修士論文

Ξ ハイパー核精密分光に向けた
多チャンネル有感標的の開発

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
原田

健志

概要

u, d クォークで構成される核子に対し、それらに次いで軽い s クォークを構成要素に持つ粒子をハイペロンという。核子やハイペロンの間に働くバリオン間相互作用の模型は、
これまで主に、ストレンジネス量子数 S = −1 の系である Λ(Σ) ハイパー核から得られる実験事実を基に構築されてきている。これには、核力の模型として導入された中間子交換模型をフレーバー SU(3) に拡張することで理解が進められてきた。一方 S = −2 の系では、数例のダブル Λ ハイパー核事象と、Ξ ハイパー核の存在を示唆する事象が知られている程度と実験情報は極めて乏しく、バリオン間相互作用の理論模型の不定性の大きな要因となっている。そのため、Ξ ハイパー核の存否の決定ならびに Ξ ハイパー核分光は急務となっている。J-PARC E70 実験では、(K− ,K+ ) 反応を用いた欠損質量法による Ξ ハイ
パー核の精密分光を準備している。実験は大強度 K− ビームを有する J-PARC K1.8 ビー
ムラインにて行い、新設した高分解能磁気スペクトロメータ S-2S を駆使することにより
高統計・高エネルギー分解能の測定を実現する。これらに加え、アクティブファイバー標
的 (AFT) を導入することにより、精密分光に対するさらなる感度向上を目指す。

AFT は 3 mm 径のシンチレーションファイバーから構成され、ファイバー中の炭素を標的として用いる。ファイバーは入射 K− ビームと直交するように配置され、xx yy を

1 セットとした、計 9 セット・900 本からなるマルチファイバー標的である。シンチレー
ション光はファイバー両端から読み出し、総チャンネル数は 1800 ch に上る。AFT を導入することにより、シンチレーションファイバーの発光量から K± 粒子の標的中でのエネ
ルギー損失をイベントごとに直接測定することが可能となる。その結果、エネルギー分解
能 2 MeVFWHM の測定が実現できる。先行研究 [9] から、ファイバー 1 本あたりのエネル
ギー分解能は J-PARC E70 実験で要求される ∆E/E < 10% を満たすことが示されている。
本研究では、E70 実験で用いる実機の 1/3 にあたる 3 セット分を試作し、東北大学電子光理学研究センター (ELPH) にて 800 MeV/c の陽電子ビームを用いたマルチファイバー性能試験を行った。AFT の各ファイバーへの陽電子の入射位置・角度を測定するため、

AFT の前後に 1 mm 径のファイバーからなる粒子飛跡検出器を設置した。シンチレー
ション発光量と検出効率の入射粒子位置・角度依存性やファイバーごとのばらつき、また、ファイバー組み立て精度、位置分解能などの諸性質について報告する。

目次
第1章

序論

7

1.1

ストレンジネス核物理 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

7

1.2

S = −2 の物理 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

9

1.2.1

ハイブリッドエマルジョン実験 . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

9

1.2.2

カウンター実験 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

10

1.2.3

理論的要請 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

11

1.3

第2章

J-PARC E70 実験 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13
1.3.1

J-PARC . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13

1.3.2

実験の概要 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

1.3.3

J-PARC E05 実験とその結果 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18

15

アクティブファイバー標的（AFT）

21

2.1

目的 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

21

2.2

構成 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

22

2.2.1

シンチレーションファイバー . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

24

2.2.2

Multi-Pixel Photon Counter (MPPC) . . . . . . . . . . . . . . . . . 25

2.2.3

VME-EASIROC . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26

2.3

エネルギー分解能（越川修論）

2.4

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

2.5

AFT 試作機の設計と製作 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31

第3章

. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 29
31

2.5.1

治具の開発 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

2.5.2

MPPC 基板の開発 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 33

2.5.3

ファイバー端面加工 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

マルチファイバー性能試験

33
37
39

1

3.1

目的 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

39

3.2

実験セットアップ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

39

3.2.1

Small Sciﬁ Tracker (SST) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 43

3.3

データ収集系 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

43

3.4

ゲイン合わせ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

44

3.5

測定項目 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

46

解析

49

第4章

4.1

MPPC が光ったとする条件 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 49
4.1.1

ADC のゲイン調整 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 49

4.1.2

TDC タイミングカット . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 52

4.2

飛跡再構成 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

4.3

AFT の位置合わせ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 54

4.4

AFT の検出効率 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 58

4.5

エネルギー分解能 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

67

議論と展望

73

第5章

52

5.1

AFT 本作の製作にあたって . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 73

5.2

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

75

まとめ

77

第6章
参考文献

81

2

図目次
1.1

中性子星内部における粒子の存在比率 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

1.2

中性子星の R-M 曲線。ハイペロンの出現する状態方程式（GS1 や GM3）

8

では 2 倍の太陽質量を持つ中性子星を説明できない。 . . . . . . . . . . .

8

1.3

長良イベント . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

9

1.4

美濃イベント . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

9

1.5

木曽イベント . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

10

1.6

実線は Ξ− 粒子の感じる Woods-Saxon ポテンシャルの深さ V0Ξ を変えた
時の理論曲線を示す。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

11

1.7

12 C(K −, K + ) 反応により生成される 12 Be の予想励起スペクトル . . . . . .
Ξ

12

1.8

ESC08a を仮定した理論計算に実験のエネルギー分解能を考慮した予想
励起スペクトル . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

13

1.9

J-PARC およびその周辺施設を俯瞰した写真 . . . . . . . . . . . . . . . . 14

1.10

ハドロン実験施設の全体図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

1.11

J-PARC E70 実験のセットアップ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16

1.12

S2S の写真。(a) が Q 磁石、(b) が D 磁石を示す。 . . . . . . . . . . . . . 17

1.13

S-2S の運動量アクセプタンス . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17

1.14

J-PARC E05 実験のセットアップ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18

1.15

素過程 p(K −, K + )Ξ− の欠損質量スペクトル . . . . . . . . . . . . . . . . .

19

1.16

素過程 p(K −, K + )Ξ− における散乱断面積の入射 K − 運動量依存性 . . . . .

19

2.1

Ξ ハイパー核生成イベントにおける β の分布図。Ξ ハイパー核からの崩壊粒子である π − や陽子も図示している。 . . . . . . . . . . . . . . . . . .

15

22

2.2

AFT の概念図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 23

2.3

ファイバー並べ方 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

23

2.4

シンチレーションファイバーの概念図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

25

3

2.5

MPPC S13360-3075PE . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26

2.6

VME-EASIROC の側面部分の写真 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 27

2.7

EASIROC の内部回路 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 28

2.8

HOLD 信号のタイミングで保持される信号。青色の線が HOLD 信号を示し、黄色のアナログ信号がピークのタイミングで電圧が保持されている。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

29

2.9

1 本のファイバーでのエネルギー損失に対するエネルギー分解能 . . . . . 30

2.10

AFT を使って運動量を補正することにより束縛エネルギーのエネルギー
分解能が回復することを示したシミュレーション結果 . . . . . . . . . . .

30

2.11

AFT 試作機概念図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 32

2.12

AFT 試作機 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 32

2.13

AFT 試作機有感領域 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 32

2.14

テスト治具断面図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

2.15

BFT 実機の写真 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 34

2.16

BFT で使用された MPPC 基板の写真 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 34

2.17

BFT で使用された中継基板の設計図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 35

2.18

AFT 試作機に使用した MPPC 基板の写真。右図は MPPC 基板に中継基板が取り付けられている面を示す。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

33

36

2.19

MPPC 基板と中継基板の配線図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 36

2.20

中期基板の終端抵抗の値を変えた際のアナログ信号。 . . . . . . . . . . .

