平成 29 年度

修士論文

Ξ ハイパー核精密分光実験に向けた
アクティブ標的の開発

京都大学大学院理学研究科
物理学・宇宙物理学専攻

物理学第二教室

原子核・ハドロン物理学研究室

越川 亜美
2018 年 1 月 25 日

要旨
ストレンジネス量子数 −2 をもつ Ξ ハイパー核の研究は，SU(3) フレーバー対称性の下で拡張したバリオン間相互作用の理解に不可欠であり，高密度核物質中におけるストレンジネス
自由度の役割を解明することにつながる。我々は，J-PARC において 12 C(K − , K + ) 反応を用いた Ξ ハイパー核の分光実験を，S−2S と呼ぶ新しいスペクトロメータを建設して世界最高のエネルギー分解能で実施することを計画している。Ξ ハイパー核の束縛状態をピーク構造として観測するのが第一目標であり，そのエネルギー分解能は 2 MeV (FWMH) 以下を要求する。
励起スペクトルのピーク位置より Ξ ハイパー核の引力の大きさの情報を，ピークの幅からは

Ξ の核内での強い相互作用 ΞN → ΛΛ による転換幅の情報を得ることができる。

2015 年に行ったパイロットランでは，既存のスペクトロメータにより 5.4 MeV (FWHM)のエネルギー分解能を達成して，Ξ ハイパー核事象の観測に成功した。この際のエネルギー分
解能は，標的中における荷電 K 粒子のエネルギー損失のふらつきに起因するものだった。そこで，本研究では標的と検出器を兼ね揃えたアクティブ標的の開発を行った。炭素と水素から成るシンチレーティングファイバーを約 1000 本束ねて標的にすることで，標的中における荷電 K 粒子のエネルギー損失をイベントごとに補正し，物質量の多い標的でもエネルギー損失の効果を小さく抑えることができると期待される。
今回，このアクティブ標的のエネルギー損失のふらつきを評価するため，大阪大学核物理研
究センター (RCNP) の Grand Raiden 磁気スペクトロメータを用いて，ファイバー 1 本あたりの発光量とエネルギー損失の関係，およびエネルギー分解能を実測した。3 mm 径，1 mm 径の丸形，角形それぞれ 4 種類のファイバーに 65 MeV と 295 MeV の陽子ビームを照射して性能比較を実施した。また，複数レイヤーから成るアクティブ標的の試作機を作製し，295 MeVの陽子ビームを用いて位置分解能の評価と検出効率の評価を行った。測定の結果，3 mm 径の丸形のファイバーをアクティブ標的に使用することにした。J-PARC の実験で使用する K 粒
子の運動量領域では，ファイバー 1 本あたりのエネルギー分解能は 10% 程度であると見積もられた。さらに，試作機において，2 層のファイバーの発光量の相関関係より位置情報を引き出すことに成功した。陽子 295 MeV の粒子が通過した場合，ファイバー 1 本あたりの位置分
解能は 0.15 mm であった。また，ファイバー 1 レイヤーの検出効率は 93.5% を達成した。今後，試作機の位置分解能の角度依存性を詳しく調べ，またエネルギー損失の補正がどの程度可能かを検証する。

iii

目次

第1章

序論

1

1.1

ハイパー核研究の意義 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

1

1.2

S = −2 ハイパー核研究 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

1

1.3

J-PARC における Ξ ハイパー核の精密分光 . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

5

1.4

本研究の目的 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

9アクティブファイバー標的の開発

15

2.1

シンチレーティングファイバーを用いた検出器 . . . . . . . . . . . . . . . .

15

2.2

アクティブファイバー標的 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

16

2.3

シンチレーティングファイバー . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

17

2.4

Multi-Pixel Photon Counter (MPPC) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

18

2.5

MPPC 読み出し用回路 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

20

2.6

開発事項 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

25

陽子ビームを用いたエネルギー分解能の測定

33

3.1

標的

. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

35

3.2

Grand Raiden スペクトロメータ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

38

3.3

回路

. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

39

3.4

測定データ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

40

1 本のシンチレーティングファイバーの測定

43

4.1

解析

. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

43

4.2

結果

. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

48

4.3

議論

. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

49

第2章

第3章

第4章

第5章

アクティブ標的の試作機テスト

57

5.1

実験概要 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

57

5.2

位置分解能の評価 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

58

5.3

検出効率 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

63

5.4

議論

64

第6章

. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

結論と今後の展望

67

iv
参考文献

目次

71

v

図目次

1.1
1.2

Ξ− -14 N の束縛系である ‘KISO’ イベント。 . . . . . . . . . . . . . . . . . .
−p(K , K )Ξ 生成断面積の入射運動量依存性 [6]。点線はデータ点に対して引かれた線である。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

1.3

2

−

+

3

KEK-E224 で取得されたスペクトル [7]。実線は，Ξ の 1 体ポテンシャル
を Woods-Saxon 型を仮定したときの理論曲線である。上から順に，深さ24 MeV, 20 MeV, 16 MeV の場合を示す。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

1.4

4

BNL-E885 で取得されたスペクトル [8]。上図は θK + < 14◦ ，下図は θK + <8◦ を示す。また，ポテンシャルの深さが 12–20 MeV の場合の理論曲線を重ね書きしている。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

1.5

4

−

BNL-E885 の実験セットアップ [8]。入射 K 粒子の運動量はビームライン
上のシンチレータで測定した。散乱 K + 粒子の運動量を測定する電磁スペク
トロメータは，双極磁石 1 つのみであったため，欠損質量の分解能は悪かっ

1.6

た。

. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

12

−

5

−

+

C(K , K ) 反応の理論予想スペクトル。入射 K の運動量は 1.7 GeV/c，

θlab = 0 である。左図は相互作用ポテンシャルに NHC-D, Ehime を用いた結果，右図は ESC04d, ESC08 を用いた結果である。 . . . . . . . . . . . . . .

1.7

ESC08 模型を元に計算された

12

−

5

+

C(K , K ) 反応の励起スペクトル。黒線は理論計算，他の色の線は実験の分解能 (FWHM) を考慮したシミュレーショ
ンスペクトルで，マジェンタ，青，赤，緑の順に，2 MeV, 3 MeV, 4 MeV,

5 MeV を示す。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

6

1.8

11

. . . . .

61.9

大強度陽子加速器施設 (J-PARC) の鳥瞰図 [18]。 . . . . . . . . . . . . . . .

7

1.10

ハドロン実験施設の全体図 [19]。K1.8 ビームラインでは 2 台の静電セパ

B と ESC08 模型を元に計算された 12
Ξ Be のレベルダイヤグラム。

レータ (ES1, 2) を用いて K 粒子の純度を上げる。 . . . . . . . . . . . . . .

7

1.11

Ξ ハイパー核の精密分光で使用する検出器。 . . . . . . . . . . . . . . . . . .

8

1.12

（左）水チェレンコフ検出器の全体図。
（右）散乱粒子の運動量に対する K +粒子と陽子の生存率。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

9

1.13

パイロットランにおける実験セットアップ。 . . . . . . . . . . . . . . . . . .

10

1.14

素過程 p(K − , K + ) の欠損質量スペクトル。分解能は約 6 MeV であった。 .

10

図目次

vi
1.15

素過程 p(K − , K + )Ξ の散乱断面積の入射運動量依存性。赤丸がパイロット
ランの結果である。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

1.16

12

−

11

+

C(K , K ) 反 応 の 欠 損 質 量 ス ペ ク ト ル 。赤 色 で 示 し た 束 縛 領 域(−20 MeV ≥ −B.E. ≥ 0 MeV) に 55 イベント観測された。12ΛΛ Be の基底状
態よりエネルギーが低い，−B.E. > −40 MeV の領域は非物理的な背景事象としている。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

11

1.17

アクティブ標的の概略図。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

12

2.1

PSI の MUSE で使用されている，ファイバーを用いた粒子識別検出器(TASFID)。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

15

2.2

アクティブ標的の概念図。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

16

2.3

アクティブ標的の完成予定図。右図はファイバーと MPPC の接合部を拡大したものである。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

2.4

シンチレーティングファイバーの概念図 [26]。シンチレーション光を発する
コア部分と，光を捕らえるためのクラッド部分で構成されている。

2.5

17

. . . . .

18

Kuraray 製のシンチレーティングファイバー (SCSF-78) の発光スペクトル（左）と伝達損失のスペクトル（右）[27]。左図の線は，蛍光剤を励起させるための紫外光照射位置と測定器との間隔が，上から 10, 30, 100, 300 cm であるときのスペクトルを示す。ピーク波長は 450 nm（青色）である。 . . . . .

2.6Saint-Gobain 製のシンチレーティングファイバー (BCF-10) の発光スペクト
ル [26]。ピーク波長は 432 nm（青色）である。

2.7. . . . . . . . . . . . . . .

19（左）LED からの光子を数個検出したときの ADC スペクトル。（右）LEDの出力が無いときの ADC スペクトル。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

2.8

19

20

（左）MPPC の増幅率の変化率。（右）ペデスタルの ADC の値の変化率。

MPPC のチャンネル毎に色分けをしている。約 6 時間の間で，増幅率の変動
は ±2% 以内，ペデスタルの変動は ±0.2% 以内であった。 . . . . . . . . . .

2.9

20

図 2.8 の時間における温度変化。MPPC を取り付けている，シンチレーティ
ングファイバーを固定する架台の温度を測定しており，MPPC の温度を直接測定しているのではない。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

21

2.10

EASIROC の内部回路 [29]。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

22

2.11

HOLD 信号の入力タイミング。（左）正しいタイミングで HOLD されているとき。（右）HOLD 信号が遅いとき。ファンクションジェネレータからの信号を EASIROC MODULE のアナログ入力としている。 . . . . . . . . . . .

2.12

23

EASIROC MODULE の前面部分。アナログ入力，MPPC のバイアスの供給のための電源は Signal により供給し，ロジック信号の入出力は LEMO コネ
クタで接続可能である。

2.13. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

24

EASIROC MODULE の背面部分。64ch の LVDS 出力があるが，本開発では使用しない。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

24

vii
2.14

EASIROC MODULE の基板部分 [30]。2 枚の EASIROC チップの他に，
MPPC のバイアス用電源，ADC，データ処理や制御のための FPGA が搭載されている。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

2.15
2.16
2.17

24

VME-EASIROC ボードの側面部分（左）と前面部分（右）。EASIROC MODULE と同様に，64 個の MPPC を同時に制御することができる。 . . . . . .

25

βγ と dE/dx の関係 [34] . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

26

′

′

（上）XX YY 9 セット並べたときの K+

1.3 GeV/c のエネルギー損失。（下）補正後のエネルギー損失のふらつきのシミュレーション結果。ファイバー 1
本あたりの分解能を ∆E/E = 10% とした。 . . . . . . . . . . . . . . . . .

2.18

アクティブファイバー標的の厚さと，1 本あたりのファイバーのエネルギー
分解能を変えながら，標的全体のエネルギー損失のふらつきを評価した結果。

2.19

27
27

β 線を用いた発光量測定 [25]。左上: SCSF-78J，右上: SCSF-78MJ，左下: BCF-10SC. 平均光子数は SCSF-78J が 12.3, SCSF-78MJ が 13.6, BCF-

10SC が 4.9 である。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.20

陽子 392 MeV を用いた発光量測定 [25]。左: SCSF-78MJ，右: BCF-10SC.

SCSF-78MJ の発光量は，BCF-10SC の 2 倍程度である。 . . . . . . . . . .
2.21

28
28

（左）丸形ファイバーにおける粒子の入射位置と，コア部分とクラッド部分の通過距離依存性の模式図。ファイバー中の黒い矢印はファイバー全体の通過距離を，桃色の矢印はコア部分における通過距離を示す。（右）コア部分とファイバー全体の粒子の通過距離の違い。青色は丸形ファイバー，赤色は角形ファイバーを示す。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

29

2.22

試作機のファイバーの並び方。一部分のみを示している。 . . . . . . . . . .

30

2.23

ファイバー 2 層を用いた位置の測定原理。桃色の線は L1 を，青い線は L3 を示す。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

3.1

サイクロトロン施設の平面図 [35]。図左上の実験室に WS ビームラインがあ
る。

3.2

31

. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

34

蛍光板にビームを照射したときの様子。
（左）64.6 MeV の陽子ビーム照射時。
（右）295 MeV の陽子ビーム照射時。中央の白い影がビームが当たって蛍光を示している様子である。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

3.3

34

ファイバーの分解能測定で用いた標的ラダー。散乱槽内の駆動系に取り付けている。ビームスポットを確認するための ZnS, ビーム調整時に使用する金
箔とアルミ箔も取り付けてある。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

35

3.4

作製した MPPC 基板。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

36

3.5

MPPC 基板とアクリル治具をネジ止めした様子。 . . . . . . . . . . . . . . .

36

3.6

散乱槽内部の様子。青い円で示すように，散乱槽内壁に青色 LED を 2 つ設置した。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

37

3.7

ビームテストで使用した回路。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

37

3.8

Grand Raiden スペクトロメータ。[38] . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

38

図目次

viii
3.9

VDC の構成 [39]。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

3.10

プラスチックシンチレータの回路。PL1-L, PL1-R はそれぞれ，1 面目のプ39

ラスチックシンチレータの左，右の PMT を，PL2-L, PL2-R は 2 面目の右，左の PMT を示す。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

39

3.11

イベント照合の概念図。トリガの種類はインプットレジスタで区別する。 . .

40

3.12

ビーム照射位置の概念図。桃色で示した部分はデータを取得して解析に用いたビーム照射位置である。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

40

4.1

MPPC が LED からの光子を検出したときの ADC スペクトル。 . . . . . . .

44

4.2

（上）Low Gain アンプのスペクトル。
（中）High Gain アンプのスペクトル。
（下）High Gain アンプと Low Gain アンプの増幅率の比。 . . . . . . . . . .

4.3

44

（上）粒子識別に使用したヒストグラム。左，右の順に 1 面目，2 面目のシンチレータの Imean である。（下）1 面目と 2 面目の Imean の相関。 . . . . .

45

4.4

VDC のドリフト時間からドリフト長への変換。 . . . . . . . . . . . . . . . .

46

4.5

（左）陽子 64.6 MeV ビームのエネルギー拡がり。（中）陽子 295 MeV ビー
ムのエネルギー拡がり。（右）陽子 295 MeV ビームを GR で測定したときのエネルギー分解能。分散整合を用いることで，ビーム拡がりよりも良い精度で測定可能になる。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

4.6

47

（左）両端の MPPC で測定した光子数と GR で測定したエネルギー損失の関係。
（中）エネルギー損失が 2.5 MeV のときの発光量の分布。
（右）シンチ
レーティングファイバーの発光量をエネルギー損失に変換した 2 次元ヒスト
グラム。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

4.7

47

GR で測定したエネルギー損失とシンチレーティングファイバーの発光量の関係。陽子 64.6 MeV を使用した時の測定結果である。左上，右上，左下，右下の順に，3 mm 丸形，3 mm 角形，1 mm 丸形，1 mm 角形の結果を示す。

4.8

GR で測定したエネルギー損失とシンチレーティングファイバーの発光量の関係。左，右の順に，3 mm 丸形，3 mm 角形の結果を示す。 . . . . . . . .

4.9. . . . . . . .

50

64.6 MeV と 295 MeV のビームを照射したときの 3 mm 丸形と角形のエネル
ギー分解能。点は青，赤の順に 3 mm 丸形，3 mm 角形を示す。 . . . . . . .

4.13

50

4 種類のファイバーの σ(E)/E 。点は青，赤，水色，桃色の順に 3 mm 丸形，3 mm 角形，1 mm 丸形，1 mm 角形を示す。 . . . . . . . . . . . . . . . . .

4.12

49

4 種類のファイバーのエネルギー分解能 σ(E)。点は青，赤，水色，桃色の順に 3 mm 丸形，3 mm 角形，1 mm 丸形，1 mm 角形を示す。

4.11

49

3 mm 丸形ファイバーについて，エネルギー損失が（左）1.70 MeV, （中）2.60 MeV, （右）3.64 MeV であるときのスペクトル。 . . . . . . . . . . . .

4.10

48

51

64.6 MeV と 295 MeV の ビ ー ム を 照 射 し た と き の 3 mm 丸 形 と 角 形 のσ(E)/E 。点は青，赤の順に 3 mm 丸形，3 mm 角形を示す。また，緑色の点は丸形の発光量分布がポワソン分布であると仮定した場合のエネルギー分解能である。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

51

ix
4.14

MPPC に入射した光子数に対して検出できる光子数の割合。左図は 1600 ピ
クセルのとき，右図は 160 ピクセルのときを示す。 . . . . . . . . . . . . . .

52

4.15

モンテカルロシミュレーションの条件。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

54

4.16

（左）丸形ファイバーを使用した場合のエネルギー損失 (RMS=1.85 MeV)。
（右）コア部分でのエネルギー損失とファイバー全体でのエネルギー損失の比率 (RMS=0.021)。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

4.17

54

（左）角形ファイバーを使用した場合のエネルギー損失 (RMS=2.01 MeV)。
（右）コア部分でのエネルギー損失とファイバー全体でのエネルギー損失の比率 (RMS=0.035)。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

5.1

アクティブファイバー標的の試作機の構成。垂直方向に 3 本 +4 本 +1 本，水平方向には 3 本 +4 本設置した。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

5.2

55

57

(左) 試作機の概念図。（右）実験に使用した試作機。散乱槽内部にある駆動装
置に取り付けている。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

58

5.3

試作機に使用した MPPC 基板。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

58

5.4

X2, X8 の光量。30 p.e. 以上のイベントをビームがファイバーに当たったイ
ベントとした。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

5.5

Y 1 と Y 5 の発光量の関係。四角で囲んだ領域にあるイベントを解析に使用した。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

5.6

60

Y1 と Y5 の光量差ヒストグラム。−40 p.e. から 40 p.e. の領域にあるイベン
トを解析に使用した。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

5.7

59

60

X2 と X8 の光量の関係。X2 の光量が他のファイバーに比べて低かったため
1.1 倍した。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

60

5.8

X2 と X8 の光量の差。−20 p.e. から 40 p.e. にあるイベントを解析に用いた。 60

5.9

Xc と X6 の光量の分布。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

5.10（上）X6 と Xc の光量差と Xc の関係。
（下）光量差が −20 p.e. から 20 p.e.

61の間のイベントを横軸に射影した結果。赤の実線はガウス関数でフィットした結果を示す。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

61

5.11

図 5.9 の横軸 (Xc の発光量) を粒子の位置 x0 に変換したヒストグラム。 . .

62

5.12

（上）求めた x6 と xc の分布。（下）x6 − xc の分布。赤線はガウス関数でフィットした結果である。幅は σ で 0.274 ± 0.004 mm であった。

5.13. . . . .

62（上）求めた x5 と −xc の分布。（下）x5 − (−xc ) の分布。赤線はガウス関数でフィットした結果を示しており，得られた幅は σ で 0.28 ± 0.01 mm であった。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

62

5.14

ファイバー X5 の発光量と X6 の発光量の関係。 . . . . . . . . . . . . . . .

63

5.15

x2c = Rc2 − (Pc /(2α))2 のヒストグラム。ここで Pc は Xc の発光量を示す。
上図は角度の制限をかけたとき，下図は制限をかけていないときを示す。 . .

65

xi

表目次

2.1

シンチレーティングファイバーのコア部分とクラッド部分の材質と物性。 . .

18

2.2

MPPC のピクセルピッチの違いによる開口率と検出効率の違い。 . . . . . .

30

4.1

予測される検出光子数。

52. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

1

第1章

序論
1.1

ハイパー核研究の意義

通常の原子核は陽子・中性子（総称して核子と呼ぶ, N ）で構成される核子多体系であると+0.6
同時に，アップ (u, mu = 2.2−0.4
MeV) とダウン (d, md = 4.7+0.5−0.4 MeV) の 2 種類のクォークから成るクォーク多体系である。この原子核に，3 番目に軽いクォークであるストレンジ (s,ms = 96+8−4 ) クォークを導入した系をハイパー核という。ストレンジクォークを含むバリオンには Λ (uds), Σ (dds)(uds)(uus), Ξ (ssu)(ssd), Ω (sss) があり，これらは総じてハイペロン(Y ) とよばれる。アップ，ダウン，ストレンジという 3 つのクォーク・フレーバーの世界でバ
リオン間相互作用を考えてみると，我々が原子核において理解している核力の単純な拡張ではなく，多彩な相互作用が現れる。これを統一的にクォークの力学である量子色力学 (QCD) をベースとして理解することが大きな目標である。特に，通常の核力では斥力芯として現象論的にしか扱ってこなかった短距離部分 (<0.5 fm) の理解が，中性子星内核のような高密度ハドロ
ン物質の研究で重要性を増してきている。
核子間に働く核力 (N N 相互作用) は，10,000 点近い多くの散乱実験データを元に現実的な核力模型が確立されてきた。しかし，ハイペロンは寿命が約 10−10 秒と短いため Y N 散乱や

Y Y 散乱実験を行うのは困難である。そのため，ストレンジネス (S ) を含むバリオン間相互作用の研究においては，Y N や Y Y 有効相互作用の効果が現れるハイパー核の構造を調べることにより，その分光学的情報から二体の相互作用の情報を引き出してきた。この手法は，ΛN相互作用において大きな成功を収めている [1]。

1.2

S = −2 ハイパー核研究

中性子星内部で実現していると考えられる原子核密度の 3–4 倍の高密度物質中では，中性子のフェルミエネルギーがハイペロンと核子の質量差を超え，ハイペロンが出現すると考えられる。そのため中性子星の構成要素を理解する上では，N N 相互作用だけでなく，Y N , Y Y
相互作用の理解も重要である。ΛΛ ハイパー核や Ξ ハイパー核の構造の研究は，高密度核物質を調べる上での原点であるといえる。

S = −2 のハイパー核の生成には主に 2 通りの実験手法がある。1 つ目は，p(K − , K + )Ξ−2

第1章
K. Nakazawa
et al.序論

PTEP 2015, 033D02− 14- photographs
N の束縛系である‘KISO’
図 1.1:
Fig. 1. A superimposed
imageΞ
fromand a schematic
drawingイベント。
of the KISO event.

反応でまず Ξ− を生成し，この Ξ− を減速させて原子に吸収させ，Ξ− 原子を作る。そのあと Ξ− を原子核に吸収させて S = −2 のハイパー核を生成する方法である。この方法では，Ξ
と小さい。後に説明する’KISO’ イベントはこの方法で生成された。2 つ目は，原子核中の陽子を (K − , K + ) 反応で Ξ− 粒子に変換する直接反応である。運動量移行が 500 MeV/c と大きいため，生成された Ξ− が核に束縛される割合は大きくなく，このハイパー核の生成断
面積は数十 nb/sr と非常に小さい。したがって観測には大強度 K − ビームを要するため，これまで得られた実験的な情報は限られている。ΛΛ ハイパー核に関しては，いくつかのエマ
ルジョン実験でその存在が確立されている [2, 3]。特に ‘Nagara’ イベント [4] は，ΛΛ ハイ
パー核の核種が 6ΛΛ He と一意に定まり，Λ-Λ 間の束縛エネルギー (∆BΛΛ ≡ BΛΛ − 2BΛ ) が0.67 ± 0.17 MeV であることが示された。また近年，図 1.1 に示す，Ξ− -14 N の束縛系が発見され (‘KISO’ イベント) [5]，Ξ の束縛エネルギーは 1.03 ± 0.18 or 3.87 ± 0.21 MeV と示された。これは，Ξ− -14 N 系に強い束縛状態が存在することを意味する。
Fig. 2. Close-up images around each vertex; see Fig. 1 for locations of points and tracks. (a) Points A and B.

point A, anΞAuger
electron can be seen below track #2. (b) Point C. (c) point D.
1.2.1From過去のハイパー核探索実験−+ angleTablep(K
1. Range
data of related tracks. The ranges and angles for tracks #1 and #2 are discussed in
素過程, Kand)Ξ− の前方生成断面積の測定は過去にいくつか行われており，入射粒子

the text. The total range was measured to be 77.1 ± 0.3 µm from point B to C.

の運動量依存性は図 1.2 に示す通りである [6]。縦軸は運動学で決まる係数 α と微分断面積のTrack

Range (µm)

theta (deg.)phi (deg.)

