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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第4章データ解析

4. 1 緒百

本研究の目的は、陽子入射による中性子生成二重微分断面積を得ることであるが、中性子TOF測定から得られた中性子TOFスペクトルは、そのままでは断面積に変換することはできなし川実際の測定においては、陽子以外の入射粒子によってイベントが起こる場合や、 γ線や荷電粒子が検出される場合、ターゲットから放出された中性子以外のバックグラウンド中性子などが検出される場合も起こり得るからである。したがって、データ解析を行う上では、入射陽子とターゲット原子核による(p， x n)反応からの中性子以外のイベントを取り除く必要がある。本研究では次のように不要なイベントの除去を行った。

( 1 )入射ビーム中からの陽子以外のイベントの除去

( 2 )生成荷電粒子の除去

( 3 )γ線の除去(n -y波形弁別) ( 4 )バックグラウンドの除去

( 4 )のバックグラウンド中性子を除去する最も単純な方法は、入射陽子数で規格化した後、ターゲットを設置した場合(ターゲットイン)の中性子TOF スペクトルから、ターゲットを外した場合(ターゲットアウト)のそれを差し引く方法である。この方法を用いた場合、入射ビームがターゲットホルダーやビームダンプ、他の構造材等と反応を起こすことで生成されるパックグラウンド中性子を除去することができる。しかし、測定環境中には入射ビームに依存しないバックグラウンド中性子やノイズ等も存在する。データ解析においては、

これら時間に依存しないバックグラウンドを除去する必要があるため、いくつかの方法を併用することによりバックグラウンドの除去を行った。

断面積の絶対値を決定する上で重要な要素のーっとして、中性子検出効率がある。本来ならば、実験により検出効率を求めることが望ましいが、広いエネルギー領域に渡って実験値を得ることは困難である。このため、本研究では汎用の計算コードにより検出効率を算出し、これを用いて中性子収量を求めた。

得られた中性子収量にデータ補正を行うことで、最終的な断面積を得ることができた。データ補正の中で最も重要なものは、ターゲット中での多重散乱効果の補正である。前章最終節で述べたょっに、本研究で用いたターゲットの厚さは1---10cmとかなり厚い。したがって、入射陽子とターゲット原子核の一次反応からの生成粒子(中性子、陽子、 π中間子等 ) が、ターゲット内で二次反応を起こして、新たに中性子を生成することが考えられる。測定上は、このよ

- 48 -

(3)

うな多重散乱中性子と真のイベントである一次反応からの中性寸ことを区別する

ことができない。このため計算^によって、多重散乱効果^{を補}正^{した。また} 本研究では、多重散乱補正以外にも様々なデータ補正を行った。

第4章では以上に述べた、データ解析の手法及びその結果について述べる。

さらに最終的に得られた断面積データの不健定性及び測定でのエネルギ一分解能についても議論を行う。

4. 2 入射陽子ビーム中からの偶発的事象の除去

前主主でも述べたが、加速器主リング上に設置された内部標的からの二次粒子を入射ピームとして用いているため、人射ビーム中には陽子と同じ運動量のπ

+ 中間子が混^入して^い^る。測定回路^{上で}は、各^{入射ビームモ}^ニ^{ターからの信号} を同時計測モジュール(COIN1)の入力時にタイミングを取ることで、陽子入射のときのみ次段の中性子検出器との同時計測モジュール(COIN2 )に信号を出力することになっていた。しかし、非常に微妙なタイ _ミングが必要^とされることや、偶発的事象によりコインシデンスが成立してしまった結果として、

C OI N ¹^から信号^{が出力される}場合^も起^こり ^{得る。このた} め^{データ解}析^の最初

の段階^で、 ^陽子が入射したとき以外の事象^を除^{去する} 必要^がある。

入射粒子のタイミングに関する情報はlイベント毎にTDCに記録されているため、次の式で表せられるTDCi町をヒストグラム化することで入射粒子の飛行時間分布が得られる。

(4 -1 )

ここで、 TDCB(R)、 TDCB(L)、 TDCA(R)及びTDCA(L)はそれぞれPi 10 t-U-B( R) 、 Pi10t-U-B (L )、 Pi10t-U-A(R )及びPi10t-U-A(L)の光電子増倍管から信号の TDCの値を示す。式(₄_- ₁)を用いて、測定イベント毎のTDCj町を集計して得られた入射粒子時間分布を図4 ^- 1に示す。図 4-1中を見ると、 500c h付近に陽子入射を示すピークがあることが分かる。また広い範囲に渡って連続部分が存在しているが、これらは偶発的に同時計測が重なってしまったイベント、もしくは ^{π +} 中間子等^の粒子が入射したイベントを示している。 _このため、ピークの部分のイベントについてのみ真に陽子がターゲットに入射したものとしてデータ解析を行った。その他のイベントについては、陽子入射以外のイベントとして除去した。ただし、人射陽子数を記録しているスケーラーの値は、除去した

- '19 -

(4)

1 06

1 05

1 04

司、ぜ

内/」

ハU

ハU ωccω工ハ)\ω一三コoυ

101 1 00 450

Proton

、、、

主 _•

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Pion( +)

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•

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. ...輔、・

•

一 •

p a .、、- . .... ・

. ・. 晶

、、..・

• • • ..

..

•

••

•• •

500 Time (ch/0.25ns)

550

図4-} 中性子TOF測定での入射粒子時間分布

- 50 -

(5)

イベントについても積算したことになっている。

以上の万法により、真に陽子がターゲットに入射したときのイベントについてのみデータ解析を行うことができる。しかしこの方法のみでは、依然として

C OIN 1において偶発的に同時計測が重なってしまったイベントやπ+中間子等の粒子が入射したイベント等が、スケーラーに記録した入射陽子数に含まれてしまう。スケーラーは入射陽子数としてCOIN 1の出力のみを積算するため、

入射ビームモニターでの同時計測が成立した場合のみの入射粒子TOF時間分布を用いて入射陽子数を補正する必要がある。以上の理由から、ターゲットインとターゲットアウトの測定の他に、入射粒子時間分布についても測定を行った。このとき、中性子検出器との同時計測を行わず、入射ビームモニターでの同時計測のみが成立したときにデータ収集を行った。具体的には、図3-2に示されるCOIN--!の同時計測を外し、 COIN 3で同時計測が成立したときに直接

