2016 年度

修士論文

MAIKo アクティブ標的のアップグレードと性能評価

京都大学理学研究科

物理学・宇宙物理学専攻

原子核・ハドロン物理学研究室
森本貴博

2017 年 1 月 26 日

概要
有限量子多体系である原子核では多様な物理現象が発現する。それらの中でも、クラス
ター相関は最も興味深い現象の一つである。多くの原子核の基底状態では、核子が平均ポテンシャル中を独立に運動すると考える平均場模型が有効であり、外見上は、クラス
ター相関を消失している。しかし、ある種の励起状態では強いクラスター相関の発現によって、複数個の核子がクラスターを構成し、核構造を劇的に変化させることが知られて
おり、原子核におけるクラスター相関の発現と消失の機構を明らかにすることは、有限量子多体系である原子核のダイナミクスを理解する上で非常に重要である。
現在、我々は不安定核である 10 C におけるクラスター状態を探索し、その構造を明らかにする研究を計画している。クラスター状態を探索するための手法として、原子核と α 粒子の非弾性散乱を重心系の前方角度で測定する方法が提案されているが、これを不安定核に適用することは容易ではない。不安定核を標的にすることはできないので、不安定核をビームとして He 標的に入射する逆運動学条件下で測定する必要がある。しかし、重心系での前方角度に散乱された α 粒子の実験室系における運動エネルギーは低く、通常の実験セットアップでは検出が困難である。そこで我々は荷電粒子の飛跡を測定できる Time Projection Chamber の検出ガスが標的を兼ねる、アクティブ標的

MAIKo (Mu-pic based Active target for Inverse Kinematics.) の開発に取り組んでいる。MAIKo では、散乱が検出器の内部で起こるので、原理的にはすべての立体角に飛んだ低エネルギー粒子を検出することが可能となる。
本研究では、MAIKo アクティブ標的のアップグレードを行い、その性能を評価した。

MAIKo チェンバー内の圧力・温度・水分量・ガス流量をモニターし、自動で圧力調整のフィードバックをかけるガス循環機構を開発した。また、ドリフトケージの剛性を高めてドリフト電場の一様性を確保するとともに、チェンバー内のアウトガスを削減する
ために、ドリフトケージの柱の材料を見直した。
目標とする 10 C(α, α′ )10 C 反応測定のために、散乱された α 粒子の飛程や信号の波高などの要請から、最も実験に適しているガス混合比の候補として He (98%) + CF4 (2%)、He (96%) + CO2 (4%) の二つを決定した。実際に MAIKo チェンバーに封入したガスの混合比を確認するために、ドリフト電場の強さを変えながら、241 Am 線源から放出される α 粒子の飛跡を測定し、ドリフト電場とドリフト速度の関係を調べた。そして、この結果を Magboltz によるシミュレーション計算の結果と比較することでガス混合比を推定した。また、長時間にわたってガスをフローさせながら同様の測定を行い、ガス組成比の長期安定性も調べた。
次に飛程と角度の分解能を評価するために、α 線源をチェンバー内に入れて、様々な角度に飛んだ α 粒子の飛跡を測定した。測定データから飛跡を再構成する手法を開発し、飛程と角度の分解能が最良となるドリフト電場の強さを決定した。さらに、水平面と平行にコリメートした α 線源を鉛直方向に移動させることで、電子のドリフト距離を変えながら飛跡の測定を行い、ドリフト中の電子の拡散が波高や分解能に及ぼす影響を評価
した。

1

目次

第1章

イントロダクション

4

1.1

原子核のクラスター構造 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

4

1.2

Thomas - Ehrmann shift . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

5

1.3

不安定核の散乱実験 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

61.4

不変質量法と欠損質量法 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

7

1.5

目標性能 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

9

TPC を用いたアクティブ標的

11

2.1

アクティブ標的の特徴 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

11

2.2

TPC の動作原理 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

11

2.3

MAIKo アクティブ標的の概要. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

13

第2章

2.3.1

ドリフトケージ. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

15

2.3.2

グリッドメッシュ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

15

2.3.3

GEM . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

15

2.3.4

µ-PIC . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

16

読み出し回路 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

17

アクティブ標的の現状とアップグレード

19

3.1

現状の問題点 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

19

3.2

ドリフトケージの設計・製作. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

21

2.4
第3章

3.2.1

柱の素材の選定. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

22

3.2.2

ドリフトケージの製作 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

22

3.3

ガスハンドラー . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

24

3.4

シリコン検出器 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

28

3.4.1

静電シールド . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

30

3.4.2

ローパスフィルター . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

30

目次
第4章

2
検出ガスの選定33

検出ガス組成の要請 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

33

4.1.1

クエンチャーガスの必要性 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

33

4.1.2

ガスの厚さの決定 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

33

4.1.3

ドリフト速度の要請 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

34

4.1.4

検出ガス組成の候補 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

35

ドリフト速度測定によるガス混合比の測定 . . . . . . . . . . . . . . . .

35

4.2.1

測定原理 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

35

4.2.2

セットアップ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

36

4.2.3

測定結果 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

38

ガス混合比の長期安定性の測定 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

41

α 線源を用いた測定

45

5.1

セットアップ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

45

5.2

飛程分解能、角度分解能の算出方法 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

48

5.3

event selection . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

49

5.3.1

ノイズの除去 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

49

5.3.2

飛程の決定 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

49

5.3.3

∆θ 解析の手法 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

52

5.3.4

∆θ 解析のための飛跡のカット. . . . . . . . . . . . . . . . . .

54

ドリフト電場と飛程・角度分解能 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

55

5.4.1

VP g

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

55

5.4.2

VgG

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

56

5.4.3

VGEM . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

58

5.4.4

VGµ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

59

5.4.5

Vµ−P IC . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

61

5.4.6

最適な電圧の決定 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

62

5.5

飛程・角度分解能の角度依存性 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

63

5.6

ドリフト距離依存性の測定 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

66

5.6.1

セットアップ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

67

5.6.2

波高とドリフト距離依存性 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

70

5.6.3

信号の積分値とドリフト距離依存性 . . . . . . . . . . . . . . . .

70

4.1

4.2

4.3
第5章

5.4

第6章

6.1

結果と考察
目標性能との比較

73. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

73

目次

6.2
第7章

3
今後の実験におけるトリガーの要請 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

73

まとめと今後の展望

75

謝辞

77

参考文献

78

付録 A

飛跡の直線フィッティング

79

付録 B

コリメータの角度測定

81

4

第1章

イントロダクション
1.1 原子核のクラスター構造
有限量子多体系である原子核は、その形状や核子の配位といった構造が複雑なために多様な物理現象を生み出している。そのため、原子核の構造の解明は、原子核の研究における重要なテーマの一つである。特に基底状態の原子核に数 MeV 程度の僅かなエネル
ギーを加える事によって、核子が離合集散して発現するクラスター相関は、その構造の特異性からだけでなく、トリプル α 反応に代表される宇宙における元素合成への本質的な寄与からも大きな関心を集めている。原子核のクラスター構造を概念的に表す図として、
図 1.1 のような池田ダイアグラムが知られている [1]。池田ダイアグラムでは、質量数 4n

図 1.1 池田ダイアグラム [2]第 1 章 イントロダクション5で陽子数と中性子数が等しい原子核の α 崩壊閾値近傍に α クラスター構造が現れることが示唆されている。
実験・理論両面からの精力的な研究により、安定核の構造は詳細に解明されつつあり、
近年原子核物理学はその研究領域を不安定核にまで拡張しつつある。陽子過剰、あるいは中性子過剰な不安定核においては、安定核で知られたクラスター的相関に加えて、過剰な核子の存在によって、さらに特異な構造が発現することが理論計算によって予言されている。たとえば 12 Be では、過剰な核子が共有結合されて束縛エネルギーが増える結果、基底状態がクラスター状態になると示唆されている [3]。しかし、クラスター相関を持った励起状態の存在限界や詳細な内部構造については未だ不明な点が多く、確かな実験的研究が待たれている。われわれは特に 10 C と 10 Be の 2 つの原子核に着目し、その構造に現れるクラスター的構造を明らかにするための研究を行っている。

1.2 Thomas - Ehrmann shift
原子核は陽子と中性子で構成されており、陽子と中性子の個数を入れ替えた原子核同士のことを鏡映核と呼ぶ。陽子と中性子は強い相互作用におけるアイソスピン対称性から、電荷の性質を除けばほぼ同じ性質を持っている。そのため、鏡映核同士は同じ核構造やエ
ネルギー準位を持っていると期待される。しかし、現実には陽子のクーロン力の影響によって、鏡映核はわずかに異なる性質を示す。図 1.2 は generalized two-center clustermodel に基づく M. Ito の理論計算によって求められた、鏡映核である 10 C と 10 Be の
0+ についてのエネルギー準位図である [4]。
10

+
10
10
Be の 0+1 状態と比較して、 C の 01 状態は 2.3 MeV エネルギーが高い。 C の陽

− 2
子数は 10 Be の陽子数より 2 つ多く、陽子が (π3/2) 軌道に留まる。σ 軌道が S 波の成分を多く含み、空間的に広がっているのに対して、π 軌道は P 波の成分を多く含み、空間的に狭いために、10 C のほうが 10 Be より核子の軌道を維持するために多くのエネルギーを要する。このような鏡映核間の同一状態におけるエネルギーシフトのことをクーロン+シフトと呼んでいる。0+2 でのクーロンシフトについては核子軌道が σ1/2 軌道に広がったことで分布が広がり、この結果、クーロン力の反発の効果が抑制されてクーロンシフト+
6
6
が 1.3 MeV と減少する。さらに、0+
3 、 04 状態では α + He、α + Be のクラスター

構造が空間的に発達するため、クーロンシフトはさらに小さくなる。0+3 のクーロンシフ+
トが 0+
4 のクーロンシフトより小さくなる理由は、03 の二体運動が S 波由来の相対運動を行うのに対して、0+4 の二体運動が D 波由来の相対運動を行うためであると考えられている。S 波由来の相対運動ではクーロンシフトが抑制される。
鏡映核である 17 O と 17 F では、S 波軌道を占有する陽子のクーロン力によってクーロ
ンシフトが抑制され、これは Thomas - Ehrmann shift と呼ばれている [5]。Ito は、10 C

第 1 章 イントロダクション

図 1.2

10

6

Be と 10 C のエネルギー準位図 [4]。エネルギーの基準は 10 Be から α 粒子が放出されるエネルギーの閾値とした。

と 10 Be の鏡映核に対しても Thomas - Ehrmann shift によって、クーロンシフトが抑制される可能性を指摘している。
鏡映核の性質から、10 Be においてクラスター構造が発達している状態の鏡映状態が10

C に存在し、10 Be のクラスター構造と同様に発達したクラスター構造を持つことが期待される。0+2 状態はその候補の一つで、励起エネルギーはおよそ 4.0 MeV と推定されている。われわれは系統的に 10 C と 10 Be のエネルギー準位を求めて、クラスター構造の解明に迫りたい。

1.3 不安定核の散乱実験
α 粒子のビームをプローブとした非弾性散乱は原子核の励起状態におけるクラスター
相関を解明するための強力な手法の一つであり、これまでに安定核のクラスター構造の研究においていくつかの成功を収めてきた。α 非弾性散乱では、選択的に自然パリティ
遷移のみを誘起できるため、自然パリティを持つクラスター状態の探索に適している。
散乱 α 粒子のエネルギーと角度分布の情報を用いて標的核の励起状態の固有スピンを同定することで、クラスター相関が発現した 0+ 状態を特定することが可能である。しかし、われわれの研究対象である 10 C は不安定核であるため、標的として 10 C を用いることは不可能である。そこで、原子核反応によって二次的に生成した 10 C ビームと α 粒子の標的を用いて、α 粒子の運動エネルギーと散乱角度を測定する逆運動学条件のもと

第 1 章 イントロダクション

7

で 10 C(α, α′ )10 C 反応を測定する必要がある。われわれは大阪大学核物理研究センター(RCNP) で、10 C(α, α′ )10 C 反応を測定する実験の計画を進めている。
一般に逆運動学条件における 0+ 励起状態の同定には、重心系前方角度へ反跳した粒子の測定が重要である。図 1.3 は、歪曲波ボルン近似 (DWBA) 計算を用いてスピンごとのC(α, α′ )10 C 反応の散乱微分断面積を見積もったグラフである。

dσ/dΩ (mb/sr)

10

10

L=0
L=1
L=2
L=3
L=4

C(α,α’), 80 MeV/u,
3 Ex=5 MeV, EWSR 100%

10

102
101
100 0

2

4

6

8

10

12

14

θCM (deg)
図 1.3 DWBA 計算に基づいた 10 C(α, α′ )10 C の散乱断面積の角度分布 [6]10C の 0+ 状態への遷移を、スピン・パリティの状態を分離するために詳細に測定するためには、反応断面積がすべての移行角運動量の中で最も支配的になる、重心系でθCM ∼ 3◦ での散乱を測定することが重要となる。図 1.4 は、10 C(α, α′ )10 C で反跳された α 粒子の重心系での散乱角度と、実験室系での散乱角度と運動エネルギーを対応させたグラフである。
図 1.4 からわかるように、反跳された α 粒子の運動エネルギーは θCM ∼ 3◦ でおよそ0.5 MeV 程度と非常に小さいことがわかる。 したがって、10 C の励起エネルギーを実験で求めるためには、低エネルギーの α 粒子の反跳角度と運動エネルギーを検出する必要がある。

1.4 不変質量法と欠損質量法
散乱実験において、励起エネルギーを求める方法には不変質量法と欠損質量法の 2 つの手法がある。不変質量法は、散乱されたすべての粒子の運動量とエネルギーを測定することで、散乱粒子の励起エネルギーを決定する方法である。しかし、これらの崩壊した

