高エネルギ-陽子入射反応における中性子生成二重微分断面積の測定

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九州大学学術情報リポジトリ

Kyushu University Institutional Repository

高エネルギ-陽子入射反応における中性子生成二重微分断面積の測定

中本, 建志

九州大学工学エネルギー量子応用原子核

https://doi.org/10.11501/3110910

出版情報：Kyushu University, 1995, 博士（工学）, 課程博士バージョン：

権利関係：

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高エネルギ一陽子入射反応における中性子生成二重微分断面積の測定

中本建志

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第1章序論 ¹

1 . 高エネルギー核データの必要性 ¹

2 INCE模型計算コードの概要 ²

1 . 3 本研究の目的と本論文の構成

第2章予備実験 ⁶

2. 測定環境及び問題点 ⁶

2 2 検出器の配置 ⁸

2. 3 バックグラウンド測定 ^{1 1}

2. 4 鉄シールドの影響 ^{1 1}

2. 5 床散乱中性子の影響 ^{1 3} 2 6 中性子及びγ線の波形弁別 ²⁰

2 7 予備実験の結果 ²⁴

第3章中性子生成二重微分断面積測定 ²⁸

3 ^l 緒言 ²⁸

3. 2 入射陽子ビーム ²⁸

3. 2 . 入射ビーム環境 ²⁸ 3. 2. 2 π+中間子の除去 ^{3 1} 3. 2. 3 ビームダンプ ³⁷

3 3 中性子測定系 ³⁷

3. 3. 中性子検出器 ³⁷

3. 3. 2 データ収集システム ³⁹

3. 4 ターゲット ^{Ll 3}

第4章データ解析 4. 1 緒言

4. 2 入射陽子ビーム中からの偶発的事象の除去

4. 3 ベト検出器との反同時計測による荷電粒子の除去

4. 4 ゲート積分法による波形弁別

nku nxu qd 寸i

ηJ

A守イーィサ一fD FO

4. 5 バックグラウンド巾性子の除去 ⁵⁹ 4. 5. 1 r時間に依存するバックグラウンド中性子の除去 ⁵⁹

4. 5. 2 時間に依存しないバックグラウンド中性子の除去 ^{6 1}

(5)

4 6 中性子検出効率 ^{6 1} 4. 6. SCINFULコードの概略 63

4. 6. 2 CECILコードの概略 64

4. 6. 3 計算結果 66

4. 7 断面積及びエネルギーの算出 ⁷²

4. 8 データ補正 75

4 8. ターゲット内での中性子の多重散乱 75

4 8. 2 ベト検出器での減衰 82

4 8. 3 ディスクリレベル付近の検出効率 ⁸⁶

4. 8. 4 タイムウオーク ⁹⁰

4. 9 不確定性及び、エネルギ一分解能 ⁹⁴

第 5章実験結果及び考察 ¹⁰⁰

5. LANLにおける実験結果との比較 100

5. 2 計算結果との比較及び考察 105

5. 2. 実験結果 ¹⁰⁵

5. 2. 2 I NCE模型計算との比較 125

5. 2. 3 Q Ivr D手法による計算との比較 128

第6章結論及びこれからの課題 ¹³²

謝辞 ¹³⁶

参考文献 ¹³⁷

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第l章序論

1. 1 高エネルギー核データの必要性

原子伎にGeV程度の高エネルギー粒子が入射すると、原子核が破砕される核破砕(スポレーション)反応(1)が起こる。核破砕反応からは、中性子、陽子はもちろん、 π中間子やd、 t、 3He、 α等といった様々な原子核粒子が多数放出される。核破砕反応では、標的原子校 (ターゲット ) に鉛やタングステン等の

重い原子核を用いた場合、一回の反応当たり数十個の中性子が生成する特長がある。この高い中性子発生率を利用して、商業用原子炉からの放射性廃棄物中に含まれる長寿命核種の筏反応による短寿命もしくは安定核種への変換、いわゆる消滅処理( 2)及び強力スボレーション中性子源の開発(3)等の研究が現在進められている。特に消滅処理に関しては、原子力委員会の提言による「群分離・

消滅処理技術研究開発長期計画」、いわゆる「オメガ計画( ⁰^{iv[ E}G A :

o P t i 0 n s !vI a k i n g E x t r a G a i n f r 0 m 全ctinides and Fissio n Products in Nuclear Fuel Cycle) Jとして研究が行われている。オメガ計画では、原子炉や核融合炉によって消滅処理を行う万法も考えられているが、日本原子力研

究所(原研)や動力炉・校燃料開発事業団(動燃)では、高エネルギーまで加速した高強度の陽子又は電子による消滅処理方法について研究を行っている(4)0

現在考えられているシステム (-1 )は、粒子加速器、スポレーション中性子源、や処理対象となる長寿命核種から構成される未臨界炉心部、熱回収システム及び発電設備等からなる大規模な消滅処理プラントであり、核反応の熱を回収して発電を行うことで加速器運転に必要な電力を賄うことができる。原研においては、

線形加速器によって陽子を数十mA、 1.5GeVにまで加速し、鉛又はタングステンのターゲットに入射させるような消滅処理システム(-1 ) が検討されている。

このターゲット炉心部の核設計を行うためには、 ìvIe VからGeV領域までの広いエネルギ一範聞にわたる評価済核データが必要となる。この評価済核データには、反応断面積、粒子生成三重微分断面積、 NpやAm等のマイナーアクチノ

イドに関する各種断面積等が含まれる。

この他に高エネルギー領域での核データの整備が必要とされている分野として、宇宙線による被曝評価、放射線治療、加速器の遮蔽設計等が挙げられる。

これらの場合放射線が人体へ与える影響を精度よく評価するため、核データの正確性及び信頼性は非常に重要となる。また、加速器のスポレーションターゲットの遮蔽設計では厚さの3乗に比例して建設費用が必要となるため、経済

