 

117,4 

379,3 

370,9 

261,1 

240,3 

63,1 

169 

69 100 

Tm stable 

Bild 2.6.6: Vereinfachtes Zerfallsschema von 169 Yb 

+ 

7/2 

169 

70Yb 

99 

Diese Messungen wurden zum Anlaß genommen, die wichtigsten Zerfallsdaten 

von 169 Yb neu zu bestimmen. Ausgehend von den in der PTB 

sowie von anderen Autoren gemessenen relativen Emissionswahrscheinlichkeiten 

von Gamma- und Röntgenquanten wurden die Zerfallsdaten 

von 169 Yb durch Hinzunahme anderer Daten (fraktionale Einfangwahrscheinlichkeiten 

P K , P L , P M der Elektroneneinfang-Übergänge und Kon- 

336,6 

307,7 

198,0 

177,2 

130,5 

20,7 

8 

7 

6 

5 

4 

118,2 

109,8 

8,4 

9 ε 0,9 

ε0,4 

3 

302 ps 

2 62 ps 

1 

4,08 ns 

0 

ε 0,8 

ε 0,7 

ε 0,6 

ε 0,5 

T = 

1/2 

0,14 ns 

50 ns 

0,66 s 

μ 

0 

32,018 d 

909 

versionskoeffizienten α K , α L , α M , α t der Gamma-Übergänge) neu evaluiert. 

Diese Evaluation erfolgte im Rahmen des LPRI-PTB-Projektes zur 

Herausgabe der „Table of Radionuclides“ (Jahresber. ’97, 2.6.7). Die 

absolute Emissionswahrscheinlichkeit für die Gammastrahlung der Hauptlinie 

bei 197,956 75 keV wurde dabei zu 0,3591 ± 0,0013 Photonen pro 

Kernumwandlung bestimmt [1]. Der Evaluation wurde ein vereinfachtes 

Zerfallsschema zugrunde gelegt, in dem die wichtigsten 21 Gamma- 

Übergänge (von derzeit 49 bekannten) berücksichtigt sind (Bild 2.6.6). 

Die für die meisten Anwendungen nicht relevanten schwachen Übergänge 

mit Emissionswahrscheinlichkeiten unterhalb von 0,0002 wurden dagegen 

vernachlässigt. 

Die nunmehr für die stärkeren Gammalinien bestimmten Werte der Emissionswahrscheinlichkeiten 

(überwiegend mit relativen Standardmeßunsicherheiten 

von weniger als 1 %) können dazu dienen, Halbleiterspektrometer 

im Energiebereich von 63 keV bis 308 keV bezüglich ihrer 

Nachweiswahrscheinlichkeit entsprechend genau zu kalibrieren. In diesem 

Bereich sind zusätzliche Kalibrierpunkte sehr willkommen. 

[1] Schönfeld, E.; Schötzig, U.; Klein, R.: Standardization and Decay 

Data of 169Yb. Appl. Rad. Isotopes (1998), im Druck 

2.6.7 Experimentelle Bestimmung totaler Streuquerschnitte von 

Elektronen an Propan 

U. Henne, W. Y. Baek, B. Großwendt 

Elektronen mit Energien unterhalb von 2 keV sind von entscheidender 

Bedeutung für die Schädigung biologischer Strukturen durch ionisierende 

Strahlung. Die genaue Kenntnis der Wechselwirkung von Elektronen 

mit organischen Molekülen ist daher eine notwendige Voraussetzung für 

das physikalische Verständnis strahlungsinduzierter Prozesse. Von großer 

praktischer Bedeutung sind hierbei die Wechselwirkungsprozesse an 

organischen Molekülen (Methan, Propan), die als Hauptbestandteile gewebeäquivalenter 

Gase bei ionometrischen Meßverfahren und in der Proportionalzählermeßtechnik 

verwendet werden. Aus diesem Grund wurde 

der totale Streuquerschnitt von Elektronen an Propan im Energiebereich 

zwischen 4 eV und 2 keV experimentell bestimmt. Hierzu wurde die 

Schwächung des Elektronenflusses ungestreuter Elektronen in Abhängigkeit 

von der Flächendichte der Targetmoleküle gemessen und der 

Wirkungsquerschnitt auf der Basis des Beerschen Gesetzes ermittelt. 

Bild 2.6.7 zeigt die Ergebnisse der Messungen im Vergleich mit den 

bisher bekannten Daten [1 bis 3]. Die Standardmeßunsicherheiten sind 

dabei kleiner als 3 %. 

Bemerkenswert sind das Wirkungsquerschnittsmaximum bei etwa 8,5 eV, 

das relative Maximum bei 25 eV, die Stufe bei 45 eV, und der starke 

Abfall des Wirkungsquerschnitts mit steigender Energie. Während das 

Maximum bei 8,5 eV durch Überlagerung der Wirkungsquerschnitte für 

elastische Streuung, Vibration, Dissoziation und Elektronenanlagerung 

zu erklären ist, sind die Ursachen für das relative Maximum und die Stufe 

oberhalb von 10 eV zur Zeit noch nicht bekannt und erfordern detaillierte 

Untersuchungen über die durch Elektronenstoß in Propan induzierten 

Energieverlustkanäle. Die Energieabhängigkeit des Wirkungsquerschnitts 

oberhalb von etwa 500 eV entspricht dem theoretisch im Rahmen der 

Bethe-Theorie zu erwartenden Verlauf. 

[1] Brüche, E.: Ann. Phys. 4 (1930), S. 387-408 

[2] Floeder, K.; Fromme, D.; Raith, W.; Schwab, A.; Sinapius, G.: 

J. Phys. B: At. Mol. Phys. 18 (1985), S. 3347–3359 

[3] Nishimura, H.; Tawara, H.: J. Phys. B: At. Opt. Phys. 24 (1991), 

S. L363–L366

σ tot / 10 -16 cm 2 

50 

40 

30 

20 

10 

0 

10 0 

eigene Daten 

Brüche [1] 

Floeder u.a. [2] 

Nishimura u. Tawara [3] 

10 1 

T / eV 

Bild 2.6.7: Totaler Steuquerschnitt σ tot an Propan in Abhängigkeit von der 

Elektronenenergie T 

2.6.8 Untersuchung der Spuren von 4-MeV-Alphateilchen in 

TE-Gas auf Propanbasis 

B. Großwendt 

Die Schädigung biologischer Strukturen durch ionisierende Strahlung 

wird primär durch Energieübertragungen mit Abständen von einigen 

Nanometern hervorgerufen und hängt stark von der Energie und der Art 

der Strahlung (Strahlenqualität) ab. Die Kenntnis der räumlichen Verteilung 

der Energieübertragungsprozesse in biologischen Strukturen in Abhängigkeit 

von der Strahlenqualität ist daher eine wesentliche Voraussetzung 

für das Verständnis strahlungsinduzierter biologischer Prozesse und 

zur Analyse des Strahlenrisikos. Die Entwicklung von Detektoren, die in 

der Lage sind, Strahlungswechselwirkungen mit Abständen aufzulösen, 

die den Abmessungen von einigen Nanometern in biologischen Strukturen 

entsprechen, ist daher von großer praktischer Bedeutung. Mögliche 

Meßgeräte hierfür sind z. B. gasgefüllte Driftkammern, die mit einem 

Niederdruck-Proportionalzähler gekoppelt sind. Eine Voraussetzung für 

deren Entwicklung und Optimierung ist allerdings die Kenntnis der räumlichen 

Verteilung der Energieübertragungsprozesse in den verwendeten 

Zählergasen. Um derartige Daten zur Verfügung zu stellen, wurde ein 

Monte-Carlo-Programm entwickelt, mit dem Spursegmente von Protonen 

mit Energien oberhalb von 0,5 MeV und von Alphateilchen mit 

Energien oberhalb von 1 MeV in gewebeäquivalentem Gas auf Propanbasis 

(Propan-TE-Gas) simuliert werden können. Das Hauptproblem hierbei 

war die Konstruktion einer Datenbasis, die nicht nur die Simulation 

des Energietransports durch Primärteilchen erlaubt, sondern auch die 

durch Sekundärelektronen, die bei primären Ionisationsprozessen erzeugten 

werden. Die meisten der hierfür benötigten Wirkungsquerschnitte 

sind nur unzureichend bekannt und mußten durch Plausibilitätsbetrachtungen 

unter Verwendung von totalen Streuquerschnitten, W-Werten, 

Rückstreufaktoren und Bremsvermögen von Elektronen in Propan, Kohlenstoff-Dioxid 

und Stickstoff ermittelt werden. 