Eα (MeV)

第 1 章 イントロダクション

10

8

10

C(α,α’)10C*
E= 78 MeV/u

Ex= 0 MeV
Ex= 5 MeV
Ex= 10 MeV
1 Ex= 15 MeV
θCM=3°

0.1
4050

θCM=12°
θCM=9°
θCM=6°

60

70

80

90

θLAB (deg)
図 1.4

10

C(α, α′ )10 C で反跳された α 粒子の実験室系での散乱角と運動エネルギーの関係。θCM が小さいほど反跳粒子の運動エネルギーは小さくなる。

後の全ての粒子を測定することは難しいため、不変質量法では粒子崩壊の閾値よりも上のクラスター状態を探索することは困難である。
一方、欠損質量法は反跳された粒子のエネルギーと反跳角度を測定することで、散乱粒子の励起エネルギーを決定する方法である。非相対論運動学で、ビーム粒子の質量 m、ビームエネルギー E 、反跳粒子の質量 M 、反跳粒子の実験室系での散乱角度 θ 、運動エ
ネルギー K とすると、励起エネルギー Ex は、√
Ex = 2()
M
M
EK cos θ − 1 +
K
m
m

(1.1)

と表せる。この手法では散乱粒子の崩壊に依存せずに測定できるため、広いエネルギー範囲で検出効率などのバイアスがなく測定を行うことができるため、10 C と 10 Be のエネ
ルギー準位を広い範囲で調べたいわれわれの目標に即した手法である。図 1.4 で明らかとなったように、本研究では 0.5 MeV 程度の低エネルギー α 粒子の放出角度と運動エネ
ルギーを測定する必要がある。しかし、図 1.5 のように、通常の標的を用いた測定では、粒子は標的でエネルギーを失い、検出器まで到達できない。
この問題を解消するために、われわれは図 1.6 のような、標的と検出器の役割を兼ねることで、低エネルギーの粒子の飛跡を測定できるアクティブ標的 MAIKo (Mupic based

Active target for Inverse Kinematics.) の開発に取り組んでいる。アクティブ標的では、検出器の有感領域内部で反応が起こるため、低エネルギー粒子の検出に適している。われわれのアクティブ標的では、TPC の原理を利用して検出を行っている。TPC の詳細

第 1 章 イントロダクション

9

10C

10C
10C

10C

α

α
検出器(Active Target)
検出器

図 1.5 一般的な欠損質量法での不安定核

図 1.6 アクティブ標的を用いた不安定核実験の概念図実験の概念図については第 2 章で述べる。

1.5 目標性能
1.3 節で議論したように、われわれは 10 C(α, α′ )10 C 反応をアクティブ標的を用いて測定し、反跳された α 粒子の角度と運動エネルギーを決定することで、質量欠損法を用いてクラスター状態の探索を行うことを目指している。1.4 節で議論したように、質量欠損法では、反跳された α 粒子の散乱角度と運動エネルギーを測定する必要がある。反跳された α 粒子の運動エネルギーは数百 keV ∼ 数 MeV と小さく、 アクティブ標的の有感領域の中で静止する。このときの α 粒子の飛程を測定できれば、Bethe-Bloch の式を用いて散乱地点での反跳粒子の運動エネルギーを得ることができる。つまり、励起エネルギーの誤差に影響するのは、MAIKo アクティブ標的の飛程の分解能と角度分解能である。

(1.1) 式より、
∂Ex
=
∂K

√

(
)
M
ME
cos θ − 1 +
mK
m

(1.2)

また、(1.1) 式を角度で偏微分すると

∂Ex
= −2
∂θ

√

M EK
sin θ
m

(1.3)

となる。誤差の伝播式から、角度分解能、運動エネルギー分解能と励起エネルギー分解能
の関係は

√(

(
)2
)2
∂Ex
∂Ex
2
∆Ex =
∆K +
∆θ2
∂K
∂θ
v{
u √
(
)}2
u
4M EK
M
M
E
∆K 2 +=tcos θ − 1 +sin2 θ∆θ2
mK
m
m

(1.4)

(1.5)

第 1 章 イントロダクション

10

となる。
ここから、MAIKo アクティブ標的の目標性能は

1. 飛程の分解能 ∆L ∼ 2 mm
2. 角度分解能 ∆θ ∼ 7 mradと決定される。
10

C(α, α′ )10 C 非弾性散乱反応を測定する実験は、約 6 日間のビームタイムを予定して

おり、

3. TPC の長期安定性が保証されているかも同時に重要となる。長期安定性の議論は第 6 章で行う。
本論文では、MAIKo アクティブ標的をアップグレードして、10 C(α, α′ )10 C 測定を行
うための性能を達成できているかを評価し、今後の展望を議論する。

11

第2章

TPC を用いたアクティブ標的
2.1 アクティブ標的の特徴
MAIKo アクティブ標的の特徴は、粒子の飛跡を三次元的にとらえることが可能な
TPC（Time Projection Chamber）の検出ガスを標的として用いることである。TPCの動作原理については 2.2 節で記述する。目標である 10 C(α, α′ )10 C 反応の測定のために、検出および標的ガスとして 4 He ガスを充填する。検出器内で α 非弾性散乱を測定することで、エネルギーの低い反跳粒子を検出することが可能となる。さらに、エネルギーの低い粒子はアクティブ標的内で止まるため、飛程から反跳粒子のエネルギーを測定することができる。また、検出器内部で散乱が起きることで、原理的にはすべての立体角に飛んだ反跳粒子を検出することが可能となる。

2.2 TPC の動作原理
TPC は荷電粒子の飛跡を三次元的に構成できる検出器である。
一般に、媒質中を荷電粒子が通過すると、媒質中の電子と荷電粒子の間にクーロン相互作用が生じる。このとき、媒質中の電子は荷電粒子からエネルギーを得て、より高い準位へ励起するか、電離する。このとき電子・イオン対に電場を加えることで、媒質原子のイオン対を収集することができる。
気体原子を通過するときの荷電粒子のエネルギー損失は、Bethe-Bloch の式で

[ (
)
]
2
2me γ 2 v 2 Wmax
dE
2
2 Z z
2
ln
− 2β
−
=2πNa re me c ρ
dx
A β2
I2
v
1
β ≡ ,γ = √c
1 − β2(2.1)と表される。ただし、Na :アボガドロ定数、v:入射電子の速度、re :古典電子半径 (≃第2章

TPC を用いたアクティブ標的

122.817 × 10−13 cm)、me :電子の質量、ρ:通過物質の密度、Z:通過物質の原子番号、A:通過物質の質量数、Wmax : 1 回の衝突での最大エネルギー移行、I:通過物質の平均励起ポテンシャルである。
図 2.1 は、TPC の動作原理の概念図である。

図 2.1 TPC の動作原理の概念図

荷電粒子によって電離した媒質中の電子は、電場によって検出器内をドリフトする。
電子はガスの分子と衝突することで電子は平均的に進行方向と逆向きの抵抗力を受ける。
こうして電子は、抵抗力と電場によるクーロン力がつりあった状態で、一定のドリフト速度で運動を行う。TPC を動作させる 100 ∼ 1000 hPa の範囲では、電子の平均自由行程
は 1 µm を下回る長さで、これは数 cm のドリフト距離に対して十分に短いため、(ドリフト距離) = (ドリフト時間) × (ドリフト速度) とみなしてよい。したがって、ドリフト
時間を測定することで、ドリフト速度からドリフト電場と平行な方向の位置情報を知ることができる。
ドリフトした電子は、増幅されたのちに µ-PIC に到達して電気信号を誘起する。µ-PIC
については 2.3.4 節で詳細を述べる。µ-PIC を用いて読み出した電子の二次元位置情報
から、電場と垂直な面の位置を決定する。電場と平行方向の位置情報と電場と垂直方向の位置情報を組み合わせることで、TPC は飛跡を三次元的に再構成することが可能となる。
図 2.2 は TPC の飛跡構成を表した概念図である。

第2章

TPC を用いたアクティブ標的

13

TPC
Y
(mm)

荷電粒子

Y (mm)
150

カソード
Y

X

Z
0
0

Z
(mm)

100

図 2.2 TPC の動作原理の概念図

測定から得られるデータは µ-PIC からのアノード面、カソード面でヒットしたスト
リップ番号と時間情報である。このデータからアノード面、カソード面それぞれで信号の情報を二次元的に示すことができる。アノード面、カソード面の情報を合わせること
で、粒子の飛跡を三次元的に決定できる。

2.3 MAIKo アクティブ標的の概要
MAIKo アクティブ標的のうち、ドリフトケージの写真と、その模式図を図 2.3, 2.4 に示す。

MAIKo アクティブ標的は、主に有感領域内のドリフト電場を一様な電場にすることを保障するためのドリフトケージ、陽イオンのドリフトケージ内への進入を防ぐグリッド
メッシュ、ドリフト電子の増幅を担う GEM 、ドリフト電子を増幅し電気信号を検出す
る µ-PIC からなる。

第2章

TPC を用いたアクティブ標的

図 2.3 実際の MAIKo ドリフトケージ。チェンバー内に取り付けるためにフランジに固定している状態。

図 2.4 MAIKo アクティブ標的の模式図。図 2.3 と上下の対応関係は同じである。

14

第2章

TPC を用いたアクティブ標的

15

2.3.1 ドリフトケージ
MAIKo アクティブ標的の有感領域内のドリフト電場が一様であることを保障することは、アクティブ標的の飛跡の角度や位置の分解能に直結する。ステンレス製のプレー
トと グリッドメッシュ間の電位差が、有感領域の一様なドリフト電場を形成している。
有感領域の境界に近い領域の電場を整える目的で、フィールドケージを囲むようにベリリウム銅製のワイヤーを 5mm 間隔で二重に巻いて、図 2.4 に示されているように、10MΩ の抵抗を接続して電圧降下させている。

2.3.2 グリッドメッシュ
グリッドメッシュは、µ-PIC と GEM の電子増幅で生じた陽イオンを吸収し、陽イオンがドリフトケージの有感領域内に侵入することを防いでいる。もし陽イオンが有感領域内に侵入すると、TPC のドリフト電場が乱れてしまう可能性がある。
今回使用したグリッドメッシュは、ニラコ NI-318020 20mesh で、直径 0.25 mm の
ニッケル線が 1 インチに 20 本編みこまれている製品である。

2.3.3 GEM
4.1 節で後述するように、アクティブ標的にヘリウムガスを充填し、µ-PIC で電子を増幅するだけでは十分なガスゲインを得ることができないため、電子を増幅する機構が別に必要となる。そこで我々は GEM (Gas Electron Multiplier)[7] を導入した。GEM の構造を図 2.5 に示す。GEM は、銅が蒸着された高分子膜に等間隔の穴が開いた構造を持っている。図 2.6 に示すように、GEM 両面に電圧を加えることで、高分子膜の穴の内部に強い電場が生成され、ここを電子が通過する際にガス増幅が起こる。

図 2.5 GEM の構造 [8]第2章

TPC を用いたアクティブ標的

16

図 2.6 GEM での電子増幅機構 [8]今回組み立てたドリフトケージには、表 2.1 の特性を持つ Sci Energy 社の GEM を使用した。
表 2.1 GEM の特性

有感領域面積99.975×99.89 mm2

厚さ

100 µm

穴ピッチ

140 µm

穴直径

70 µm

2.3.4 µ-PIC
京都大学宇宙線研究室が開発している µ-PIC (Micro-Pixcel Chamber) は、micro-

pattern gas detector (MPGD) の一種であり、図 2.7 に示す構造を持つ。アノードピク
セルをカソードピクセルが囲むような構造で、アノードピクセルは絶縁層であるポリイ
ミド製の基盤を貫通して、裏面で導体のストリップと接続している。アノードにおよそ+400 V の電圧を加え、カソードは接地することで強い電場を形成し、電子の増幅を行っている。アノードストリップ 256 本、カソードストリップ 256 本で構成されており、ス
トリップの間隔はともに 400 µm であり、有感領域は約 100 mm × 100 mm である。それぞれから得られた信号の位置情報を合わせることで、2 次元的な位置情報を得ることができる。

µ-PIC を使用する理由としては、

第2章

TPC を用いたアクティブ標的17

図 2.7 µ-PIC の構造 [9]1. プリント基板の加工技術を使って作られるため、大面積化が容易である
2. カソードとアノードの距離が近いため、ガス増幅されたイオンの収集時間が短く、レート耐性が高い

3. 読み出し間隔が小さいため、高い位置分解能を有するが挙げられる。

2.4 読み出し回路µ-PIC で読み出したデータは京都大学宇宙線研究室で開発された岩城ボード [10] に
よって読み出しを行う。岩城ボードは図 2.8 に示すように、ASIC (FE2009bal) と FPGAで構成されていて、1 枚につき 128 ch の信号を処理することができる。FPGA は電気
信号が threshold を超えていた場合、ヒット情報を出力することができる。MAIKo ア
クティブ標的では、カソード 256 ch とアノード 256 ch の信号を処理するために 4 枚の岩城ボードを使用する。ASIC は µ-PIC からのアナログ信号を増幅して整形する。整形された信号は図 2.9 に示されているように、100 MHz clock と同期して、10 ns ごとに波高が threshold を超えたときにタイミング信号となって出力される。また、岩城ボードには 4 ch の FADC も搭載されており、 32 ch をまとめた信号の波形の情報を FPGAに出力している。
常時 10 µs 分のデータを蓄えているリングバッファーのデータは、トリガーが与えられると岩城ボード内の Fast In Fast Out (FIFO) メモリーに送られる。FIFO メモリーに送られたデータは、トランスファー信号が入力されると、データを整形して VME メ
モリーモジュールである ARKUS TMB-2 に送られる。