的な面からも精度の高い伎データが必要となっている。

1i

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現在位界で整備されている評価済校データライブラリーとして、日本の ]E ND し3.2(::J)や米国のENDF-B/VI(bl等が存在する。しかし、今までの筏データ利用の主な目的が原子炉や核融合炉の開発設計であったため、これらの評価済核データライブラリーにおいては、 20 !vl e Vがエネルギーの上限となっている。近年、高エネルギー核データの重要性が大きくなるにしたがって、 2 0 _ìvIe V以上の領域での評価済校データの整備が行われ始めた。しかし、 GeV

程度のエネルギーまで粒子を加速することのできる加速器の数は非常に少なく、

2 0 ÌYr e Vから数GeVまでの広いエネルギ一範囲に波って実験を行うのは困難である。このため、高エネルギー核データファイルの完成にはなお時間がかかるとされている。

以上の理由から、 GeV程度の高エネルギー粒子線が発生する施設の設計には、

計算コードによるシミュレーシヨンの結果を用いているのが現状である。これらの計算コードとして、前平衡過秤又は多段階直接過粍を考慮した統計模型に

基くALICE92(7l、 G NASH(3)及びFKK-GNASH(9)等がある。これらは200!vl e V 程度までの入射エネルギーについて実験値を良く再現できるが、適用可能なエネルギー上限が低いという欠点がある。また、近年のコンピューターの進歩により、原子核反応を微視的にシミュレートする量子分子動力学( Q!vl D )による計算も行われている(10)⁰ Q!vr D計算では核反応過程毎に解析模型を使い分ける必要がなく、調節パラメータを用いずに核反応を記述できる特長がある。しかし、計算時間が非常に長くかかるため、実際の工学的応用には適していない。

このため、実際の計算にはBe rti niの核内カスケード蒸発(I N CE:

In t raNuclear Cascade Evaporation)模型(11)に基づいた計算コードがよく用いられている。

1. 2 I N CE模型計算コードの概要

IN CE模砲に基づき、工学的利用のために開発された言，-算コードに N!vrT C

(Nucleon Meson Transport Code) (12)やHETC(旦igh Energy工ransport Code) (12)がある。いずれの計算コードも、モンテカルロ法を用いた核内粒子輸送計算及び核外粒子輸送計算から構成されている。これら2つは基本的には同じ模型に基づいた計算コードであるが、 NMTCでは陽子、中性子については 3.5GeV、 π中間子入射については2.5GeVが入射エネルギーの上限であるのに対して、 H ETCではlTeV入射にまで適応できるよう変更されている。核内粒子輸送計算においては、 INCE模型に基づいて、核子又はπ中間子間の二体衝突がカスケード状に進行するカスケード計算と、原子核全体が励起された状

η/a]

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態から粒子が重心系等方に放出する蒸発計算の2段階の計算が行なわれる。以下に、カスケード計算及び蒸発計算の概要を述べる(1 4)。

核内カスケード計算では、原子核を球形の縮退したフエルミ気体と仮定する。

核子の運動エネルギーが約100 ìvl e V以上の場合、波長は校子間の平均相互距離よりも短くなるため、衝突過程は二体衝突近似がかなり精度良く成り立つ。カスケード計算では、筏子及び衝突過程で発生する π中間子をカスケード粒子として取り扱い、それぞれの二体衝突を幾何学的に進行させていく。このため、

核子及びπ中間子についての二体衝突断面積が計算を行う上で必要になる。散乱粒子のエネルギー及び運動量は、相対性理論を考慮したそれぞれの保存則に某づいて、乱数によって決定される。このときその散乱は、フエルミ統計にしたがってパウリの排他律で許されるか確認される。つまり、散乱粒子のエネルギーがフェルミエネルギ一以下であれば、その衝突はなかったものとして再び

乱数を発生させる。散乱粒子が原子核から放出される場合、核外放出後のエネルギーは核内のエネルギーからポテンシヤルエネルギーを差しヲ|いた値となる。

核内に留まっている散乱粒子のエネルギーがクーロンポテンシャルの半分以下になった場合、もはや二体衝突近似が適用できなくなるためカスケード計算は終了し、残留核の原子番号、質量数及び励起エネルギーのイ直を蒸発計算ルーチ

ンに引き渡す。蒸発計算では、粒子放出確率及び準位密度パラメータとして、

それぞれWeissko pf及びLeCouteurの公式が用いられており、 p、 n 、 d、 t、

3He及びαの6種類の原子核粒子の放出を考慮している。これらの粒子は重心

系で等方に核外に放出され、その際の残留核の反跳についても考慮されている。

寂終的に残留核の励起エネルギーが結合エネルギ一、クーロンポテンシヤル及び対エネルギー補正の和よりも小さくなると蒸発計算は終了する。

現在、各国の研究機関ではNNITCやHETCの改良が行われており、 HETC- 3STEp\15lやLAHET(16)、 HETC/KFA2(17)、 NUCLEUS(18)等の様々なパージョンが存在する。カスケード計算は高エネルギー粒子入射では実験を良く再現するが、 ] OO:tvl e V以下の入射エネルギーでは二体衝突近似の精度が悪くなるため実験との不一致が大きくなる傾向がある。またカスケード計算では、後方の高エネルギ一成分を過小評価する傾向が以前から指摘されている。このため、カスケード計算終了条件の変更やカスケード過程と蒸発過程の中間エネルギー領域での反応過程として前平衡過程を導入することにより、これら計算コードの改善が図られている。その他の改良点としては、高エネルギー絞分裂や核内での反射屈折の考慮等が挙げられる。しかし、計算結果と比較できる実験データの数白体が少ないため、これまでの計算コードの改良は未だ不十分と言わざるを得ない。また、今後ともGeV領域までの広いエネルギ一範囲に渡って、実験

ー 3・

(9)