2.21

AFT 試作機にファイバーを通した状態の写真 . . . . . . . . . . . . . . . . 38

2.22

ファイバー端面の加工手法による違い。左側がニッパで切ったのみ、右37

側が研磨剤で磨いた状態。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

38

3.1

実験セットアップ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

40

3.2

実際の実験セットアップの様子

3.3

下流から見た電子線形加速器 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

3.4

BST リング . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 42

3.5

RTAGX . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 42

3.6

SST . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 43

3.7

DAQ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 44

3.8

ToT 分布 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 45

. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41

4

41

3.9

1 台の VME-EASIROC で見た ToT の 2 次元ヒストグラム 。横軸はMPPC のチャンネル。縦軸は ToT 分布。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . 46

3.10

ビーム計数率 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

4.1

ADCraw 分布 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 50

4.2

ペデスタルの位置を 0 に、ピークの位置を 1 にゲイン調整した ADC 分布

4.3

TDC と ADC の 2 次元相関 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 52

4.4

飛跡構成の例。AFT と SST との間隔は省略している。光ったファイバーを赤く、飛跡を青い直線で示してある。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

47

51

53

4.5

1 つの層からは 1 本のファイバーだけを飛跡構成に使用する。 . . . . . . 54

4.6

AFT の光ったファイバーと飛跡の残差 ∆x

4.7

AFT の光ったファイバーと SST で構成した飛跡との残差 ∆x . . . . . . . 56

4.8

AFT の位置を補正した後の AFT の光ったファイバーと SST で構成した
飛跡との残差 ∆x. . . . . . . . . . . . . . . . . 55

. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 57

4.9

検出効率の定義 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

4.10

1 セット目の各層での検出効率。横軸は各層におけるファイバーを示す。
赤色、黒色の点はそれぞれ ϵAND 、ϵAND を示す。 . . . . . . . . . . . . . .

4.11

60

3 セット目の各層での検出効率。横軸は各層におけるファイバーを示す。
赤色、黒色の点はそれぞれ ϵAND 、ϵAND を示す。 . . . . . . . . . . . . . .

4.13

59

2 セット目の各層での検出効率。横軸は各層におけるファイバーを示す。
赤色、黒色の点はそれぞれ ϵAND 、ϵAND を示す。 . . . . . . . . . . . . . .

4.12

58

61

層ごとに平均をとった検出効率。赤色、黒色の点はそれぞれ ϵOR 、ϵANDを示す。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

62

4.14

傾きを持った飛跡と AFT ファイバーとの位置関係 . . . . . . . . . . . . .

63

4.15

x-z 平面内での直線の傾き . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 64

4.16

x-z 平面内での直線の傾き . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 64

4.17

傾きの小さな直線を選んだ時の検出効率（7 層目） . . . . . . . . . . . . .

65

4.18

検出効率の ADCthr 依存性。各点はある層における平均を示す。 . . . . .

66

4.19

検出効率の Radeﬀ 依存性。各点はある層における平均を示す。 . . . . . .

66

4.20

前後に位置するファイバーにおけるビームの通過距離 . . . . . . . . . . .

67

4.21

前後に位置するファイバーの ADC 相関。赤い曲線はエネルギー損失が通過距離に比例するとした時の理想的な ADC の関係を示す。

4.22. . . . . . 68

ファイバーの中心付近を通過した場合の ADC 分布 . . . . . . . . . . . . .

5

69

4.23

. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 70

4.24前後に位置するファイバーのペデスタル補正後の ADC 相関。赤い曲線
はエネルギー損失が通過距離に比例するとした時の理想的な ADC の関係を示す。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

4.25

ファイバーの中心付近を通過した場合のペデスタル補正後の ADC 分布5.1

8 層目 16 番目のファイバー両端から読みだしている MPPC の ADC2 次. 71

元相関。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

6

71

74

第1章

序論
1.1 ストレンジネス核物理
物質を構成する陽子・中性子はアップクォーク (u, mu = 2.2+0.6−0.4 MeV) とダウンクォー

ク (d, md = 4.7+0.5−0.4 MeV) からなる。この u, d クォークに次いで軽いストレンジクォーク(s, ms = 96+8
−4 MeV) を含めた世界を考えることにより、核子の世界には現れない新しく多彩なクォーク・ハドロン多体系を調べることができる。ストレンジネス核物理の意義は、
これら 3 つのクォークが織りなす世界の多様性から核物理の理解を深めることにある。
ストレンジネス核物理の主たる目的は二つあり、一つ目は QCD をベースにして記述できるハドロンの系をより多体な系に広げるための橋渡しをすることである。標準模型に現れる 6 つのクォークのうち、比較的質量が軽く近しい u, d, s クォークを統一的に扱い、これまでの核物理が構築してきた核子間相互作用のモデルを SU(3) f 対称性の元に理解を押し広げることで強い相互作用の理解をより深めることが可能となる。また、この考察から
核子間相互作用において重要な課題となっている斥力芯の起源やスピン軌道力の解明にもつながる。
二つ目は高密度環境下におけるバリオンの振る舞いを解明することである。中性子星のような高密度環境下ではフェルミエネルギーが中性子と Λ 粒子の質量差を上回るため、Λ
粒子などのハイペロンが自然に出現する（図 1.1）と考えられている [7]。一方、近年の観測により太陽質量の 2 倍の中性子星が発見され、核物質の状態方程式に強い制限がかけられた [3]。図 1.2 に示す通り、ハイペロンや K 中間子凝縮のようなエキゾチック物質が出現する状態方程式はこの制限の対象となったため、中性子星内部でのハイペロンの存否が危ぶまれる状況となっている。これをハイペロンパズルといい、矛盾のないバリオン間相互作用模型を構築するためにはさらなる実験情報、特に高密度での実験情報が必要不可欠

7

となっている。

J. Phys. G: Nucl. Part. Phys. 35 (2008) 085201

C Ishizuka et al

Neutron Star Matter
TM1

0

10

-1

10

-2

10

-3

YX

10

EOSY(SM)

0

10

-1

10

-2

YX

10

10-3

EOSY

n
p
e
µ
Λ
Σ0
Σ
+
Σ
Ξ0
Ξπ

EOSYπ

0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 1.2 1.4 0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 1.2 1.4 1.6
ρB (fm-3)
ρB (fm-3)

Figure 1. Composition
neutron star matter in nucleonic EOS (TM1, upper-left), hyperonic
図 1.1:of 中性子星内部における粒子の存在比率
EOS with attractive potential (EOSY (SM), lower-left), hyperonic EOS with a repulsive potential
without (EOSY, upper right) and with pions (EOS Y π , lower right). The number fractions ofparticles are plotted as functions of baryon density. The species of particles are denoted as in thelegend.