第2章

TPC を用いたアクティブ標的

18

Iwaki board
16ch
signalFPGA

×8
FE2009bal

thresholddigital:128ch
FADC: 4ch

hit

trigger

図 2.8

図 2.9

ring
buﬀer

FIFO

data
format

FIFO

transferor clearµ-PIC からのデータ転送の概略図

岩城ボードでの信号のデジタル化の過程

VME
memory19

第3章

アクティブ標的の現状とアップグ
レード
3.1 現状の問題点
図 3.1 は、2016 年に α 線源から放出された α 粒子の飛跡を MAIKo アクティブ標的を使用して観測し、二次元に射影した図であるが、飛跡が歪んでいることが確認できる。
この傾向はこの時に観測したすべてのイベントに対して同様に確認されている。

2016 年 6 月にフィールドケージを解体した際に確認したところ、図 3.2 のように、グリッドメッシュが湾曲していること、また図 3.3 のように、ワイヤーが緩んでいることが確認された。これらの原因により、ドリフト電場の一様性が失われ、粒子の飛跡の歪みを生み出したと考えられる。
粒子の飛跡の二次元射影が歪んでいる原因は、フィールドケージ内の電場が均一でないことによるもので、電子のドリフト速度に場所依存のあるばらつきが生じているためと推定される。フィールドケージが作られたのは、2014 年の村田修士論文 [11] の時であった。2014 年の時点では、シミュレーションコード Garfield を用いたドリフトケージの電場計算を行い、ドリフトケージの再設計を行った結果、十分に電場の一様性が確保されていたことを確認している。しかし、図 3.1 では製作から 2 年が経過し、フィールド
ケージが経年劣化してしまった可能性がある。そのため、柱の素材として剛性に優れた素材を使用する必要がある。
また、ガス検出器では、検出器内に含まれるアウトガスの効果を考慮にしなければならない。ガス検出器の検出ガスの純度が低下すると、ドリフト速度やガス増幅率の大きさが変化することが知られている。主要なアウトガスとして、水蒸気が挙げられる。水蒸
気はチェンバーの内壁やドリフトケージの部品に吸着されており、チェンバーの壁から時間をかけて放出される。

第 3 章 アクティブ標的の現状とアップグレード

図 3.1

20

カソード面に射影した粒子の飛跡の一例。縦軸は地面と垂直な方向 (信号がthreshold を超えた時間)、横軸はカソードのストリップ番号。

図 3.2 歪んでいるグリッドメッシュ

図 3.3 歪んでいるワイヤー

第 3 章 アクティブ標的の現状とアップグレード

21

チェンバー内のアウトガスを減らす方法は主に二つある。まず一つ目に、チェンバー
内を高温に加熱し、壁に吸着されている水分を蒸発させるベーキングと呼ばれる手法がある。二つ目は、真空ポンプでチェンバー内を真空にして、壁に付着している水分を除去する手法である。ベーキングは、チェンバー内を高温にさらし、ケージの部品が高温に耐えられない可能性があるために、これまでのところ実施していない。またこれまでは長時間にわたって真空を引くことを行わなかった。そこで、本研究では測定前に真空ポン
プで長時間排気し続けることで、チェンバー内の水分を取り除くことを試みた。
図 3.4 で示すように、これまでに MAIKo を長時間封じ切りにしたまま使用すると、チェンバー内の水分量が上昇していた。これはチェンバー内の壁に吸着されていた水分が時間とともに蒸発して水蒸気になったためである。

図 3.4 チェンバー内の水分量の時間変化。横軸が時間経過、縦軸が気体中の水分の割合を表している。

チェンバー内にアウトガスが滞留することを解決するためには、チェンバー内のガスを循環するようにして、チェンバー内の気体に含まれている水蒸気を常にチェンバーの外に流出させて、チェンバー内の水分をできる限り少なくすることが必要である。

3.2 ドリフトケージの設計・製作
3.1 節で述べた諸問題を解決するために、ドリフトケージの設計を見直し、製作を行った。

第 3 章 アクティブ標的の現状とアップグレード

22

3.2.1 柱の素材の選定
ドリフトケージの部品のうち、ワイヤーを支える柱に使う物質の材料として重要な物
性は主に 3 つある。まず一つ目に、Plate や µ-PIC などに高電圧を加えるため、電気的短絡が起きないような高い絶縁性が必要である。二つ目に、ワイヤーの張力に耐えうる強度が必要である。最後に、柱にワイヤーをはんだ付けするために、数百度程度の耐熱性が必要である。
以前のドリフトケージでは、柱の材料として G10 (ガラスエポキシ) や PEEK を使用していた。G10 はガラス繊維にエポキシ液を浸透させた素材で、強度・絶縁性に優れており、プリント基板などにも用いられている。一方で、G10 はアウトガスの排出量が多く、アウトガスの問題の原因の一つになっていると推測されていた。PEEK(図 3.5) はベンゼン環が 2 つのエーテル結合とケトン結合によってつながったポリ
マーで、高価ではあるもののアウトガスが少なく、アルミニウムの代替部品としても使われている [12]。しかし、ヤング率が G10 と比較して小さく、長時間ドリフト
ケージのワイヤーの張力を受け続けることで、柱が変形してしまう恐れがあった。
そこで MAIKo のフィールドケージを再度設計するにあたり、柱の素材としてより優れた素材の候補を検討した。その結果、マコール(MACOR) を選定した。マコールはセラミッ
クスの一種で、気孔がないためにアウトガスが少なく、真空用絶縁材や医療機器の部品として

図 3.5 PEEK の構造式も使われている。ヤング率が大きいため、張力によって曲げ変形が起きにくい。また、セラミックスは非常に硬く、切削が難しいことが一般的であるが、マコールは精密な加工も可能であり、ドリフトケージの柱のワイヤーを固定するための溝や、他の部品とドリフトケージの柱をつなげるための穴を空ける加工が可能となる。
この 3 つの物質の物性を表 3.1 に比較した。

3.2.2 ドリフトケージの製作
3.2.1 節の改善要素を取り入れて、ドリフトケージを製作した。まず支柱とプレートを別の架台に固定して、横に倒す。ドリフトケージのワイヤーは、図 3.6 のように 、約 300 g の お も り を 用 い て 張 力 を か け な が ら 巻 い て い く 。ワ イ ヤ ー に は 直 径

125 µm の Be-Cu 銅線を使用した。しかし、ワイヤーを柱に固定するためにはんだ第 3 章 アクティブ標的の現状とアップグレード

23

表 3.1 柱の候補素材の物性 [13][14][15]

G10

PEEK

マコール

10

抵抗値 (MΩ)

10 ∼ 1010>1010

曲げ強さ (MPa)

440

170

>94

ヤング率 (MPa)21560 ∼ 24500

3700

66900

耐熱温度 (C◦ )

180

240

1000

アウトガス

大

小

小

6

8

付けを行ったところ、柱の一つが折れてしまい、折れた衝撃が他の柱にも伝わり、すべての柱が折れてしまった。原因として、柱と Plate の固定するために、柱内部に 金 属 製 の 雌 ね じ を 挿 入 し て い た が 、そ の 雌 ね じ が は ん だ ご て の 熱 に よ っ て 熱 膨張してしまい、柱を内側から押すような力が働いたことによるものと推定された。
そこで、雌ねじの使用を中止することで対応した。しかし、今度は製作途中にマコール製のドリフトケージ用フレームにひびが入ってしまった。マコール製のフレームは、グリッドフ
レームと µ-PIC

基盤とを固定する部分にボルトを通すために細くなっており、この部分
が撃力に弱いことが原因だと考えられる。マコールは曲げ強さが G10 や PEEK に比べて小さく、破壊が起きやすい。そこで、アウトガスの観点を妥協して、フレームの素材を強度の観点から G10 に変更せざるをえなかった。また、柱の負荷を軽減するため、おもりの重さを
約 200 g に変更し、柱に熱膨張をできるだけ与えないようにするために、 HEXSOL FS409-

01 活性ヤニ入り低温はんだ (融点 179◦ C) を使用して、温度調節可能なはんだごてを使用して、200 度以下の温度でワイヤーのはんだ付けを行うようにした。

図 3.6 ドリフトケージのワイヤーを張る作業の様子さらに、ワイヤー間の抵抗として、これまで
は長さ 2 cm のアキシャル抵抗を使用していたが、ワイヤー同士の間隔が 5 mm しかないため抵抗の足が近くなり、放電の原因の一つとなっていた。そこで、抵抗をファイ

第 3 章 アクティブ標的の現状とアップグレード

24

ンケム SM5B 10MB 表面実装用チップ抵抗 (10 MΩ) に変更した。チップ抵抗は 6.4 ×

3.2 × 0.55 mm の 薄い長方形の形状であり、抵抗の許容差は ±0.1% である。チップ抵
抗は図 3.7 のように、ワイヤーと柱がはんだづけされた部分を導通させるように Henkel

TRA-DUCT 2902 導電性接着剤を用いて固定した。

図 3.7 チップ型抵抗の接着の様子。黒い長方形の部分がチップ抵抗である。

完成した MAIKo ドリフトケージのデザインを図 3.8 に示す。

3.3 ガスハンドラー
図 3.9 にガスハンドラーの全体図を示す。ガスハンドラーは同時に 2 種類の気体をマスフローコントローラー (MFC) で流入量を調整しながらチェンバーに流すことが可能である。マスフローコントローラーの隣にあるバルブを開閉することで、一度に大量の気体を入れることも可能である。チェンバー内の真空状態の圧力を測定するために、

PFEIFFER PKR251 真空計 [16] を、チェンバー内の大気圧に近い領域の圧力を測定するために VALCOM VPRPN 圧力ゲージ [17] を取り付けた。チェンバー内の水分量を測定するために、MICHELL easydew online 露点計 [18] を取り付けた。ガスとともにチェンバー内に流入するガスボンベや配管内の水分を吸収する目的で、チェンバー入り口の手前に、Agilent 社モレキュラーシーブズ MT400-4 13X/4A を取り付けた。MT400-4

13X/4A は CLAS 実験で MWDC の内部に Ar + CO2 混合ガスを封入する際にも使用されている [19] 。
これまでのガスハンドリングシステムでは、マスフローコントローラーでガスの流入

第 3 章 アクティブ標的の現状とアップグレード

25

図 3.8 MAIKo ドリフトケージのデザイン

量を調整していたが、ガスの排出量はニードルバルブのみを用いて手動で調整していた。
ニードルバルブは開閉度を調整することが可能なバルブで、一次側と二次側のコンダク
タンスを低く調整することで圧力差により微量のガスを排出することができる。しかし、圧力測定によるフィードバックが行われないので、わずかなニードルバルブの開閉度の違いによって、時間が経つと圧力が変化してしまう。そのため、500 hPa でチェンバー
内の圧力を安定させようと試みても、数 hPa 程度の圧力変動が避けられなかった。これは物質量で 1% 程度の変動に相当し、飛程から粒子の運動エネルギーを計算するときの誤差や、ドリフト速度の誤差に大きく影響する。誤差に影響しないためには物質量の誤差を ±0.1% 以下に抑えたい。
そこで、この問題を解消するために、圧力変化を読み取り、バルブの開閉量を自動でフィードバック制御する装置として、堀場エステック PCU - 2100 、PV - 1501MC を導入した。PCU - 2100 は圧力制御コントローラーであり、目標値に向けてスムーズに制御を行うことができる。PCU - 2100 は、設定した目標の圧力値を見て、PV - 1501MCにバルブの開閉量の命令する信号を送る。
図 3.10 は、チェンバー内の圧力設定値を 500 hPa にして、実際に圧力制御を行った際の圧力変化のグラフである。
グラフを見ると、圧力がある値に時間とともに収束していくことがわかる。このよ
うに、自動で圧力調整のフィードバックがかかる。十分に時間が経った後、圧力は約第 3 章 アクティブ標的の現状とアップグレード

out

26

TPCが入る
真空チェンバー

in

吸水用フィルター

→バルブ

ピエゾ
バルブ

真空
ポンプ

M
F
C

M
F
C

ガ
ス
１

ガ
ス
２

図 3.9 ガスハンドラー概念図

図 3.10 チェンバー内の圧力制御に成功した例

第 3 章 アクティブ標的の現状とアップグレード

27±0.1 hPa 以内に収束する。これは 500 hPa の混合気体で、物質量の誤差に換算すると±0.02% である。この誤差は先に述べたように許容可能な範囲である。
図 3.11 に完成したガスハンドリングシステムの写真を示す。

図 3.11 ガスハンドリングシステム

図 3.12 から、真空ポンプで長時間の排気を行わなかった場合では、1000 ppm を超える水分量で、水分量も 90 時間でおよそ 3 倍になっていたが、長時間真空ポンプで引くと、初期水分量約 160 ppm から約 250 ppm と絶対量が抑えられただけでなく、増加す
る割合もおよそ 1.5 倍に抑えられている。

第 3 章 アクティブ標的の現状とアップグレード

28

図 3.12 チェンバー内の水分量の時間変化。横軸が時間経過、縦軸が気体中の水分の割合 (対数表示) を表している。赤線は数分程度の排気しか行わず封じ切りにした状態
での水分量の変化、青線は数日程度排気を行ってからガスをフローさせた状態での水分量の変化を表している。

3.4 シリコン検出器
RCNP で行われる 10 C(α, α′ )10 C 反応の測定で、運動エネルギーが高くアクティブ標的の有感領域内で静止しなかった α 粒子の運動エネルギーを測定する目的で、ドリフト
ケージに近い位置にシリコン検出器を設置した。シリコン検出器は半導体検出器の一種
で、エネルギー分解能に優れている。シリコン検出器内部でのエネルギー損失の情報と、

