修士論文 ハイパー核γ線分光用 高速バックグラウンドサプレッサーの研究

修士論文
ハイパー核γ線分光用
高速バックグラウンドサプレッサーの研究
東北大学大学院理学研究科
物理学専攻
三森 雅弘
平成 19 年
概要
ハイパー核γ線分光実験では、Λハイパー核からのγ線を精密測定し、Λハイパー
核の詳細な構造やΛ N 間の相互作用などの研究を行っている。今後は、J-PARC に
実験の舞台を移し、大強度の K − ビーム (10 MHz) を使ってΛハイパー核の研究を
行う予定である。J-PARC の高いビーム強度下で実験を行うために高計数率に強い
検出器の開発が求められる。我々は、大立体角 Ge 検出器群 Hyperball を J-PARC
で使用可能なように改良した Hyperball-J を新たに建設中である。この改良の一つ
として Ge 検出器のバックグラウンドサプレッサーをこれまで使用してきた崩壊定
数 300 ns の BGO(Bi4 Ge3 O12 ) から崩壊定数 6 ns の PWO(PbWO4 ) に変更する。し
かし PWO 結晶は発光量が NaI(Tl) の約 1 ％程度しかないため Ge 検出器でコンプ
トン散乱してきた低エネルギーのγ線に対しての検出効率が低いという問題があ
る。このため PWO 結晶は低エネルギーのγ線測定に用いられた例はない。
本研究では、発光量を増やすために不純物がドープされた PWO 結晶を冷却し、
PWO カウンターの低エネルギーγ線に対する性能と高計数率下での性能を測定し
た。さらに、PWO を用いた Hyperball-J のための新しいサプレッサーの実機を製
作し、高速サプレッサーとしてのシステム全体の評価を行った。
ドープされた PWO カウンターは、純結晶の約 2 倍の発光量を持ち、その結晶を
−25 度 程度まで冷却することで室温 (20 度) の約 4 倍の発光量を持つことがわかっ
た。ドープと冷却により発光量を高めることで、課題であった低エネルギーのγ
線に対する検出効率も改善され 100 keV のγ線に対しても約 98 ％の確率 (純結晶
で室温では約 35 ％) で検出できるようになることがわかった。
高計数率での性能については、低エネルギー (<1 MeV)、高エネルギー (<100
MeV) の両方で調べた。その結果、PWO カウンターは、冷却によって多少崩壊定
数に変化が見られるが、低エネルギー事象に対しても高エネルギー事象に対して
も BGO カウンターに比べて信号幅は約 10 倍短く、高計数率での性能が良いこと
が確認できた。
PWO 結晶を −20 度に冷却する機構を備えた PWO サプレッサーのプロトタイ
プを設計、製作し冷却テストを行った。この結果 −20 度程度まで冷却することに
成功した。しかし、一部の PWO 結晶を十分に冷却できなかったため、その部分の
性能向上のため CsI 結晶をもちいたハイブリットサプレッサーの可能性を調べた。
その結果、CsI 結晶は耐高計数率の面で我々の目的には使用できないことがわかっ
た。また、作成したプロトタイプを用いて実際にコンプトンサプレッションテスト
を行い、コンプトンサプレッサーとしての性能を評価した。PWO 結晶が 25 度の
時は、これまで使用してきた BGO サプレッサーに及ばないが、結晶を −20 度程
度に冷却することで BGO サプレッサーと同等の性能が得られることがわかった。
目次
第1章
1.1
1.2
1.3
1.4
1.5
1.6
1.7
序論
ハイパー核とその研究 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
ハイパー核γ線分光実験 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
J-PARC . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Hyperball . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.4.1 Hyperball と Hyperball2 . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.4.2 Hyperball-J . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
バックグラウンドサプレッサー . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.5.1 バックグラウンドサプレッサーとは . . . . . . . . . . . . .
1.5.2 バックグラウンドイベント . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.5.3 BGO サプレッサーのバックグラウンドサプレッション効果
BGO カウンター . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.6.1 BGO カウンター . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.6.2 高計数率での BGO カウンター . . . . . . . . . . . . . . . .
1.6.3 BGO に代わるサプレッサーの必要性 . . . . . . . . . . . .
本論文の目的 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
第 2 章 PWO 結晶の性能
2.1 PWO 結晶の性質 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.1.1 PWO カウンター . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.1.2 PWO の欠点 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.1.3 ドープと冷却による PWO 結晶の発光量の変化 .
2.2 低エネルギーのγ線に対する性能 . . . . . . . . . . . .
2.2.1 ドープした PWO 結晶 . . . . . . . . . . . . . .
2.2.2 Photo-electron 数の測定 . . . . . . . . . . . . .
2.2.3 冷却による photo-electron 数の変化 . . . . . . .
2.2.4 冷却による信号幅の変化 . . . . . . . . . . . . .
2.2.5 結晶の大きさ依存性 . . . . . . . . . . . . . . .
2.2.6 Hyperball-J で使用する PWO 結晶 . . . . . . .
2.2.7 まとめ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.3 高エネルギーに対する性能 . . . . . . . . . . . . . . . .
2.3.1 高エネルギーに対する PWO 結晶の応答 . . . .
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2.3.2
まとめ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 45
第 3 章 設計、冷却システム
3.1 Hyperball-J でのサプレッサーの設計
3.1.1 基本設計 . . . . . . . . . . . .
3.1.2 プロトタイプの設計 . . . . .
3.1.3 プロトタイプの製作 . . . . .
3.2 冷却システム . . . . . . . . . . . . .
3.2.1 冷却方法 . . . . . . . . . . . .
3.2.2 冷却テスト . . . . . . . . . .
3.2.3 まとめ . . . . . . . . . . . . .
第4章
4.1
4.2
4.3
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CsI 結晶の性能
CsI 結晶の性質 . . . . . . . . . . . . . .
photo-electron 数の測定 . . . . . . . . .
Slow compoent の測定 . . . . . . . . . .
4.3.1 CsI 結晶の波形測定 . . . . . . . .
4.3.2 可視光吸収紫外線透過フィルター
4.3.3 フィルターの効果の測定 . . . . .
4.4 高エネルギーに対する slow componet . .
4.4.1 実験結果 . . . . . . . . . . . . . .
4.5 まとめ . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
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第 5 章 バックグラウンドサプレッサーとしての性能
5.1 サプレッション能力の評価方法 . . . . . . . . . . . . . . . .
5.2 シミュレーション . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.2.1 Hyperball-J のコンプトンサプレッション . . . . . . .
5.2.2 4 つのサプレッサーのコンプトンサプレッション能力
5.2.3 π 0 による高エネルギーγ線のサプレッション . . . .
5.2.4 まとめ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.3 コンプトンサプレッションのテスト . . . . . . . . . . . . . .
5.3.1 Setup . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.3.2 測定結果 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.4 まとめ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
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第 6 章 まとめと今後の課題
97
6.1 高速バックグラウンドサプレッサー . . . . . . . . . . . . . . . . . . 97
6.2 今後の課題 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 97
2
図目次
1.1
1.2
1.3
1.4
1.5
1.6
1.7
1.8
1.9
1.10
1.11
E419、E930 実験によって決定された 7Λ Li のレベルスキーム . . .
J-PARC の概観 [10] . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Hyperball の外形 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Hyperball2 の外形 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Hyperball-J の外形 (全体の半分) . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Hyperball での Ge 結晶と BGO カウンターの大きさと位置関係 . .
コンプトン散乱 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
π 0 崩壊による高エネルギーγ線 . . . . . . . . . . . . . . . . . .
ビーム粒子の K − が Ge 検出器を突き抜けた場合 . . . . . . . . . .
バックグラウンドサプレッションの効果 . . . . . . . . . . . . . .
661 keV のγ線に対する (a)PWO カウンター,(b)BGO カウンターの
波形 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.1
2.2
2.3
2.4
2.5
2.6
2.7
2.8
2.9
2.10
2.11
2.12
2.13
2.14
PWO 結晶と BGO 結晶の 1 MeV 以下のγ線に対する吸収率 . . .
測定の Setup . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
PWO ADC spectrum . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
温度変化による photo electron 数の変化 (661 keV) . . . . . . . . .
photo-electron 数の温度変化 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
FlashADC でサンプリングした PWO の波形の例 (1 event) . . . .
PWO(7) と PWO(pure) の平均の波形の温度変化 . . . . . . . . . .
PWO(7) と PWO(pure) の 1 event の波形 . . . . . . . . . . . . . .
BGO カウンターの平均の波形 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
BGO カウンターの 1 event の波形 . . . . . . . . . . . . . . . . . .
PWO 結晶と光電子増倍管の関係 . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2 つの PWO 結晶をまとめて 1 本の結晶にした . . . . . . . . . . .
3 種類の PWO 結晶の 661 keV、100 keV の photo-electron 数 . . .
3 種類の PWO 結晶の検出効率の違い (All coverage は結晶の読み出
し面を光電面が全て覆っていた場合。) 3 つのグラフは、光電面が
覆っている割合が 50 ％ (34 mm),59 ％ (34 mm),64 ％ (31 mm) の場
合を示す。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.15 テスト実験での検出器の配置 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.16 PWO 結晶 (上)、BGO 結晶 (下) のエネルギー損失 . . . . . . . . .
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2.17 π 0 の崩壊によるγ線による PWO 結晶のエネルギー損失の入射方向
依存性 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.18 dead time、ロジック信号の定義 . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.19 BGO カウンターの高エネルギーに対する平均の波形 . . . . . . .
2.20 BGO カウンターの 600 MeV/c の陽電子に対する 1 event の波形 .
2.21 BGO カウンターの高エネルギー粒子 (約 75 MeV のエネルギー付与)
に対する dead time . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.22 BGO カウンターの高エネルギー粒子 (約 75 MeV のエネルギー付与)
に対するロジック信号の数 (上) と出力される時間 (下) . . . . . . .
2.23 PWO カウンターの高エネルギーに対する平均の波形の温度変化 .
2.24 PWO カウンターの 1 event の波形 . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.25 dead time とロジック信号の出力数 . . . . . . . . . . . . . . . . .
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3.12
3.13
3.14
4 種類のサプレッサーの形 . . . . . . . .
8 字型プロトタイプサプレッサーの外形 .
8 字型ケースと蓋の外形 . . . . . . . . .
結晶を押さえるためのアクリルの縁と枠
補強用のアクリルタワー . . . . . . . . .
磁気シールドの外形 . . . . . . . . . . .
結晶と銅板の位置関係と銅ブロック . . .
冷却のための銅パイプの配管 . . . . . .
作成したプロトタイプの写真 . . . . . .
銅板と冷却液を使っての冷却方法 . . . .
温度計の設置場所と PWO 結晶の番号 . .
銅板の接触面の違い . . . . . . . . . . .
各 PWO 結晶の温度変化 . . . . . . . . .
飽和水蒸気量と温度の関係 [10] . . . . .
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4.1
CsI 結晶の厚さ 20 mm、33.5 mm の 1 MeV 以下のγ線に対するγ
線吸収率 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
CsI 結晶の発光波長の分布 [11] . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
CsI 結晶の 661 keV のγ線に対する photo-electron 数の分布 . . . . .
CsI カウンターの平均の波形 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
CsI カウンターの 661 keV に対する 1 event の波形 . . . . . . . . . .
可視光吸収紫外線透過フィルターの透過波長 [12] . . . . . . . . . . .
フィルター (U-340) を通した CsI カウンターと通していない CsI カ
ウンターの 1 event の波形 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
フィルターを通した CsI カウンターの平均の波形 (上:U-330, 下:U-340)
CsI 結晶と室温の PWO 結晶の検出効率の違い . . . . . . . . . . . .
CsI 結晶でのエネルギー損失 (600 MeV) . . . . . . . . . . . . . . . .
4.2
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4.11 CsI カウンターの平均の波形とそれぞれの CsI カウンターの 1 event
の波形 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.12 CsI カウンター (フィルターなし) の出力信号の数と出力時間 . . .
4.13 CsI カウンター (U-330) の出力信号の数と出力時間 . . . . . . . . .
4.14 CsI カウンター (U-340) の出力信号の数と出力時間 . . . . . . . . .
4.15 CsI カウンター (U-340) と PWO カウンター (室温) の検出効率 . .
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5.1 Hyperball-J の Setup と、サプレッサーの名前の定義 . . . . . . . .
5.2 1 MeV のγ線に対する Hyperball-J 全ての Ge 検出器のエネルギー
スペクトル (シミュレーション) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.3 Hyperball-J のサプレッションファクターの温度変化 (シミュレーショ
ン) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.4 PWO 結晶をすべて −25 度 に冷却した場合と BGO カウンター、一
部 20 度の PWO 結晶を用いた場合のサプレッションファクターの比
較 (シミュレーション) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.5 4 つのサプレッサーのサプレッションファクターの比較 (シミュレー
ション) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.6 U-type の配置とγ線の入射角度 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.7 W-type1 の配置とγ線の入射角度 . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.8 W-type2 の配置とγ線の入射角度 . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.9 add-back 後のサプレッションファクター (W-type2)(シミュレーショ
ン) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.10 L-type の配置とγ線の入射角度 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.11 add-back 後のサプレッションファクター (L-type) . . . . . . . . . .
5.12 L-type の π 0 に対するサプレッション効果 (シミュレーション) . . .
5.13 Hyperball-J の π 0 に対するエネルギースペクトルのサプレッション
効果 (シミュレーション) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.14 Hyperball-J の π 0 に対するサプレッションファクターの温度依存性
(シミュレーション) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.15 Hyperball での π 0 に対するサプレッションファクター (シミュレー
ション) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.16 Hyperball-J の配置変更の例 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.17 サプレッションテストの setup . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.18 サプレッションテストの回路図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.19 BaF2 カウンターの ADC スペクトルの光電ピーク範囲 . . . . . . . .
5.20 PWO カウンター、BGO カウンターの TDC カットゲート . . . . .
5.21 サプレッション前後の Ge 検出器のエネルギースペクトル . . . . . .
5.22 BGO カウンターと PWO カウンター (25 度) のサプレッションファ
クター . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
78
5
79
79
80
81
82
82
82
82
83
83
85
86
86
86
87
88
89
90
90
91
91
5.23 サプレッション前後の Ge 検出器のエネルギースペクトル . . . . . .
5.24 BGO カウンターと PWO カウンター (−20 度) のサプレッションファ
クター . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.25 BGO サプレッサーと PWO サプレッサーのジオメトリーの違い . .
5.26 PWO サプレッサーの配置を BGO サプレッサーと同様にしたとき
のサプレッションファクターの比較 . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.27 PWO 結晶の温度が 25 度、0 度、−20 度の時のサプレッションファ
クター . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.28 PWO 結晶の温度が −10 度、−20 度の時のサプレッションファクター
5.29 TDC カットゲートによるサプレッションファクターの変化 . . . . .
6
92
92
93
94
95
95
96
表目次
1.1 Hyperball-J の仕様 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13
1.2 BGO, NaI(Tl), BaF2 シンチレータの性能比較 (γ線吸収率は結晶の
厚さ 20 mm、1 MeV のγ線に対しての値)[7] . . . . . . . . . . . . . 19
2.1
2.9
2.10
2.11
PWO 結晶, BGO 結晶の性能比較 (γ線吸収率は結晶の厚さ 20 mm、
1 MeV のγ線に対しての値)[7] . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5 種類のドープされた PWO 結晶と 1 種類の純 PWO 結晶 . . . . . .
室温 (20 度) における各結晶の平均 photo-electron 数 . . . . . . . . .
0 度、−25 度 における各結晶の平均 photo-electron 数 . . . . . . . .
100 keV のγ線に対する検出効率の温度変化 . . . . . . . . . . . . .
ロジック信号数、信号幅の温度変化 . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2 つの結晶に 1 本の光電子増倍管をつけた場合の photo-electron 数
の減少率 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Hyperball-J で使用する PWO 結晶 (結晶の大きさは、高さ 200 mm、
厚さ 20 mm で横幅だけが異なる) . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2 台の FlashADC のサンプリング性能 . . . . . . . . . . . . . . . . .
PWO カウンターの dead time と出力される信号の個数 . . . . . . .
光電子増倍管の放電の HV 依存性 . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
34
38
43
44
3.1
3.2
3.3
3.4
3.5
3.6
3.7
Hyperball-J で使用するそれぞれのサプレッサーの台数
アーマフレックス、テンプコートの特性 . . . . . . . .
アクリル+テンプコートのγ線の透過率 . . . . . . . . .
TRL-4C の詳細 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
エタブラインの特性 . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
エタブラインの温度特性 . . . . . . . . . . . . . . . . .
測定結果 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
47
54
54
57
57
58
59
2.2
2.3
2.4
2.5
2.6
2.7
2.8
.
.
.
.
.
.
.
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.
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.
.
.
4.1 CsI 結晶, PWO 結晶, BGO 結晶の特性 . . . . . . . . . . . . . . .
4.2 可視光吸収紫外線透過フィルターの性質 . . . . . . . . . . . . . .
4.3 フィルターによる、平均信号数と遅い成分の減少率 . . . . . . . .
4.4 フィルターによる、平均 photo-electron 数と photo-eledtron 数の減
少率 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.5 それぞれの threshold におけるデジタル信号の個数と deadtime . .
7
.
.
.
.
.
.
.