C A ìvIA C系にトリガ一信号を出力した。測定した入射粒子のTOF時間分布を図

-1-2に示す。横軸の値は、図4-1と同様に式(₄_-1)を用いている。ただし、図4- 2ではPilot-U-B(R)自身で測定のトリガーがかかるため、時間反転にはなっていない。このため、図 4-1と異なり陽子とπ+中間子の位置は逆転している。

しかし、陽子とπ+中間子のピーク間の時間差は、図4-1及び図4-2共に4.8ns

と全く等しかった。

図4-2 に見られるような陽子ピークのカウント数と及びピーク以外の部分のカウント数を、それぞれNpeak及び、Nourとすると、入射陽子数補正係数Rinc.pは次式で表せられる。

R;�� = � T

N peαk -

tnc.p Npeαk 十N ₍₄_-2 )

スケーラーの値の累計に式(₄-2 )で求めたRinc.pを乗じることによって、最終的な入射陽子数を得ることができる。

4. 3 ベト検出器との反同時計測による荷電粒子の除去

陽子がターゲットに入射した場合、ターゲットから放出される放射線としては、中性子以外に陽子やπ+中間子等の荷電粒子、またはγ線などが考えられる。このうち、中性子検出器とその前面に設置した荷電粒子除去(ベト:

V et 0 )用検出器の両方で信号が検出されたイベントを除去することで、荷電粒子を取り除くことができる。 3.0GeV陽子を鉛ターゲットに入射したときの

- 51 -

(6)

1 04

•

e-句"" ・.r ・

Proton

� 、\

二品、

1 03

•

• •

•

Pion( +) 1 02

一ωccmw工ハ)\ω一戸Cコoυ

•

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... . ._... ..

v‘.・・..

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10'

..

. - ..1

•

1200

ハU ハU づ/ ハU ハυ

1000 Time (ch/25ps)

900 800

図4-2 入射ビームモニターでのみ同時計測を行った場合の入射粒子時間分布

- 52 -

(7)

300 方向に設置されたベト検出器のADCの信号電侍分布を出J-1 -3に示す。荷電粒子がベト検出器であるNEI02Aプラスティツクシンチレータに入射した場合、必ず発光が起こり光電子増倍管からの信号がADCに記録される。しかし非荷電放射線である中性子やγ線が入射した場合は、シンチレータ内で相互作用を起こして荷電粒子を生成しない限りは信号は生成されないが、 ADCが電荷収集型であるためADCの値はオフセット値が記録されることになる。したがって、図--1-3の1--10 c h以下のイベントについては、中性子又はγ線が中性子検出器で検出されていることを示している。

データ解析では、各ベト検出器にディスクリレベルを設定し、ディスクリレベル以上のイベントについては街電粒子が検出されたものとして除去を行った。

このとき、中性子がベト検出器内で核反応を起こして荷電粒子を生成し、かっ生成粒子(中性子または荷電粒子)が中性子検出器で検出されるイベントも考えられる。このように、中性子が検出されたのに解析を行わなかったイベントについては補正が必要である。この補正方法については4. _8. 2で説明を行つ。

4. 4 ゲート積分法による波形弁別

普通NE213等の有機シンチレータは、中性子のみならずγ線に対しでも有感である。このため、有機シンチレータを用いての中性子測定ではy線の波形弁別が非常に重要である。これまで様々なn-γ波形弁別の方法について研究が行われてきたが、今回の測定には2. 6でも述べたように高エネルギー領域での弁別能に優れているゲート積分法を用いた。ゲート積分法による波形弁別の結果を図4-4に示す。図4-1-aは、 1.5GeV陽子を鉛ターゲットに入射したときの30。方向の直径12.7cmX厚さ1 2.7 cmのNE213有機液体シンチレータにおける波形弁別の結果である。図4-4-bは、 1.5GeV陽子を鉄ターゲットに入射したときの波形弁別の結果である。横軸は光電子増倍管からの信号の立ヒり部分にゲートをかけたときのADCの値、また縦軸は信号の減衰部分にゲート

をかけたときのADCの値を示している。凶中では、検出したイベント毎に点を表示している。また図4-4-a及び4・4-bは、それぞれベト検出器と中性子検出器の問で反同時計測及び同時計測を行った場合の波形弁別の結果であり、前者が中性子及びγ線についての結果を、後者が陽子やπ中間子等の荷電粒子についての結果を示している。リストモードで記録した実験データにはターゲツ

トからの放出中性子のみならず、放出荷電粒子についての情報も含まれている。

本研究の目的は中性子測定であるが、放出荷電粒子についても解析を行うこと

円〈UFO

(8)

1 05

Neutron and γ-ray

•

. ;，

•

Charged Particle

•

1 04

1 03

1 02

10'

一ωccE六)\ω一三コoυ

500 400

• ••

200 300 Pulse Charge (ch)

-

1 00 100 0

凶4-3 3.0GeV陽子を鉛ターゲットに入射したときの 30。方向でのベト検出器の信号電荷分布

(9)

ハU ハU ハU

ハU

2 0

2 (工 υ) ω

一戸句。ちω\ハ何一ωG

工 μ一三υO〈

3.0 GeV p on Pb

n

200 400

ADC with Prompt-Gate (ch)

図4-4-a 1.5Ge V陽子を鉛ターゲットに入射したときの

30。方向でのゲート積分法によるn-y波形弁別結果

(10)

2500

1 .5 GeV _p

_on

Fe

γ(e)

1000

凶4-4-b 1.5GeV陽子を鉄ターゲットに入射したときの 30。方向でのゲート積分法によるp-πt波形弁別結果

. . ハU

ハU

ハν ハU

ハV

ハU ハU

RJ

ハU

2

1 1 (工

ハ))ω一戸内川)烹又ω一

ωQ 工一主主υO〈

0 0 500

- 56・

(11)

1 04

ヘ

'-ームÎ' ム

Neutron γ-ray

•

1 03

ü

ムム

1 02

101

一ωccmw工ハ)\ω一戸Cコoυ

�

ム

200 50 1 00 1 50

Time of Flight (ch/0.5ns) 1 00

0

川4-5 n - y 波形弁別を行った後での、 1.5GeV陽子を鉛ターゲットに入射したときの30。方向での中性子TOFスペクトル

- 57・

(12)