TPC 内部の飛跡測定によって得られるシリコン検出器到達までのエネルギー損失の大きさの情報を組み合わせることで、より広いエネルギー領域で全運動エネルギーの測定が可能となる。図 3.13 はシリコン検出器のセットアップを表したもので、できる限り広い
立体角を覆うために、図 3.14 のように 6 cm × 9 cm 、厚さ 500 µm のシリコン検出器
を 2 枚組み合わせた検出器を、アクティブ標的の有感領域に近づけて 2 台設置した。

第 3 章 アクティブ標的の現状とアップグレード

3cm

29

Si detector
shieldDrift Cage

Beam
3cm

shieldSi detector

図 3.13 ビーム軸の上から見たシリコン検出器のセットアップ。シリコン検出器はビーム軸と垂直方向に散乱した粒子を検出することを目的としている。

図 3.14 シリコン検出器

第 3 章 アクティブ標的の現状とアップグレード

30

3.4.1 静電シールド
ドリフトケージの柱にはドリフト電場を加えるために 1000 V 単位の高電圧を印加している一方、シリコン検出器はチェンバーに接地した状態であるため、ドリフトケージとシリコン検出器のわずか数 cm の距離の間に非常に強い電場が生じ、放電に至る危険性がある。シリコン検出器は取り扱いを慎重に行う必要があり、万が一放電が起きてシリコン検出器に大電流が流れた場合、シリコン検出器やプリアンプの故障の原因となる。
そこで放電が起きた際にシリコンの代わりに大電流が流れる装置として、図 3.15 の静電シールドを導入した。

図 3.15 静電シールド

静電シールドは図 3.13 のようにシリコン検出器と有感領域の間に設置する。放電が起きた場合、図 3.15 の静電シールドに 5 mm 間隔で張られている直径 125 µm のベリリ
ウム銅線のワイヤーに電流が流れる。ベリリウム銅線は接地しており、シリコン検出器にとっていわば避雷針の役割を果たす。

3.4.2 ローパスフィルター
以前の実験では、ドリフトケージに電圧を印加する高圧電源のノイズが問題となった。
図 3.16 は、シリコン検出器と MAIKo ドリフトケージを同時に運用した場合のノイズの第 3 章 アクティブ標的の現状とアップグレード

31

波形の一例である。

図 3.16 TPC ドリフトケージに -10 kV 印加した時にオシロスコープで測定したシリコン検出器からの出力信号のベースライン。赤い実線はローパスフィルター導入前、
青い点線はローパスフィルター導入後。緑点線はドリフトケージに電圧を印加しなかったときの結果。

ドリフトケージのプレートに加える電圧は、松定プレシジョン製 HARb-15N 直流高圧
電源で印加しているが、この電源では交流電源から直流電源に変換する方法として、スイッチング方式を取り入れている。スイッチング方式は、コンデンサとダイオード、ス
イッチング素子を使用して高周波の交流を作り出し、高周波変圧器に通して高い電圧を生み出す方法である。しかし、この過程で約 60 kHz の高周波成分のノイズが発生する。このノイズは、電源の規格から 10 kV の電圧をプレートに印加した際に 10 V 程度の揺らぎがあることがわかっていて、一般的な波高の高さが数 V 程度であるシリコン検出器にとっては深刻なノイズ源となりうる。そこで直流高圧電源の HV ケーブルの途中にロー
パスフィルターを導入した。ローパスフィルター導入後の回路図を図 3.17 に示す。
一般に、抵抗素子とコンデンサによって構成されるローパスフィルターの遮断周波数は

fc =

1
2πCR

(3.1)

である。ここで C はコンデンサの静電容量、R 抵抗素子の抵抗値である。遮断周波数は、| VVout| = √12 を満たす周波数で、遮断周波数より大きい周波数成分を遮断することがでinきる。
ここでは電気抵抗が R = 100 kΩ の金属皮膜抵抗素子と、静電容量が C = 1000 pF のセラミックコンデンサーを使用した。この結果、fc = 1.6 kHz であり、直流電源から生じるノイズの周波数 60 kHz を持った波は遮断される。この結果、ノイズは図 3.16 で示

第 3 章 アクティブ標的の現状とアップグレード

32

図 3.17 MAIKo アクティブ標的の回路図。

されている青い点線になった。図 3.18 は、ローパスフィルターの有無によるノイズの波
高分布の分散を表したグラフである。

図 3.18 シリコン検出器出力信号ベースライン波高分布の分散。ローパスフィルターなしの測定結果を赤丸で、ローパスフィルターありの測定結果を青四角で示した。印
加電圧 0 V のノイズレベル σi は点線で示した。

図 3.18 より、Vplate < 6 kV の領域では、ノイズが波高に与える影響はない。われわ
れがドリフトケージに印加する電圧は通常 2 kV ∼ 6 kV の範囲であり、ローパスフィル
ターを導入したことで、 ノイズがシリコン検出器に与える影響は無視できる。

33

第4章

検出ガスの選定
4.1 検出ガス組成の要請
4.1.1 クエンチャーガスの必要性
第 1 章で既述の通り、われわれは MAIKo アクティブ標的を用いて 10 C(α, α′ )10 C 反
応で反跳された α 粒子の非弾性散乱測定を行いたい。したがって、チェンバー内に詰める標的となるガスを 4 He にする必要がある。しかし、二つの問題からガス組成を 4 He

100% にして測定を行うことができない。
まず一つ目に、プレートからチェンバーの壁やシリコン検出器に放電するという問題がある。チェンバー内のガスは放射線との衝突などによって電離する。電離された一次電子はチェンバーの壁やシリコン検出器などの設置された陽極に集まる。一方電離した陽イオンは陰極に集まり、陰極との衝突で電子を電離させる。また、励起状態にあるイオンが基底状態に戻るときに X 線を放出し、光電効果によってほかの気体分子を電離させる。これらの二次電子の生成数が、一次電子が電極に吸収される数よりも多くなると、
電子の雪崩増幅が起きて放電に至る。一般に、希ガス原子は放電現象が起こりやすく、X
線を吸収し、放電を抑制するクエンチャーとなる別のガスを混入させる必要がある。
二つ目に、希ガス原子のみでは十分なガス増幅率を得ることができないという問題がある。粒子の検出時に見えるパルスの高さは、粒子のガス中でのエネルギー損失と、ガス増幅率の積で求まる。したがって、より高いゲインを得るためには、ガス増幅率の高いクエンチャーとなる別のガスを混入させる必要がある。

4.1.2 ガスの厚さの決定
10C(α, α′ )10 C 反応の測定では、入射ビームによってトリガーがかかってしまうと、真に測定したい反跳した α 粒子のイベント以外のデータ量が膨大になってしまう。そこで、

第 4 章 検出ガスの選定

34

トリガー条件を、ビーム軸上にない µ-PIC のアノードストリップにヒットがあったときとすることで、ビームによるトリガーを排除することができる。図 4.1 はその概念図である。ビームはアノードストリップと平行に入射しているのでトリガー条件にかからない
が、反跳された α 粒子はトリガー条件にかかる。トリガーをかけるために、反跳された

α 粒子は 32 ストリップ (12.8 mm) 以上進む必要がある。われわれは 500 keV の α 粒子を検出したいので、そのためにはガスの物質厚を 1.5 mg/cm2 以下とする必要がある。

On trigger

10

C Beam

32 stripOn trigger

TPC
recoil 𝛼

図 4.1 トリガー条件の概念図。緑色の部分にヒットがあったときにトリガーが生成される。

4.1.3 ドリフト速度の要請
アクティブ標的の性能を最大限に引き出すためには、すべてのドリフト領域が有感領域になることが望ましい。不安定核ビームの実験では、ビームのレートはおよそ 105 cps程度である。TPC の性質上、一つのイベントの信号処理を行っている間に別のイベントが起きると、複数のイベントを一つのイベントとして捉えてしまい、解析が難しくなる。
これを考慮して MAIKo アクティブ標的では、飛跡を再構成するための信号読み出し時
間幅を 10 µ s に設定している。一方、ドリフト領域の高さ方向の長さは 14 cm である。
つまり電子のドリフト速度は、14 ÷ 10 = 1.4 cm/µs 以上でなければならない。一方で、ドリフト速度を上昇させるためにドリフト電場を強くすると、ドリフトケージからチェ
ンバーの内壁や検出器に放電が起きるため、ドリフト速度を必要以上に速くすることはできない。

第 4 章 検出ガスの選定

35

4.1.4 検出ガス組成の候補
ガス検出器のクエンチャーとしてよく使用されている気体には、炭化水素、エーテル類などがある。しかし、クエンチャーとなるガスは目的となる 10 C(α, α′ )10 C 反応のバックグラウンド反応を起こすため、1 分子あたりの原子数はできる限り少なくして、さらに混入比率も少なくする必要がある。特に水素は、10 C(p,p′ )10 C 反応を起こし、10C(α, α′ )10 C 反応の α 粒子との区別が運動学的に難しいため、クエンチャーの物質に含まれる元素として適当ではない。4.1.1 ∼ 4.1.3 の議論も踏まえて、われわれは検出ガス
組成の候補として、全圧 500 hPa で He (98%) + CF4 (2%)、He (96%) + CO2 (4%)
の 2 種類の組成を選定した。

4.2 ドリフト速度測定によるガス混合比の測定
アクティブ標的に使用するガスは、3.3 節で示したガスハンドラーシステムによって封じ切りされていて、流入量はマスフローコントローラーで調整されている。しかし、真空
ポンプはガス種によって排気速度が違うため、チェンバー内のガス組成比と同じ割合でガスを排出している保障がなく、長時間ガスを循環させると圧力は一定にコントロール
できているが、測定したいガスの組成を保ち続けているかどうかはわからない。また、ガス組成をモニターする方法はないため、ガス組成の変動を詳細に調べる必要がある。わ
れわれは α 線源をコリメートさせた飛跡を測定し、電子のドリフト速度を測定して、シミュレーションと比較することでガス混合比を求めた。

4.2.1 測定原理
粒子の飛跡がカソード面に対して平行であり、カソード面に垂直な x 方向には移動しないものとする。以下カソード面内での二次元平面の運動を考える。ドリフトケージ内の電場が一様であるとして、ケージ内の領域では電子のドリフト速度が一定であることを仮定する。
図 4.2 で示すように、ドリフトケージの水平面との角度 θ で飛んだ α 粒子の飛跡が、飛跡上の 2 点 P、Q 間で水平面の方向に距離 ∆z 、垂直な方向に距離 ∆y 進むとする。2
点はそれぞれカソード面のストリップ番号 SP 、SQ 、クロックの番号 CP 、CQ とする。
カソードストリップの間隔は 1 ch あたり 400 µm なので、∆z は∆z = 400 × (SP − SQ )(µm)(4.1)

第 4 章 検出ガスの選定

36

∆𝑧

𝜃

P

∆𝑦
コリメートされた 𝛼粒子

Q

図 4.2

ドリフト速度測定原理の概念図となる。クロックの間隔は 1 クロック あたり 10 ns なので、∆y は∆y = 10(ns) × (CP − CQ ) × vdrif t (cm/µs)= 100 × (CP − CQ ) × vdrif t (µm)(4.2)

となる。このとき、(4.1) 式、(4.2) 式から、

tan θ =
vdrif t =∆y∆z
4 × tan θ
CP −CQ
SP −SQ

(4.3)

C −C

となる。ここで、 SPP −SQQ は、ストリップとクロック数の座標平面に飛跡を射影したときの傾きである。カソード平面、アノード平面でそれぞれ信号が threshold を超えているときのストリップ番号とクロックの情報を使用して、最小二乗法を用いたフィッティングから直線の傾きを求める。直線のフィッティングの詳細については、付録 A で説明を行う。

4.2.2 セットアップ
測定は RCNP で行った。α 線源として 241 Am 線源 (3.3MBq) を使用した。α 線源からの飛跡の方向を制限する目的で、水平面から 30◦ 傾いた方向に ±1.8◦ の角度拡がりを第 4 章 検出ガスの選定

37

持ったコリメート穴のあるコリメータを使用し、線源をコリメータに取り付けた。コリ
メータの設計や角度測定の詳細については、付録 B で説明する。図 4.3 でセットアップの概略を示す。この測定では 3.4 節で既述のシリコン検出器は設置していない。

TPC
コリメータ

Y
(mm)

4He

カソード

Y (mm)
150

Y

X
Z

0
0

Z
(mm)

図 4.3

100

ドリフト速度測定セットアップの概略図

He + CF4 や He + CO2 混合気体を、マスフローコントローラーで総量 50 cc/min
または 100 cc/min でフローさせ、ドリフト電場を変えながら 1 つのセットアップにつき 3000 イベントたまるまで測定を行った。また、ガス混合比を変えた測定も行った。ただし、3000 イベントには、水平面を直進する飛跡由来のイベントが含まれるため、実際にドリフト速度の評価に使用したイベントはおよそ 1000 イベント程度である。ドリフト
電場は、Plate 電圧で 500V ずつ、ドリフト電場に換算して 42.9 V/cm ずつ大きくしていきながら、ドリフトケージから放電が起きる限界まで電圧を上昇させた。測定時の電圧などの基本パラメータを表 4.1 にまとめた。
図 4.4 では、He (98%) + CF4 (2%)、全圧 500 hPa、ドリフト電場 200 V/cm で測定したドリフト速度の分布が示されている。ドリフト速度に有限の拡がりが存在する理由
は、検出器の時間分解能、位置分解能が存在することに加えて、コリメートされた飛跡の集団に角度拡がりが存在するためである。そのため、ドリフト速度は分布をガウシアン
でフィッティングしたときの中心値として決定した。

第 4 章 検出ガスの選定

38

表 4.1 ドリフト速度測定時の電圧設定値。混合比にかかわらず、チェンバー内に詰めたガスの種類が同じであれば同じ電圧で測定を行った。

He + CF4

He + CO2

グリッド印加電圧 (V)