10 2 

10 3 2x10 3 



253 

Bild 2.6.8 zeigt ein Beispiel für die mit dem neu entwickelten Monte- 

Carlo-Programm erhaltenen Ergebnisse bezüglich der Struktur von Spursegmenten, 

die von 4-MeV-Alphateilchen in Propan-TE-Gas der Dichte ρ 

mit dem Gasdruck p als Parameter erzeugt werden. Die angenommene 

Länge der Spursegmente enspricht dabei den Abmessungen des empfindlichen 

Volumens z. Z. erprobter Niederdruck-Proportionalzähler [1, 2]. 

(rρ) 2 Q (rρ) in cm 2 /μg 

2x10 0 

10 0 

10 -1 

5x10 -2 

10 -1 

Druck p 

0,3 mbar 

0,5 mbar 

0,7 mbar 

1 mbar 

2 mbar 

3 mbar 

4 mbar 

rρ / μg/cm 2 

Bild 2.6.8: Radialabhängigkeit des Produktes aus der spezifischen Ionisation 

Q(r· ρ) (Ladungsträgerpaare pro Volumen gemessen in Massenbelegung) und 

dem Quadrat von r · ρ für 4-MeV-Alphateilchen in gewebeäquivalentem Gas auf 

Propanbasis mit dem Gasdruck p als Parameter (r Abstand von der Alphateilchenbahn, 

ρ Gasdichte) 

Q(r · ρ) ist die spezifische Anzahl von Ladungsträgerpaaren, die durch 

Alphateilchen nach Durchdringen einer 13,5 mm dicken Gasschicht der 

Dichte ρ in Zylinderschalen mit den Radien r und r + Δr um ein Spursegment 

(Länge 13 mm) erzeugt wird. Die starke Abhängigkeit des Produktes 

(r · ρ) 2 · Q(r · ρ) von r · ρ zeigt deutlich, daß das häufig angenommene 

quadratische Abstandsgestz für 4-MeV-Alphateilchen nicht gültig ist. 

Darüber hinaus ist eine starke Druckabhängigkeit vorhanden, die durch 

ein unvollständiges Sekundärelektronen-Gleichgewicht hervorgerufen wird 

und bei der Kalibrierung von Detektoren berücksichtigt werden muß. 

[1] Breskin, A.; Chechik, R.; Colautti, P.; Conte, V.; Pansky, A.; 

Shchemelinin, S.; Talpo, G.; Tornielli, G.: Radiat. Prot. Dosim. 61 

(1995), S. 199–204 

[2] Shchemelinin, S.; Breskin, A.; Chechik, R.; Pansky, A.; Colautti, P.: 

„Microdosimetry, An Interdisciplinary Approach“, Goodhead, D. T.; 

O’Neill, P.; Menzel, H. G. (Hrsg.), Hartnolls Ltd. (1997), S. 375– 

378 

10 0 

5x10 0



254 

2.6.9 Winkelverteilungen der elastischen Neutronenstreuung an 51 V 

D. Schmidt, W. Mannhart 

Über Hintergrund und Umfang von Messungen der Neutronenstreuung 

an 51 V im Einschußenergiebereich zwischen 8 MeV und 15 MeV ist 

bereits berichtet worden (Jahresber. ’97, 2.6.11). Für die Beschreibung 

des Neutronentransports in Vanadium, für den die Neutronen-Streuquerschnitte 

benötigt und daher gemessen wurden, ist die Kenntnis der Winkelabhängigkeit 

der elastischen Streuung wesentlich. Die elastischen Streuquerschnitte 

als Funktion des Winkels zeigen starke Strukturen im 

untersuchten Energiebereich: große Gradienten im Vorwärtswinkelbereich 

und tiefe Minima. Die genaue Festlegung der Winkelskala ist daher 

notwendig. Sie wird erschwert durch die Geometrie der Meßanordnung: 

Benutzung eines Gastargets zur Neutronenerzeugung, bei dem Lage und 

Form des Ionenstrahls – und damit der Neutronenerzeugung – schwierig 

zu fixieren sind. 

Das Problem kann mit einer zusätzlichen Streumessung an Wasserstoff 

gelöst werden. Aufgrund der Reaktionskinematik ist die Position der 

elastischen Streufraktion im Flugzeitspektrum bei Wasserstoff viel empfindlicher 

gegenüber Winkeländerungen als bei schwereren Kernen. Letztere 

wurden daher zur genauen Fixierung der Einschußenergie (± 20 keV) 

und die Wasserstoffstreuung zur Festlegung der Winkelskala (± 0,1°) 

eingesetzt. 

Bild 2.6.9: Differentielle Wirkungsquerschnitte dσ/dΩ der elastischen Neutronenstreuung 

an 51 V als Funktion des Streuwinkels Θ SS bei elf Einschußenergien 

E 0 im Schwerpunktsystem 

Die Kurven sind Legendre-Polynomreihen, die mit der Methode der kleinsten 

Quadrate an die Daten angepaßt wurden. Mit den Faktoren in Klammern wurden 

die Daten zur besseren Übersichtlichkeit multipliziert. 

Auch die endliche Geometrie der Meßanordnung beeinflußt die Festlegung 

der Winkelskala. Daher wird die Messung durch eine realistische 

Monte-Carlo-Simulation des Streuexperiments begleitet. Dabei werden – 

bei richtig fixierter Winkelskala – die meistens unsymmetrischen Streuwinkelverteilungen 

für eine gegebene Detektorposition berechnet und 

daraus der effektive Streuwinkel ermittelt, der sich bis zu mehr als 1° 

vom geometrischen Winkel unterscheiden kann. Bild 2.6.9 zeigt die gemessenen 

elf Winkelverteilungen der elastischen Neutronenstreuung an 

51V. Die Unsicherheiten der analysierten Daten liegen zwischen 2,6 % 

und 7,8 %. 

Die Fixierung der Winkelskala wiederum hat auch Einfluß auf den winkelintegrierten 

Wirkungsquerschnitt. So würde dieser beispielsweise bei 

der Einschußenergie von 13,03 MeV um 1,7 % zu groß ausfallen, wenn 

die geometrischen anstelle der experimentell bestimmten Winkel eingesetzt 

werden. Diese Differenz ist fast so groß wie die Unsicherheit des 

integralen Streuquerschnittes von 2,1 %. 

Photonen- und Elektronendosimetrie 

2.6.10 Exemplarische Typprüfung eines Meßgerätes zur nichtinvasiven 

Hochspannungsmessung an diagnostischen 

Röntgenanlagen 

H.-J. Selbach, H.-M. Kramer 

Eine wesentliche Position bei der Abnahmeprüfung einer diagnostischen 

Röntgenanlage nach § 16 der Röntgenverordnung gilt der richtigen Einstellung 

der Röhrenspannung. Hierzu werden nichtinvasive Hochspannungsmeßgeräte 

verwendet, die aus der spektralen Verteilung der von 

der Röntgenröhre ausgesendeten Photonenstrahlung die an der Röhre 

anliegende Hochspannung ermitteln. Da es sich bei der Röhrenspannung 

in der Regel nicht um eine konstante Gleichspannung handelt, sondern 

diese je nach Generatortyp eine mehr oder weniger starke Welligkeit 

aufweist, wird zu ihrer Charakterisierung üblicherweise die mittlere Spitzenspannung 

angegeben. Diese Größe ist jedoch nicht eindeutig definiert, 

und es besteht auch international keine Einigkeit über das Verfahren 

der Darstellung der mittleren Spitzenspannung. Deshalb hat innerhalb 

der International Electrotechnical Commission (IEC) eine Arbeitsgruppe 

des Sub-Committees SC62C einen Normenentwurf erarbeited [1], der 

nicht nur die Meßgröße definiert, sondern auch einheitliche Anforderungen 

an nichtinvasive Hochspannungsmeßgeräte stellt. Zur Definition der 

Röhrenspannung wird im IEC-Entwurf die von den Autoren vorgeschlagene 

„praktische Spitzenspannung“ Û (Jahresber. ’97, 2.6.14) [2] verwendet: 

Uˆ 

= 

Umax 

∫ 

pU ( ) ⋅wU ( ) ⋅UdU 

Umin 

Umax 

∫ 

Umin 

pU ( ) ⋅ wU ( ) dU 

. 

Hierbei stellt p(U) die Häufigkeitsverteilung für den Hochspannungsverlauf 

an der Röntgenröhre und w(U) eine Wichtungsfunktion dar [1, 2]. 