Received 7 July; accepted 1 Septemb

GR

MPA1
3. Properties of EOS tables
and ∞astrophysical applications
2.5
AP3

MS0

Lattimer, J. M. & Prakash, M. The p(2004).
Lattimer, J. M. & Prakash, M. Neutr
state constraints. Phys. Rep. 442, 1
Glendenning, N. K. & Schaffner-Bi
SQM3
MS1
nucleons in neutron stars. Phys. R
U"(N) (ρ0 ), U$(N) (ρ0 ) = (+30 MeV, −15
MeV)
as
a
standard
case,
which
is
currently
FSU
J1903+0327
4. Lackey, B. D., Nayyar, M. & Owen,
the most recommended set of hyperon
potentials. GM3
We also consider
the case with pion
SQM1
neutron stars. Phys. Rev. D 73, 024"!
PAL6
J1909-3744
(N)
(N)
(ρ
),
U
(ρ
)
=
contribution (EOS Y π ) 1.5
and the attractive
hyperonpotential
case
[2]
U
5. Schulze, H., Polls, A., Ramos, A. & V
0
0
"
$
GS1
Rev. C 73, 058801 (2006).
Double neutron stars sysystems(−30 MeV, −28 MeV), abbreviated
as
EOSY
(SM).
6. Kurkela, A., Romatschke, P. & Vuo
105021 (2010).
1.0
7. Shapiro, I. I. Fourth test of general
3.1. Neutron star matter
8. Jacoby, B. A., Hotan, A., Bailes, M., O
pulsar. Astrophys. J. 629, L113–L1
We first study the EOS0.5of neutron star matter, whichis under the β equilibrium at zero9. Verbiest, J. P. W. et al. Precision tim
n
o
i
otat
temperature. We here add electron and muon Rcontributions
under the β equilibrium and distance, a high pulsar mass, and aconstant. Astrophys. J. 679, 675–6
charge neutrality conditions. We consider uniform matter ignoring finite nuclear effects. 10. Hessels, J. et al. in Binary Radio Puls
We show particle compositions
in neutron star matter in figure 1 to see the appearance Ser. 328, Astronomical Society of
0.0
7
8 display
9 the 10
11 nucleonic12
13
14
15 and
11. Crawford, F. et al. A survey of 56 mof new degrees of freedom.
Wecases of(TM1,
upper-left)
Astrophys. J. 652, 1499–1507 (20Radius (km)hyperonic (EOSY, upper right) EOS. Results with hyperonic EOS with attractive " potential12. Özel, F., Psaltis, D., Ransom, S., De
Figure3 hyperonic| Neutron starmass–radiusThe
plot shows
J161422230: linking quantum ch(EOSYlower-left)
andEOSwith pionsdiagram.
(EOS Y π, lowerright)non-rotating
areGS1also やshown
図 (SM),
1.2: 中性子星のR-M曲線。ハイペロンの出現する状態方程式（
GM3）では
2 wave astronomy. Astr
27
:
blue,
nucleons;
pink,
mass
versusphysicalradiusforseveraltypicalEOSs
for comparison. The particle composition of neutron star matter is very sensitive to the choice13. gravitational
Hobbs,G.
B., Edwards, R. T. & Man
nucleons plus exotic matter; green, strange quark matter. The horizontal bands
倍の太陽質量を持つ中性子星を説明できない。
of hyperon
potentials. With attractive " potential, " − appears at lower densities than &. package - I. An overview. Mon. Notshow the observational constraint from ourJ1614-2230 mass measurement of 14. Damour, T. & Deruelle, N. General
8,28With repulsive " potential,& appears
first followed by $− and $0 . This behavior is different(1.97 6 0.04)M[, similar measurements for two other millisecond pulsars
systems. II. The post-Newtonian ti
2from the previous works
that
adopt
attractive
potentials[1– 5],and starpointedout. in4, 38]. Théor. 44, 263–292 (1986).
and therange
of observed
massesfor double
neutronbinariesAny[2–EOS
15. Freire, P. C. C. & Wex, N. The orthomthat does notintersectcondensed
the J1614-2230
band
out bythis to hyperons.
appearprior
When we allow the line
appearanceof pions,(πis− )ruled
8pionsan improved test of general relativccmeasurement.
particular, potential
most EOS iscurvesinvolvingasWith π condensation,
the chargeInchemical
restricted
to exotic
be |µmatter,| ! msuchandtheπ(in the press).
kaonlarger,
condensatesor hyperons,
tend to predict
maximummasses As
wellabelow
proton fraction becomesthen theneutron chemical
potential
is reduced.
result, the16. Iben, I. Jr & Tutukov, A. V. On the e
2.0M[ and are therefore ruled out. Including the effect of neutron star rotation
initial mass between 3 solar mass
increases the maximum possible mass for each EOS. For a 3.15-ms spin period,
58, 661–710 (1985).
8
this is a =2% correction29 and does not significantly alter our conclusions. The 17. Özel, F. Soft equations of state for676. Nature 441, 1115–1117 (20grey regions show parameter space that is ruled out by other theoretical or

P

<

PAL1

1.

Mass (M()

ENG
lity AP42.
MS2 (EOSY)
We report the properties of dense matter
usain the present EOS table with hyperons
a
C
2.0
and
and supernovae. We adopt hereafter the case of3.
! their applications" to neutron starsJ1614-2230

PHYSICAL REVIEW C 88, 014003 (2013)

A ...

on

because some tracks were difficult to be seen clearly, the !-!
interaction can be discussed on four events with nuclear species
in the following section.
The detail of the experiment can be seen in Refs. [8]and [18].
III. DOUBLE-! HYPERNUCLEAR EVENTSK+

A. Nagara event

D-BlockIn the recent PDG results [13], a huge amount of data
1.2
from an experiment was taken into account for the mass ofthe "− hyperon, where other old data were not used for its' 'Z
compilation. The mass value was adopted to be 1321.71 ±前節で述べたとおり、ストレンジネス量子数を含めてバリオン多体系の世界を考える
0.07 MeV/c2 which was 0.40 MeV/c2 heavier than the old
one of 1321.31 ± 0.13 MeV/c2S. Thismasschange of the "−ことは非常に重要であり、= −1の実験情報はよく理解されている。しかし、ひとたび
hyperon requires revision of the values of B!! and #B!!
S=
−2 の系になると実験情報は極めて乏しい。この節では
S = −2 系において、これまで
obtainedfrom the vertex of "− hyperon capture, i.e., themproduction point of the double-! hypernucleus in the Nagara
得られている主な実験情報をその実験手法ごとに説明する。
event. In this chapter, although interpretation of the Nagara
event has not been changed from the previous paper [8],numerical values are presented for revision.
and schematic drawing of the event are shown in
1.2.1A picture
ハイブリッドエマルジョン実験
Fig.
2.
s
Three charged particles (tracks 1, 2, and 3) were emitted
ハイブリッドエマルジョン法ではまず、標的中の陽子にK − を照射することで (K −, K + )from "− hyperon stopping vertex A, and one of them (1)al setup around the
decayed into
charged particles (4, 5, and 6) at vertex B.
粒子を生成し、標的の後段に控える原子核乾板中の原子核に
Ξ− 粒子を静止反応から
Ξ− threeAt the end point of track 4 (vertex C), it was associated with
吸収させることで−28).のハイパー核を生成する。生成されたハイパー核は短時間で基two charged particlesS(7=and
Since there were typographical errors in the data of lengthsmm3 ) as the target
and angles of the tracks in the previous paper [8], they are listed
et is schematically 底状態に脱励起し、その後、弱崩壊によりストレンジネス量子数を下げながらいくつかのwith correction in Table I. Coplanarities calculated for the three
核種に分裂する。この分裂した粒子はエマルジョン中に飛跡を残すため、この飛跡を検出
tracks emitted from vertices A and B are again well presented
between the diato be −0.002 ± 0.030 and 0.003 ± 0.013, respectively.
sured the position し、そこでのエネルギー損失を測定することにより弱崩壊前のハイパー核のエネルギーを
Since the mass value of the "− hyperon was changed, we
gh precision. The
測定する。
KEK-PS
E373to実験で発見された長良イベント（図1.3）では、核種が 6ΛΛ He のapplied kinematic
analysisthe production vertex A in the
ns at the surface
same manner as in the previous paper [8]. The results are
ere thus provided. ダブルΛ ハイパー核と一意に定められ、Λ − Λ 間の束縛エネルギー (∆BΛΛ = BΛΛ − 2BΛ )presented in Table II. In the table, the modes with #B!! −the tracks of "−are listed.
etector in the thin がB0.67±0.17"− < 20 MeV
MeVの弱い引力であることがわかった [21]。また近年では、J-PARC E07 実
Even if the mass value of the "− hyperon were changed,
end points in the
Bekinematic
ハイパー核が発見されている（美濃イベント）[4]。図 1.4 に美濃イベン
the results ofΛΛ
theanalysis could not be changed for
e-! hypernucleus 験においてall possible decay modes at vertex B from the previous results.
e end points. Theトの写真を示す。また、
Ξ ハイパー核を示唆するイベントとして、木曽イベントが挙げ
Very recently, the binding energyof a ! hyperon in 7! He wasand emulsion was
We searched for the
PTEP 2019, 021D02
H. Ekawa et al.
g a fully automated
10 µtified track usings in Ref. [18]).
lock and D-Block,m of the emulsion
m the decay of ack, the track could#6
D-Block. Thus we#5e particle for the. The detail of theA#7
B #1 #2
bed in Ref. [19].
#3
2 × 104 candidate#43
stopping vertices
C
Fig. 2. A photograph of the MINO event and its schematic drawing. The overlaid photograph is made byion. Among them,#8 Ξ
patching focused regions. Tracks #4,図#5, #6,#8, and#9 are not fully shown in this photograph because these
1.4:
美濃イベントe found in seventracks are too long to be presented.
struct three events
FIG. 2. Photograph and schematic drawing of the Nagara event.
10 µ