-800

-800

GEM 表面印加電圧 (V)

-570

-570

GEM 裏面印加電圧 (V)

-300

-300

µ-PIC 印加電圧 (V)

300

370

図 4.4

測定したドリフト速度の分布の一例

4.2.3 測定結果
一般に、ドリフト速度は電場を強くするとそれにしたがって上昇する。しかし、ある
ドリフト速度に達すると、気体中の分子の共鳴状態によって吸収断面積が大きくなり、電場を強くしてもドリフト速度が増加しない現象が起きる。図 4.5 は、欧州原子核機構(CERN) が開発を行っているシミュレーションコード Magboltz[20] によって、ガス混
合比 He (98%) + CF4 (2%)、全圧 500 hPa の条件下で計算されたドリフト速度と電圧の関係を示したグラフである。

第 4 章 検出ガスの選定

39

図 4.5 ドリフト速度と電場の関係のシミュレーション

図 4.5 では、 400 V/cm 付近の電場の領域では、ドリフト速度はほぼ不変である。ドリフト速度を安定して動作させることは、TPC ケージの分解能にとって非常に重要な要素となる。そのため、できる限りドリフト速度が電場の強さに依存しなくなるように、電場を強くしてドリフト速度の変動がない高電場にする必要がある。ただし、電圧を強くするとプレートから放電が起きるために、この領域で動作させることは難しい。
図 4.6 では、He (96%) + CO2 (4%) 全圧 500 hPa でのドリフト速度の実測値とシミュレーションの結果を合わせたものを示している。
グラフで色のついた太い実線になっている線は、CO2 のガス混合比が整数になっているときで、グラフ外にそのときの組成比を示している。太い実線同士の間には破線または薄い実線が 9 本通っており、1 本上に行くごとに CO2 の組成比が 0.1 % ずつ上昇しているシミュレーションの結果を表している。図 4.6 から分かるように、He (96%) + CO2(4%) の混合比の実測値は、ドリフト速度のシミュレーションに換算すると 4 ∼ 6% 程度に相当し、また複数回測定を行うと、E > 300 (V/cm) の領域でドリフト速度が ±0.1

cm/µs 程度ばらつくため、安定して動作しているとは言い難い。
このようにドリフト速度が安定しない理由として、3.3 節で説明した Agilent 社モレ
キュラーシーブズ MT400-4 13X/4A による影響を考えた。モレキュラーシーブズは沸石 (ゼオライト) の一種で、多孔質の空孔に分子を吸着する性質を持っており、水分だけ
でなく、種類によってさまざまな分子を吸着することができ、乾燥剤として広く利用され第 4 章 検出ガスの選定

40

図 4.6 ガス組成比 He (96%) + CO2 (4%) でのドリフト速度の実測とシミュレーションとの比較ている。モレキュラシーブズが吸着することができる気体分子を表 4.2 に示した。
表 4.2 モレキュラーシーブズ吸着剤の各タイプごとに吸着できる気体分子の例 [21]タイプ

吸着される分子

吸着されない分子

3A

水、HeCH4 、CO2 、O2

4A

水、CO2 、NH3C3 H8 、コンプレッサー油

5A

水、CO2 、NH3

iso-化合物、四員環化合物

13X

パラフィン、オレフィン(C4 F9 )3 N

MT400-4 13X/4A は、13X タイプのモレキュラーシーブズに、水分が吸着したことを確認するために、4A タイプのモレキュラーシーブズを混入している。この 4A タイプのモレキュラーシーブズが CO2 を吸着してしまい、ガス組成に影響を及ぼしていると推定された。そこで、モレキュラーシーブズを取り除いて再度 He (96%) + CO2 (4%) 混合
気体でドリフト速度測定を行ったものが図 4.7 になる。
図 4.6 と比較するとわかるように、ドリフト速度は、シミュレーションに近くなり、かつHe (96%) + CO2 (4%) の混合比では再現性を持って動作している。He (95%) + CO2

第 4 章 検出ガスの選定

図 4.7

41

モレキュラーシーブズを取り除いた後の He + CO2 混合気体でのドリフト速度の測定結果とシミュレーションとの比較。

(5%)、He (97%) + CO2 (3%) の結果から、シミュレーションと同様にクエンチャーである CO2 の組成比が増えることでドリフト速度が上昇することも確認できる。
同様に、図 4.8 は He (98%) + CF4 (2%) ガス混合比でドリフト速度の測定を行い、シミュレーションと比較をしたものである。

He (98%) + CF4 (2%) ガス混合比でも高い再現性を確認することができた。以上より、TPC のガス組成比はガスハンドリングシステムによって概ね正しい組成比で動作していることが期待できる。

4.3 ガス混合比の長期安定性の測定
RCNP で行う 10 C(α, α′ )10 C 反応の測定では、ビームタイムは 6 日と長い時間を要す
るため、気温やチェンバー内の水分量などの環境が変化する。4.2 節でのドリフト速度の測定では、ドリフト速度の測定にかかる時間は 1 つの設定値あたりおよそ 5 分程度で、電圧を変えながら測定を行っても 1 つのガス組成に対して 1 時間以内に測定が終了する。したがって、チェンバーの内部環境が時間とともにわずかに変化していても、測定データから判断することは難しい。そこで、4.2 節で行ったドリフト速度の測定を 10 日

第 4 章 検出ガスの選定

42

図 4.8 He (98%) + CF4 (2%) 混合気体でのドリフト速度の測定結果とシミュレーションとの比較。

間にわたって継続して行い、アクティブ標的が安定して動作しているか検証を行った。
測定は RCNP の EN コースで行われた。4.2 節と同じように、図 4.3 のように斜め30◦ 方向にコリメートされた α 粒子の飛跡を検出してドリフト速度を算出した。チェン
バー内のガス組成は He (96%) + CO2 (4%) 全圧 500 hPa で、100 cc/min でフローさせながら測定を行った。187 時間経過したところでフローを止めて、チェンバーを封じ切りにして、52 時間ドリフト速度の測定を続けた。ドリフト速度以外に、チェンバー内の温度、露点、圧力をモニターした。ドリフトケージに印加した電圧の設定値を表 4.3 に示す。rate divider を使用して、トリガーを 25 回に 1 回受け付けるようにして、データ
表 4.3 印加した電圧の設定値。

プレート印加電圧 (V)-4520

グリッド印加電圧 (V)-820

GEM 表面印加電圧 (V)-570

GEM 裏面印加電圧 (V)-300µ-PIC 印加電圧 (V)370

第 4 章 検出ガスの選定

43

量が膨大になってしまうのを防ぎながら測定した。この条件下で、トリガーレートは約 1

cps だった。ドリフト速度は 4.2 節と同じように、1 時間ごとに全てのイベントのドリフ
ト速度分布をガウシアンでフィッティングして算出した。
図 4.9 は、ドリフト速度とチェンバー内の水分量の時間変化を比較したグラフである。
図 4.10 は、ドリフト速度とチェンバー内の温度の時間変化を比較したグラフである。図

図 4.9 長時間測定した場合のドリフト速度とチェンバー内の水分量の変化。

4.9、図 4.10 からわかるように、ドリフト速度は 10 日間 1.76 ∼ 1.79 cm/µs の間で落ち着いていて、誤差 ±1% で安定して動作しているといえる。また、フロー開始 150 時間経過したところで、チェンバー内の水分量が大幅に上昇したのと同時にドリフト速度も上昇している。さらに、フロー開始 30 時間、50 時間で生じているチェンバー内の水分量の増減とも相関があるように見える。一方温度とドリフト速度の相関を見ると、封じ切りにしてからの温度の増減に対してあまり相関が見られない。したがって、ドリフト
速度とチェンバー内の水分量にのみ相関関係があると考えられる。
ドリフト速度の計算が可能なシミュレーションコード Magboltz の計算によると、He(96%) + CO2 (4%) 混合気体に 200 ppm 水分が混入した全圧 500 hPa の混合気体と、He (96%) + CO2 (4%) 混合気体に 300 ppm 水分が混入した全圧 500 hPa の混合気体

第 4 章 検出ガスの選定

44

図 4.10 長時間測定した場合のドリフト速度とチェンバー内の温度の変化。

のドリフト速度の差は、われわれが MAIKo アクティブ標的を動作させるドリフト電場

50 V/cm ∼ 400 V/cm の範囲で 0.003 cm/µs 程度であり、± 1% のドリフト速度のゆらぎを説明するには不十分である。Magboltz は 3 種類の混合気体でもドリフト速度の計算が可能だが、気体の種類が増えるほどシミュレーションの精度は悪くなると言われている。今後、水分量を変化させながらドリフト速度を測定し、アウトガスによるドリフ
ト速度の変化を定量的に測定することが求められる。

45

第5章

α 線源を用いた測定
MAIKo アクティブ標的の飛程分解能 ∆L と角度分解能 ∆θ が 10 C(α, α′ )10 C 反応の測定に向けて十分に目標性能を達成できているかを検証するために、α 線源を用いた測定を行い、評価を行った。

5.1 セットアップ
測定は RCNP で行った。3 種混合線源を図 5.1 のようにコリメータにカプトンテー
プで貼り付けた。3 種混合線源は中心から直径 5 mm の円の表面上に 148 Gd、241 Am、
244

Cm の 3 種類の α 線放出核種が蒸着されたもので、それぞれの核種の α 線放出エネル

ギーを表 5.1 にまとめた。貼り付け時にはカプトンテープが放射線核種が蒸着されている部分に当たらないように注意する。
表 5.1 3 種混合線源から放出される α 線のエネルギー。

核種
148
241

エネルギー (MeV)

Gd

3.182

Am

5.433
5.486

244

Cm

5.763
5.805

飛程分解能を評価するためには、線源から放出された α 線が MAIKo アクティブ標的の有感領域内で静止する必要がある。測定したい He (98%) + CF4 (2%) や He (96%)+ CO2 (4%) の物質量では、5 MeV 以上のエネルギーを持っている 241 Am・244 Cm 由
来の α 線の飛程は、およそ 40 cm であるのに対して、3.182 MeV のエネルギーを持っ第5章

α 線源を用いた測定46

図 5.1 線源の固定方法。

ている 148 Gd 由来の α 線の飛程はおよそ 16 cm である。MAIKo アクティブ標的の有感領域は水平方向におよそ 10 cm × 10 cm の範囲しかないため、241 Am・244 Cm 由来の α 線をドリフト領域内で静止させることは不可能である。そのため、148 Gd 由来の α線が有感領域内で静止するような位置に 3 種混合線源を取り付けた。3 種混合線源との有感領域との距離は 87 mm である。3 種混合線源と MAIKo アクティブ標的との位置関係は図 5.2 に示す。
グリッド
１

架台

カソード

三種混合
線源

２５６
２５６

28.7 mm𝜇-PIC
１34.0mm←3種混合線源

135.0 mm

y

y

x

87 mm

102.4 mmzPlate

図 5.2 3 種混合線源と MAIKo アクティブ標的の位置関係。左の図は α 線源の飛跡を横から見た向きの図。右の図はアノード面から見た位置関係を表したもので、飛跡は紙面を奥から手前に突き破る方向に向かう。

x

第5章

α 線源を用いた測定

47

一般に、µ-PIC や GEM の電圧を高くすることでガス増幅率が上昇し、その結果分解
能 ∆L、∆θ が向上すると期待される。一方、電圧を高くしすぎるとゲインが過度に上昇し大量に電子が増幅されることで放電の危険性が高まり、∆L、∆θ が悪くなる可能性も考えられる。ここでは、148 Gd から放出される 3.182 MeV の α 線に対して ∆L と ∆θが最善となる電圧設定値の探索を行う。TPC を動作させるときに、任意に設定することができる電圧は次の 5 つである。

1. プレートとグリッドメッシュ間の電圧差 VP g
2. グリッドメッシュと GEM 表面の間の電圧差 VgG
3. GEM 表面と GEM 裏面の間の電圧差 VGEM
4. GEM 裏面と µ-PIC の間の電圧差 VGµ
5. µ-PIC の電圧 Vµ−P IC
5 つの電圧の概念図を図 5.3 に示す。

Plate
VPg
VgG

VGEM
VGμ
Vμ-PIC𝑒 − drift

Grid
GEM表
GEM裏
グラウンド

𝜇-PIC
図 5.3 各ドリフト電圧の定義。

この 5 つの電圧について、他の 4 つの電圧の値を固定させて、1 つの電圧パラメータ
のみを動かしながら ∆L、∆θ を求める測定を行った。測定ではガスフローさせながら 2
種のガス組成について測定を行った。線源からドリフトケージへの飛跡の立体角は約 1.2

Sr と広い立体角を覆っているため、分解能を飛跡の飛んだ角度ごとに評価するために 1
つのセットアップにつき 10 万イベントを取得した。ただし、トリガー条件は µ-PIC のストリップにヒットがあったときとした。したがって、測定した 10 万イベントの中には、有感領域を貫通した 241 Am、244 Cm 由来の α 線のイベントも含まれている。

第5章

α 線源を用いた測定48

5.2 飛程分解能、角度分解能の算出方法

図 5.4 飛程の計算方法。

飛程 L は、図 5.4 に示すように、線源から α 線が静止した場所までの距離である。図にあるように、以降では、アノードのストリップ番号が大きいほうを x 軸の正の向き、カソードのストリップ番号が大きいほうを z 軸の正の向き、鉛直上向き方向 (電子のドリフ
ト方向) を y 軸の正の向きとする。飛跡が直線であると仮定して、ドリフトケージの有感領域内で 3 次元方向に移動した距離をそれぞれ ∆x、∆y 、∆z とすれば、飛程 L は、有感領域内での飛程を線源の位置まで外挿すればよいのでL=∆z + R √ 2∆x + ∆y 2 + ∆z 2
∆z