Die Festlegung auf die (neue) Meßgröße „praktische Spitzenspannung“ 

ist jedoch mit dem Problem verbunden, daß Anforderungen an Meßgeräte 

gestellt werden, die zur Zeit noch nicht auf dem Markt sind, und 

deswegen die Fehlergrenzen für die einzelnen Einflußgrößen einer nichtinvasiven 

Hochspannungsmessung nur schwer aus den Erfahrungen mit 

den zur Zeit verwendeten Geräten abzuleiten sind. Um praktische Erfah-

ungen mit dem Konzept der neuen Meßgröße zu sammeln und Hinweise 

zu bekommen, wo Schwierigkeiten bei der Konzeption neuer Geräte zu 

erwarten sind, wurde daher versucht, eine exemplarische Bauartprüfung 

nach den Anforderungen des IEC Normenentwurfes mit einem handelsüblichen 

Meßgerät durchzuführen. 

Für die Untersuchungen wurde das nichtinvasive Hochspannungsmeßgerät 

„Nomex“ der Firma PTW verwendet. Dieses Gerät verfügt über einen 

Analogausgang, der ein zur momentanen Hochspannung proportionales 

Detektorsignal zur Verfügung stellt. Dieses Signal wurde mit Hilfe eines 

Analog-Digital-Konverters (ADC) mit einer Intervallzeit von 20 μs digitalisiert 

und zur Bestimmung der praktischen Spitzenspannung gemäß 

der oben angegebenen Definition verwendet. Durch die externe Verarbeitung 

des Detektorsignals konnte somit ein Meßgerät für die Meßgröße 

praktische Spitzenspannung simuliert werden, ohne in die interne Softund 

Hardware des Gerätes eingreifen zu müssen. 

Als Referenz für alle nichtinvasiven Spannungsmessungen diente ein 

direkt an die Spannungsversorgung der Röntgenröhre angeschlossener 

Spannungsteiler mit einem Teilerverhältnis von 10000:1. Die Ermittelung 

der Referenzwerte für die praktische Spitzenspannung erfolgte mit 

dem Spannungsteiler in analoger Weise durch Digitalisierung des Spannungsverlaufs 

mit einem zweiten ADC und Berechnung nach der Definitionsgleichung 

mit einer Unsicherheit für den Absolutwert der praktischen 

Spitzenspannung von 0,3 %. 

Mit dieser Anordnung wurden die Auswirkungen der Variation verschiedener 

Einflußgrößen innerhalb ihrer Nenngebrauchsbereiche auf die Meßrichtigkeit 

untersucht. In Tabelle 2.6.10 sind die Ergebnisse dieser Untersuchungen 

aufgeführt. Für die jeweilige Einflußgröße ist deren Bezugswert 

sowie der nach dem Normenentwurf größte zulässige Fehler f A der Messung 

bei Variation der Einflußgröße innerhalb ihres Mindestnenngebrauchsbereichs 

angegeben. Die letzte Spalte in Tabelle 2.6.10 zeigt zum 

Vergleich jeweils den maximalen Fehler f B der mit dem Testgerät ermittelten 

Meßwerte. 

Tabelle 2.6.10: Vergleich der in der Prüfung ermittelten Fehler f mit den in 

B 

dem Normenentwurf angegebenen höchstzulässigen Fehlern f für die Variation 

A 

der verschiedenen Einflußgrößen innerhalb ihrer Nenngebrauchsbereiche 

Bei Variation einer Einflußgröße befinden sich die anderen auf dem Wert der 

Bezugsbedingungen. 

Einflußgröße BezugsbedingungenMindestnenngebrauchsbereiche 

fA % 

fB % 

Spannungsform* Gleichspannung Gleichspannung 2,0 2,3 (1x) 

2-, 6-, 12-Puls und 1,4 (1x) 

Mittelfrequenz- 1,2 (1x) 

Generatoren < 0,6 (9x) 

Anodenwinkel 12° 6° bis 18° 0,5 0,6 

Gesamtfilterung 2,5 mm Al (1,5 bis 4 ) mm Al 1,5 1,55 

Dosisleistung Herstellerangabe (0,5 bis 100) mGy/s 0,5 0,55 

Feldgröße Herstellerangabe – 10 % bis + 30 % des 

des vom Hersteller 

angegebenenBereichs 

0,5 0,3 

und 30 cm × 30 cm 2,0 0,1 

Fokusabstand 

Strahleneinfall- 

40 cm 32 cm bis 60 cm 0,5 0,3 

richtung 

Rotation des 

0° ± 5° 0,5 0,2 

Detektors 0° ± 180° 0,5 0,2 

Temperatur 20 °C 15 °C bis 35 °C 

rel. Luftfeuchte 50 % ≤ 80 % 1,0 0,4 

* Geprüft wurde mit zwölf unterschiedlichen Spannungsformen von vier 

Generatortypen 



255 

Die Ergebnisse zeigen, daß bei nahezu allen untersuchten Einflußgrößen 

die in dem IEC-Normenentwurf festgelegten Anforderungen eingehalten 

werden. Die wenigen und geringfügigen Überschreitungen der zulässigen 

Fehlergrenzen lassen keine besondern Schwierigkeiten für die Entwicklung 

von Geräten zur Messung der praktischen Spitzenspannung 

erwarten. Insbesondere zeigt sich, daß die nach den Erfahrungen mit 

handelsüblichen Hochspannungsmeßgeräten am kritischsten eingeschätzte 

Einflußgröße, die Variation der Spannungsform, eine nur vergleichsweise 

geringe Auswirkung auf das Meßergebnis hat. 

[1] IEC 62C/245/CD: Medical electrical equipment. Dosimetric 

Instruments for non-invasive measurements of X-ray tube voltage in 

diagnostic radiology 

[2] Kramer, H.-M.; Selbach, H.-J.; Iles, W. J.: The practical peak voltage 

of diagnostic X-ray generators. Br. J. Radiol. 71 (1998), S. 200–209 

2.6.11 Feldgrößen-Korrektionsfaktoren für Therapiedosimeter bei 

weicher Röntgenstrahlung 

U. Schneider 

In der Strahlentherapie mit weicher Röntgenstrahlung (10 kV bis 100 kV 

Röhrenspannung) erfolgt die Dosisbestimmung nach DIN 6809-4 [1] mit 

Flachkammern, die oberflächenbündig in die Frontseite eines hinreichend 

großen PMMA(Polymethylmethacrylat)-Phantoms eingebettet werden. 

Das Dosimeter wird so kalibriert, daß es die Wasser-Energiedosis an der 

Oberfläche eines Wasserphantoms bei senkrechtem Strahlungseinfall anzeigt, 

wenn dieses mit seiner Oberfläche an derselben Stelle wie das 

PMMA-Phantom positioniert ist. Die geometrischen Bezugsbedingungen 

für den Kalibrierfaktor sind ein Fokus-Oberflächen-Abstand von 

30 cm und ein Felddurchmesser von 3,0 cm (definiert durch die 50-%- 

Isodose). In der Praxis weicht jedoch die Meßgeometrie oft beträchtlich 

von der Bezugsgeometrie ab. Insbesondere erfordern unterschiedliche 

Felddurchmesser nicht zu vernachlässigende Korrektionen. 

Bei einem Strahlungsfelddurchmesser d F gelten für die Wasser-Energiedosis 

D w (d F ) an der Oberfläche eines Wasserphantoms bei Verwendung 

der Flachkammer in einem zur Kammer gehörenden PMMA-Phantom 

die folgenden Beziehungen: 

D w (d F )=k F N D M PMMA (d F ) 

en 

N = N D Kt wa , BW (M/MPMMA ) 

en 

k N = N F D Kt wa , BW (dF ) (M/MPMMA (dF )). 

Hierbei sind: 

ND der Kalibrierfaktor der Kammer im PMMA-Phantom zur 

Anzeige der Wasser-Energiedosis bei der Bezugsfeldgröße 

NK der Kalibrierfaktor der Kammer frei in Luft für die Anzeige 

der Luftkerma 

en 

t wa , 

der Konversionsfaktor zwischen den Meßgrößen Luftkerma 

und Wasser-Energiedosis, gemittelt über das Energiefluenzspektrum 

frei in Luft 

B , B (d ) der Rückstreufaktor für Wasser bezüglich der Meßgröße 

w w F 

Wasserkerma bei der Bezugsfeldgröße bzw. dem Felddurchmesser 

dF M, M die Anzeige der Kammer frei in Luft bzw. im PMMA- 

PMMA 

Phantom bei der Bezugsfeldgröße 

k der Korrektionsfaktor für eine vom Bezugswert abweichende 

F 

Feldgröße.