22
25
26
27
28
31
34
. 64
. 69
. 70
. 71
. 75
第1章
1.1
序論
ハイパー核とその研究
原子核は、一般的に陽子と中性子から構成されており、それ以外のバリオンを含
んだ原子核は自然には存在しない。ハイパー核とは、通常の原子核にストレンジ
ネス量子数を持つバリオン (ハイペロン) が束縛された新しい原子核である。通常
の原子核がアップ、ダウンクォークのみからなるのに対し、ハイパー核はアップ、
ダウン、ストレンジクォークからなる原子核である。ストレンジネス量子数をも
つハイペロンは、核内の核子からのパウリ原理の効果を受けずに原子核内部の深
い軌道にまで入ることが可能である。このため、ハイパー核のエネルギー準位を
研究することで原子核最深部の構造を調べることができる。こうした、ハイパー
核の構造から、ハイペロン (Y)・核子 (N) 間の相互作用の情報を得ることができ、
核力をより一般化したバリオン間力についての理解に大きな手がかりを与えるも
のと期待される。これまで、ハイパー核の研究は、Λ粒子を 1 個含むΛハイパー
核の研究が精力的に行われている。Λ 粒子は、ハイペロンの中でもっとも軽いた
め生成されやすく、また弱い相互作用でしか崩壊しないので自由空間での寿命も
2.63 × 10−10 s と比較的長い。そのため、Λハイパー核に関する数々の研究が行わ
れている。
1.2
ハイパー核γ線分光実験
Λハイパー核の構造の研究は、これまで (K − , π − )、(π + ,K + ) などのハイパー
核生成反応をもちいたハイパー核分光により、ハイパー核の励起エネルギースペク
トルを測定するという方法でなされていた。この方法により、様々なハイパー核の
構造が研究されてきたが、到達できるエネルギー分解能は約 1.5 MeV(FWHM) 程
度である。近年、アメリカの Thomas Jefferson Natonal Accerator Facility(Jlab) の
超伝導連続電子線加速器 (CEBAF) の高精度の一次電子ビームを利用した (e,e, K + )
反応によるΛハイパー核分光では、400 keV 程度のエネルギー分解能での実験が
可能になってきている。しかし、Λ N 間のスピンに依存した相互作用について直
接的な情報を持つハイパー核のスピン 2 重項の間隔は、数百 keV 以下と非常に小
さいため、これらを実験的に観測するには、このような反応分光実験では難しい。
Λ N 間の有効相互作用は、スピンに依存しない中心力による項以外に、スピン
8
スピン結合力、スピン軌道結合力、テンソル力からなる項から成り立っており、次
式で表すことができる。
VΛ N = V0 (r) + Vσ (r)sN · sN + VΛ (r)lN Λ · sN + VN (r)lN Λ · sN + VT (r)S12 (1.1)
ここで、S12 は、
S12 = 3(σN · r̂)(σΛ · r̂) − σN · σΛ ,
(1.2)
と表すことができる。これまでのΛハイパー核実験によって、V0 (r) に関する情報は
得られているが、それ以外のスピンに関する項については上記の理由から得る情報
は非常に制限されていた。Ge 検出器を用いた精密γ線分光実験では、Λハイパー
核の励起状態から放出されるγ線を Ge 検出器の分解能である約 2 keV(FWHM)
程度の分解能で測定できる。このため、数百 keV 以下とされるハイパー核のスピ
ン 2 重項の間隔を、準位間のγ線を精密に測定することで精度良く測定すること
ができる。この精密γ線分光実験を可能にしているのが、大立体角 Ge 検出器群の
Hyperball である。この Hyperball を用いたハイパー核γ線分光実験により、これ
までさまざまなハイパー核の精密構造が我々のグループによって明らかにされて
きた。
Hyperball は 1998 年に完成し、これを用いた最初のハイパー核γ線分光実験が、
KEK-PS にて E419 実験 [1] として行われた。E419 では、7 Λ Li の 3/2+ ,5/2+ および
1/2+ ;T=1 の状態から遷移する 4 本のγ線が測定され、各々の状態のレベルスキー
ムが決定された (Figure 1.1)。692 keV の M1 遷移 (3/2+ →1/2+ ) から、Λ N 間の
スピン・スピン間の大きさが決められた。また、2050 keV の E2 γ線 (5/2+ →1/2+
) については、ドップラーシフト減衰法 [2] を適用して 5/2+ 状態の寿命が測定さ
れ、その B(E2) 遷移確率が小さくなっていたことから、Λ粒子による原子核の収縮
効果が実証された。Hyperball はこの後も米国ブルックヘブン国立研究所 (BNL)、
および KEK でそれぞれ E930 実験 [2]、E518 実験に用いられた。また、Hyperball
の約 2 倍の検出効率を持つ、Hyperball2 が建設され、E566 実験に用いられた。こ
れらの Hyperball を使った実験で、9 Λ Be,15 Λ N,16 Λ O,10 Λ B,11 Λ B,12 Λ C のγ線が測
定され、ハイパー核の精密構造を明らかにすることで、ハイパー核反応分光実験
では得られないΛ N 間の LS 力、スピン・スピン力などスピン依存力の大きさが
測定された。Hyperball を用いて今後は、これまで実験を行ってきた KEK-PS や、
BNL-AGS から現在東海村に建設中の大強度陽子加速器施設である J-PARC に実
験の舞台を移し、ハイパー核γ線分光実験を行う予定となっている。
9
Figure 1.1: E419、E930 実験によって決定された 7Λ Li のレベルスキーム
1.3
J-PARC
J-PRAC (Japan Proton Accelerator Research Complex) は現在東海村に建設中
の世界最高の強度を目指した陽子加速器施設で、Figure 1.2 のように、原子核、
ニュートリノ、物性研究のためのビームラインが用意され、これまでにない大強度
のビームを使って様々な物理研究が行われようとしている。ハイパー核分光実験
も、約 10 MHz の K − ビームを使って実験が可能となり、これまで研究の中心で
あったΛハイパー核 (S=−1) から、Ξハイパー核、ダブルΛハイパー核など S=−2
のセクターまで研究可能となる。
我々のハイパー核のγ線分光実験もすでに E-13 実験 [4] としてアプルーブされ
ている。E-13 実験での研究テーマとしては、以下のことを行う予定である。現在、
我々は E-13 実験に向けて準備を進めている。
7
Λ Li の基底状態の 2 重項 (Figure
1.
1.1) の B(M1)(3/2+ → 1/2+ ) 測定によるΛ
の核内での磁気モーメントの測定
2.
10
11
Λ B、Λ B
3.
4
Λ He
のγ線を測定により、これまでに決定したΛ N 間有効相互作用の
整合性の確認。
によるΛ N 相互作用の荷電対称性の破れの研究。
4. sd-shell のハイパー核のγ線分光実験。
10
Figure 1.2: J-PARC の概観 [10]
1.4
1.4.1
Hyperball
Hyperball と Hyperball2
Hyperball は大立体角 Ge 検出器群であり、これまで 2 世代の Hyperball(Hyperball
と Hyperball2) を用いてハイパー核γ線分光実験を行ってきた。第 1 世代である
Hyperball は、14 台の Ge 検出器とそれぞれの Ge 検出器の周りを囲う BGO シンチ
レーションカウンターから構成される。BGO カウンターの役割は、コンプトン散
乱などのハイパー核γ線分光実験上のバックグラウンドイベントを Ge 検出器との
反同時計数をとることで Ge 検出器のエネルギースペクトルから排除することであ
る。このバックグラウンドサプレッサーについては第 2 章で詳しく説明する。Ge
結晶は相対効率 60 ％ (1 MeV γ線についての 3cm × 3cm φの NaI に対する相対的
な検出効率) の大きさの結晶 (7cm × 7cm φ) を使用し、Hyperball 全体の 1 MeV
のγ線に対する光電ピークの検出効率は約 2.3 ％である。
第 2 世代の Hyperball2 では、上記の 14 台の Ge 検出器の他に、6 台のクローバー
型 Ge 検出器を用いた計 20 台で構成される。クローバー型 Ge 検出器とは、相対効
率 20 ％の大きさの Ge 結晶を 4 個配置して 1 台の検出器としたものである。結晶あ
たりの検出効率は約 20 ％であるが、γ線がどれか 1 個の結晶でコンプトン散乱して
その他の 3 つの結晶で吸収された場合、エネルギーを足し合わせる (add-back) こと
で検出器としての検出効率は、1MeV のγ線に対して 120 ％に達する。Hyperball2
全体の 1MeV のγ線に対する検出効率は約 4 ％であり、Hyperball の約 2 倍である。
Figure1.3、Figure1.4 にそれぞれの外形を示す。Hyperball、Hyperball2 とも Ge 検
出器はターゲット中心を向いており、それぞれの Ge 検出器の周りを BGO カウン
ターが覆っている。
11
Figure 1.4: Hyperball2 の外形
Figure 1.3: Hyperball の外形
1.4.2
Hyperball-J
今後実験の舞台となる J-PARC では約 10 MHz の K − ビームでのハイパー核γ
線分光実験が可能となる。これまでは、KEK-PS で 2 MHz の π+ ビームで実験を
行っていたが、Hyperball2 の計数率は動作限界付近であった。これまでのビーム強
度の約 5 倍になるため Hyperball2 は動作させられない。そこで、我々は、J-PARC
のビーム強度でも動作可能で、より大きな検出効率を持つ新しい Ge 検出器群の
Hyperball-J を建設中である。Hyperball-J の外形を Figure 1.5 に示す。Hyperball-J
の特徴としては、以下の 3 つである。
• 高い光電ピークの検出効率 (約 6.5 ％) とこれまでより大きな立体角 (約 35.4
％ of 4π)
• 高い耐高計数率
• 検出器の配置を簡単に変えることができる
Hyperball-J の仕様を Table 1.1 に示す。Ge 検出器をこれまでのようにボール状
に並べるのではなく、平行に並べることで Hyperball の約 3 倍、Hyperball2 の約
1.5 倍の検出効率を実現している [5]。これまでよりも大きな立体角を覆うことで、
γγ coincidence によってハイパー核のカスケードγ線遷移を検出してレベルを同
定できる可能性が大きくなった。ただ、そのため、Ge 検出器の周りをこれまでの
Hyperball のようにサプレッサーが覆うことが出来ないため、これまでの Hyperball
12
と比べるとサプレッション性能は良くない (第 5 章)。サプレッサーの形について
は、第 3 章で詳しく述べる。また、検出器の位置をある程度自由に変えることが
できるため、実験に応じて検出器の位置を最適化することができる。
耐高計数率のために Hyperball2 からの改良点は主に 3 つである。
1. Ge 結晶の機械式冷却
2. FlashADC を用いた waveform readout system
3. 高速バックグラウンドサプレッサー
1. これまでの実験では、Ge 結晶が実験中に受ける放射線損傷によって分解能が
悪化し深刻な問題になっていた。J-PARC では、これまでのビーム強度の約 5 倍に
なるため放射線損傷による Ge 検出器の分解能悪化がさらに深刻になると考えられ
る。Ge 結晶の温度を 85 K 以下にすることで、この放射損傷の影響が軽減できる
[5]。これまでは液体窒素を用いて冷却していたが、90 K が冷却できる最低温度で
あった。Ge 結晶を機械式冷却にすることで、85K 以下に冷却可能になり放射線損
傷を最小限に抑えられる。
2.J-PARC のビーム強度では、Ge 検出器のリセット信号や、γ線のパイルアッ
プの頻度が増大すると考えられる。これまでは、このようなイベントは Ge 検出器
の分解能を悪化させるためデータとして記録しなかったが、Ge 検出器の読み出し
方法を高速の FlashADC に変え、波形情報を記録して、パイルアップしたイベン
トもオフラインで分離してより多くの統計を増やす方式も開発中である [6]。
3. バックグラウンドサプレッサーに関しても BGO 結晶を用いたシステムから改
良する必要がある。BGO 結晶は、崩壊定数が長いため、高計数に弱く J-PARC の
ビーム強度下では問題が生じる。BGO カウンターについては後述するが J-PARC
で実験を行うためには BGO カウンターに代わる高速のサプレッサーの開発が不可
欠である。
Table 1.1: Hyperball-J の仕様
Hyperball-J
Ge 検出器の数
32
ターゲットまでの距離 (cm) 13∼15
検出効率 (1MeV)
6.5
13
Hyperball2
Hyperball
20(内クローバー 6) 14
15
10∼15
∼4
2.3
Figure 1.5: Hyperball-J の外形 (全体の半分)
1.5
1.5.1
バックグラウンドサプレッサー
バックグラウンドサプレッサーとは
γ線分光実験におけるバックグラウンドサプレッサーとは、コンプトン散乱の
ように Ge 検出器内で一部のエネルギーのみを落として検出器の外へ逃げていく
イベントを排除するための VETO カウンターのことである。現在の Hyperball2 で
は、BGO カウンターが用いられている。Ge 検出器にヒットがあり隣接する BGO
カウンターにヒットがあったときのイベントをオフライン解析により排除するこ
とで、バックグラウンドの多くをサプレッションしている。Hyperball での BGO
サプレッサーと Ge 結晶の大きさと配置を Figure 2.1 に示す。Ge 結晶の周りを 6 個
の BGO カウンターで取り囲み、各 BGO に取り付けた光電子増倍管で信号を読み
出す。BGO カウンターの性質については 1.6 節で述べる。
14
Figure 1.6: Hyperball での Ge 結晶と BGO カウンターの大きさと位置関係
1.5.2
バックグラウンドイベント
ハイパー核γ線分光実験において Ge 検出器のγ線スペクトルに連続バックグラ
ウンドを作るのは、以下の 4 つである。
1. コンプトン散乱
2. π0 崩壊による高エネルギーγ線
3. 高エネルギー荷電粒子のつきぬけ
4. 中性子の散乱反応
この内 1.∼3. は、以下のように Ge 検出器を囲むバックグラウンドサプレッサーに
よって低減させることができる。4. は、中性子が Ge 結晶内で原子核と衝突しエネ
ルギー損失を起こす場合であるがこのバックグラウンドについては排除できない。
コンプトン散乱
Ge 結晶は、原子番号が 32 で、原子番号が小さいので光電効果とコンプトン散乱
の比 (光電効果/コンプトン) が小さい。Hyperball 実験では、target で生成したΛ
ハイパー核が励起状態から低いエネルギー状態へ遷移するときに出るγ線の検出
を目的としている。しかし、γ線が Ge 結晶に直接入射した場合、Figure 1.7 のよ
うに多くは Ge 結晶内でコンプトン散乱して検出器の外に逃げてしまう。実際は、
15
ハイパー核のγ線は数が少なく、通常核がビームによって励起され、大量のγ線
を放出する。このγ線が Ge 検出器のエネルギースペクトルに大量のコンプトンの
連続バックグラウンドとなって現れる。コンプトン散乱して外に逃げてきたγ線
を BGO カウンターで検出することでこのイベントをサプレッションすることがで
きる。
Figure 1.7: コンプトン散乱
π0 崩壊による高エネルギーγ線
ハイパー核実験では、生成されたΛ粒子の崩壊や、入射 K − ビームの崩壊によっ
て π 0 が放出される。π 0 はただちに 2 本の高エネルギーγ線に崩壊する。このγ線
が Ge 検出器に入ると、電子対生成がおこり、電子、陽電子対が発生する。このと
き発生した電子、陽電子対はほぼ入射γ線の半分の高いエネルギーを持っている
ので、制動放射で光子 (γ) を放出する。この光子がまた電子対生成を起こし電子、
陽電子を発生する。この過程が繰り返され、電子、陽電子、光子が次々と生成され
ていく (電磁シャワー)。このとき Ge 検出器からもれて出てきた、電子、陽電子、
光子 (γ) を BGO カウンターで検出することで、このイベントのサプレッション
が可能となる。2 つの主な高エネルギーバックグラウンドの中でも、(K − ,π− ) 反
応というトリガー条件に合致するため、この π 0 崩壊による高エネルギーγ線の寄
与が大きく、このバックグラウンドを除去することが実際の実験では重要になっ
てくる。
16
Figure 1.8: π 0 崩壊による高エネルギーγ線
高エネルギー荷電粒子のつきぬけ
ビーム粒子が target で散乱され、その散乱粒子が Ge 検出器をかすめて突き抜け
た場合 ADC の有効領域 (<10 MeV) にバックグラウンドとして現れる。また、二
次ビームである中間子ビームで、スリットやマグネットなとで散乱されたり、飛
行中に崩壊することで生じるビームハローが、直接 Ge 検出器をかすめるように突
き抜けた場合、散乱粒子と同じようにバックグラウンドになる。これらのサプレッ
ションは、突き抜けた粒子を BGO カウンターで検出することでサプレッションで
きる。
Figure 1.9: ビーム粒子の K − が Ge 検出器を突き抜けた場合
1.5.3
BGO サプレッサーのバックグラウンドサプレッション効果
BGO サプレッサーのバックグラウンドサプレッションの例を Figure 1.10 に示す。
Figure 1.10 は、BNL で行われた E930 実験 [2] で測定された、BGO サプレッショ
17
ン前後の Ge 検出器のエネルギースペクトルである。赤がサプレッション前、青が
サプレッション後の Ge 検出器のエネルギースペクトルを表しており、スペクトル
の全域に渡りバックグラウンドサプレッションが効いているのがわかる。Figure
1.10 は 6000 keV 付近を拡大したもので、BGO サプレッションの結果 16 O(3− →
0+ ) からの 6129 keV のγ線ピークの S/N 比が向上していることがわかる。この
ようにバックグラウンドをサプレッションして、γ線ピークの S/N を向上させる
ことができる。
Figure 1.10: バックグラウンドサプレッションの効果
1.6
1.6.1
BGO カウンター
BGO カウンター
BGO 結晶は、Bi4 Ge3 O12 という組成をもち、主な特徴はビスマス (Bi) の大き
な原子番号 (83)(BGO 結晶全体の有効原子番号 75) と大きな比重 (7.23 g/cm3 ) で
ある。このため、単位厚さ当たりのγ線の光電吸収率が、他の無機シンチレータ
(NaI,BaF2 など) と比べて高くなっている。発光量は NaI の約 15 ％程度であるが、
高いエネルギー分解能を要求しないγ線の実験において BGO カウンターは非常
に有効である。実際 Hyperball で Ge 検出器のバックグラウンドサプレッサーとし
て BGO が使われている理由としては、Ge 検出器が密集する中で、小スペースで、
高いγ線吸収率を実現できるからである。バックグラウンドサプレッサーとして
使用するときは、サプレッサーにヒットがあったときの時間情報が重要になり、高
18
いエネルギー分解能を必要としない。そのためサプレッサーとして最適であると
考えられてきた。Table 1.2 に他のシンチレータと性能比較した表を示す。
Table 1.2: BGO, NaI(Tl), BaF2 シンチレータの性能比較 (γ線吸収率は結晶の厚
さ 20 mm、1 MeV のγ線に対しての値)[7]
結晶
有効原子番号
密度 [g/cm3 ]
放射長 [cm]
崩壊定数 [ns]
光量 [NaI(Tl)=100]
γ線吸収率 [％]
1.6.2
BGO NaI(Tl)
BaF2
75
7.23
1.12
300
15
62
53
4.89
2.03
0.6/620
5/16
43
51
3.67
2.59
250
100
35
高計数率での BGO カウンター
サプレッサーとして最適であると考えられる BGO カウンターだが、高計数下で
はその崩壊定数の大きさ (300 ns) が問題になってくる。Figure 1.11(b) は、BGO
カウンターの 661 keV のγ線に対する波形を示したもので、崩壊定数が大きいた
め信号が約 1 µs にわたり出てしまう。サプレッサーとして使用するときには、低
エネルギーのγ線を良い時間分解能で検出するために光電子増倍管の信号を整形
することなく直接 discriminator に入れ、その threshold を 1 photo-electron が検出
できるぐらいまで下げなくてはならない。そのため、discriminator の出力が約 1
µs にわたり複数出てしまう。この 1 µs の間に Ge 検出器に別のイベントのγ線が
入った場合、このイベントもサプレッションしてしまい少ないハイパー核のγ線
の光電ピークの統計量を減らしてしまう (オーバーキルとよぶ)。実際これまでに
KEK の K6 ビームラインで行われた Hyperball の実験では、約 10 ％このようなイ
ベントが存在した。
1.6.3
BGO に代わるサプレッサーの必要性
KEK では、約 2 MHz の π+ ビームを使っており、このビーム強度でのオーバー
キルは約 10 ％である。今後の実験場所となる J-PARC では、約 10 MHz のビーム
強度となる。このビーム強度で実験を行った場合大きな崩壊定数を持つ BGO カウ
ンターでは、信号が完全に pile up してしまいサプレッサーとして機能しなくなっ
てしまうと考えられる。J-PARC で Hyperball 実験を行うためには、高計率数に強
く、サプレッサーとしての機能を十分にはたせるカウンターが必要になる。BGO
19
に代わる新しいサプレッサーとして要求される性能は、次の 2 点である。
1. 崩壊定数が小さい
2. 高いγ線吸収率をもつ
Figure 1.11: 661 keV のγ線に対する (a)PWO カウンター,(b)BGO カウンターの
波形
1.7
本論文の目的
今後の実験場所となる J-PARC では、約 10 MHz の K − ビームでのハイパー核
実験が可能になる。KEK での約 3 MHz の π+ ビームから、10 MHz にかわること
で、Hyperball にも改良が必要である。BGO 結晶は、崩壊定数が長いため、ビー
ム強度 10 MHz の高計数下ではサプレッサーとしての機能を失ってしまう。我々
は、BGO カウンターに変わるバックグラウンドサプレッサーとして PWO 結晶の
使用を考えている。PWO 結晶は BGO 結晶より有効原子番号が大きく、崩壊定数
が短い。よって Figure1.11(a) のように信号が 50 ns 程度である。しかし、発光量
等の問題があり、そのままでは使用できなことが今までの研究でわかった [8]。し
かし、結晶を冷却したり、不純物を結晶にドープしたりすることで発光量の増加
が期待される。
20
本研究は、バックグラウンドサプレッサーとしての PWO カウンターの性能評
価を行う。PWO を用いた Hyperball-J のための新しいサプレッサーの実機を製作
し、高速サプレッサーとしてのシステム全体の評価を行う。
21
第2章
2.1
2.1.1
PWO 結晶の性能
PWO 結晶の性質
PWO カウンター
PWO は PbWO4 という組成で、鉛 (Pb) とタングステン (W) が大きな原子番号
(それぞれ 82 と 75) をもつ (有効原子番号 76)。また、Table 2.1 のように高密度で、
BGO 結晶を上回る高いγ吸収率をもつ。Figure 2.1 に BGO 結晶と PWO 結晶の
厚さ 20 mm に対するγ線吸収率を示す。このことから、PWO 結晶を使用するこ
とで、サプレッサーとしての性能向上が期待できる。崩壊定数も約 6 ns と短く、
BGO 結晶に代わるサプレッサーとして要求される 2 点の性能を十分に満たしてい
る。Figure 1.11 のように信号の幅も約 20 ns 程度で、高計数下でも十分使えると考
えられる。ただ発光量が NaI の約 1 ％しかないため PWO カウンターは 1 GeV 以
上の高エネルギーγ線に対するカロリーメータとして使用されているが、1 MeV
以下の低エネルギーγ線に対して使用されたことはない。光量を崩壊定数で割っ
た値 ((光量)/(崩壊定数)) で比較すると、BGO 結晶が約 0.05 に対して PWO 結晶
は、約 0.2 である。この値は、信号の立ち上がりの部分の高さの目安を与える量で
あり、この値で比較すると PWO 結晶のほうが BGO 結晶を上回っている。
Table 2.1: PWO 結晶, BGO 結晶の性能比較 (γ線吸収率は結晶の厚さ 20 mm、1
MeV のγ線に対しての値)[7]
PWO BGO
結晶
有効原子番号
密度 [g/cm3 ]
放射長 [cm]
崩壊定数 [ns]
光量 [NaI(Tl)=100]
γ線吸収率 [％]
22
76
8.28
0.89
∼6
1
67
75
7.23
1.12
300
15
62
Figure 2.1: PWO 結晶と BGO 結晶の 1 MeV 以下のγ線に対する吸収率
2.1.2
PWO の欠点
PWO 結晶をサプレッサーとして使用する際、問題になるのが発光量が NaI(Tl)
の約 1 ％ときわめて少ないことである。Ge 検出器のバックグラウンドは、既に述
べたように主に 4 つあるが、そのうちコンプトン散乱して外に出てくるγ線のエ
ネルギーは主に 1 MeV 以下である。PWO カウンターを用いた場合、発光量の少
なさからこれらのγ線に対する検出効率は BGO カウンターより劣ってしまう。こ
のためサプレッションできないバックグラウンドが光電ピーク以下の領域に多く
存在してしまう可能性がある。例えば、100 keV のγ線に対する PWO カウンター
の平均 photo-electron 数が 1 だった場合、photo-electron 数の分布は Poisson 分布
Px =
mx −m
e
x!