(5.1)

と求まる。ここで、R はドリフトケージと有感領域の z 軸方向の距離であり、図 5.2 に示されているように R = 87 mm である。このとき、∆L は飛程 L の分布をガウシアン
でフィッティングしたときの分散 σ の値とする。

第5章

α 線源を用いた測定

49

角度分解能 ∆θ の算出方法について説明する。測定された飛跡を 2 等分し、分割した飛跡のうち線源に近い方を「前半の飛跡」、線源から遠い方を「後半の飛跡」と定義する。
このとき、前半の飛跡と後半の飛跡の相対角度を算出する。この角度の分布を考えると
き、小さいほうから数えて 68% のイベントに対応する相対角度を ∆θ とする。

5.3 event selection
5.3.1 ノイズの除去
図 5.5 は検出された飛跡のカソード面での 2 次元の位置情報である。なお、横軸はカソ−ド面のストリップ番号を実距離 (mm) に直している。距離の原点はカソードの 1 番
目のストリップの位置とした。アノード面での二次元位置情報を描いた図でも、同様にアノードの 1 番目のストリップ番号の位置を距離の原点としている。縦軸は 4.2 節で得たドリフト速度とドリフト時間から求めたドリフト距離である。なお、µ-PIC の信号をデータ取得のトリガー信号としているため、µ-PIC からの信号が初めて検出された時間がドリフト時間の原点となる。このため、ドリフト距離の原点は、α 線の飛跡がもっともµ-PIC に近くなる点であり、あくまで相対的な座標しか表すことができない。
飛跡のフィッティングを行うにあたって、測定したイベントのうち正しくフィットされなかったものを評価する必要がある。図 5.5 はカソード面でのフィッティングに失敗している例である。フィッティングに失敗している理由は、青丸で囲った部分のカソー
ドストリップにノイズの信号が入って threshold を上回り、これを飛跡の一部とみなしてフィッティングを行ってしまったためである。このようなノイズは飛跡と無関係に起きるため、フィッティングを行う前にイベントのカソードやアノードのストリップ番号を
小さいほうから並べて差分を取ったときに、ヒットが 10 ストリップ以上、もしくは 20
クロック以上離れている場合は解析から除外する。
ノイズの除外を行ってから、アノード、カソード面でそれぞれ飛跡のフィッティングを行う。直線をフィッティングする方法は付録 A に示している。一度フィッティングが終わってから、データ点とフィッティングした直線との距離を求め、直線と距離が 10 mm
以上離れているデータ点をフィッティングの結果を悪くしているものとして除外し、再度フィッティングを行った。

5.3.2 飛程の決定
図 5.6 は、トリガーを取得したすべての 10 万イベントの飛程 L をまとめたヒストグ
ラムである。10 万イベントの中には、TPC の有感領域内で止まらなかったイベントが多数存在する。飛程のヒストグラムが 100 ∼ 160 mm でなだらかになっている理由は、

第5章

α 線源を用いた測定50

図 5.5 飛跡が通過した以外の理由で threshold を超えてしまったストリップがわず
かに存在し、フィッティングに失敗している例。青丸で囲われた部分によってフィットの結果 (赤い直線) が実際の飛跡から想定される飛跡のフィッティングに対してずれている。

ドリフトケージの側面を通過したイベントについて、側面を通過した地点までの飛跡の長さを飛程として計算してしまったためである。同様に、185 mm 付近で急激にイベン
ト数が増えている理由は、カソードストリップの有感領域を通過したイベントについて、カソードストリップまでの飛跡の長さを飛程として計算してしまったためである。
そこで有感領域内で止まらなかったイベントを解析的に除外する。有感領域内で止まらなかった飛跡のイベントは

1. ワイヤーを張っている側面を通過する
2. グリッドメッシュ・GEM のある面に衝突する
3. プレートに衝突するの 3 つのうちのいずれかに該当する。このうち、側面を通過したイベントは、µ-PIC の
アノードストリップやカソードストリップのうち最も端にあるものにヒットがある。したがって、ストリップ番号 1 ∼ 5 番と、252 ∼ 256 番のいずれかにヒットがあった場合

第5章

α 線源を用いた測定51

図 5.6 10 万イベント全ての飛程を表したヒストグラム。

は解析から除外する。なお、カソードのストリップ番号 1 ∼ 5 番は、α 線源が有感領域内に入射する領域部分なので、除外の対象ではない。

y 方向への飛程は 5.1 と同様に、有感領域内で z 方向に進んだ距離を ∆z 、有感領域内
で y 方向に進んだ距離を ∆y 、α 線源と有感領域までの直線距離を R とすると、線源からの相対座標 y ′ は

y′ =∆z + R
× ∆y
∆z

(5.2)

と得られる。3 種混合線源と有感領域の相対位置はのドリフトケージからの相対位置は
図 5.2 の通りに測定されているので、グリッドメッシュのある面に衝突している y ′ > 30

mm のイベント、プレートに衝突している y ′ < −95 mm のイベントは解析から除外する。
これらのイベントを選別した結果、図 5.7 の通り飛程の分布が得られた。
飛程はおよそ 168 mm をピークとした分布となった。そこで、このヒストグラムをガウシアンでフィッティングして得られた中心値を平均の飛程、標準偏差 σ を飛程の分解
能 ∆L とした。

第5章

α 線源を用いた測定52

図 5.7 有感領域内で止まったイベントにおける飛程の分布。

5.3.3 ∆θ 解析の手法
この測定では、カソード面内に射影した飛跡は、どのイベントもカソードストリップ
番号で 1 番から 200 番程度まで信号を受け取っており、データ点が多くフィッティングの信頼性は高い。しかし、図 5.8 のようにアノード面では θ ∼ 0◦ の飛跡がアノードスト
リップにほぼ平行に入射するため、アノード面でストリップにヒットがあるデータ点が少なくなり、アノード面のフィッティングの精度が著しく悪化する。
そこで以降では角度分解能の評価方法として、カソード面、アノード面に射影した角度
分解能 ∆θC 、∆θA を使用する。∆θ と同様にカソード面内、アノード面内で飛跡を前半と後半に分割し、それぞれの前後半の飛跡がなす角を ∆θC 、∆θA とする。図 5.9 は、ドリフト速度の測定に使用したセットアップと同じ、全圧 500 hPa、ガス混合比 He (96%)+ CO2 (4%)、VP g = 3700 V、VgG = 255 V、VGEM = 250 V、VGµ = 295 V、Vµ−P IC =370 V のときの測定データから算出された ∆θC 、∆θA の分布を表したヒストグラムである。
図 5.9 から、∆θ が悪化している原因がアノード面のフィッティングにあることが判第5章

α 線源を用いた測定53

図 5.8 θ ∼ 0◦ の飛跡。左の図はアノード面での飛跡、右の図はカソード面での飛跡。

図 5.9 ∆θC 、∆θA の分布。

明した。しかし、∆θA が悪い原因はアノード面に十分なデータ点がないことであり、アノードストリップの検出に問題があるわけではない。そこで、以降では ∆θA の分解能の悪さは無視して、∆θC の分解能を向上させることを目標として解析を行う。

第5章

α 線源を用いた測定

545.3.4 ∆θ 解析のための飛跡のカット
α 粒子は TPC の検出ガス中を通ることで運動エネルギーを失う。運動エネルギーが0 に近づくと、粒子のストラグリングによる運動方向の変化が顕著になる。したがって、
飛跡の終端に近づくほど飛跡の方向のゆらぎが大きくなる。そのため、∆θC を算出する
ときに飛跡の終端を除いたほうがよりよい角度分解能を得ることができると期待される。
図 5.10 は、1 本の飛跡を 2 等分するときに、飛跡の終端部分を取り除いてフィッティン
グを行った場合の ∆θC の値の変化を表したグラフである。分解能の変動に使用したデータは代表的なものとして、ドリフト速度の測定に使用したセットアップと同じ、全圧 500

hPa、ガス混合比 He (96%) + CO2 (4%)、VP g = 3700 V、VgG = 255 V、VGEM = 250
V、VGµ = 295 V、Vµ−P IC = 370 V のときのデータを使用した。横軸は全体のうち終端の飛跡を取り除いた割合 (% 表記) である。

図 5.10 フィッティング範囲を変更したときの ∆θC の変化

終端部分を取り除くと、∆θC は小さくなるが、50% を境に増大に転じる。これは先述の通り、フィッティングに採用するデータ点が少なくなることで、フィッティングの信頼性が落ち込み、わずかなデータ点の違いで大きな角度のずれをもたらす結果を出してしまう効果によるものと推測される。したがって、以降の解析では、飛跡の終端 50% を解析から除外して ∆θC を評価する。

第5章

α 線源を用いた測定

55

5.4 ドリフト電場と飛程・角度分解能
5.4.1 VP g
VP g は、He (98%) + CF4 (2%) では、1200 V、2200 V、3200 V の 3 点で、He (96%)+ CO2 (4%) では 1200 V から 5700 V まで 500 V ごとに測定を行った。その他の電圧の値の設定値は表 5.2 に示す。
表 5.2 VP g 以外の各電圧の設定値。

He (98%) + CF4 (2%)

He (96%) + CO2 (4%)

VgG (V)

255

255

VGEM (V)250

250

VGµ (V)295

295

Vµ−P IC (V)

300

370

飛程分解能 ∆L、カソ−ド面での角度分解能 ∆θC の VP g 依存性をそれぞれ図 5.11、5.12 にまとめた。

図 5.11 VP g を変化させたときの ∆L の変化第5章

α 線源を用いた測定56

図 5.12 VP g を変化させたときの ∆θC の変化

図 5.11、5.12 から、He (98%) + CF4 (2%) では VP g = 3700 V、He (96%) + CO2(4%) では VP g = 2200 V が最も良い分解能を得られる電圧であると決定した。

5.4.2 VgG
VgG は、He (98%) + CF4 (2%) では 105 V、205 V、255 V、355 V の 4 点で、He(96%) + CO2 (4%) では 55 V、255 V、455 V の 3 点で測定を行った。その他の電圧の値の設定値は表 5.3 に示した。
表 5.3 VgG 以外の各電圧の設定値。

He (98%) + CF4 (2%)

He (96%) + CO2 (4%)

VP g (V)

2200

3700

VGEM (V)250

250

VGµ (V)295

295

Vµ−P IC (V)

300

370

飛程分解能 ∆L、カソ−ド面での角度分解能 ∆θC の VgG 依存性をそれぞれ図 5.13、5.14 に示す。
図 5.13、5.14 から、He (98%) + CF4 (2%) では VgG = 105 V が最も良い分解能が得第5章

α 線源を用いた測定

図 5.13 VgG を変化させたときの ∆L の変化

図 5.14 VgG を変化させたときの ∆θC の変化

57

第5章

α 線源を用いた測定

58

られる電圧であると決定した。He (98%) + CF4 (2%) では VgG = 405 V の方がわずかに VgG = 205 V より分解能が優れているが、放電の危険性を考慮し、安定に動作することが確認されている VgG = 205 V を最適値と決定した。

5.4.3 VGEM
VGEM は、He (98%) + CF4 (2%) では 230 V、250 V、270 V、290 V の 4 点で、He(96%) + CO2 (4%) では 230 V、250 V、270 V の 3 点で測定を行った。その他の電圧の値の設定値は表 5.4 に示した。
表 5.4 VGEM 以外の各電圧の設定値。

He (98%) + CF4 (2%)

He (96%) + CO2 (4%)

VP g (V)

2200

3700

VgG (V)

255

255

VGµ (V)295

295

Vµ−P IC (V)

300

370

飛程分解能 ∆L、カソ−ド面での角度分解能 ∆θC の VGEM 依存性をそれぞれ図 5.13、5.14 に示す。

図 5.15 VGEM を変化させたときの ∆L の変化第5章

α 線源を用いた測定59

図 5.16 VGEM を変化させたときの ∆θC の変化

図 5.15、5.16 から、He (98%) + CF4 (2%) では VGEM = 250 V、He (96%) + CO2(4%) では VGEM = 270 V が最も良い分解能が得られる電圧であると決定した。

5.4.4 VGµVGµ は、He (98%) + CF4 (2%) では 145 V、245 V、295 V、395 V の 4 点で、He(96%) + CO2 (4%) では 145 V、295 V、495 V の 3 点で測定を行った。その他の電圧の値の設定値を表 5.5 に示した。
表 5.5 VGµ 以外の各電圧の設定値。

He (98%) + CF4 (2%)

He (96%) + CO2 (4%)

VP g (V)

2200

3700

VgG (V)

255

255

VGEM (V)250

250

Vµ−P IC (V)

300

370

飛程分解能 ∆L、カソ−ド面での角度分解能 ∆θC の VGEM 依存性をそれぞれ図 5.17、

5.18 に示す。
図 5.17、5.18 から、He (98%) + CF4 (2%) では VGµ = 245 V、He (96%) + CO2

第5章

α 線源を用いた測定

図 5.17 VGµ を変化させたときの ∆L の変化

図 5.18 VGµ を変化させたときの ∆θC の変化

60

第5章

α 線源を用いた測定61(4%) では VGµ = 495 V が最も良い分解能が得られる電圧であると決定した。

5.4.5 Vµ−P IC
Vµ−P IC は、He (98%) + CF4 (2%) では 260 V、280 V、300 V、340 V の 4 点で、He (96%) + CO2 (4%) では 290 V、350 V、410 V の 3 点で測定を行った。その他の電圧の値のセットは表 5.6 に示した。
表 5.6 Vµ−P IC 以外の各電圧の設定値。

He (98%) + CF4 (2%)

He (96%) + CO2 (4%)

VP g (V)

2200

3700

VgG (V)