256 

Die Kalibrierung eines Therapiedosimeters zur Anzeige der Wasser-Energiedosis 

bei weicher Röntgenstrahlung läßt sich stets auf eine Kalibrierung 

zur Anzeige der Luftkerma zurückführen. Für die in der PTB zur 

Kalibrierung bei weicher Röntgenstrahlung von Therapiedosimetern verwendeten 

acht Strahlungsqualitäten wurden die Korrektionsfaktoren k F 

für eine Flachkammer vom Typ PTW M23342 (0,02 cm 3 ) für einen Fokus-Oberflächen-Abstand 

von 30 cm bei unterschiedlichen Felddurchmessern 

von 1,0 cm, 2,0 cm, 3,0 cm, 5,0 cm und 10,0 cm bestimmt. Die 

Rückstreufaktoren B w für Wasser bei unterschiedlichen Feldgrößen wurden 

der Literatur entnommen [2]. 

Bild 2.6.11: Korrektionsfaktor k F in Abhängigkeit vom Strahlungsfelddurchmesser 

bei Abweichung von der Bezugsfeldgröße (3 cm Durchmesser ) für verschiedene 

Strahlungsqualitäten bei weicher Röntgenstrahlung (bis 100 kV Röhrenspannung) 

In Bild 2.6.11 sind die Ergebnisse dargestellt. Die Werte der Korrektionsfaktoren 

k lassen sich durch die größere Rückstreuung im PMMA-Phan- 

F 

tom (ungefähr proportional zu (M /M) ) gegenüber der im (gedach- 

PMMA 

ten) Wasserphantom qualitativ erklären. 

[1] DIN 6809-4 (1988), Beuth Verlag, Berlin und Köln 

[2] Großwendt, B.: Dependence of the photon backscatter factor for 

water on radiation field size and source-to-phantom distances between 

1,5 and 10 cm. Phys. Med. Biol. 38 (1993), S. 305–310 

2.6.12 Zur Bestimmung von Bremsvermögensverhältnissen in der 

klinischen Elektronendosimetrie 

M. Roos 

Die Energieabhängigkeit des Ansprechvermögens von Ionisationskammern 

wird bei der Messung der Wasser-Energiedosis vorwiegend durch 

das Bremsvermögensverhältnis s w/a bestimmt [1]. Zu dessen Bestimmung 

wird die spektrale Elektronenfluenzverteilung am Meßort im Wasserphantom 

üblicherweise durch die mittlere Elektronenenergie an der Phantomoberfläche 

und die Meßtiefe charakterisiert (s. z. B. TRS 277 [2]). 

Die resultierenden s w/a -Werte können sich jedoch bei gleichen Werten 

dieser Parameter in Abhängigkeit vom Beschleunigertyp um mehrere 

Prozent unterscheiden. Das „Ersatz-Anfangsenergie-Verfahren (EA)“ in 

der neuen Norm DIN 6800-2 [1] berücksichtigt zusätzlich die praktische 

Reichweite und ermöglicht dadurch prinzipiell etwas genauere Ergebnisse. 

Das Verfahren wurde bisher noch kaum erprobt, die Datenbasis von 

Ding u. a. [3] ermöglicht jedoch aufschlußreiche Tests. 

Ding u. a. haben die Strahlaufbereitung verschiedener Beschleuniger nach 

dem Monte-Carlo(MC)-Verfahren numerisch simuliert, die Degradation 

der Strahlung im Phantom berechnet und sowohl die Tiefendosisverteilungen 

als auch die Bremsvermögensverhältnisse mit und ohne Einfluß 

der kontaminierenden Photonen aus dem Strahlerkopf ermittelt. Die Ergebnisse 

wurden verwendet, um das EA im Vergleich zu den herkömmlichen 

Verfahren [2] zu testen. 

/ s w ,a 

) MC 

(s w,a 

1.02 

1.01 

1.00 

0.99 

SL 75-20/20 

Elektronen / EA 

Elektronen / TRS 277 

Elektronen und Photonen / EA 

Elektronen und Photonen / TRS 277 

0.98 

0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 

z/cm 

Bild 2.6.12: Bremsvermögensverhältnisse s w/a nach dem Monte-Carlo-Verfahren 

(„MC“) bezogen auf die Werte nach dem Ersatz-Anfangsenergie-Verfahren 

(„EA“), als Funktion der Tiefe z im Phantom 

Zum Vergleich der entsprechende Quotient für das herkömmliche Verfahren 

(„TRS 277“). Die mit „Elektronen und Photonen“ bezeichneten Ergebnisse schließen 

den Einfluß der kontaminierenden Photonen aus dem Strahlerkopf ein, die 

mit „Elektronen“ bezeichneten Ergebnisse nicht. 

Bild 2.6.12 zeigt die resultierenden Bremsvermögensverhältnisse als Funktion 

der Meßtiefe für das 20-MeV-Strahlungsfeld des Beschleunigers der 

PTB (Typ Philips SL75-20). Das EA liefert tatsächlich eine bessere 

Übereinstimmung mit den MC-Ergebnissen. Das Strahlungsfeld hat jedoch 

einen großen Anteil kontaminierender Photonen aus dem Strahlerkopf, 

durch den die Bremsvermögensverhältnisse im Bereich der Referenztiefe 

(z = 3 cm) um rund 0,5 % vergrößert werden. Dieser Effekt 

wird bisher in keinem Meßverfahren berücksichtigt. Bei niedrigeren Elektronenenergien 

und bei modernen Beschleunigern auch bei hohen Energien 

ist der Anteil kontaminierender Bremsstrahlung jedoch kleiner, und 

seine Korrektion führt nicht immer zu genaueren Ergebnissen. 

Insgesamt zeigt sich, daß das neue Verfahren in vielen Fällen eine Verbesserung 

darstellt. Das gilt besonders für Strahlungsfelder mit breiter 

spektraler Verteilung. Da die Genauigkeit der sehr komplexen Rechnungen 

sehr schwer abzuschätzen ist, sind experimentelle Untersuchungen 

jedoch außerordentlich wünschenswert. 

[1] DIN 6800-2 „Dosismeßverfahren in der radiologischen Technik: 

Ionisationsdosimetrie“(1997) 

[2] IAEA Technical Report Series No. 277 (1987) 

[3] Ding, G. X.; Rogers D. W. O.; Mackie, T. R.: Med. Phys. 22 5 (1995), 

S. 489–501

Strahlenschutzdosimetrie 

2.6.13 Messung der Strahlenexposition in Verkehrsflugzeugen 

U. J. Schrewe 

Durch eine europäische Rechtsvorschrift des Jahres 1996 wurden die 

EU-Mitgliedsstaaten verpflichtet, erstmals auch bestimmte natürliche 

Strahlenexpositionen im beruflichen Strahlenschutz zu berücksichtigen. 

Zum Schutz des fliegenden Personals muß zukünftig bei möglicher Überschreitung 

einer Jahresdosis von 1 mSv die Exposition ermittelt werden. 

Im Flugzeug ist die Höhenstrahlung die Hauptexpositionsquelle. Sie ist 

erheblich höher (ca. einhundert mal) als am Boden. Die durch kosmische 

Primärstrahlung in der Atmosphäre erzeugten Sekundärteilchen stellen 

dabei den wesentlichen Beitrag. Das Erdmagnetfeld beeinflußt die globale 

Verteilung, und periodische Änderungen der Sonnenaktivität bewirken 

eine zeitliche Modulation des Strahlenfeldes. Elektronen und Neutronen 

erzeugen den Hauptteil der Exposition (zusammen ca. 80 %), geringere 

Beiträge stammen von Protonen (≤ 10 %), schwereren Ionen (≤ 10 %), 

Myonen und Pionen. Messungen der Exposition im Flugzeug sind schwierig 

und mit großen Unsicherheiten behaftet, so daß für den Strahlenschutz 

besonders angepaßte Konzepte entwickelt werden müssen. Im 

Rahmen eines EU-Forschungsvorhabens wurden deshalb Strahlenschutzmeßverfahren 

für Flughöhen der Zivilluftfahrt untersucht. 

Bild 2.6.13: Äquivalentdosisleistung für verschiedene Flughöhen als Funktion 

der magnetischen Breite 

Jeder Meßpunkt entspricht einer Meßzeit vom 300 s. Wie in der Luftfahrt üblich 

wurden die Flughöhen in Flugflächeneinheiten FL angegeben (unter atmosphärischen 

Standardbedingungen gilt: FL 1 = 30,48 m). Zur besseren optischen Trennung 

der verschieden Verteilungen wurden konstante Dosisleistungswerte addiert: 

2 μSv h –1 für FL 330, 4 μSv h –1 für FL 350, 6 μSv h –1 für FL 370, 8 μSv h –1 

für FL 390. 