に従うので (Px は多数回の試行の平均が m の時 x が起こる確率を表す)、photoelectron 数が 0 という確率が 37 ％も存在してしまう。室温の PWO 結晶の 100 keV
に対する photo-electron 数は 0.4 程度であり、photo-electron 数が 0 という確率が
65 ％存在する。よって、このままの状態で PWO 結晶をサプレッサーとして使用
することはできない。
23
2.1.3
ドープと冷却による PWO 結晶の発光量の変化
無機シンチレータでは、結晶分子が励起された後、脱励起過程でシンチレーショ
ン光を出す確率は常温では低く、その大半は格子振動 (フォノン) として使われる。
しかし冷却することで、このフォノンの部分を抑制することができるので一般的
に無機シンチレータを冷却すると発光量が増える。また、無機シンチレータに Y
や Tl などの不純物をドープすることで、結晶の禁止ギャップ内に不純物特有のエ
ネルギー準位が生じ、結晶のエネルギー帯の構造が変化するが、このエネルギー
準位は励起エネルギーが純結晶の場合よりも小さいので光 (可視光領域) を放出す
る可能性が高い。よって適切な不純物をドープすることで発光量を増やすことが
できる。こうした方法は、NaI(Tl) などに実際に使用されている。
PWO 結晶のサプレッサーとしての欠点は、発光量の少なさによるものなので、
不純物をドープした結晶を冷却することによって発光量を増加させることができ
る可能性がある。そこで今回の測定では、ドープした PWO 結晶を入手しその結
晶を冷却することによる平均の photo-electron 数の変化を調べる。また、冷却する
ことで崩壊定数も変化すると考えられるので、PWO の信号の幅がどれだけ変化し
ているかを測定する。
2.2
低エネルギーのγ線に対する性能
PWO 結晶の低エネルギーのγ線に対する性能を評価する。PWO 結晶は発光量
が少ないため、サプレッサーとして使用するためには、低エネルギーのγ線に対
する検出効率を改善しなくてはならない。本研究でサプレッサーとして使用する
ために PWO カウンターに要求される性能は、以下の 2 つである。
• 100 keV のγ線に対する 90 ％以上の検出効率
• 冷却による崩壊定数の変化が小さい
ドープした PWO 結晶を冷却することでの平均 photo-electron 数の変化を測定し、
低エネルギーのγ線に対する検出効率について述べる。
2.2.1
ドープした PWO 結晶
本研究に用いた PWO 結晶は、ロシア製でドープされた 5 つの結晶と 1 つの純結
晶である。Table 2.2 にドープされている不純物の種類と結晶の番号を示す。結晶
の番号は、今後それぞれの結晶を区別するために用いる。同じものがドープされ
ている結晶は、そのドープの割合が異なる。結晶のサイズは、ドープされている
5 種類の結晶が 22 mm × 22 mm × 180 mm で、純結晶が 20 mm × 20 mm × 200
mm である。結晶は全面鏡面研磨されている。
24
Table 2.2: 5 種類のドープされた PWO 結晶と 1 種類の純 PWO 結晶
crystal number
doped
2.2.2
PWO(pure)
pure
PWO(1)
Gd2 O3
PWO(4)
Gd2 O3
PWO(6)
La2 O3
PWO(7)
La2 O3
PWO(8)
Y2 O3
Photo-electron 数の測定
PWO カウンターの低エネルギーのγ線に対する平均 photo-electron 数を測定す
る。測定に用いた線源は 137 Cs で、137 Cs が崩壊するときに放出される 661 keV の
γ線に対する平均 photo-electron 数を測定する。その時の setup を Figure 2.2 に示
す。線源は PWO 結晶に密着させ、discriminator の threshold は、1 photo-electron
が検出できる程度に低く設定した。PWO 結晶は、発光量が少なく、屈折率が高い
ため、少しでも検出効率を上げるためにテフロンテープで光電子増倍管接着面以
外の結晶全体を覆い、その上をアルミ箔で覆い、最後に遮光テープで遮光した。光
電子増倍管は PWO 結晶の 22 mm × 22 mm(純 PWO 結晶は 20 mm × 20 mm) の
部分が完全に覆える大きさのもを用い、浜松フォトニクス製の H7415(φ 33.0 mm)
を使用した。測定中の温度は 20 度であった。
Figure 2.2: 測定の Setup
測定結果
Figure 2.3 は測定により得られた ADC スペクトル (PWO(1)) で、横軸は photoelectron 数である。測定では 1 photo-electron を測定できる程度に discriminator の
threshold を低くしたので、Figure 2.3 のように、光電子増倍管の暗電流や、コン
プトン散乱した発光量の少ないイベントなどにより 1 photo-electron のピークが、
はっきりと見えている。photo-electron 数の求め方は、pedestal と 1 photo-electron
のピークの位置をガウス関数でフィッティングして求め、この 2 つのビークの間
隔から ADC スペクトルの横軸を photo-electron 数に直し、661 keV のピークの
photo-electron 数を出す。photo-electron 数の分布はポアソン分布に従うので、平
均 photo-electron 数が少ない場合、ガウス関数ではフィッティングできない。今回の
測定では、平均 photo-electron 数が 7 個以下の場合は、ポアソン分布を用いて photo25
electron 数を求めた。このようにして求めた 6 種類の結晶の平均 photo-electron 数
を Table 2.3 に示す。Table 2.3 の中で、100 keV に対する平均 photo-electron 数は、
測定した 661 keV での値を換算した値である。
Figure 2.3: PWO ADC spectrum
Table 2.3: 室温 (20 度) における各結晶の平均 photo-electron 数
結晶
p.e. for 661 keV
p.e. for 100 keV
PWO(pure)
2.9
0.44
PWO(1)
5.2
0.78
PWO(4)
5.3
0.81
PWO(6)
5.0
0.75
PWO(7)
6.0
0.91
PWO(8)
3.7
0.55
考察
測定結果から、ドープされた PWO 結晶は、結晶により多少個体差はあるが、純
PWO 結晶の約 2 倍の photo-electron 数を持っていることがわかった。しかし、ポ
アソン分布より、100 keV のγ線に対する検出効率を求めると、純結晶で 35 ％、
ドープされた結晶でも 60 ％と十分な検出効率が得られていない。PWO 結晶をサ
プレッサーとして使用するためには、さらに検出効率を上げる必要がある。
26
2.2.3
冷却による photo-electron 数の変化
室温では、100 keV のγ線に対して十分な検出効率が得られなかったので、結
晶を冷却し、検出効率 (photo-electron 数) の変化を測定した。測定方法は、Figure
2.2 と同じである。結晶の冷却には冷蔵庫、冷凍庫を使用し、PWO カウンター及
び線源を完全に冷蔵庫や冷凍庫の中に入れた。結晶の温度は結晶の表面に付けた
熱電対の温度計で測定し、結晶の温度が均一になるように温度計の値が一定になっ
てから十分な時間経過した後、測定を開始した。測定した温度は、0 度 (冷蔵庫)、
−25 度(冷凍庫) である。
Figure 2.4 は、PWO(7) のそれぞれの温度 (20 度、0 度、−25 度) における、ADC
スペクトルで、横軸は、photo-electron 数に直してある。Table 2.4 に測定結果を
示す。この表でも、100 keV の値は 661 keV の値を換算した値である。
Figure 2.4: 温度変化による photo electron 数の変化 (661 keV)
Table 2.4: 0 度、−25 度 における各結晶の平均 photo-electron 数
結晶
p.e. for 661 keV(0 度)
p.e. for 661 keV(−25 度)
p.e. for 100 keV(0 度)
p.e. for 100 keV(−25 度)
PWO(pure)
5.0
11.5
0.76
1.7
PWO(1)
9.2
23.3
1.4
3.5
PWO(4)
9.8
22.8
1.5
3.4
PWO(6)
8.9
21.6
1.3
3.5
PWO(7)
11.5
25.8
1.7
3.9
室温 (20 度) に比べて、0 度では約 1.8 倍、−25 度 では約 4 倍の photo-electron
数が得られている。また、どの温度でもドープされた PWO 結晶は、純 PWO 結
晶に比べて約 2 倍の photo-electron 数が得られている。100 keV における photoelectron 数は、純結晶で約 0.8(0 度)、約 1.7(−25 度)、ドープした PWO 結晶のうち
27
PWO(8)
7.3
20.1
1.1
3.0
最も photo-electron 数が多い結晶 (PWO(7)) で約 1.7(0 度)、約 3.9(−25 度) である。
よって、ドープした PWO 結晶は −25 度 まで冷却すると約 98 ％の確率で 100 keV
のγ線を検出することができる。photo-electron 数の温度変化のグラフを Figure
2.5 に、検出効率の温度変化を Table 2.5 にそれぞれ示す。純結晶は −25 度 まで冷
却しても 82 ％程度の検出効率だが、ドープした PWO 結晶は最も良くない結晶で
も 95 ％の検出効率が得られる。
ドープした PWO 結晶を冷却することで、低エネルギーのγ線に対しても十分
な検出効率が得られ、欠点であった発光量の少なさを克服できる。サプレッサー
として求められる性能を十分に満たしていることがわかる。
Figure 2.5: photo-electron 数の温度変化
Table 2.5: 100 keV のγ線に対する検出効率の温度変化
結晶
検出効率 (20 度)(％)
検出効率 (0 度)(％)
検出効率 (−25 度)(％)
PWO(pure)
35
53
82
PWO(1)
54
75
97
28
PWO(4)
55
78
96
PWO(6)
53
72
96
PWO(7)
60
82
98
PWO(8)
52
67
95
2.2.4
冷却による信号幅の変化
冷却によって、ドープされた PWO 結晶の検出効率を十分に高めることができ
ることが確認されたが、第 2 章で述べたように J-PARC のビーム強度下で使用す
るには、十分に崩壊定数が短くなくてはならない。常温で純 PWO 結晶の崩壊定
数は約 6 ns 程度と十分に短いが、ドープや冷却することによって崩壊定数が変化
すると考えられるので、どの程度変化するかを測定した。
測定方法
測定の setup、線源は、photo-electron 数の測定と同様で、冷却方法も同じであ
る。6 種類の PWO 結晶の波形を FlashADC でサンプリングし、崩壊定数の変化を
測定した。
測定に用いた FlashADC は、PWO 結晶の短い波形をサンプリングするために
CAEN の V1729(2 GHz、12 bit) を用いた。この FlashADC を使うことで、0.5 ns ご
とに波形をサンプリングできる (Figure 2.6)。測定した温度は 20 度、0 度、−25 度
である。
0
-50
-100
-150
-200
1000 1050 1100 1150 1200 1250 1300 1350 1400
ch
Figure 2.6: FlashADC でサンプリングした PWO の波形の例 (1 event)
測定結果
測定結果を Figure 2.7 に示す。純 PWO 結晶とドープした PWO 結晶 (PWO(7))
の波形を示した。Figure 2.7 の波形は、サンプリングした多数の波形を平均した波
形で、横軸は時間に直してある。比較のため 1 photo-electron も一緒に表示した。1
photo-electron の大きさは、各温度で等しくなっている。温度と共に photo-electron
数が増えているのがわかる。また、冷却したときの波形をみると、冷却しない場
合と比較して遅延側に広がりを持つことがわかる。
29
また、Figure 2.8 に PWO(7) と PWO(pure) の 0 度 における 1event の波形を示
す。Figure 2.8 には、discriminator の threshold(1photo-electron) も同様に示してい
る。Figure 2.8 の場合、discriminator の width を 50 ns とすると出力は両方とも 1 個
になる。このようにして、1photo-electron に threshold をかけて、discriminator の
出力数 (ロジック信号数) が PWO 結晶の温度と共にどのように変化するかを Table
2.6 に示す。また、Table 2.6 には、出力数から求めた、平均の信号幅も同様に示し
た。平均の信号幅は、出力数を N とし discriminator の width を T とすると N T と
なる。discriminator の width は、50 ns に設定した。ドープと純結晶に多少の差は
見られるが、ほぼ同等の信号幅であると考えられる。また、冷却と共に信号幅が
変化し −25 度では約 115 ns まで信号が長くなっている。
Figure 2.7: PWO(7) と PWO(pure) の平
均の波形の温度変化
30
Figure 2.8: PWO(7) と PWO(pure) の 1
event の波形
Table 2.6: ロジック信号数、信号幅の温度変化
結晶
出力数 (20 度)
出力数 (0 度)
出力数 (−25 度)
信号幅 (20 度)(ns)
信号幅 (0 度)(ns)
信号幅 (−25 度)(ns)
PWO(pure)
1.2
1.4
2.0
60
70
100
PWO(7)
1.3
1.6
2.3
65
80
115
考察
PWO カウンターは、冷却とともに信号幅が変化し、約 115 ns 程度まで増えてい
る。この性能を BGO カウンターと比較する。BGO カウンターの波形と、1event
の波形を Figure 2.13,Figure 2.10 に示す。
Figure 2.9: BGO カウンターの平均の波形
Figure 2.10: BGO カウンターの 1 event
の波形
PWO カウンターと同じように discriminator の出力数 (width 50 ns) を求めると、
平均約 17.8 個になる。よって、BGO カウンターの 661 keV のγ線に対する平均の
信号幅は約 900 ns であることがわかる。
これまでの結果から、実際に使用するときのオーバーキルの可能性について考
察する。オーバーキルの確率は、PWO(BGO) カウンターの信号が Ge 検出器の信
号と相関を持たずに出力されているときに Ge 検出器の信号が PWO(BGO) カウン
31
ターの信号幅の中に入ってしまう確率を表す。PWO カウンターのシングルレート
を fP W O [個/sec] とし、サプレッションを行うとき PWO カウンターの TDC から
PWO カウンターにヒットがあったイベントを選んで Ge 検出器のスペクトルから
除去する際の選ぶ幅 (ゲート) を ∆t とすると、∆t 間に信号が観測されない確率は
ポアソン分布を用いて exp(−fpwo ∆t) なので、Ge 検出器にヒットがあった場合に
オーバーキルしてしまう確率 F は、
F = [1 − exp(−fP W O ∆t)] × 100
(2.1)
となる。Ge 検出器が n 個の PWO 結晶で覆われているとすると、
F = [1 − (exp(−fP W O ∆t))n ] × 100
(2.2)
となる。PWO カウンターのシングルレート fpwo は、1 イベントあたり複数ロジッ
ク信号が出力される場合は、その信号も含めたレートである。ただ、実際は、荷
電粒子のつきぬけなどによって、PWO 結晶が、2 つ以上が同時に信号を出力する
ことがあるため、、完全に個々の PWO 結晶が独立ではないが、その効果を考えず
に見積もる。
これまでのハイパー核γ線分光実験では、サプレッサーとして使用していた BGO
カウンターのシングルレートは、同じ K − ビームを使った E930 実験 [2] では、約
80 kHz(複数信号を含む) であった。ビーム強度や、検出器の配置が異なるため、こ
こから J-PARC での PWO カウンターのシングルレートを求めることは難しいが、
単純に 20 倍ビームが強くなると考えて、J-PARC での BGO カウンターのシング
ルレートを約 1600 kHz とする。シングルレートの起源も、様々なエネルギーのγ
線や荷電粒子の突き抜けなど様々である。BGO カウンターは、エネルギーによっ
て信号の出力される個数が異なるため、ここでの計算では、バックグラウンド全て
が 661 keV のγ線によるものであるとする。PWO カウンターの discriminator の
出力信号は、−25 度 で、661 keV のγ線に対して平均 2.3 個出力されるので (Table
2.6)、シングルレートは 1600/17.8 × 2.3=206 kHz となる (17.8 は BGO カウンター
の 661 keV のγ線に対する平均ロジック信号数)。Hyperball2 では、6 個の結晶で
Ge 結晶を覆っているので、TDC のゲート幅を 100 ns とすると、オーバーキルの
確率は、BGO カウンターは約 62 ％、BGO カウンターを PWO カウンターに置き
換えたとすると、PWO カウンターでは約 11 ％となる。約 6 倍オーバーキルの確
率が低くなっている。今回の計算では、TDC のゲートを BGO カウンターと PWO
カウンターで同じにしたが、実際は PWO カウンターは BGO カウンターより時間
分解能が良いため、TDC ゲートを短くすることができる。どの程度短くできるか
はハイパー核のピークの S/N で TDC ゲートが決まるため難しいが、半分にでき
るとすると、PWO カウンターはオーバーキルの確率が 6 ％程度になる。
以上より、J-PARC のビーム強度下でもこれまでの実験以上にオーバーキルの
確率を減らすことができて、J-PARC のビーム強度下でも十分に利用可能である
と考えられる。
32
2.2.5
結晶の大きさ依存性
PWO 結晶を Hyperball-J で使用するときには、場所的な制約により結晶の光電
子増倍管をつける面の全体を光電面で覆うことができない (Figure 2.11)。これま
で使用してきた BGO サプレッサーも光電子増倍管の光電面は結晶面の約 15 ％程
度しか覆っていない。
Figure 2.11: PWO 結晶と光電子増倍管の関係
光電面が結晶を覆う面積によってどの程度 photo-electron 数が減少するかを測
定する。ドープされた 5 種類の PWO 結晶の中で、photo-electron 数がほとんど同
じである PWO(1) と PWO(2) を並べて 44 mm × 22 mm × 180 mm の 1 つの結晶
と見なし、この 2 つの結晶に 1 個の光電子増倍管をつけた。この Setup の写真を
Figure 2.12 に示す。2 つの結晶の接する面にはオプティカルグリスを塗り、周りは
テフロンテープで覆った。また、光電子増倍管で覆えない結晶面もテプロンテー
プで覆い、少しでも多くの photo-electron 数が得られるようにした。光電子増倍管
の光電面が結晶を覆っている面積は、約 56 ％である。線源は 137 Cs を使い、測定
した温度は 20 度、0 度、−25 度 で、冷蔵庫、冷凍庫で冷却した。
Figure 2.12: 2 つの PWO 結晶をまとめて 1 本の結晶にした
測定結果
測定結果を Table 2.7 にまとめた。Table 2.7 の PWO(1+2) は、PWO(1) と PWO(2)
それぞれ単体の 661 keV のγ線に対する photo-electron 数を平均した値である。
PWO(1,2) は、2 本の PWO 結晶に、1 本の光電子増倍管をつけたときの photo-
33
electron 数である。この結果から、光電子増倍管の光電面が覆う面積 (56 ％) に比
例して、photo-electron 数が減少していることがわかる。
Table 2.7: 2 つの結晶に 1 本の光電子増倍管をつけた場合の photo-electron 数の減
少率
温度 (度)
20
PWO(1+2)p.e. for 661 keV
PWO(1,2)p.e. for 661 keV
PWO(1,2)p.e. for 100 keV
p.e. の減少率 (％)
2.2.6
0
−25
5.3 9.5 23.3
3.1 5.1 13.1
0.51 0.77 2.01
58
56
57
Hyperball-J で使用する PWO 結晶