S = −2 の物理

014003-3

in columns θ and φ.
VertexTrack ID

Range [µm]

θ [degree]

φ [degree]

Comment

A

#1
#3
#4
#2
#5
#6
#7
#8
#9

2.1 ± 0.2
17.5 ± 0.2
65.7 ± 0.5
50.6 ± 0.3
122.1 ± 0.2> 23 170
5.0 ± 0.2
116.7 ± 0.2> 737883.7 ± 8.9
121.9 ± 1.9
41.7 ± 1.7
90.2 ± 2.0
61.4 ± 1.8
106.2 ± 0.6
31.1 ± 2.8
100.3 ± 1.9
147.4 ± 0.3

256.1 ± 5.3
48.2 ± 1.3
166.7 ± 2.1
306.3 ± 1.3
347.0 ± 1.5
147.7 ± 0.4
297.0 ± 4.0
144.2 ± 1.3
355.7 ± 0.5

double-# hypernucleus

BC

9single-# hypernucleus
stopped in the SSD
passed through the SSD

Downloaded from https://academic.oup.com/ptep/article-abstract/2019/2/021D02/5362641 b

図 1.3: 長良イベント
Table 1. Ranges and angles of the tracks of the MINO event. The zenith and azimuthal angles are presentedられる（図 1.5）[15]。この事象では Ξ− -14 N の束縛系が発見され、Ξ− 粒子の束縛エネル
ギーが BΞ = 4.38 ± 0.25 or 1.11 ± 0.25 MeV と測定された。これらの値は Ξ− 粒子と原子核間の電磁相互作用における 3D 軌道の 0.17 MeV よりも優位に大きいため、Ξ− 粒子が強い相互作用により原子核に束縛されたことを示唆している。
PTEP 2015, 033D02

K. Nakazawa et al.

1.2.2

カウンター実験

エマルジョン実験で観測されるハイパー核は基底状態でかつ 1 イベントごとである。ハイパー核の励起状態をピーク構造として測定するためには、生成された時点のハイパー核の状態をイベントごとにタグするカウンター実験を行う必要がある。すなわち、(K −, K + )反応を用いて原子核中の陽子を Ξ− 粒子に置換することで Ξ ハイパー核を生成し、散乱される K + 粒子の運動量を測定することで欠損質量法から生成当時の Ξ ハイパー核のエネルギーを測定する。この手法による先行実験として、KEK-PS E224 実験 [6] および

BNL-E885 実験 [8] が挙げられる。これらの実験から得られた Ξ ハイパー核の励起エネル
ギースペクトルをそれぞれ図 1.6a、1.6b に示す。

Fig. 2. Close-up images around each vertex; see Fig. 1 for locations of points and tracks. (a) Points A and B.
From point A, an Auger electron can be seen below track #2. (b) Point C. (c) point D.
Table 1. Range and angle data of related tracks. The ranges and angles for tracks #1 and #2 are discussed in
the text. The total range was measured to be 77.1 ± 0.3 µm from point B to C.

Track

Range (µm)

theta (deg.)phi (deg.)

Comments

#1
#2
#3
#4
#5
#6
#7
#8

8.0 ± 0.3
69.1 ± 0.5
13.3 ± 0.4> 4990.7
6.7 ± 0.3
5.8 ± 0.3
2492.0 ± 3.9
37.3 ± 0.7

133.0 ± 3.0
40.4 ± 0.9
102.3 ± 2.3
145.0 ± 0.9
49.6 ± 4.2
131.0 ± 4.5
43.1 ± 1.3
131.9 ± 1.3 10

13.2 ± 3.2
193.1 ± 1.2
340.4 ± 1.6
85.4 ± 1.3
132.6 ± 4.3
318.9 ± 4.7
191.8 ± 1.5
29.2 ± 1.3

Single-hypernucleus
77.1 ± 0.3 µm from B to C
Out of the emulsion stack
α from 8 Be
α from 8 Be

consistent with the decay of the hyperfragment at points B and C, respectively. This event topology
is consistent with an event of at-rest capture of a "− hyperon by a 12 C, 14 N, or 16 O nucleus in theemulsion, followed by production of twin single-hypernuclei. In the case of "− hyperon capture by

Downloaded from https://academic.oup.com/ptep/article-abstract/2015/3/033D02/2948241 by KYOTO UNIV. SURIKAISEKI-KEN TOSHO user on 20 January 2019

Fig. 1. A superimposed image from photographsa schematic drawing of the KISO event.
図 1.5: and木曽イベントEVIDENCE OF $ HYPERNUCLEAR PRODUCTION IN . . .