値を用いることによってのみ校データの整備を行うことは現実的ではない。したがって、新しい実験データと計算結果との比較を行うことで、さらに計算コードの改良を続けていくことが非常に重要であると考えられる。

1. 3 本研究の目的及び本論文の構成

これまでに行われた核破砕反応に関する実験は、測定が容易であったカスケード過程からの放出高エネルギ一陽子を対象とすることが多く、数十IvIe V以

下の放出粒子についての実験はほとんど行われてこなかった。ところが、近年になって精度の良い中性子生成断面積データの必要性が高くなったことから、

数十IvIe V以下の領域での実験と計算結果についての議論が行われ始めた。最近の陽子入射による中性子生成二重微分断面積を系統的に測定した研究については以下のものが挙げられる。

Scobelら(1 9)は米国インデイアナ大において、 12 0 IvI e V及び160IvleV陽子をアjレミニウム、ジルコニウム及び鉛ターゲットに人射したときの中性子生成一重微分断面積を、 O。から1--15。までの角度で測定した。 Cierjacksら(:1 0)は、

PSI(faul _âcherrer lnstitute) において陽子の入射エ不ルギーが585IvIeV、ターゲットに炭素からウランまでの8元素を用いて測定を行った。一方、

L A ^NL(1. ⁰s 全1a mo s 旦ational 1_aborat ory)ではIvIe i e rら(2¹⁾(23)やAmianら

(2 .j)・(25 )、 Stamerら(2 6)が実験を行ったo IvI e i e rら(2¹⁾(2 3 ) は、入射陽子エネルギー

が113、 256及び318IvIeV、ターゲットとしてベリリウムからウランまでの8 元素、中性子の放出角度が7.5、 30、 60及び1500 の4方向についての中性子生成二重微分断面積測定を行った。またAmianら(2 ^.j⁾， ( 25)は、入射陽子エネルギーが597及び800NIeVの場合について、ターゲットとしてベリリウムから鉛までの1 1元素を用い、 30、 60、 90及び150。の4方向についての中性子スペクトル測定を行なった。同様にStamerら(2 6)は、 256及び800MeVの陽子をジルコニウム及び鉛ターゲットに入射したときの中性子生成二重微分断面積を、

7.5。から150。までの5方向で測定を行った。

上述のように、これまで入射陽子が800NleVを超えるエネルギーでの中性子生成二重微分断面積測定は行われていない。また現在計画されている消滅処理プラントにおける陽子の入射エネルギーは1.5GeVである。以上のことから、 1GeV以上の入射エネルギーで実験結果と計算値との比較を行って計算模型の

議論を行うことは、今後の計算コードの改良及びその工学的応用に対して非常に有意義だと考えられる。そこで本研究では、 0.8、 1.5及び3.OGeV陽子入射こよる中性子生成二重微分断面積測定を行う。ターゲットは、炭素、アlレさニ

1 •

(10)

ウム、鉄、インジウム及び鉛の5種鎮であり、飛行時間法を用いて15、 30、

60、 90、 120及び150。の6方向において測定を行う。飛行距離は約1mであり、中性子検出器にはNE213有機液体シンチレータを用いる。入射エネルギーに比較的近い高エネルギー粒子放出については、荷電粒子放出に関する研究 ( 1い(27)から INCE模型による計算結果と良く一致することが分かつており、高エネルギー中性子放出についてもこの傾向は保持されると考えられる。そこで、

本研究ではINCE模型計算との不一致が予想される1tvI ^eV^から100 ^ìvI^eV のエ不ルギ一範囲において精度の良い断面積データを得ることを目的とする。さらに

実験で得られた中性子生成二重微分断面積を INCE模型計算による計算値と比較し、計算コードの問題点について議論する。

本論文は全6章から構成されている。

第2章では、本実験に先立って予備実験を行い、中性子測定についての検討する。予備実験では、入射陽子ビームや測定効率、バックグラウンド環境、高エネルギー領域での中性子とy線の波形弁別方法について研究を行い、本実験を行うための知見を得ることを目的とする。

第3章では、本実験での巾性子測定方法について述べる。具体的には、入射ビーム中に含まれるπ +中間子の除去方法、測定に用いた検出器、データ収集

システム及びターゲットの諸特性について述べる。

第4章では、データ解析の手法について説明する。初めに荷電粒子やγ線、

バックグラウンド中性子の除去方法及びその結果について述べる。次に、断面積の絶対値を決定する際に重要となる中性子検出効率について述べる。また、

ターゲット内での多重散乱中性子の影響等の補正方法について説明する。最後に実験での不確定性やエネルギ一分解能について言及する。

第5章では、最終的に得られた断面積データを示す。まず、共通の入射エネルギーである他の実験データと比較を行い、本研究での測定が信頼性の高いも

のであることを示す。次に実験値と INCE模型計算による計算結果との問で比較を行う。 INCE模現計算は、通常のHETC及び原研のNUCLEUS(18) の2種類の計算コードを用いて行い、計算コードの問題点について議論する。また、

Q tvI D計算と実験値との比較も行い、その特徴について述べる。

第6章では、本論文のまとめを行う。また、計算コード改良に関する今後の課題について言及する。

。

(11)

第 2 章 _予備実験

2 . ₁ 測定環境及び問題点

中性子生成二重微分断面積測定を行った文部省高エネルギ一物理学研究所 (K EK)の 12GeV陽子シンクロトロン加速器 (KEK12GeV-PS)東カウンターホールを図2-1に示す。 π 2 ビームラインにおける中性子のTOF測定は、これまで柴田ら (28) によって行われた例がある。しかし、文献(28)には測定方法に関する記述はほとんど無いO このため、 π 2 ビームライン実験室で中性子を測定する際、あらかじめ測定環境や問題点を解決しておくことが必要であった。そ

こで、図中のπ 2 ビームライン実験室において、 GeV程度の高エネルギ一陽子をターゲットに入射した際に生成される中性子を飛行時間 (TOF )法によって測定することを計画し、 1---] OO"N[eVの範囲で良好な中性子測定が可能か検