255

255

VGEM (V)250

250

VGµ (V)295

295

飛程分解能 ∆L、カソ−ド面での角度分解能 ∆θC の Vµ−P IC 依存性をそれぞれ図5.19、5.20 に示す。

図 5.19 Vµ−P IC を変化させたときの ∆L の変化

図 5.19、5.20 から、He (98%) + CF4 (2%) では Vµ−P IC = 300 V、He (96%) + CO2(4%) では Vµ−P IC = 410 V が最も良い分解能が得られる電圧であると決定した。

第5章

α 線源を用いた測定62

図 5.20 Vµ−P IC を変化させたときの ∆θC の変化

5.4.6 最適な電圧の決定
5.4.1∼5.4.5 節までの結果から、He (98%) + CF4 (2%)、He (96%) + CO2 (4%) それ
ぞれの最適な電圧の設定値を表 5.7 に示す。
表 5.7

最も良い分解能が得られた電圧の設定値。

He (98%) + CF4 (2%)

He (96%) + CO2 (4%)

VP g (V)

2200

3700

VgG (V)

105

205

VGEM (V)250

270

VGµ (V)

245

495

Vµ−P IC (V)

300

410

このとき、飛程分解能 ∆L、角度分解能 ∆θC の値は、He (98%) + CF4 (2%) で ∆L=

2.4 mm、∆θC = 17.9 mrad、He (96%) + CO2 (4%) で ∆L= 2.0 mm、∆θC = 16.4 mradである。以上より、実験精度を最も高くすることができるガス組成として、He (96%) +CO2 (4%) を決定した。

第5章

α 線源を用いた測定63

5.5 飛程・角度分解能の角度依存性
図 5.21 は 5.4 節の測定結果から得られた ∆θ の分布の一例である。

図 5.21 ∆θ の分布の一例。

図 5.21 より、角度分解能 ∆θ は目標性能である 7 mrad よりも著しく悪く、最頻値 30mrad 程度になっている。原因は、先述の通りアノードのフィッティングに使うデータ点が少ないためである。そこで、∆L、∆θ の誤差の原因を考察する目的で ∆L、∆θ の分解
能角度依存性を調べる。α 線源からの任意の点の座標を極座標系（r, ϕ, θ ）で表記すると
きに、分解能の ϕ、θ 依存性を吟味する。この節の以下で解析でされたグラフはすべてガス組成 He (96%) + CO2 (4%) 全圧 500 hPa、ドリフトケージの電圧設定値 VP g = 3700

V、VgG = 255 V、VGEM = 250 V、VGµ = 495 V、Vµ−P IC = 370 V で行った測定の結果を示したものである。

ϕ 依存性を調べる目的で、図 5.22 のように、ϕ を 0◦ から 360◦ まで 30◦ ごとに 12 等
分して、それぞれ飛程 L の分布をガウシアンでフィッティングして、分散の値 σ を算出した。θ 依存性は図 5.23 のように、θ を 5◦ ごとに 0◦ から 45◦ まで 9 等分して、飛程 L

第5章

α 線源を用いた測定

64の分布をガウシアンでフィッティングした。∆θ の評価は、∆θ のヒストグラムのうち、分解能が小さい方から見て 68% (正規分布で、-σ ∼ σ の区間に相当する割合) に位置する ∆θ を求めた。なお線源とドリフトケージの位置関係から、イベントは 45◦ < θ の範
囲にはわずかしか来ないため解析からは除外した。
グリッド
領域
⑤

領域 領域
④ ③

領域②

30°

領域⑥
領域
⑦

領域⑫

領域
⑧

領域⑨

領域①

領域⑪
領域⑩

y

x

Plate

図 5.22 分解能の ϕ 依存性を確認するための領域の区分。図はアノード面から見た線
源と有感領域の位置関係を示している。

１

カソード

２５６
２５６

𝜇-PIC
１
3種混合線源

領域③
領域②

領域①

y
x
z

図 5.23 分解能の θ 依存性を確認するための領域の区分。図は α 線源と有感領域を横から見たときの位置関係を示している。

図 5.24 は ∆L の ϕ 依存性を調べたグラフである。図 5.24 より、ϕ と分解能の目立った相関関係は確認できなかった。0◦ < ϕ < 300◦ の範囲では、∆L< 2mm を達成している。

第5章

α 線源を用いた測定65

図 5.24 ∆L の ϕ 依存性。

図 5.25 は ∆L の θ 依存性を調べたグラフである。図 5.25 より、θ が大きくなると ∆L

図 5.25 ∆L の θ 依存性。

は悪くなる。θ が大きいイベントの中には、y 方向に長く飛んだ飛跡も多数存在するので、y 方向への依存性を持つ可能性が示唆される。0◦ < θ < 25◦ の範囲では、∆L< 2第5章

α 線源を用いた測定

66mm を達成している。
図 5.26 は ∆θ の ϕ 依存性を調べたグラフである。紫色の点線は、∆θ から α 粒子のス

図 5.26 ∆θ の ϕ 依存性。

トラグリングの効果を考慮し、∆θ から引くことで検出器単体による誤差のみを評価したものである。粒子のストラグリングは、He (96%) + CO2 (4%)、全圧 500 hPa の条件
下で Bethe-Bloch の式を元に計算すると平均 14 mrad である。さらに、誤差の伝播式
から、2 本の飛跡の誤差を考慮して、 √12 倍したものが ∆θ としてより適切な形である。
この変形を行った後では、ϕ = 150◦ ∼ 210◦ の範囲で、∆θ< 7 mrad を達成している。

図 5.27 は ∆θ の θ 依存性を調べたグラフである。図 5.27 より、θ が小さい領域では ∆θ が悪くなる。これはアノード面でのデータ点が少なくなることで、アノード面のフィッティングの精度が悪くなることが原因と考えられる。

5.6 ドリフト距離依存性の測定µ-PIC からの距離が遠ざかると、∆L、∆θ はともに悪くなる傾向にある。これはドリ
フト電場内での電子の拡散によって説明できる。
ドリフトした電子は検出ガスの分子との多重散乱によって拡散する。時刻 t における中心位置からの距離 x での分布は、ガウス分布

(
)
dN
N0
x2
=√
exp −
dx
4Dt
4πDt

(5.3)

第5章

α 線源を用いた測定67

図 5.27 ∆θ の θ 依存性。

に従う。D は拡散係数で、ガスごとに固有の値を持っている。(5.3) 式より、ドリフト時(

2x
間 t が長くなるにしたがって、ガウシアンの広がりにあたる項 exp − 4Dt)の分母 Dt の値が大きくなる。中心の波高は拡散が進むに従って低くなり、やがてトリガー thresholdを下回る可能性もあり、検出効率にも影響を及ぼす。そこで拡散による効果の影響を定量的に測定する必要がある。
アノードやカソードストリップ 1 本あたりのドリフト電子の生成量は、飛跡の 1 スト
リップあたりの通過距離に比例する。5.4 節の測定では、線源の位置は同じ位置で固定されており、角度ごとに飛跡の向きが異なっている。したがって、1 ストリップあたりの通過距離は角度依存性を持ってしまい、バイアスのかかった結果を生み出す。そのため、これらの測定から拡散の効果を議論することは適切ではない。
この問題を解消するために、飛跡をコリメートした α 線源を用いて、1 ストリップあたりの通過距離を同じ条件にしたうえで、µ-PIC からの距離を変えながら波高や波形を調べる測定を行った。

5.6.1 セットアップ
α 線源の位置を移動するたびにチェンバー内の気密状態を破ってしまうと、ガス組成比が測定ごとに変化してしまう恐れがあるうえに、ガスフローが安定するまで待つために 1
回あたりの測定にかかる時間が膨大になってしまう。そこで線源の位置をチェンバーの第5章

α 線源を用いた測定

68

機密性を保ったまま手動で動かすことができる線源上下機構を導入した。図 5.28 は線源
上下機構の実物の写真である。図 5.29 に線源上下機構の設計図を示す。

図 5.28 線源上下機構。写真の左側にコリメータに格納された 241 Am α 線源が写っている。

線源上下機構はチェンバーの下方に取り付ける。穴の空いたフランジと接合させて、α線源とコリメータをチェンバー内部に入れる。チェンバーとの接合部には溶接ベローズ
を用いており、ガスを封止したまま線源を上下出来ることが可能である。上下機構には、

4.2 節のドリフト速度の測定時に使用したものと同じ設計のコリメート穴が開いているコ
リメータを取り付けた。コリメート穴は直進する方向と、水平面から 30◦ 傾いた方向に開いている。コリメータには 241 Am α 線源 (3.3MBq, 4.2 節で使用した α 線源と同じもの) を取り付ける。線源の高さは、上下機構に取り付けられた定規の目盛りを読むことで1 mm の精度で高さを調節することが可能である。
測定は全圧 500 hPa、He (96%) + CO2 (4%) のガス混合比で行い、総量 100 cc/min
で混合気体をフローさせ、1 つのセットアップにつき 5000 イベントたまるまで測定を行った。上下機構の定規の読みで高さ 25 mm のときに、プレートとコリメート穴がほぼ同じ高さになった。そのため、高さ 28 mm から 5 mm ずつ線源の高さを上げながら測定を行った。 コリメータは高さ 154 mm でチェンバーの天井にぶつかり、これ以上の測定はできないため、高さ 28 mm から 153 mm までの 26 点で測定を行った。

第5章

α 線源を用いた測定69

図 5.29 線源上下機構設計図

第5章

α 線源を用いた測定

70

5.6.2 波高とドリフト距離依存性
図 5.30 は、線源の高さ 28 mm での測定で、岩城ボードに搭載されている FADC 1ch(アノードストリップの 1 ∼ 32 ch の波高情報が得られる) の波高分布である。

図 5.30 FADC 1 ch の波高分布。

ピークが二つ観測されるのは、水平方向にコリメートされた飛跡と、水平面から 30◦
傾いた方向の飛跡の波高が異なるためである。このうち、波高が大きいほうのピークをフィッティングし、波高の高さとドリフト距離の関係を図 5.31 に示す。
横軸はドリフト距離、縦軸は波高である。図 5.31 から、波高がドリフト距離とともに下がっていることがわかる。

5.6.3 信号の積分値とドリフト距離依存性(5.3) 式より、波高の分布を積分した値はガウス積分

∫∞
−∞

√
2
− xc2 dx = c π を用いて、

(
)
√
N0
x2
N0
√
exp −
× 4Dt × π = N0
dx = √
4Dt
4πDt
4πDt
−∞

∫ ∞

となり、ドリフト距離にかかわらず定数となる。

(5.4)

第5章

α 線源を用いた測定71

図 5.31 FADC 1 ch で測定された波高とドリフト距離の関係

したがって、飛跡のイベントごとの波高の積分値を取ることで、飛跡の通過した場所に依存性がなく一律にトリガーをかけることができると期待できる。波高の積分値は、ク
ロックごとに FADC の値から、何も信号が来ていない時の FADC の値 (ベースライン)を引いたものを足し上げることで求める。図 5.32 はイベントごとに FADC の波高の積分値を取ったもののうち、 FADC 1 ch でのヒストグラムである。
図 5.32 より、全てのイベントがほぼ同じ積分値を持っていることがわかる。この積分値のピークをガウシアンでフィッティングして、ピークの値と線源からの距離の関係をまとめたものが図 5.33 になる。
図 5.33 から、積分値とドリフト距離に依存性がないことがわかる。積分値を用いたトリガーをかける手法については 6.2 節で議論する。

第5章

α 線源を用いた測定

図 5.32 FADC 1 ch における積分値

図 5.33 FADC 1 ch における波の積分値とドリフト距離の関係

72

73

第6章

結果と考察
6.1 目標性能との比較
われわれは MAIKo アクティブ標的の飛程分解能 ∆L と角度分解能 ∆θ の評価を行ったが、目標であった ∆L= 2 mm, ∆θ= 7 mrad を達成できたのは、∆L は 0◦ < ϕ < 300◦ 、

0◦ < θ < 25◦ の範囲、∆θ は ϕ = 150◦ ∼ 210◦ の範囲と、一部の範囲にとどまった。この背景として、誤差の原因をより詳細に究明する必要があったが、時間の関係で本論文では十分な解析を行うことができなかった。
一つの仮説として、われわれが定義した ∆θ は、2 つの飛跡の (θ, ϕ) から算出されたものであるが、実際に測定誤差として考えられる反跳角度のずれは、θ のみに依存するために、誤差の評価を厳しく行った可能性が高い。したがって、θ のみの差分から ∆θ を評価する方法を検討する必要がある。
また、分解能の評価のためには、(θ, ϕ) 方向の依存性の評価だけではなく、y 方向の依存性も評価する必要がある。5.6 節の線源上下機構の測定では、θ, ϕ を固定しながら y 方
向の角度依存性を測定するデータを測定していないため、本論文ではこれ以上の議論を行うことができない。y 方向の分解能角度依存性の測定は今後の課題となっている。

6.2 今後の実験におけるトリガーの要請
5.6 節での結果から、トリガー条件として、ドリフト電子の波高が threshold を超える場合とするよりも、波高の積分値が一定値を超えるようにすると、全ての領域で一律にトリガーを取得することができる。岩城ボードでは、リングバッファに直近 10 µs のデータが蓄えられているので、リングバッファに書き込まれている FADC の値をすべて足しあげて、設定した値を超えていればトリガーを与えるようにするとよい。これは FPGAの回路の構成を変更することで可能となるが、われわれは岩城ボードの FPGA のファー