Comments

角度平均の積であるが，#18.0 ± α0.3はほぼ同じ値をとるため微分断面積の角度平均とみなせる。この素133.0 ± 3.0
13.2 ± 3.2
Single-hypernucleus#2
69.1 ±
0.5GeV/c に最大値を取ると考えられている。
40.4 ± 0.9
193.1 ± 1.2
77.1 ± 0.3 µm from B to C
過程の反応断面積は約1.8#313.3 ± 0.4

102.3 ± 2.3

340.4 ± 1.6#56.7 ± 0.3

49.6 ± 4.2

132.6 ± 4.3(K −[7], BNL-AGS#4, K + ) 反応を用いた> 4990.7 Ξ ハイパー核探索実験は，過去に145.0 ± 0.985.4 ± 1.3 KEK-PS
Out(E224)of the emulsionstack
α from 8 Be

(E885)
8#6 [8] で実施された。これらの実験で得られた質量欠損スペクトルを図5.8 ± 0.3
131.0 ± 4.5
318.9 ± 4.7
α from 1.3,
Be 1.4 に示#72492.0 ± 3.9
43.1 ± 1.3
191.8
± 1.5
BNL-E885の実験セットアップを図1.5に示す。散乱K + 粒子の運動量測定にす *1 。また，#8

37.3 ± 0.7

131.9 ± 1.3

29.2 ± 1.3用いた電磁スペクトロメータは，双極磁石 1 つのみの構成であったため，実験の分解能は

σ = 6.1
MeV と悪かった。
での分解能は= C,
9.5respectively.
MeV と，どちらも束縛状態を
consistent
with the decay ofKEK-E224
the hyperfragment
at points BσandThis event topology
or 16 O nucleus
in the Ξis consistent with an event of at-rest capture of a "− hyperon by a 12 C, 14 N,BNL-E885
実験ではピーク構造として直接観測することができなかった。しかしながら，−
emulsion, followed by production of twin single-hypernuclei. In the case of " hyperon capture by
ハイパー核の候補となるイベントが束縛領域 (−20 < BΞ < 0) に約 42–67 イベント確認され，
these nuclei, the total A and Z numbers of the hyperfragments do not exceed 17 and 7, respectively.
Ξ ハイパー核の存在を示唆する結果となった。また，Ξ の 1 体ポテンシャルを Woods-Saxon型を仮定し，ポテンシャルの深さを変えながら束縛閾値近傍のスペクトルの形状と比較したと
3/11
ころ，深さは約 14 MeV であると推定された。

*1 ハイパー核 Y X の励起エネルギーは，コア核の質量を Mcore , ハイペロンの質量を MY とすると Eex =MY X − (Mcore + MY ) と定義される。励起エネルギーが負の場合，束縛状態であることを示す。

Downloaded from http://ptep.oxfordjournals.org/ at Kyoto University on April 28, 2016

は原子に減速停止する前に弱い相互作用で崩壊してしまうため，ハイパー核生成率は約 0.3%

1.2 S = −2 ハイパー核研究3

図 1.2: p(K − , K + )Ξ− 生成断面積の入射運動量依存性 [6]。点線はデータ点に対して引かれた
ߍ 1.4: Ξ ŔĩşŲŸĀࠅ߻मಁࠞĀ੿‫ ڢ‬K− ्λ‫ى‬Āʊ਱ഽýࣙëĝȺࣁߺ [4]線である。
1997 ઎ý D.DiakonovV.PetrovM.Polyakov ěýĚĜĴĮĴ 5 ԡ uudds̄ ù୘çĞĝ Θ+ Āࣁ‫׸‬Þ೐ࢆçĞñ [6]åĀӪ˵ý‫ـ‬ӢçĞSPring-8 Ā LEPS ù֏ġĞñ‫ڗ‬ԐĀӪ˵Ýě 2003઎ý्ಣěÞľōűŸĽŒľ S = +1 ùÔĝњÖŕůįŸч౹Þࣁ‫׸‬ëĝ‫ݫ‬еĤ௬֫éñ [7]å

1.2.2
理論的背景Θ+ Ā‫ږ‬ഽúəाéøÖĝĔĀùÔõñïĀՂஜߣĀ‫ڗ‬ԐĵŰŜÝěĞā೐ࢆçĞøÖñ
Θ+ Ā૬ԈĀ௬֫Þ࢕‫ٶ‬ÖòÞΘ+ ÞζࢵçĞüÝõñúÖØ௬֫ĔߣࣈáüçĞøÖĝə௶
バリオン間相互作用のポテンシャル模型はいくつか提唱されているが，
S = −2 セクター2009઎ý‫ן‬ą्ಣěýĚĜਠӖࠇৼĤ‫ݶ‬äø Θ+ Āࣁ‫׸‬Þ௬֫çĞøÖĝ [8]ïĀñēΘ+ Āにおける相互作用の特徴は模型ごとに大きく異なる。
1.2.1 節で述べた通り，S = −2 のハイࣁଚāÖĐò͕ചéñĔĀùā౪ÖĴĮĴ (ૼĴĮĴ) Þ 4 ԡȷ‫ݶ‬Ā‫ࣟކ‬ā QCD ùѹٖçĞøÖüÖÞåĞĐù͕આçĞøÖΛ
パー核について，これまで得られた実験的な情報が非常に限られている。そのような中で，üÝõñĔé Θ+ Āࣁ‫׸‬Þ͕ÝēěĞĞĂ29
QCD
ハイパー核の中心力ポテンシャルの大きさが± 1ഐඏĀŋľōĀ‫ݽ‬úéøĀţŰņĴĮĴӎ
MeV 程度であること，スピン・スピン相ýަñü৛కÞ̲ãøáĝ

互作用，スピン軌道相互作用，テンソル力の大きさやΣ ハイパー核ポテンシャルが斥力であ‫ݶ‬ϰĀĚØýΘ+ ĀࣁଚĀ͕આā۸೪ùÔĜࣁ‫׸‬Þ͕આçĞĞĂ Θ+ Ā௱̞஘ľřŸŖることなどの制限により，中間子交換模型に基づき模型が構築されてきている。その結果としůŋĨýöÖøĀ‫ށ‬௬ÞïĀߺ‫ږ‬Ĥഐ̛ëĝñēý۸೪ùÔĝïĀñēࠅ߻मಁࠞýࣙëĝ‫ڗ‬て，これまでに実験的制限のない
S = −2 の相互作用のうち ΞN 相互作用には大きな不定性ԐĀΛৼÞ֝á஥̛જĀഺÖ‫ڗ‬ԐÞେ೪ùÔĝ
が存在し，ある模型では
ΞN の束縛状態の存在が予言されている。したがって，
Ξ ハイパー核ళ‫ڗ‬ԐāŔŎŲŸૼˉĤ೤ÖøΘ+ Ĥजؐëĝߣ݀üÖ‫ڗ‬ԐĀĄúöùÔĜՂ‫܅‬ëĝ
K1.8
ŘťŮĩŸú SKS ľşĴōŲŦńýĚĜର‫ހ‬ý֝ÖŤňļŸĵţľ஥̛જĤ‫ڗ‬Ԛùßĝúの分光実験を高いエネルギー分解能で実現し，ハイパー核の状態をピーク構造として観測できÖØ੄६ÞÔĝ

れば，バリオン間相互作用の模型に強い制限をかけることができる。
ĐñåĀ‫ڗ‬Ԑāπ ŘťĤഋ೤ëĝñē K1.8 ŘťŮĩŸù֏ġĞĝ‫ܜנ‬Ā‫ڗ‬Ԑúüĝ೐য
12
C(K − , K + ) 反応において，ΞN 相互作用が引力になるような 4 種類のポテンシャルùÔĝ

模型 (NHC-D[9, 10], Ehime[11, 12], ESC04d[13], ESC08[14]) を用いた理論計算が行われ11
た [15]。この計算では，12B の励起も考慮に入れ，1−
1 状態のエネルΞ Be のコア核である

1.3 4.5
ミッシングマス分解能
ギーを
MeV となるようにパラメータを調整してある。この状態は，12 C(K − , K + ) 反応

において強く励起されうることが理論的にも期待されている。
BNL-AGS での結果 [8] でK1.8 ŘťŮĩŸù֏ġĞĝ E05 ‫ڗ‬ԐE19 ‫ڗ‬ԐüûĀ஥Ք‫ڗ‬ԐùāўౘĀÔĝത‫ى‬Ā‫ږ‬ഽEΞāŤňļŸĵţľúéøࢵযçĞĝñēĭŒŰĳ஥̛જÞ۸೪ü‫ڗ‬ԐĀ೪Ф‫֛٭‬ùÔĝ= −4.5 MeV 付近に比較的大きな強度が見られることに起因している。図 1.6 に 4 種ŤňļŸĵţľā‫ٶ‬ĀĚØý୘çĞĝ
類の励起スペクトルを示す。
Nijmegen のハードコア模型 (NHCD) では，ΞN 相互作用の p波に強い引力が働くのが特徴であり，2+ 状態のエネルギーが下がっている。Nijmegen の4
Extended ソフトコア模型 (ESC) では，Ξ のスピンとコア核 11 B のスピンスピン結合により 3

第 1 章 序論

4

EVIDENCE OF $ HYPERNUCLEAR PRODUCTION IN . . .

BRIEF REPORTS

PHYSICAL REVIEW C 61 054603

PRC 58

FIG. 5. Results of DWIA calculations, before folding by the12
Be reaction
experimental energy resolution, for the 12C(K ! ,K " ) $for V0$ #14 MeV and 20 MeV. The cross section has been averaged over the kaon angular range 0$ # K " $14°.

be found in the recent references !
2,9" in which the(K ! ,K " ) cross sections for the 12C and 16O targets have
FIG. 4. Expanded view of the missing-mass spectrum aroundbeen estimatedforp K !region#1.6
GeV/c. で取得されたスペクト
図the
1.3:
KEK-E224boundas a function of
the excitation energy (E J ) of J 2
12
The calculation
was
forthe0°$in J Be.
Seeperformed
text concerningsolid #
lines.
K " $16° and aoutgoing particles.
の 1parameter
体ポテンシャルをル [7]。実線は，series of Woods-Saxon$ ! wellΞdepth
values:2
1~rms!
for thereaction
K and
1p!K
1J 2 . We
5.618,
MeV/c
V0$ #12, 14,Woods-Saxon
16,
and2 20
MeV.
The
radiusskin
depth型を仮定したときの理論曲線
pectrometer. In addition,
1/3 to reduce the backhave
analyzed
the
SCIFI
data
in
order
of thewere fixed at R#1.1A
fm and a $TOF counterswas $usedpotential
ground events. First, events having12secondary interactionである。上から順に，深さ24CMeV, 20#0.65
fm. Theprotoninwave
functionin~0.08
the interaction
targetwasMeV,
idental hits
and nuclear
verticestheSCIFI
targetlength! were1
momentum
spectrum using a Woods-Saxon potential
generated
with
V
0
0
of those is the K̄ 2K conversion 0N
process,
16rejected.
MeV1/3Oneの場合を示す。
in the mass
range
from R#1.1A#50
MeV,
fm,0 1(n),K̄
and a N0 !K
#0.65
2
0
0 fm. The 1elemenK
1(p)!K̄
,K
1(p)!K1(n), which@#d due to the misidentifitary $ ! production
setSCIFI
to 35%Second,b/sr to thebe backcan becrossclearlysection
identifiedwas
by thedata.
to be less than 0.2% by
12!
"caused by false tracking
has been rejecteddata.
by requir- FIG. 6. Excitation-energy spectra from E885 for C(K ,K )X
the normalizationof our experimental
eak. The compatible
reconstructionwithground
図1.4:
BNL-E885で取得されたスペクトル
2
1
ing
that
the
tracks
of
K
and
K
at
the
targetpredictedbyfor # K " $14° +top figure, and # K " $8° +bottom figure, along with
The1.6.
kinematic
factor & , which accounts for the transformantum range
P K1
the tracking chambers should be consistent with those ob-12Be production theoretical curves◦for V◦ 14,
20, 18, 16,
0$ equalθtotion between the
two-body and A-body frames, was set to$ [8]。上図は θK + < 14 ，下図は
K+ < 8served in the SCIFI data. The spectrum shown in Fig. 3 wasand 12 MeV. The results
spectrum0.73.
as a functionof a quasifree $ production calculation
thus obtained by rejecting these background events.
the J 2 1 11B system,
12–
also shown +curve QF,. The expected location of thegroundAs a typical example
dependenceof thedue toare を示す。また，ポテンシャルの深さがThe eventsofinthe
the angular‘‘unbound’’region are mainly
1211
olute energy scale was
11
!
2
state
of
Be
and
the
thresholds
forBe"andB"$
pro-quasifree
and
free
J
production.
The
eventsinthedifferential
bserving thepeak posi-cross section, the dashed line in Fig. 3 shows2 the20
MeVの場合の理論曲線を重ね書きしていductionareindicatedwitharrows.
‘‘bound’’
regionarethesignalofeither
LL,
J
hypernucaseoftheground
state
for
V
#14
MeV.
In
order
to
make
1535 MeV) productions
0$clei, or H production. The events with a large binding energy
ssing-massa resolution
is between
る。
comparison
the theory and the data, we calculate(B J 536, 184, and 197 MeV, where B J 52E J ) have been
In the same figure, the 12
theangle-averaged
cross candidates
sections,$ Be production theoretical curves
investigated indifferential
more detail as possibleof H pro2
forseveral$potential
well
depths, folded with the 6.1 MeV(d(/d)dE)(E)
and
fold
the
resultswiththeexperimen'* @8#. The conclusion is that there are no clear events
ductionrms experimental resolution, are shown for comparison with
H production.we first present theoretical
tal resolution. forHowever,121212Figure4 shows
expandedview foldedof the missing-massBe
the data. The expected location of the ground state of -C(K ! ,K " )つのspectrawhichanhave
not beenby the1− 状態の縮退がとけて，
3 つのピークを形成している。
$ Be
spectrumaround the bound region. Here, thevertical scale is+assuming a total binding energy of the -’s, B-- , of 25
experimental energy
but section,
have which
beenwasangleplotted in resolution
terms of the crossdeduced by
11模型を基に計算された
これら
4 つのうち，最も複雑なレベル構造が予想される
ESC08
for Be"- and 11B"$ ! proaveraged over 0°$# K " $14°.
As withshown
5, thecomparingtheyieldsthe indataFig.
in Ref.
@8#.result
In order toMeV, and the thresholds
2
obtain+dashedconcerning
J -nucleus peaks,
potential, theduction are indicated. The normalization calculation for thefor V 0$ #20 12
MeV
has twothebound-state−+line,C(Kinformation, Kdata) were
反応のスペクトルを図1.7 に示す。実験装置の分解能を考慮したスペクトルも
experimental
compared withthe theoreticalcorresponding to
the $ ! sand p-orbitals.
Thewidths ofspectracase # K " $8° is less sensitive to the model of angular de~solid curve!, of which the framework 11
is briefly described12pendence because
the spectrometer acceptance is fairly flatthese peaks 同時に示す。また，図aredetermined using a one-boson-exchange
1.8 に B と計算で得られた
Ξ Be のレベルダイヤグラムを示す。励起
below.
overthisregionbut
drops rapidly for # K " %8° as shown inmodel to estimate Basedthe rateforthe$N→-conversion.
Foron the DWIA framework shown in Refs. @6,7#, theMeV
付近に見られる状態を分離して観測するためには，エネルギー分解能は
lab−2
differential
sectiond 2s( u )/dV
the case of Vエネルギー#14 MeV,thep statecrossis notboundbut
it isL dE JFig. 3; we present the results for both the entire acceptance
0$theoreticalwascalculated
for bothbound
and unboundJ 2 production.
and for # K " $8° in Fig. 6.
calculated as 2a MeV
resonance
state
in2thecontinuum;
thereforea(FWHM)
以下であることが要求される。
J
The
Woods-Saxon
J
well
depth
(V
)
has
been
changed as Visual inspection shows that the theoretical curve for the
0 Fig. 5.
sudden rise is seen just above the thresholdina parameter with R51.1A 1/3 fm and a J 50.65 fm being
また最新の格子QCD 計算では，
S = −2valueの様々なチャンネルにおける
ΞN相互作用のポテof the $-nucleus potential welldepth
V0$ #14 MeV
Figure 6 shows
experimental
excitationenergy histograms
fixed.
The proton wave function in the 12C target is generNagrees with the data reasonably well in the region of excitafor 12C(K ! ,K "ated)X fortwoconventional
different limits
on thepotential
scatteringbytheWoods-SaxonwithV
0
ンシャルが計算されている[16]。この計算ではπ 粒子の質量は実際の質量を再現せず，約 4"
1/3and # " $8°. The data
angle of the outgoing, # KR51.1A" $14°,
5250 KMeV,
fm, andK a N 50.65 fm. As for thetion energy !20 MeV$E$0 MeV and much better than2
2 1
p!J K elementarya recent
experimen-the curve for V0$ #20 MeV. If any of the observed signal
clearly show 倍大きい値となっている。
anKenhancement
around crosszerosection,
excitationenergyΞ ハイパー核の分光学的情報が実験で得られれば，近年計算可能と@9# isemployed:a (d s /dV)
2 K 1 50.73results from direct two-- production without an intermediate
p!Jquawhen comparedtalto value
a MonteCarlosimulation
basedK 2on3(3565);26 m b/sr,
where the coefficient a accounts for 12 ΞN 相互作用の計算結果と比較でき，強い相互
he 12C(K 2sifree,K 1 )X reaction
なりつつある，π
粒子の質量を再現するような
Be state, the discrepancy between the V0$ #20 MeV re$production
which
has
been
normalized
to
the
total
the transformation
between two-body and A-body frames. $E J ) of J 2 in 12
J Be for all12
"
2
C(K !
,K
)X
events+curveQF,.
numberof 作用の基礎原理である
sults
and the remaining experimental signal becomes evenIn the Woods-Saxon potential
model,
the J bound
QCDのレベルでバリオン間相互作用の議論ができると期待される。
054603-5

1.3 J-PARCにおける Ξ ハイパー核の精密分光
P. KHAUSTOV et al.

5

PHYSICAL REVIEW C 61 054

FIG. 1. Detector configura
for E885. The drift chamb
ID1-3 determine the incident
trajectory and, combined withbeam line hodoscope MP
shown here#, the K " moment
The drift chambers FD0-3
BD1-2 determine the K $ tratory through the 1.4 T 48D48
pole. Scintillators IT and BT
termine the K $ time of fli
Hodoscopes FP and BP determthe spectrometer accepta
Aerogel Cherenkovs IC, FC,
BC reject pions, while FC0 rej
protons. Above and below the
get are scintillating fiber detect
On the left and right of the ta
are neutron detectors. The fi
detectors and neutron detec
were not used in this analysis.

−
図 1.5: flux
BNL-E885の実験セットアップ[8]。入射spill duration and repetition rate were 1.6 s and 1000 spi
and a thickdiamond target !4" combined
to K
give 粒子の運動量はビームライン上のシン
a sen+ 1.5 counts per nb/sr as comparedsitivity to S!"2 stateshour, respectively &44% duty factor#.
The purity and int
チレータで測定した。散乱
Kof
粒子の運動量を測定する電磁スペクトロメータは，双極磁石1
to 0.05 counts per nb/sr for E224 !3". Although the experisity of the kaon beam provided by the AGS D6 beam l
つのみであったため，欠損質量の分解能は悪かった。
mental resolution in E885 was somewhat better than thegreatly exceeded that available elsewhere. The beam w
T. Motoba, S. Sugimoto / Nuclear Physics A 835 (2010) 223–230
229
E224 resolution (4.2 MeV/c 2 rms vs 5.6 MeV/c 2 rms forfocused in the vertical direction by the last beam line quhydrogen kinematics#, it too was insufficient to resolve disrupole magnet onto a synthetic diamond target, 8 cm w
crete hypernuclear states. Nevertheless, an estimate of the#1 cm high#5 cm thick with a density of 3.3 g/cm3 . Dcross section can be made; the excitation-energy spectrum
mond was used as the target material in order to enhance
can be compared to the theoretical predictions for different$ " stopping rate &a property not important for the dirpotential well depths folded with our experimental
production discussed in this paper#; the resulting compa
resolution.1
ness of the target also allowed the application of tighter g
The organization of this paper is as follows. In Sec. II the
metric cuts.
experimental setup for E885 is described and the event reThe momentum of the incident particle was measured
construction is briefly discussed. In order to make cross secing information from a scintillator hodoscope, MP, locatedtion estimates and compare the data with theory, the missingthe beam line at the exit of the first mass slit &not shownmass spectrum needs to be normalized. This normalization
Fig. 1# and information from 3 drift chambers &ID1-3#
procedure is described in Sec. III. Prior to a comparison withcated downstream of the last beam line magnet. The am
our data, the theoretical cross section calculation must be
tude in the IC Cherenkov counter, along with the measu
folded with the experimental resolution function. The deterparticle momentum and the beam line time of flight, w
mination of the resolution function is described in Sec. IV.
used to suppress triggers from pions. Additional details
The
sectionsforaseriesofvaluesofthe
12 theoretical−+ cross− spectra
Figure7:
DWIA
with ESC04d
and ESC08a.
gardingtheapparatus
Figure6:
DWIA
spectra
with
NHC-D
and
Ehime.
図 1.6: C(K , K ) 反応の理論予想スペクトル。入射 K の運動量は1.7experimental
GeV/c
，θlab
= 0 can be found in Ref.
$-nucleus potential well depth parameter, folded with the
The momentum of the outgoing K $ was measured inである。左図は相互作用ポテンシャルに
NHC-D,
experimental resolution function, are comparedwithEhime
the dataを用いた結果，右図は1.4 T 48D48 magneticESC04d,
spectrometer. The amplitude in− discussion
+
in
Sec.
V.
A
of
backgroundispresented
in
Sec.
4.
DWIA
(K
,
K
)
reaction
spectrapredictedbytypicalΞ-Ninteractions
FC Cherenkov counter, along with the measured moment
ESC08 を用いた結果である。
VI, followed by our conclusions in Sec. VII.
and IT-BT timeof flight, was used to select kaons. In ad
of 12
Be have werebeen another source of background
The (K − , K + ) reaction cross sections for the T = 1 Ξ-hypernuclear
tionstates
to pions,
Ξ protons
calculated in DWIA.
The
Ehime
result(dotted
line
in
Fig.
6)
shows
an
‘easy-to-understand’
specthe spectrometer. To reduce the hardware trigger rate,
II. EXPERIMENTAL SETUP
trum in the sense of formal similarity to the (π+ , K + ) reaction: threeaerogel
1− states
and a substantial
Cherenkov
counter, FC0, was used to suppress p+ A side view of the E885 detector apparatus is shown in+
2 state are excited. In the NHC-D case (solid line), the strongly excited
2
state
comes
down
tons;
its
refractionindex
was selected to be sensitive to
Fig. 1.inThe
K "consequence
beam was deliveredby theAGSattraction
D6 beamsharply
directof the strong
p-statenatureonsof NHC-D.
Itprotons
is notablein inelastic events. The measu
but
not
from
6 "
1.3 NHC-D
J-PARCにおけるΞ isハイパー核の精密分光
line!5"that
at thea ratea 1:1K/% ratio.
The
J =of1−110(TK=1)/spillstate withexcitedstrongly.
The
two cases
Fig. 6 suggest
a pos- of secondary particles is sho
massinspectrum
for a sample
sibilityofobservingaΞ-hypernuclear
peak
in
the
bound
state
region,iftheΞ-statewidthisthatnotthe kaons were cleanly separa
in
Fig.
2.
This
shows
12
Clarge原子核を標的とし，(K5−MeV, K +FWHM).
) 反応を用いた Ξ ハイパー核の精密分光を，大強度陽子加from the pions and protons that passed the hardware trigg(e.g. less than about
after goodness-of-fit
and vertex
7 shows
theE ESC04d(solidline) together
withcase. As the ESC04d
Excitationenergyis definedcase
as themissingmass K1.8
minus
thethe ESC08a
ビームラインで計画している[17]。cuts were applied. The p
速器施設1Figure(J-PARC)のハドロン実験施設に建設した
11"
peaktheinspinFig. structure
2&a# is due
to leakage of the hardware FC p
spin-spinis very
strongthanc 2theN-N case),of thecombinedinteraction
mass of theB(g.s.)
and(even
the $stronger&all times). With
実験の目標は，
Ξ ハイパー核の基底状態の質量をMeVという高い分解能− exciveto.
These
eventswereovervirtually eliminated by an additio
this definition
thethresholdfor free$ " production
is at2(KzeroΞ-hypernuclear
wave
functionsis mixed
up, so that
, K + )以下
cross(FWHM)
sectionsarescattered− hypernuclear states−
software
cut
on
FC
pulse
tationenergy
and
bound
$
have
negative
exciseveral high-lying J = 1 states. The 11 state gets only a small cross section. The reductionheight. The results are shown
で測定し，束縛状態をピーク構造として観測することである。励起スペクトルのピーク位置
Fig.
b#. Themeasuredmomenta of the incident and senergy. strength by a factor of 0.3 leads to two pronounced
oftation
the spin-spin
1− 2&statesat lowerenergypositions [20]. The most recent Ξ-N interaction, ESC08, gives the similar spectra as of the054603-2
modified ESC04d. One may refer to Ref. [24] for an idea of using
spin-isospin saturated nuclear
cores (α’s) so as to be ‘free’ from the uncertainty of the sΞ · sN strength.
In conclusion, we have tested three available Ξ-N interactions in the structure calculations
and compared the DWIA outcome for the (K − , K + ) reaction spectra. Being diﬀerent from theprevious ‘frozen core’ treatment, the nuclear core excitations are fully taken into account. As we
do not have any experimental firm basis for the existing Ξ-N model interactions, we await the(K − , K + ) experiment to be done at J-PARC. It will not only discriminate between the existing ΞN potentials, but also provide us with good opportunities of understanding hypernuclear systems༻͍ΒΕΔόϦΦϯؒ૬‫༻࡞ޓ‬ͷϞσϧʹΑΓΤωϧΪʔ४Ґͱྭ‫ى‬ͷ͞Εํ͕ͳΓɺͦΕʹΑΓϐʔΫߏ଄΋ҟͳ͍ͬͯΔͨΊɺ࣮‫ݧ‬ͷΤωϧΪʔ෼ղೳΛ޲
ͤ͞Δ͜ͱʹΑΓ 12
Ξ Be ͷϐʔΫߏ଄Λ໌֬ʹଌఆ͢Δ͜ͱ͕όϦΦϯؒ૬‫༻࡞ޓ‬Ϟσϧͷ‫ʹূݕ‬ॏཁͳ໾ׂΛՌͨ͢͜ͱʹͳΔɻਤ 1.7 ʹ࣮‫ݧ‬ͷ෼ղೳͷҧ͍ʹΓϐʔΫߏ଄͕ͲͷΑ͏ʹଌఆ͞ΕΔ͔ΛγϛϡϨʔτͨ͠ҰྫΛࣔ͢ɻ͜ΕΑɺϐʔΫߏ଄Λ໌֬ʹଌఆ͢ΔͨΊʹ͸ 2 MeV Λ্ճΔߴΤωϧΪʔ෼ղೳ͕ཁ
6
͞ΕΔ͜ͱ͕Θ͔Δɻ
228

第 1 章 序論

T. Motoba, S. Sugimoto / Nuclear Physics A 835 (2010) 223–230

Figure 4: Calculated T=1 energy levels for 12 Be.