photo-electron 数は、光電子増倍管の光電面が覆っている面積に比例して減少す
る。そこで、実際に Hyperball-J に使用する結晶を使って、photo-electron 数を見
積もる。サプレッサーとして使用する PWO 結晶の大きさと光電面が覆っている
割合を、Table 2.8 に示す。光電子増倍管はこれまでの測定同様に浜松フォトニク
スの H7415 を使用する。詳しいサプレッサーの設計や、配置などは第 3 章で述べ
る。使用する PWO 結晶はロシア製のドープされた結晶で、これまで使用してき
た 5 種類のドープされた結晶と同等の性質を示す結晶である。
Table 2.8: Hyperball-J で使用する PWO 結晶 (結晶の大きさは、高さ 200 mm、厚
さ 20 mm で横幅だけが異なる)
結晶の幅 (mm)
光電面が覆っている割合 (％)
使用する個数
31
64
24
34
59
152
40
50
40
3 つの結晶のうち 40 mm × 20 mm × 200 mm の結晶の photo-electron 数を測定
し、31 mm、34 mm の結晶の photo-electron 数を見積もった。その結果を Figure 2.13
に示す。Figure 2.13 の 31 mm,34 mm の値は、測定した 40 mm の photo-electron
数の値を光電子増倍管の覆っている面積で換算した値である。Figure 2.14 にそれ
ぞれの Figure 2.13 の photo-electron 数を考慮したそれぞれの結晶の検出効率を示
す。ここで示した検出効率は、PWO 結晶本来のγ線吸収率 (Figure 2.1) にそれぞ
れの結晶の photo-electron 数をポアソン分布で計算して、1 以上になる確率をかけ
34
て求めた値である。。また、Figure 2.24 には、光電面が完全に結晶を覆っていた場
合も一緒に示してある。温度による検出効率の違いはどの結晶でも 100 keV から
400 keV のエネルギーで顕著に現れ、−25 度 まで冷却した PWO 結晶はどの結晶
も光電子増倍管が結晶の読み出し面を全て覆っていた場合と同等の検出効率を示
している。
Hyperball-J で実際に使用する PWO 結晶は、光電面が完全に結晶の読み出し面
を覆えないが、冷却することで 100 keV のγ線に対してどの結晶も 90 ％以上の検
出効率を持っていることがわかる。
Figure 2.13: 3 種類の PWO 結晶の 661 keV、100 keV の photo-electron 数
35
Figure 2.14: 3 種類の PWO 結晶の検出効率の違い (All coverage は結晶の読み出し
面を光電面が全て覆っていた場合。) 3 つのグラフは、光電面が覆っている割合が
50 ％ (34 mm),59 ％ (34 mm),64 ％ (31 mm) の場合を示す。
2.2.7
まとめ
ドープされた PWO 結晶は、純 PWO 結晶の約 2 倍の発光量を持ち、その結晶
を −25 度 程度まで冷却することで、低エネルギー (100 keV 程度) のγ線に対する
検出効率を 90 ％以上に高めることができた。信号幅もドープした PWO 結晶と純
PWO 結晶に違いはなく、冷却することによる PWO 結晶の信号幅 (崩壊定数) の変
化も少ない (−25 度 でも 100 ns 程度)。これらの結果から、PWO 結晶は、低エネ
ルギーでも十分に BGO 結晶の代わりに用いることができ、約 10 倍程度の耐高計
数率の性能をもったサプレッサーとして使用可能であると考えられる。
2.3
高エネルギーに対する性能
ハイパー核γ線分光実験では、第 2 章で述べたように、コンプトン散乱以外に
も、π 0 の崩壊による高エネルギーのγ線や、ビーム粒子のつきぬけなどのバック
グラウンドイベントがある。これら 2 つのイベントで、PWO 結晶が検出するエネ
ルギーは約数 10 MeV∼100 MeV である。このような高エネルギーのバックグラ
36
ウンドを想定し、PWO 結晶が大きなエネルギーを検出したときの PWO 結晶の応
答を測定し、BGO 結晶と比較し、サプレッサーとしての性能を評価する。特に、
低エネルギーのγ線の検出効率を上げるために、ドープした PWO 結晶を冷却し
たが、これにより崩壊定数が変化した。低エネルギーのγ線に対しては、−25 度
でも約 100 ns 程度の信号幅であったが、PWO 結晶に数 10 MeV∼100 MeV のエ
ネルギー損失があった場合、変化した崩壊定数の遅い成分がより顕著に現れてく
る可能性がある。ここで PWO カウンターに求められる性能は、高エネルギーに
対しても十分に信号幅 (不感時間) が短いことである。
これらを測定するために東北大学原子核理学研究所のテストビームラインで、
PWO 結晶に陽電子ビームを当ててその応答を測定した。
2.3.1
高エネルギーに対する PWO 結晶の応答
Setup
核理研のテストビームラインでの実験 Setup を以下に示す (Figure 2.15)。テス
ト実験では、PWO(BGO) カウンター以外にもファイバーシンチレータやエアロ
ジェルなどがテストラインに置かれテストされた。よって、PWO カウンターまで
には、合計で約 10 g/cm2 のプラスチックシンチレータ等が置かれている。陽電子
ビームの運動量は 600 MeV/c である。
Figure 2.15: テスト実験での検出器の配置
PWO 結晶は 40 mm × 20 mm × 200 mm の結晶で、サプレッサーとして使用
する結晶である。BGO 結晶はは Hyperball2 で使用されてきた結晶で、厚さは 19
mm である。測定のトリガーは結晶の前方にあるプラスチックシンチレータ (厚さ
3 mm) と結晶との coincedence である。実験中のプラスチックシンチレータのシン
グルレートは約 700 Hz で、2 台の FlashADC を使って PWO カウンターと BGO
カウンターの信号を測定した (Table 2.11)。これは、BGO 結晶は崩壊定数が長い
ためより長いサンプリング時間が必要となるからである。
37
Figure 2.16: PWO 結晶 (上)、BGO 結晶
(下) のエネルギー損失
Figure 2.17: π 0 の崩壊によるγ線による
PWO 結晶のエネルギー損失の入射方向
依存性
Table 2.9: 2 台の FlashADC のサンプリング性能
型番
サンプリングレート (MHz)
サンプリング時間 (µs)
最大レンジ (V)
CAEN1729A
1000
2.0
−0.5
CAEN729
40
50
−1.0
PWO 結晶は、温度を変えて測定した。測定した温度は、0 度、−10 度、−20 度
である。
エネルギー損失
PWO 結晶、BGO 結晶にどの程度のエネルギー損失があるのかを Geant4 を用
いて計算した。陽電子ビームの運動量は約 600 MeV/c とし、実際のテスト実験の
Setup と同様に PWO 結晶 (BGO 結晶) の上流には、合計 100 mm のプラスチック
シンチレータが置いてあるとして計算した。求められたエネルギー損失を Figure
2.16 に示す。PWO 結晶は平均して約 104 MeV 程度、BGO 結晶は約 75 MeV(BGO
結晶の厚さ 19 mm) 程度である。π0 からのγ線が PWO 結晶に入射した場合のエ
ネルギーを Figure 2.17 に示す。このγ線は、PWO 結晶に入射すると電磁シャワー
38
を起こす。そのため PWO 結晶に入射した場所によって PWO カウンターが検出
するエネルギーが異なる。Figure 2.17 のように平均して約 40 MeV である。よっ
て、今回のテスト実験で PWO カウンターが検出するエネルギーは、π0 からのγ
線 (約 40 MeV) よりも大きく、ハイパー核実験でのビーム粒子 (K − ) がつきぬけた
とき (平均約 110 MeV) と同程度の値である。高エネルギー荷電粒子のつきぬけは、
長辺方向に突き抜けた場合に最大で約 320 MeV 程度のエネルギーを付与するが、
そのような event は少なく、このエネルギーの応答を測定することで十分であると
考えられる。また、π0 の高エネルギーγ線の 2.5 倍のエネルギーとなるので、こ
のエネルギーの応答で十分に要求を満たしていれば、問題なく J-PARC で使用で
きると考えられる。
実験結果
今後、PWO カウンターと BGO カウンターの信号幅を見積もるために、新たに
dead time を導入する。その定義を Figure 2.18 に示す。dead time は、初めの信
号が立ち上がり threshold を超えてから再び threshold を超えるまでの時間である。
また、低エネルギーのγ線に対して行ったように、discriminator の出力信号 (ロ
ジック信号) を数え (Figure 2.18 では 3 個)、平均的な信号幅を求める。信号幅は、
dead time の時間+(ロジック信号の数-1) × (discriminator width) で求められる。
Figure 2.18: dead time、ロジック信号の定義
BGO 結晶
Figure 2.19 に BGO 結晶の平均の波形を、Figure 2.20 には、1 event の波形を示
す。Figure 2.20 のように dead time と threshold を設定し、dicrinminator の width
を 50 ns とする。
39
Figure 2.19: BGO カウンターの高エネル
ギーに対する平均の波形
Figure 2.20: BGO カウンターの 600
MeV/c の陽電子に対する 1 event の波形
ロジック信号が、1 event あたり、何個出力されるか、また、どのくらいの時間
出力されるかを Figure 2.22 に示す。Figure 2.22 は、縦軸を出力される確率にして
いる。BGO カウンターの deadtime は約 1.4 µs で (Figure 2.21)、その後に約 1.6 µs
にわたってロジック信号が出力される (Figure 2.21)。よって平均的な信号幅は約 3
µs である。これまで、我々が KEK などのハイパー核γ線分光実験で使用してき
た BGO 結晶は、高いエネルギー損失に対しては threshold を 1 photo-electron ま
で下げると約 3 µs の間信号が出力されていたことになる。その内訳として、約 1.4
µs の間サプレッションが出来ない時間 (dead time) が存在し、その後約 1.6 µs の
間信号が出続け、オーバーキルとして現れていたことがわかる。
40
Figure 2.21: BGO カウンターの高エネル
ギー粒子 (約 75 MeV のエネルギー付与)
に対する dead time
Figure 2.22: BGO カウンターの高エネル
ギー粒子 (約 75 MeV のエネルギー付与)
に対するロジック信号の数 (上) と出力さ
れる時間 (下)
PWO 結晶
測定した PWO 結晶の平均の波形の温度変化を Figure 2.23 に示す。横軸は、サ
ンプリングした時間で、縦軸は電圧である。信号の立ち下がりから約 300 ns を拡
大して同時に示した。今回の測定の目的は、高エネルギーでの PWO カウンター
の信号幅を測定することなので、BGO カウンター同様に実際に discriminator の
threshold(1 photo-electron) が見えるくらいに PWO カウンターのゲインを設定し
た。そのため FlashADC (CAEN1729) の最大レンジである 500 mV よりも高い波
形が多く観測されて、平均の波形の高さが 500 mV で頭打ちになってしまってい
る。信号幅は温度と共に広くなっている。信号は、どの温度でも約 150 ns 程度で
立ち下がっている。また、PWO カウンターの 1 event の波形を Figure 2.24 に示
した。BGO カウンターと同様の方法で信号の幅を見積った。ただ、サンプリング
した波形を見てみると、Figure 2.24 のように、PWO カウンターの信号が立ち下
がった後に、200 mV 程度で、5 ns 程度の信号幅の信号が時々存在している。この
信号は、1.1/8 インチの光電子増倍管を使ったときのみ見られる信号で、光電子増
倍管の放電により出力される信号であると考えられる。この信号の数は、光電子
増倍管を流れる電流によって増加してくるので、PWO 結晶を冷却して光量が増え
41
ると増加すると考えられるが、一方印加する電圧を下げることで減らすことがで
きる。今回実験でかけた HV は定格 −1900 V であり、実際の実験では少し HV を
下げて使用する。
Figure 2.23: PWO カウンターの高エネル
ギーに対する平均の波形の温度変化
Figure 2.24: PWO カウンターの 1 event
の波形
dead time とロジック信号の出力数の結果を Figure 2.25 と、Table 2.10 に示す。
Figure 2.25 の赤が 20 度、青が 0 度、黒が −10 度、緑が −20 度 の場合を示してい
る。Table 2.10 に、それぞれの温度の deadtime と出力されるロジック信号の数の
平均値をまとめた。この結果から、−20 度 の PWO 結晶は、1 イベントに約 7 個
ロジック信号を出力する。このロジック信号数には、PWO 結晶が出力した信号数
と、光電子増倍管が放電したために出力された信号数が混合している。この 2 つ
の信号は信号の高さが異なるため、threshold を 1 photo-electron 以上にすること
でロジック数の弁別が可能である。このようにして弁別した光電子増倍管の放電
による出力数を Table 2.10 に示す。この結果から、放電による信号数は PWO 結
晶の温度と共に増加し、−20 度では 1 event に平均 4 個 (PWO 結晶の温度が室温
の約 2 倍) となる。
光電子増倍管の放電を考えない PWO 結晶自身の平均的な信号幅は、平均的な
信号幅は、ロジック信号の出力数から放電数を引いた数と dead time から求められ
る。このようにして求めた PWO 結晶自身の信号幅を Table 2.10 に示す。PWO 結
晶自身は、−20 度 まで冷却した場合でも約 200 ns の信号幅であることがわかった。
42
Figure 2.25: dead time とロジック信号の出力数
Table 2.10: PWO カウンターの dead time と出力される信号の個数
結晶温度 (度)
dead time[ns]
全体のロジック信号の数 [個]
放電のロジック信号の数 [個]
PWO 結晶の平均的な信号幅 (ns)
20
83
4.5
2.5
133
0
87
5.1
2.8
152
−10
90
6.0
3.3
175
−20
97
7.1
4.0
202
次に、この放電の光電子増倍管にかける HV 依存性を確認する。光電子増倍管に
大きな電流 (電荷) が流れる事が原因ならば、HV を落とすことによってその頻度を
下げられるはずである。核理研のビームを使い、同じ条件で HV を −100 V ごとに
変えて測定した。この時の PWO 結晶の温度は −20 度 である。測定結果を Table
2.11 に示す。−1900 V での値が Table 2.10 と少し異なるのはできるだけ条件を同
じにするために、取り直したデータを使用しているからである。また、threshold
で弁別した放電の個数も同時に示した。−1700 V まで下げると放電数は約 2 個ま
で減少する。以上の結果から、実際にハイパー核実験で使用するときには、でき
るだけ HV を下げて使用するべきであることがわかった。
43
Table 2.11: 光電子増倍管の放電の HV 依存性
HV(V)
全体のロジック信号の数 [個]
放電のロジック信号の数 [個]
−1700
4.7
1.9
−1800
5.5
2.5
−1900
7.3
4.1
考察
これまでの結果から、高エネルギーのバックグラウンドに対するオーバーキル
を計算する。計算方法は、γ線に対して計算した方法と同じである。このオーバー
キルの計算では、東北大学核理研でのビームテストのエネルギー損失のイベント
のみによって実際のシングルレートが生じていると考え計算する。シングルレート
は、低エネルギーのγ線に対して行ったように、BGO カウンターを基準とし 1800
kHz。PWO カウンターの場合 104 MeV、BGO カウンターの場合 75 MeV である。
BGO カウンターはこのエネルギーでは、約 1.4 µs の dead time があった後に、約
32 個信号が出力される。これを基準としてシングルレートを考えると、PWO カ
ウンターの信号数は、最も多く出力される −20 度 まで冷却し、HV を −1700 V と
した場合 (約 4.7 個) 約 267 kHz である。TDC のゲートを 100 ns として考えると、
オーバーキルの可能性は、BGO カウンターで約 63 ％、BGO カウンターを PWO
カウンターに置き換えたとすると、PWO カウンターで約 15 ％である。
この計算では、PWO カウンターは、BGO カウンターに比べて約 4 倍程度しか
よくなっていない。しかし、前述したように TDC ゲートは実験データの S/N が
良くなるように決定されるが、BGO カウンターに比べて PWO カウンターは時間
分解能が良いので、TDC のゲートを狭くすることができる。TDC ゲートを 50 ns
とすると計算すると、8 ％程度になる。また、PWO 結晶自身は、−20 度に冷却し
た場合でもロジック信号は約 3.1 個程度である。もし光電子増倍管の放電が起こら
ないとするとオーバーキルの確率は、TDC ゲート 100 ns で約 10 ％、50 ns では 5
％になる。
ここでは、もう一つ、信号のパイルアップの可能性を考える。PWO カウンター
のシングルレートを fpwo とすると、∆ t の間に信号が観測されない確率は、ポアソ
ン分布を用いて、exp(−fpwo ∆t) となる。BGO のシングルレートは、約 1600 kHz
としたが、これは 1 event 中の複数信号もカウントした値なので、粒子が結晶に入
射する頻度は 1600/33=48.5 となり約 50kHz である。BGO カウンターの平均の信
号幅 3 µs と PWO カウンターの平均の信号幅 200 ns で考えると、BGO カウンター
は、約 14 ％、PWO カウンターは約 1 ％程度である。よって異なる粒子の信号が
パイルアップする確率も PWO カウンターでは十分に小さい。
以上より、PWO カウンターは、高エネルギー粒子に対しても十分に J-PARC で
44
使用可能であると考えられる。
2.3.2
まとめ
高エネルギーのバックグラウンドイベントを想定し、PWO 結晶の高エネルギー
に対する性能を測定したが、PWO カウンターの信号幅は約 200 ns 程度であり、
BGO カウンターの約 1/15 倍の信号幅である。オーバーキルの確率は、TDC カッ
トゲートを同じと考えて計算しても PWO 結晶は、BGO 結晶に比べ約 4 倍計数に
強く、実際はもっと強くなると考えられる。これらの結果から、高エネルギーの
バルクグラウンドイベントに対しても高速のサプレッサーとして使用できると考
えられる。
45
第3章
設計、冷却システム
第 2 章で示したように、PWO 結晶は十分に高速サプレッサーとして使用できる。
しかし、サプレッサーとして利用するためには、低エネルギーのコンプトン散乱
事象に対しても十分な検出効率を得るために冷却が不可欠である。この章では、
Hyperball-J で実際に使用するときのサプレッサーの設計について述べ、そしてど
のようにして冷却するかを冷却テストを含めて述べる。
3.1
3.1.1
Hyperball-J でのサプレッサーの設計
基本設計
序章で述べたように我々のグループは J-PARC でのハイパー核γ線分光実験の
ために Hyperball2 よりもより大きな立体角をもつ Hyperball-J を新たに建設中で
ある。Hyperball-J の外形は Figure 1.5 に示した。
Hyperball-J では、Ge 検出器を平行に配置し、ボール状にならべた Hyperball2
には実現できない高い efficiency を得ている。そのため、バックグラウンドサプレッ
サーは、これまでの Hyperball2 のように完全に Ge 結晶の側面を覆うことは出来な
い。target から来るγ線を吸収してしまわないように、4 種類の形のサプレッサー
を定義した。Figure 3.1 に 4 種類のサプレッサーの形を示す。4 つのサプレッサー
を、それぞれ、8 字型、W 型、U 型、L 型と呼ぶ。
Figure 3.1: 4 種類のサプレッサーの形
46
4 つのサプレッサー
8 字型は、最も Ge 検出器を PWO 結晶で覆う面積が多く、これまでの BGO サ
プレッサーのように完全に Ge 結晶の側面を覆っている。2 つの Ge 検出器が入り、
真ん中の結晶は、2 つの Ge 検出器共通である。8 字型は Hyperball-J の真ん中に位
置する。W 型は、8 字型の一辺が無い作りになっていて、8 字型同様、2 つの Ge 検