で陽子やπ中間寸こに関する知見が得られる可能性がある。これらの理由から、

荷電粒子についても波形弁別を試みた。

図4-4-aを見ると中性子とγ線がきれいに弁別できていることが分かる。しかし、横軸の立上り部分のADCの値が 150chを過ぎた辺りから、縦軸の減衰部分のADC が減少し始めている。この原肉としては、ケーブルとモジュール間での信号の反射及びアンダーシュートの2つが考えられる。反射した信号は元の信号と比較して波高が小さく、かつ槻性が反転している。また反射した信号は約330ns遅れて現われるが、この部分は元の信号の減衰部分に相当する。

反射した信号の波高は小さいためアンプや光電子増倍管で飽和現象が起こらない。したがって元の信号の減衰部分では反射信号による相殺効果が強く影響することになる。また、アンダーシュートは信号の大小に関わらず起こり得るが、

特に信号が大きいとき顕著である。以上のことから、 ADCの値が減少することが分かる。さらに図4-4-aを見ると、横軸の値が600chを超えると傾きが急激に増加している。これもまた光電子増倍管での飽和現象が原因だと考えられる。つまり、信号の立上りの波高の大きな部分は飽和が起こりやすく、 ADC の値は一定値に近付いていく。しかし、減衰部分は充分小さいため飽和は起こらず、 ADCの値は信号の大きさに応じて単調に増加していく。以上が、傾きが急激に増加する理由である。

中性子及びγ線はいびつな分布を持ちながらもそれぞれがきれいに分離できている。データ解析では、図4-4-aのような分布図上で境界を設けることでγ 線の除去を行った。 n-γ 波形弁別後の中性子とy線のTOFスペクトルを図 4-5に示す。ただし図4-5は、図.J-.J-aと同様に1.5GeV陽子を鉛ターゲットに

入射したときの30。方向の直径12.7cmX厚さ12 .7 cmのNE213有機液体シンチレータにおける中性子TOFスペクトルである。図4・5を見ても分かるように、

n-γ波形弁別を行った場合は1 6 Oc h付近の即発γ線のピークはきれいに除去されている。以上の結果から、本研究のように100 _ìvIe V以上の中性子が検出される場合でも、ゲート積分法を用いた波形弁別によりγ線は除去できることが分かった。

一方、図4-4・bを見ると、荷電粒子である陽子、 π中間子及び電子が弁別されている様子が分かる。ただし図中の電子は、ターゲットから放出されたγ線とベト検出器内でコンブトン散乱した後に中性子検出器に入射したものである。

NE213等の有機シンチレータの波形弁別において、 π中間子が識別された報告は本研究が初めてである。次に、ターゲットからの荷電粒子生成二重微分断面積を求めるためにデータ解析を試みた。しかし、空気や厚いターゲット中での荷電粒子のエネルギ一応失が大きいため正確な粒子エネルギーを決定するの

(13)

が凶難であるため、本研究では荷電粒子に関する断面積を得ることを断念した。

しかし、陽子、 π巾問子及び電子の間での粒子識別が有機シンチレータによる波形弁別で可能であることが確認されたことから、今後の放射線計測においてなんらかの応用が期待される。

4. 5 バックグラウンド中性子の除去

4. 5. 1 時間に依存するパックグラウンド中性子の除去

中性子をTOF法によって測定する場合、バックグラウンド中性子としては次の3つのものが考えられる。すなわち、

( 1 )ターゲットから放出された高エネルギー粒子が、実験室の床で散乱又は核反応を起こして生成される二次中性子。 (床散乱中性子)

( 2 )入射陽子がターゲットホルダーやビーム軸上に設置されたピームモニターと核反応を起こして生成された二次中性子。 ( 時間に依存するバックグラウンド)

( 3 )入射陽子ピームとは全く関係無く、測定環境中に存在するバックグラウンド中性子。 (時間に依存しないバックグラウンド)

である。このうち( 1 )については、第2章で述べた予備実験によって床散乱中性子の影響は無視できることを確認した。そこで( 2 )と(3 )のパックグラウンドを除去する方法について考えてみる。

図4-6に模式的な中性子TOFスペクトルを示す。実線がバックグラウンドを含んだスペクトル、破線は(2 )のターゲットホルダーやビームモニターからのバックグラウンド中性子TOF スペクトル、そして点線が (3 )の測定環境中に存在する時間に依存しないバックグラウンド中性子TOFスペクトルである。また、即発y線のスペクトルを一点鎖線で示す。 ( 2 )の時間に依存するバックグラウンドを除去する最も単純な方法は、入射陽子数によって規格化した後、ターゲットを設置した場合(ターゲットイン)のスペクトルからターゲツトを外した場合(ターゲットアウト)のスペクトルを差し引くことである。

しかし、この方法を用いた場合では、 ( 3 )の時間に依存しないバックグラウ /ド中性子を完全に取り除くことはできない。なぜなら(3 )のパックグラウンドは入射陽子数ではなく、測定時間や周囲の実験室でのビーム使用状況等に強く依存するするからである。このため、 ( 3 )の時間に依存しないパックグラウンドを除去するために次の項で説明する方法を用いた。

- 59 -

(14)

Flash y -ray

--EE-- -E--E・E・--z a--- --- -E・E・E・E・ --E ・E・-EE--BE- -- -aEE--- -- -E・E・---- --- ----EEE---

---

-E・E・E・E・--- hiE・E

・--- -- ---E-- --- --- --- -EE---E・E・ --- -E--- ---E・E・ --- --- ----EE-- -- li--- ti EE『l E EE -- E SE as t 1 1 E1

Measured Neutron Spectra

X

一心CCのこO\のさコ00

Time Dependent Background Neutron

，〆ノF 、4戸、 \!

向...