図 1.7: ESC08 模型を元に計算された 12 C(K − ,Ξ K + )Figure 5: Energy levels for 12
1.7: ESC08a Λ૬‫ͨ͠ͱ༻࡞ޓ‬৔߹ͷ 12
Ξ B with ESC08a.
Ξ Be ͷ༧૝εϖΫτϧ͕࣮‫ݧ‬ͷ෼ղೳʹΑΓͲͷΑ͏ʹଌ
模型を元に
図 1.8: 11 B と ESC08
反応の励起スペクトル。黒線は理論計算，他の色の͞ΕΔ͔ΛγϛϡϨʔτͨ͠ਤɻ
12
Belargeのレベルダイヤグ∆ is about
twice of V̄ in T = 0 for NHC-D.計算された
η for ESC04d isΞvery
both in T = 0 and線は実験の分解能 large.
(FWHM)を考慮したシミュレー
T = 1. The large values of V̄ and ∆ for ESC04d in the T = 0 channel are attributed to the strong
ラム。
attraction in the triplet-even channel. Thus NHC-D, Ehime and ESC04d predict quite diﬀerent
ションスペクトルで，マジェンタ，青，赤，緑の順
spin-dependence which leads to the diﬀerent level structures. It is interesting and important tothe spin
and isospin
dependence of the Ξ-N interaction through the spectroscopic studyに，2 MeV, 3 MeVdeduce, 4 MeV, 5 MeVを示す。
of Ξ-hypernuclear structure.

3. Energy levels calculated in the full shell modelより Ξ ハイパー核の引力の大きさの情報を，ピークの幅からはIn the full shell-model calculation for 12 Be=11 B+Ξ− , we adoptΞ
theの核内での強い相互作用
framework expressed byΞ

Eq. 1. To describe the Ξ-particle motion properly, we use a 0s + 1s + 2s plus 0p + 1p + 2p
ΞN → ΛΛ による転換幅の情報をそれぞれ数百
keV の精度で得ることができる。
model space. The Ξ-N G-matrix interactions use a k parameter constrained by placing the 12 Be

9

F

Ξ

J = 1−1 (T = 1) state at EΞ =−4.5 MeV, tentatively in accordance with suggestionof the (K − , K + )data [9].
The calculated energy levels for T = 1 are summarized in Fig. 4 for NHC-D, Ehime andとハドロン実験施設
ESC04d, while the T = 0 and T = 1 results for ESC08a in Fig. 5. As seen in Fig. 5, it isinteresting to obtain both T=0 and 1 states in the same energy region for ESC08a. This is also
J-PARC とは，高エネルギー加速器研究機構と日本原子力研究開発機構
true for the NHC-D and Ehime cases, while(KEK)in the ESC04dcase the T=0 states come down by 5(JAEA)
MeV in comparison with the lowest T = 1 state. Another remarkable point is that the spin-spinが共同して建設した大型陽子加速器共同利用実験施設である。
J-PARC
1.9 に示component of ESC04d is very large in comparison with NHC-D(sizable)の鳥瞰図を図and Ehime (small),both having opposite sign. We have already seen such−diﬀerent properties in the form of the
す。J-PARC では，陽子に電子が2 つある負水素イオン) を初段のリニアックで400 MeVNsΞ1/2 -p 3/2,1/2
interaction
matrix elements (Fig.2, Fig. 3(Hand Table
2).
− These properties lead to the diﬀerent level order of the T = 1 ground doublet states (J = 1−に加速し，次に H を陽子に転換してRapid Cycling Synchrotron (RCS) とよばれる 25 Hz のand 2− ). Moreover the big diﬀerences are caused in the spin structures of Ξ-hypernuclear wave
functions.
In general
the nuclear target groundstateRing
has a dominant
spin structure (usually spin陽子シンクロトロンで3 GeVまで加速，最後にMain(MR) とよばれるシンクロトロン
singlet nature), and therefore the hypernuclear production cross sections are quite sensitive tothe spin structure retained in the final-statefunctions, as is well2.2
known
in the case of theで 30 GeV まで加速する。加速された陽子は，5.52wave
秒周期のうち約
秒間かけてハドロン実(π+ , K + ) reactions [23].

1.3.1

J-PARC

験施設に引き出される。

図 1.10 に，ハドロン実験施設の全体図を示す。MR からの陽子ビームは金でできた二次粒子生成標的 (T1) に照射され，K 粒子や π 粒子を含む多量の二次粒子が生成される。生成された二次粒子は数本のビームラインに輸送される。中でも K1.8 ビームラインは，Ξ ハイパー核分光実験に向けて設計されており，2 台の静電セパレータ (ES) と 2 つの質量スリット (MS)を用いることで，K − /π − ≳ 1 という，かつての KEK-PS や BNL-AGS よりも大強度・高純度の K 粒子ビームを利用することができる。また，Ξ の生成量が多い 1.8 GeV/c の K − 粒子に最適化されている。ビームライン最終段には，QQDQQ で構成された高運動量分解能をもつビームラインスペクトロメータが設置されている。

1.3.2 実験装置
本実験で使用するスペクトロメータおよび検出器群を図 1.11 に示す。

1.3 J-PARC における Ξ ハイパー核の精密分光7

図 1.9: 大強度陽子加速器施設 (J-PARC) の鳥瞰図 [18]。

図 1.10: ハドロン実験施設の全体図 [19]。K1.8 ビームラインでは 2 台の静電セパレータ(ES1, 2) を用いて K 粒子の純度を上げる。

第 1 章 序論

8Scat. K+
~1.4 GeV/c

WC,AC

D1
TOF

S-2S
Q2

SDC3,4

Q1

TargetInc. K1.8 GeV/c

BL
Spectrometer

図 1.11: Ξ ハイパー核の精密分光で使用する検出器。

入射 K − 粒子の運動量は，ビームラインスペクトロメータにて ∆p/p = 3.3×10−4 (FWHM,
設計値 [20]) の分解能で運動量解析を行う。ビームの飛跡検出には直径 1 mm のシンチレー
ティングファイバーからなるファイバートラッカー (BFT) と，2 台のドリフトチェンバー(BC3, BC4) を用いる。また，K − 粒子と π − 粒子の識別には，BH1, BH2 という 2 台のシンチレータを用いた飛行時間測定と，エアロゲルカウンター (BAC, n = 1.05) を利用する。
また，散乱 K + 粒子の運動量は新たに建設した Strangeness −2 Spectrometer (S−2S) にて，∆p/p = 6.0 × 10−4 (FWHM) の分解能で運動量解析を行う。この電磁スペクトロメー
タは QQD で構成されており，(K − , K + ) 反応で生じる K + の運動量 (約 1.35 GeV/c) 領域に対して高い運動量分解能を有するように設計されている。飛跡検出には 4 台のドリフト
チェンバー (DC1–4) を用いる。粒子識別のための検出器には，粒子の飛行時間を測定する

TOF カウンターを使用する。また 2 種類のチェレンコフ検出器を用いて K + トリガを生成する。n = 1.06 のエアロゲルを用いたチェレンコフ検出器 (AC) では，1.4 GeV/c 以下の運動量の π + 粒子と，その他の粒子を弁別し，K + 粒子と陽子は，下流の水チェレンコフ検出器(n = 1.33)[21] でチェレンコフ光の光子数の違いにより弁別される。水チェレンコフ検出器の全体図を図 1.12（左）に示す。水をアクリル製の筐体の中に入れ，粒子が水中を移動する際に生じるチェレンコフ光を筐体両端の光電子増倍管で信号として読み出す。さらに，シミュレー
ションで求めた，散乱粒子の運動量に対する K + 粒子と陽子の生存率を図 1.12（右）に示す。

S−2S のアクセプタンスでは，K + 粒子の検出効率は 95% 以上を保ちつつ，陽子除去効率は90% になると期待される。

detector, π rejection also involves the Cherenkov beam
detector, which provides better timing resolution but noposition resolution.
III It should have space and time resolutions that permit theidentiﬁcation of the incident trajectory from among multiple
tracks in a GEM. The three GEMs are read in 3 ! 25 ¼ 75 ns
time windows (which are extended to # 100 ns because of
the long time scale of energy deposition). According to Monte
Carlo simulations, a 2 mm spatial resolution for the SciFi
beam hodoscope is sufﬁcient.
IV It should have a minimal amount of material in the path of
the beam particles to reduce multiple scattering. At the twohigh momenta proposed for MUSE (153 and 210 MeV/c), thecontribution of the material budget of the Cherenkov detector
to multiple scattering dominates. To reduce multiple scattering at the lowest momentum (115 MeV/c), the Cherenkov
detector and one of the SciFi planes are removed. Because the
GEMs measure the angle after the SciFis, bin wandering in Q 2
is unimportant, and the major consideration with respect tomultiple scattering is beam expansion.
V It should have maximal detection efﬁciency. The need for highefﬁciency is driven by the desire to maximize the experimental
statistics. Each detection system will contribute to the accumulated inefﬁciency, and for MUSE, an effort is being made to pusheach of these contributions as low as possible.

is above a ce
detector. In
the following

WC1sim # W

Fig. 36. Distributions of NPE vs. x-position at the reference plane for WC1 and WC2
in the Monte Carlo simulation. The inefﬁcient regions in the layers are designed tobe covered by each other. Assumed MsNPE in the water Čerenkov detector for a
β ¼ 1 particle is 200.

2. A photographof 550a singleplane of SciFis, coupled to OptFis on both sides. The OptFis on the left side of the SciFi plane are mixed to suppress optical crosstalk (see text).
nominal emission spectrum Fig.
extendingfrom 420 tonm andA 60have
cm ruleris alsoshown
for scaling.
peaking at 450 nm, and theya bulkopticalabsorption
length of 4 2:7 m. The plastic scintillator (PS) core (polystyrene,ρcore ¼ 1:05 g=cm3 , ncore ¼ 1:59) is optically clad with 3% polymethylmethacrylate (PMMA, ρclad $ 1 ¼ 1:19 g=cm3 , nclad $ 1 ¼ 1:49).
3
An additional 3% of ﬂuorinated(FP, ρ
3.3.polymer
Opticalreadout
clad $ 2 ¼ 1:43 g=cm ,nclad $ 2 ¼ 1:43) is added as an outer layer for multi-cladding. The
inner cladding serves merely as a mechanical interface between
The whichscintillation
photons
are collected from both sides of each SciFi
the PS core and the outer FP cladding,matched.
T. Gogami
etareal.not/ well
Nuclear
Instruments and Methods in Physics Research A 817 (2016) 70–84
The ﬁber has a trapping efﬁciency
for scintillation
emittedto a multianode photomultiplier tube
using clear
ﬁbers light
coupledisotropically in a hemisphere of at least 12ð1 $ nclad $ 2 =ncore Þ ¼ 5:4%
(maPMT) from Hamamatsu Photonics, model H8804; PMTs of thisineach direction, with a very good numerical aperture ofqﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃ

1.4 本研究の目的

82

The purpose of the MUSE experiment is to perform a precision
measurement of the proton electric form factor. As such, allaspects of the experiment that might affect the systematics must
be minutely examined. The beam tagging/tracking system is one of
the key elements in determining the scattering kinematics;
therefore, its performance may contribute to the systematics insigniﬁcant ways. Below, we provide several crucial details that will
be useful to anyone seeking to validate claims regarding beammisID rates, tracking efﬁciency, and resolutions.

whereFig. 1. TASFID geometry: 160 SciFis arranged in 4 planes in a U $ V $ YY 0 conﬁguration. See text for details.

9Fig. 37. Survival ratios for protons and Ks (SR) as a function of particle! Then, the grease for the BOTTOM PMT was removed,
and the
図 1.12: （左）水チェレンコフ検出器の全体図。
K + 粒子とmomentum（右）散乱粒子の運動量に対する
at the particle generation point.
PMT and acrylic window were only physically attached (Trial 2).

! Finally, the grease was used for the BOTTOM PMT again to check
reproducibility(Trialpoint 600 mm
upstreamof3).theQ1
magnet entrance, where a
3.6. Electronics
and dataacquisition
3.4. Optical crosstalk suppression target is planned to be installed. The MsNPE in the water Čerenkov
rearMNPE
side of eachmaPMT
is connected
to a dedi-are
Table 8 showsThetheresults.
The
errors indirectly
the results
Momentum [GeV/c] 1.10–1.75
detector whena β ¼cated
1 particle
is developed
perpendicularly
incident
electronic board
at Tel Aviv University(TAU). On at the
Becauseof the maPMT
Angle[deg] there is a thin
0–25glass window in front statisticaland thissystematic(σ calib:signals). It wasfound thatthe
MNPE isboard,
theanalogareattenuated
by
16
dB,
and thecathodes, light may leak between adjacent pixels. To reduce thecenterisassumedtobe200,
although
the
MsNPE
was
obtained
reducedbyapproximately
35%
when
the
opticalcoupling
grease is to
mixingofthe
OptFis(forcrosstalksuppression)isdisentangled
crosstalk betweenON
adjacent pixels at the maPMT entrance, theProcess
Electromagnetic:suchthat thesignalssides byofsamelight-guide ﬁbers are mixed such thatadjacent7
pixelson
notused.
Thisinreduction
mightfrombe bothcausedthe
airﬁber
gapappear
betweenbe no207:7
0:9
7one
2:9
the
cosmic-ray
test,
asthe
described
in inSection
Hadronic: ON
the same corresponding order. The plan for the MUSE experimentside of the ﬁber readout are also neighbors on the other side (seePMT andvalue
acrylic
window.
If thereisvaried
anintoaira PADIWA
gap
betweenaevent
PMT byDetector
TOF (2t cm plastic scintillator) 5.2.3. Thethe
MsNPE
was
randomly
by
76%
is
to
feed
the
output
from
this
board
discrimination
Fig. 3). By requiring a coincidence on both sides of the ﬁber, the1.3.3 パイロットラン
Materials
WC(pure water þ acrylic)and acrylic
window,
reﬂection
occursa photonboard [12]and read it total
out using
the TRB3 TDC
systemfor
developedatmajority of crosstalk events can be rejected. Fig.window
4 shows the
event
to
take
into
account
theperformancedifferenceofAssumed MsNPE in WC
200
(β
¼
1
particle)
Darmstadt,
Germany[6].boundary.
The TRB3 is read out directly over indiviresults of crosstalk suppression for a typical ﬁber:
the atimingwithcertain GSI,
incidentangle
at theGbit Ethernetby data acquisition(DAQ) computers.
DAQMsNPE
spectrum of each side of the ﬁber
contains
contributions
that
dual
PMTs
(σ PMT¼ 6%)
as discussed
in Section
5.2.6. The
The
software environment used for TASFID is the MIDAS acquisition
originatefrom light leaking from adjacent ﬁbers
and, thus,
are not2015 年 10 月から 11月にかけて，既存のSKS
スペクトロメータを用いたパイロットラン
5.2.9.
Long-term
stability
system,developed
PSI by Stefan Ritt (a indetailed
descriptionis , wasdependence,
which
wasatrepresented
Section
5.2.4
correlated. Upon requiring that bothpositionsides of the ﬁber
ﬁred duringin [13]). detector should work stably
an event, these crosstalk events are suppressed.
The water givenČerenkovthe− during+
taken into account by scaling MsNPE according
totheincidentを実施した。このパイロットランの目的は，実験の実現可能性に加え，素過程
p(K
,
K
)Ξ
term of an experiment, which is typically around a month. In order
position ofparticle.
The path
lengthof an incident
in theto achecklong-term
stability,
NPE measurement
wasparticle
performedの反応断面積の入射運動量依存性をより良い統計精度で調べることである。実験のセットアッ
medium ofthewater
detector
depends
theofincident
withcosmicraysČerenkov
for 100 days.
Fig. 32 shows
MsNPEonresults
the2
2path-length
measurement.
The MsNPEs
were normalized
so as applied
to make thepositionandangle.
Thus,
scaling wasfor theプを図 1.13 に示す。標的には 9.36 g/cmの炭素と9.54 g/cmのポリエチレンが用いられ，
mean value of obtained MsNPEs unity. It was conﬁrmed that the
MsNPE
calculation
event
by
event
(Eq.
(1)).
Fig.
34
shows
particle
prototype water Čerenkov detector was able
stablyΞ の素過程のために使用した。合計で1.0to×work
1011
の for
前者では 12
Ξ Be の生成のために，後者はtracks
in 100thedays.
simulation. Particles are made to converge sequen−
tially in the longitudinal and transversep(Kdirections
using twoK − 粒子を標的に照射した。図 1.14 に，パイロットランで測定した素過程, K + )by反応
quadrupole magnets (Q1 and Q2), and they are made to bend in aの欠損質量スペクトルを示す。欠損質量分解能は∼6
MeVと，rejection
BNL-AGS
Expected
powerでの結果を大きくby a Monte Carlodispersive6. plane
byprotonusing
a dipole
magnet(D) transporting thesimulation
particles to the particle detectors. The conditionsin the S-2S
向上する結果となった。この分解能の限界を決める主な要因は，標的中におけるK 粒子のエThe summarized
performance ofinone
segmentof the water Čerenkov
simulation are
Table
9.

陽子の生存率。

WC2sim ¼

type have also been used in previous studies (e.g., [8]). The maPMT

n2core $ n2clad $ 2 ¼ 0:72. The ﬁbers are non-S-type (the PS coreprovides64 different
read-out channels, and each pixel
consists of almost non-oriented
polystyrene
chains) andindependent
are thus
12 metal
dynodes. The photo-cathode has an 18:1 !
optically isotropic and morehas
transparent(with channel
a longer attenuation length) but less ﬂexible 18:1
than S-type[7].
rectangularsurface divided into an 8 ! 8 matrix with a
mm2 ﬁbers
2
The decay time of the scintillation
2.82nsmm
accordingpixel sizelightof is2!
andtointer-pixel gaps. The spectral response is
the manufacturer, and the light yield is 8000 photons/MeV, or
between 300 and 650 nm, with a maximum at 420 nm – close to the1600 photons per 2 mm of ﬁber. Because of the trapping andemission
wavelengthof the SCSF-78M ﬁbers (450 nm). The
collection inefﬁciencies, a maximum
minimum ionizing
particle(MIP)
3. Detector description
crossing the ﬁber will typicallydetectionof 15–20
riseresult
timeinisthe
1000
ps, andthe transit time spread (TTS) is 380 ps [9].
photoelectrons summed from both ends of the ﬁber (8–10
3.1. Geometry
The manufacturer indicates 2% crosstalk between adjacent channels
per end).
Fig. 3. Schematic layout of the OptFi mixing applied for crosstalk suppression.
due
to contains
the ampliﬁcationand the photocathode structure.
The round cross-section ofa SciFi
approximatelyprocedure
12–
The TASFID (TArget Scintillating FIber Detector) will be situated
13% inactive material, including
6% multi-cladding,
Measurements
byapproximately
the ELSA collaboration have indicated 25–30%
0.9 m upstream of the target and will cover the full beam proﬁle,
6% material at a large distancefrom crosstalk
the ﬁber centerwith active dimensions of approximately 8 ! 8 cm2 .
optical[10].thatTo yields
suppress this crosstalk, a mixing scheme is
One hundred and sixty SciFis will be arranged in four layers offewer photons then the discrimination threshold required to read
employed, which is described in Section 3.4.
3.5. Fiber polishing
40 ﬁbers each, of which the ﬁrst two upstream layers will serve asa signal above background, and gaps between the ﬁbers.
coupling
betweenthe SciFis and clear ﬁbers is establishedindividual planes arranged in a U $ V geometry and the next two
The detection efﬁciency for The
a layerof such SciFis
has been
downstream layers will serve as a double-layered horizontal plane
87%, andthat separators
for a double- with sufﬁciently large holes to comforfound to be on the order of εusing
U ¼ εV C
plastic
ﬁber
During the assembly of the Dec-2014 TASFID prototype, thein a YY 0 geometry with a relative offset of half of the ﬁber pitch
layered conﬁguration is on the order of εYY 0 C 98%, primarily
tably ﬁt the ﬁbers (see Fig. 2). The loss of scintillation light due to thispolishing of one ﬁber array plane (containing both SciFis and light(see Figs. 1 and 2). This conﬁguration was chosen to maximize thebecause of geometrical considerations (as described in detail in
detection efﬁciency while placing minimal material in the beamcoupling has been studied and found to be approximately 30%, withguide ﬁbers) was performed manually using sandpaper, following
Section 4.2).
particle path. The double layer is required to achieve good detecThe photons produced in or
each
ﬁber are opticalcollected couplingfrom both ofwithout
grease (see, e.g., [11]).
the manufacturer instructions. The other plane of the ﬁber arraytion efﬁciency (see the discussion below). The third plane enables
its ends.
The coupling between light-guide ﬁbers and photomultipliers
was polished using a polishing machine. The results from the Decthe resolution of ambiguity in cases of multiple-hit events.
To suppress contributions from events originating from the
Fig.
33.
Schematicdrawingof
12
segments
of
the
water
Čerenkovdetectors. One
Geometric accuracy and rigidity are achieved by ﬁxing the SciFi
has thebeen
studiedin 3 main2014 testforrunprotons,
indicateKaþ signiﬁcantadvantagethesecondmachinebeam margins and from outside
beam,
the scintillation
pho-types of media: air, optical grease, andFig. 35. NPE distributions, and π þ s inthe ﬁrstofand
layersdetector to a plastic frame (see Fig. 2), fabricatedfrom VeroBlack- segments. Two layers are set to cover their inefﬁcient regions
layer consistsof sixtons are transmitted to the photomultipliercathodesusing
Clearsilicone pads. Although slightly better light transmission ispolished ﬁbers, which is evident mainly in the charge deposition
Fullcure 870 by means of 3D printing. The ﬁbers are glued using(WC1, WC2) of waterČerenkov detectors.
round light-guideﬁbers (OptFis)of 2 mmin diameter
fromindex
each
The PSMdimensions
are opticalin mm.
achieved
using
opticalgrease or silicone pads [10], coupling
BC-600 gray epoxy adhesive (with a reﬂectiveof nother.
¼ 1:56) to(QDC) spectra: the main signal is larger for the ﬁbers polishedfrom Kuraray, with an average length of 20 cm. The main differthe plastic frame using suitable 2 mm half-circular slots inthrough air was chosen because it offers easier maintenance. The
using the polishing machine
because of decreased light loss at theence between the SCSF-78M and Clear-PSM ﬁbers is that the latterþ
the frame.
light-guidearranged in a plastic separator matrix thatðp ;K þ ledÞ
do not contain active scintillationmaterial; ﬁbers
the core are
and doubleﬁber interfaces (see Fig. 5). This study
to the conclusion that
cladding components are serves
the same.
attenuation
lengthas Thea holding
structure
to ensure that the ﬁbers are per3.2. Fiber properties and optical transmission
machine polishing is preferable from the perspective of both timereportedbythemanufacturer
is
410
m.
Because
of
the
short
Table 9pendicular and close to the entrance cathode of the photoand light-collection considerations.
lengths of the OptFis and SciFis, the differences in their light
SCSF-78M round SciFis of 2 mm in diameter from Kuraray were
Conditions in the S-2Sattenuation
Monte properties
Carlo simulation.
multipliers. The ﬁbers are ﬁxed in position in the plastic matrices
chosen as the baseline ﬁbers for TASFID. These ﬁbers possess a
are negligible.