PHYSICAL REVIEW C 61 054603

BRIEF REPORTS

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 havebeen estimated for p K ! #1.6 GeV/c.
FIG. 4. Expanded view of the missing-mass spectrum aroundand (Ea J ) of J 2
The calculation
was
performed
for 0°$(a)
KEK-PS
E224
K " $16°energy
the
bound
regionas a functionof実験で得られた励起
the#excitation!
12
well depth
parameter
series of Woods-Saxon
in J Be. See$
text concerning
the solidlines. values:
um of the outgoing particles.
18, and 20 MeV. The radius and skin depth
V0$ #12, 14, 16,エネルギースペクトル。
1/3
2
fm
and 1a1Jof the $ potential
were2 ~rms!
fixed forat theR#1.1A
reaction K 2
1 p!K
. We
5.6 MeV/c$
ls in the spectrometer. In addition,
12
analyzed
SCIFI datain orderto reduce#0.65 fm. Thehave
protonwavethefunctionin theC targetwas the backon of the TOF counters was usedgroundFirst, events
having secondary
a events.
Woods-Saxon
potentialwith V 0Ninteraction
due to accidental hitsgenerated
and nuclear using
vertices1/3in fm,
the andSCIFI
target~0.08
interaction
length! were
1
#50
MeV,
R#1.1A
a
#0.65
fm.
The
elemenN
rs. The K momentum spectrum
00!
rejected.
One
of
those
is
the
K̄
2K
conversion
production cross section was set to 35 % b/sr to be process,$ fromthe events in the masstary
range
2
0
0
p)!K̄ 0 1(n),K̄,K 0 1( p)!K 1data.
1(n) # , which
FIG. 6. Excitation-energy spectra from E885 for 12C(K ! ,K " )X
normalization
of !K
our experimental
background due to thecompatible
misidentifi- with@ Kthe1(
BNL-E885
実験で得られた励起エネ
can be clearly
identified
by thefor
SCIFI
Second, the backtop figure,and# K " $8° +bottom figure,along withfor #(b)estimated to be less thanby
The 0.2%
kinematic
factor& , whichaccounts
the data.
transformaK " $14° +
12ground caused by false tracking has been rejected by requirhe p 1 peak. The reconstruction
production theoretical curves for V 0$ equal to 20, 18, 16, 14,tion between the two-body and A-bodyframes,was set to$ Be ルギースペクトル。
2
1
ing that the tracks of K and K at the target predictedby12 MeV. The results of a quasifree $ production calculation
he momentum range
1.6. P K 1
and
0.73.
the tracking chambers should be consistent with thoseare
ob-also shown +curve QF,. The expected location of the groundAs a typicalserved
exampleangularof intheFig. 3 was 12
in theofSCIFI
data. Thedependence
spectrum shown−the粒子の感じる
11
sing-mass spectrum as a 図
functionstate of ポテンシャルの深さ
and 11B"$ ! pro1.6:
実線はΞby
Woods-Saxon
V0Ξ を変えた時の理論-- Be and the thresholds for - Be"differential
cross
section,thedashedline
in Fig.
3 showsthethus
obtained
rejectingthesebackground
events.
(E J ) of the J 2 1 11B system,
ductionareindicatedwitharrows.
‘‘unbound’’aremakemainly due to#14
MeV. In region
order tocaseof thestateevents
for Vin
0$the. The absolute energy
scale
wasgroundThe曲線を示す。
quasifreethe
andtheory
free andJ 2 theproduction.
events in the
a comparison
data, we The
calculate
MeV by observing thepeak posi- between‘‘bound’’ region
are the signalcrossof either sections,
LL, J 2 hypernuIn the same figure, the 12
angle-averaged
differential$ Be production theoretical curves
nd J * 2 (1535 MeV)the
productions
2
clei,
or
H
production.
The
eventswithalarge
bindingenergyforseveral $ potential well depths, folded with the 6.1 MeV(d ( /d)dE)(E)
FI. The missing-mass'resolutionis*and fold the results with the experimenMeV, where B J 52E J ) have been
J 536, 184, andrms experimental resolution, are shown for comparison withtal resolution. (BHowever,we 197
first
present theoretical
pro12
12
!
" 12 investigated in more detail as possible candidates of H theBe
data. The expected location of the ground state of -C(K ,K ) $ Be
spectra
which
have
not
been
foldedbytheduction@8#. The
conclusion is that there are no clear events
KEK-PS
E224
実験では束縛領域における統計量が3
事象、測定におけるエネルギー分+
assumingatotalbindingenergy
of
the
-’s,
B
,
of
25
experimental energy
resolution
but
have
been
angle-for H production.
11Be"- and 11B"$ ! proMeV,and the thresholds for # K " $14°.
Asanshownin Fig.
thetheresult
averaged over 0°$
Figure4 shows
expandedview5, ofmissing-mass
解能が 22
MeV(FWHM)、bound-state
BNL-E885
実験では統計量が事象、エネルギー分解能がspectrumaroundthe bound
Here, thepeaks,
vertical scaleisductionare indicated.43-67
The normalization
calculation for the+dashedline,has
tworegion.
for V 0$ #20 MeV!
plotted
in
terms
of
the
cross
section,which
wasdeduced
by
#
"
$8°
is
less
sensitive
to the model of angular decase
corresponding to the $ s- and p-orbitals. The widths ofK
14 MeV(FWHM)
であり、いずれもcomparing
the yields
data in Ref. @8#.ΞInハイパー核の束縛状態をピーク構造として測定す
order
topendence
because the spectrometer acceptance is fairly flatthese peaks are
determinedusingwitha the
one-boson-exchange
obtain information concerning the J 2 -nucleus potential,overthe this region but drops rapidly for # " %8° as shown inmodel to estimate the rate for the $N→-- conversion. For
experimental data were compared with the theoretical
spectraる結果とはならなかった。しかし、BNL-E885の実験結果から、入射 KK − 粒子の運動量がFig. 3; we present the results for both the entire acceptance#14 curve!,
MeV, thep statenot boundisbut
it is described
the case of V 0$~solidof whichtheisframework
brieflyfor # K " $8° in Fig. 6.
◦ では、◦ では、42±5
calculated
as a below.
resonancestate in the continuum; therefore
1.8 GeV/cの場合の生成断面積がθ K +a < 8and
89±14 nb/sr、θ K + < 14curve
Visual inspection shows that the theoretical
for thesudden rise is seenBasedjust onabove
the thresholdin shown
Fig. 5.in Refs.
the DWIA
framework@6,7#, the−theoreticallab differential
cross
sectiond 2 s ( u )/dV L valuedE J of the $-nucleus potential well depth V0$ #14 MeV
Figure6 shows
experimental
excitationenergyhistograms
nb/srと見積もられ、さらにΞ
粒子の感じる
Woods-Saxon
ポテンシャルの実部の深さ
for both boundJ 2 production.
agrees with the data reasonably well in the region of excita)X calculated
for two different
limitsandon unboundthe scattering
for 12C(K ! ,K "was
"
depth
(V J
) has
been
as energy !20 MeV$E$0 MeV and much better thanThe Woods-Saxon
J 2 well
Ξ the
tion
0
,
#
"
$14°,
and
#
"
$8°.
The
datachanged
angleVof
outgoing
K
Kと見積もられた。
は約
14
MeV
1/3 K
parameter witharoundR51.1Aand a Jenergy
50.65 fm being
the curve for V0$ #20 MeV. If any of the observed signal
clearly0 show ana enhancement
zero fm
excitation
12
protonwave
function inbased
the onC targetresults from direct two-- production without an intermediate
when comparedfixed.
to a The
Monte
Carlo
simulationqua- is generated by the conventional Woods-Saxon potential with12V N0
Be state, the discrepancy between the V0$ #20 MeV resifree $ production which has been normalized
to
the
total
1/3
MeV, R51.1A fm, and a N 50.65 fm. As for$the12 5250!
"C(Kevents
+
curve
QF,
.
numberof
sults
2 ,K )X
2 1
p!J K elementary cross section, a recent experimen- and the remaining experimental signal becomes even
1.2.3 K理論的要請
tal value @9# is employed: a (d s /dV) K 2 p!J 2 K 1 50.73
054603-5for
3(3565);26 m b/sr, where the coefficient a accounts
the transformation between two-body and A-body frames. の系である
バリオン間相互作用の理論模型は、In the Woods-Saxon potential model, the J 2 boundctrum for the 12C(K 2 ,K 1 )X reactionn energy (E J ) of J 2 in 12
J Be for all