出器が入り、真ん中の結晶は共通である。U 型は、PWO 結晶で、Ge 検出器の 3/4
を覆っており、L 型は、Ge 検出器の 1/2 を覆っている。Table 3.1 に、Hyperball-J
で使用するそれぞれのサプレッサーの台数を示す。この 4 つのサプレッサーのバッ
クグラウンドサプレッサーとしての性能は、第 5 章で詳しく述べる。
Table 3.1: Hyperball-J で使用するそれぞれのサプレッサーの台数
サプレッサーの種類
使用する台数 (個)
3.1.2
8 字型
2
W型
8
U型
4
L型
8
プロトタイプの設計
本研究では、Hyperball-J の 4 種類のサプレッサーの中で、最も Ge 検出器の覆
う面積が大きい 8 字型を作成し、冷却の性能及びコンプトンサプレッションの性
能を評価する。
Figure 3.2 に 8 字型の外形を示す。Hyperball-J では、サプレッサーの大きさが、
Hyperball-J 全体の立体角に大きな影響を及ぼす。Hyperball-J のサプレッサーに
求められる要求としては以下の 2 つである。
• Ge 検出器の立体角を大きくするために、サプレッサーのケースはできるだ
け小さくする。
• PWO 結晶の冷却のために十分な大きさのケースとする。
これら、2 つの要求は競合してしまう。よって、プロトタイプでは、冷却のための
スペースを最小限にして、Ge 検出器の立体角も十分であるサイズを選んだ。
プロトタイプの設計の上で、以下の 4 つが必要である。
• PWO 結晶の重さに耐え、結晶を固定できる強度
• スペクトロメータの漏れ磁場の中でも十分に動作するための磁気遮蔽
• PWO 結晶を −20 度程度まで冷却するための冷却システム
• γ線吸収の少ない薄い物質量で十分な断熱性をもつ断熱材
47
である。以下では、この 4 点ついてのプロトタイプの各部の詳細を述べる。
Figure 3.2: 8 字型プロトタイプサプレッサーの外形
PWO 結晶の固定と強度
8 字サプレッサーには、PWO 結晶が合計約 3000 cm3 配置される。PWO 結晶は
密度が 8.2 g/cm3 と大きいため、約 25 kg の重さとなる。この重さに耐えるために
プロトタイプのケース、ケースの蓋共に鉄を使用する。これは、漏れ磁場対策と
しても働く。Figure 3.3 に、ケースと蓋の大きさを示す。ケースの鉄の厚さは 1.5
mm、蓋は 16 mm の鉄を用いている。ケースの底面には、Ge 検出器の結晶の大き
さの穴 (89 mm) を開け、その周りには Ge 検出器のエネルギーキャリブレーション
用のパルサーのための穴 (12 mm) を開けた。ケースの蓋は、一体ではなく 2 つに
分かれることが出来るようになっている。これは、PWO 結晶を冷却するために使
用する銅パイプと銅板の配管を取り出せるようにするためである。またその配管
に合わせて銅パイプが出る部分は削ってある。蓋の内側には PWO 結晶の厚さの
溝が 5 mm 彫ってあり、蓋と PWO 結晶が接触しないようにしている。蓋とケース
はケースの内側に溶接された冶具にネジ止めすることによって固定される。
48
Figure 3.3: 8 字型ケースと蓋の外形
PWO 結晶の固定のために、ケースの底面と同じ大きさで厚さ 1 mm のアクリル
の上に、ケースの底面を囲うように幅 8 mm、厚さ 5mm のアクリルの縁を設置し
た (Figure 3.4)。アクリル縁には、ケースとネジで固定できるように複数のネジ穴
が開いている。このアクリルの縁によって PWO 結晶の外側の位置が決まる。ま
た、内側には、Ge 検出器の穴を囲うように四角いアクリルの枠が設置される。ア
クリルの枠の大きさは、93 mm × 94 mm × 200 mm で、厚さは 1 mm のアクリル
を使用している。このケースの内側のアクリルの枠によって PWO 結晶の内側の
位置が決定される。結晶の固定にアクリルを使用する理由は、アクリルは物質量、
熱伝導率共に低く、ある程度の強度が得られ、加工が容易であるためである。た
だ、アクリルの枠の 1 辺には 3 つの PWO 結晶が入り、約 4 kg 程度の重さがかか
るため 1mm のアクリルだけでは強度が不十分である。そこで、この重さに耐える
ために内側のアクリル枠の内側に Figure 3.5 のような補強用のアクリルタワーを
作る。このアクリルタワーは、1 mm × 30 mm × 160 mm のアクリルタワーの角
を支える 30 mm × 30 mm × 3 mm の内側にキャリブレーション用パルサーため
の穴の開いた三角形のアクリル、アクリルタワー同士をつなげるための 1 mm ×
30 mm × 10 mm のアクリルで構成される。このアクリルタワーと、ケース内側
のアクリル枠を接着材でつけることで、PWO 結晶の重さに耐えることができる。
アクリル同士の接着には、全て高水化学工業株式会社製のアクリダインというア
クリル専用の接着材を用いた。この接着材は、大変強力なものであり、接着材の
強度のみで PWO 結晶の重さに耐えることが可能である。
このアクリル製の PWO 結晶押さえによって PWO 結晶の位置を十分な強度で
固定することが可能である。
49
Figure 3.4: 結晶を押さえるためのアクリルの縁と枠
Figure 3.5: 補強用のアクリルタワー
漏れ磁場対策
ハイパー核γ線分光実験では、ハイパー核生成反応によって散乱された粒子 (π −
や K + ) の運動量解析のために超伝導 Kaon スペクトロメータ (SKS) を使用する。
Hyperball-J は SKS の近くに置かれるため、PWO カウンターを正常に動かすため
には SKS からの漏れ磁場への対策が不可欠である。Hyperball-J 全体も鉄で覆い
磁気遮蔽を行うが、TOSCA による磁場計算の結果 PWO カウンターの位置での漏
れ磁場は、数ガウスである。この対策としては、前述したように、サプレッサー
のケースと蓋を鉄で作る。特に光電子増倍管の光電面付近は、蓋の 16 mm の鉄で
シールドされる。また、光電子増倍管に Figure 3.6 のような磁気シールドを全て
の光電子増倍管につけ、漏れ磁場を軽減する。この磁気シールドの厚さは、1 mm
で Figure3.6 のように 3 本の光電子増倍管を一緒に押さえられるようにしてある。
また、光電子増倍管の HV や読み出し信号線の部分には、スポンジを入れ微妙な
50
調整ができるようにしている。磁気シールドは、ネジによってケースの蓋に固定
できる。
このようにして、漏れ磁場の中でも正常に PWO カウンターが動作するように
設計した。
Figure 3.6: 磁気シールドの外形
冷却するためのシステム
第 2 章で、ドープされた PWO 結晶のサプレッサーとしての性能を評価したが、
サプレッサーとして使用するためには冷却することが不可欠であった。よってサプ
レッサーの設計には、PWO 結晶を冷却できる機構を取り入れなくてはならない。
この時要求されることは前述したようにできる限り狭いスペースでの冷却である。
PWO サプレッサーの大きさと、Hyperball-J の efficiency の最適化により、PWO
サプレッサーの冷却スペースは約 35 mm とした。
このスペースで効率よく冷却するために銅板と銅ブロックと冷却液を循環でき
る冷却装置を用いる。冷却方法の詳細は後述するが、冷却液を循環させて銅板を
冷却しその銅板によって PWO 結晶を冷却する。冷却に銅板を用いた理由は、熱伝
導率が高い (400 W/mK) ためである。これまでこの銅板と冷却液を用いて PWO
結晶の冷却テスト、伝熱計算を行い、銅板の大きさや配置、冷却液を流すための
配管等を最適化しこの設計を行った。
Figure 3.7 に銅板と PWO 結晶を 8 字型ケースに配置した図を示す。Figure 3.7
のように PWO 結晶は、Ge 検出器を囲む一辺に 3 つずつ配置される。PWO 結晶
は、34 mm × 20 mm × 200 mm の結晶 6 個と、40 mm × 20 mm × 200 mm の
結晶 12 個により構成される。PWO 結晶には、一つ一つの結晶にそれぞれ疎水性
で反射率の高い白色のろ紙であるフルオロトランスを巻く。Ge 検出器からコンプ
トン散乱してくるγ線を吸収してしまわないように、銅板は PWO 結晶の外側の
み配置する。銅板の厚さは 1 mm で Figure 3.7 のように結晶の周りを完全に覆い、
結晶と共にケースの底面のアクリルの縁で固定されるようになっている。銅板と
51
結晶の底面には 2 mm の断熱材 (テンプコート (後述)) を敷き、断熱効果を高めて
いる。また、銅板の４つ角や、結晶の間に冷却液が流れる銅ブロックを配置する。
Figure 3.7 に銅ブロックの詳細を示す。銅ブロックの大きさは 9.5 mm × 20 mm ×
190 mm で Figure 3.7 のように中がくりぬいてあり、上面に開けた 2 つの穴から直
径 6 mm の銅パイプを通す。2 mm の銅板で蓋を作り、ハンダ付けする。この銅ブ
ロックに −30 度 に冷却された冷却液を流し、冷却液を循環させる。この 8 字型の
場合、Figure 3.7 のように 6 箇所に銅ブロックを配置し銅板と PWO 結晶を冷却す
る。PWO 結晶と銅ブロックは直接接触させ、銅ブロックと銅板はネジ止めとハン
ダ付けにより接着して熱的な接触を高める。
Figure 3.7: 結晶と銅板の位置関係と銅ブロック
冷却液が流れる銅パイプの配管とその寸法を Figure 3.8 に示す。銅パイプは直
径 6 mm のパイプを使用する。Figure 3.8 の銅パイプ同士をつないでいるコネクタ
はスエジロック製のコネクタで、材質は真鍮である。冷却に使用する冷却装置は
冷却液を循環させるタイプのものなので、Figure 3.8 のように配管を冷却液が送ら
れてくる側と冷却液が冷却装置に戻っていく側に配管を束ねている。この配管を
してしまうと、8 字型ケースの蓋が取れなくなるので、蓋を 2 つに分かれるように
設計した。
52
Figure 3.8: 冷却のための銅パイプの配管
冷却のための銅板と銅ブロックの配置を Figure 3.7 に示す。この冷却方法では、
Ge 検出器が置かれる側に、銅板を配置することが出来ないため、2 つの Ge 結晶
の間に入る結晶 (Figure 3.7 の赤い部分) の冷却が十分出来ない。この場所に置か
れた PWO 結晶は十分に温度が下がらず、コンプトンサプレッサーとしての性能
が低下してしまうと考えられる。ただ、この部分は、Ge 検出器の新しい機械式の
冷却装置の大きさの関係で、35 mm 以上近づけることが出来ない。よってこの間
には、より厚い結晶を置くことができる。そこで、この間に 33.5 mm × 95 mm ×
200 mm の CsI 結晶を置きコンプトンサプレッサーの性能を向上させたいと考えて
いる。CsI 結晶は、有効原子番号は 54 と小さいが、崩壊定数は約 10 ns と小さく
十分に高速なサプレッサーとして利用できると考えられる。CsI 結晶には、若干の
疎水性があるので使用するときには、反射材で疎水性のフルオロトランスを巻き、
さらに水が入らないようにラッピングする。CsI 結晶の特性や性能は、第 4 章で詳
しく述べる。CsI 結晶と真ん中の銅ブロックとの間には 2 mm 断熱材であるテンプ
コートを塗った 1 mm のアクリルを置き、CsI 結晶は冷却されないようになってい
る。この断熱材については次に詳しく述べる。
Figure 3.7 のように、PWO 結晶の周りに配置された銅板と銅ブロックは、PWO
結晶の固定具の役を果している。
断熱材の選定とγ線吸収
上記のように銅板を使って PWO 結晶を冷却するが、冷却効果をより高めるた
めに良い断熱材が必要である。特に、冷却のためのスペースは最小限にするとい
う要請から薄くても十分に断熱できる断熱材を選定することが求められる。そこ
で、我々が使用する断熱材は 2 種類で、PWO 結晶と銅板の外側には厚さ 8 mm の
53
アーマフレックスと呼ばれる断熱材、Ge 検出器のある結晶の内側には厚さ 2mm
のテンプコートと呼ばれる断熱材を設置する。この断熱材の詳細を Table 3.5 に示
す。アーマフレックスは独立気泡ニトリル系合成ゴムを基材とし、断熱性、耐久
性、柔軟性、遮湿性に非常に優れている。熱伝導率は、0.004 W/mK で、やわらか
く扱いやすい。テンプコートは NASA での宇宙飛行用の熱シールドとして開発さ
れたもので、非常に高い断熱性 (0.07 W/mK) と反射率を持っている。テンプコー
トは、水と混ぜて使用し、空気中で固まるので塗り方次第で自由に厚さを変える
ことが出来る。テンプコートは 8 字ケースの内側の 4 角の枠に 2 mm 塗って使用す
る。テンプコート自身が固まるため、断熱の効果だけでなく 4 角の枠の強度を高
めることが出来る。この 2 種類の断熱材を使って PWO 結晶を冷却する。
断熱材
熱伝導率 (W/mK)
アーマフレックス
0.04
テンプコート
0.07
Table 3.2: アーマフレックス、テンプコートの特性
また、断熱材を置くことによるγ線の吸収について考える。8 字型プロトタイプ
の Ge 検出器と PWO 結晶の間には、約 2 mm のアクリルと 2 mm のテンプコート
が置いてある。この物質によるγ線の吸収率を見積もる。計算は Geant4 を用いて
行った。テンプコートは組成を Geant4 で再現し、2 mm のテンプコートと 2 mm
のアクリルを置き、100 keV から 1000 keV までのγ線を入射し、その透過率を計
算した。なおこの計算は、完全に何も反応しなかった場合を計算しており、コンプ
トン散乱して物質を通過したイベントは透過しなかった事になる。この計算結果
を Table 3.7 に示す。最も透過率の低い 100 keV のγ線に対しても約 95 ％透過す
る。この計算結果より、内側の物質のγ線吸収による影響は少ないと考えられる。
γ線のエネルギー (keV)
透過率 (％)
100
94.5
200
95.4
300
96.1
400
96.4
500
96.6
600
96.9
700
97.2
800
97.3
900
97.5
Table 3.3: アクリル+テンプコートのγ線の透過率
3.1.3
プロトタイプの製作
設計したプロトタイプを実際に製作した。Figure 3.9 にプロトタイプの写真を
示す。
54
1000
97.5
Figure 3.9: 作成したプロトタイプの写真
Figure 3.9 の (A) ように結晶を並べた。銅板が置けないため冷却できない真ん中
には、ドープしてある結晶 (40 mm × 20 mm × 200 mm) 一本とドープしてある
結晶 (34 mm × 20 mm × 200 mm) と純結晶 (20 mm × 20 mm × 200 mm) をオプ
ティカルグリスで接着して一本にまとめたものを入れた。この 2 本の結晶の周りに
は 6 mm のアーマフレックスを置いている。また、(B) のように蓋をして光電子増
倍管をオプティカルグリスで接着した。光電子増倍管の遮光のために、8 字プロト
タイプの外側をブラックシートで覆った ((C))。内側も同様に Ge 検出器の大きさ
の円柱をブラックシートで作り、内側に黒いシリコン接着材で接着し、内側を遮光
した ((D))。このプロトタイプには、光電子増倍管の磁気シールドや Hyperball-J
に固定するための冶具はついていない。今回のプロトタイプ作成の目的は、冷却
テストとコンプトンサプレッションテストを行い、性能を評価することにあるの
で磁気シールド等はつけなかった。
このプロトタイプを使用して、冷却テストとコンプトンサプレッションテスト
を行った。
55
3.2
冷却システム
製作したプロトタイプを用いて冷却テストを行う。プトロタイプに求められる
冷却性能としては以下の 2 点である。
• PWO 結晶を −20 度程度に冷却
• 結露しない事
3.2.1
冷却方法
冷却方法は、銅板と循環する冷却液を使って冷却する。Figure 3.10 に冷却方法
の模式図を示す。銅板に中がくり貫いてあり冷却液を流すことができる銅ブロッ
クをハンダ付けする。そのブロックに −30 度程度に冷却された冷却液を流すこと
で、銅板を冷却する。そして、冷却した銅板と結晶を密着させることで結晶を冷
却する。結晶の周りには、前述したように非常に良い断熱材のアーマフレックス
とテンプコートを置き冷却効果を高める。
Figure 3.10: 銅板と冷却液を使っての冷却方法
冷却装置と冷却液
冷却液を循環させる冷却装置には、トーマス科学機器株式会社製の TRL-4C を
用いた。この冷却装置の詳細を Table 3.4 に示す。この冷却装置は冷却液の温度を
室温から最大で −40 度まで自由に変えることが可能である。
56
Table 3.4: TRL-4C の詳細
最大冷却温度 (度)
冷却能力 (W)(−20 度)
冷却能力 (W)(−40 度)
温度安定度 (度)
最大流量 (L/min)
冷却槽の容量 (L)
−40
220
80
1.5
10
7
冷却液は、東京ファインケミカル製のエチレングリコール系のエタブラインと
呼ばれる液体を使用する (Table 3.5)。エタブラインはエチルアルコールを主成分
としているが、消防法上の危険物に該当せず、 主要金属（アルミ鋳物、鋳鉄、銅）
の材質に対して良好な防食性を有している。また、−30 度で使用するときにも、
エチレングリコール系のほかの冷却液に比べて低粘度で、高い冷却能力を有する
(Table 3.6)。
Table 3.5: エタブラインの特性
項目
外観
密度
pH 値
組成
エタブライン
無色透明
928kg/m3
9.5
エチルアルコール 60 ％
グリセリン 0.2 ％
乳酸ナトリウム 0.05 ％
精製水・その他 40 ％
57
Table 3.6: エタブラインの温度特性
温度 (度)
−50
−40
−30
−20
−10
0
3.2.2
密度 (kg/m3 )
985
977
968
960
952
944
粘度 (mPa・s)
166
68
33
18
11
7.1
エチレングリコールの粘度 (mPa・s)
1000
500
200
100
50
28
冷却テスト
冷却テストでは、冷却液の温度を変えて PWO 結晶の温度を測定する。測定に
用いた冷却液の温度は、−10 度、−20 度、−30 度、−37 度 と変化させた。冷却装
置は、最大で −40 度まで冷却することが可能である。しかし、−40 度の冷却液を
流しても、冷却装置の冷却能力が低いため、冷却液を −40 度に保ち続けることは
できなかった。そのため、冷却テストに用いた最低の温度は −37 度としている。
温度の測定は、熱電対の温度計で行った。Figure 3.11 に温度計を設置した場所
を示す。温度計は、銅板とアクリルの真ん中に設置した。外側のケースには、遮光
のためブラックシートを巻いており、そのブラックシートにも温度計をつけた。ま
た、Figure 3.11 以外にも冷却装置から冷却液が入る銅管と冷却装置に戻っていく
銅管にも温度計を配置した。また、Figure 3.12 に PWO 結晶の番号を示す。今後
はこの番号に従って PWO 結晶を区別していく。PWO 結晶は、Figure 3.9 の (A)
のように隙間なく置かれているため、温度計は設置できなかった。よって今回の
測定では、正確に PWO 結晶の温度を測定することができないが、冷却した温度
での銅板と内側のアクリルの温度から見積もる。室温は 25 度、湿度 20 ％の条件
であり、全ての光電子増倍管に −1900 V の電圧をかけて測定を行った。
58
Figure 3.11: 温度計の設置場所と PWO 結晶の番号
測定結果
測定結果を Table 3.7 に示す。今回の測定結果では、最も冷却液の温度が低い
−37 度で内側の銅板がそれぞれ −15.9 度、−18.7 度、内側のアクリルが −10.6 度、
−15.3 度となった。温度計をつけた位置は、各辺に 3 つ並んでいる PWO 結晶の真
ん中であり、3 つの結晶の中で最も PWO 結晶が冷却しにくい場所である。PWO
結晶に温度計をつけていないため正確な温度は測定できないが、この 2 点の平均
より、それぞれ −13.9 度 (PWO(3))、−17.0 度 (PWO(6)) まで冷却できていること
が見積もれる。また、対称性から PWO(3) と PWO(9) は同程度に冷却できている
と考えられる。ただ、アクリルと PWO 結晶の間には、断熱材のテンプコートが
置かれているため、測定したアクリルの温度より PWO 結晶のテンプコートに接
している面の温度はさらに低いはずである。そのため、この見積では、実際の温
度よりも高くなっている。
Table 3.7: 測定結果
液温度 (度)
−10
−20
−30
−37
銅管 in
−8.6
−16.8
−24.5
−29.8
銅管 out
−5.5
−11.5
−18.2
−19.1
銅板 1
−1.2
−7.2
−12.4
−15.9
59
銅板 2
−3.8
−10.5
−15.8
−18.7
アクリル 1
3.8
−3.4
−7.3
−10.6
アクリル 2
0
−7.3
−12.1
−15.3
内側空気
4.0
1.2
−2.9
−5.2
外側
18.4
16.6
13.4
10.2
PWO(3) と PWO(6) の温度差の理由としては、銅板の銅ブロックとの接触面の