す

^.^L.・・・・・・・圃・・・・・・・・・---

，

V

〆 ↑

Time Independent Background Neutron

Time of Flight Channel

般的な中性子TOFスベクトル模式図 Discri. Level

図4-6

ハリρhu

(15)

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

シンチレータ内では、 γ線が電子に、そして中性子が陽子等に変換することで発光することになるが、 N E213有機液体シンチレータの陽子と電子に対する光出力については一般に次の関係式が成り立つ(2910

( -4 -3 )

ここで、Te及びTpは電子及び陽子のエネルギーを示す。中性子が有機シンチレータ内で核反応を起こし発光する場合、その光出力が最大となるのは水素原子核と弾性散乱を起こして陽子をO。方向に叩き出すときである。なぜ、なら、炭素との核反応のQ値は全て負であるため生成荷電粒子は中性子の入射エネルギー以上には成り得ないからである。また、同じエネルギーを持って放出された陽子と ^{d や} ^α では、 ^発光^量は陽子のとき ^{に最}大となる(4 1). (-l 2 )。以上の理由から、

E213等の有機液体シンチレータでは中性子による最大光出力は、。。方向への弾性散乱陽子となる。ここで陽子と中性子の質量が等しいと仮定すると、

中性子による最大光出力は中性子の運動エネルギーそのものとなる。

通常NE213有機液体シンチレータを用いた中性子測定では、 137Csゃ60Co からのγ線を用いてディスクリレベルを設定する。このとき式(4 - 3)で表される電子と陽子の光出力の関係から、ディスクリレベルに相当する中性子のエネルギーが求めることができる。測定対象のターゲットから放出された中性子のエネルギーは即発γ線のピーク位置から決定できるため、図4-6中にあるディスクリレベル以下の領域にある中性子は時間に依存しないバックグラウンド中性子であると考えられる。時間に依存しないバックグラウンドは中性子TOF スペクトル中に均一に分布していると考えられる。したがって、ディスクリレベル以下の中性子を集計して、 1チャンネル当たりに平均化して求めたカウン

トを差し^引くこと^により^、 ^時間に依存しない^パックグ^ラウンドを^除去 ^した。

4. 6 中性子検出 ^{効率}

有機シンチレータを用いた中性子測定において、収量の絶対値を決定する検出効率は非常に重要な因子となる。測定対象となる中性子エネルギーの上限が

1 00 ty[ e Vを超えるような場合、これまで行われてきた研究では、本実験の他に

中性子検出器の検出効率測定も併せて行った例が多く見られる(13)(1310 しかし、

- 61 -

(16)

中性チエネルギーの上限が80_()ty[e Vまでであることや、ィヲ-機械イ本シンチレータの種類;ゃサイズが異なるといった理由から、これまでの実験値をデータ解析で使用することはできない。このため、本来ならば本研究においても、実験によって検出効涼をあらかじめ求めておくことが望ましし) 0 しかし、測定対象となる中性子のエネルギ一範凶は1 _ìvle Vから3GeVと広範囲であり、このエネルギー全範囲で実際に実験を行うのは非常に凶雑である。また、そもそもFl本国内には3GeVまでの中性子が得られる実験施設がKEK-PSの他になく、その入射陽子ビーム強度の弱さを考慮すると、検出効率測定を行うのは現実的ではないo 以上の理由から、本研究ではNE ₂13有機液体シンチレータの中性子検出効率として、計算コードからの計算結果を用いた。計算には、モンテカルロj去を用いたSCINFULコード(� 6)及びCECILコードl2川の2種類を用いた。これらの計算コードは直媛検出効率を求めるのではなく、あるエネルギーの単色中性了-に対するシンチレータの応答関数を計算し、ディスクリレベル以上のカウントを積分することによって検出効率が得られる。このため正確な検出効率を求める

には、応答関数ができるだけ正縫に実験を再現することが必要である。

一般に検出効率は、ディスクリレベルと中性子エネルギーの両方に依存し、

その値を求めるには単色中性子に対する有機シンチレータの応答関数を計算する必要がある。荷電粒子を測定する場合と異なり、非荷電粒子である中性子は直接検出されず、核反応からの荷電粒子によって間接的に検出される。生成荷電粒子の持つ運動エネルギーは核反応での運動学によって決定されるが、その範囲はOから入射中性チエネルギーに渡る連続分布となる。有機シンチレータの構成原子は水素と炭素の2種類のみである。中性子と水素-との間に考えられる相互作用は弾性及び非弾性散乱のみであるため、検出される粒子として反跳陽子のみを考慮すればよい。この場合、。。方向に反跳される陽子の持つエ不

ルギーが最大となり、また入射中性子エネルギーと等しい。一方、中性子と炭素との核反応によって生成される荷電粒子は、陽子、 d、 3_He， t、 α等の多種績に及び、中性子エネルギーと共に反応チャンネル数も増加していく。特に入射中性子エネルギーが1 _{0 N[}e Vを超えると、炭素との全断面積が水素とのそれ

よりも大きくなり、炭素との核反応が重要になってくる。しかも、これらの反応では2佃のみならず3個以上の粒子が生成される場合もあり、その運動学は複雑となる。また、エネルギーが等しい荷電粒子同士でも、種類の異なる荷電粒子ではシンチレータ光出えjは異なり、電荷が少なく質量の少ない粒子ほど光出力が大きくなる。これは、シンチレータでの光出力が、荷電粒子の阻止能とシンチレータ内での消光のメカニズムの両方に関係するためである(11)・(42)O そしてシンチレーション光が光電子明倍管に到達し、電気信号に変換されるこ

ー62 -

(17)

とによって、最終的な検出中性子の情報が得られることになる。以上の理由から、有機シンチレータに単色中性子を入射したときに得られる応答関数は、中性子エネルギーに依存した複雑な連続分布になることが分かる。また有機シンチレータの中性子に対する応答関数を計算によって求める場合は、

( 1 )中性子と水素及び炭素との核反応断面積及びその運動学。特に炭素

については反応チャンネル毎の微分断面積

( 2 )陽子、 dやα等の生成荷電粒子それぞれについて、エネルギーに対

する光出力

( 3 )シンチレーション光が光電子増倍管に到達するまでに、媒質であるシンチレータ自身によって減衰する影饗

を考慮する必要があることが分かる。そこで次節では、実際にSCINFUL及び C ECILコード内で考慮されている事象及び全体の概略について述べる。

4. 6. 1 SCINFULコードの概略

SCINFUL (笠盟tillator 日.1.1 response to neutron detection)コード

(4 6)は、 NE213 (液体) 及び NEII0 (プラスティック)シンチレータの中性子に対する応答関数を計算するためのモンテカルロ法を用いた計算コードであり、

ORNLの Dickensが従来からの05Sコードを改良したものである。 SCINFULコードの主な特長は、計算可能なエネルギーの上限が80_ìvle Vとなった点や、炭素との核反応モデルに多体崩壊反応モデルを導入した点、考えられる全ての生

成荷電粒子についての新しい光出力パラメー夕、励起した原子核からのγ線放出の考慮等である。断面積データは主に ENDF/B-Vや様々な文献から引用しているが、入射中性子エ不ルギーが 2 0 _ìvIe V以上における実験値の無い反応断面積については、計算イ直やこれまでのデータの外挿によって求められている。