Particle generation at the target
point

WC1sim ¼

by the gray epoxy.

Distribution

Spherical uniform

ネルギー損失のふらつきであると結論づけられた。
detector was discussed in the above sections. In the experiment J-

PARC E05, however, 12 segments of water Čerenkov detectors will

素過程の断面積の入射運動量依存性の暫定結果を図
be installedin に示す。それぞれの運動量においtwo layers, as shown in Fig. 33. A Monte Carlo
6.2. Analysis
and1.15
results
simulation (Geant4 [8]) was performed in order to study theて，従来の泡箱のデータに比べ 20 倍以上の収量が得られ，この統計精度の非常に高いデータ
performance of the water Čerenkov detector as a total system ofFig. 3512 shows
the NPE distributions in the ﬁrst (WC1) andsegments in S-2S. The expected performances of proton rejec-þsecond(WC2)
layers ofČerenkovdetectors
fortheprotons,を元に，素過程の生成断面積は 1.8 GeV/c
付近で最大となることが実証された。
ratio obtained
using
Monte K
tion efﬁciency
andwaterK þ survival

simulation
are described
section.for each kind of pars, and π þCarlos withthe same
numberinofthis
eventsさらに，図 1.16 に 12 C(K − , K + ) 反応の欠損質量スペクトルの暫定結果を示す。束縛領域
ticle. The NPE distributions in WC2 are broader than those in WC1

6
X

i¼

6
X

i¼

The superscr
The selections survive inSurvival r
follows:SRðp ;K þ Þ ¼

N ðp

N Re
ðp

where N ðp ;K þ

Eq. (17) andreference plmomentum
the water Č
rejection efﬁ
4 95% for K
found that t
hypernuclear

7. Summary

We havenuclear spec
2S with the
The S-2S,(Δp =p C 5:0
1.2 to 1.6 GeV
K þ . Protons
background(n ¼ 1:33) ČeWe havedetector andcosmic-rays.
200 for β ¼ 1days. A Mon
obtained fromon the incid
on-line protthat the dev
proton-rejec
survival ratio
The achieved

Fig. 34. Displayed tracks in the S-2S Monte Carlo simulation.

Setup andparticles
conditionsthat
in theoriginate
Monte Carlosimulation
owing to 6.1.
secondaryfromsomereactionsin−20 MeV≤ −B.E. ≤ 0 MeV に有意な数のイベントがあり，B.E. =
2 MeV,
9 MeV
付近に
2

Two-dimensional
the materials
andsimulation,
K decay.
In theis modeled as shownplots
in Fig.of1. NPE
The vs.
本のピーク構造を有していることが判明した。この場合，
A = 12S-2S
核における
Ξ のポテンシャ
5.2.8.
Effect of optical coupling greasemagnetic ﬁeld of S-2S was calculated with a software using the
To observe the NPE difference between the cases with andthree-dimensional ﬁnite-element
method, Opera3D (TOSCA) [21].
つのピーク構造で表せると仮
ルの深さはMeVgrease,
より深いと考えられる。もし束縛領域がwithout
the optical 14
coupling
data without the use of theMaterials were deﬁned for the S-2S magnets (QQD), TOF detector,
grease were taken and compared.
detector in the simulation.20 The water
定すると，ピーク幅は約16 MeV となる。これはandΞpwaterΛΛ Čerenkov
転換幅が非常に大きいことを意味す
The test proceeded as follows:Čerenkov detector was placed 2.41 m downstream of the dipole
magnet exit in the beam direction.
were generated at a
る。さらに多くの収量を得て，エネルギー分解能を向上させることで，
ΞNParticles
相互作用に関する! The
optical coupling grease (Saint-Gobain BC-630) was used
between the acrylic windows and PMTs for both the TOP and多くの情報を実験的に確証できると期待される。
20
BOTTOM
PMTs in the ﬁrst trial (Trial 1).
Others were set as vacuum.
þ

1

-

1.4

本研究の目的

本研究では，標的としてシンチレーティングファイバーを用いたアクティブ標的の開発を行う。概略図を図 1.17 に示す。3 mm 径の丸型ファイバー約 1000 本を，5 cm × 10 cm × 10 cm

21

3 cm ups

第 1 章 序論

10Target

B
BCC4
3

SD
S D C2BA C 1
BH C
2

TOF
SDC
4
SDC
3

LC

SKS

Q13
Q12

AC

D4

0

3m
Q11
Q10
BFT
BH1
MS2
Q9

Fig. 4.

A schematic view of the experimental setup during the E05 pilot run.

図 1.13: パイロットランにおける実験セットアップ。

Counts /0.5 MeV

3.1 Analysis for the p(K − , K + )Ξ− reaction
The overall energy resolution was evaluated with the peak for the p(K − , K + )Ξ− reaction at 1.8
GeV/c as shown in Fig. 5, and was confirmed to be 5.4 MeV (FWHM). It is a factor of two better withrespect to the 10 MeV of the BNL E885 for proton target. In the Carbon kinematics, the BNL E885
resolution was estimated to be 14 MeV, while our estimate
which was dominated by+is about− 6 MeV
Missingmassp(K,K) at(K 1.8
the target energy loss straggling.
Absolute
energyscaleof the, K + )GeV/cmissing mass was adjustedwith this peak position. About 6,000 Ξ− ’s were identified per day.
The incident momentum
dependence of the forward cross sections of the K − + p → K + + Ξ−
500
reaction was obtained at 1.5, 1.6, 1.7, 1.8 and 1.9 GeV/c. The statistics at each momentum was morethan about 20 times of the statistics of the old bubble chamber data. At 1.8 GeV/c, the statistics
400
was about 100 times
to obtain the angular distribution in detail. In a preliminary analysis, we haveconfirmed with improved statistics that the relative strengths of the cross sections peaks at about 1.8
GeV/c (Fig. 6) as suggested by Dover and Gal [16].

300

3.2 Analysis for the 12 C(K − , K + ) reaction
The missing mass
200spectrum of the 12 C(K − , K + ) reaction is shown in Fig. 7-a) as a function ofnegative values of binding energy (B.E.) of Ξ− in 11 B. Owing to the large momentum acceptance of
the SKS, we were able to obtain the spectrum in a wide energy range. The largest part of the spectrum
100 production of Ξ’s peaking at about 110 MeV, while the contribution of Ξ∗comes from the quasi-free
can be seen in the higher energy region. Due to the large momentum transferred to Ξ (∼550 MeV/c)in this reaction, the sticking probability is small, so that there are very few events in the bound region

0
1.3

1.31

1.32

6

1.33

1.34

1.35

Missing Mass (GeV)(µb/sr)Fig. 5. Missing-mass
spectrumfor+ )thep(K − , K + )X reaction at 1.8 GeV/cobtainedwith a CH2 target. The
図 1.14: 素過程
p(K − , Kの欠損質量スペクトル。分解能は約
6 MeV
であった。
peak corresponds to the reaction on proton and the continuous background below the peak is the contributionof quasi-free Ξ production from 12 C.

80
70

Present data
T. Iijima et al. (1992)
J.P.Berge et al. (1966)

100
0
1.3

1.32

1.33

1.34

1.35

Missing Mass (GeV)

Fig. 5. Missing-mass spectrum for the p(K − , K + )X reaction at 1.8 GeV/c obtained with a CH2 target. The
peak corresponds to the reaction on proton and the continuous background below the peak is the contributionof quasi-free Ξ production from 12 C.

<dσ/dΩ>θ<18° (µb/sr)

1.4 本研究の目的

1180Present data
T. Iijima et al. (1992)
J.P.Berge et al. (1966)
G.Burgen et al. (1968)
P.M.Dauber et al. (1969)
Eyeball fit (C.B.Dover et al.)

70
60
50
40
30
20
10
0
1

1.2 1.4 1.6 1.82

2.2 2.4 2.6 2.8 3
plab(GeV/c)K-

図 1.15: 素過程 p(K − , K + )Ξ の散乱断面積の入射運動量依存性。赤丸がパイロットランの結Fig. 6. The incident momentum dependence of the diﬀerential cross section of the p(K − , K + )Ξ− reaction at
果である。
forward angles. The present data is shown in red together with other old data.

b)-

Binding energy 12C(K , K+) (Carbon)(−B.E. <0) in this vertical scale.Binding
A largeenergy
shift of12thequasi-freepeak isC(K, K+) (Carbon+ alsoCH2)due to the large momentum

transfer.
22
Next we magnify the view in the bound region as indicated in Fig. 7-a) as a dashed oval, and we20
plot it in Fig. 7-b). Here, there should be no physical processes with a binding energy value larger than18
about 40 MeV (−B.E.≤ −40 MeV), where the ground state of 12ΛΛ Be exists. Therefore, we think these
16
14
7
12
10
8
Unphysical Background6
4
2
100 150 200 250 300 350 400−0180−160−140−120−100 −80 −60 −40 −20 0 20
-B.E. (MeV)-B.E. [MeV]Counts /2 MeV

0

0

0

0

0

0

0

−050

1.31

0

50

im
l
e
Pr

ry
a
in

12
12− , K +−+Missing-mass spectra for図
the1.16:C(Kat 1.8 GeV/c. a) in a wide energy range, and b) (−20 MeV ≥C(K )X, Kreaction) 反応の欠損質量スペクトル。赤色で示した束縛領域-up view near the binding energy
thresholdindicatedwitha dashed oval in 12a).Be の基底状態よりエネルギーが低い，−B.E. ≥ 0 MeV) に 55 イベント観測された。
ΛΛ

−B.E. > −40 MeV の領域は非物理的な背景事象としている。
-

Counts /2 MeV

Binding energy 12C(K , K+) (Carbon + CH2)の大きさに束ねて使用する。標的中でのエネルギー損失を，イベントごとにファイバーの発光量として測定して補正することで，厚い標的を用いてハイパー核の収量を保ちつつ，エネル
22
ギー損失のふらつきを小さくすることを目的としている。以下では，12 C(K − , K + ) 分光実験
20でのエネルギー分解能と収量について議論する。
18
16■エネルギー分解能 Ξ ハイパー核の欠損質量 MΞ は，式 1.1 で決まる。
14
√
(1.1)
M
=
(EK − + MA − EK + )2 − p2K − − p2K + + 2pK − · pK + cos θ.
Ξ
12
10
8
6
4
2
0
−80 −70 −60 −50 −40 −30 −20 −10 0 10 20

im
l
e
Pr

ry
a
in

-B.E. [MeV]

52.5

51

52.5

C
第 1 章 序論

125 cm
100.77

B

10 cm

10 cm
11.2
Nuclear and Hadronic Physics

図 1.17: アクティブ標的の概略図。
Group, Kyoto University

5.6

日付
名前
作成者 T. Gogami 2015/10/15
確認者
承認者

A

S-2S Fiber Target

xx'yy'_134fibers_9sets
ここで EK − , EK + はそれぞれ入射，散乱 K 粒子のエネルギー，
pK − , pK + はそれらの運動
1/3

4

A3

量，MA は標的核の質量，
θ は散乱角を示す。欠損質量の分解能∆M
321 Ξ は，ビームラインスペ
クトロメータの運動量分解能 ∆pK − ，S−2S の運動量分解能 ∆pK + ・角度拡がり ∆θ ，さらに標的中でのエネルギー損失のふらつき ∆Estrag を用いて式 1.2 のように表される。

(∆MΞ2 =

∂MΞ
∂pK −

)2

(
∆p2K − +

∂MΞ
∂pK +

)2

(
∆p2K + +

∂MΞ
∂θ

)2
2
∆θ2 + ∆Estrag
.

(1.2)

ビームスペクトロメータの性能に現実的な値 ∆p/p = 1.0×10−3 ( 設計値 ∆p/p = 3.0×10−4 ),S−2S の性能に ∆p/p = 3.0 × 10−4 を代入すると，第 1 項は 1.682 (0.5042 ), 第 2 項は0.7282 , 第 3 項は 0.042 となる。12 C(K − , K + ) 反応において目標とするエネルギー分解
能 ∆MΞ = 2 MeV (FWHM) を達成するためには，標的中でのエネルギー損失のふらつき∆Estrag は 0.804 MeV (1.793 MeV) (FWHM) 以下でなければならないことがわかる。標的にポリエチレンを用いた場合，標的厚 2.79 g/cm2 で ∆Estrag = 1.0 MeV，4.65 g/cm2 で∆Estrag = 1.6 MeV となる。
■ハイパー核の収量

ハイパー核の収量は以下の式 1.3 で表される。

Yield = Nbeam × Ntarget ×dσ× ∆Ω × feﬀ .
dΩ

(1.3)

ここで Nbeam は入射 K + 粒子数，Ntarget は単位面積あたりの標的粒子数，dσ/dΩ は微分断面積，feﬀ は散乱 K + 粒子の崩壊やデータ収集系の効率を加味した係数を示す。入射 K − 粒子の数については，加速器の強度がパイロットランの約 2 倍になると見込まれ，立体角は S−2Sを用いることにより，SKS の約 1/2 倍になる。パイロットランで得られた収量を元に Ξ ハイ
パー核の収量を見積もると，ピーク構造を観測するために必要なイベント数 120 を得るためには，ポリエチレン 2.79 g/cm2 の標的では 70 日間のビーム照射が必要である。
ここで 10 g/cm2 厚のアクティブ標的を導入すれば，20 日間のビーム照射で必要な収量を得

1.4 本研究の目的

13る。したがって，現実的なビームタイム内で理論計算から予測されるピーク構造を観測するた
めには，アクティブ標的の導入が必要不可欠である。
本研究では，アクティブ標的のエネルギー分解能を評価するため，高分解能測定が実現でき
る RCNP の Grand Raiden スペクトロメータを用いて，シンチレーティングファイバー 1 本
あたりのエネルギー分解能を測定した。メーカーや形状の異なる 4 種類のファイバーについて，発光量とエネルギー損失の関係を評価し，アクティブ標的に最適なファイバーを決定する。さらに，この実験で測定されたエネルギー分解能を元に，アクティブ標的全体におけるエネルギー損失のふらつきを評価し，高分解能分光実験が実現可能な標的厚を見積もる。また，

XX′ YY′ の 4 層で構成された試作機にビームを照射し，ファイバー 1 本あたりの位置分解能を見積もり，X′ 層の検出効率を求める。
第 2 章では，アクティブファイバー標的の概要と要求性能について述べる。第 3 章では，陽子ビームを用いた実験セットアップについて述べる。第 4 章では，ファイバー 1 本あたりの分解能の測定結果を述べ，それに基づいて見積もったアクティブ標的全体のエネルギー損失のふらつきについて述べる。第 5 章では，試作機のビーム試験の概要とその結果について述べ，最後に第 6 章で結論と今後の展望を述べる。

15

第2章

アクティブファイバー標的の開発
本章では，まずシンチレーティングファイバーを用いた検出器の先行研究を紹介する。次に，今回開発するアクティブ標的の概念を述べ，この標的に用いる装置の説明を行う。最後に，検出器の必要性能と開発要件を挙げる。

2.1

シンチレーティングファイバーを用いた検出器は，位置の検出や時間測定を目的として開発されてきた。例えば，KEK-PS における Y p 散乱断面積の測定のために開発されたアクティブ
標的 [22] は，300 µm 角のシンチレーティングファイバーを 10 cm × 10 cm × 20 cm に組んだ構造をしている。シンチレーション光を蛍光板に照射し，蛍光を示した様子を CCD カメラで読み出す仕組みになっている。数百 µm の位置分解能で，三次元の飛跡から反応の運動学を再構成している。
スイスの PSI におけるミューオン陽子散乱実験 (MUSE) では，ミューオンビームライン上での入射粒子の識別に 2 mm 径丸型ファイバーを用いた検出器 (TASFID)[23] が使われている。ファイバーの時間応答の早さから，飛行時間を用いた粒子識別を行なっている。図 2.1 に検出器の構造と，そのうちの 1 面を組み上げた様子を示す。検出器は 8 cm × 8 cm，U-V-YY′
構造で，読み出しにはマルチアノード形光電子増倍管を用い，1 台で 64 チャンネルを同時に読み出すことができる。検出部分と光電子増倍管の間はクリアファイバーを伸ばし，左右で読み出しチャンネルの割振りを変えることで，クロストークや背景事象の削減を実現している。
E.O. Cohen et al. / Nuclear Instruments and Methods in Physics Research A 815 (2016) 75–82
E.O. Cohen et al. / Nuclear Instruments and Methods in Physics Research A 815 (2016) 75–82

isID) is acceptable. Note that in addition to the SciFi
ector, π rejection also involves the Cherenkov beam
ector, which provides better timing resolution but nosition resolution.
should have space and time resolutions that permit the
ntiﬁcation of the incident trajectory from among multiple
cks in a GEM. The three GEMs are read in 3 ! 25 ¼ 75 ns
me windows (which are extended to # 100 ns because oflong time scale of energy deposition). According to Montelo simulations, a 2 mm spatial resolution for the SciFi
am hodoscope is sufﬁcient.
hould have a minimal amount of material in the path ofbeam particles to reduce multiple scattering. At the two
h momenta proposed for MUSE (153 and 210 MeV/c), thentribution of the material budget of the Cherenkov detector
multiple scattering dominates. To reduce multiple scating at the lowest momentum (115 MeV/c), the Cherenkov
ector and one of the SciFi planes are removed. Because theMs measure the angle after the SciFis, bin wandering in Q 2
unimportant, and the major consideration with respect toltiple scattering is beam expansion.
uld have maximal detection efﬁciency. The need for highncy is driven by the desire to maximize the experimental
ics. Each detection system will contribute to the accumuinefﬁciency, and for MUSE, an effort is being made to pushof these contributions as low as possible.

purpose of the MUSE experiment is to perform a precisionement of the proton electric form factor. As such, allof the experiment that might affect the systematics must
tely examined. The beam tagging/tracking system is one ofy elements in determining the scattering kinematics;e, its performance may contribute to the systematics in
nt ways. Below, we provide several crucial details that will
ul to anyone seeking to validate claims regarding beamates, tracking efﬁciency, and resolutions.

ctor description

ometryシンチレーティングファイバーを用いた検出器

77

Fig. 1. TASFID geometry: 160 SciFis arranged in 4 planes in a U $ V $ YY 0 conﬁguration. See text for details.

2. A photographof 550a singleplane of SciFis, coupled to OptFis on both sides. The OptFis on the left side of the SciFi plane are mixed to suppress optical crosstalk (see text).
nominal emission spectrum Fig.
extendingfrom 420 tonm andA 60have
cm ruleris alsoshown
for scaling.
peaking at 450 nm, and theya bulkopticalabsorption

図
2.1:
PSI
の
MUSE
で使用されている，ファイバーを用いた粒子識別検出器(TASFID)。
lengthof 4 2:7
m. Theplastic
scintillator (PS)core (polystyrene,ρcore ¼ 1:05 g=cm3 , ncore ¼ 1:59) is optically clad with 3% polymethylmethacrylate (PMMA, ρclad $ 1 ¼ 1:19 g=cm3 , nclad $ 1 ¼ 1:49).
3
An additional 3% of ﬂuorinated(FP, ρ
3.3.polymer
Opticalreadout
clad $ 2 ¼ 1:43 g=cm ,nclad $ 2 ¼ 1:43) is added as an outer layer for multi-cladding. The
inner cladding serves merely as a mechanical interface between
The whichscintillation
photons
are collected from both sides of each SciFi
the PS core and the outer FP cladding,are not wellmatched.
The ﬁber has a trapping efﬁciency
for scintillation
emittedto a multianode photomultiplier tube
using clear
ﬁbers light
coupled1
isotropically in a hemisphere of at least 2ð1 $ nclad $ 2 =ncore Þ ¼ 5:4%
(maPMT) from Hamamatsu Photonics, model H8804; PMTs of thisineach direction, with a very good numerical aperture ofqﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃﬃ

type have also been used in previous studies (e.g., [8]). The maPMT

n2core $ n2clad $ 2 ¼ 0:72. The ﬁbers are non-S-type (the PS coreprovides64 different
read-out channels, and each pixel
consists of almost non-oriented
polystyrene
chains) andindependent
are thus
12 metal
dynodes. The photo-cathode has an 18:1 !
optically isotropic and morehas
transparent(with channel
a longer attenua2
tion length) but less ﬂexible 18:1
than S-type[7].
rectangularsurface divided into an 8 ! 8 matrix with a
mm ﬁbers
2
The decay time of the scintillation
2.82nsmm
accordingpixel sizelightof is2!
andtointer-pixel gaps. The spectral response is
the manufacturer, and the light yield is 8000 photons/MeV, or
between 300 and 650 nm, with a maximum at 420 nm – close to the1600 photons per 2 mm of ﬁber. Because of the trapping andemission
wavelengthof the SCSF-78M ﬁbers (450 nm). The
collection inefﬁciencies, a maximum
minimum ionizing
particle(MIP)
crossing the ﬁber will typicallydetectionof 15–20
riseresult
timeinisthe
1000
ps, andthe transit time spread (TTS) is 380 ps [9].
photoelectrons summed from both ends of the ﬁber (8–10
The manufacturer indicates 2% crosstalk between adjacent channels
per end).