違いが考えられる。銅ブロックは、大きさが 19 mm × 10 mm × 190 mm である。
Figure 3.12 のように、冷却できていない PWO 結晶側の銅板は 10 mm の側と、よ
り冷却されている銅板は 20 mm の側にハンダ付けされている。銅ブロックと銅板
との接触面積が約 2 倍異なる。このため、熱伝導に違いが生じ、温度差ができと
考えられる。
Figure 3.12: 銅板の接触面の違い
また、各辺の真ん中の結晶 (PWO(3) と PWO(6)) の温度と、銅ブロックの温度
(銅管 in と銅管 out の温度の平均値) の平均値から、PWO(2)、PWO(5) の温度が見
積もれる。例えば、冷却液の温度が −37 度であった場合、銅管 in と銅管 out の平均
値は、−24.5 度である。この温度と PWO(3) の温度 −13.9 度から PWO(2) の温度は
−19.1 度と見積もれる。同様に PWO(5) の温度は、−20.8 度と見積もれる。以上の
ようにして見積もった各結晶の温度を Figure 3.14 に示す。対称性から、PWO(2)、
PWO(4)、PWO(8)、PWO(10) は同程度の温度であると見積もれる。
60
Figure 3.13: 各 PWO 結晶の温度変化
この結果から、プロトタイプの冷却方法で PWO 結晶を最大で −20 度程度まで
冷却できることがわかった。この時全ての PWO 結晶が −20 度 とはなっていな
いが、冷却できる全ての結晶を約 −15 度以下には冷却できている。真ん中の結晶
(PWO(1) と PWO(11)) の温度はこの方法では見積もれなかったが、内側の空気の
温度から 0 度以下には冷却できていると考えられる。この温度でのコンプトンサ
プレッションテストの結果は第 5 章で詳しく述べるが、BGO サプレッサーと同程
度のコンプトンサプレッション能力が得られている。
Hyperball-J で使用するときには、約 220 個の PWO 結晶を冷却しなくてはなら
ない。このため今回のテストで使用した冷却液を循環させることのできる冷却装置
が複数台必要となる。今回のテストでは、冷却液の温度を −37 度 以下には冷却で
きなかった。冷却装置のこの冷却液の温度での冷却能力は約 100 W である。よっ
て、プロトタイプは、配管等も全て含めて約 100 W で冷却されていたと考えられ
る。Hyperball-J で使用するときの配管や温度条件にも依存するが、この結果から
全ての PWO 結晶を冷却するために必要な冷却能力を見積もる。8 字プロトタイプ
には、銅板と接している PWO 結晶が 18 個置かれている。100 W が全て PWO 結
晶の冷却に使われていたと仮定すると、結晶 1 個あたり 5.5 W 程度となる。単純
にこの値を 220 倍すると、1210 W の冷却能力が必要となる。よって今回と同じ温
度に冷却するためには、冷却液の温度が −37 度 で約 1200 W の冷却能力を持つ冷
却装置が必要となる。冷却装置の選定は、Hyperball-J での配管や配置などにも考
61
慮して選定しなくてはならない。また、冷却温度も冷却装置のコストの問題や、次
節で述べる結露の問題と第 5 章に示すコンプトンサプレッションの性能を考慮し
て選定しなくてはならない。
結露について
PWO 結晶を冷却する際問題になることが結露や凍結である。今回の測定では、
室温 25 度、湿度 20 ％で測定したが、冷却液の温度が −37 度 の場合でもプロトタ
イプの内側、外側とも結露や凍結は見られなかった。Figure 3.14 に飽和水蒸気量
と温度関係を示す。室温 25 度での飽和水蒸気量は、23.1 g/cm3 であり、湿度は 20
％なので、測定した実験室の空気に含まれる水蒸気量は、4.6g/cm3 となる。この
ため露点は 0 度付近であり、ケースの外側の温度は約 10 度であるため結露しない。
飽和水蒸気量の関係から、ケースの外側の温度が結露し始める湿度を求めると、約
50 ％となる。J-PARC の実験エリアの空調状況にもよるが、実験を行う季節や天
候によって、湿度が 50 ％を超える状況も多いと考えられる。今回と同様のテスト
をより湿度の多い状況で行い、結露の状況や、結露対策や冷却温度の最適化を行
う必要がある。
Figure 3.14: 飽和水蒸気量と温度の関係 [10]
3.2.3
まとめ
銅板と銅パイプを用いた冷却方法をもちいて PWO 結晶を冷却し、PWO 結晶を
−15 度 以下まで冷却することができた。目標であった全ての結晶を −20 度には冷
却するところまでは達しなかったがほとんどの PWO 結晶を −20 度程度まで冷却
できている。8 字ケースの内側の温度から銅板が設置できない真ん中の PWO 結晶
も 0 度以下には冷却できている。また、もう一つの冷却の要求である結露につい
62
ても、今回の測定では結露せずに冷却することに成功した。しかし、飽和水蒸気
量の関係から、湿度が 50 ％程度で結露し始めると考えられるので結露対策が求め
られる。今後はプロトタイプを用いた高湿度での冷却テストや、実験で使用する
ための冷却装置の選定を行い、最適化を行う必要がある。
63
第4章
CsI 結晶の性能
Hyperball-J では、サプレッサーの一部の PWO 結晶を冷却できない部分に崩壊定
数が短い純結晶の CsI 結晶を使用し性能を上げられる可能性がある。(第 3 章)。こ
の章では CsI 結晶のサプレッサーとしての性能を述べ、室温の PWO 結晶と比べる
ことで、CsI 結晶のサプレッサーとしての可能性を評価する。
4.1
CsI 結晶の性質
純 CsI 結晶は、有効原子番号 54、密度 4.5 g/cm3 の結晶で、崩壊定数 10 ns の速
い成分をもつ結晶である。若干潮解性があり、保存するときは注意する必要があ
る。Table 4.1 は、CsI 結晶の特性を PWO 結晶、BGO 結晶と比較したものである。
Table 4.1: CsI 結晶, PWO 結晶, BGO 結晶の特性
結晶
有効原子番号
密度 [g/cm3 ]
放射長 [cm]
崩壊定数 [ns]
光量 [NaI(Tl)=100]
γ線吸収率 [％]
CsI
54
4.53
1.86
10/1000
∼4/∼1
40
PWO
76
8.28
0.89
∼6
∼1
67
BGO
75
7.23
1.12
300
15
62
CsI 結晶は、PWO 結晶や BGO 結晶に比べると有効原子番号が低く、同じ厚さ
でのγ線の吸収率は 2 つの結晶に及ばない。しかし、第 3 章で述べたようにサプ
レッサーとして使用するときには、冷却が十分できない PWO 結晶の置かれた場
所には、PWO 結晶の約 1.5 倍の厚さである 33.5 mm の CsI 結晶を置くことができ
るので、この点を補うことが出来る (33.5 mm の厚さではγ線吸収率は約 58 ％、
Figure 4.1)。
64
Figure 4.1: CsI 結晶の厚さ 20 mm、33.5 mm の 1 MeV 以下のγ線に対するγ線吸
収率
また、CsI 結晶には、崩壊定数 10 ns の速い成分と、崩壊定数 1000 ns の遅い成
分が存在する。この 2 成分は、放出される光の波長が異なり (Figure 4.2)、速い成
分のピーク波長は 305 nm、遅い成分は、400 nm から波長の長いほうへ連続的に
広がった分布を持つ。
Figure 4.2: CsI 結晶の発光波長の分布 [11]
光電子増倍管の入射窓が硼硅酸ガラスの透過波長は、CsI 結晶の速い成分である
300 nm 付近では 50 ％程度しかなく十分に透過しない。サプレッサーとして使用
するときには、時間情報が必要なので、早い成分の光が重要になってくる。光電
65
子増倍管としては、180 nm までの紫外光が透過する UV ガラス (300 nm の透過率
は 90 ％) の光電子増倍管を使用する必要がある。発光量は約 4(NaI=100) である
が、PWO 結晶よりも十分に多く、速い成分だけ考えると、光量/崩壊定数の値も
0.4 と大きいため、サプレッサーとして十分に使用できると考えられる。
しかし、1000 ns の遅い成分が光電子増倍管の感度波長に入ってしまうため、
この成分がどの程度存在するのかを測定しておく必要がある。この成分は、発光
量が約 1(NaI=100) であり、無視できない量である。よって、1 photo-electron で
discriminator の threshold をかけた場合、多数の複数信号が出力される可能性が
ある。
4.2
photo-electron 数の測定
CsI 結晶の 100 keV 当たりの photo-electron 数を測定する。第 3 章で述べたよ
うに、サプレッサーとして使用するときには、95 mm × 33.5 mm × 200 mm の
結晶に光電子増倍管を 2 本つける。測定では実際に使用する大きさの結晶を用い
た。使用した光電子増倍管は、入射ガラスが UV ガラスで出来ているものを使用
した (浜松フォトニクス H7416)。光電子増倍管 1 本当たりの光電面が結晶を覆う
面積は約 15 ％である。結晶の周りには、反射材として疎水性で、反射率の高いフ
ルオロトランスを巻いた。測定に用いた線源は 137 Cs で、ADC の gate の幅は、速
い成分のみを測定できるように、150 ns とした。また、ADC スペクトルの横軸を
photo-electron 数に直すため、discriminator の threshold は 1 photo-electron 数が
検出できる程度に低くした。
測定結果
測定結果を Figure 4.3 に示す。Figure 4.3 の横軸は、photo-electron 数に直して
あり、2 本の光電子増倍管それぞれから得られたスペクトルを同時に表示してあ
る。661 keV のガンマ線に対しては、約 25 個の photo-electron 数が得られている。
100 keV のγ線に対しては、約 4 個程度となり約 98 ％の確率で検出できる。よっ
て、CsI 結晶は、100 keV のγ線に対して、十分な検出効率を持っていて、PWO
結晶のように冷却しなくてもサプレッサーとして使用できる。
66
Figure 4.3: CsI 結晶の 661 keV のγ線に対する photo-electron 数の分布
4.3
4.3.1
Slow compoent の測定
CsI 結晶の波形測定
CsI カウンターの波形を FlashADC で測定し、崩壊定数 1000 ns の遅い成分がど
の程度存在しているかを測定する。使用した FlashADC は、PWO 結晶の波形を測
定したものと同じもので、1 ns ごとに (PWO 結晶の測定は 0.5 ns) サンプリング
できるものである。サンプリングできる時間は 2560 ns で、測定では速い成分が立
ち上がった後 2000 ns をサンプリングした。線源には、137 Cs を用いた。Figure 4.4
は、CsI 結晶の波形を平均した波形であり、Figure 4.5 には CsI カウンターの 661
keV に対する 1 event の波形を示した。Figure 4.4 より、CsI カウンターの速い成
分が立ち下がった後も遅い成分が存在しているためベースラインに戻っていない
ことがわかる。速い成分は、平均の波形を見ると約 70 ns 程度の信号幅である。ま
た、Figure 4.5 より、661 keV のγ線に対して、2000 ns を超えるまで遅い成分が
存在している。この成分は信号が出ると必ず存在し、発光量が約 1(NaI=100) しか
ないので、1 photo-electron の大きさの信号が複数出る。使用した FlashADC の最
大でサンプリングできる時間が 2560 ns なので、測定できていないが、この成分は
崩壊定数を考えると約 5000 ns 程度まで存在していると考えられる。
1 photo-electron が検出できるくらい discriminator の threshold を低くするとロ
ジック信号がいくつ出力されるかを測定すると、約 20 個となる。discriminator の
width を 50 ns に設定したので、平均的には約 1.0 µs となるが、この成分は約 1000
67
ns と崩壊定数が長く発光量が小さいので、信号は広範囲 (約 5000 ns) に出力される。
よって、ロジック信号の出力数と width の関係では、信号幅を見積もることはで
きないが、BGO カウンター (約 18 個) よりも高い頻度で信号を出力する。J-PARC
のビーム強度下で実験する場合、この遅い成分は BGO 結晶同様に非常に問題にな
る。discriminator の threshold をこの成分がかからないくらい高く設定すると、低
エネルギーのγ線に対する検出効率が下がる。また、高エネルギーのバックグラ
ウンドに対しては、遅い成分が 1 photo-electron の大きさよりも高い信号が出るた
め、単純に discriminator の threshold では対応できない。サプレッサーとして使用
するためには、この遅い成分を少なくするような対策が求められる。
Figure 4.4: CsI カウンターの平均の波形
4.3.2
Figure 4.5: CsI カウンターの 661 keV に
対する 1 event の波形
可視光吸収紫外線透過フィルター
CsI 結晶の発光波長は、前述したように、速い成分と遅い成分で分かれている。
この波長の違いから、遅い成分の光を通さず、速い成分の光のみを通す可視光吸
収紫外線透過フィルターを使用し、遅い成分を減少させる。Figure 4.6 に、使用す
るフィルターの透過波長と透過率を示す。使用するファイルターはケンコー光学
製のフィルターで U-330 と U-340 である (Table 4.2)。フィルターのサイズは、34
mm × 34 mm × 2 mm である。U-330 は、透過する波長領域が広く 305 nm 付近で
は最大の透過率を持つ (約 90 ％)。しかし、波長領域が広いため CsI 結晶の遅い成
分を完全にカットすることは出来ない。U-340 は、透過する波長領域が狭く、305
nm 付近での透過率も約 80 ％で、250 nm から 300 nm まで透過率が緩やかに増加
68
しているので、CsI 結晶の速い成分の発光波長も減衰する。ただ、400 nm 以上の領
域の透過率はほぼゼロであり、遅い成分を厳しくカットできる。この 2 つのフィル
ターによる、遅い成分の存在率と photo-electron 数の変化を測定し、サプレッサー
として最適なフィルターを決定する。
Table 4.2: 可視光吸収紫外線透過フィルターの性質
フィルターの種類
最大透過領域 (nm)
最大透過領域 (nm)
最大透過率 (％)
U-330
200∼430
300∼380
90
U-340
250∼380
330∼350
80
Figure 4.6: 可視光吸収紫外線透過フィルターの透過波長 [12]
4.3.3
フィルターの効果の測定
CsI 結晶と光電子増倍管の間にフィルターを挟み、CsI 結晶の波形と photo-electron
数を測定した。フィルターと光電子増倍管及び CsI 結晶の間にはオプティカルグ
リスを塗り、接着した。CsI 結晶につける 2 本の光電子増倍管のうちの 1 本にのみ
フィルターを取り付け、残りの 1 本は、直接 CsI 結晶にオプティカルグリスをつけ
接着することによって同イベントに対してフィルターの効果を 2 本の光電子増倍
管の信号を比較して調べた。測定に使用した線源は、137 Cs で、FlashADC で CsI
カウンターの信号が立ち下がってから 2000 ns をサンプリングした。
Figure 4.7 は、サンプリングした波形の一つを示したものである。下の波形は、
フィルターを通していない光電子増倍管からの波形で、上の波形は、フィルター
(U-340) を通した波形である。この 2 つの波形は、同一イベントの波形であり、1
69
photo-electron の高さはほぼ同じなので、2 つの波形を見ると明らかに遅い成分が
減少していることが確認できる。
Figure 4.8 に平均の波形を示す。Figure 4.8 より、フィルターを通したことで早
い成分が立ち下がった後、ベースラインに戻っていることがわかる。
Figure 4.7: フィルター (U-340) を通した
CsI カウンターと通していない CsI カウン
ターの 1 event の波形
Figure 4.8: フィルターを通した CsI カウ
ンターの平均の波形 (上:U-330, 下:U-340)
フィルターを通した CsI カウンターの平均のロジック信号出力数を Table 4.3 に
示す。これまでと同様に 1 photo-electron で threshold をかけ、width を 50 ns とし
た数である。この数字には、早い成分の信号も含まれているので、遅い成分の信
号数は Table 4.3 の値から 1 を減じた数になると考えられる。Table 4.3 より、フィ
ルターによる信号の減少率 (((フィルターを通した後の信号数)/(フィルターを通さ
ない信号数))) を求めると、U-330 は、約 27 ％、U-340 は約 13 ％となり、U-340
のほうが遅い成分を約 2 倍減少させている。
Table 4.3: フィルターによる、平均信号数と遅い成分の減少率
フィルターの種類
信号数
減少率 (％)
U-330
5.2
27
U-340
3.5
13
なし
20
100
また、Table 4.5 は、U-330、U-340 を通したときの 661 keV、100 keV のγ線に
対する、photo-electron 数とフィルターを通したことによる減少率 ((フィルターを
70
通した photo-electron 数)/(フィルターを通していない photo-electron 数)) を示し
たものである。
Table 4.4: フィルターによる、平均 photo-electron 数と photo-eledtron 数の減少率
フィルターの種類
p.e. for 661keV
p.e. for 100keV
減少率 (％)
U-330
18.8
2.8
77
U-340
13.4
2.0
55
なし
24.5
3.7
100
フィルターを通したことで、18.8(U-330)、13.4(U-340) に photo-electron 数が減
少してしまっている。100 keV に直すと 2.8(U-330)、2.0(U-340) となり検出効率は
それぞれ、94 ％ (U-330)、84 ％ (U-340) となる。
Figure 4.9 に CsI 結晶 (33.5 mm) と室温の PWO 結晶 (20mm) の検出効率のエネ
ルギー依存性を示した。CsI 結晶はフィルターをつけた場合とつけなかった場合を
同時に示している。Figure 4.9 より、フィルターを通したことで低エネルギーのγ
線にたいして検出効率は下がってしまっているが、低エネルギーのγ線 (300 keV
以下) に対しては PWO 結晶 (室温) をはるかに上回る検出効率を示している。400
keV 以上のγ線に対しては PWO 結晶の方が上回っているが、300 keV 以下の検出
効率を考えると CsI 結晶のほうが有効であると考えられる。
Figure 4.9: CsI 結晶と室温の PWO 結晶の検出効率の違い
71
4.4
高エネルギーに対する slow componet
低エネルギーのγ線に対しては、フィルターを通すことで、遅い成分を減少さ
せることができた。ハイパー核γ線分光実験のバックグラウンドには、前述した
ように、1 MeV 以下程度のコンプトン散乱だけでなく、高エネルギーのバックグ
ラウンドが存在する。低エネルギーのγ線に対してはフィルターを用いることに
よって抑制した遅い成分が、高エネルギーのγ線に対しては、抑制しきれずに現
れる可能性がある。
第 2 章で PWO 結晶に対して行ったように、東北大学核理学研究所のテストビー
ムラインで実験を行った。実験の Setup は、第 2 章に示した (Figure 2.15)。CsI 結
晶でのエネルギー損失は、約 85 MeV 程度 (Figure 4.10) であるとシミュレーショ
ンより見積もった。
Figure 4.10: CsI 結晶でのエネルギー損失 (600 MeV)
4.4.1
実験結果
600 MeV/c の陽電子ビームを CsI 結晶に照射したときの、CsI カウンターの平
均の波形及び、それぞれのフィルターを用いた場合の 1 event に対しての典型的な
波形を Figure 4.11 に示す。Figure 4.11 より、平均の波形を見ると、フィルターを
用いた場合には遅い成分が減少しているのがわかる。しかし、この平均の波形で
の 1 photo-electron の高さは約 5 mV 程度であり、それぞれの 1 event の波形を見
ると、1 photo-electron で discriminator の threshold を設定すると、大量のロジッ
ク信号が出てしまう。
72
Figure 4.11: CsI カウンターの平均の波形とそれぞれの CsI カウンターの 1 event
の波形
threshold を 1 photo-electron から、3 photo-electron まで変えて、それぞれの