SCINFULコードでは、水素との反応、は弾性散乱のみしか考慮していないが、

炭素との反応については最大中性子2個と荷電粒子4個の放出まで考慮しており、そのため取り扱っている反応チャンネル数が3 8種類と非常に多い。

次にSCINFULコードでの計算の大まかな流れについて説明する。まず点線源からシンチレータに対して中性子を入射させるが、このとき乱数によって検出面上の入射点を決定する。次に、水素及び炭素との全反応断面積を用いて、シンチレータ内で1回の反応が起こるかどうかを乱数によってサンプリングする。反応が起こらない場合は次の計算に移るが、反応が起こった場合は反応の種類、生成粒子のエネルギーや放出角度について計算を行う。中性子が散乱または生成した場合は、再度シンチレータ内で反応が起こるかどうかのサンブリ

- 63・

(18)

ングを行うが、検出器外に逃げるか、もしくは打ち切りエネルギー以下になるまで巾性子の飛跡を追い続けることになる。一方荷電粒子が生成した場合、荷電粒子の運動エネルギーはシンチレータ光出力へ換算される。ただし陽子については、エ不ルギーが高いとシンチレータ内に完全に止まることができずに体系外に漏洩する場合もあるため、シンチレータに付与したエネルギーのみをシンチレータ光出力に換算する。なお、シンチレーション光が媒質であるシンチレータ自身によって光電子増倍管に到達するまでに減衰する効果も考慮される。

回の中性子入射において、生成した全ての荷電粒子について光出力を積算した値が、その中性子入射における全光出力となる。図4-7に、 SCINFULコードにおいて、シンチレータ内で中性子が多重散乱していく様子を示す。以上の計算を繰り返し行い、統計を貯めることによって、ある中性子エネルギーに対する光出力分布、すなわち応答関数が得られることになる。

4. 6. 2 CECILコードの概略

CECILコード(29)は、ケント大のC e _c_i1らが従来からのNI_c_N_{a u}_{g h t}₀nらの計算コード(.j 7)を改良したもので、 1970年代後半から今日まで最も良く使用されているモンテカルロ法による中性子検出効率計算プログラムである。これまで、

CEC ₁Lコードそのものを改良した報告(4 8)も行われているが、本研究において用いたのはオリジナルのものである。反応断面積データが準備されているエネルギ一範囲は1 NI eVから 1 GeVまでで、 1 GeV 以上は断面積データを外挿して計算を行う。 CECILコードのN[C NA UGHTONコードからの主な変更点は、

( 1 )炭素との核反応断面積と運動学の新たな見直し

( ₂ )新しい光出力関数の導入

( 3 )粒子の運動を相対性理論に基づいて記述

( 4 ) 漏洩荷電粒子の体系へのエネルギー付与を考慮

等である。また、シンチレータ毎に光出力パラメータを変更することによって、

NE213ばかりでなく全ての有機シンチレータについて計算可能となる特長をもっている。なお、 CECILコードの計算手順はSCINFULコードとほとんど変わらないが、シンチレーション光の減衰については考慮していない。

前節でも述べたように、入射中性子が高エネルギーになるにしたがい、炭素との核反応が支配的になるため、計算を行う上では中性子と炭素の正確な核反応断面積を用意しておくことが非常に重要である。しかし、 CECILコードで考慮されている核反応は、水素との弾性散乱、炭素との弾性及び非弾性散乱、

(n， _y ) 、 ( n，α) 、 (n，3α) 、 (n，np) 、 (n，2n)及び(n， p)反応の全8

- 6 1・

(19)

� Fluorescent Light

。

N E213 Liquid Scintillator Photomultiplier

図4-7 SCINFULコードで考慮している、

シンチレータ内での中性子の飛跡模式図

- (:)5 -

(20)

種類のみである。しかも、街電粒子の光出力については陽チとαのみしか考慮していない。このため、炭素との反応チャンネルが急激に増加し始める中間エネルギー以上の領域では、計算結果が実験をうまく再現できなくなる恐れがある。

4. 6. 3 計算結果

前節までに述べたように、有機シンチレータ内での事象をより正確に記述しているという点では、 CECILコードよりもSCINFULコードの方が優れている。

そこで実際に、両方の計算結果と実験値との問で比較を行った。結果を図�-8 に示す。ここで縦軸及び横軸は、それぞれ検出効率及び入射中性子エネルギーを示している。検出器はNE213有機液体シンチレータで、寸法は本研究で用いたのと同じ直径12.7cm、厚さ12.7cmである。ディスクリレベルは、 6 0 Co からのγ線のコンブトン端における計数値の半分に相当するエネルギーとした。

図中の実線はSCINFULコード、破線はオリジナルのCEC ILコードの計算結果をそれぞれ示している。また実験値は明午ら(-l 9)及びVerbinskiら(5 0)のデータ

を引用した。図.J-8を見ても分かるように、 SCINFULコードによる計算結果が実験値を良く再現しており、 1 0 %以内で一致している。一方、 CECILコードによる計算結果は、 SCINFULコードまたは実験値もよりも常に大きな値となっている。この理由として、 CECIL コードで用いられている炭素との全断面積が、 SCINF UL コードのそれよりも大きいことが考えられる。これは、

1 01\11 e V以上の領域では、炭素との全断面積の大小によってシンチレータ内での衝突頻度が決定されるためである。しかし、中性子エネルギーが5 0_lY1e V以上における検出効率関数の形状のみに注目した場合、 SCINFUL及びCECILコードの計算結果はほとんど変わらず、 CECILコードはSCINFULコードよりも平均で1.28倍大きな値となっている。

以上の結果から、 NE213有機液体シンチレータの中性子検出効率には、

SCINFULコードによる計算結果が適していることが分かる。しかし前節でも述べたように、 SCINFULコードの適用エネルギ一範囲はo. 1 1\11 e Vから8 0 l\I1 e V

までであり、 8 0 1\11 e Vを超える中性子については計算不可能である。このため、

801\11 e VにおいてSCINFULコードの計算値と滑らかにつながるようにCECIL コードに補正係数を乗じ、修正後のCEC ILコードの計算結果を8 0 1\11_eV以上での検出効率として用いた。ただし、 SCINFUL及びCECILコードの検出効率関数の形状は8 0 _1\11e V付近でほとんど同ーであり、また中性子エネルギーが 80Me V以上でもその傾向が変わらないと仮定した。実際の補正係数Rcorは、

- 66 -

(21)

Co-Bias

一一一一 SCINFUL _forNE21

3 ( 1

^{2.7 cm)}

/' 一一 -CECIL _forN_E2

1 3 ( 1

^{2.7 cm)}

/aI ・ Exp. Data : Meigo et al.