257 

Als Referenzinstrumente zur Ermittlung der Umgebungsäquivalentdosis 

H*(10) dienen gewebeäquivalente Proportionalzählrohre (TEPC), die auch 

in stark gemischten Feldern den Vorzug besitzen, H*(10) für (fast) alle 

Strahlenarten (in guter Näherung) richtig zu messen. Für den Routineeinsatz 

sind TEPC-Systeme jedoch nicht prädestiniert. Zur Erfassung der 

Höhen- und Ortsabhängigkeit der Dosis wurden deshalb Kombinationen 

verschiedener Dosimeter für die „ionisierende“ und die „Neutronenkomponente“ 

verwendet. Es zeigte sich, daß Geräte, die im Laboratorium 

einheitlich kalibriert waren, im Flugzeug abweichende Dosiswerte anzeigen, 

da sie für die dort vorhandenen Strahlenarten ein anderes Ansprechvermögen 

haben als für die Kalibrierstrahlung. Ziel des Vorhabens ist es 

unter anderem, eine geeignete Kombination von Meßgeräten zu finden 

und diese in Bezug auf den TEPC im Flugzeug zu kalibrieren. Zur 

Bestimmung der Gesamtäquivalentdosis erwies sich die Kombination 

aus einer Hochdruckionisationskammer und einem „modifizierten“ 

REM-counter als gut geeignet. Der modifizierte REM-counter enthält 

gegenüber der Standardausführung eine zusätzliche 1 cm dicke Bleischicht 

innerhalb des Moderators, die infolge von Kernreaktionen im 

Blei, hochenergetische in zahlreiche niederenergetische Neutronen konvertiert. 

Nach vorläufiger Auswertung der Meßdaten zeigte sich, daß die 

Summen der von diesen beiden Geräten angezeigten Teildosen 

(s. Bild 2.6.13) innerhalb von 10 % mit den H*(10)-Werten des TEPC 

übereinstimmten. 

Aufgrund der Expositionsmessungen und der Flug- und Einsatzpläne 

großer Luftverkehrsgesellschaften kann erwartet werden, daß im internationalen 

Luftverkehr generell der Grenzwert von 1 mSv pro Jahr überschritten 

werden wird, daß aber, gegebenenfalls durch geeignete Einsatzpläne, 

eine Jahresdosis unterhalb von 6 mSv sicher eingehalten werden 

kann. 

2.6.14 Korrektion des Einflusses der Luftdichte bei Kalibrierungen 

mit Röntgenstrahlung von mittleren Energien im Bereich 

von 6 keV bis 90 keV 

R. Behrens 

Röntgenbestrahlungseinrichtungen werden in der Regel durch Kalibrierung 

einer Monitorkammer, die sich dauerhaft im Röntgenstrahl befindet, 

an ein Primär- oder Sekundärnormal angeschlossen. Üblicherweise sind 

die Umgebungsbedingungen bei der Bestrahlung (Luftdruck, -temperatur 

und -feuchte) nicht dieselben wie die bei der Kalibrierung der Monitorkammer. 

Auf dem Weg vom Fokus der Röntgenröhre zum Bestrahlungsort 

wird die Strahlung durch die dazwischen liegende Luftschicht teilweise 

absorbiert und gestreut. Somit bewirkt eine Änderung der 

Umgebungsbedingungen eine Änderung der Luftdichte und dadurch des 

Strahlungsfeldes am Bestrahlungsort. Diese Modifikation wird nicht durch 

die Monitorkammer erfaßt, da sich diese relativ dicht am Fokus der 

Röntgenröhre befindet (ca. 23 cm bei der hier betrachteten Bestrahlungseinrichtung), 

der Bestrahlungsort aber bis zu 2,5 m entfernt ist. 

Der Einfluß der veränderten Luftdichte auf dem Weg von der Monitorkammer 

zum Bestrahlungsort wurde rechnerisch mit Hilfe der spektralen 

Photonenfluenz der Strahlungsfelder bestimmt. Die Spektren wurden mit 

einem hochauflösenden Germanium-Spektrometer gemessen [1]. 

Bild 2.6.14 zeigt beispielhaft die Abhängigkeit der Korrektionsfaktoren 

für die Meßgröße Luftkerma K a und den Konversionskoeffizienten von 

K a zur Tiefen-Personendosis H p (10; θ) für Strahleneinfall von vorne, 

h p K (10; 0°). Die negative Steigung der Kurven für K a ist in der stärkeren 

Absorption bei höherer Luftdichte begründet, die positive Steigung der 

Kurven der h p K (10; 0°) geht auf die Aufhärtung der Spektren bei höherer 

Luftdichte zurück.



258 

Bei den üblichen Druck- und Temperaturschwankungen in Deutschland 

bewegen sich die Korrektionen für die Meßgröße Luftkerma in dem 

Bereich von maximal 0,4 % für die Strahlungsqualität A 120 über maximal 

4 % für die Strahlungsqualität C 30 bis zu maximal 40 % für die 

Strahlungsqualität A 7,5. 

Korrektionsfaktor 

1,10 

1,05 

1,00 

0,95 

Meßgröße K a : 

A7.5 A15 C30 A30 A120 

Konversionskoeffizient h p K (10;0°): 

A7.5 A15 C30 A30 

0,90 

0,95 1,00 1,10 1,20 kg/m• 1,35 

Luftdichte 

Bild 2.6.14: Korrektionsfaktoren für die für Normalbedingungen bestimmten 

Werte der jeweiligen Größen in Abhängigkeit der Luftdichte während der 

Bestrahlung 

Die hier dargestellten Werte gelten für die Abstände Fokus–Bestrahlungsort 2,5 m 

und Fokus–Monitorkammer 0,23 m. Je geringer die mittlere Energie der Strahlungsqualität, 

desto steiler verlaufen die Kurven. 

[1] Ankerhold, U.; Behrens, R.; Ambrosi, P.: X-ray spectrometry of 

low-energy photons for determining conversion coefficients from air 

kerma, K , to personal dose equivalent, H (10), for radiation qualities 

a p 

of the ISO narrow-spectrum series. Zur Veröffentlichung 

angenommen in Radiat. Prot. Dosim. 

2.6.15 Ein Thermolumineszens-H*(10)-Dosimeter zur Umgebungsüberwachung 

M. Ahlborn, P. Ambrosi, R. Behrens, R. Nolte 

Für die neue Meßgröße Umgebungs-Äquivalentdosis H*(10) wurde ein 

spezielles Dosimeter entwickelt, das auf einem Thermolumineszenz(TL)- 

Dosimeter mit einem (ALNOR DOSACUS)-Reader für die Personendosimetrie 

basiert. 

Als Detektoren wurden TLD700-Chips von HARSHAW verwendet. Für 

die Dosimetersonde wurde die Kassette modifiziert und neue Filter entwickelt 

(s. Bild 2.6.15-1). Mit kegelförmigen Filtern ergab sich auch bei 

niedrigen Photonenenergien eine geringe Winkelabhängigkeit des Ansprechvermögens 

(Bild 2.6.15-2). 

Das Dosimeter hält im Dosisbereich von 0,05 mSv bis 10 Sv, im Energiebereich 

von 24 keV bis 3 MeV und für alle Einfallswinkel die Anforderungen 

der Norm DIN 25483 „Verfahren zur Umgebungsüberwachung 

mit integrierenden Festkörperdetektoren“ (Entwurf 1998) ein. 

Bild 2.6.15-1: Einzelteil-Darstellung der H*(10)-Dosimetersonde 

GU Gehäuse-Unterteil mit 50 mm Durchmesser, GD Gehäuse-Deckel, S Schieber, 

K: TLD-Kassette, TL: TL-Detektoren, F: AlMgSi-Filter 

1,25 

1,00 

0,50 

RH*(10) 0,00 

0,50 

1,00 

1,25 

180 

150 

210 

120 

240 

Bild 2.6.15-2: Polardiagramm des Ansprechvermögens des H*(10)-Dosimeters 

für niedrige Photonenenergien 

Das Ansprechvermögen bei 662 keV (Cs-137) beträgt 1,0 für den Polarwinkel 0°. 

90 

270 

60 

300 

30 

0 

330 

Mittlere Photonenenergie 

24 keV 33 keV 48 keV

2.6.16 Ortsdosisleistungsmessungen an Strahlenschutzbehältern 

E. Funck, R. Zwiener 

Die Strahlenschutzbehälter der untersuchten Art enthalten ein radioaktives 

Präparat, dessen Strahlenaustrittsbündel zur Füllstandsmessung in 

Silos oder ähnlichen Behältern und zur fortlaufenden Dichtemessung des 

Transportgutes in Rohren genutzt werden kann. Die Abschirmwirkung 

der Strahlenschutzbehälter wird nach demjenigen Abstand bei Annäherung 

an den Behälter beurteilt, bei dem die Dosisleistungsgrenze von 

7,5 μSv/h überschritten wird. Dieser Grenzwert kennzeichnet den Kontrollbereich 

nach § 58 der Strahlenschutzverordnung, für den Strahlenschutzvorkehrungen 

zu treffen sind. 