第 6 章 結果と考察

74

ムウェアをこれまで書き換えたことがないため、今後 FPGA の知識について理解を深めることが必要となる。

75

第7章

まとめと今後の展望
本研究では不安定核 α 非弾性散乱の逆運動学反応 10 C(α, α′ )10 C を測定するために、反跳した低エネルギーの α 粒子の検出に優れているアクティブ標的 MAIKo の開発を行った。チェンバー内のアウトガスを減らす目的でドリフトケージの柱の材質を見直した。ガスハンドリングシステムに圧力自動制御機構を導入し、安定した圧力コントロー
ルに成功した。検出器のガス組成比が正しいことを検証するために、設計したコリメー
タを使用してドリフト速度の測定を行い、Magboltz のシミュレーションと比較すること
で、検出ガス組成の候補である He (98%) + CF4 (2%)、He (96%) + CO2 (4%) が正し
いガス組成比で入っていることがわかった。また、10 日間にわたり長期安定性を測定し、十分な安定性を確保しているとした。

MAIKo アクティブ標的の分解能を知るために α 線源をドリフトケージ近傍に設置し、そこから出た飛跡の方向と飛程の距離を算出することで検出器の分解能を求めた。結果、He (98%) + CF4 (2%) より He (96%) + CO2 (4%) のほうが分解能の値がよいため、
MAIKo アクティブ標的では He (96%) + CO2 (4%) のガス組成を使用するほうがよい。
今後の展望として、モレキュラーシーブズを設置する場所を、現在のチェンバー入り
口の手前から、ヘリウムガスボンベの出口に変更する予定だ。4.2.3 節で、He (96%) +CO2 (4%) のドリフト速度をコントロールできない原因となったのは、モレキュラーシー
ブズが水分だけでなく CO2 を吸収するためだった。CO2 ガスの流量は全体の 4% にしかすぎないので、He ガスのみをモレキュラーシーブズに通すだけでも、気体中の水分を除去する効果が十分に期待できる。
また、今回ガス混合比の測定のために、シリコン検出器を用いてガス混合比を求める測定を行ったが、解析が複雑なため十分な解析を行うことができなかった。この測定結果の解析を終了させる。

6.2 節で議論された、リングバッファに入力される値を加えることで、増幅電子による波の積分値に相当するものから MAIKo アクティブ標的のトリガー条件を改良する。そ第 7 章 まとめと今後の展望

76のためには岩城ボードのファームウェアを詳細に調べる必要がある。
さらにドリフト電場と平行な方向の分解能依存性を評価し、MAIKo アクティブ標的の位置ごとの分解能の変化をより詳細に調べる必要がある。
これらの開発を行った後、MAIKo アクティブ標的を 10 C(α, α′ )10 C 反応の実験に投入する予定である。

第 7 章 まとめと今後の展望

77

謝辞
本研究および論文を執筆するにあたって、非常に多くの方々のご支援をいただきました。
指導教官の川畑貴裕准教授には、学部時代の課題研究 P4 の時から 3 年間という長期にわたって、原子核物理実験のいろはから、人生論、生活面まで多岐に渡って指導していただきました。今年度は非常に多忙であるにもかかわらず、発表機会のたびに稚拙な私の文章を何度も添削していただきました。川畑准教授の指導なくしては修士論文を提出することはできなかったと思います。

D3 の古野達也さん、D2 の村田求基さんには、MAIKo 研究の先駆者として、右も左も分からない私に丁寧にセットアップの説明をしていただき、夏から冬にかけて長時間にわたって TPC 製作と私のデータ測定のために付き合っていただきました。これから

MAIKo 研究は次なる後輩と古野さん、村田さんが続けていかれることと思いますが、ますますの発展を心から願っております。D3 の津村美保さんには、休憩時間に和やかに談笑していただき、測定や解析に煮詰まっている私の心の清涼剤になりました。M1 の稲葉
健斗くん、高橋祐羽くん、武田朋也くんには、配属直後から MAIKo アクティブ標的を使用した E445 実験に参加していただきました。特に津村さんと高橋くんは、今回の修士論文の重要な部分を担っている線源上下機構の設計・発注に携わっていただきました。
私が解析や論文執筆の準備で忙しい中、大きな助けとなりました。
同期の小早川亮くん、阪上朱音さん、七村拓野くんには研究室の行事企画でお世話になっただけでなく、同期だからこそお互いの研究に忌憚のない意見をぶつけ合い、無事修士論文提出に至ることができました。原子核ハドロン物理学研究室の永江知文教授、成木恵准教授、村上哲也講師、藤岡宏之助教授、新山雅之助教授にはいつも研究の進捗状況を気にかけていただきました。また研究成果の報告では、厳しくも愛のある助言をいた
だきました。
また、物理事務室のみなさまには提出物を忘れるなど多数ご迷惑をおかけいたしました。愛想を尽かさずに、私の窮地を何度も救っていただき本当に感謝しています。
最後になりますが、多忙な研究生活に対して理解をしてくださった私の家族や友人に感謝します。

78

参考文献[1] K. Ikeda, N. Takigawa, and H. Horiuchi, Prog. Theor. Phys. Suppl. Extra Number,
464 (1968).
[2] M. Ito, K. Ikeda, Rep. Prog. Phys. 77, 096301 (2014).
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[4] M. Ito, EPJ Web of Conferences, 117, 06014 (2016).
[5] A. Bohr, Ben R. Mottelson, Nuclear Structure vol I (1969) p 320.
[6] T. Furuno, 11th International Conference on Clustering Aspects of Nuclear Structures and Dynamics (2016).
[7] F. Sauli, Nucl. Instr. and Meth. A, 386, 531 (1997).
[8] http://gdd.web.cern.ch/GDD/[9] T. Nagayoshi, Doctral Thesis, Kyoto University (2004).
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[12] http://www.kda1969.com/materials/pla mate peek2.htm[13] http://www.nikkokasei.co.jp/pdf/nikoly11.pdf[14] https://fawos.misumi.jp/fas/rp/data/view property.php?page=tab2 cate1 05[15] http://www.unicon.co.jp/business/kinouzai/ceramic/sheet.html[16] http://www.hakuto-vacuum.jp/pfeiﬀer vacuum/pdf/Gauge/PKR251&261.pdf[17] http://www.valcom.co.jp/product/pse/vprnp/index.html[18] http://www.michell-japan.co.jp/water analyzer/a1/impedance edonline.html[19] M.D. Mestayer et al., Nucl. Instr. and Meth. A, 449, 81 (2001).
[20] S. Biagi, (http://magboltz.web.cern.ch/magboltz/) (1995).
[21] http://www.nacalai.co.jp/information/trivia2/01.html

79

付録 A

飛跡の直線フィッティング
データ点 (xi , yi ) とフィッティングした直線の距離の二乗の和が最小になるように直線を決定したい。一般に、図 A.1 のように、 2 次元座標平面上の直線の方程式を

y sin θ + x cos θ − p = 0(A.1)と表せる。ここで、p は原点と直線との距離、θ は、直線から原点に下ろした垂線の、x軸となす角度である。

𝑦𝑦𝑠𝑖𝑛𝜃 + 𝑥𝑐𝑜𝑠𝜃 − 𝑝 = 0

P𝑥O

図 A.1 直線の方程式導出の概念図

これを拡張して、点 (xi , yi ) と直線の距離 P は、座標平面を (−xi , −yi ) 移動させたときの原点と直線との距離と考えると

P = |(y − yi ) sin θ + (x − xi ) cos θ|

(A.2)

付録 A

飛跡の直線フィッティング

80と表記できる。この直線は、5.3 節の仮定より、xi , yi の平均 xm , ym を通るので

P = |(ym − yi ) sin θ + (x − xi ) cos θ|(A.3)となる。これより、各点からの距離の二乗の和は

∑

と求まる。

∑
(ym − yi )2 sin2 θ +2(ym − yi )(xm − xi ) sin θ cos θ∑+(xm − xi ) cos2 θ∑∑=(yi2 − yi ym ) sin2 θ +(xi yi − xm ym ) sin θ cos θ∑+(x2i − xi xm ) cos2 θ

P2 =

∑

したがって、とができる。

∑

(A.4)

(A.5)

P 2 を最小にするように θ を決定すれば、直線フィッティングを行うこ

81

付録 B

コリメータの角度測定
4.2 節で行ったドリフト速度測定によるガス混合比の測定に使用する目的で、コリメー
タを 2 種類設計した。図面を図 B.1 に示す。
図 B.2 に設計したコリメータの実物を示す。
コリメータは、RCNP が所有している、241 Am(3.3MBq) α 線源から放出される α 粒子の飛跡の拡がりを制限することができる。
コリメータには、それぞれ

1. 直線方向 (図 B.2 の P)
2. 斜め水平方向 (図 B.2 の Q,R)
3. 斜め鉛直方向 (図 B.2 の S)に空けられた直径 0.5 mm 、直線方向の長さ 7 mm の貫通穴が 4 つある。α 粒子はこの穴を通過することでコリメートされる。 2 種類のコリメータは、 穴 P と穴 Q,R,S をな
す角度が 30◦ のもの (以降「コリメータ A」) と、穴 P と穴 Q,R,S をなす角度が 45◦ のもの (以降「コリメータ B」) がある。
コリメータの穴 B,C,D の直線方向からの相対角度は、ドリフト速度の測定の絶対値に影響するため、ドリフト速度の測定を行う前に正確に知る必要がある。そこで 2 つの方法で相対角度の測定を行った。

写真を用いた測定
測定方法
黒い紙を机の上に敷いて、その上にコリメータを置く。上からコリメート穴の出口を見下ろすように写真を撮る。図 B.3 は、実際に測定に使用した写真である。

付録 B

コリメータの角度測定

82

図 B.1

コリメータの図面

付録 B

コリメータの角度測定

83

図 B.2 コリメータ A

図 B.3 写真測定の一例

付録 B

コリメータの角度測定

84

T4

T1
U1

コリメート穴U2
コリメート穴の
仮想中心線

T2

T3

図 B.4

コリメート穴の角度を求める方法

コリメータの穴は円柱状に空いているが、横から見ることで四角形に見える。図 B.4のように、四角形に見えている４つの頂点 T1 ∼T4 を取る。T1 と T2 の中点を U1 、T3と T4 の中点を U2 とする。このとき、U1 と U2 を結んだ直線を定義する。相対角度は、2 つの直線のなす角度で定義する。4 つの頂点の座標は写真のピクセルの (x, y) の値とした。解像度の高い写真を使用することで、読み取りによる誤差を減少させて、角度の測定には影響がないものとした。この結果、算出された cosθ と θ を表 B.1,B.2 にまと
めた。
表 B.1

写真測定から算出されたコリメータ A の相対角度

cos θ

θ (deg)穴 P と穴 Q

0.870429.50

穴 P と穴 R

0.865930.01

穴 P と穴 S

0.879828.38

表 B.2 写真測定から算出されたコリメータ B の相対角度

cos θ

θ (deg)穴 P と穴 Q

0.707145.00

穴 P と穴 R

0.707145.00

穴 P と穴 S

0.7136

44.47

付録 B

コリメータの角度測定

85

シャープペンシルの芯を用いた測定
測定方法
図 B.5 に測定方法の概念図を示す。コリメータを机の上に置き、直径 0.3 mm のシャーシャープペンシルの芯

コリメータ

Q

P,S

R

図 B.5 写真測定の一例

プペンシルの芯を測定したいコリメート穴に入れる。机に当たった感触を確認できるまでしっかりと奥に入れる。コリメート穴の入り口でちょうど折れるように、水平方向に力を加えてシャープペンシルの芯を折り、コリメート穴の長さと同じ長さを持ったシャー
プペンシルの芯を作る。シャープペンシルの芯の長さをノギスで測定し、穴 P,Q,R,S の長さを求める。穴は同じ水平面に空けてあると仮定して、(穴 P の長さ)/(ほかの穴の長さ) から cos θ 、θ を求める。シャープペンシルの芯を折る時の折れ方の誤差が大きいた
め、測定は 1 つの穴について 3 回行い、その平均を取る。
表 B.3、B.4 は、各 3 回ごとのコリメート穴の長さの測定結果である。さらに、表 B.5、B.6 で、cosθ、θ を求めた。

最終結果
2 種類の測定から求まったコリメータの相対角度を表 B.7 にまとめた。
相対角度の中心値は 2 つの測定の平均値とした。誤差は中心値との差とした。

付録 B

コリメータの角度測定

86

表 B.3 シャープペンシルを用いた測定から算出されたコリメータ A のコリメート穴の長さ測定 1 回目 (mm)

測定 2 回目 (mm)

測定 3 回目 (mm)

平均 (mm)

穴P

7.45

7.40

7.30

7.38

穴Q

8.40

8.50

8.55

8.48

穴R

8.55

8.65

8.50

8.57

穴S

8.45

8.30

8.50

8.42

表 B.4 シャープペンシルを用いた測定から算出されたコリメータ B のコリメート穴の長さ測定 1 回目 (mm)

測定 2 回目 (mm)

測定 3 回目 (mm)

平均 (mm)

穴P

7.90

7.75

7.90

7.85

穴Q

11.00

11.20

11.15

11.13

穴R

11.00

10.90

11.20

11.03

穴S

11.15

10.80

10.95

10.97

表 B.5

シャープペンシルの長さ測定から算出されたコリメータ A の相対角度

cos θ

θ (deg)穴 P と穴 Q

0.870329.51

穴 P と穴 R

0.861930.47

穴 P と穴 S

0.877228.69

表 B.6 シャープペンシルの長さ測定から算出されたコリメータ B の相対角度

cos θ

θ (deg)穴 P と穴 Q

0.705145.16

穴 P と穴 R

0.711544.64

穴 P と穴 S

0.7158

44.29

表 B.7

コリメータの相対角度

コリメータ A (deg)

コリメータ B (deg)穴 P と穴 Q

45.08±0.08

29.50±0.01

穴 P と穴 R

44.82±0.18

30.24±0.23

穴 P と穴 S

44.38±0.09

28.54±0.16