{ ^. \_、 + Exp. Data : Ve似nski et al.

Ir\_r _，・ -

・ +，

.../、

\

\ L

\ \

\一一/ーノノ

40 ハU

ハU

ハU 内「》

勺/」

守i (ま)\《ハ)C2υ一ヒ凶CO一ぢ2ωCCO」ちωZ

1 03

101 1 0

²

Neutron Energy (MeV)

図4-8 SCINFULコード及びCECILコードによる

中性子検出効率計算結果と実験値の比較

ハU ハV ハU 11

- 67・

(22)

õ 0 ìvl e Vから80rvf e Vまでの各点でのSCINFULコードとCE CILコードの計算値の比を平均して求めた。

R 二 i

受

^ESCINFUL(i⁾

cor ntケ1 ECEClL(i) ⁽4 -^{--! )}

ここで、 εSCINFUL(i)及び、εCECIL(i)は、それぞれ各エネルギ一点におけるSCINFUL 及びCECILコードの検出効率計算結果である。なお、 Co バイアスで得られた Rcorの値は0.78であった。

以上の方法により得られた、 SCINFUL及び修正後のCE C ILコードの計算結果を図4-9に示す。実線は直径5.08cm、厚さ5.08cmのNE213について、その他の線は直径12.7 cm、厚さ12.7cmのNE2J3 についての検出効率の計算結果を示している。また、計算に用いたディスクリレベルの一覧を表4-1に示す。

ディスクリレベルを設定するために用いたy 線源は、 2 41 A m 、 137 Cs、

6 Oc 0及びAm-Beの4種類であり、それぞれ線源から放出されるγ線のエネル

ギーは、

241 Am 137C 60Co

0.060 1vf e V 0.66 2 1vI e V

1.173及び1. 333 ^ÌY[e V A m -B e : 4 . _4-3 9 ivI e V

である。ここで表4-1中のAmバイアスは、 241 Amのy線源からの60 keVの光電ピークに相当する。また同様に、 Cs、 Co及びAm-Beバイアスは、それぞ、れ 137Cs、 60Co及びAm-Beからのγ線によるコンブトン端におけるカウントの半分のカウントに相当するエネルギーである。ここで、直接コンプトン端のエネルギーをディスクリレベルとしなかったのは以下の理由による。

実際の測定でNE213 の有機液体シンチレータのディスクリレベルを決定する際は、 137Csや60Co等のγ線源を用いることが多いo NE213等の有機液体シンチレータでは、密度が低く、構成原子の原子番号が小さいため、光電吸収が起こりにくい。このためγ 線源の光電ピークはほとんど観測できない。またシンチレータ自身のエネルギ一分解能が低く、そのコンブトン端は明確な端とはならないため、正確なコンブトン端の位置を決定するのは困難である。

Dietzeらは、 γ線源、を用いるNE213シンチレータのエネルギ一校正法について研究を行い、コンブトン端付近の最大カウント(見かけのコンブトン端)の半分のカウントに相当する光出力は、シンチレータのエネルギ一分解能に依存せず、ほぼ一定の光出力となることを経験的に示した(5 1)。この概念を図-1 ^- 1 0

ー68・

(23)

‘ . ，、‘，，，，

り代m

「トL P」・ m 7 屯ム

、、 1 ノメm同州1 一「 /』

- F」

pu Ji、

ωY 7

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- ・

- 3 22

2 111IC」

( ( ( N ; 、 . - Oはほぼ町 \、ブ\ 『J勺/』手1 、、

. 、、

(E2ヨ) \・ト\ h、、、 iu

、、

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肝

\ H J J F r mMMα

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『円以C

F3qu仏U

CY/

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' w yymn

，bb・日nぉsser山aa子:・11A品、E寸ロuRURudrmnyかmACCA

60 50 40 30 20

(ま)\Ccω55ωco一ぢ2ω。

10 CO」一戸コ

ωZ

1 03

図4-9 本研究で用\;)t..二SCINFULコード及び修正後の CECILコードによる中性子検出効率計算結果

100 10' 102

Neutron Energy (MeV) O�

1 0

^I

- 69 -

(24)

表4-1 中性子検出効率計算に用いた各ディスクリレベル

Neutron Energy Range (:MeV) Threshold

1三En < 3 241 Am-Bias ( 0.06 ìvle Vee)， 5.08cm NE213

3豆En < 20 137 Cs-Bias ( 0.493 ìvle Vee)， 12.7 cm NE213

20 � En < 80 60Co-Bias ( 1.07 ìvleVee)， 12.7 cm NE213

80三En豆3000 AmBe-Bias (4.33 ìvleVee)， 12.7 cm NE213

- 70 -

(25)

1 .5 2

v e M n/』 ρo no nu

γ' E」

(/')

+-J

c

コ

0%

L〉-

^、

^一- -10 %

Cて3

一一20%

L

，-

+-J

一一一30%

ぷコ

L

〈

0.5 。。 0.4

Energy (MeVee) 0.2

図4-10 137Csからのγ線スペクトルが検出器のエネルギ一分解能に依存する様子

- 71・

(26)

に不す。このとき見かけのコンブトン端の半分のカウントに相当する光出力は次の経験式で表せられる。

EcOrnplOn( 1 2) ⁼ 1.03 Eideal-complon _(.{-5)

ここで、 EideaLィomplOn 及びEcomplOn( 1 I 2)はそれぞれ理想的なコンブトン端及び見かけのコンブトン端の半分のカウントに相当するエネルギーである。また Eideal-comptonは良く知られるコンブトン散乱の公式から次式の様に書ける。

E;，/，，，，J i制-compton 一^{��.�t��}⁼^一…

hv

川

( �

_{meC2 +}

^�hv _2hv ) ，

^. _(4-6)

ここで、 hv及びmec2はそれぞれ入射y線のエネルギー及び電子の静止質量

(

⁼⁰^.5 1 1 lVI e V )である。計算で求めた中性子検出効率をデータ解析に使用する場合には、実験で決定することのできるディスクリレベルを設定する必要がある。このため、本研究では式(4-5)及び(4-6)を用いてディスクリレベルを決定し、検出効率計算に用いた。なお、表4-1のディスクリレベルは、式(4 -5 )及