S = −1

Λ(Σ) ハイパー核から得られる実験事実に基づいて構築されてきている。特に、Λ ハイパー核の中心ポテンシャルやスピン

11軌道力の大きさ、また、Σ ハイパー核ポテンシャルが斥力であることなどの実験事実が、核子間に働く相互作用の模型として導入された中間子交換模型を拡張する際の強い制限をかけてきた。しかし、S = −2 の系ではこのような実験情報は極めて乏しく、バリオン間相互作用の理論模型の不定性の大きな要因となっている。12 C(K −, K + ) 反応を用いた 12
Ξ Beの分光実験から得られる Ξ ハイパー核の励起エネルギースペクトルを測定すると、そのピーク位置からは Ξ-N 相互作用のポテンシャルの深さが、ピークの幅からは ΞN と ΛΛの結合の強さに関する情報が得られる。すなわち、生成される 12
Ξ Be の励起エネルギース
ペクトルの構造を高エネルギー分解能、高統計で測定することにより、バリオン間相互作用模型に対して強い制限をかけることができる。
12 C(K −, K + ) 反応から Ξ ハイパー核が生成されるような 4 種類の Ξ-N 相互作用模型（NHC-D[13][14]、Ehime[22][23]、ESC04d[17]、ESC08a[24]）を用いた励起エネルギー
スペクトルの理論計算の結果を図 1.7 に示す [12]。この計算では、コアの原子核である
11 B の励起も含めて考慮され、BNL-E885 実験の結果から 1− 状態において B = 4.5MeV
Ξ
1
12
11
−
となるように計算されている。Ξ Be は B のコアにスピン 1/2 の Ξ が束縛した系
Ξ − pN(s1/2) である。ESC モデルでは、sΞ・ s N のスピンスピン結合の強さから、3 つの
3/2,1/2
コア励起された 1− 状態が励起される。加えて Ξ ハイパー核は T = 0 と T = 1 状態がある

が、(K −, K + ) では T = 1 状態が励起されることも注意を要する。これらの理論計算の中でもっともピーク間隔の狭い ESC08a モデルによるスペクトルに対して、実験のエネルギー
分解能を考慮した予想スペクトルを図 1.8 に示す。この図から、束縛領域のピーク構造を分離するには、エネルギー分解能
2MeV 以下での測定が必要不可欠であることがわかる。
T. Motoba, S. Sugimoto / Nuclear Physics A 835 (2010) 223–230
229

Figure 7:12DWIA spectra with ESC04d and ESC08a.
12 C(K
Figure 6: DWIA
spectrawith−NHC-D
and Ehime.
図 1.7:, K + ) 反応により生成される
Ξ Be の予想励起スペクトル

4. DWIA (K − , K + ) reaction spectra predicted by typical Ξ-N interactions
The (K − , K + ) reaction cross sections for the12T = 1 Ξ-hypernuclear states of 12
Ξ Be have been
calculated in DWIA. The Ehime result (dotted line in Fig. 6) shows an ‘easy-to-understand’ spectrum in the sense of formal similarity to the (π+ , K + ) reaction: three 1− states and a substantial
2+ state are excited. In the NHC-D case (solid line), the strongly excited 2+ state comes down
sharply in direct consequence of the strong p-state attraction nature of NHC-D. It is notable in−図 1.8: ESC08a を仮定した理論計算に実験のエネルギー分解能を考慮した予想励起スペ
クトル

1.3 J-PARC E70 実験
1.3.1 J-PARC
大強度陽子加速器施設 J-PARC(Japan Proton Accelerator Research Complex) は、高エネ
ルギー加速器研究機構 (KEK) と日本原子力研究開発機構 (JAEA) が共同建設した大型陽子加速共同利用実験施設である。J-PARC およびその周辺施設を俯瞰した写真を図 1.9 に示す。

13

図 1.9: J-PARC およびその周辺施設を俯瞰した写真

図 1.9 に示すように、J-PARC ではイオン源で生成された負水素イオン H− を 400 MeV
線形加速器 (LINAC) で加速し、荷電交換ホイルを通過して陽子に転換されたのちに 3 GeV
シンクロトロン (RCS) に入射、加速、その後に Main Ring(MR) と呼ばれるシンクロトロ
ンで 30 GeV まで加速される。加速された陽子は、5.52 秒周期の中で約 2.2 秒かけて取り出されハドロン実験施設へと引き出される。
図 1.10 にハドロン実験施設の全体図を示す [1]。MR から引き出された陽子ビームは金でできた一次標的 (T1) に照射され、K 中間子や π 中間子などの二次粒子が生成される。
これらの二次粒子を電磁石系からなる磁気光学系と静電セパレータを駆使することで粒子の種類と運動量を測定し、目的の粒子を二次ビームとして利用することができる。特に、K1.8 ビームラインは Ξ ハイパー核分光実験を念頭に設計されたビームラインであり、世界最高強度かつ高純度の K 中間子ビームを利用することができる。

14

PTEP 2012, 02B009

K. Agari et al.

These lines have been constructed for kaon beams with reduced pion contamination. The kaon
beam must be purified, otherwise a few hundred times more pions are mixed in the kaon beam. With
1.3.2 実験の概要
slow extracted primary protons with an expected intensity of 9 µA at 30 GeV, a K − intensity of 106
per second will be delivered to the experimental area. At this expected kaon intensity, the single
12 C(K−, placedcapabilityof tracking
devicesin the beam line is close to the limit. SinceΞtheハイパー核の精
ratio of
J-PARCrate
E70
実験では、
K + ) 反応を用いた欠損質量法による
wanted particles to unwanted particles must be better than unity, a two-stage separation is adopted−
密分光を準備している。図1.11 particlesに、E70
実験の実験セットアップを示す。入射for K1.8 to transport the wanted
efficiently.
This two-stage separation configuration is quite K 粒子
−4 (FWHM
effective for purifying∆p/pwanted =particles;
has been demonstrated
the K4 beam line of KEKについて、その運動量は
5 × 10this、設計値in) の運動量分解能を持つビーム
PS [5] and the D6 beam line of BNL-AGS [6]. An intermediate focus [7] is employed for both lines− 粒子との粒子識別には 2 台のシンチレータ
ラインスペクトロメータにより測定する。
to eliminate unwanted particles that come fromπ aroundthe production target, such as cloud pionsfrom K s0 decay [8].

(BH1, 2) による飛行距離 10.4m の飛行時間測定と、エアロジェルカウンター (BAC、n =1.05) を用いる。また、飛跡検出には、ビームラインスペクトロメータ上流にあるファイ
2. K1.8 and K1.8BR beam lines
2.1. Designconcept
バートラッカー(BFT)と下流にある２台のドリフトチェンバー (BC3、BC4) を使用する。
Secondary beams produced at the T1 target are extracted from the primary beam line as shown in
Fig. 1. The K1.8 beam line is composed of 4 sections (I–IV in Fig. 1): the front-end section, the
2/16

15

Downloaded from https://academic.oup.com/ptep/article-abstract/2012/1/02B009/1572355 by Library of Research Reactor Institute, Kyoto University user on 27 January 2020

Fig. 1. Layout of the HD-hall, charged secondary beam lines (K1.8, K1.8BR, and K1.1BR), and each exper図K1.8
1.10:
imental area. I–IV along the
beamハドロン実験施設の全体図
line correspond to 4 sections: the front-end section, the first mass
separation section, the second mass separation section, and the beam analyzer section. ‘IF’, ‘MS’, ‘ES’, and‘FF’ denote intermediate focus, mass slit, electrostatic separator and final focus, respectively.