第 2 章 アクティブファイバー標的の開発

16

また，J-PARC K1.8 ビームラインでは 1 mm 径の丸形ファイバー 320 本で構成された BFT
粒子識別検出器が用いられている [24, 25]。この検出器は，1 層目と 2 層目をファイバー径の半分だけずらして重ねた XX′ 構造で，光読み出しには Multi-Pixel Photon Counter (MPPC)を用いる。時間分解能 0.68 ns (σ ) と位置分解能 190 µm (σ ) を有する。
このように，ファイバーを用いた検出器は，位置の測定や時間差を利用した粒子識別を目的として開発されたものが多く，エネルギー測定を主眼においた検出器は過去に例がない。この点で，本研究で開発するアクティブ標的には新規性を有する。

2.2

アクティブファイバー標的

本研究で開発するアクティブ標的の概念図を図 2.2 に示す。

K − 粒子が標的に入射すると，エネルギーを標的に落としながら進んでいく。この K − 粒子は標的中の 12 C 原子核と反応したのちに，K + 粒子を生成する。K + 粒子も同様にエネル
ギーを失いながら標的中を移動し，通過した後は下流の S−2S により運動量測定される。荷電粒子がシンチレータを通過してエネルギーを失うときに，そのエネルギー損失に応じた量の光が生じる。したがって標的として，炭素を含むプラスチックシンチレータを用いることで，事象ごとにシンチレーション光を測定し，得られた光量に適当な変換を施すことでエネルギー損
失量を得て補正をすることができる。このように，標的中における入射粒子，散乱粒子のエネ
ルギー損失をイベントごとに補正することでエネルギー損失のふらつきを小さく抑えることができる。反応では，Ξ ハイパー核が崩壊する際に荷電粒子が出てくる可能性があり，この粒子を弁別しなければ K − , K + 粒子のエネルギー損失を大きく見積もりすぎてしまう。そこで入射粒子，散乱粒子のエネルギー損失を正しく測定するために，シンチレーティングファイバーを用いてセグメント化して，検出された飛跡から粒子の弁別を図る。J-PARC における実験では，12 C(K − , K + ) 反応の測定を実施する前に，K − 粒子をアクティブ標的全体に照射して，エネルギー損失と発光量の関係などの較正データを得たり，検出器の最適化を行う。さらに，
素過程 p(K − , K + )Ξ− を使って分解能測定を行う。

K–

AT

発光量→ ΔEK– 12

n

Λ
π0

AT

発光量→ ΔEK+
ΞBe

Λ

K+

π–
p

図 2.2: アクティブ標的の概念図。

次に，アクティブ標的の完成予想図と，ファイバーと MPPC との接合部の拡大図を図 2.3に示す。荷電粒子がファイバーに入射するときに生じる光は，両端に取り付けられた MPPC
で信号に変換される。この信号を VME-EASIROC ボードと呼ばれるモジュールに入力し，

2.3 シンチレーティングファイバー

17信号の波高情報や時間情報を取得する。アクティブ標的は，3 mm 径のファイバーを XX′ YY′
構造に組み，それを 9 組合わせた構造をとる。水平方向には 1 面あたり 32 本，垂直方向には

1 面あたり 16 本並べ，全部で 864 本のファイバーを使用する。MPPC はプリント基板に複数個実装し，フラットケーブルを用いて VME-EASIROC ボードと接続する。VME-EASIROC
ボードは 64 個の MPPC を同時に制御することができる。このモジュールを 27 台使用する。

VME-J0 バスで他のモジュールと通信をすることでデータ収集を行う。ファイバーと MPPCとの接合部は，黒いアクリル製の治具を用いてねじで止めることで，約 100 µm の精度で固定する。MPPC 自体には厚みがあるため，アクリル製治具と基板の間にゴムシートを挟み，外部からの光の侵入を防ぐ。

250 mmy yʹ

VME-EASIROC
ボード 27台

48 mm (16本)
厚さ100 mm (xxʹyyʹ ×9)

MPPC基板
アクリル治具
ゴムシート (16ch / 32ch)

ファイバー計864本
・・・

シンチレーティング

・・・

96 mm (32本)【拡大図】

300 mm

・・・

xʹ
x

ねじ止め

ファイバー

（端面を研磨）

図 2.3: アクティブ標的の完成予定図。右図はファイバーと MPPC の接合部を拡大したもので
ある。

2.3

シンチレーティングファイバー

シンチレーティングファイバーはプラスチック製光ファイバーの一種で，蛍光剤入りのポリスチレンで出来たコア部分とメタクリル系樹脂で出来たクラッド部分の二重構造になっている。クラッド部分の構成には，1 層からなるシングルクラッド型と 2 層からなるマルチクラッ
ド型の 2 種類が存在する。シングルクラッド型のクラッドの厚さはファイバー径の 3% である。マルチクラッド型は，不感部分であるクラッドの厚さがファイバー径の 4–5% に増加するが，シングルクラッド型に比べ集光率が高いのが特徴である。コア部分，クラッド部分の材質と物性を表 2.1 に示す [26]。形状は，断面積が丸形のものと角形のものが存在する。
放射線がファイバーに入射した際の模式図を図 2.4 に示す。荷電粒子がファイバーに当たると，コア部分でシンチレーション光が生じる。生じた光は，コア部分とクラッド部分の境界で全反射を繰り返しながらファイバー中を伝播し，端面に届く。臨界角 θc = asin(nclad /ncore )より小さい角度でクラッドに進入した光は，ファイバーに閉じ込められることなく外部へ失う。シンチレーション光の集光率は，3.44%（ファイバー中央）から 7%（コア-クラッド境界付近）[26] である。

of fluorescent dopants selected tocintillation, optical and radiationstics.

Specific Properties of Standard Formulations

Fiber
Emission Emission
Decay
1/e
# of Photons Characteristics /of Single-clad Fibers –ColorPeak, nm Time, ns Length m*
per MeV**
Applications.......................... Polystyrene
BCF-10
blue
432
2.7
2.2
u/'''
General purpose;.......................... 1.60
optimized for.......................... 1.05
diameters >250µm.......................... Acrylic
BCF-12
blue
435
3.2
2.7
u/'''
Improved transmission
dex .................. 1.49
ound fibers .... 3% of fiber diameterfor use in long lengths
18size
第 2 章 アクティブファイバー標的の開発
quare fibers ... 4% of fiber
BCF-20
green
492
2.7
>3.5
u/'''
Fast green scintillator(core) .............. +%/)o('22
BCF-60
green
530
7
3.5
~7100
3HF
formulation for(core) .............. +%/,o('22increased
hardness23
表 2.1: シンチレーティングファイバーのコア部分とクラッド部分の材質と物性。
c (core) ............ 3.4 x 10
oo
BCF-91A
green
494
12
>3.5
n/a
Shifts blue to green
re...................... -20 C to +50 C.......................... Yesof Multi-clad Fibers –erial .................. Fluor-acrylic.......................... 1.42
rs ...................... 1% of fiber diameterers ..................... 2% of fiber size.......................... 0.74
ound fibers ..... 5.6% minimum
quare fibers.... 7.3%

BCF-92green

9:=$0/

n/a

材質

492

コア部
2.7

>3.5クラッド部
n/a

ポリスチレンn/an/a

メタクリル系樹脂
n/a

n/a

屈折率
1.60
* For 1mm diameter
fiber; measured
with a bialkali cathode1.49
PMT** For Minimum Ionizing Particle (MIP), corrected for PMT sensitivity
密度

1.05

Fast blue to green
shifter
Clear waveguide

1.2

A Typical Round Scintillating Fiber
Particle
Lost Photon

35.7°
21.4°

3.44% x 2 π str

68.6°

Total Internal
Reflection

Optical cladding thickness:>5λ ( ≈3 microns), typically
3 - 5% x OD

Scintillating Core n = 1.60

Extra Mural Absorber (EMA)

Optical Cladding n = 1.49

図 2.4: シンチレーティングファイバーの概念図 [26]。シンチレーション光を発するコア部分と，光を捕らえるためのクラッド部分で構成されている。
6

ファイバーで生じるシンチレーション光は，荷電粒子がコア中で損失したエネルギーに応じて変化するため，ファイバーの発光量を受光素子で測定することで，荷電粒子のエネルギー損
失を得ることができる。
最後に，Kuraray 製ファイバー (SCSF-78)[27] のシンチレーション光の発光スペクトルを
図 2.5 に，Saint-Gobain 製ファイバー (BCF-10) のシンチレーション光の発光スペクトルを
図 2.6 に示す。どちらも青色の光を放出するが，BCF-10 の方が短波長寄りである。

2.4

Multi-Pixel Photon Counter (MPPC)MPPC は浜松ホトニクス社で開発された光半導体素子である。数十 µm 角のアバランシェ
フォトダイオード (APD) を 2 次元的に多数並べた構造をとり，各々の APD をガイガーモー
ドで動作させることで光子を 1 個ずつ測定することができる。MPPC の特徴は，高い増倍率(∼ 106 )，高い検出効率，優れた時間分解能を有し，コンパクトな形状で磁場の影響を受けないことである。

APD の逆電圧を降伏電圧以上にして動作させると，光量の大小に依らず，素子固有の飽和出力が発生する。この降伏電圧以上で APD を動作させる状態をガイガーモードという。MPPCMeasurement Methodof Emission Spectra
L=10, 30, 100, 300cm（from top to bottom on each ﬁgure）

SCSF-78 / SCSF-81 / SCSF-3HF（1500）

Optical Spectrum
Analyzer

L

Test Fiber（1mmφ）

UV Light
Spot Size:5mm
FWHM:10nm

Technical Data

2.4Emission
Multi-Pixel
Photon Counter (MPPC)
Spectra19

Transmission LossSCSF-78

SCSF-78

Loss［dB/km］

2000

1500

1000

500

400

450

500

550

600

0

［nm］

Exiting Wavelength:350nm

400

500

600

700

Wavelength［nm］

図 SCSF-81
2.5: Kuraray 製のシンチレーティングファイバー(SCSF-78) の発光スペクトル（左）と伝SCSF-81Technical Data

2000
達損失のスペクトル（右）[27]。左図の線は，蛍光剤を励起させるための紫外光照射位置と測

Loss［dB/km］

定器との間隔が，上から 10, 30, 100, 300 cm であるときのスペクトルを示す。ピーク波長は1500

450 nm（青色）である。

Emission Spectra –

1000

500

BCF-10
400

450

500

550

Exiting Wavelength:370nm

600

BCF-12

0

［nm］

400

500

600

700

Wavelength［nm］

SCSF-3HF（1500）SCSF-3HF（1500）

Loss［dB/km］

2000

1500

1000

図 2.6: Saint-Gobain 製のシンチレーティングファイバー(BCF-10) の発光スペクトル [26]。
500
BCF-20ピーク波長は432500nm（青色）である。
450
550
600
650
Exiting Wavelength:340nm

BCF-60

0

［nm］

400

500

600

700

Wavelength［nm］において，典型的な APD の増幅率は 106 ，降伏電圧は約 55–70V である。

MPPC では，1.3 mm 角や 3 mm 角，6 mm 角等の受光面に対し，25 µm, 50 µm, 75 µm の
大きさの APD が 2 次元状に並んでいる。これらの APD は並列に接続されているため，それぞれの APD には同じ電圧値がかけられ，APD の出力信号の総和が MPPC の信号として読み6出される。APD1 ピクセルあたりの出力電荷量を Q，光子が入射した APD の数を Nfired とすSpectra–
ると，MPPCOpticalの出力電荷量Qtotal は以下のように表される。
Qtotal BCF-91A= Q × Nfired(2.1)

APD はガイガーモードで動作しているため，1 ピクセルにいくつ光子が入射しても出力電荷量は同じである。したがって MPPC は，ピクセル数よりも入射してくる光子の数が十分少ない場合，優れたフォトンカウンティング能力を示す。図 2.7 は，LED から出力された光子を数個検出したときの ADC スペクトルと，LED の出力が無いときの ADC スペクトルである。
前者のスペクトルには，1 光子，2 光子 · · · のピークが一定の間隔で並んでいる。このピーク
間隔と 0 光子ピークの値を読み取ることで，ADC のチャンネルから光子数に変換することがAttenuation vs. Wavelength –SS (dB/meter)

BCF-982.5
2
1.5

BCF-92

第 2 章 アクティブファイバー標的の開発

20

counts/chcounts/ch

できる。

3500
3000

8000
7000
6000

2500

5000

2000

4000
1500
3000
1000

2000

500

1000

0

740

760

780

800

820

840

860

0

880 900
ADC [ch]

740

760

780

800

820

840

860

880 900
ADC [ch]

図 2.7: （左）LED からの光子を数個検出したときの ADC スペクトル。（右）LED の出力が無いときの ADC スペクトル。

約 6 時間の測定における MPPC の安定性を図 2.8 に示す。増幅率の変動は ±2% 以内，ペデスタルの ADC の値の変動は ±0.2% 以内であった。MPPC の増幅率には温度依存性がある[28] ため，測定中は温度を監視した。MPPC の温度を直接測定するのは難しいため，MPPCに取り付けられたファイバーを固定するための架台を測定した。測定した温度変化を図 2.9 に

2∆ µ / µ [%]∆ G/G [%]示す。この測定では図 2.8 との相関は見られなかった。

1.5
1
0.5

0.2
0.15
0.1
0.05

0

0

−0.5

−0.05

−1

−0.1

−1.5

−0.15

−2 01:00

02:00

03:00

04:00

05:00

06:00

07:00
Time

−0.2

01:00

02:00

03:00

04:00

05:00

06:00

07:00
Time

図 2.8: （左）MPPC の増幅率の変化率。（右）ペデスタルの ADC の値の変化率。MPPC のチャンネル毎に色分けをしている。約 6 時間の間で，増幅率の変動は ±2% 以内，ペデスタルの変動は ±0.2% 以内であった。

2.5

MPPC 読み出し用回路

MPPC は，優れた光子計数能力を持つ受光素子であるが，数十–数百個の MPPC に対して，波形増幅や信号遅延のための回路を用意するのは容易ではない。近年，EASIROC[29]と呼ばれる多チャンネル MPPC 読み出し用チップが開発された。今回は，このチップを用いた基板を使用することで，多チャンネルの MPPC の制御や信号の読み出しを実現させる。
汎用 MPPC 読み出し基板には，NIM モジュールの EASIROC MODULE と，VME 規格のTemperature [ o C]

2.5 MPPC 読み出し用回路

21

23.5
23.4
23.3
23.2
23.1
23
22.9
22.8
00:00 01:00 02:00 03:00 04:00 05:00 06:00 07:00 08:00 09:00
Time

図 2.9: 図 2.8 の時間における温度変化。MPPC を取り付けている，シンチレーティングファ
イバーを固定する架台の温度を測定しており，MPPC の温度を直接測定しているのではない。

VME-EASIROC ボードが存在する。前者は PC とネットワーク接続をするだけで MPPC の読み出しができる。また，後者は K1.8 ビームラインのデータ収集系に対応した設計である。
本研究では EASIROC MODULE を用いて開発を行うが，実機では VME-EASIROC ボードを使用する予定である。

2.5.1 EASIROC
Extended Analogue Silicon PM Integrated Read Out Chip (EASIROC) は，フランスのΩ/LAL/IN2P3 グループが開発した Silicon Photo Multiplier (SiPM) 読み出し用 ASIC である。使用実績は，J-PARC K1.8 ビームラインだけでなく，ミューオンイメージング，医療機器などにもある。1 枚のチップにつき 32 個の MPPC を同時に読み出す事ができ，波形整形
増幅器，Discriminator を各チャンネルが有している。また，信号線に接続された inputDACと呼ばれる 0–4.5 V 出力により，32 個の MPPC に印加するバイアス電圧を個別に微調整し，増幅率を変えることができる。さらに 2 系統のアンプ (High Gain, Low Gain) を有し，それぞれが増幅率の 16 段階の調整が可能なため，MPPC の増幅率が 106 の場合 1–2000 p.e.

(160 fC–320 pC) という幅広いダイナミックレンジをもつのが特徴である。1 チャンネルあたりの内部回路の概要を図 2.10 に示す。

MPPC からの正電圧の入力信号は，コンデンサによって 1:10 の割合で 2 つのプリアンプに分割される。各々のプリアンプは，並列接続されたコンデンサによって増幅率を 1 から 15の 15 段階に変えることができる。したがって，片方のアンプの増幅率は 10 から 150 (HighGain)，もう一つの増幅率は 1 から 15 (Low Gain) となる。High Gain に入力された信号は，
波高測定用の Slow Shaper（時定数 25–175 ns）と時間測定用の Fast Shaper（時定数 15 ns）に分割され，Low Gain の信号はそのまま Slow Shaper に送られる。

Fast Shaper 後段には Leading Edge 型の Discriminator が備わっており，ある閾値を超える

第 2 章 アクティブファイバー標的の開発

22

図 2.10: EASIROC の内部回路 [29]。

図 2.10EASIROC 内部の 1ch アナログ [17]。

とデジタル信号を出力する。この閾値は 32 チャンネル共通で，約 0–10 p.e. の間を 1024 段階

2.5.1
EASIROCMODULE
で設定できる。
32 チャンネル各々のデジタル信号はタイミング測定に使用することができる。
また Slow Shaper で整形された信号は，外部から入力する HOLD 信号のタイミングで電圧

上述の EASIROC をより汎用的に扱うために NIM モジュール化したものが、大阪大 -KEK によって開発が保持される。図2.11 に，
HOLD
信号とShaper 出力の時間関係と実際に読み出されるされたEASIROC MODULE
である
[18]。
MPPCSlowを用いるために必要な基本的機能のほぼすべてが実装さ波高を示す。ピンク色の線がMPPC
HOLD
信号，黄色が Slow Shaper 出力，青色がHighMODULE
Gain 出力のれており、このモジュール単独でのオペレーションが可能である。以下にEASIROCもつ特徴を述べる。
である。実際に EASIROC に保持されるのは青色の波形で平坦な部分の高さである。図の左側は正しいタイミングで HOLD 信号が入力されたときの様子を，右側は遅いタイミングで入• EASIROC を二枚搭載、FPGA により制御を行う力されたときの様子を示す。入力のタイミングがずれてしまうと，
EASIROCに保持される電64 チャネルの MPPC を同時駆動させることが可能である。EASIROCの基本的な機能は上述の通り
荷量は実際よりも少なくなってしまうため，適切なタイミングでHOLD 信号を入力しなけれであり、FPGA により register の書き換えを行う仕様である。
ばならない。
• 64ch 共通の MPPC バイアス電源
32 チャンネルそれぞれに保持された電圧は，0 チャンネルから順番に外部へ出力される。
MPPC バイアス電圧印可用に小型電源がボード上に搭載されており、外部電源との切り替えも可能と
32 チャンネルの読み出しには 20 µs かかるため，データ収集のレートは 50 kHz までに制限さなっている。

れる。
• SiTCP を実装し、Eternet を介して外部 PC による FPGA 制御が可能

2.5.2

EASIROC MODULE

31
汎用の MPPC 読み出しモジュールとして，EASIROC を搭載した NIM モジュールが開発された [30, 31]。大規模なデータ収集系を構築する必要がなく，簡単に導入することができるため，本研究ではこのモジュールを使用した。EASIROC MODULE の前面と背面の写2.5 MPPC 読み出し用回路23

図 2.11: HOLD 信号の入力タイミング。（左）正しいタイミングで HOLD されているとき。（右）HOLD 信号が遅いとき。ファンクションジェネレータからの信号を EASIROC

MODULE のアナログ入力としている。

真を図 2.12 と 2.13 に示す。また，モジュールの基板部分を図 2.14 に示す。基板部分には，

EASIROC チップが 2 枚搭載されており，64 個の MPPC の同時駆動が可能である。また 64
個の MPPC を駆動させるための 90 V 電源が搭載されている。MPPC を接続する極性を間違えることによる EASIROC の破損を防ぐため，保護回路を有している。モジュールの制御や計測には Field Programmable Gate Array (FPGA) が用いられている。さらに，FPGA に搭載された SiTCP[32] 技術を用いて FPGA とイーサネットを接続することで，TDC/IP/UDP 通信を介したデータ転送やモジュールの制御を Linux 上のソフトウェアで行うことができる。

MPPC の High Gain, Low Gain 電荷情報は EASIROC 後段の ADC で A/D 変換され，FPGA に信号が送られる。また，FPGA は 64 チャンネルの Discriminator からのロジック信号を受け付けており，ユーザーが FPGA のファームウェアを編集することでロジックを組み，トリガ信号を作ることができる。FPGA では各々のチャンネルのタイミング情報も測定でき，

1 ns の時間分解能を有する MHTDC として動かすこともできる。もしくは LVDS 信号を外部に出力し，TDC モジュールを用いて時間情報を測定することも可能である。

2.5.3 VME-EASIROC ボード
K1.8 ビームラインで使用されているデータ収集系に準拠した MPPC 読み出しモジュールが近年開発された [33]。VME-EASIROC ボードの前面と側面の写真を図 2.15 に示す。このビームラインで使用されているトリガ配布システムへの対応に加え，ADC, TDC の Fast clear
機能，ペデスタルサプレッション機能が追加されている。実機の読み出しにはこのモジュールを使用する。

第 2 章 アクティブファイバー標的の開発24に配置する必要があった。特に、高電圧のかかる MPPC の信号線は密集しがちであ
図 2.13: EASIROC MODULE の背面部
るが、十分な間隔 (1 mm 程度) で配置しなければならないため、慎重な設計が必要分。アナログ入力，であった。 MPPC のバイアスの分。64ch の LVDS 出力があるが，本開発
また、ファイバートラッカー用に特化するのではなく、MPPC を用いての測定に供給のための電源はSignal により供給し，では使用しない。
広く対応できることも念頭において作成したため、汎用性の高いモジュールとなっロジック信号の入出力はLEMO コネクタ
た。MPPC の測定で必要な機能はほぼ全て内蔵されており、持ち運びも容易である。
モジュールの作成はジー・エヌ・ディー社に依頼し、設計にも協力して頂いた。以で接続可能である。
下の図 2.11、図 2.12 に完成したモジュールの概観を示す。

図 2.12: EASIROC MODULE の前面部

EASIROC x2
MPPC64ch
温度計

LVDS 出力
計装用ADCADC

FPGAASIC保護回路

Ethernetby SiTCP(FPGA編集)内蔵バイアス電源(0~90V)

14年2月4日火曜日

図 2.14: EASIROC MODULE
の基板部分
。2 枚の
EASIROC チップの他に，MPPC の
図 2.11:EASIROC[30]
MODULEの内部基板。
バイアス用電源，ADC，データ処理や制御のための FPGA が搭載されている。

24

2.6 開発事項25

図 2.15: VME-EASIROC ボードの側面部分（左）と前面部分（右）。EASIROC MODULEと同様に，64 個の MPPC を同時に制御することができる。

2.6

開発事項

本研究では，このアクティブ標的のためのシンチレーティングファイバーの形状の性能評
価，MPPC の選定，さらに試作機による位置分解能の評価を行う。
まず，1 本あたりのシンチレーティングファイバーの性能評価を行う。ファイバーは有感発
光部分と光伝送のための不感層で構成されているため，光量の多さだけでなく，エネルギー分
解能の絶対値も観点に入れなければならない。ファイバー 1 本あたりのエネルギー分解能を実測することで性能評価を行う。例えば 1.3 GeV/c の K + 粒子が 3 mm のファイバーを通過したとき，エネルギー損失の最尤値は約 600 keV である。したがって，ファイバー 1 本におけるエネルギー分解能が 10% であると仮定すると，∆E = 60 keV となる。ビームのエネル
ギーに対してファイバー中でのエネルギー損失が小さいため，エネルギー分解能を直接測定するには，ファイバーを通過した後の粒子の運動量を高い精度で測定する必要がある。そこ
で，高分解能測定が実現できる RCNP の Grand Raiden スペクトロメータを用いた実験を行うことを検討した。当初は最大エネルギーである 392 MeV の陽子ビームを用いた測定を計画したが，加速器の不調により 64.6 MeV と 295 MeV の陽子ビームを用いて測定を行なった。
図 2.16 に，使用した陽子ビームの βγ と単位長さあたりのエネルギー損失 (dE/dx) の関係を示す。K + 粒子 1.3 GeV/c のエネルギー損失の大きさに対して，陽子 295 MeV のエネルギー
損失の大きさは約 1.5 倍，陽子 64.6 MeV のエネルギー損失は約 4.5 倍である。
標的全体で許容されるエネルギー損失のふらつきは，節 1.4 で議論した通り，ビームスペク

*** NOTE TO PUBLISHER OF Particle Physics Booklet ***Please use crop marks to align pages
September 26, 2016

26

266

14:02

第 2 章 アクティブファイバー標的の開発
33. Passage of particles through matter
106
5

K+ 1.35 GeV/c

H2 liquid4
3

He gas10.1

p 295 MeV2

p 64.6 MeV〈–dE/dx〉 (MeV g —1cm2)

8

1.0

Sn
Pb

Fe

10
100
βγ = p/Mc

Al

C

1000

10 000図 0.1
2.16: βγ と
[34]
1.0dE/dx の関係
10
100

1000

Muon momentum (GeV/c)