Um diese Dosisleistungsgrenze zu ermitteln, wurde die Ortsdosisleistung 

mit Szintillationsdosimetern gemessen. Die Dosimeter wurden dabei auf 

einer Kreisbahn von 30 cm oder 100 cm Radius zunächst von Hand 

gesteuert um den Strahlenschutzbehälter herumgeführt und die Meßwerte 

abgelesen. Nachdem sich herausgestellt hatte, daß die Meßwerte durch 

die Bewegung der Dosimeter nicht verfälscht wurden, konnte auf rechnergestützte 

Steuerung und Datenerfassung umgestellt werden. Die Meßwerte 

der Ortsdosisleistung wurden auf diejenigen Entfernungen von 

dem Strahler umgerechnet, für die sich eine Ortsdosisleistung von 

7,5 μSv/h ergibt (Isodosisleistungskurve für 7,5 μSv/h). 

Bild 2.6.16 zeigt die Untersuchungen an einem der Strahlenschutzbehälter, 

einmal bestückt mit einer 137 Cs-Quelle von 7,4 GBq und dann von 

37 GBq Aktivität, beidemal mit geöffnetem Strahlenaustrittsfenster. Bei 

der Quelle mit der geringeren Aktivität verläuft die Isodosisleistungskurve 

für 7,5 μSv/h auf der Rückseite des Strahlenschutzbehälters noch 

vollständig in der Abschirmung. Bei der Quelle mit der größeren Aktivität 

beginnt der Kontrollbereich bereits 20 cm vor den äußeren Abmessungen 

des Behälters. 

180° 

90° 

120 cm 

100 cm 

270° 

80 cm 

60 cm 

40 cm 

20 cm 

Bild 2.6.16: Grenzen des Kontrollbereichs nach § 58 der Strahlenschutzverordnung 

an einem Strahlenschutzbehälter mit 137 Cs-Quellen von 7,4 GBq ( ) 

und 37 GBq (• • •) Aktivität jeweils mit geöffnetem Strahlenaustrittsfenster 

0° 



Neutronenfelder und Neutronendosimetrie 

2.6.17 Bestimmung der spektralen Neutronenfluenz mit einem 

Lithium-Glas-Szintillator 

D. Schlegel, S. Guldbakke 

259 

In Rahmen eines EU-Projekts („Neutron Assay of Waste Packages“, 

FI4W-CT95-0011) zur quantitativen Bestimmung von spaltbaren Materialien 

in Gebinden mit radioaktivem Abfall wurden die Eigenschaften 

einer 7 Li(p, n) 7 Be-Neutronenquelle untersucht. 

Zur Bestimmung der spektralen Neutronenfluenz wurde ein Lithiumglas- 

Szintillator (NE 912: Ø 38 mm, 3 mm dick) für Flugzeitmessungen eingesetzt. 

Zum Nachweis von Neutronen mit Energien unterhalb 250 keV 

wird hierbei die 6 Li(n, α) 3 H-Reaktion genutzt. Der Massenanteil an Lithium 

im Szintillator beträgt 7,7 % (95 % 6 Li). Das Neutronenansprechvermögen 

für diesen Detektor wurde als Funktion der Flugzeit mit dem 

Monte-Carlo-Programm MCNP4B [1] unter Berücksichtigung der Schwächung 

sowie der Ein- und Ausstreuung von Neutronen im Szintillator 

selbst und im Detektorgehäuse berechnet. 

Die unter verschiedenen Winkeln gemessenen Flugzeitspektren wurden 

mit Simulationsrechnungen verglichen. Mit Hilfe des Programms 

TARGET [2] wurde das Neutronen-Flugzeitspektrum am Eingangsfenster 

des Detektors berechnet und mit der gemessenen Verteilung der 

prompten Gammastrahlung gefaltet. Dabei wurde vorausgesetzt, daß die 

zeitliche Verteilung der prompten Gammastrahlung die der primären 

Protonen einschließlich der Zeitauflösung der Meßelektronik repräsentiert. 

Bild 2.6.17: Gemessene und berechnete spektrale Neutronenfluenz Φ t (t) unter 0° 

Bild 2.6.17 zeigt im Vergleich mit dem gemessenen Flugzeitspektrum 

das durch Faltung mit der Matrix des Neutronen-Ansprechvermögens 

resultierende Neutronen-Flugzeitspektrum für eine mittlere Neutronenenergie 

von 138 keV unter null Grad bezüglich der Richtung des primären 

Protonenstrahls. Die Übereinstimmung ist zufriedenstellend. Die mit 

dem Programm TARGET vorhergesagten Neutronenspektren werden bestätigt. 

[1] Briesmeister, J. F. (Hrsg.): MCNP - A General Monte Carlo N-Particle 

Transport Code, Vers. 4B, Bericht LA-12625-M, Los Alamos, USA, 

1997 

[2] Schlegel, D.: TARGET User’s Manual, Laborbericht PTB-6.41-98-1, 

Braunschweig, 1998



260 

2.6.18 SANDMAN – ein neuartiger Detektor zur kollimierten 

Messung von 2,5-MeV-Neutronen aus Plasmaentladungen 

T. Baloui*, R. Bätzner**, D. Gonda*, H. Klein, B. Wiegel, 

J. Wittstock, B. Wolle** 

SANDMAN (Spezielle Absorber-Neutronen-Detektor-Moderator-ANordnung) 

ist ein neues Detektorsystem zur orts- und zeitaufgelösten Messung 

der Neutronenproduktion aus D-D-Reaktionen in Fusionsexperimenten 

[1]. Dabei wird ein mit 3 He gefülltes Proportionalzählrohr in 

einer Moderatorkugel verwendet, die beide Bestandteile eines Bonner- 

Kugel-Spektrometers (BK) sind. Das Detektorsystem wurde in einer Zusammenarbeit 

des Max-Planck-Instituts für Plasmaphysik in Garching 

und dem Institut für Angewandte Physik der Universität Heidelberg entwickelt 

und mittels Monte-Carlo-Rechnungen (MCNP) optimiert. Der 

Prototyp wurde Anfang 1998 im 2,5-MeV-Neutronenfeld der Beschleunigeranlage 

der PTB erstmals getestet. 

Q 

ϑ 

n 

PE 

BK 

Bild 2.6.18-1: Horizontaler Querschnitt durch das SANDMAN-System 

Q Neutronenquelle, n Neutronen, PE Polyethylen, BK Bonner-Kugel, 

BC Borcarbid, Sk Streukörper, ϑ Drehwinkel 

Bei der Entwicklung dieses Detektors wurden zwei Ziele verfolgt. Erstens 

sollte er für 2,5-MeV-Neutronen besonders empfindlich sein, und 

zweitens sollte er eine Bestimmung der Einstrahlrichtung dieser Neutronen 

ermöglichen. Das erste Ziel wurde hier durch einen neuartigen Ansatz 

erreicht. Hinter einer Kollimatoröffnung werden statt des direkten 

Strahls moderierte Neutronen aus einem speziellen Streukörper (Sk) gemessen. 

Die zur Messung verwendete Bonner-Kugel mit Durchmesser 

d = 7,62 cm ist für Neutronen niedriger Energien, wie sie aus dem Streukörper 

kommen, empfindlicher als für 2,5-MeV-Neutronen. Alle nicht 

durch den Kollimator kommenden Neutronen werden im als Abschirmmaterial 

verwendeten Polyethylen (PE) ausreichend moderiert, um dann 

in der inneren Borcarbid-Abschirmung (BC) absorbiert zu werden 

(Bild 2.6.18-1), womit die zweite Zielsetzung ebenfalls erreicht wird. 

In einem Experiment an der Beschleunigeranlage der PTB wurde die 

Abhängigkeit der Zählrate, N BK , des 3 He-Zählers von der Einfallsrichtung 

der 2,5-MeV-Neutronen auf das SANDMAN-System bestimmt, indem 

der Drehwinkel ϑ variiert wurde (Drehpunkt ist der Mittelpunkt des 

Kollimatorkanals, Bild 2.6.18-1). Die komplette Anordnung inklusive 

des in der PTB entwickelten Geometriemodells des eingebundenen 

BK-Systems wurde vorher mit dem Monte-Carlo-Neutronentransport- 

Code MCNP [2] simuliert. 