び(4・6 )から得られた。ただし、 NE213 の低エネルギ一分解能のために、 60Coのコンブトン端を2つ観測することはできなかった。このため、

1. 17 3lVleVと1 . 3 3 3lVI e Vの平均値を60Coからのy線のエネルギーとして計算を行った。データ解析では、検出器校正の際に得られた137Cs、 60Co及び

Am-Beからの各γ線スペクトルにより、見かけのコンブトン端の半分のカウントに相当するチャンネルを決定した。 �5.08cm x 5 .08cmのNE213シンチレータにより測定した2 41 A mの光電ピーク及び併12.7cmx 12.7cmのNE213 シンチレータにより測定した137Cs、 60Co及びAm-Be線源からの各γ線スペクトルを図4-11に示す。

4. 7 断面積及びエネルギーの算出

前節で得られた中性子検出効率を用いると、巾性子生成二重微分断面積は次式のように表せられる。

d2a Nn

dE dQ

-

^N^pE P �Q �E (4 -7)

ー72

-

(27)

3000

•

10 20 30

ADC (Bin/5 Channels)

•

ハU

ハU ハU

ハυ ハU

ハU 内/』

句I C 一∞\ω一戸Cコoυ

40 0 8

•

図4-11-a 併5.08cmX 5.08cmNE213 による241Amのγ線スベクトル測定

•

• •

•

• .

_

•

._-.

. - -

. ・

• •

•

、傘

600 ハU

ハU ハU

ハU

4

2 c一∞\ω一戸Cコoυ

，

•

• 、

•

、

60 80 100 120 ADC (Bin/5 Channels)

2

図4-11-b 千12.7cmX12.7cmNE213 による137 Csのγ線スペクトル測定

- 73 -

(28)

150

.. ^・ 8 ・・ -

.c-x

・a!_.τ，L -z

二、JA，s % 令、

.・・

.c

100

... ∞

� (/)

C コ仁J。

50 1 00 150 200 250 ADC (Bin/5 Channels) 0

50

図↓11-c 併12.7cmX12.7cmNE213 による60COのy線スペクトル測定

100

a、

• •

-

・・ ' .・40

U

、・・

. 4

ah . ' - -M

・

1''

・4・

-

h・

p

.・.・

1r

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'

.〈 .J

. 4

4.aF

川、

・ 1

••• • ・

•

-

.

・

. -d. ‘

• •

•

50

C一∞\ωω-

Cコoυ

100 150 200

ADC (Bin/20 Channels) 0

50

図4-11-d 併12.7cmX12.7cmNE213 によるAm-Beのγ線スペクトル測定

- 71 -

(29)

ここで、 Nnは検出した中性子数、 Npは人射陽子数、 Eは中性子検出効率、 Pはターゲットの面数密度(n/cm2)、企Qは検出器の立体角、企EはエネルギーピンI隔をそれぞれ示している。また中性子TOF測定では、エネルギ- _En(i\r _eV) は次式で表せられる。

(4-8)

ここで、 mnc2は中性子の静止質量(= 9 3 9 . 6 Nr e V ) 、 LはTOF測定での飛行距離(m)、~は検出された中性子と即発γ線との時間差( s)をそれぞれ示している。これら式(4・7)及び(--1・8)を用いて、中性子TOFスペクトルを中性子生成二重微分断面積に変換した。

4. 8 データ補正

いかなる実験においても、最終的な値を求めるには実験値に何らかの補正を行う必要がある。本研究で行った中性子TOF測定では、補正が必要な現象と

して以下の項目が考えられる。

( 1 )ターゲット内での多重散乱効果 ( ₂ )ベト検出器による中性子の減衰

( 3 )ディスクリレベル付近における中性子検出効率の不確定性

( 4) _CF Dでのタイムウオーク

これらの項目の内、 (1) _--- (3)の補正により、 lONreV以下の断面積を改善することが予想、できる。また、 ( 4 )の補正については、特に100 _i\[e V以上の領域でのエネルギ一決定を改善する。この節では、これらの補正方法について説明を行う。

4. 8. 1 ターゲット内での中性子の多重散乱

本研究で用いたターゲットは、厚さが1.2cm---l0cm、半径が 2.5cm---5cm であり、通常の断面積測定で用いられるターゲットよりも非常に大きい。このため、入射陽子とターゲット原子核との最初の核反応で生成された中性子がターゲット原子核と1回以上散乱し、結果的に減衰してしまう多重散乱中性子の影響は無視することができない。また、本研究では入射陽子エネルギーがGeV

- 75 -

(30)

程度であるので、人射陽子とターゲツト原チ核の一次反応からはlOOlv[eV以上の陽子、中性子及びπ中間子等の高エネルギー粒子も生成される。これらの粒子もターゲツト原子核と二次反応を起こす可能性が高いため、結局ターゲツトで中性子が増倍することも考えられる。以上の影響を、ターゲツト内での中性子の多重散乱効果と呼ぶことにする。実験においては、多重散乱中性子と一次反応からの中性子を区別することができないため、データ解析時に何らかの補正を行う必要がある。本研究では次のような方法を用いて多重散乱中性子効果の補正を行った。

( ₁)まず、ターゲツトを原子核一つのみと考える核内輸送計算と、実験に用いたターゲツトの大きさを考慮した核内及び校外輸送計算の 2種類のモンテカルロ粒子輸送計算を行う。

( 2 )核内輸送計算からは、ターゲツト原子伎と入射陽子の反応のみ取り扱うため、中性子生成二重微分断面積が直接得られる。一方、ターゲツトサイズを考慮した核内及び核外輸送計算からは、ターゲツト内での反応全てを追跡して計算するため、全体からの中性子収量(実効的中性子生成二重微分断面積)が得られる。

( 3 )実験で得られるのは、ターゲツト全体から生成される中性子収量スペクトルである。補正係数は各エネルギーピン毎の2種類の計算結果の比により得

られ、補正後の中性子生成二重微分断面積を次式で表す。

d2a d2a ヨEヨQrrtl

一一一一 = 山中(E，Q)m dE dQcorr. 中(E，Q)cal

d2a

(4-9)

ここで、 dEdQcalは核内輸送計算から得られた中性子生成二重微分断面積、

中(E，Q)cαlは核内及び核外輸送計算から得られた中性子収量スペクトル、

中(E，Q)meωは実験で得られた中性子収量スペクトルをそれぞれ表している。ただし、中(E，Q\al及び中(E，Q)measはいずれもターゲツト厚さ(原子数/_{c m}2)で規格化しており、二重微分断面積と次元的には等しい。