0.1

1.0

10

100

1000

Pion momentum
トロメータの分解能が ∆p/p = 10−3 のとき
0.80 MeV(GeV/c)，∆p/p = 3.3 × 10−4 のとき 1.79 MeV′′+である。3 mm 径のファイバーをK000
1.3 GeV/c を入射
0.1
1.0XX YY 10の組にして100 9 セット並べ，
1000
10

momentum (GeV/c)
したときのシミュレーション結果を図Proton
2.17 に示す。ビームの空間的な拡がりは，水平方向に

Figure 33.2:
Meanenergy loss rateliquid (bubble chamber) 1 本あたりの±5 mm，垂直方向に±25 mmとし，入射角は0°–5°inとした。例えばファイバーhydrogen, gaseous helium, carbon, aluminum, iron, tin, and lead.
エネルギー分解能を ∆E/E = 10% とすると，エネルギー損失のふらつきは 0.88 ± 0.03 MeV
Radiative eﬀects, relevant for muons and pions, are not included.
となるため，ビームスペクトロメータの性能が設計値通りであれば
MeV
Ξ <2These become significant for muons in iron for βγ >
1000,
and
at (FWHM) を∼M
lower
momentainhigher-Z
absorbers.
SeeFig.
33.21.
達成することができる。
for muons and pions.
次に，アクティブファイバー標的の厚さと，1 本あたりの 3 mm 径ファイバーのエネルギー
Estimates of the mean excitation energy I based on experimental
分解能を変えながら，標的全体のエネルギー損失のふらつきを評価した結果を図2.18 に示す。
stopping-power measurements for protons, deuterons, and alpha particles
are
given
in
Ref.
11;
see
also
pdg.lbl.gov/AtomicNuclearProperties.
直接測定したファイバーのエネルギー分解能が 10% 未満であれば，10 cm 厚のアクティブ
33.2.5. M
Densityeﬀect : As the particle energy increases, its electric
ファイバー標的でΞ = 2 MeV (FWHM) の分光実験が実現できる。
field flattens and extends, so that the distant-collision contribution to
Eq. (33.5) increases as ln βγ. However, real media become polarized,■ファイバーの選定 検出器で使用されるシンチレーティングファイバーには，主に Kuraray
limiting the field extension and eﬀectively truncating this part of the
製の SCSF-78[27]と riseSaint-Gobainがある。各々のファイバーは形状が角logarithmic[2–8,15–16].製のAt BCF-10[26]very high energies,
δ/2 → ln(!ωβγ −1/2, , BCF-10: 0.25–(33.6)p /I) + ln 0.2–形・丸形の 2 種類あり，また様々な径(SCSF-78:
2.0 mm
5.0 mm) がwhere δ(βγ)/2 is the density eﬀect correction introduced in Eq. (33.5)ある。ファイバーの太さは，エネルギー分解能と大きく関連する。発光量がポワソン分布にand !ωp is the plasma energy defined in Table 33.1. A comparison with
従い，エネルギー損失
E と発光量N の関係が線形であると仮定するとエネルギー分解能はEq. (33.5) showsthat |dE/dx|
then grows as ln βγ rather than ln β 2 γ 2 ,√√and that the mean excitation energy I is replaced by the plasma energy∆E/E = 1/ E ∝ 1/ N に従う。したがって，ファイバー 1 本あたりのエネルギー損失を!ωp . Since the plasma frequency scales as the square root of the electron
大きくするために，ある程度の太さのあるファイバーを用いる必要がある。
density, the correction is much larger for a liquid or solid than for a gas,
as is illustrated by the examples in Fig. 33.2.
ファイバーにはシングルクラッド型とマルチクラッド型があり，後者は前者に比べて集光The remaining relativistic rise comes from the β 2 γ 2 growth of Wmax ,率は高い。しかし，不感層であるクラッドの厚さが，シングルクラッド型はファイバー径のwhich in turn is due to (rare) large energy transfers to a few electrons.
When these events are excluded,
energy deposit in an absorbing
3% であるのに対し，マルチクラッド型は7%theと厚いため，シングルクラッド型を使用する。
layer approaches a constant value, the Fermi plateau (see Sec. 33.2.8
過去に below).
1 mm の丸形ファイバーについて，シングルクラッド型のマルチクラッ
At extreme energies (e.g., > 332 GeV for muonsSCSF-78J,
in iron, and
ド型の SCSF-78MJ （以上 Kuraray 製），シングルクラッド型の BCF-10SC（Saint-Gobain*** NOTE TO PUBLISHER OF Particle Physics Booklet ***Please use crop marks to align pages
September 26, 2016

14:02

2.6 開発事項

27

5000

Energy loss inFiber Target (10 cm)

4000
3000
2000
1000
00
−5
16000

0

5

10

15

20

25

30

35

Energy loss after correction

14000
12000
10000

0.88±0.03 MeV(FWHM)

8000
6000
4000
2000
0
−5

0

5

10

15

20

25

30

35

Energy Loss [MeV]

図 2.17: （上）XX′ YY′ 9 セット並べたときの K + 1.3 GeV/c のエネルギー損失。（下）補正後のエネルギー損失のふらつきのシミュレーション結果。ファイバー 1 本あたりの分解能を∆E/E = 10% とした。

5%
10%
15%
20%

Energy Straggling [MeV]2
1.5

designed
1.79

1

realistic
0.8

0.5
0
0

3

6

9

12

15

Number of xx’yy’
図 2.18: アクティブファイバー標的の厚さと，1 本あたりのファイバーのエネルギー分解能を変えながら，標的全体のエネルギー損失のふらつきを評価した結果。

第 2 章 アクティブファイバー標的の開発

28製）の光量が調べられている [25]。この測定では，受光素子に MPPC (S10362-11-100P) を使用した。β 線源を用いた測定結果を図 2.19 に，陽子 392 MeV を用いた測定結果を図 2.20に示す。この結果によると，Kuraray 製の SCSF-78MJ が Saint-Gobain 製の BCF-10 の 2 倍から 3 倍弱発光量が多い。

図 2.19: β 線を用いた発光量測定 [25]。左上: SCSF-78J，右上: SCSF-78MJ，左下: BCFਤ 2.8: ϑΝΠόʔͷ β ઢরࣹ࣌ͷޫྔςετͷ݁Ռɻ֤ϑΝΠόʔͷฏ‫ྔޫۉ‬͸ޫిࢠ਺
平均光子数は SCSF-78J が 12.3, SCSF-78MJ が 13.6, BCF-10SC が 4.9 である。
Ͱ10SC.
SCSF-78J
͕ 12.3ɺSCSF-78MJ ͕ 13.6ɺBCF-10SC ͕ 4.9 Ͱ͋ͬͨɻ

ද 2.3: ޫ‫ݕ‬ग़‫ث‬ͷੑೳࠩɻ

MPPC
APD
MAPMT

૿෯཰
105 ∼ 106∼ 100
106 ∼ 107όΠΞεిѹ
70 ∼ 80 V
150 ∼ 350 V
1000 ∼ 1500 Vޫి໘∼ 1 × 1 mm2∼ 1 × 1 mm2∼ 20 × 20mm2

࣓৔଱ੑ
༗
༗
ແ

図 2.20: 陽子 392 MeV を用いた発光量測定[25]。左: SCSF-78MJ，右: BCF-10SC. SCSFਤ 3.7: BFT ͷ࠷େޫిࢠ਺ͷ෼෍ɻ

78MJ の発光量は，BCF-10SC の 2 倍程度である。
今回は，シングルクラッド 1 mm 径の角形，丸形の SCSF-78 と，シングルクラッド 3 mm
径の角形，丸形の BCF-10 に陽子ビームを照射し，発光量の比較とエネルギー分解能の評価を

ਤ 2.9: ϑΝΠόʔ‫ݕ‬ग़‫ ͨ͠༻࢖ʹث‬MPPCʢS10362-11-100Pʣɻ

3.7: BFT ͷ࠷େޫిࢠ਺ͷ෼෍ɻ
17

2.6 開発事項29行う。発光量とエネルギー損失の関係は，丸形のファイバーと角形のファイバーで異なると予想される。丸形のファイバーに荷電粒子を照射した場合，図 2.21（左）に示すように粒子が入射する位置によってコア部分とクラッド部分を通過する距離が変化する。単位長さあたりのエネルギー損失 dE/dx が一定であると仮定すると，エネルギー損失は通過距離に比例する。
したがって，有感部分であるコア部分とファイバー全体の通過距離の関係が，発光量とエネル
ギー損失の関係に反映されると考えられる。図 2.21（右）にコア部分とファイバー全体の通過

Path length in a core [mm]距離の関係を示す。青色は丸形ファイバーを，赤色は角形ファイバーの関係を示す。

3
2.5
2
1.5
1

3 mm Round

0.5

3 mm Square

0
0

0.5

1

1.5

2
2.5
3
Path length in a fiber [mm]図 2.21: （左）丸形ファイバーにおける粒子の入射位置と，コア部分とクラッド部分の通過距
離依存性の模式図。ファイバー中の黒い矢印はファイバー全体の通過距離を，桃色の矢印はコ
ア部分における通過距離を示す。（右）コア部分とファイバー全体の粒子の通過距離の違い。
青色は丸形ファイバー，赤色は角形ファイバーを示す。

■受光素子の選定 受光素子には 3 mm 角の MPPC (S13360-3075PE, Hamamatsu) を使用する。MPPC はコンパクトで磁場の影響を受けず，優れた光子計数能力を有し，多数の MPPCの同時制御・読み出しを行う技術が確立されているため採用した。同じ大きさの MPPC において，3 種類のピクセルピッチの MPPC がある。表 2.2 にピクセルピッチの違いによる性質の違いをまとめた [28]。ピクセルピッチの小さいものの方がより多くの光を検出でき，線型性に優れているが，開口率と検出効率が低くなってしまう。
陽子 392 MeV を 1 mm のファイバーに照射したときのエネルギー損失の最尤値は約300 keV である。それに対して，K + 粒子 1.3 GeV/c を 3 mm の場合は約 580 keV であるため，MPPC で検出する光子数は，先行研究の結果を利用すると最大でも約 50 p.e. と見積もられる。1600 ピクセルでもこの光量に対して十分であると考え，ピクセル数の最も少ない

75 µm ピッチの MPPC に決定した。
■試作機を用いた位置分解能の評価 本研究では，XX′ YY′ 構成の試作機を作製し，295 MeVの陽子ビームを照射しデータ取得を行なった。図 2.22 に XX′ 構成の一部分を示す。今回は，fiber 1 と fiber 3, fiber 1 と fiber 2 のように隣り合うファイバーの光量の違いから位置情報を

第 2 章 アクティブファイバー標的の開発

30

表 2.2: MPPC のピクセルピッチの違いによる開口率と検出効率の違い。
ピクセルピッチ

75 µm

50 µm

25 µm

開口率 (%)

82

74

47

検出効率 (%)

50

40

25

ピクセル数

1600

3600

14400

z
8

x

fiber 3fiber 2|4 5 6 7 xʹ
1 2 3 xp
~ 6 mm

y

Rc
×

|

0 x

x
R

fiber 1p

図 2.22: 試作機のファイバーの並び方。一部分のみを示している。

得た。以下では測定原理を説明する。エネルギーが十分高い粒子では，単位長さあたりのエネ
ルギー損失 dE/dx は一定であるとみなせる。したがって，粒子がファイバーのコア中で通過した距離とファイバーの発光量は比例関係にあると考えられる。図 2.22 において，fiber 1 とfiber 3 の関係を例にとる。簡単のため，粒子は x 軸と y 軸に垂直に入射すると考える。荷電粒子が位置 x でファイバーに入射した時，粒子が fiber 1 と fiber 3 を通る距離 L1 , L3 は√
L1 = 2 Rc2 − x2√
L3 = 2 Rc2 − (R − x)2

(2.2)
(2.3)

である。ここでファイバーの半径を R, コア部分の半径を Rc とした。発光量は L1 , L3 に比例することから，fiber 1 と fiber 3 の光量の関係は図 2.23（左）の青色の曲線になると予想される。赤の実線は，L1 = L3 となる直線である。青の実線と赤の実線は交点を一つだけ持つ(L1 = L3 ≃ 1.6R) ため，この時のファイバーの光量が得られれば，光量と粒子がコア中で通過した距離の関係がわかり，式 2.2 を用いることで位置情報を得ることができる。
■開発事項

本研究での開発事項をまとめる。

• 1 mm 径の角形，丸形の SCSF-78 と，3 mm 径の角形，丸形の BCF-10 に 2 つのエネ
ルギーの陽子ビームを照射する。

– エネルギー損失に対する発光量を測定する。
– エネルギー分解能を直接測定する。β による違いを調べる。

31
Path Length in fiber 3 - fiber 1[mm]Path Length in fiber 3 [mm]2.6 開発事項
3
2.5
2
1.5
1
0.5
0
0

0.5

1

1.5

2
2.5
3
Path length in fiber 1 [mm]

3
2
1
0
−1
−2
−3
0

0.5

1

1.5

2
2.5
3
Path length in fiber 1 [mm]図 2.23: ファイバー 2 層を用いた位置の測定原理。桃色の線は L1 を，青い線は L3 を示す。

• ファイバー 1 本あたりのエネルギー分解能から，アクティブ標的全体におけるエネル
ギー損失のふらつきを見積もる。MΞ < 2 MeV を達成できる標的厚を見積もる。

• 試作機に陽子ビームを照射して，その応答を調べる。
– 2 層のファイバーの発光量の相関から位置分解能を求める。
– 1 レイヤーにおける検出効率を求める。

33

第3章

陽子ビームを用いたエネルギー分解能の測定
高い運動量分解能 ∆p/p ≃ 1/37000 を有する Grand Raiden 電磁スペクトロメータを用いて，シンチレーティングファイバーの発光量とエネルギー損失の関係と，エネルギー分解能の測定を実施した。本章では実験セットアップについて述べる。
実験は 2017 年 6 月と 12 月に 2 回，大阪大学核物理研究センター (RCNP) の WS ビームラ
インにて実施した。図 3.1 にサイクロトロン施設の平面図を示す。1 回目は AVF サイクロト
ロン単独で 64.6 MeV まで加速した陽子を使用し，2 回目は AVF サイクロトロンに加え，リングサイクロトロンも用いて 295 MeV まで加速した陽子を使用した。ビーム調整時は数 nAの強度のビームを用いたが，シンチレーティングファイバーを用いた測定では 1–2kHz のビームを用いた。

WS ビームライン上に設置された散乱槽にシンチレーティングファイバーを置き，サイクロ
トロンで加速された陽子を照射する。ファイバーを通過した陽子の運動量をビームライン下流の Grand Raiden スペクトロメータで測定し，その際にファイバー中で生じるシンチレーショ
ン光をファイバー端面に接着した MPPC で測定する。陽子のエネルギー損失とファイバーの光量をイベントごとに同時測定することで，ファイバー 1 本における発光量とエネルギー損失の関係，さらにファイバー自体のエネルギー分解能を得る。
ファイバーの分解能を測定するには，加速器のビームのエネルギー拡がりが小さいことが必要不可欠である。64.6 MeV のビームを使用した 1 回目では，ビームのエネルギー広がりは約

20 keV (FWHM) であった。また，295 MeV のビームを使用した実験では，分散整合の手法を用いることで，約 20 keV (FWHM) の分解能でファイバーのエネルギー分解能を測定することができた。ここで，図 3.2 に，蛍光板にビームを照射した様子を示す。陽子ビームが当たると蛍光を示すため，白い影はビームの大きさと考えられる。64.6 MeV の陽子ビームではビーム
径は 1 mm 程度であったが，分散整合を用いた 295 MeV のビームは，水平方向に 6 mm ほど拡がった構造を持っていた。

the particle to be measured was identical to the projectile except
for a small difference in the kinetic energy and thus backgroundoriginated from the scattered and stopped beam were high.
Realization of measurement at 0$ was important due to several
reasons. First, cross-sections of M1 and other excitations withangular momentum transfer of DL ¼ 0 become maximum at 0$ ,while those of DL40 excitations quickly drop at 0$ . Thus for
identifying DL ¼ 0 excitations the best angle is 0$ . Especially inthe case of heavy targets, because of high level density, many
excited states with
34 DL40 appear in spectra at angles larger第than
3章
3$ and make separation and identification of M1 states difficult.

With an increased stability of cyclotrons and development ofoperation techniques for the realization of dispersion matching, ahigh energy resolution ðp; p0 Þ scattering measurement at 0$
became possible. At the Indiana University Cyclotron Facility(IUCF), an energy resolution of 25–30 keV was achieved [20,21] forincident energies 160–200 MeV as can be seen in 58 Niðp; p0 Þ
measured at 0$ [5]. Recently, the experimental techniques formeasuring ðp; p0 Þ scattering at 0$ is also under development at
iThemba LABS [22].
In this paper, we report technical developments for high
陽子ビームを用いたエネルギー分解能の測定
energy resolution measurements of inelastic proton scattering at

Beam-halo monitor

LAS
Scattering
Chamber
Grand Raiden

BLP2
RING cyclotron

WS Beam LineBLP1
BVEXT3050m
Superconducting
solenoids

AVF cyclotron

Fig. 1. Overview of the RCNP cyclotron
facility and the West–Southbeam line.
図 3.1: サイクロトロン施設の平面図[35]。図左上の実験室にWS(WS)
ビームラインがある。

図 3.2: 蛍光板にビームを照射したときの様子。（左）64.6 MeV の陽子ビーム照射時。（右）295 MeV の陽子ビーム照射時。中央の白い影がビームが当たって蛍光を示している様子である。

3.1 標的

3.1

35

標的

3.1.1 標的ラダー
シンチレーティングファイバーの分解能測定には，節 2.6 で述べた 4 本の 20 cm のファイバーを同時に取り付けた標的ラダーを使用した。この標的ラダーには，ビーム調整のための

2 µm 厚の金箔と 12 µm 厚のアルミ箔の標的，ビームスポットを確認するための ZnS 標的も取り付けた。使用した標的ラダーを図 3.3 に示す。散乱槽の内部には，上下に遠隔操作可能な台が設置されている。標的ラダーを駆動系に置くことで，実験中は真空を破ることなく標的を変更できる。

図 3.3: ファイバーの分解能測定で用いた標的ラダー。散乱槽内の駆動系に取り付けている。
ビームスポットを確認するための ZnS, ビーム調整時に使用する金箔とアルミ箔も取り付けてある。

3.1.2 MPPC 基板
MPPC (S13360-3075PE, Hamamatsu) は，プリント基板に実装して使用した。実装した基板を図 3.4 に示す。信号線と電源線にはフラットケーブルを使用し，2 極のコネクタ (DF1,

Hirose) を用いて MPPC と接続した。ファイバーの両端は研磨し，MPPC との接合面には何第 3 章 陽子ビームを用いたエネルギー分解能の測定

36も塗布せず，厚さ 10 mm のアクリル製の治具で基板をネジ止めすることで MPPC とファイバーを約 100 µm の精度で固定した。治具と基板をネジで固定した様子を図 3.5 に示す。また

MPPC の厚みでファイバーとの接合面が露出することを防ぐため，2 mm 厚の黒いゴムシート
を挟み，外部からの光の侵入を防いだ。

図 3.5: MPPC 基板とアクリル治具をネジ止
図 3.4: 作製した MPPC 基板。

めした様子。

MPPC の較正データ取得のため，図 3.6 に示すように，散乱槽内壁に青色の LED を 2 つ，ビーム照射位置から約 400 mm と 350 mm の場所に設置した。実験室外の計数室からファン
クションジェネレータを用いてパルス信号を送り，数 kHz で LED を点灯させた。このとき，信号の幅や高さを変えることで LED から発生する光量を調整した。

3.1.3

MPPC のデータ収集系

MPPC の制御・データ収集は EASIROC MODULE を用いた。図 3.7 に EASIROC MODULE のための回路を示す。MPPC が光子を検出すると，信号はアナログ入力である Signal に伝送される。EASIROC に内蔵している Discriminator からの信号を HOLD 信号とした。今
回は，オシロスコープを使って目視確認しながら，HOLD 信号のタイミングを調整した。また，GR との同時測定のため，HOLD 信号に用いている信号は GR のデータ収集系 (GR-DAQ)に送り，イベント番号を GR のスケーラに保存する。さらに，GR-DAQ が Busy であるときや動いていない場合に EASIROC MODULE でデータが収集されないように，これらの状態
で HOLD 信号が入力されないようにした。

HOLD 信号を入力した 1 µs 後に TDC のストップ信号として T STOP に入力し，T STOP
信号を入力した 2 µs 後に ACCEPT に信号を入力した。ACCEPT 信号が入力されると，

EASIROC MODULE は再びデータを取得できる状態になるが，ADC における変換にかかる
時間が HOLD 入力から 2.5 µs ほどかかるため，今回は 3 µs 時間をおいて入力した。

EASIROC の Shaping Time は 25 ns, トリガーは 0–32 チャンネルの OR と設定した。
ファイバーにビームを照射する場合は，ファンクションジェネレータからの 2 つの出力を断線した。LED 光源を用いた較正データを取得する際は，EASIROC MODULE から TRIG
出力を出さない設定にし，ファンクションジェネレータの出力のうちの 1 つを EASIROC

3.1 標的37

図 3.6: 散乱槽内部の様子。青い円で示すように，散乱槽内壁に青色 LED を 2 つ設置した。

散乱槽内

MPPC

（GR-DAQ へ）

信号

Function
Generator

BUSY

HOLD

Delay
Delay (1µs)

計数室

GR-DAQ

TRIG

Logic Unit
VETO

RUN
RUN

Fan-inFan-out

SignalDelay (2 µs)

図 3.7: ビームテストで使用した回路。

T STOPACCEPT
BUSY

NIM-EASIROC

LED

ter can analyze particles withdity of Br ¼ 5:4 Tm whicht ¼ 450 MeV ð150 MeV=AÞ for

the Grand Raiden spectrometer and detector
system. In Section 3, we will describe the lateraland angular dispersion matching method. In
Section 4, the design concept of the WS beam line
al plane polarimeter system [4]will be presented.
ucted for Grand Raiden to
In Sections 5 and 6, we will describe theete set of polarization transfer
specifications of the WS beam line and its ionoptical properties in dispersive and achromaticfor the ð~p; ~p0 Þ reaction in the¼
200–400
MeV:
In
this
intermodes. Sections 7第andare devoted to recent
38
3 章 8 陽子ビームを用いたエネルギー分解能の測定
pexperimental results with the new beam line. A
egion, the Dij observables foris given in Section 9.
attering provide aMODULE
sensitive filterの HOLDsummary
入力とした。
ear spin responses [5]. Furtherenergies above 100 MeV=A; due
ndence of the isovectorof Raiden
2. The Grand
Raiden spectrometer and detector
3.2 part
Grand
スペクトロメータthe ð3 He; tÞ charge exchangesystemredominantly the Grand
spin–isospin
Raiden (GR) スペクトロメータは，RCNP WS ビームラインに設置された高分解能磁lei [7]. Thus, the RCNP Ring
The magnetic
spectrometer
Raiden [3]気スペクトロメータである。図3.8 に Grand
Raiden Grandの平面図を示す。電磁石は Q1-SX-Q2is a unique facility
for nuclear
was designed and constructed for high resolution
ies emphasizing spin
degrees of 構成
D1-MP-D2-DSR(D:双極，Q:at
四重極，
S:六重極，
多重極) である。多重極磁石は，四spectroscopy
the RCNP
Ring M:
Cyclotron
Facil-

ity. The spectrometer consists of
two dipole (D1
重極，六重極，八重極，十重極磁場を生成し，これを2 つの双極磁石の間に設置することで1
omentum resolution of GrandandD2)
magnets,
twoquadrupoles
(Q1
and
Q2),
a
次の光学的収差を補正する。さらに，六重極の磁石を導入すると同時に，双極磁石の端面を曲
Dp =p ¼ 1=R ¼ jM
x =DjDx0 with
sextupole (SX), and a multipole (MP) as shown inochromatic beam面にすることでより高次の光学的収差を補正する。この結果，size on target,≃ 1/37000 という高分解
Fig. 1. The function of the sextupole is∆p/p
to satisfy
magnification anddispersion
ofsecond-orderion-optical requirements, namely, to
能を実現している [37]
。GR は測定器も含めて台車の上に設置されており，台車を回転するこThus, for Dx0 ¼ 1 mm; thetum resolutionとで様々な角度で測定することができる。
should becorresponding to an energy
t 18 keV for 400 MeV protons.
cal energy resolution achieved
en and the previous WN beam
120 keV [8]. This was mainly
energy spread of the incident

higher resolution necessary for
opy led to the design ande new beam line (WS beam line)
Ring Cyclotron and the Grandter. The beam line should be
the momentum spread of theit the final resolution. This canteral dispersion [10] and focus
between the beam line andddition to kinematic displacerometer. Furthermore, the WS
ned to realize angular dispersion

Fig. 1. A schematic layout of the Grand Raiden spectrometer
図 3.8: Grand Raiden スペクトロメータ。[38]at RCNP.