LC
AC
SDCT OF
4
SDC
3

TOF

D1

SKS

WC AC SDC3,4

Scat. K+
@1.3 GeV/c
S-2S：
Δp/p=5×10-4 Target

Q2
Q1

SDC2
SDC1
SDC1,2
BAC
BAC
BH2
BC4
BC3

ActiveTarget
0

Q13
Q12

3m

Beam K−@1.8 GeV/c
Δp/p=5×10-4

D4

Q11

BH1
Q10

BFT
MS2
Q9

図 1.11: J-PARC E70 実験のセットアップ

次に、散乱 K + 粒子について、その運動量は新設した高分解能磁気スペクトロメータ

S-2S により、∆p/p = 5 × 10−4 (FWHM) の運動量分解能で測定する。図 1.12 に S-2S を構成する Q 磁石と D 磁石の写真を示す。S-2S は、入射 K − 粒子の運動量が 1.8 GeV/c における (K −, K + ) 反応で生じる入射 K − 粒子の運動量 1.38 GeV/c に高い運動量分解能を持
つように設計されている。図 1.13 に S-2S の運動量アクセプタンスを示す [16]。さらに

S-2S は約 55 msr という広い角度アクセプタンスも有している。

16

8

ʹ͢Δɻ

(a) Q1(b) D1
1.15: 1.8GeV/c ͷ K − ͕ೖࣹͨ͠ࡍͷ (K − , K + ) ൓ԠͰ Ξ− ͓Αͼ Ξ ϋΠύʔ͕֩ੜ੒ͨ͠ࡍ

+

ͷӡಈྔɻ

2.5

Fig. 19.

Pictures of the (a) Q1 and (b) D1 magnets of the S − 2S spectrometer system.

図 1.12: S2S の写真。(a) が Q 磁石、(b) が D 磁石を示す。

vertical. The maximum current is 2500 A with the required power of 400 kW.
The pole gap size is φ0.31 m.

Fig. 20.

A drawing of the Q1 magnet.

図 1.13: S-2S の運動量アクセプタンス
4.2.3 Q2
The Q2ਤmagnet is smaller than ͷӡಈྔΞΫηϓλϯεಛੑɻthe Q1 magnet (Fig. 23), and it focuses in horizontal and defocuses in vertical. The maximum current is 2500 A with the required power of 156 kW. A small
quadrupole magnet of the size of 1.54 m high and 2.1 m wide was constructed for the second magnet
K+ 粒子を π + 粒子や陽子と識別するために、S-2S 後段に設置する TOF カウンター、エ

1.16: S-2S

16

アロジェルチェレンコフ検出器 (AC、n = 1.06)、水チェレンコフ検出器 (WC、n = 1.33) を使用する。飛跡検出には、4 台のドリフトチェンバー (DC1 - 4) を使用する。
ύΠϩοτϥϯͱͦͷ݁ՌJ-PARC E05 ࣮‫ݧ‬Λ࣮ࡍͷ J-PARC ϋυϩϯ࣮‫ࢪݧ‬ઃͷ࣮‫ݧ‬৚݅Ͱߦ͏͜ͱ͕
17−͔ͱ͍͏͜ͱͷ֬ೝ΍ɺૉաఔ p(K , K + )Ξ− ͷ൓Ԡஅ໘ੵͷσʔλΛ৽ͨʹ͠ɺΞ ϋΠύʔ֩෼ޫ࣮‫࠷ʹݧ‬దͳ K − ཻࢠͷӡಈྔΛܾఆ͢Δ͜ͱͳͲΛ໨
ͯ͠ɺ2015 ೥ 10 ݄͔Β 11 ݄ʹ͔͚ͯɺJ-PARC E05 ࣮‫ݧ‬ύΠϩοτϥϯΛߦ1.3.3 J-PARC E05 実験とその結果
J-PARC E70 実験の実現可能性や素過程 p(K −, K + )Ξ− の反応断面積データの新規取得、入射 K − 粒子の運動量の最適化などの目的のため、2015 年 10 月から 11 月にかけて

J-PARC E05 パイロットランが行われた。この実験で使用し実験セットアップを図 1.14に示す。散乱 K + 粒子の運動量を測定するスペクトロメータとしては、KEK-PS における分光実験で主に使用されていた SKS スペクトロメータを用いた。この実験から得られた
素過程 p(K −, K + )Ξ− の欠損質量スペクトルを図 1.15 に示す。得られた欠損質量分解能は5.4 MeV(FWHM) と、BNL-E885 実験に比べて約 2 倍良い分解能での測定を実現した。また、散乱断面積の入射 K − 運動量依存性を図 1.16 に示す。この結果から、入射 K − の運動量は 1.8 GeV/c が最適であることがこれまでの泡箱のデータに比べ 20 倍多い統計量でもって裏付けされた。

B
BCC4
3

SD
SD C2
BA C 1
BH C
2

TOF
SDC
4
SDC
3

LC

SKS

Target

Q13
Q12

AC

D4

0

3m
Q11

BH1

Q10
BFT

MS2
Q9

Fig. 6.

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

図 1.14: J-PARC E05 実験のセットアップ

18

1−0.2 0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 1.2

m2 (GeV2)

Fig. 8. Particle mass squared obtained from the TOF measurement. The Kaon peak is clearly separated in
the middle of pion and proton peaks.

-

Counts /0.5 MeV

Missing mass p(K , K+) at 1.8 GeV/c
500
400
300
200
100
0
1.3

1.31

1.32

1.33

1.34

1.35

Missing Mass (GeV)<dσ/dΩ>θ<18° (µb/sr)

Fig. 9. Missing-mass spectrum for the p(K −−, K ++)X reaction
at 1.8 GeV/c obtained with a CH2 target. The
図 1.15: 素過程 p(K , K )Ξ− の欠損質量スペクトル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

Present data
3.2 Preliminary Analysis
for the 12 C(K − , K + ) reaction
T. Iijima et al. (1992)
70
The missing mass spectrum of the 12 C(K − , K + ) J.P.Bergereactionet al.
is (1966)
shown in Fig. 11 as a function of
G.Burgen et al. (1968)60−
11et al.
(1969)
negative values of binding energy (B.E.) of Ξ in B.P.M.Dauber
Owing tothelarge momentum acceptance ofEyeball fit (C.B.Dover et al.)the SKS, we were able to50obtain the spectrum in a wide energy range. The largest part of the spectrum∗
comes from the quasi-free
40 production of Ξ’s peaking at about 100 MeV, while the contribution of Ξ

30

9

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 1.16:
素過程 p(K −, K + )Ξ− における散乱断面積の入射 K − 運動量依存性
Fig. 10. The incident momentum dependence of the diﬀerential cross section of the p(K − , K + )Ξ− reaction at
forward angles. The present data is shown in red together with other old data.