実際の多重散乱補正のための計算では、中性子生成二重微分断面積を核内輸送計算コードNUCLE US(18)により求めた。また、厚いターゲツトからの中性子収量スペクトルを得るために核内及び核外輸送計算コードN lvI T C / J A E R 1 -

9 -l ( 1 -1)及びモンテカルロ粒子輸送コードMCNP-4A(�2) のカップリング計算を行

- 76・

(31)

った。粒子エネルギーが20_N[eV以上ではN_:NlT C / J A E R ₁-9 --+ による計算を行い、粒子エネルギーが20 NI e V以下となると粒子の位置、方向、エネルギ一等をヒストリーファイルに一旦記録する。 N tvI T C / J A E R 1 -9 --+の計算終了後にヒストリーファイルから粒子情報を受取り、 j'yIC N P _- ₁Aは引続き20 NI e V以下の計算を行う。 :NICNP-4-Aによる粒子輸送計算では、 JENDL-3.2(5Jの核データを使用

した。なおN UCL EUSはN_NI_TC / J A E R ₁-9 -1の内部計算ルーチンであり NMTC/JA ERI-9-t中の核内輸送計算のみを取り扱う。

明午らは、本研究と同ーの検出系により 0.5及び1.5GeV陽子を15X15X 20 c m 3の鉛ブロックに入射した際の中性子収量スベクトルの測定(5 3)を行った。

そして、 N tvI T C / J A E R ₁-9 1 + j'y[ C N P - -1 A によりカップリング計算を行い、実験値と比較した。カップリング計算では、オリジナルの白由空間での陽子一陽子及び陽子一中性子弾性散乱断面積と、媒質効果を考慮したそれら(5 4). ( 5 5 )の両方を用いて核内での核子-核子二体衝突計算を行った。その結果、媒質効果を考慮した核子一核子弾性散乱断面積を用いた計算の方が、実験値をより良く再現した。このため本研究においても、 NUCLEUS及びN :NI T C / J A E R ₁-9 4の核内輸送計算には、通常用いられている自由空間での核子一校子弾性散乱断面積に代わって、核内での媒質効果を考慮した核子-核子弾性散乱断面積(5 4). ( 5 5 )を用いた。高田の報告(56)による、媒質効果を考慮した陽子一陽子及び陽子一中性子弾性散乱断面積を図4-12に示す。

N _MT C / J A E R ₁_-9 _{4 +}:N_[C N P -_--lA を用いて、厚いターゲットからの中性子収量

スペクトルを計算する場合のターゲット体系模式図を図4-13に示す。計算体系は、円柱ターゲット領域と空気及びボイドの3領域で構成されており、 2=0 を中心とする半径50cmの球の外側(ボイド領域)に粒子が漏洩した場合は計算を終了する。ターゲットは円柱形であり、図中のドットで示した領域である。

実験を模擬して1 5。から150。までの6方向に検出器を設置すると仮定し、

検出器の位置に相当する境界を半径50cmの球上に設ける。この境界面(斜線部分)から体系外に漏洩する中性子を計数することで、各角度に対応する中性子収量スペクトルを得た。

計算結果の一例を図4 -14に示す。ターゲットは直径4.9cm、厚さ2cmの鉄の円柱であり、入射陽子エ不ルギーは1.5G e V である。図中の実線は NMTC/JA ERI・9_{4- +}:NI C N P -4 A 、破線はNUCLEUSの計算結果(5 6)を示しており、それぞれは中性子収量スペクトル(実効的中性子生成二重微分断面積)及び中性子生成二重微分断面積を示している。また、図中の点は多重散乱補正前の実験値を示している。全般的に、 10 0 _j'y[e V以上の高エネルギー領域では、

UCLEUSの計算結果がN_ìvIT C / J _{A E R}₁-_{9 4- + N[}C N P - _-1Aの計算結果よりも大き

ー77・

(32)

ハU ハU ハU ハU ハU

5 4 3 2 1

(心ε)CO一ぢωωωωO」υ

60 一一- p-p elastic (mb)ーCugnon - - - p-p elastic (mb)ー original

6

Exp.

ム凸

。。 500 1 000 ¹ 500 2000 2500 3000 Energy in lab. (MeV)

図4-12-a NUCLEUSで用いた、原子核内の媒質効果を考慮した陽子-陽子弾性散乱断面積(56)

ー 78 -

(33)

60 50 n \

エコ

三40

ハU ハU ハu q以内/」

11 cozυωωωωO」υ

い『\

一一- p-n elastic (mb)ーCugnon - - - p-n elastic (mb)ー original

ム Exp.

、、

\

ム

0 o 500 ₁ 000 ₁ 500 2000 2500 3000

Energy in lab. (MeV)

図4-12-b NUCLEUSで用いた、原子核内の

媒質効果を考慮した陽子-中性子弾性散乱断面積(56)

ー79 -

(34)

Void Region

150

Air Boundary Face

(Sphere)

Incident Proton Beam

. .

90

. . . . . . . . ‘ . . . . .

企、 ‘ 、島司、 • 、• 、 • 、 • 、 • 、‘. ‘.

Z

図4-13 厚いターゲットからの中性子スペクトルを計算する場合のターゲット模式図

計算体系はターゲット、空気及びボイド領域で構成されている。境界面(球面)の斜線部分からボイド領域に漏洩する中性子を各角度毎にカウントすることで、中性子収旦スペクトルカマ与られる。

- 80・

(35)

1 04

�

102

守園田

>ω三

<r-

1 00

」ωハギ戸、C

Z10 2

₀

�

υ

(/) ω

(j)

� 1 0-

⁴

L圃

仁J

1 0-

⁶

1 00

150 X 100

1500XO.001

一一一

NMTC/JAERI + _MCNP 一一 -NUCLEUS

• Exp.

101 1 02

Neutron Energy (MeV) 1 03

図4-14 1.5GeV陽子が鉄ターゲットに入射した場合のNNITC/JAERI・94+

NICNP-4A及びNUCLEUSの計算結果及び実験値

ただし、 N:rvlTC/JAERI-94+ tvICNP-4Aでは実際の直径4.9cm、厚さ2cmの円柱形ターゲットで計算している。

- 81 -

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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