討を行った。

測定を行うに当たって、当初以下の問題点が予想された。

( ₁ ) ターゲットに入射する陽子ビームは、エネルギーが12GeVの一次ビームではなく、一次ビームが主リング内部にある内部ターゲットと衝突して生成される二次ビームである。したがってビーム強度が1�10fA程度と非常に弱いO このため、ターゲットから放出される中性子収量は少なく、測定の計数率が低くなってしまう。また、二次ビームは電磁石によって実験室まで輸送されるため、ピーム中に陽子と同じ運動量のπ中間子が混入する。

( 2 ) ビーム強度が弱いため、 TOFの飛行距離は約1m程度と短くする必要がある。例えばLANLで行われたTOFY:去による中性子測定の場合(21ト(2 6)では飛行距離が約25---50mであるのと比較すると、本研究でのそれが非常に短いことが分かる。飛行距離が短いと測定する飛行時間も短くなるため、エネルギ一

分解能の低下が考えられる。

( ₃) 関2 - 1のように、実験室のすぐ近くに12GeV陽子シンクロトロン主リングが通っているため、実験室での中性子やγ線のバックグラウンドは非常に高いと予想される。エネルギーが10数"NleV程度までの通常の中性子測定では、

中性子検出器を遮蔽 ( シールド)することによってバックグラウンドを除去する場合が多い。しかし、最大GeV程度の高エネルギー粒子が多数生成する本研究のような測定では、検出器シールドの設置によって二次中性子が発生し、むしろバックグラウンドが増加する恐れがある。

(4) LANLでのTOFによる中性子測定(2 1 ). ( 2 6)では、コリメータを用いて〆ツクグラウンド事象 (イベント)の低下を図った。しかし本研究の測定のよう

- 6 -

(12)

KÐく配AM LlNES FOR COUNTER EXPERIMENTS

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KEK t2GeV PS

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π2ビームライン

図2・1 KEK12GeY-PS東カウンターホール

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(13)

に飛行距離が1m程度と短い場合、スペースの問題でコリメータは設置できない。このため、ターゲットからの放出粒子が実験室の床で散乱された後検出器に入射する床散乱中性子の影響が考えられる。つまり、ターゲットから直接検出器に入射するような本物の事象と、床散乱中性子による事象が区別できない可能性がある。

( 5 ) 中性子エネルギーが1 ìvI e V以上の領域では、中性子検出器にNE213

等の有機シンチレータを用いるのが一般的であるが、これらのシンチレータは中性子のみならずy線に対しても有感である。このため中性子測定ではγ線を

除去する必要がある。 NE213やBC501等の有機液体シンチレータを検出器として用いた場合、信号波形の減衰部分の大きさが異なる性質を利用して中性子とγ線の波形弁別(n -y波形弁別)を行うことができる。中性子エネルギーが数1 0 ìvI e V以下の範囲における中性子とy線の波形弁別についての研究は、

これまで数多く行われてきた。しかし100ìv[eVを超えるような高エネルギー領域において n-γ波形弁別を行った例はない。例えば、 Cierjacksら(^{2 0})は中性子検出器にNE213シンチレータを用いたが、波形弁別によってγ線の除去を行った。しかし、文献(20)中には、その具体的な方法は述べられておらず、ただ波形弁別を用いたとの記述があるのみである。一方、 ìvI e i e r及びAmi a nら

(2 1) (2:>)は中性子検出器の前面に薄いウランフィルターを設置してγ 線を減衰させる方法を用いた。これはy 線が原子番号の大きなウラン原子と相互作用する

確率が高いことを利用して、 y線を減衰させるためである。しかし、ウランフィルターを用いる方法ではγ線のみならず測定対象となる中性子さえもウラン原子核と核反応を起してしまい、データ解析の段階において大きな補正を必要としてしまう。このため、 y線の除去にウランフィルターを用いる方法はあまり好ましくないと考えられる。以上のように、中性子エネルギーが1 00 ìvI e V以上の領域においてγ線の除去を行った詳細な報告はこれまで無く、実験を行うに当たっては具体的なn-γ波形弁別方法を検討する必要がある。

以上の問題点を調べるため、まず本研究の目的である中性子生成二重微分断面積測定に先立ち、 KEK12GeV-PSπ2ビームラインにおいて予備実験を行つた。

2. 2 検出器の配置

予備実験では、鉛ターゲットに1.5Ge V陽子を入射して得られる中性子を TOF法により測定した。検出器及びターゲットの配置を図2・2に示す。また測定回路のブロックダイアグラムを図2・3に示す。図2-2に示すように、ビーム

- 8-

(14)

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図2-2 予備実験でのターゲット及び検出器の配置模式図

- 9・

(15)

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Neutron Detector

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Other Neutron Detectors

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Other Neutron Detectors

|記12-3 子市iij尖験における測;江戸|附のブロックダイアグラム

(16)

ライン上に4枚のNE102 Aプラスチツクシンチレータを人射ビームモニターとして設置した。これは同じ運動量の陽子とπ中間子ではそれぞれ速度が異なることを利用して、入射ビーム中に混在するπ中間子の除去を行うためである。

2枚l組のプラスティツクシンチレータはターゲツトから約20m上流に設置し、

また残りの2枚1組はターゲツト直前に設置した。これら 4枚のビームモニターからの信号をコインシデンス回路(図2-3中のC0 1 N. B E A 1tI )に入力することにより、陽子とπ中間子の弁別を回路上で行った。また、 C0 1 N - B E A tylの出

力を計数回路(SCALER)に入力し入射陽子数を得た。

中性子検出器には寸法の異なる2種類のNE213有機液体シンチレータを用いた。それぞれの大きさは、直径15.2cm、厚さ1 7.8cm及び直径12.7cm、厚さ5 .1 cmであった。千1 2.7cmX5.1 cm N E 21 3は1 5。方向に設置し、千