Um Experiment und Rechnungen absolut miteinander vergleichen zu 

können, wurden die Zählraten normiert auf die winkeldifferentielle Emissionsrate, 

B Ω (Θ =0°), des Targets in Vorwärtsrichtung. Hierbei ist Θ der 

Winkel zwischen den emittierten Neutronen und der Strahlrohrachse. Die 

Größe R B (ϑ)=N BK (ϑ)/B Ω (0°) ist ein auf die Emissionsrate in Vorwärtsrichtung 

bezogenes Ansprechvermögen und ist in Bild 2.6.18-2 als Funktion 

des Drehwinkels aufgetragen. 

Sk 

BC 

Bild 2.6.18-2: Vergleich des gemessenen und des berechneten „emissionsraten-bezogenen 

Ansprechvermögens“ R B (ϑ ) als Funktion des Drehwinkels ϑ 

Die Form des experimentell bestimmten und des berechneten „Ansprechvermögens“ 

stimmen sehr gut überein. Berücksichtigt man alle notwendigen 

Korrektionen so liegen die gerechneten, absoluten Werte um etwa 

9 % unter den experimentell bestimmten. Eine mögliche Ursache könnte 

die Vernachlässigung des niederenergetischen Streuuntergrunds bei der 

Simulation der Neutronenquelle sein. Darüber hinaus ist anzunehmen, 

daß die Meßwerte besser reproduziert werden, wenn man in der Simulation 

statt einer punktförmigen eine ausgedehnte Quelle mit einem realistischen 

Strahlprofil verwendet. 

[1] Wolle, B.; Bätzner R.; Baloui T.; Gonda G.; Klein H.; Wiegel B.; 

Wittstock J.: SANDMAN – A New Detector System for Flux 

Measurements of Collimated 2.5 MeV Neutrons. Zur Veröffentlichung 

eingereicht in Rev. Sci. Instrum. 

[2] Briesmeister, J. F. (Hrsg.): MCNP – A General Monte Carlo N-Particle 

Transport Code, Version 4A, LA-12625-M, Los Alamos, USA, 1993 

* Max-Planck-Institut für Plasmaphysik, 85748 Garching, EURATOM 

Association 

** Institut für Angewandte Physik, Universität Heidelberg, 69120 

Heidelberg 

2.6.19 Vergleich von Meßverfahren für die Bestimmung der 

Fluenz hochenergetischer Neutronen im Energiebereich 

von 30 MeV bis 60 MeV 

R. Nolte, V. Dangendorf, M. Kuhfuß, J.-P. Meulders*, 

H. Schuhmacher 

Die PTB betreibt am Zyklotron der Université Catholique de Louvain-la- 

Neuve einen Meßplatz für hochenergetische Neutronen. Die Strahlenfelder 

werden mit Hilfe mehrerer Meßsysteme charakterisiert (Jahresber. ’97, 

2.5.26). Zur Messung der Neutronenfluenz Φ 0 im Bereich des hochenergetischen 

Peaks wird als Primärnormal ein Rückstoßprotonen-Teleskop 

eingesetzt. Die spektrale Fluenz Φ E im Energiebereich oberhalb von 

3 MeV wird mit Hilfe eines NE213-Szintillationsspektrometers gemessen. 

Daraus kann ebenfalls die Neutronenfluenz Φ 0 durch Integration 

über den Energiebereich des hochenergetischen Peaks bestimmt werden. 

Ein Vergleich der mit beiden Meßsystemen erzielten Ergebnisse erlaubt 

deshalb eine Überprüfung der Konsistenz der Meßwerte und der für die 

beiden Instrumente ermittelten Meßunsicherheiten. 

In beiden Meßsystemen wird die Neutron-Proton-Streuung unter Rückwärtswinkeln 

zum Neutronennachweis ausgenutzt. Da der relevante Streuwinkelbereich 

in beiden Meßsystemen ähnlich ist, sollten die Meßwerte 

°

im Rahmen der Meßunsicherheiten übereinstimmen, wenn für die Auswertung 

identische Wirkungsquerschnittsdaten verwendet werden. Die 

Unsicherheit des Verhältnisses der Meßwerte ist dann unabhängig von 

der Unsicherheit der Wirkungsquerschnittsdaten, die mit etwa 5 % den 

dominierenden Beitrag zur Unsicherheit der beiden Meßverfahren darstellen. 

NE213 PRT 

/ Φ0 

Φ 0 

1.10 

1.05 

1.00 

0.95 

0.90 

30 35 40 45 50 55 60 MeV 70 

Bild 2.6.19: Verhältnis der mit dem Szintillationsspektrometer (NE213) und 

dem Rückstoßprotonen-Teleskop (PRT) gemessenen Neutronenfluenzen in Abhängigkeit 

von der mittleren Neutronenenergie 

In Bild 2.6.19 sind für die bisher untersuchten Neutronenfelder die Verhältnisse 

der mit dem Rückstoßprotonen-Teleskop und dem Szintillationsspektrometer 

ermittelten Neutronenfluenzen in Abhängigkeit von der 

Neutronenenergie dargestellt. Die angegebenen Unsicherheiten sind Standardunsicherheiten 

und enthalten alle Beiträge zu den Gesamtunsicherheiten 

der beiden Meßsysteme bis auf den Beitrag des Wirkungsquerschnitts 

für die Neutron-Proton-Streuung. Das Rückstoßprotonen-Teleskop 

und das Szintillationsspektrometer müssen wegen sehr unterschiedlicher 

Empfindlichkeiten bei um nahezu drei Größenordnungen unterschiedlichen 

Neutronenflußdichten betrieben werden. Der daraus resultierende 

Beitrag zur Gesamtunsicherheit der Verhältnisse ist bei den in Bild 2.6.19 

gezeigten Daten ebenfalls berücksichtigt. 

Die Mittelwert der in Bild 2.6.19 dargestellten Verhältnisse beträgt 0,99 

mit einer Standardabweichung von 0,02. Die mit den beiden Instrumenten 

erhaltenen Meßwerte stimmen also innerhalb der Meßunsicherheiten 

überein. Bei einer detaillierteren Analyse muß allerdings noch berücksichtigt 

werden, daß einige der Beiträge zur Gesamtunsicherheit der Verhältnisse 

korreliert sind, d. h. für alle Punkte Abweichungen vom wahren 

Wert um denselben Betrag bedeuten. Das gilt z. B. für die Unsicherheit 

der Protonenanzahl im Radiator des Rückstoßprotonen-Teleskops und im 

aktiven Volumen des Szintillationsspektrometers. 

* Université Catholique de Louvain-la-Neuve, Louvain-la-Neuve, 

Belgien 

2.6.20 Bewertung der Neutronenstrahlung bei Organdosen 

R. Hollnagel, W. G. Alberts, G. Dietze 

Die Strahlenwirkung auf Gewebe hängt, bezogen auf die gleiche Energiedosis, 

von der Strahlenart ab. Im Strahlenschutz wird dem pauschal 

dadurch Rechnung getragen, daß die Energiedosis mit einem dimensi- 

E n 



261 

onslosen Wichtungsfaktor multipliziert wird. Nach den Empfehlungen 

der Internationalen Strahlenschutzkommission (ICRP) ist das bei Organdosen 

und der effektiven Dosis der Strahlungs-Wichtungsfaktor w R , für 

die operativen Meßgrößen der Größenart Äquivalentdosis ist es der (mittlere) 

Qualitätsfaktor Q. Beide sind definitionsgemäß für Photonen gleich 

eins, für Neutronen erreichen sie Werte bis über 20. Der konzeptionelle 

Unterschied zwischen beiden besteht darin, daß der Qualitätsfaktor von 

dem am betrachteten Ort (z. B. im Organ oder in einem Phantom) vorliegenden 

Strahlungsfeld einschließlich der durch Wechselwirkung mit dem 

Gewebe entstehenden Sekundärteilchen abhängt, während der Strahlungs- 

Wichtungsfaktor w R nur durch die Eigenschaften der von außen auf den 

Körper einfallenden Strahlung bestimmt wird. 

