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( c h) ADC with
Prompt Gate
lDG.1同
ゲート積分法を用いた場合のn-y波形弁別結果
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図2・13
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ω-cコ00
- 26・
( 1 ) 中性子TOF測定にお いて、 入射ビームモニターと中性チ検出器の同 時計測を1 70nsの短いゲ ート時間幅で行った。 その結果、 実験室内の通常の放 射線レベルに比べてバックグラウンドの影響を小さく抑えられることが分かっ た。 ( 2 ) 中性子検出器の周りに鉄シールドを設置.したときの中性子TOF 測定を行い 、 鉄シールドの影響を調べた。 その結果 、 鉄シールドの設置により
むしろ二次中性子が多数発生してしまうことが分かった。 特に4ìvI e V以下の低 エネルギー領域でその影響が顕著だった。 このため、 中性子検出器には欽シー ルドを用いず、 裸の状態で設置すること に した。
( .3 ) 床や他の構造材からの二次中性子による影響について検討した。 まず 床からの散乱中性子の影響についてのみNìvI T C / J AE R 1による粒子輸送計算を 行った。 その結果、 床散乱中性子の影響はl1VIeV以上の領域では無視できるこ
とが分かった。 次 に 、 鉄のシャドーパーをターゲットと中性子検出器の聞に設 置して、 床や他の構造材からの二次中性子の影響を実験で確認した。 その結果、
中性子エネルギーが1 ìvI e V以上500ìvI e V以下の範囲では 、 散乱中性子の影響は 無視できることが分かった。 しかし 、 500 ìvI e V以上では十分な測定量でなかっ たため判断が困難だ った。
以上の結果から、 床や他の構造材からの二次中性子は測定に影響を与えない ことが分かった。
( 4 ) 高エネルギー領域で のn-y波形弁別について 、 ゼロクロス点法及び ゲート積分法の2通りの方 法について検討を行った。 ゼロクロス点法を用いた 場合は、 前置増幅器において信号 の飽和現象が起きてしまい、 信号が大きくな ると弁別が困難に なることが分かった。 一方ゲート積分法を用いた場合は、 広
いダイナミックレンジで、 中性子とγ線を非常によく弁別できることが分かっ た 。 本研究のように測定対象となる中性子のエネルギ一範囲が1 -- 1 0 0 ìvI e Vと 非常に広範囲の場合 、 n-y波形弁別に はゲート積分法が適していることが分 かった。
これらの知見を基に 、 次章で述べるような中性子生成二重微分断面積測定を 行った。
第 3 コ乞 中性子生成 二重微分断面積測定
3. 1 緒言
前章で示した予備実験の結果を踏まえ、 高エネルギ一陽子入射による核破砕 反応からの中性子 生成二重微分断面積測定を 行った 。 測定は予備実験と同じ KEK12GeV-PS東カウン ターホールの π2ビームライン実験室において行った。
入射陽子エ不ルギーは0.8、 1.5及び3.OGe Vで、 ターゲットには炭素、 アルミ ニウム、 鉄、 インジウム及び鉛の5元素を用いた。
この章では、 中性子生成二重微分断面積測定での 入射ビーム 環境、 ター ゲッ トや中性子検出器の設置方法、 N 1 Ì\t[及びC A rvI ACモジュールに よるデータ収集
システム について述べる。
3. 2 入射陽子 ビーム
3. 2. 1 入射ビーム環境
今回の実験における検出器及びターゲットの配置様式図を図3-1に示す。 ま た 測定回路のブロ ック図を図3-2に示す。 図3・1で見ら れる よう に、 測定で用 いた検出器は入射陽子検出系とターゲットからの中性子測定系の2種類に分け
られる。 初めにπ 2ビームラインの入射ビーム及び入射陽子検出系について説 明を行う。
通常の実験では、 加速ビーム は単一の粒子 で構成されていて他の粒子が混入 していることは殆ど無く、 もし混入している場合 で もその数は極めて少な い。
また中性子の TOF測定 においては、 TOF測定の トリガー(スタート)信号を 得るために、 入射ピームは整形(パンチパルス化)されてターゲットに入射す るの が普通である。 し か し前章でも述べた ように、 今回実 験を行ったKEKの
π2ビーム ライン は通常の中性子TOF測定環境とは異なる。
KEK12GeV-PSでは主リング に12GeV陽子が走っているが、 12 GeV以下の 陽子 を入射ビー ム として用いる場合、 実験者は12GeV陽子が主リング内の内 部ターゲットに衝突した際に生成される二次粒子を用いることになる。 一次陽 子のエネルギー は12GeVと高い た め、 この二次 生成粒子中に は、 陽子、 中性
子、 π中間子、 電子、 陽電子等といった強度の異なる様々な粒子が、 エネルギ ーの広い範囲に渡って含まれることになる。 そしてこれら二次荷電粒子が電磁 石によって曲げられ、 π 2ビームラインに輸送されることになる。 このため陽
- 28
-NE102A (Beam profile)
Pilot U
(p-πd iscri m i nation and TOF trigger)
NE102A (VETO)
if; 12.7 cm X12.7 cm NE213
NE102A (VETO)
600
図3-1 ターゲット及び検出器の配置模式図
(Vertical Plane)
15
Beam Line
Proton beam monitor
TDC STOP Inhibit nH hH b A，.‘ INT.REG
Pilot U-A(し) Pilot U-B(R) Pilot U-A(R) Pilot U-B(し)
Neutron detector
OUTPUT.REG NE102A-A
NE102A-B
VETO ADC 4 (Total Gate) COIN4
NE213
ADC3.4 GATE
no rt
r o u旧d e
o剖d nU 5
m 4l れ
~凶5 e 4l nH
nr O T 円bc D T
TDCs START
COIN.REG GATE ADC 1 (n-g : Prompt Gate)
ADC 2 (n-g : DelayedGate) ADC 3 (Total Gate)
図3-2 測定回路のブロックダイアグラム
- 30
-子 を 人射粒チとする場合、 極性が正でかつ同じ運動量を持つπ+中間子や陽電 子までもビームラインに流れこんでしまうことになる。 また入射ビームはパン チしたパルスでは なく、 l個1個識別できるほど非常に弱い。 図3・3に内部タ ーゲットから得られる二次生成粒子の運動量分布を示す(39)。 ビームラインを 流れる陽電子の量は陽子やπ令中間子に比べ非常に少ないことが分かっている。
このため入射陽子測定においてはπ←中間子の影響を考えれば良い。 実際の測 定では、 ぱらぱらにやってくる同じ運動量の陽子とπ十中間子とを測定回路上 で弁別することにより、 陽子入射のときのみ測定を開始する必要がある。
3. 2. 2 π 中間子の除去
ビームライン中を輸送される陽子とπ←中間子は同じ運動量であるが、 質量 は陽子が938 �I e V、 π+中間子が1 3 9 ìvl e Vと異なるため約20mの飛行距離を通 過することによって時間差が生じてくる。 良く知られているように、 相対性理 論では粒子の運動量P ( ìvI e V / c )は、
p=
店長
( 3-1 ) または、
つM C ハu
T m
山 一
P
( 3 -2 )と表せる。 こ こで、
。=
さ
( 3 -3 )である。 また、 Tは粒子の運動エ不ルギー(JvI e V )、moc2は粒子の静止質量(MeV)、
vは粒子の速度(m/ s)、 cは光速度(m/ s)を表す。 式(3 - 1 )より、 運動量Pが等しく 質量が異なる2粒子A及びBが、 距離Lを飛行して生じる時間差t ( s )は、
t=
与 ( 広
一古 )
=走 ( ゾ (
mACい
- 31
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