threshold で、1 event あたりに出力されるロジック信号の平均個数を調べた。ま
た、Fast 成分の経過時間に対してどれくらいの割合で遅い成分によってロジック
信号が出力されるかを 50 µs まで調べた。これらの結果を、フィルターがない場合
と、フィルターとして U-330、U-340 を用いた場合について、それぞれ Figure 4.12,
4.13, 4.14 および、Table 4.5 に示す。各 Figure の時刻 0 は、早い成分の信号の時刻
である。その後、ロジック信号が出る割合が下がっている時間は、CsI のアナログ
波形が立ち下がってから threshold レベルまで、立ち上がる時間 (dead time) に対
応している。Table 4.5 には、平均の dead time も同時に示した。より遅い成分を
抑えられる U-340 フィルターを通した場合でも、1 photo-electron で threshold を
かけると平均して約 7 µs まで信号が出力されている。BGO カウンターは、約 3 µs
の間に出力されていたので、CsI カウンターの信号出力時間は、BGO カウンター
よりも長くなることがわかった。
73
Figure 4.12: CsI カウンター (フィルター
なし) の出力信号の数と出力時間
Figure 4.13: CsI カウンター (U-330) の出
力信号の数と出力時間
Figure 4.14: CsI カウンター (U-340) の出力信号の数と出力時間
74
Table 4.5: それぞれの threshold におけるデジタル信号の個数と deadtime
フィルターの種類
信号の個数 (1p.e)
信号の個数 (2p.e)
信号の個数 (3p.e)
dead time(1p.e)[µs]
dead time(2p.e)[µs]
dead time(3p.e)[µs]
なし
630
285
147
7.5
4.9
2.8
U-330
227
77
40
0.24
0.17
0.15
U-340
140
49
20
0.17
0.14
0.13
CsI 結晶は、速い成分の崩壊定数が 10 ns 程度と短いため、信号の高さは BGO
カウンターよりも高く threshold を上げて使用することが可能である。2 photoelectron、3 photo-electron まで threshold を上げると約 2.5 µs、約 1.1 µs(U-340) の
間信号が出力される。このときのオーバーキルの確率を第 2 章で BGO カウンター、
PWO カウンターに行ったモデルと同様に計算すると、2 photo-electron で約 70 ％、
3 photo-electron で約 45 ％となる (BGO:62 ％,PWO:15 ％)。2 photo-electron で
も BGO 結晶より高く、3 photo-electron まで上げて BGO 結晶の 2/3 になる。CsI
カウンターも時間分解能が BGO より良いため、TDC ゲートを狭くすることがで
きるが、CsI 結晶を使用する場合、U-340 を使用し、threshold を 3 photo-electron
まで上げなくてはならない。
しかし、U-340 を使用し threshold を 3 photo-electron まで上げた場合、低エネ
ルギーのγ線 (300 keV 以下) に対する検出効率が問題になる。Figure 4.15 に、U340 を用いた場合の 1 MeV 以下のγ線に対するそれぞれの threshold での検出効
率を示す。比較のため、室温の PWO 結晶 (40 mm) の検出効率も同時に示した。3
photo-electron では、室温の PWO 結晶に検出効率が及ばない。よって、耐高計数
率を考えると、室温の PWO 結晶を使用した方が、検出効率の面でも有効である
ことがわかる。
75
Figure 4.15: CsI カウンター (U-340) と PWO カウンター (室温) の検出効率
4.5
まとめ
PWO 結晶が冷却できない部分を補い、性能を向上させるためにテストした CsI
結晶であったが、Hyperball-J のサプレッサーとしては室温の PWO 結晶に及ばな
いという結果になった。フィルターを通すことで、低エネルギーのコンプトンサ
プレッサーとしては、室温の PWO 結晶を超える十分な性能を持っていたが、高計
数下での高エネルギーのバックグラウンドに対する性能が、低エネルギーのγ線
に対する十分な検出効率を持つ 1 photo-electron で discriminator の threshold をか
けた場合、BGO カウンターよりも悪く、我々が求める J-PARC での高速サプレッ
サーという目的には適していない。discriminator の threshold を上げることで、耐
高計数は改善するが、我々の求めるもう一つの要求である、低エネルギーに対す
る十分な検出効率が失われてしまう。結果として、高速サプレッサーとして使用
する時には、室温の PWO 結晶を用いた方が有効である。
76
第5章
5.1
バックグラウンドサプレッ
サーとしての性能
サプレッション能力の評価方法
今後サプレッション能力の性能を比較、評価するためサプレッションファクター
を導入する。サプレッションファクター Sf actor の定義は、
Sf actor =
Nbef ore
Naf ter
(5.1)
で、Nbef ore は、サプレッション前の計数、Naf ter はサプレッション後の計数であ
る。サプレッションファクターはサプレッション前後の計数比になっており、こ
の値が大きいほどサプレッション効果が高いことを示す。また、オーバーサプレッ
ションがまったくなければ、真のγ線に対するサプレッションファクターは 1 に
なる。
また、サプレッションファクターの統計誤差は、2 項分布により与えられる。測
定値 Nbef ore 、Naf ter を N1 、N2 とする。サプレッションファクターはサプレッショ
ン前後の計数比なので、N1 回の計測うち N2 回計測される確率 P は、
P =
1
N2
=
S
N1
と与えられる。確率 P の統計誤差を ∆P とすると、∆P は、2 項分布より
√
√
N2
N2
∆P = N1 P (1 − P ) = N1 (1 −
)
N1
N1
(5.2)
(5.3)
となる。P = 1/S なので誤差の伝播公式よりサプレッションファクターの誤差 △S
は、
∆P
(5.4)
∆S = 2
P
となる。このサプレッションファクターを比較することで BGO 結晶との性能比較
や、サプレッション能力の評価を行う。
77
5.2
5.2.1
シミュレーション
Hyperball-J のコンプトンサプレッション
Geant4 を用いて、Hyperball-J のコンプトンサプレッション能力を見積もる。シ
ミュレーションでは、Figure 5.1 に示すような Hyperball-J の setup で、Ge 結晶及
び PWO 結晶を配置した。ただし、このシミュレーションには、PWO 結晶のケー
スや Ge 結晶を覆っているアルミニウムなどは入っていない。実際に実験で使用さ
れてる大きさのターゲット (200 mm × 100 mm × 50 mm) を置き、このターゲット
から一様に 1 MeV のγ線を発生させた。サプレッサーとしては、冷却可能な PWO
結晶と一部冷却できない室温の PWO 結晶 (Figure 5.1 を参照) が混在しているサ
プレッサーを考えた。第 2 章で測定した PWO 結晶の photo-electron 数を温度ごと
に入れ、光電子増倍管の光電面の覆う面積も考慮している。PWO 結晶は、20 度、
0 度、−25 度 に冷却された場合を考えた (8-type、W-type1,2 の真ん中の結晶は 20
度)。また比較のために BGO 結晶を使用した場合も同様に計算した。
Figure 5.1: Hyperball-J の Setup と、サプレッサーの名前の定義
Figure 5.2 にシミュレーション結果を示す。Figure 5.2 は、32 台全ての Ge 検出
器のスペクトルを足し合わせたもので、縦軸を log scale に直してある。黒が BGO
結晶を使用した場合で、PWO 結晶を用いた場合は、赤、青、緑のスペクトルがそ
れぞれ 20 度、0 度、−25 度に冷却した結果である。スペクトル中のコンプトン連
続部がサプレッション後は減少していることがわかる。
78
Figure 5.2: 1 MeV のγ線に対する
Hyperball-J 全ての Ge 検出器のエネル
ギースペクトル (シミュレーション)
Figure 5.3: Hyperball-J のサプレッション
ファクターの温度変化 (シミュレーション)
Figure 5.2 をサプレッションファクターに直したものが Figure 5.3 である。サプ
レッションファクターの統計誤差は、(6.4) 式により求めている。Figure 5.3 より、
PWO 結晶の温度が、20 度では、BGO カウンターにサプレッション能力が及ばな
いが、−25 度 では Ge 検出器のエネルギーが 0 から 800 keV の領域で BGO 結晶と
ほぼ同程度のサプレッションファクターを示している。ただ、Ge 検出器のエネル
ギーが 800 keV から 900 keV の領域では、BGO カウンターに及ばない。この領域
は、PWO カウンターに 100 keV から 200 keV のエネルギーが入射するので、一部
に室温の PWO 結晶を使用しているためにサプレッションファクターが BGO 結晶
に及ばないからである。0 度に冷却した場合を見ると、Ge 検出器のエネルギーが
800 keV から 900 keV 以外の領域では、−25 度 に冷却した場合に比べての違いは
少ない。また、冷却の効果により PWO 結晶を全て室温で使用した場合に比べて、
コンプトンバックグラウンドを除去できていることがわかる。
Figure 5.4 に、PWO 結晶を全て −25 度 に冷却した場合のサプレッションファク
ターを示す。Figure 5.4 には、BGO カウンターを用いた場合と、冷却できない部
分は 20 度の PWO 結晶を用いた場合を同時に示す。Figure 5.4 より、全ての結晶
を −25 度 まで冷却することによって、BGO カウンターを超えるサプレッション
ファクターが得られている。これは、PWO 結晶のほうが BGO 結晶よりも有効原
子番号が高いため、γ線の吸収率が高い (Figure 2.1) ためである。また、Ge 検出
器のエネルギーが 800 keV から 900 keV の領域でも、BGO カウンターと同等以上
の性能を示している。PWO 結晶が冷却できない部分を冷却することで、確実にコ
79
ンプトンサプレッション能力の向上が見込める。また、このシミュレーションよ
り、Hyperball-J の全体のコンプトン散乱に対するサプレッションファクターは、2
程度であることがわかる。
Figure 5.4: PWO 結晶をすべて −25 度 に冷却した場合と BGO カウンター、一部
20 度の PWO 結晶を用いた場合のサプレッションファクターの比較 (シミュレー
ション)
5.2.2
4 つのサプレッサーのコンプトンサプレッション能力
第 4 章で述べたように、Hyperball-J には 4 つの形の異なるサプレッサーがある。
これら 4 つは、Ge 検出器を覆う面積が異なるため、コンプトン散乱に対するサプ
レッション能力に違いがある。これを示したものが Figure 5.5 である。それぞれ
のサプレッサーの名前の定義は、Figure 5.1 に示した。Figure 5.5 は、PWO 結晶
が −25 度 に冷却されており、8-type,W-type1,W-type2 の一部が室温の PWO 結晶
である場合を示している。
80
Figure 5.5: 4 つのサプレッサーのサプレッションファクターの比較 (シミュレー
ション)
Ge 検出器でコンプトン散乱して、PWO 結晶に入射するγ線のエネルギー Epwo
は、Ge 検出器に入射するγ線のエネルギーを Eγ とし、入射γ線と散乱γ線の角
度を θ とすると、
Eγ
Epwo =
(5.5)
1 + (Eγ (1 − cos θ))/me c2
と表せる。また、Ge 検出器で検出されるエネルギーを EGe とすると、EGe は、
EGe = Eγ − Epwo =
Eγ 2 (1 − cos θ)
me c2 + (Eγ (1 − cos θ))
(5.6)
となる。散乱角 θ は、上式を変形して、
cos θ = 1 −
EGe me c2
Eγ (Eγ − EGe )
(5.7)
この式を使って、4 つのサプレッサーのサプレッションファクターを考えていく。
8-type のサプレッサーは、Ge 検出器の周りを全て覆っているため、サプレッショ
ンファクターは 4 程度と大きくなっている。これまでの Hyperball2 のコンプトン
サプレッション能力は、8-type と同程度と考えられ、最大で大体 4 程度である。サ
プレッションファクターが最大となっている Ge 検出器のエネルギー 600 keV 付近
では、PWO カウンターに入射するγ線のエネルギーは、約 400 keV 程度である。
PWO カウンターのこのエネルギーの検出効率は約 90 ％ (Figure 2.24) であり、こ
のエネルギーになる 100 度に散乱されたγ線の方向に PWO 結晶が広く覆ってい
るため。
81
U-type は、Ge 結晶の側面の 3 辺を PWO カウンターが覆っているが、HyperballJ の配置では、Ge 結晶の側面からγ線が入射する。Figure 5.6 に U-type のターゲッ
トからのγ線の入射方向を示す。Figure 5.6 の角度は、ターゲットの中心から、Ge
結晶の中心を結んだ線の、ビーム方向に対する角度である。8-type でサプレッショ
ンファクターが最大となっている PWO カウンターに入射するエネルギーが 400
keV 程度のγ線は、約 100 度に散乱されたγ線である。U-type の配置からこの角
度に散乱されるγ線は PWO カウンターに入射しにくく、このエネルギーのサプ
レッションファクターは最大にならない。U-type のサプレッションファクターは
約 2.5 である。
Figure 5.6: U-type の配置とγ線の入射 Figure 5.7: W-type1 の配置とγ線の入射
角度
角度
Figure 5.8: W-type2 の配置とγ線の入射
Figure 5.9: add-back 後のサプレッション
角度
ファクター (W-type2)(シミュレーション)
W-type1,W-type2 も U-type 同様に、Ge 結晶の側面の 3 辺を覆っている。しか
82
し、このサプレッサーも、Ge 検出器の側面からγ線が入射する (Figure 5.7, Figure
5.8)。同じ W-type でも、ターゲットからのγ線の入射角度が異なる。このため、
Ge 検出器のエネルギーが 500 keV から 700 keV 付近で入射角度による違いが見ら
れる。このエネルギー領域はやはり、PWO カウンターの検出効率が 90 ％程度に
なるのでサプレッションファクターは大きくなるはずだが、両サプレッサーとも
PWO カウンターにこのγ線は入射しにくい。また、300 keV から、500 keV 付近
の違いは、W-type2 の Ge 検出器が、反対側の Ge 検出器と接しているからだと考
えられる。Hyperball-J は Figure 5.1 のように配置されるが、Figure 5.1 は、検出
器の半分を示したものであり、実際 Hyperball-J として使用するときには W-type2
と L-type は反対側の Ge 検出器と接するよう配置される。そのため、反対側の Ge
検出器からコンプトン散乱してきたγ線が入射しやすくなっている。このγ線は
エネルギーが低く、Ge 検出器で検出されやすい。よって、サプレッションファク
ターが悪くなってしまっている。ただ、反対側からコンプトン散乱してきたγ線
が、もう一方の Ge 検出器で検出された場合、両方のγ線のエネルギーを足し合わ
せることができる (add-back)。Add-back 後のサプレッションファクターを Figure
5.9 に示す。300 keV から 500 keV 付近のサプレッションファクターが良くなって
いることがわかる。W-type のサプレッションファクターは 2.0 程度である。
L-type は、Ge 結晶の側面を 2 辺しか覆っていないため、サプレッションファク
ターは最低となっている (Figure 5.10)。γ線の入射方向から、90 度以上の散乱角の
γ線はほとんど PWO カウンターに入射せず、また、W-type2 同様に反対側の Ge
検出器からの散乱γ線が入射しやすいため、全体的なサプレッションファクターも
1.5 程度である。Figure 5.11 に Add-back 後のサプレッションファクターを示す。
サプレッションファクターが 1.8 程度まで改善されていることがわかる。
Figure 5.10: L-type の配置とγ線の入射
角度
83
Figure 5.11: add-back 後のサプレッショ
ンファクター (L-type)
Hypeball-J は、サプレッサーの構造、配置から、コンプトンサプレッサーとし
ては、PWO 結晶を −25 度 に冷却した場合でも Hyperball-2 の約半分しかコンプ
トンバックグラウンドを除去できないことがわかった。
5.2.3
π 0 による高エネルギーγ線のサプレッション
次に、高エネルギーのバックグラウンドの内の一つである π 0 による高エネル
ギーγ線のサプレッションのシミュレーションを行う。序章でも述べたが高エネ
ルギーバックグラウンドの多くは、この π 0 によるものであるので、高エネルギー
バックグラウンドのシミュレーションとしては、π 0 の高エネルギーγ線のみを行
う。ここでは、BGO サプレッサーとの比較はせず、Hyperball-J の π 0 の高エネル
ギーγ線に対するサプレッションファクターを求め、これまでの Hyperball のサプ
レッションファクターと比較して性能を評価する。サプレッサーは低エネルギーγ
線のシミュレーション同様に一部 PWO 結晶を冷却できていない状態を考え、π 0
は、ターゲットから一様に発生させた。今後 J-PARC では、K − ビームでの実験に
なるため、K − の崩壊による K − → π − +π 0 による π 0 もバックグラウンドとして
含まれるが、今回のシミュレーションではこの効果は考慮していない。
この π 0 の崩壊による高エネルギーバックグラウンドは、これまでの研究で Ge 検
出器と BGO サプレッサー (Figure 2.1) を、一組だけ配置し、シミュレーションを
行った場合、ほとんどのイベントを除去できることが知られている [13]。HyperballJ の 4 種類のサプレッサーの中で、最も Ge 結晶の側面を覆う面積の少ない L-type
でさえも、一組配置してシミュレーションを行うとほとんどの π 0 イベントを除去
できる。Figure 5.12 に L-type のサプレッションシミュレーションの結果を示す。
Figure 5.12 は、サプレッション前後の Ge 検出器のエネルギースペクトルを示して
いるが、ほとんど全てのイベントが除去されていることがわかる。これは、L-type
の配置からも、Ge 検出器に π 0 からのγ線が入射した場合、必ず周りの PWO カウ
ンターに Ge 検出器から漏れたγ線等が入ることを示している。このため、陽電子
の対消滅でできる 511 keV のγ線もほぼすべてサプレッションできる。
84
Figure 5.12: L-type の π 0 に対するサプレッション効果 (シミュレーション)
Hyperball-J 全体で行ったシミュレーション結果を Figure 5.13, Figure 5.14 に示
す。Figure 5.13 より、検出器を単体で置いた場合に比べて、除去できないイベン
トが多く存在している。これは、ターゲット付近の物質が大幅に増え、ある Ge、
PWO 結晶に入射して、電磁シャワーを起こした場合、電磁シャワーによるγ線や、
電子などが、他の Ge 検出器に入射するようなイベントが存在するからであると考
えられる。また、電磁シャワーによって発生した陽電子の対消滅により発生した
511 keV のγ線が大量に存在しているために、511 keV 以下の領域でサプレッショ
ンファクターが急に小さくなっている。
これまでの Hyperball での π 0 の高エネルギーγ線に対するサプレッションファ
クターを Figure 5.15 に示す。Figure 5.15 より、Hyperball-J は、π 0 に対しても約
2 倍サプレッションが良くない。これは、これまでの Hyperball よりも Hyperball-J
は、Ge 検出器の数、立体角が大きく、サプレッサーも Ge 結晶の側面を完全に覆っ
ているわけではないので、他の Ge、PWO 結晶等で起きた電磁シャワーからのγ
線等が落としにくくなっているためであると考えられる。
85
Figure 5.13: Hyperball-J の π 0 に対する