GR の焦点面には，陽子の位置検出のために 2 台の Vertical Drift Chamber (VDC) を，ビー
ムの中心軌道に対して 45◦ 傾けて設置した。1 台の VDC は X 面，U 面の 2 面構成である。
図 3.9 に示すように，U 面の芯線は X 面に対して 48.19° 傾いて張られている。陽極芯線は X
面，U 面にそれぞれ 6 mm, 4 mm の間隔で張られており，ポテンシャル芯線はその間に 2 mm
間隔で張られている。ガスにはアルゴンとイソブタンの混合ガスを使用した。

VDC に荷電粒子が通過すると，電子-イオン対が粒子の軌跡に沿って生成される。この生成された電子は，陰極面によって作られた電場により陽極芯線へ移動する。移動速度は∼ 5 cm/µs とほぼ一定であるため，陽極芯線に収集されるまでの時間（ドリフト時間）を測定することで荷電粒子が通過した位置を知ることができる。
電圧は，ポテンシャル芯線には 0.3 kV, 陰極には 5.7 kV を印加して動作させた。

VDC の直後には，2 枚の厚さ 10 mm のプラスチックシンチレータを設置した。両端には光電子増倍管 (PMT) が接着されており，入射粒子のエネルギー損失に応じたシンチレー

3.3 回路

39

0

0

y
- 48.2

x
m
m

6mm

VDC-X

z

z = beam direction

VDC-U
図 3.9: VDC の構成 [39]。

Figure 2.8: Wire configuration of the GR VDCs.
ション光を読み出す。図 3.10 に示すように，シンチレータからの信号は，Constant Fraction

Discriminator (CFD) を通り，Mean Timer によって両端の信号の時間を平均化することで，時間が入射位置に依らない GR トリガ信号にする。また，295 MeV の陽子ビームを用いた実験では，コンプトン散乱によって生じた 2 次電子の影響を防ぐため，1 面目と 2 面目の間にア

18

ルミ製の板を設置した。

PL1-L

CFD

PL1-R

CFD

PL2-L

CFD

PL2-R

CFD

Mean
Timer

delay
GR trigger
delay

Mean
Timer

図 3.10: プラスチックシンチレータの回路。PL1-L, PL1-R はそれぞれ，1 面目のプラスチッ
クシンチレータの左，右の PMT を，PL2-L, PL2-R は 2 面目の右，左の PMT を示す。

3.3

回路

本実験では，GR のトリガとシンチレーティングファイバーのトリガを別々の信号とし，それぞれ独立したデータ収集系で測定データを取得したのち，ソフトウェア上でイベント照合を行った。

GR-DAQ で取得したデータと，EASIROC MODULE で取得したデータのイベント照合はスケーラ (V830, CAEN) 情報をもとに行った。図 3.11 にイベント照合の概念図を示す。図中
では，スケーラの値が変わったときの最初の値を青色で示している。スケーラでは GR のトリ
ガアクセプトの数と，MPPC のトリガリクエストの数を記録しており，このイベント番号の組
みを用いて，GR-DAQ のデータセットと EASIROC MODULE のデータセットから対応する
番号のデータを組み合わせた。トリガの種類（GR 単独，MPPC 単独，GR と MPPC のコイ
ンシデンス）はインプットレジスタの値で区別される。解析にはコインシデンスがとれたイベ

第 3 章 陽子ビームを用いたエネルギー分解能の測定

40ントを使用した。

GR Scaler

MPPC Scaler

Trigger

64

66

COIN

64

67

MPPC

65

67

GR

65

68

MPPC

66

68

GR

67

69

COIN

68

70

GR

69

70

GR

図 3.11: イベント照合の概念図。トリガの種類はインプットレジスタで区別する。

3.4

測定データ

64.6 MeV のビームと 295 MeV のビームは，ビームの空間的な拡がりが異なるため，ファイバーにビームを当てる方法を変えてファイバーのエネルギー分解能を測定した。桃色の実線

64.6 MeV□ 3 mm□ 1 mm

295 MeV◯ 3 mm□ 3 mm□ 1 mm◯ 1 mm◯ 3 mm◯ 1 mm×Beam
図 3.12: ビーム照射位置の概念図。桃色で示した部分はデータを取得して解析に用いたビーム
照射位置である。

で示した部分はビームを照射してデータを取得し，そのデータを解析に使用した位置である。
また，灰色で示した部分はビームを照射してデータの取得は行なったが，解析には使用していない位置である。64.6 MeV のビームを用いたときは，ビームの大きさがファイバー径に対して小さかったため，図 3.12 において桃色で示すように，標的ラダーを動かしながらビームを3.4 測定データ

41

照射する測定と，灰色で示すように，標的ラダーの位置をある場所に固定してビームを照射する測定を行なった。295 MeV のビームを用いたときは，標的ラダーの位置をある場所に固定してビームを照射する測定を行なった。しかし，図 3.12 において灰色で示したデータは，

EASIROC の HOLD 入力のタイミングが最適化されておらず，MPPC で検出した光量を過小評価していたため，解析には使用しなかった。
ファイバーを取り付けている標的ラダーは，実験準備時に測量しビーム軸が図 3.12 の点線にあることを確認した。しかし，295 MeV のビームを使用したときは，実際のビームの位置がやや左によっており，陽子ビームが 3 mm の角形と 3 mm の丸形のファイバーを同時に貫いてしまうようなイベントが見られた。
その他に GR と MPPC の較正のために以下のデータを取得した。

• ビーム軸上には何も設置していない状況で，1–2kHz ビームの運動量を直接 GR で測定• 標的にアルミ箔を設置し，GR は 4.5° に設置して，27 Al からの非弾性散乱を測定• LED を光らせ，そこから発せられる光子を MPPC で測定

43

第4章

1 本のシンチレーティングファイバー
の測定
4.1

解析

4.1.1 MPPC の較正
MPPC の較正には，EASIROC の High Gain アンプで取得した波高情報を用いた。青色
LED から数個の光子を検出したスペクトルを図 4.1 に示す。光子数は統計的にポアソン分布に従い，各々のピークはガウス関数で表せると仮定する。このピーク幅は，光子数に依存する
項と依存しない項に区別できると考える。するとスペクトルのモデル関数は，ADC のチャン
ネル数 x を変数として式 のように書ける。

[]
1λn e−λ(x − µ − nQ√
f (x) =Cexp
n!
2(nσ02 + σ12 )2π(nσ02 + σ12 )
n=0
N
∑

(4.1)

ここで，n は光子数， λ は平均光子数，Q は 1 光子あたりの ADC のチャネル数，µ はペデス
タルの中心値，C は定数を示す。ガウス関数の幅のうち，σ0 は固有の幅，σ1 は光子数に依存しない成分を示す。また，0! = 1 と定義する。ピークの個数 N はスペクトルごとに与えた。
陽子 64.6 MeV, 295 MeV を使用した実験では，ともに発光量が High Gain アンプのダイナ
ミックレンジを超えるほど多かったため，解析には Low Gain アンプも使用した。295 MeVのデータでは，High Gain の ADC からペデスタルを差し引いた値と，Low Gain の ADC からペデスタルを差し引いた値の比をイベントごとに求めることで倍率を決定した。図 4.2 に

Low Gain, High Gain のスペクトルとその増幅率の比を示す。比率の導出には，ハッチをかけた領域に該当するイベントを用いた。64.6 MeV では同様の解析ができなかったため，公称値の 10 : 1 を使用した。

4.1.2 GR の解析
Grand Raiden スペクトロメータの解析には，Tamii-analyzer を使用した。

第4章

counts/ch

44

1 本のシンチレーティングファイバーの測定

hist

4000

EntriesMean
Std Dev
χ2 / ndf
λ
σ1
σ0
Q
µ

100001
771.6
17.58
1810 / 89
0.7354 ± 0.0035
0.001 ± 14.788
5.597 ± 0.022
18.1 ± 0.0
758.7 ± 0.0
Const 9.639e+04 ± 3.115e+02

3500
3000
2500
2000
1500
1000
500
0

740

760

780

800

820

840
ADC [ch]

count

count

図 4.1: MPPC が LED からの光子を検出したときの ADC スペクトル。

8000
6000
4000
2000
0

0

500 1000 1500 2000 2500 3000 3500 4000
Low Gain ADC [ch]0500 1000 1500 2000 2500 3000 3500 4000
High Gain ADC [ch]

0

2

1000
500

count

0

6000
4000
2000
0

4

6

8

10

12

14

16

18 20
HG/LG

図 4.2: （上）Low Gain アンプのスペクトル。（中）High Gain アンプのスペクトル。（下）High Gain アンプと Low Gain アンプの増幅率の比。

4.1 解析45

粒子識別
焦点面にあるプラスチックシンチレータでの波高の情報から，GR 下流に到達した粒子の識別を行なった。荷電粒子がシンチレータを通過する際に光を生じるが，シンチレータには有限の大きさがあるため両端の PMT に到達する前に信号が減衰する。減衰長を l，粒子の入射位置を x，生じた光量を I0 とすると，PMT に届く光量 I(x) は，(4.2)

I(x) = I0 exp[(−x)/l]である。シンチレータの全長を L とすると，反対側の PMT に届く光量は I(L − x) となるため，左右の波高の相乗平均は定数となり，位置に依存しない量 Imean になる。

Imean =√
I(x)I(L − x) = I0 exp[−L/(2l)](4.3)

この値を用いて粒子識別を行なった。図 4.3 の上図は，陽子 295 MeV のビームをアルミニウ
ム標的に照射した時に得られた 1 面目と 2 面目のシンチレータに対する Imean のヒストグラム

10 5
PL1

10 4

count

count

である。ハッチで示した部分を陽子とした。

10 3

10 5

PL2

10 4
10 3

10 2

10 2

10
10

1
0

200

400
600
Imean [ch]

0

200

400
600
PL1[ch]

0

200

400
600
Imean [ch]PL2[ch]

600
500
400
300
200
100
0

図 4.3: （上）粒子識別に使用したヒストグラム。左，右の順に 1 面目，2 面目のシンチレータの Imean である。
（下）1 面目と 2 面目の Imean の相関。

飛跡の再構成VDC は，荷電粒子が通過する際に生じる電子が陽極芯線に収集されるまでの時間を測定し，位置を検出する装置である。VDC に粒子が一様に分布するような状況における，電子のドリ

第4章

46

1 本のシンチレーティングファイバーの測定

フト時間のヒストグラムを図 4.4（上）に示す。この分布から位置の情報を得るために，図 4.4

count（下）に示すように電子の移動距離（ドリフト長）が一様分布になるような変換を施した。

1000
800
600
400
200

count

0

1800
1600
1400
1200
1000
800
600
400
200
0

0

50 100 150 200 250 300 350 400 450 500
TDC [ch]-0.4 -0.2 -0

0.2 0.4 0.6 0.8 1 1.2 1.4
Drift Length [mm]図 4.4: VDC のドリフト時間からドリフト長への変換。

粒子は VDC に対して約 45° の角度で入射するため，3, 4 本の陽極芯線に信号が発生する。
隣接芯線に信号が発生した場合，そのまとまりをクラスターと呼ぶ。このクラスターに含まれる芯線からのドリフト長の情報を用いて最小二乗法で計算することにより，各々の芯線面と軌跡が交差する点を求めた。4 つの芯線面でそれぞれ交点を推定し，荷電粒子の軌跡を一意に決めた。解析の際には以下の条件を課した。

• 隣接する 2 本以上 10 本以下のワイヤーから信号が発生した時にクラスターと定義する。
• クラスター中のドリフト長の分布は極小点を 1 つだけ持ち，その点はクラスターの端ではない。

• ドリフト時間が最も短いワイヤーも飛跡の再構成に用いる。
• クラスターの数は 1 面につき 1 個である。
VDC の位置情報から運動量への変換は，数種類の磁場の設定で，1–2kHz のビームを直接 GR で測定して行なった。GR で測定したビームのエネルギー拡がりを図 4.5 に示す。

64.6 MeV の場合は 16 keV (FWHM) であった。295 MeV の場合はビームのエネルギー拡がりは 70 keV (FWHM) であったが，分散整合を用いることで GR におけるエネルギー分解能
は 19 keV になった。

count

80000
80000
70000
60000
60000

1200
1200

40000
40000

1000
1000

35000
30000
30000

800
800

50000
40000
40000

16 keV(FWHM)

30000

25000

70 keV
20000(FWHM) 20000

600
600

10000

200
200

0

0

-0.4

-0.2

0

0.2

0.4

Energy loss0.4[MeV]-0.4 -0.2 0 0.2
Energy Loss [MeV]0

19 keV(FWHM)

15000

400
400

20000
20000

0

count

47

count

count

4.1 解析

10000
10000
5000

-0.4

-0.2

0

0.2

00

0.4

Energy loss0.4[MeV]-0.4 -0.2 0 0.2
Energy Loss [MeV]

-0.4

-0.2

0

0.2

0.4

Energy loss0.4[MeV]-0.4 -0.2 0 0.2
Energy Loss [MeV]

図 4.5: （左）陽子 64.6 MeV ビームのエネルギー拡がり。（中）陽子 295 MeV ビームのエネ
ルギー拡がり。（右）陽子 295 MeV ビームを GR で測定したときのエネルギー分解能。分散整合を用いることで，ビーム拡がりよりも良い精度で測定可能になる。

4.1.3 ファイバーのエネルギー分解能
4.1 節の較正により，シンチレーティングファイバー両端の MPPC で検出した光子数が得られるため，図 4.6（左）に示すような，検出した光子数の和と GR で測定したエネルギー損
失の関係を得た。この 2 次元ヒストグラムの横軸を，GR の分解能である 20 keV ごとに分割し，各々のエネルギー損失の値において，図 4.6（中）のようなヒストグラムを得た。得られた発光量の分布をガウス関数で評価してスペクトルの中心値を得た。エネルギー損失と発光量の関係を多項式で評価し，縦軸をエネルギー損失に変換した 2 次元ヒストグラムを図 4.6（右）のように作成した。この散布図に対しても同様に，横軸を GR の分解能で分割して，各々のス

800
800
700

400
400

500

200
200

300

150

4 4.5
00 0.5 11 1.5 22 2.5 Energy
33 3.5loss 4[MeV]
Energy Loss [MeV]

11

0.5

50

00 0
0

22

1.5

100
100

100

33

2.5

250

200
200

44

3.5

300
300

400
400

-0.5

450

350

600
600

00

4.5

Energy Loss (Fiber) [MeV]
Energy Loss (fiber)
[MeV]

900

count
count

NPE

NPE

ペクトルの幅からシンチレーティングファイバーの分解能を得た。

100

200 300 400 500 600 700 800
200
400
600
800
Light
Output @2.5 MeV [p.e.]
NPE @ 2.5 MeV

00

-0.5

-0.5

4 4.5
00 0.5 11 1.5 22 2.5 Energy
33 3.5loss 4[MeV]
Energy Loss [MeV]

図 4.6: （左）両端の MPPC で測定した光子数と GR で測定したエネルギー損失の関係。
（中）エネルギー損失が 2.5 MeV のときの発光量の分布。（右）シンチレーティングファイバーの発光量をエネルギー損失に変換した 2 次元ヒストグラム。

第4章

48

4.2

1 本のシンチレーティングファイバーの測定

結果

まず，4 種類のシンチレーティングファイバーについて，エネルギー損失と発光量の関係を示す。陽子 64.6 MeV のビームを用いた結果を図 4.7 に，示す。陽子 295 MeV のビームを用

NPE

900

NPE

NPE

NPE

いた結果を図 4.7 に示す。

800

800

900
800
800

700

700

600
600

600
600

500

500

400
400

400
400

300

300

200
200

200
200

100

100

00

00
0
0

1
2 3 4
Energy Loss [MeV]

0.5

1

1.5

2

2.5

3 3.5 4 4.5
Energy loss [MeV]

-0.5

NPE

900

NPE

NPE

NPE

-0.5

800
800

900
800
800

700

700

600

600

600
600

500

500

400

400

400
400

300

300

200

200

200
200

100

100

0

00

0
-0.5

4 4.5
00 0.5 11 1.5 22 2.5 Energy
33 3.5loss 4[MeV]
Energy Loss [MeV]

0
0

1
2 3 4
Energy Loss [MeV]

0.5

1

1.5

2

2.5

3 3.5 4 4.5
Energy loss [MeV]

-0.5

4 4.5
00 0.5 11 1.5 22 2.5 Energy
33 3.5loss 4[MeV]
Energy Loss [MeV]

図 4.7: GR で測定したエネルギー損失とシンチレーティングファイバーの発光量の関係。陽子 64.6 MeV を使用した時の測定結果である。左上，右上，左下，右下の順に，3 mm 丸形，3 mm 角形，1 mm 丸形，1 mm 角形の結果を示す。

次に，3 mm 丸形ファイバーについて，エネルギー損失が 1.70 MeV, 2.60 MeV, 3.64 MeV
であるときのスペクトルを図 4.9 に示す。この図では，MPPC で測定した光量はファイバーでのエネルギー損失に変換している。このスペクトルの幅がエネルギー分解能である。さらに，

64.6 MeV の陽子ビームを照射して得られたエネルギー分解能 σ(E) を，図 4.10 と図 4.11 に示す。
最後に，3 mm の丸形，角形ファイバーについて，64.6 MeV と 295 MeV の陽子ビームを照射して得られたエネルギー分解能を図 4.12 と図 4.13 に示す。図 4.13 には，丸形ファイバーの発光量分布がポワソン分布に従うと仮定したときの分解能も示す。これらの図において，295 MeV の陽子ビームを用いて測定した 1 MeV 以上の領域は，測定時にビームが他のファイ

4.3 議論
count

NPE

400
400

count

NPE

49
300
300

140

350

50

250

120

300
300

40

200

100 200

250
200
200

80

150

60

100
100

40

50

20

00
0
-1-1 -0.5 00 0.5 11 1.5Energy
22 loss2.5[MeV]33
Energy Loss [MeV]

30

150
100
100

20

50

10

0
0
-1 -0.5 0 0.5 1 1.5 2 2.5 3-1
2 loss [MeV]30
1 Energy
Energy Loss [MeV]0

図 4.8: GR で測定したエネルギー損失とシンチレーティングファイバーの発光量の関係。左，

200
200
175

150
150
125
100
100
75
50
50
25

00 1 1.5 2 2.5 3 3.5 4 4.5
1
2
3 loss (fiber)4[MeV]
EnergyEnergy Loss (fiber) [MeV]

600
600

count

225

count

count

count

右の順に，3 mm 丸形，3 mm 角形の結果を示す。

500
500

400
400

300
300

120
120
100
100
80
80
60
60

200
200

40
40

100
100

20
20

0 1 1.5 2 2.5 3 3.5 4 4.5
3 loss (fiber)4[MeV]
Energy1
2
Energy Loss (fiber) [MeV]0

0 1 1.5 2 2.5 3 3.5 4 4.5
Energy1
2
3 loss (fiber)4[MeV]
Energy Loss (fiber) [MeV]0

図 4.9: 3 mm 丸形ファイバーについて，エネルギー損失が（左）1.70 MeV, （中）2.60 MeV,（右）3.64 MeV であるときのスペクトル。

バーの不感層を通過している可能性があるため表示していない。

4.3

議論

4.3.1 ファイバーの発光量
まず，MPPC とシンチレーティングファイバーの性能の公称値から，今回 MPPC で測定した光子数が適当であるか評価する。シンチレーティングファイバーの発光量は，∼ 8000 /MeVであり，集光率は丸形で 3.4–7%, 角形では 4.4% である [26]。MPPC は，開口率が 82%, 検
出効率が 50% である [28]。これらから予測される発光量は表 4.1 である。この値と図 4.7 とを比較すると，大きく外れていないことがわかった。
また図 4.7 において，3 mm と 1 mm の丸形のファイバーのデータは，エネルギー損失と発第4章

Energy Resolution in σ [keV]

50

1 本のシンチレーティングファイバーの測定

220
200
180
160
140
120
100
80
60
40
20
0
0

3 mm Round
3 mm Square
1 mm Round
1 mm Square

0.5

1

1.5

2

2.5

3
3.5
4
4.5
Energy Loss [MeV]

図 4.10: 4 種類のファイバーのエネルギー分解能 σ(E)。点は青，赤，水色，桃色の順に 3 mm

σ (E)/E [%]丸形，3 mm 角形，1 mm 丸形，1 mm 角形を示す。

163 mm Round14

3 mm Square

12

1 mm Round10

1 mm Square

8
6
4
2
0
0

0.5

1

1.5

2

2.5

3
3.5
4
4.5
Energy Loss [MeV]

図 4.11: 4 種類のファイバーの σ(E)/E 。点は青，赤，水色，桃色の順に 3 mm 丸形，3 mm
角形，1 mm 丸形，1 mm 角形を示す。

Energy Resolution in σ [keV]

4.3 議論

51

220
200
180
160
140
120
100
80
60
40
20
0
0

3 mm Round
3 mm Square
0.5

1

1.5

2

2.5

3
3.5
4
4.5
Energy Loss [MeV]

図 4.12: 64.6 MeV と 295 MeV のビームを照射したときの 3 mm 丸形と角形のエネルギー分

σ (E)/E [%]解能。点は青，赤の順に 3 mm 丸形，3 mm 角形を示す。

14123 mm Round
3 mm Square
Poisson

10
8
6
4
2
0
0

0.5

1

1.5

2

2.5

3
3.5
4
4.5
Energy Loss [MeV]

図 4.13: 64.6 MeV と 295 MeV のビームを照射したときの 3 mm 丸形と角形の σ(E)/E 。点
は青，赤の順に 3 mm 丸形，3 mm 角形を示す。また，緑色の点は丸形の発光量分布がポワソ
ン分布であると仮定した場合のエネルギー分解能である。

第4章

52

1 本のシンチレーティングファイバーの測定

表 4.1: 予測される検出光子数。
丸形 (3 MeV)

角形 (3 MeV)

丸形 (1 MeV)

角形 (1 MeV)

発光量

24000

24000

8000

8000

集光率

3.4–7%

4.4%

3.4–7%

4.4%

検出される光量335–670430

110–230145

光量の関係が線形ではない。これは主に，次の 2 つの原因によるものである。

• 荷電粒子がファイバーに入射する位置による，コア部分とクラッド部分の比率の違い• MPPC の飽和
入射位置依存性については節 2.6 で述べたため，ここでは MPPC の飽和について述べる。今回の測定条件では MPPC の受光面に入射する光量が多く，光量と MPPC の出力に式 2.1 のような線型性が失われていた。MPPC に入射した光子数に対して，検出できる光子数の割合をシミュレーションで求めた結果を図 4.14 に示す。左図は 1600 ピクセルのときの結果である。
右図はその 1/10 である 160 ピクセルのときで，これは 1 mm のファイバーの端面が受光面に接している状況と考えられる。K + 1.3 GeV/c が入射する場合に片側の MPPC に検出される光子数は，表 4.1 から見積もると，33–70 である。この場合検出できる光子数は 95% 以上で

1

Nfired / NPE

Nfired/NPEあるため，J-PARC における実験では問題ないと考えられる。また，今回の測定では MPPC

0.9
0.8
0.7

1
0.9
0.8
0.7
0.6

0.6
0.5

0.5

0.4

0.4

0.3

0.3

0.2

0.2

0.1

0.1

0
0

50

100 150 200 250 300 350 400 450 500

NPE

0
0

20

40

60

80

100 120 140 160 180 200
NPE

図 4.14: MPPC に入射した光子数に対して検出できる光子数の割合。左図は 1600 ピクセルのとき，右図は 160 ピクセルのときを示す。

の飽和に加え，ファイバーの消光効果によって発光量が低く見えている可能性もある。

4.3.2 エネルギー分解能
次に，エネルギー分解能について議論する。一般的に，エネルギー分解能 σ(E) は検出器の発光量 J に依存する。荷電粒子が単位エネルギーあたりのエネルギー損失 dE/dx に従い，エネルギーを失いながら検出器を通過するときは，発光を伴う反応（主にイオン化）の事象数は

4.3 議論53

ポワソン分布に従う。その分散は，事象数の平均値 J を用いて以下のようにかける。

σ 2 = J.
したがって，発光量とエネルギー分解能に線形関係があれば，エネルギー分解能は

(4.4)
√

J に比例

する。また，荷電粒子を検出器内で止め，エネルギーを全て測定する全吸収型の検出器では，各々の発光過程は独立ではなくなり相関を持つこともある。この場合，事象数の分布はポワソ
ン分布には従わず，分散は次のような式で表されることが経験的に知られている。

σ 2 = F J.