15.2cmX 1 7.8cmNE2 13は30， 90及び1 200 方向に設置した。ターゲツトから中性子検出器までの飛行距離は1 5。方向のみ1.5m で、残りの検出器については1 mだった。各中性子検出器の前面には、厚さ1 c m のNE102Aプラスチツクシンチレータを荷電粒子除去(ベト: Veto)用検出器として設置した。これは、中性子検出器と同時に測定されたイベントを除去することにより、不要な荷電粒子を取り除くためである。全実験データは、 CA1tlACを経由してμ

VAXコンビュータによってリストモードで収集された。得られた実験データは、オフラインで処理した。

2. ₃ バックグラウンド測定

予備実験では、まず最初に欽シールドやコリメータの無い場合での実験室のバックグラウンドについて調べた。測定結果を図2-4に示す。図2・4中の×印は1.5GeV陽子を鉛ターゲツトに入射したときの30。方向における放出中性子スペクトルを、また企印はターゲツトを外した場合での中性子スペクトルを表している。ただし、両方の結果は入射陽子数について規格化している。函2--t を見ると、中性子エネルギーが100iV[eV以下の領域では、ターゲツトインと比

較してターゲツトアウト(パックグラウンド)が 10分の 1以下と低いことがわかる。また約5001t[ e Vまでは受容できるパックグラウンドレベルであることが分かる。この理由として、図2・3の測定回路図を見て分かるようにTOF測定を 1 70nsの短いゲート幅で行ったため、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が小さかったことが考えられる。

2. 4 鉄シーjレドの彩空ß.

(17)

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NEUTRON ENERGY (MeV)

図2-4 1.5GeV陽子を鉛ターゲットに入射したときの30。方向での生成中性子スペクトル及びターゲットアウトスペクトル

(18)

先に述べたように、中性子エネルギーが10数ìvI e V程度までを測定対象とする場合、中性子検出器の周りを鉄等のシールドで囲むことによってパックグラウンドを除去する場合が多い。しかし本研究のように、最高GeV程度の中性子、

陽子及びπ中間子が多数生成するような場合、検出器シールドの設置によって一次中性子が多数発生する可能性がある。そこでシールドの効果を確認するために、検出器の周りに鉄を設置して測定を行った。鉄シールドの設置の様子を図2-5に示す。また、 1.5GeV陽子を鉛ターゲットに入射したときの90。方向

における放出中性子スペクトルを図2-6に示す。図2-6中のム印及び・印は、

シールド無しの場合と検出器を鉄でシールドした場合の中性子スペクトルをそれぞれ示している。図2-6から分かるように、中性子エネルギーが-4_}.I[e V以上の範囲では鉄シールドの影響は見られなしユ。しかし4 _ìv[e V以下の低エネルギー領域では、鉄シールドからの二次中性子が混入してしまい、シールドがない場合と比べて2 ^� 8倍と大きな値となっている。入射陽子工不ルギーが1.5GeV である場合、中性子のみならず陽子やπ中間子等もターゲットから多数放出される。しかも、これらのl次粒子のエネルギーは最大GeV程度であるためシールドの鉄原子核と反応を起こし、多数の二次中性子を生成することができる。

図2-5に示されるように鉄シールドからの二次中性子は、検出器とターゲット聞の距離と比べて長い飛行経路を経て検出器に入射することになる。中性子のエネルギーがその飛行時間によってのみ決定されることを考えると、低エネルギー領域で鉄シールドの影響が顕著である理由が分かる。

以上の結果から、本研究のように入射陽子エネルギーがGeV領域である場合には、中性子検出器にはシールドを用いない方が良いことが分かった。

2. 5 床散乱中性子の影響

中性子のTOF測定において、パックグラウンドの混入を防ぐ最も単純な補正方法は、ターゲツトを設置した場合(ターゲットイン)での中性子スペクトルから、ターゲツトを設置しなかった場合(ターゲツトアウト )での中性子スペクトルを、入射陽子数で規格化した後に差し引くことである。しかし、今回のように中性子の飛行経路に沿ってコリメータを設置できないような測定環境ではターゲツトからの放出粒子が実験室の床や他の構造材と核反応を起こして生成された二次中性子が検出されることが考えられる。先に述べたターゲツトインでのTOFスペクトルからターゲツトアウトでのそれを単純に差し引く方法では、この二次中性子を取り除くことができない。

- 13 -

(19)

Neutron Detector

Emitted Neutron

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Secondary Neutron

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図2-5 鉄シールド設置の様子

(Front View)

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(Top View)

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1 0'"' � 卒6�"_ ^一日

ー

1 02 � ^�

^ム

10'

1 00

•

1 0- ， �

^ム

1 0- 2 1 00

. 帥

.� 自明 ' 6

.ム申ーム

90deg with shielding 90deg without shielding

(bare detector)

10' 1 02

Neutron Energy (MeV)

1 03

図2-6 鉄シールドを設置した場合の中性子スペクトルただし、 1.5GeV陽子を鉛ターゲットに入射したときの90。

方向での中性子生成スペクトルを示している。

- 15・

(21)

以上の理由から、まず最初にN_ïvlT C / J _AE R 1 (1 1)を用いて粒千輸送計算を行い、床からの二次巾性子(床散乱中性子)の評価を行ったo N ïvl T C / J _AE R 1計算におけるターゲツト及び検出器の配置を図2-7に示すo これらの配置は実験室での測定環境に即して設定した。即ち、検出器は直径12 .7cm、厚さ12.7cmの NE213であり、ターゲツトから検出器までの距離は1mと仮定した。また、検出器は入射ビームラインと同じ床から1.7mの高さで、 30。方向に設置すると仮定した o 床はコンクリートでできており、その厚さは1m としたo 一般に NE213等の中性子検出器では、検出効率は中性子の運動エネルギーに強く依存するo 中性子のエネルギーはターゲツトから検出器に入射するまでの飛行時間のみで決定されるため、j未散乱中性子の本当の運動エネルギーとは必ずしも