エネルギースペクトルのサプレッション
効果 (シミュレーション)
Figure 5.14: Hyperball-J の π 0 に対する
サプレッションファクターの温度依存性
(シミュレーション)
Figure 5.15: Hyperball での π 0 に対するサプレッションファクター (シミュレー
ション)
86
5.2.4
まとめ
シミュレーションの結果、Hyperball-J のサプレッサーは低エネルギーのγ線に
対しても π 0 の崩壊による高エネルギーγ線に対してもこれまでの Hyperball の約
1/2 程度しかバックグラウンドが除去できないことがわかった。Hyperball-J は、
Hyperball2 よりも約 1.5 倍 eficienecy が大きいが、バックグラウンドも 2 倍になっ
てしまうため S/N は、悪くなってしまう。だが、序章でも述べたように、ハイパー
核からのカスケードγ線をγγ coincidence で測定する場合には、立体角が大きい
Hyperball-J のほうが有効になる。また、Hyperball-J の利点として Ge 検出器と
PWO サプレッサーの位置を変えることができる。よって行う実験の目的に応じ
て、位置を最適化しよりよい条件で使用することが可能である。例えば、γ線の
efficiecncy よりもサプレッション能力を重視したい場合は、Ge 検出器、サプレッ
サーをすべて平行に並べ、Ge 結晶の周りをより多くの PWO 結晶で覆うことがで
きる (Figure 5.16)。この場合、Efficiency は下がるが、サプレッション能力が向上
する。これまでシミュレーションした Hyperball-J は、最も Ge 検出器の efficiency
が大きくなるような配置であった。
今後この自由度を生かした Hyperball-J の最適化が求められる。
Figure 5.16: Hyperball-J の配置変更の例
5.3
5.3.1
コンプトンサプレッションのテスト
Setup
実際に作成した 8 字型のプロトタイプ (Figure 3.9) を使って、コンプトンサプレッ
ションのテストを行う。前述したように真ん中の結晶の一部には純 PWO 結晶も設
置している。Hyperball-2 でのサプレッション性能比較のため、Ge 検出器+BGO
カウンターでも同様の実験を行った。実験の setup を Figure 5.17 に示す。8 字型
のプロトタイプは、Ge 検出器を 2 台設置することができるが、今回の測定では 1
87
台設置し実験を行った。また、プロトタイプでのサプレッションテストは、第 3
章で述べた冷却テストと同時に行っており、PWO 結晶の温度を変えて測定した。
PWO 結晶の温度は、Figure 3.14 に示した。
Figure 5.17: サプレッションテストの setup
今回のコンプトンサプレッションテストでは、トリガーカウンターには、BaF2
結晶を用いた。BaF2 は、崩壊定数 0.6 ns の高速成分と崩壊定数 630 ns の遅延成
分の 2 成分からなる。大きな原子番号を持ち、減衰時間が 1 ns 以下のシンチレー
タは他になく、単位体積当たりの検出効率が高く、高速応答のγ線用シンチレー
ションカウンターが必要になった場合に BaF2 結晶が有効になる。BaF2 と 60 Co 線
源を Figure 5.17 のように置き、この BaF2 のヒットをトリガーとしてコンプトン
サプレッションテストのデータを収集した。データ収集のトリガーレートは、約 2
kHz である。測定回路を Figure 5.18 に示す。
88
Figure 5.18: サプレッションテストの回路図
5.3.2
測定結果
室温 (25 度) の PWO 結晶
解析方法としては、まず Ge 検出器の TDC から、Ge 検出器に 60 Co γ線が入射
したイベントを選択する。そして、Figure 5.19 のように、BaF2 カウンターの ADC
スペクトルから 60 Co の 2 本のγ線の光電ピークを選択する。PWO(BGO) カウン
ターと BaF2 の配置は Figure 5.17 のようになっているため、Ge 検出器と PWO カ
ウンターに 2 本のγ線が入射し、PWO カウンターでコンプトン散乱したγ線が
BaF2 カウンターに入射した場合などもトリガーとなる。このイベントの場合 Ge
検出器に入射したγ線は、すべてサプレッションされてしまう。よって BaF2 で光
電ビークとなったイベントのみを選択することで、このようなイベントを排除で
きる。次に、PWO カウンターと BGO カウンターの TDC から、Ge 検出器と反同
時計数をとることで、コンプトン散乱の連続バックグラウンドをサプレッション
する。Figure 5.20 に TDC のカットゲートを示す。今回の測定では、マルチヒット
の TDC (LeCroy 3377) で測定している。Figure 5.20 はそのファーストヒットを選
んだものである。実際の実験では、この TDC のカットゲートはγ線スペクトル上
のハイパー核のピークの S/N を最大にするように決定される。今回の測定では、
過去の実験や BGO カウンターのカットゲート研究 [13] から、BGO カウンターの
カットゲートを 100 ns、PWO カウンターは、ADC と TDC の相関から 40 ns と
した。第 2 章でも考察したように、この TDC のカットゲートを短くできることが
PWO カウンターの利点である。PWO カウンターのカットゲートによるサプレッ
ションファクターの違いは次節で述べる。
89
Figure 5.19: BaF2 カウンターの ADC ス
ペクトルの光電ピーク範囲
Figure 5.20: PWO カウンター、BGO カ
ウンターの TDC カットゲート
このようにして決定したカットゲートによるサプレッション前後の Ge 検出器の
エネルギースペクトルを Figure 5.21 に示す。このスペクトルは、PWO 結晶が室
温の時のスペクトルである。このスペクトルから、コンプトンの連続バックグラ
ウンドが軽減していることがわかる。また、サプレッションファクターに直したス
ペクトルを Figure 5.22 に示す。Figure 5.22 には比較のため BGO カウンターのサ
プレッションファクターも同時に示した。BGO カウンターのサプレッションファ
クターは Ge 検出器のエネルギーが 850 keV から 900 keV 付近で最大となってい
る。これは、60 Co の 1173 keV のγ線が、Ge 検出器内で 90 度以上の角度でコンプ
トン散乱された場合を示している。前節でも述べたが、この付近では BGO カウン
ターに入射するγ線は、250 keV 以下エネルギーとなる。このエネルギーのγ線に
対する BGO カウンターの検出効率はほぼ 100 ％となるためサプレッションファク
ターは最大となる。しかし、室温の PWO 結晶は、250 keV 以下のγ線に対する検
出効率が低いため、サプレッションファクターは、大きな値にならない。同様の
ことが、950 keV から 1100 keV の領域でも起こっている。この領域は、1173keV
のγ線が、Ge 検出器内で複数回コンプトン散乱したイベントや、1332 keV のγ線
が 90 度以上の散乱角でコンプトン散乱された場合が含まれている。やはり、室温
の PWO 結晶では、コンプトンサプレッサーとしての性能は BGO 結晶に及ばない
ことが確認された。
90
Figure 5.21: サプレッション前後の Ge 検
出器のエネルギースペクトル
Figure 5.22: BGO カウンターと PWO カ
ウンター (25 度) のサプレッションファク
ター
冷却した PWO 結晶
次に、冷却した PWO 結晶のサプレッション性能を測定する。第 3 章で述べたよ
うに、PWO 結晶の正確な温度は測定していないが、最大に冷却した場合 (冷却液
の温度が −37 度) のサプレッションファクターを求める。この時、PWO 結晶は、約
−20 度 から約 −15 度までの間の温度であったと考えられる (真ん中の結晶は、−5
度程度)。Ge 検出器のサプレッション前後のエネルギースペクトルを Figure 5.23
に、サプレッションファクターを Figure 5.24 にそれぞれ示す。
91
Figure 5.23: サプレッション前後の Ge 検
出器のエネルギースペクトル
Figure 5.24: BGO カウンターと PWO カ
ウンター (−20 度) のサプレッションファ
クター
PWO カウンターを冷却することで、室温の PWO カウンターでは検出できな
かった低エネルギーのγ線に対しての検出効率が高くなり、室温 (25 度) の PWO
サプレッサーではサプレッションできなかったイベントもサプレッションできてい
る。しかし、Ge 検出器のエネルギーが 860 keV 付近で PWO サプレッサーと BGO
サプレッサーのサプレッションファクターが大きく異なっている。この理由とし
ては 2 つ考えられる。一つは、真ん中の結晶の冷却が十分でないための低エネル
ギーに対する検出効率が低い事、もう一つは、Figure 5.25 のように BGO サプレッ
サーと PWO サプレッサーでは、Ge 結晶との相対的な位置が異なっているためで
あると考えられる。BGO 結晶の先端部は、Ge 検出器の頭の部分から約 15 mm 程
度前方に設置されている。それに対して、PWO 結晶は、Ge 検出器とほぼ平行に
設置される。このため、大きな角度でコンプトン散乱されたγ線に対しての結晶
に入射する割合が異なる。実際に式 (5.7) を使って計算してみると、BGO サプレッ
サーのサプレッションファクターが最大となっている Ge 検出器のエネルギーが
890 keV の散乱角は、約 112 度である。このため、PWO サプレッサーには、この
γ線は入射しにくく、BGO サプレッサーに比べて、サプレッションファクターが
小さくなっている。PWO サプレッサーのサプレッションファクターが最大となっ
ているエネルギーの散乱角は、約 100 度である。
92
Figure 5.25: BGO サプレッサーと PWO サプレッサーのジオメトリーの違い
実際に PWO サプレッサーの配置を BGO サプレッサーと同様にしてコンプト
ンサプレッションテストを行った。冷却液の温度は、−37 度 である。測定結果を
Figure 5.26 に示す。この結果から、配置の問題で入射しなかったγ線が PWO 結
晶に入射するようになり、890 keV 付近のサプレッションファクターも BGO サプ
レッサーと同程度の性能になることがわかった。Hyperball-J のシミュレーション
結果では、銅板が置けないため冷却できない PWO 結晶の影響で、Ge 検出器内で
複数回コンプトン散乱したイベントに対しては、サプレッション能力が落ちてし
まうという結果であった。実際は、内側の結晶も 0 度以下には冷却できるが、今回
はさらに発光量の少ない純 PWO 結晶も使用したため、Ge 検出器内で複数回コン
プトン散乱したイベント (PWO 結晶に入射するγ線のエネルギーは 100 keV 程度)
に対しては、BGO サプレッサーに及ばない (Ge 検出器のエネルギーが 1000 keV
から 1100 keV 付近)。しかし、ほとんど全ての領域で BGO サプレッサーと同等の
性能が得られており、プロトタイプの PWO サプレッサーは、冷却することで、コ
ンプトンサプレッサーとして十分な性能が得られることがわかった。
93
Figure 5.26: PWO サプレッサーの配置を BGO サプレッサーと同様にしたときの
サプレッションファクターの比較
PWO 結晶の温度の違いによるサプレッションファクターの変化
PWO 結晶の温度の違いによるサプレッションファクターの変化を測定する。PWO
結晶の温度は、それぞれ約 0 度 (冷却液 −10 度)、−10 度(冷却液 −20 度)、−20 度
(冷却液 −37 度) である (Figure 3.14)。前述したように、この温度は、全ての PWO
結晶がこの温度になっているわけではなく、平均的な温度である。TDC のカット
ゲートは、同様に 40 ns として求めたサプレッションファクターを Figure 5.27、
Figure 5.28 に示す。Figure 5.27 には、PWO 結晶の温度が 20 度、0 度、-20 度のサ
プレッションファクターを示した。PWO 結晶の温度が下がっていくにつれて、コ
ンプトン端付近のサプレッションファクターが大きくなっていることがわかる。ま
た、Figure 5.28 には、PWO 結晶が −10 度、−20 度 のときのサプレッションファク
ターを示した。2 つのサプレッションファクターの分布にほとんど差がないことが
わかる。差が見える領域は、900 keV から 1300 keV までの領域で、特に、PWO 結
晶に 200 keV 以下のエネルギーが入射する領域で差が見られる。これは、200 keV
以下のγ線に対する検出効率が異なるためである。ただ、それ以外の領域に差は
ないため、PWO 結晶を −10 度程度に冷却できれば、十分サプレッサーとしての
使用が可能である。
94
Figure 5.27: PWO 結晶の温度が 25 度、0
度、−20 度の時のサプレッションファク
ター
Figure 5.28: PWO 結晶の温度が −10 度、
−20 度の時のサプレッションファクター
TDC カットゲートによるサプレッションファクターの変化
TDC のカットゲートによるサプレッションファクターの変化を測定する。TDC
のカットゲートを 25 ns、40 ns、100 ns としてサプレッションファクターを求め
たグラフを Figure 5.29 に示す。この結果から、TDC のカットゲートを広くする
とサプレッションファクターも大きくなる事がわかる。しかし、このゲートを大
きくすることによって前述したようにオーバーサプレッションの割合が増加する。
このため、最適な TDC カットゲート幅は、実際の実験でハイパー核の光電ピーク
の S/N によって決定される。
95
Figure 5.29: TDC カットゲートによるサプレッションファクターの変化
5.4
まとめ
製作したプロトタイプを用いてコンプトンサプレッションテストを行った。PWO
結晶の温度が 25 度の時には、低エネルギーのγ線に対する検出効率が十分でない
ため BGO サプレッサーと同等の性能は得られなかった。しかし、PWO 結晶を −20
度程度に冷却することでこの問題が解決され BGO サプレッサーと同等のサプレッ
ション能力が得られることがわかった。また、PWO 結晶に 100 keV 程度のエネル
ギーが入射する領域では差が見られるが、−10 度 程度に冷却した場合でも十分な
コンプトンサプレッション性能が得られている。これは、結露の問題や、冷却装
置の台数を考えると冷却温度を高めに設定できる可能性を示す結果といえる。
PWO 結晶を使用する際の問題点であったコンプトンサプレッション能力も改
善され、BGO サプレッサーにかわるサプレッサーとして使用可能であることがわ
かった。
96
第6章
6.1
まとめと今後の課題
高速バックグラウンドサプレッサー
J-PARC での高計数率下で十分に動作する高速バックグラウンドサプレッサー
の開発を行ったが、ドープした PWO 結晶を −25 度程度まで冷却して使用するこ
とで、PWO 結晶のサプレッサー使用の課題であった低エネルギーのγ線 (200 keV
以下) に対する検出効率も改善され、BGO 結晶と同等の検出効率が得られること
がわかった。ハイパー核γ線分光実験特有の高エネルギーバックグラウンド (π 0
による高エネルギーγ線、荷電粒子のつきぬけ) に対して、PWO カウンターは 200
ns 程度で信号が減衰し (BGO カウンターは 3 µs)、高速サプレッサーとして十分な
性能を確認できた。サプレッサーとして使用する際は、PWO 結晶を冷却すること
が不可欠になる。実際に Hyperball-J で使用される大きさで、冷却するための銅板
や銅ブロックを取り入れたサプレッサープロトタイプを設計、製作した。本研究
で行った銅板と銅ブロックと循環する冷却液を使用した冷却方法で、Hyperball-J
内の狭い空間中でも PWO 結晶を平均的に −20 度程度まで冷却することに成功し
た。PWO 結晶に温度勾配があり、−25 度 までは冷却できなかったが、実際にプロ
トタイプを用いたコンプトンサプレッションテストを行ったところ、コンプトン
サプレッサーとして BGO カウンターと同等の性能が得られた。PWO 結晶が冷却
できない部分の性能向上のために、CsI 結晶をテストしたが、残念ながら耐高計数
率の面で我々の目的では使用できない事がわかった。ただ、冷却テストの結果か
らこの部分の PWO 結晶も −5 度 程度には冷却できることがわかった。実際 PWO
結晶を十分冷却できないことによる性能低下はあまり大きくないことをコンプト
ンサプレッションテストから確認できた。
以上の結果から、PWO サプレッサーはバックグラウンドサプレッションの面で
も、耐高計数率の面でも十分な性能を持ち、J-PARC で使用できることがわかった。
6.2
今後の課題
本研究から、PWO サプレッサーの性能は確認できた。今後実際に使用するため
に本研究では確認できなかった課題を述べる。課題としては以下のことが挙げら
れる
• 4 つの異なるタイプのサプレッサーの詳細な設計と製作
97
• 高温、高湿度での冷却テストと結露対策
• 冷却温度の最適化と冷却装置の台数の決定
• 銅板が置けない部分の冷却について
• Hyperball-J の検出器の配置の最適化
本研究では、4 つあるサプレッサーの中で最も PWO 結晶が Ge 結晶を覆う面積の
大きな 8 字型のプロトタイプの設計、製作を行った。冷却テストを行ったが、磁
気シールドや Hyperball-J の架台に取り付ける際の冶具等を製作しなかった。これ
らのテストを行い、8 字型の設計を完成させる必要がある。また、その他のサプ
レッサー (W 型、U 型、L 型) についても 8 字型と同様の設計を行い製作する必要
がある。
冷却については、本研究で行った銅板と銅ブロックと冷却液を循環させること
ができる冷却装置を用いた方法で十分に冷却できたが、室温 25 度、湿度 20 ％と
いう条件でしか冷却テストは行っていない。J-PARC の実験では季節や天候によっ
て実験室の温度や湿度が変化する。実験の条件を想定して、高温、高湿度の条件
での冷却テストをプロトタイプをもちいて行い、PWO 結晶の温度や結露の状況を
測定する必要がある。
また、冷却温度についても、コンプトンサプレッションテストの結果から、−10 度
に冷却する場合と −20 度 に冷却した場合での差は少なく、冷却温度にある程度の
自由度があることがわかった。冷却温度は、冷却装置の台数や結露の問題にも関
係している。これらの事を考慮してサプレッサーの冷却温度の最適化や、冷却装
置の台数の決定を行う必要がある。
冷却できない 8 字、W 型の真ん中の結晶についても検討が必要である。冷却テス
トの結果から、この部分は −5 度程度に冷却できることが確認され、サプレッショ
ン性能に与える影響は少ないと考えられるが、サプレッサーとしての性能は低下
している。この部分は冷却するべきがどうか、冷却するならどのようにして冷却
するか検討が求められる。
Hyperball-J の特徴の一つとして検出器の配置をある程度自由に変えることがで
きる。この自由度を生かした検出器位置の最適化が求められる。特に配置によっ
てサプレッション性能が変わってくるため実験目的に即した配置の検討が必要と
なる。
98
参考文献
[1] K.Tanida et al.,Doctoral thesis,Univ of Tokyo(2000).
[2] M.Ukai et al.,Doctoral thesis,Tohoku university(2004).
[3] http://j-parc.jp/
[4] H. Tamura et al., J-PARC proposal E13, “Gamma-ray spectroscopy of light
hypernuclei” (2006).
[5] K. Shirotori, Master thesis, Tohoku University (2007).
[6] K. Hosomi, Master thesis, Tohoku University (2008).
[7] M. Ishii and M. kobayashi, KEK Preprint 92-10(1992).
[8] M. Ejima, Master thesis, Tohoku University (2005).
[9] K.Shigaki.Private communication.
[10] http://www.max.hi-ho.ne.jp/lylle/shitsudo1.html
[11] M.M.Hamada et al.,Nucl.Instr.and.Meth.A.365 (1995)98.
[12] http://www.kenko-kougaku.co.jp/indust/kougyo-5/index.html
[13] S. Sato, Master thesis, Tohoku University (1999).
99