Für grundsätzliche Fragestellungen außerhalb des praktischen Strahlenschutzes 

– z. B. in der strahlenbiologischen Forschung oder bei der Frage 

nach der Verursachungswahrscheinlichkeit von strahleninduzierten Tumoren 

– muß die Strahlungsart und -energie am Ort der Einwirkung der 

Strahlung betrachtet werden. Dabei ist insbesondere bei einfallender Neutronenstrahlung 

das Entstehen von sekundären Photonen im Körper von 

Bedeutung, weil deren Anteil mit der Tiefe im Körper zunimmt und der 

mittlere Qualitätsfaktor mit wachsendem Photonenanteil des Feldes abnimmt, 

da die Photonen nur mit Q = 1 gewichtet werden. Die Anwendung 

von w R zur Berechnung von Organdosen und der effektiven Dosis 

für Strahlenschutzzwecke ignoriert diese Unterschiede. Mittels eines anthropoiden, 

mathematischen Modells (MIRD-Phantom) und eines in der 

PTB entwickelten Monte-Carlo-Programms können in den Organen des 

Körpers die Anteile der verschiedenen Teilchenarten (Neutronen und 

sekundäre Photonen) an den mittleren Energiedosen bei Exposition in 

externen Neutronenfeldern berechnet werden. 

Im Bild 2.6.20 ist das Verhältnis von Photonen- und Gesamtdosis für drei 

Organe dargestellt. Sie liegen bezüglich der von vorne auf das MIRD- 

Phantom einfallenden Neutronen in verschiedener Tiefe. Die Symbole 

stellen die aus der Simulation erhaltenen Einzelwerte für Augen, Thymus 

und Nieren dar, und die Kurven ergaben sich durch Ausgleich mit Hilfe 

einer Splinefunktion. Man erkennt, daß der Photonendosisanteil bei kleineren 

Neutronenenergien weit überwiegt und sich der Bereich mit überwiegendem 

Photonendosisanteil bei tieferliegenden Organen zu höheren 

Energien hin ausdehnt. 

Dp /Dtot 

1.0 

0.8 

0.6 

0.4 

0.2 

0.0 

10 -1 10 0 

10 1 

10 2 

Augen 

Bild 2.6.20: Verhältnis D p /D tot von Photonendosis und Gesamtdosis in Augen, 

Thymus und Nieren des MIRD-Phantoms, das von vorn mit monoenergetischen 

Neutronen der Energie E n bestrahlt wird 

10 3 

Thymus Nieren 

10 4 

En /eV 

10 5 

10 6 

10 7



262 

2.6.21 Neutronendosimetrie in der Raumstation MIR und im 

Space-Shuttle 

M. Luszik-Bhadra, M. Matzke, T. Otto*, G. Reitz**, 

H. Schuhmacher 

Neutronen entstehen in der Raumstation MIR und im Space-Shuttle durch 

Kernreaktionen geladener Teilchen (im wesentlichen hochenergetischer 

Protonen) im Wandmaterial der Station. Der Beitrag von Neutronen zur 

Personendosis von Astronauten wurde lange Zeit zu niedrig eingeschätzt. 

Das lag daran, daß die verwendeten Dosimeter und auch Spektrometer 

nur Neutronen mit Energien unterhalb einiger MeV gut nachweisen konnten, 

im Strahlenfeld im Weltraum aber hochenergetische Neutronen 

(ca. 100 MeV) beträchtlich zur Dosis beitragen. 

Mehrere Neutronen-Personendosimeter mit Kernspurdetektoren 

(PTB-Entwicklung) und Thermolumineszenzdetektoren wurden in den 

Jahren 1995 bis 1997 in der Weltraumstation MIR und im Space-Shuttle 

zur Neutronendosisbestimmung eingesetzt [1]. Ein Dosimeter wurde 1995 

von einem Astronauten (Thomas Reiter) 178 Tage in der MIR-Station 

getragen, ein weiteres war im gleichen Zeitraum auf dem Boden der MIR 

befestigt. 1997 befand sich ein Dosimeter für 20 Tage ebenfalls auf dem 

Boden der MIR-Station, und weitere Dosimeter wurden für neun bis 

zehn Tage auf Flügen zur MIR im Shuttle (STS-Flüge) bestrahlt. In 

Tabelle 2.6.21 sind die gemessenen Dosisleistungen angegeben. 

Tabelle 2.6.21: Gemessene Dosisleistungen (s. Text) in der Raumstation 

(EUROMIR) und im Space Shuttle (STS) 

Zusätzlich sind die statistischen Unsicherheiten als eine Standardunsicherheit 

angegeben. 

Flug, Tage 

˙H i (TLD) Hn(TLD) ˙ Hn(CR-39) ˙ ˙ Hn(Makrofol) μSv d –1 μSv d –1 μSv d –1 μSv d –1 

EUROMIR95 

Astronaut, 178 

289 ± 4 47 ± 18 66 ± 3* 114 ± 6 

EUROMIR95 

Boden MIR, 178 

344 ± 5 85 ± 10 78 ± 3* 114 ± 6 

EUROMIR97 

Boden MIR, 20 

345 ± 5 < 40 235 ± 15 245 ± 25 

STS76, Meter2, 9 327 ± 5 < 22 271 ± 18 229 ± 53 

STS76, Meter4, 9 211 ± 3 33 ± 22 289 ± 18 141 ± 53 

STS 81, Meter1, 10 274 ± 4 60 ± 50 195 ± 33 269 ± 48 

STS 81, Meter2, 10 249 ± 3 70 ± 30 243 ± 33 222 ± 48 

STS 84, Meter1, 9 276 ± 4 < 33 109 ± 37 228 ± 53 

STS 84, Meter4, 9 211 ± 3 33 ± 33 125 ± 37 193 ± 53 

* zu niedriger Wert wegen Spannungsdurchbrüchen während der 

zweiten Hälfte des elektrochemischen Ätzens 

Die Personendosis H i locker ionisierender Strahlung wurde aus der Anzeige 

der neutronenunempfindlichen Thermolumineszenzdetektoren 

(TLD700) bestimmt und beträgt etwa (250 bis 300) μSv pro Tag. Die 

Neutronendosis H n wurde auf drei verschiedene Arten bestimmt: mit dem 

neutronenempfindlichen Thermolumineszenzdetektor TLD600, mit dem 

Kernspurdetektor CR-39 und mit dem Kernspurdetektor Makrofol. Die 

der Auswertung zugrunde liegende Neutronenkalibrierung erfolgte im 

Hochenergie-Neutronenfeld des CERN. 

Es zeigte sich, daß die Messung der Dosisleistung mit Thermolumineszenzdetektoren 

große Unsicherheiten aufweist. Sie wird verursacht durch 

die erforderliche Subtraktion des Beitrages von locker ionisierender Strahlung. 

Außerdem ist die ermittelte Dosis stark von den Rückstreueigenschaften 

der Umgebung und der Annahme des Spektrums abhängig. Dies 

führt zu großen systematischen Unsicherheiten. 

Die beiden Kernspurdetektoren sind unempfindlich gegen locker ionisierende 

Strahlung und ihr Ansprechvermögen weist eine geringere Energieabhängigkeit 

auf. Damit ist die Anzeige weniger abhängig von der 

Wahl des Kalibrierfeldes und damit zuverlässiger. Die gemessenen Neutronendosisleistungen 

von etwa 200 μSv pro Tag stimmen mit neueren 

theoretischen Vorhersagen und Ergebnissen von Messungen mit Kernspuremulsionen 

und einer Extrapolation für hochenergetische Neutronen 

gut überein. Der Einfluß von Protonen auf die Anzeige der Kernspurdetektoren 

ist innerhalb der Raumstation gering. Die starke Schwankung 

der Ergebnisse wird im wesentlichen durch eine vom Detektormaterial 

abhängige Untergrundsubtraktion verursacht und könnte durch eine Material-Vorauswahl 

noch verbessert werden. 

Deutliche Verbesserungen sind durch ein aktives Dosimeter zu erwarten. 

Ein Dosimeter basierend auf Silicium-Halbleiterzählern, das sich in der 

PTB derzeit in Entwicklung befindet, hat eine sehr viel höhere Empfindlichkeit 

als die Kernspurdetektoren. Mittels Enfaltungsrechnungen ist es 

außerdem möglich, eine grobe Energie- und Richtungsverteilung der einfallenden 

Strahlung zu bestimmen. Erste Messungen, die mit diesem 

Dosimeter in den Hochenergiefeldern des CERN durchgeführt wurden, 

haben bereits erfolgversprechende Ergebnisse gezeigt. 

[1] Luszik-Bhadra, M.; Matzke, M.; Otto, T.; Reitz, G.; Schuhmacher, H.: 

Personal neutron dosimetry in the space station MIR and the space 

shuttle. 19th International Conference on Nuclear Tracks in Solids, 

zur Veröffentlichung eingereicht 

* CERN, 1211 Genf, Schweiz 

** DLR, Institut für Luft- und Raumfahrtmedizin, Abteilung Strahlenbiologie, 

51140 Köln, Deutschland

2.6 Ionisierende Strahlung - PTB

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