致しないo より正確な二次中性子の評価を行うため、中性子検出効率の運動エネルギー依存性を計算に取り入れた。中性子検出効率にはC ECILコード(29)

による計算結果を用いた。以tの方法で、、 N_{1v[ T}C / J _AE R 1計算で得られた中性子TOFスペクトルから、実際に測定されるであろうTOFスペクトルを得た。

1.5GeV陽子が鉛ターゲツトに入射した場合での計算結呆を図2司8に示す。

図中の実線はターゲツトから直接検出器に入射する中性子の生成二重微分断面積であり、また破線はターゲツトから床を経由して検出器に入射する床散乱中性子の見かけ上の生成二重微分断面積を表しているo 図2-8から分かるように、

中性子エネルギーが1_ÌYIe V以上の領域で床散乱中性子の影響はほぼ無視でき、

しかもエネルギーが高くなるにしたがってその影響は小さくなっているo しかし、 1_1vIe V 以下の領域では床散乱の影響は顕著となってしまう。この理由も、

先に述べた鉄シールドの影響での考察と同様に考えることができるo つまり、

床を経由して入射する床散乱中性子の実際のエネルギーが高い場合でも、全飛行経路が長い分だけ飛行時聞が長くなってしまい、結果として見かけのエネjレギーが低くなってしまうことによる。本研究では1_ÌY[e V以上の中性子を測定対象として考えているので、計算結果からは床散乱中性子による影響は無視できるといえる。

次に直接検出器に入射する中性子を除去するために鉄の遮蔽俸(シャドーパー)を尉いた実験を行い、床や他の構造材からの二次中性子の影響が無視できることの確認を行ったo 千12.7cmX5.1cmの NE213を90。方向に設置し、直径15c111、厚さ100cmの鉄のシャドーパーをターゲツトと検出器の聞に設置した。シャドーバーを用いることにより、ターゲツトからの中性子を除去し、床や実験室内のその他の構造材からの中性子のみを測定することができる0

1.5GeV陽子を鉛ターゲツトに入射した場合の実験結果を図2-9に示す。実験では、シャドーバーを設置した場合と設置しなかった場合のそれぞれについて

(22)

Target Beam Line

...・・・4山・・・・・... . .. .. . ... ... . . ... .. . ... ... ..... . ... .. . ..・ーー

10 m

Neutron Detector

Concrete Floor 1 m Thick

図2-7 床散乱中性子の影響を調べるためのNNITC/JAERI計算におけるターゲット及び検出器の配置模式図

- 17・

(23)

ーー可

一一』一一一一ー→

』ーーーー

Neutron spectra 1 04

1 05

1 03 1 02 10' 1 00

(F1>ωEFB 」ω

心ε)CO一μυωωωωO」υ

Scattered

Neutron Spectra 1 0-

¹

1 0- 2

1 03

【/」、IF O V 1 e M /E\ VJ Gd 勾l rt o m τl 「巳

1 00

Neutron 10・3

1 0-

^，

図2・8 床散乱中性子の計算結果

ただし、 1.5GeV陽子が鉛ターゲットに入射した場合のNNITC/JAERIによる計算結果を示している。

- 18 -

(24)

ハVハU FO [戸『(凶\ F C凶)C一 F E」ω心ε]CO一ぢωωωωO」υ

T T

k 不Without Shadow Bar

t

1000

T

800 ー

4

→

マふ企 ψ小企 AV心 T不必ふ??企- ふ? 企了↓↑上ム4

T↓↑ム企 T↓↑i

ムム T↓小i 企 T l U小 l - 企ム T↓? 企 Tヤ小ム企 ↓小ム企

ふ小ム A

↓小ム企ふT A A A A A A-

トト

。 400

ー

With Shadow Bar

ト

ー

1 03

送]2・9 床散乱中性子の測定結果

ただし、 1.5GeV陽子が鉛ターゲットに入射した場合の90。方向での測定結果を示している。

」一一ム

101 1 02

Neutron Energy (MeV)

I I I I I I I I I

-200 1 00

ー19・

(25)

ターゲツトイン及びターゲツトアウトの測定を行い、計4種類の中性チTOF スペクトルを得た。入射陽子数を規格化した後、ターゲツトインのスペクトルからターゲツトアウトのスペクトルを差し引くことにより、シャドーバ

プ

^を設

置した場合と設置しなかった場合の2種類、の正味の中性子スペクトルを得るこ

;

^{がで、きた}^。 ^図2^-^9中で^、 ^× ^{印はシャドーバーを設}^置^{しなかった場}^合^{、即ち} ^通

常得られる中性子生成二重微分断面積を示すo また、企印はシャドーバーを設置した場合、即ち床や他の構造材からの中性子によるエネルギースペクトルで

よ

^り ^、 ^{単位は中性子生成二重}微分断面積と等しいo ただし、シャドーバーを設置した場合では測定量が少なかったため、ターゲツトインでのTOFスペクトルからターゲツトアウトでのそれを差しヲ|いた結果、実験イ直が部分的にマイナ

スとなってしまったo このため、図2-9の縦軸は直線で表示している。図から分かるように、 100 tv1 e V以下の低エネルギー領域では床散乱中性子の影響は無

視

で、きることが分かるo 一方500tvI e V以ヒの高エネルギー領域では床散乱中

住

子の影響が大きいように見える。これは、シャドーバーを外した場合での測定においては5001'1e V以上の高エネルギー中性子を十分に測定することができず、

ターゲツトインとターゲツトアウトの差が有意に現れなかったことが原因として考えられるo 本研究では測定対象とする中性子エネルギーは1 tv1 e V以上 300 tv1 e V以下であるo 以上の結果から、床や他の構造材からの二次中性子が測