(4.5)

ここで，F はファノ因子と呼ばれる物質依存の定数で，多くの検出器では F < 1 である [40]。
今回の装置では，dE/dx を測定したため，エネルギー分解能はポワソン分布に従うと推測される。

4 種類のシンチレーティングファイバーの中でエネルギー分解能が最も良いのは，図 4.11に示すように 3 mm の丸形であることがわかった。また，1 mm 丸形のエネルギー分解能は

1 MeV 以上の領域で，エネルギー損失が大きいほど σ(E)/E が大きくなっているが，これはMPPC の飽和によるものと考えられる。
さらに，図 4.13 において，3 mm の丸形のファイバーのエネルギー分解能と，発光量の平均値を用いてポワソン分布から予測される分解能を比較すると，2.2 MeV よりエネルギー損失の大きい領域では，実際に測定したエネルギー分解能の方が悪く，エネルギーに依らず一定の値を示している。発光量に依存しないことから，この領域において分解能に制限をかけているのは，回路ノイズレベルであると考えられる。もしこのノイズが MPPC のチャンネルに依らず，共通に現れるものであれば，測定で使用していないチャンネルの ADC をイベントごとに差し引くことによってノイズを除去することができると期待される。

4.3.3 ファイバーの選定
図 4.11 の結果より，3 mm の丸形のファイバーが最もエネルギー分解能が良いことがわかった。角形に対する丸形の利点は，エネルギー分解能が入射角度に依存しないことが挙げられる。また，3 mm 角の MPPC に 3 mm 径のファイバーを取り付けるため，MPPC の受光面とファイバーの端面の位置がずれると，ずれた分だけ光量を失ってしまう。その際，角形よりも丸形の方が受光面とずれる面積が小さいことも利点の一つである。角形の利点は，丸形に比べ，アクティブ標的として組み上げる際に工作精度が小さくなることが挙げられるが，ファイバーを固定する治具を工夫することで丸形の欠点は補うことができると考えられる。
ファイバーを組んでアクティブ標的にした際，丸形のファイバーを採用すると隙間ができてしまう。この隙間によって標的厚の角度依存性が出てくる可能性があるため，次のような条件
でモンテカルロシミュレーションを行なった。模式図を図 4.15 に示す。

• ビーム条件– K + 1.3 GeV/c– 水平方向 50 mm，垂直方向 10 mm に一様分布

第4章

54

1 本のシンチレーティングファイバーの測定– 入射角 θ = 0°–5°• アクティブファイバー標的– 横 × 高さ × 厚さ: 100 mm × 50 mm × 100 mm– ファイバー: 3 mm 角形もしくは 3 mm 丸形
Fiber:
3 mm Round / Square
100 mm
50 mm
100 mm
10 mm
50 mm

Beam:
K+ 1.3 GeV/cθ = 0º—5º

図 4.15: モンテカルロシミュレーションの条件。

このシミュレーションにおいて，標的全体におけるエネルギー損失と，そのエネルギー損失に対するコア部分でのエネルギー損失の割合を図 4.16 と図 4.17 に示す。どちらも強い角度依存性は見られなかった。丸形の方が隙間があるため標的厚が薄くなるが，ふらつきは角形に比べ

9000

count

count

小さいことがわかった。

8000
8000
7000

6000
6000

18000
16000
16000
14000
12000
12000

5000
4000
4000

10000
8000
8000

3000

6000

2000
2000

4000
4000

1000

000
0

22000
20000
20000

2000

5
5

10
10

15
15

20
20

25
25

30
30

000
0

35
dEtot
35

0.1

0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
0.9
0.2
0.4
0.6
0.8
11
dEcore/dEtot

count

count

図 4.16: （左）丸形ファイバーを使用した場合のエネルギー損失 (RMS=1.85 MeV)。（右）コ
12000
12000

7000
ア部分でのエネルギー損失とファイバー全体でのエネルギー損失の比率(RMS=0.021)。
6000
6000

10000

8000
8000

5000

4000
4000

最後に，M
Ξ < 2 MeV (FWHM) を達成するようなアクティブファイバー標的の標的厚を評
3000
6000

4000
4000

2000
2000
2.6
で議論した通り，1.3 GeV/c の K + 粒子が 3 mm のファイバーを通過した時
価する。節
2000

1000

のエネルギー損失は，約600 keV である。このときのファイバーの分解能は約10% である。
00
00
00

55

10
10

15
15

20
20

25
25

30
30

35
35
dEtot

00

0.1

0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
0.9
0.2
0.4
0.6
0.8
11
dEcore/dEtot

標的厚を変えながら，標的全体のエネルギー損失のふらつきをシミュレーションで評価した結果は，図 2.18 ですでに示した。K − 粒子の運動量を測定するビームスペクトロメータの分解能が，現状の ∆p/p = 1.0 × 10−3 である場合，最大で xx′ yy ′ 7 セット (約 80 mm) の標的を作ることができる。また，ビームスペクトロメータが設計値 (∆p/p = 3.0 × 10−4 ) 通りの性能が出る場合，xx′ yy ′ 13 セット (約 150 mm) 以上厚い標的を作ることができる。

4.3 議論

count

count

55

7000

6000
6000

10000
8000
8000

5000
4000
4000

6000

3000

4000
4000

2000
2000

2000

1000

000
0

12000
12000

55

10
10

15
15

20
20

25
25

30
30

35
35
dEtot

000
0

0.1

0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
0.9
0.2
0.4
0.6
0.8
11
dEcore/dEtot

図 4.17: （左）角形ファイバーを使用した場合のエネルギー損失 (RMS=2.01 MeV)。（右）コ
ア部分でのエネルギー損失とファイバー全体でのエネルギー損失の比率 (RMS=0.035)。

57

第5章

アクティブ標的の試作機テスト
RCNP の WS ビームラインにて，アクティブファイバー標的の試作機に 295 MeV の陽子ビームを照射する実験を行なった。実験概要と解析方法，結果について述べる。

5.1

実験概要

有効体積が 9 mm × 9 mm × 11 mm で図 5.1 のような構成のアクティブファイバー標的の試作機を作製し，ビームテストを行った。ビームは水平方向に広がった構造をしており，水平方向 (x) に約 6 mm, 垂直方向 (y ) には約 1 mm 空間的に広がっている。散乱槽中には駆動
【上から】

8

3 mm径 【横から】
ファイバー

x

4 5 6 7 xʹ
1 2 3 xzxp
~ 6 mm~ 1 mm

上下

y

p

移動可能

yʹ

4
1
5
2
6
3
7
y
z

図 5.1: アクティブファイバー標的の試作機の構成。垂直方向に 3 本 +4 本 +1 本，水平方向には 3 本 +4 本設置した。

装置があり，その装置に試作機を固定することで，上下に動かすことができる。したがって，ビームの入射位置を垂直方向 (y ) には変えることができる。試作機の概念図を図 5.2（左）に，写真を図 5.2（右）に示す。試作機の架台は，散乱槽中の駆動装置に取り付けられるように設計した。ファイバーには 3 mm 径の丸形を使用した。試作機の架台に丸く溝を掘り，その溝にファイバーを取り付けることで固定した。配置位置の精度は約 100 µm である。 光読み出しには 3 mm 角，ピクセルサイズが 75 µm の MPPC を使用した。水平方向のファイバーの両端には MPPC を取り付けたが，垂直方向のファイバーは，場所の制約上片面にしか取り付けるこ

第5章

58

アクティブ標的の試作機テストとができなかった。図 5.3 に示すように，MPPC をプリント基板上に 7 個もしくは 8 個実装
し，フラットケーブルを用いてバイアス電圧の供給や信号の読み出しを行なった。ファイバーと MPPC の接合部には何も塗布せず，黒色のアクリル製の治具を用いてネジ止めをすることで固定した。治具と MPPC の基板の間にはゴムシートを挟んだ。MPPC の信号処理や制御は

EASIROC MODULE を用いた。

PL1-L

CFD

PL1-R

CFD

PL2-L

CFD

PL2-R

CFD

Mean
Timer

delay
GR trigger
delay

Mean
Timer

図 5.2: (左) 試作機の概念図。（右）実験に使用した試作機。散乱槽内部にある駆動装置に取り付けている。

図 5.3: 試作機に使用した MPPC 基板。

5.2

位置分解能の評価

節 2.6 で述べた通り，XX′ 2 層と X のファイバーの光量情報を用いることで，荷電粒子の入射位置を求めた。

5.2 位置分解能の評価

59

MPPC の較正は，節 4.1.1 と同様に行なった。以下ではファイバーを，図 5.1 に示す番号で区別する。さらに，垂直に張ったファイバーを X, 水平に張ったファイバーを Y と表記する。
例えば，垂直に張った 3 番目のファイバーは X3 と表記する。
今回は位置分解能の評価と，X′ 面の検出効率の評価を行なった。粒子が X 面に対して垂直に入射する場合，X2 と X6 における粒子の通過距離がちょうど等しい点が存在するため，X2と X6 の光量差がゼロになるときの光量を用いることで，光量から粒子の通過距離に変換する
ことができる。しかし，y 方向の角度が大きく拡がっていると，その分粒子の通過距離が長くなるため，光量と通過距離の関係を一意に定めることができない。今回は，次のような方法で粒子の入射角度を制限して，光量と通過距離の関係を得た。
まず，X2 と X8 の ADC の情報を用いて，「X2 と X8 の両方にビームが当たった」条件を課す。この条件で x 方向に大まかな制限をかける。図 5.4 に X2 と X8 の光量のヒストグラムを示す。今回は，30 p.e. 以上のイベントをビームが当たったイベントとした。

10 4
10

3

10

2

10
1
0

100

200

300

400

500

Fiber 2 Light Output [p.e.]

10 5
10 4
10 3
10 2
10
1
0

100

200

300

400

500

Fiber 8 Light Output [p.e.]

図 5.4: X2, X8 の光量。30 p.e. 以上のイベントをビームがファイバーに当たったイベントとした。

次に，水平方向に張ってある Y1 と Y5 のファイバーの光量分布を見る。図 5.5 にその 2 次
元ヒストグラムを示す。また，図 5.6 に Y 1 と Y 5 の光量差のヒストグラムを示す。「Y1 とY5 の光量差が −20 p.e. から 20 p.e. の範囲内である」条件をかけ，y 方向の位置と角度に制限をかけた。
さらに，「X2 と X8 の光量差が −20 p.e. から 40 p.e. の範囲内である」条件を課して，x 方
向により強い制限をかけた。図 5.7 に X2 と X8 の光量分布を，図 5.8 に X2 と X8 の光量差のヒストグラムを示す。X2 の光量が他のファイバーに比べて相対的に低かったため，X2 の

第5章

60

アクティブ標的の試作機テスト

3570

ID
ENTRIES
0.00
0.00
0.00

20.0
0.450E+04
0.00

Fiber Y5 [NPE]
p.e.

300
215
4523
0.00
2.00
0.00

800

250

700
600

200

500

150

400

total: 4523

300

100

50 100 150 200 250 300 350 400 450

50

Fiber X5 [p.e.]

ENPEV5V6 ER NPE V6 vs V5

0
0

100 200 300 400 500 600 700 800
Fiber Y1 [NPE]p.e.

0-100 -80 -60 -40 -20 0

20 40 60 80 100
Fiber Y1 - Y5 [p.e.]

図 5.5: Y 1 と Y 5 の発光量の関係。四角で囲んだ領域にあるイベントを解析に使用した。 図 5.6: Y1 と Y5 の光量差ヒストグラム。

−40 p.e. から 40 p.e. の領域にあるイベント
を解析に使用した。

光量を 1.1 倍して補正をかけた。以下ではこの補正後の値を用いる。
Fiber X8 [p.e.]

0

100

200

658

500

180
160

400

140
300

120
100

200
80
60

100

40
0

20
0

100

200

300

400

500

Fiber X2 [p.e.]0-100 -80 -60 -40 -20 0

20 40 60 80 100
Fiber X8 - X2 [p.e.]

図 5.7: X2 と X8 の光量の関係。X2 の光量が他のファイバーに比べて低かったため 1.1倍した。

図 5.8: X2 と X8 の光量の差。−20 p.e. から

40 p.e. にあるイベントを解析に用いた。

これらの条件を課して，X2 と X8 の光量の相加平均（以下では便宜的に Xc と呼ぶ。）と

X6 との発光量の相関図を作成する。その相関図を図 5.9 に示す。この 2 次元ヒストグラムの5.2 位置分解能の評価

61

縦軸と横軸の差がゼロになるときの光量が求めたい量である。横軸に Xc の光量を，縦軸にXc と X6 の光量差をとったヒストグラムを図 5.10（上）に示す。この 2 次元分布から，差分が −20 p.e. から 20 p.e. であるときのイベントを選び，横軸に射影したヒストグラムを図 5.10に示す。このヒストグラムをガウス関数でフィットし，その中心値が求める発光量である。こFiber X6 - Xc [p.e.]Fiber X6 [p.e.]の発光量 P0 は P0 = 229 p.e. であった。

600

500

300
200
100
0
-100
-200
-300

400

0

100

200

300

400

500

600

Fiber Xc [p.e.]

70
60
50
40
30
20
10
0

300

200

100

0

100

200

300

400

500

600

Fiber Xc [NPE]

0

0

100

200

300

400

500

600

Fiber Xc [p.e.]

図 5.9: Xc と X6 の光量の分布。

図 5.10: （上）X6 と Xc の光量差と Xc の関係。（下）光量差が −20 p.e. から 20 p.e. の間のイベントを横軸に射影した結果。赤の実
線はガウス関数でフィットした結果を示す。

このときの位置は，ファイバーのコア部分の半径 Rc を用いると，通過距離 L0 は L0 = 1.6Rである。したがって，発光量と粒子の通過距離の比例係数が L0 と P0 から得られ，この値 αは α = P0 /L0 = 95 であった。この係数と式 2.2 を用いると，発光量 Pxc から位置 xc に変換できる。図 5.9 の横軸を変換した 2 次元分布を図 5.11（上）に示す。
今回は X2 と X8 の光量の相加平均から位置 xc を求めたが，先ほど得た α の値を用いて，

X6 や X5 の光量からも位置 x6 , x5 を求めることができる。さらに，x6 − xc , x5 − (−xc ) の分布から位置分解能 σx6c , σx5c を求めることができる。図 5.12（上）に xc と x6 の 2 次元ヒ
ストグラム，（下）に x6 − xc の分布を示す。図 5.13 は xc と −x5 に関する同様のグラフである。x6 − xc , x5 − (−xc ) の分布をそれぞれガウス関数でフィットして位置分解能を得た。位
置分解能 σx6c , σx5c は，それぞれ σ で 0.274 ± 0.004 mm, 0.28 ± 0.01 mm であった。誤差は
統計誤差のみを示している。
さらに，ファイバー 1 本あたりの位置分解能を求める。ファイバー 1 本あたりの位置分解能
はどのファイバーも等しいとする。つまり，X2, X5, X6, X8 の位置分解能 σx2 , σx5 , σx6 , σx8を σx2 = σx5 = σx6 = σx8 = σ0 とおけると仮定する。節 5.2.1 で得られた位置分解能 σx6c ,σx5c は，この仮定の下ではどちらも√3σ0 である。したがって，ファイバー 1 本あたりの位

第5章

Fiber X6 [p.e.]

62

アクティブ標的の試作機テスト

600

500

400

300

200

100

0

0

0.2 0.4 0.6 0.81

1.2 1.4 1.6
Fiber xc [mm]

1.6
1.4
1.2
1
0.8
0.6
0.4
0.2
0

x5 [mm]x6 [mm]

図 5.11: 図 5.9 の横軸 (Xc の発光量) を粒子の位置 x0 に変換したヒストグラム。

0

0.2 0.4 0.6 0.81

1.2 1.4 1.6

0
-0.2
-0.4
-0.6
-0.8
-1
-1.2
-1.4
-1.6

xc [mm]

100
80
60
40
20
0

-1.5

-1

-0.5

0

0.5

1

1.5

x6-xc [p.e.]-1.6 -1.4 -1.2

-1-0.8 -0.6 -0.4 -0.20xc [mm]

20
17.5
15
12.5
10
7.5
5
2.5
0

-1.5

-1

-0.5

0

0.5

1

1.5

x5-xc [p.e.]

図 5.12: （上）求めた x6 と xc の分布。図 5.13: （上）求めた x5 と −xc の分布。
（下）x6 − xc の分布。赤線はガウス関数（下）x5 − (−xc ) の分布。赤線はガウス関で フ ィ ッ ト し た 結 果 で あ る 。幅 は σ で 数でフィットした結果を示しており，得ら

0.274 ± 0.004 mm であった。

れた幅は σ で 0.28 ± 0.01 mm であった。

5.3 検出効率63

置分解能 σ0 は，σx6c から求めると 0.15 mm, σx5c から求めると 0.16 mm となる。
今回の測定で照射した陽子 295 MeV のエネルギー損失に対して，K + 粒子 1.3 GeV/c のエ
ネルギー損失は 2/3 倍程度である。ファイバーの発光量も 2/3 倍になるため，位置分解能は悪くなると考えられる。

5.3

検出効率

図 5.1 に示したように，X2 と X8 を粒子が通過した場合，X5 または X6 を粒子は通過す
るはずである。節 5.2.1 で課した条件を用いて，ファイバー X5 もしくは X6 が粒子を検出した割合を調べた。図 5.14 に，ファイバー X5 と X6 の発光量を軸にとった 2 次元ヒストグ
ラムを示す。この検出効率の導出では，30 p.e. 以上のイベントを粒子を検出したイベントとみなす。図中の桃色の実線は 30 p.e. を示しており，塗りつぶされた部分は X5, X6 ともに粒子を検出しなかった領域を示している。このようなイベントは 4523 イベント中 295 であっFiber X6 [p.e.]

た。したがって，検出効率 η は η = 1 − 295/4523 = 93.5% と求められた。得られた検出効率

3570

450
400

ID
ENTRIES
0.00
0.00
0.00

20.0
0.450E+04
0.00

215
4523
0.00
2.00
0.00

350
300
250
200
150

total: 4523

100
50
0
-50

658
-50 0

50 100 150 200 250 300 350 400 450

Fiber X5 [p.e.]

ENPEV5V6 ER NPE V6 vs V5295
図 5.14: ファイバー X5 の発光量と X6 の発光量の関係。

η = 93.5% は，ファイバーのコア部分とファイバー全体の割合 (94%) に近い値である。

第5章

64

5.4

アクティブ標的の試作機テスト

議論

5.4.1 角度依存性
今回の解析では入射粒子の角度に制限をかけたが，角度の制限をかけずに，α の値を用いて位置分解能を評価したところ，σx6c = 0.29 mm, σx5c = 0.27 mm であり，制限をかけた場合と大きく変わらない結果となった。荷電粒子が X 面に対して長手方向に浅い角度で入射すると，ファイバーを通過する距離が長くなるため，垂直入射に比べて発光量が増え，それに伴い
光量のばらつきが大きくなる。粒子の位置 x (xc ) はファイバーの光量から求めているため，光量のばらつきが大きくなれば，位置のばらつきも大きくなるはずである。ここで，図 5.15に x2c = Rc2 − (Pc /(2α))2 のヒストグラムを示す。上図は角度の制限をかけたときのヒストグ
ラムを示し，下図は制限をかけていないときのヒストグラムを示す。また，Pc は Xc の発光量を示す。粒子の入射角が 90° から離れると，x2c は負の値を示し，ファイバーの発光量を xc に変換することができない。x2c が正である割合は，角度の制限をかけたときは 11%, かけていないときは 8% であった。角度の制限をかけない場合は，光量の多いイベントが増えるが，その多くが xc に変換できないイベントであったため位置分解能に変化が見られなかったと考えられる。この手法は，他のファイバーであらかじめ角度を決定しないと，正確な位置を決定することができない可能性が高い。

5.4.2 係数 α についてファイバーの発光量は，エネルギー損失と比例関係であると考えられるため，光量 P と粒子の通過距離 L の関係における比例係数である α は単位長さあたりのエネルギー損失 dE/dxに関連のある量と考えることができる。L =√3Rc のときの陽子 295 MeV のエネルギー損

失は約 0.9 MeV である。この時のファイバーの発光量が 229 p.e. であった。エネルギー損失

dE と発光量 P はそれぞれ，dE
Ldx
P = αLdE =で表される。この 2 式の比を取ることで，dE/dx が求まる。発光量の式は長さが mm 単位であることに注意すると，dE/dx = 3.6 MeV/cm と求まる。図 2.16 から読み取れる dE/dx
は，ポリスチレンの密度 1.01 g/cm3 , ポリスチレンに占める炭素の質量 12/13 を考慮すると，
約 3 MeV/cm であり，数十 % の精度で一致した。

5.4.3 ファイバーの発光量の読み出し（両読みか片読みか）
この試作機では，水平のファイバーは両端面に MPPC を取り付けたが，垂直方向のファイバーは場所の制約上片面にしか取り付けることができなかった。両読みの方が片読みよりより多くの光量を読み出せることが確認されたが，分解能にどのくらい影響を及ぼすのかはより精

5.4 議論

65

11%
10 2
10
1
-40

-35

-30

-25

-20

10 4

-15

-10

-5

0

xc2 = Rc2 - (Pc/(2α))2
8%

10 3
10 2
10
1
-40

-35

-30

-25

-20

-15

-10

-5

0

xc2 = Rc2 - (Pc/(2α))2
図 5.15: x2c = Rc2 − (Pc /(2α))2 のヒストグラム。ここで Pc は Xc の発光量を示す。上図は角度の制限をかけたとき，下図は制限をかけていないときを示す。

査が必要である。もし，片読みでも検出器としての性能を保つことができれば，少ないチャネ
ル数でより大きなアクティブ標的を作製することができる。

5.4.4 30 p.e. 以下のイベント
荷電粒子が通過したイベントとはほぼ無関係に，30 p.e. 以下のイベントが確認された。原
因は，光が入らなくても MPPC に信号が生じてしまうダークノイズの影響，荷電粒子がエネ
ルギーを失うときに生じた二次電子によるエネルギー損失，他の光ったファイバーからの光が入り込むクロストークが考えられる。この中で，ダークノイズの影響は，両読みにして TDC
で適切なカットをかけることで抑制することができる。両読みにした水平のファイバーのデータを調べることで，このイベントの削減率を評価することができると期待される。

67

第6章

結論と今後の展望Ξ ハイパー核の精密分光実験のため，シンチレーティングファイバーを用いたアクティブ標的の開発を行っている。アクティブ標的に用いるシンチレーティングファイバーの性能評価のために，RCNP にて世界最高エネルギー分解能を有する Grand Raiden スペクトロメータを使用した，ファイバー 1 本のエネルギー分解能の直接測定を実施した。測定の結果，3 mm 径の丸形ファイバーをアクティブ標的に使用することに決定した。エネルギー分解能は，ファイバーの発光量のポアソン分布におおむね従うことを確認し，J-PARC で測定する K 粒子の運動量領域では，エネルギー分解能は 10% 程度であることがわかった。この測定したエネル
ギー分解能をもとに，モンテカルロシミュレーションを用いて標的全体でのエネルギー損失のふらつきを調べ，エネルギー分解能 2 MeV (FWHM) の分光実験が実施できる標的厚を見積もった。入射 K + 粒子の運動量解析を行う，ビームスペクトロメータの運動量分解能が現状達成している ∆p/p = 1.0 × 10−3 である場合は，XX′ YY′ が 7 セット，78 mm まで標的を厚くすることができ，設計値である ∆p/p = 3.0 × 10−4 が達成できれば，150 mm 以上の厚さの標的を作ることができる。XX′ YY′ 構造のアクティブ標的の試作機を作製し，ビーム試験を実施した結果，粒子が面内に垂直入射する場合，ファイバー 1 本あたりの位置分解能は 0.15 mmと見積もられた。また。1 レイヤーあたりの検出効率は 93.5% を達成し，ファイバーの有感領域の割合とほぼ一致することが示された。
今後は，試作機の測定データを用いて以下の項目について調べる。

• 位置分解能の角度依存性• ファイバーの光量の情報から，標的中でのエネルギー損失の効果をどこまで補正でき
るか• 波高の低い信号の発生原因の切り分け（2 次電子やクロストークなど）

69

謝辞
本研究を行うにあたって，たくさんの方々にお世話になりました。この場を借りて御礼申し上げます。
指導教員である永江知文教授には，学部 3 回生の課題演習のときから大変お世話になりました。物理の研究のみならず，（核）物理学コミュニティをより良いものにしていこうと真摯に取り組む姿勢は強い感銘を受けました。研究指導はもちろんのこと，体調や精神面のこともたびたび気にかけていただきました。金築俊輔氏，七村拓野氏にはいつも夜遅くまで議論し，たくさんのアドバイスをしていただき感謝しています。東北大の後神利志助教には，E05 実験の打ち合わせのために直接京都まで来ていただきました。
修論実験では同研究室の川畑貴裕准教授，藤岡宏之助教をはじめ，古野達也氏，津村美保氏，
村田求基氏，阪上朱音氏，藤川祐輝氏，梅崎英一氏にご協力いただきました。また RCNP の民井淳准教授，小林信之特任助教，技術職員の吉田英智氏には，実験を進める上で回路系や実験装置についてたくさん相談に乗っていただきました。さらに，分散整合の調整では，RCNPの藤田佳孝氏，藤田浩彦氏に大変お世話になりました。加速器のオペレータの方々のご尽力のおかげで非常に良い実験条件で測定を行うことができました。
学会発表練習や中間発表，また普段過ごしているなかで，同研究室の成木恵准教授，村上哲
也講師，新山雅之助教をはじめとした研究室の方々に多くのコメントをいただきました。愉快
な研究室同期である足利沙希子氏，市川真也氏，稲葉健斗氏，高橋祐羽氏，武田朋也氏，松本翔汰氏，渡邊憲氏にも日頃の生活でお世話になりました。研究室秘書の吉野英子氏には，事務
手続きについて色々教えていただきました。お菓子のお話など趣味の話をたくさんすることができて楽しかったです。
最後に，瑣末なことにも話を聞いてくれ，私のわがままにも許してくれた家族に感謝いたします。核物理コミュニティからは少し離れますが，これからも研究は続けていきます。また皆様と研究できる機会を楽しみにしています。どうもありがとうございました。

71

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