定に影響を与えないことを実験で確認できた。

2. 6 中性子及びy線の波形弁別

NE213等の有機液体シンチレータを中性子測定に用いる場合、シンチレータが中性子ばかりでなくγ線に対しても有感であるため、これら両者間での弁

別は非常に重要となるo 実験で得られた TOFスペクトル中には、中性子とy 線が区別されないまま測定されている。このため中性子のみのTOFスペクトルを得るためには、中性子とγ 線を波形弁別することが必要である。

中性子やy線は、非荷電粒子であるためシンチレータ内で直接電離を起こすことはない。通常NE213等の有機液体シンチレータを中性子検出器に用いる場合、中性子はシンチレータの構成元素である水素や炭素と散乱または核反応を起こして、陽子やα粒子といった二次荷電粒子を放出する。また、 γ線のシンチレータとの相互作用は電子とのコンブトン散乱または電子対生成が殆どである。このため中性子やγ線は、 α粒子、陽子及び電子といった二次荷電粒子によってシンチレーション光に変換されることになる。

有機シンチレータでのシンチレーシヨン光は、時間的に即発蛍光成分と遅発

- 20 -

(26)

蛍光成分とに分けられるo このうち光収率の殆どは民IJ発成分となるが、光の弱

い遅発成分は放射線の波形弁別を行うために重要である。これは遅発成分の光収率が、粒子のエネルギ-i員失dE/dx に依存するからである(30)o したがっr

シンチレーシヨン光の遅発成分では、エネルギ^ー損失の大きいα 粒子や陽子の

光収率に比^べて、エネルギー損失率の小さ^い電子による光収率は少なくなる。中性子がα粒子や陽子といったエネルギー損失の大きな粒子として検出され、

γ線がエネjレギー損失の小さな電子として検出されることを考えると、遅発成

ん

の違いを利用して中性子とγ線の波形弁別を行うことができるo 最近の研究で、日756MeVの単色中性子をBC501Aシンチレータを用いてi�院を行い、適切な波形弁別によってp， d， 3h及び α 等の生成軽イオンを識別した報告もある(31)o なお、シンチレータから光電子増倍管を経た後の信号では、この中性子とy線の遅発成分の違いは、信号の減衰時間の違いとなって観測されることにな

Z

^。 ^これま^で^、^主 ^l^こ ¹⁰^数^:tvl^{e V}^以下^の中^性^子^に^つ^いて^数多く ^行^わ^れて^き^た^中

!日とy線の波形弁別(n-γ波形弁別)方法は、大きく ² ^つに

分七戸 f ?

ができる。それらは一般にゼロクロス点法⁽³²⁾(³⁵⁾及びゲート積分法^\.j ₁₁_ペ川_、_J，と呼ばれている。

ゼロクロス点法とは、光電子増倍管からの単極性信号を、微分回路を経由させることによって双極性信号に変換し、信号の立ち上がりから梅性交換点(ゼロクロス点)までの時間の差異によって中性子とy線を弁別する方法である。

ここでゼロクロス点の差異が、中性子(主に陽子)とγ線(電子)の信号の減衰時定数の違いに対応しているoゼ、ロクロス点j去の原理を図2 - 10に示すo ゼロクロス点法は1960年代からn-γ波形弁別に用いられ、専用のモジュール (ZCD: Zero Cross Detector)のディスクリレベルを設定することで測定回

路上でリアルタイムに中性子とγ線を識別することができる。

ゼロクロス点?去には、

( 1 ) 文献(³8)に報告さ^れてい^るように、低^エネ^ル^ギ^ー領成^における n -γ波形弁別の弁別能は、ゲート積分法より優れている。

( 2 ) ゼロクロス点を検知するためのZCDが必要である。

( 3 ) Z C D では信号の通過時聞が数百nsもかかり、TOF測定において

は他の装置とのタイミングを取るのが困難である。

といった特性がある。特^に ( 3 )の特性のため、TOF測定において回路のタイミング調整を行う場合は、ZCD回路の信号通過時間によって測定系全体の信号通過時聞が決ってしまうことになる。このため信号通過時間の短い部分には、

数10mもの長い遅延ケーブルを用いて信号を200---300ns遅らせる必要性が生じる。

- 21 -

(27)

且Tt 、aJ

hH

ωe 町山り

p'UH

_

ⁿ

Time

TDC data

γ

災12-10 ゼ、ロクロス点法の原理

(28)

Prompt Gate

Time

d

e VJ

a

--+t e

e a DG

•

• 350ns が「i

ゲート積分法の原理

ミ

，

MIl--

j y:

徒歩:40ns

1.J

i‘

「00ωοω一。 γ

150ns

災12噌11

- 23 -

(29)

方ゲート積分法とは、中性子とy線の信号の減衰部分の違いを直接記録して弁別を行う方法である。具体的には、電荷収集型アナログーデジタルコンバ

ーター(A DC)を用いて検出器信号の立ち上がり部分と減表部分のそれぞ、れの電荷をデジタル化し、オフライン処理で二次元表示を行うことによって中性子と γ線とを弁別する。ゲート積分法の原理を図2- ¹1に示す。このゲート積分法

には、

( 1 ⁾ 専用のモジュールを用いる必要がなく、汎用のADCやゲートジ

ェネレーター(G. G. : Gate Generator)を組み合わせるだけで波形弁別を行うことができる。

( 2 ) 大きな信号に対しでも飽和を起こさず、高エネルギー領域でも波

形弁別が可能である。

( 3 ) 各イベントを二次元表示して、ソフトウェアで中性子とγ線を弁

別するため、リアルタイムで弁別を行うことができない。

といった特性iカぎある。

予備実験ではゼ、ロクロス点法とゲート積分法のn-γ波形弁別の様子を調べ、

どちらの方法が本研究の中性子測定に適しているか検討を行った。ゼ、ロクロス点法及びゲート積分法を用いた場合における波形弁別結果を、それぞれ図2 -

1 2及び図2- 13に示す。図2- 12を見ると、ゼロクロス点法によってn-y弁別を行った場合、信号の全電荷量が大きくなるにしたがって中性子とγ線の弁別が困難になってくる。この原因として、信号変換用の微分回路(前置増幅器) では大きな信号が入力すると飽和が起こり、この飽和によってゼロクロス点が決ってしまうと考えられる。本研究のように1 NI e Vから数1⁰⁰Nle V程度までのエネルギ一範囲の広い中性子測定を行う場合、ゼロクロス点法を用いることは適当ではないと考えられる。

一方図2 - ¹ 3を見ると、ゲート積分法によって n-y 波形弁別を行った場合は、中性子とγ線が非常によく分離している様ア-が分かる。信号の立ち上がり部分の電荷量が信号の全電ィ苛量とほぼ等しいことを考えると、大きな信号が入力したときも中性子とγ線は容易に弁別できることも分かる。このためゲート積分法が、広いエネルギ一範囲での中性子測定に適していることが分かった。

以上の結果から、本研究にはn一γ波形弁別にゲート積分法を採用することに決定した。

2. 7 予備実験の結果

以上の予備実験結果から、以下の知見が得られた。

(30)

.・

岨9

もえにもやじ\トトト

も乞

u

qも\.

ヘ

広/

図2・12 ゼロクロス点法を用いた場合のn-γ波形弁別結果

- 25 -

(31)

。も

、色。

\ざι生

\ (\) "一

、 Cシづ

Q �

〆(\)

/"

。

づ4ノ

( 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

�ー

図2・13

�・・

ω-cコ00

- 26・

(32)

( 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4^ìvIe 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N^ìvIT 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 ^ìvIe V以上500^ìvIe 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 ^ìvIe 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。

(33)

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 ₁Ì\t[及びC A _rvIAC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 -

(34)

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

(35)

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 -

(36)

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 _ìvle 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 -

(37)

(](](]

YIELD OF POSITIVE PARTICLES π2 BEAM

ス叫ハU

Primary Protons :

8 GeV

Prod. Angle ^:

10-

L\P/P ^:

:士r

^% ^- Beamしeng↑h ^:

28

^m Prod. Targe↑ : AL

今 6_

^{1 ，..}

去ι 一

.r�一一 Jf戸

^じ

×

7T 十

o �，，4

"

10

てコ

<l>

〉ー

102 1.0 戸

2.0 3.0 4.0

Momentum (GeV / c)

図3・3 KEK12GeY-PS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

ー 32 -

(38)

と表せられる。ここで mA及びmBはそれぞれ粒子A及びBの静止質量であり

mA >mBとする。式 (3 -2 )及び(3--t)を用いて、飛行距離Lが20mで入射陽子エネルギーが0.8、 1.5及び3.0GeVのときのπ+中間子と陽子それぞれの飛行時間

及びその時間差を表3- 1に示す。表3-1より、入射陽子エネルギーが 3.0GeVのとき、陽子とπ+中間子との時間差は最も短くその値は1 .9 3 nsとなる。したがって、陽子とπ+中間子を測定回路上で確実に弁別を行うためには、測定系での時間分解能がこの1.9 3ns より十分に優れている必要性がある。つまり、入射陽子検出系には時間分解能の特に優れた検出器及び測定方法を選択しなけれ

ばならない。

通常優れた時間分解能が必要とされるような高速タイミング測定では有機系シンチレータが用いられる。その中でも特に設置方法、取り扱いや加工の容易さの点で優れているプラスティツクシンチレータが良く用いられる。検出器の

時間分解能はシンチレータとシンチレータに接続した光電子増倍管で決定されるため、入射陽子検出系の検出器には時間分解能の良いプラスティツクシンチレータと光電子増倍管を組み合わせて用意する必要がある。そこで今回の実験では、入射陽子検出器としてビームライン上に4枚のプラスティツクシンチレータを設置した。その内の2枚は厚さ5又は10mmのPi ₁ot-Uシンチレータで、

図3-1に示すようにビームライン上のターゲットから約2 0m上流にl枚 (Pilot-U-A) 、ターゲット直前にl枚(Pilot-U-B)設置した。 Pilot-Uは、

プラスチックシンチレータの中でも特に時間分解能に優れているため、超高速タイミング測定に用いられる。残りの2枚は厚さ5mmのNE102A シンチレータ(NE102A-A，B)であり、共にターゲット直前に設置した。 Pilot- Uシンチレータには、光電子増倍管として直径2 "の市販品の中で最も時間分解能が優れていた浜松ホトニクス製H2 _.13 1を用いた。また、 NE102Aシンチレータに

は、 H2431に次いで時間分解能が優れているH194 9を用いた。

Pilot-Uについては、 l枚当り2個の H2431を両覗きの形になるようにシンチレータに接続した。これは、実験終了後のオフラインデータ処理において、

2個の光電子増倍管からの信号を時間平均することにより時間分解能が向上するためである。いま 2本の光電子増倍管の時間分解能が等しく、かつシンチレータ自身の時間分解能が無視できるほど小さいと仮定する。誤差の伝播式から、

2本の光電子増倍管からの信号を時間平均して得られた検出器全体の時間分解能は、

at~ =-

L

_企tD_\_.r-r

'-'，，，，..1 2 ^.げ.，

( 3 -_{5 )}

- 33 -

(39)

Incident Proton Energy (Ge V)

0.8

1.5

3.0

表3-1 入射陽子及びπ+中間子の飛行時間ただし、飛行距離は20mとする。

Particle Flight Time (ns) Momentum

(GeV/c) Proton Pion

1.46 79.2 67.0

2.25 72.2 66.8

3.82 68.6 66.7

ー34 -

Time Difference (ns)

12.2

5.4

1.9

高エネルギ-陽子入射反応における中性子生成二重微 分断面積の測定

九州大学学術情報リポジトリ

Kyushu University Institutional Repository