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(−B.E. <0) in this vertical scale. A large shift of the quasi-free peak is also due to the large momentum
transfer.
Next we magnify the view in the bound region of Fig. 11, and we plot it in Fig. 12. Here, there
should be no physical processes with a binding energy value larger than about 40 MeV (−B.E.≤ −40
MeV), where the ground state of 12ΛΛ Be exists. Therefore, we think these events in this region shouldbe the background, mostly coming from Kaon decay-in-flight and having almost flat distribution (5counts/ 20 MeV). Then, we observed a significant event excess of about 50 events in the binding
energy region between 0 and 20 MeV (−20 MeV≥ −B.E.≥0 MeV) shown in Fig. 12. This is the samelevel of statistics obtained by the BNL E885 (42-67 events). Above the binding threshold (−B.E.≥
0 MeV), we clearly see a rise for the quasi-free production. The momentum acceptance of the SKS
corresponding to this energy region is almost flat.
From the shape in the binding region, several interpretations are possible with this limited statistics and about 6 MeV energy resolution. One interpretation is that there exist a large tail reflecting
19 the real part of the potential would be shallow.
a large imaginary part of the Ξ− potential. Probably(case (a)) However, such a large imaginary part larger than 10 MeV is not expected in Ξ hypernuclei.
Another interpretation may be that there exist several bound states and the present energy resolution
is not enough to resolve them. (case (b))

第2章

アクティブファイバー標的（AFT）
本章では、アクティブファイバー標的の目的とその概要について述べる。

2.1 目的J-PARC E70 実験では、12 C(K −, K + ) 反応を用いた欠損質量法による Ξ ハイパー核の精
密分光をエネルギー分解能 2 MeV(FWHM) で行う。生成する Ξ ハイパー核の欠損質量 M
は、√
M = (EK − + M A − EK + )2 − p2K − − p2K + + 2p2K − p2K + cosθ(2.1)

と表される。ここで、 EK − 、 pK − は入射 K − 粒子の、 EK + 、 pK + は散乱 K + 粒子のエネル
ギーと運動量、θ は実験室系での散乱角、 M A は標的核の質量を示す。さらに、そのエネ
ルギー分解能 ∆M は、

√
∆M =

(

∂M
∂pK −

)2

(
∆p2K − +

∂M
∂pK +

)2

(
∆p2K + +∂M∂θ)2∆θ 2 + (∆Estrag )2(2.2)と表される。ビームラインスペクトロメータと S-2S スペクトロメータの運動量分解能
として現実的な値（それぞれ ∆p/p = 1.0 × 10−3, 3.0 × 10−4 ）を用いると、目標エネル
ギー分解能 2MeV 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0.804MeV(FWHM) 以下でなければならない。∆Estrag の効果を小さくするため標的厚さを 2.79g/cm2 にした場合でも、∆Estrag = 1.0MeV である。しかし、Ξ ハイパー核の生成断
面積は数十 nb/sr と非常に小さく、このような薄い標的では十分な統計量が得られない。
そこで、我々はアクティブファイバー標的 (AFT) の導入を計画し、設計・開発を進めている。標的兼シンチレーション検出器である AFT を導入することにより、標的中での K

21

Fig. 40.

中間子のエネルギー損失をイベントごとに直接測定する。測定したエネルギーを用いて反応点での K 中間子の運動量を補正することで、エネルギー分解能の大幅な向上を目指す。
そのためには、K 中間子と生成した Ξ ハイパー核からの崩壊で生じる荷電粒子とのシンチレーション光を識別する必要がある。そこで、シンチレーション検出器として、シンチ
レーションファイバーを用いることで、荷電粒子の標的中でのエネルギー損失に起因する

A typical event pattern for the Ξ hypernuclear production event.

シンチレーション光を場所ごとに読み出すことを可能にする。シンチレーション光の大きさを位置ごとに測定することで、粒子の飛跡パターンから粒子識別を行う。もしくは、シンチレーション光と通過距離から荷電粒子の dE/dx を計算し、得られた β の情報をもとに粒子識別を行う。Ξ ハイパー核生成に伴う荷電粒子の β の分布を図 2.1 に示す。

2.1: Ξ ハイパー核生成イベントにおけるβ の分布図。
Ξ ハイパー核からの崩壊粒子でFig. 41. The 図
velocity
β distributions in the Ξ hypernucleus
production
events, including the decay products−(pion and proton).
ある π や陽子も図示している。

In Fig. 42, the missing mass distributions of these hypernuclear events before and after the energy
loss corrections,
2.2taking構成account of the momentum resolution of the spectrometers, are shown. The
missing mass resolution is improved from 4.1 MeV(FWHM) to 2 MeV(FWHM).
AFT は、3 mm 径のシンチレーションファイバーから構成され、ファイバー中の炭素−を標的としてハイパー核の生成を行う。図2.2 に示すように、ファイバーは入射 K ビー
4.5 DAQ, Electronics
and Triggers
ムに直交するように配置する。
本×2)、yy’(162) をそれぞれ俵状に並べた
DAQ systemand components in E70xx’(32will bealmostsame本as× thoseused for present experiments
in K1.8 Beamline. A schematic view of the DAQ system is shown in Fig. 4.5.

2232

（図 2.3）ものを 1 セットとして、入射ビーム方向に計 9 セット重ねる。総ファイバー数は(32×2+16×2)×9=864 本となり、両側からシンチレーション光を読み出すため、総チャン
ネル数は 864×2=1728 ch に上る。

φ3 scintillation fiber ; 864 in total
y

5cm

x

10
c

9c

m

m

K- beam
図 2.2: AFT の概念図x’

100 100

Z

度で測定する。さらに、標的と検出器を兼ね揃えたア
能の分光実験を実現させる。

Zzx
たアクティブ標的の
10 cm
50 50
縦 5 cm× 横 10 cm×
5 cmのファイバーを合計
decay
用い、読み出し回路
00y y’
C である EASIROC
10 cm
光量テストを行い、− 50 − 50
図 2.3: ファイバー並べ方
図 2:
アクティブ標的の構成
イバーとの接合部を 図4:
アクティブファイバー標的の光量が得られると期待される。
概要図（左）とΞハイパー核− 100
ー (RCNP) にて陽子 392 MeVのビームを用いたシン−100−100
イベントの発光パターン（右）−100− 50 − 50 0である。世界最高エネルギー分解能を有する磁気スペクを用い、分散整合条件のもと dE < 100keV(FWHM)
23と発光量の関係と、ファイバーのエネルギー分解能を定は RCNP でのみ実現出来る。申請者は、真空散乱槽
ーを設置するための標的ラダーの作製、ファイバーの

K+

K–

0 50

50

2.2.1

シンチレーションファイバー

シンチレーションファイバーには Saint-Gobain 製の BCF-10SC(ポリスチレン) を使用
する [19][18]。ファイバーはコアとクラッドに分かれており、クラッドの厚さはファイバー直径の 3% である。コアとクラッドの屈折率はそれぞれ 1.60、1.49 と異なるため、コアで発したシンチレーション光のうちコア-クラッド境界面での全反射条件を満たす光だ
けがファイバー両端まで達する（図 2.4）
。シンチレーション光の集光率は、3.4%（ファイバー軸で発生した場合）から 7%（コアとクラッドの境界面で発生した場合）である。使用するファイバーの直径をマイクロメータを用いて測定した。1 m のファイバー 1 本につき５ヶ所、さらにファイバー断面が完全な円形ではないことを考慮して、90◦ 回転させた状態で５ヶ所、計 10 ヶ所の直径を測定した。これを 10 本のファイバーについて行い、最小値は 2.95 mm、最大値は 3.07 mm という結果を得た。

24

mm

=

4%

of

de
and
fiber

y also depends onnd the scintillation
nt-Gobain Crystals'
vents occurring at
the core-cladding
rapping efficiency
cintillation event's

A Typical Round Scintillating Fiber
Scintillating Core n = 1.60

Optical Cladding n = 1.49

3.44% x 2 π strhecore
n of theExtra Mural Absorber (EMA)d to the outer fiber
alk among closely
ly 10 to 15 microns

all signal intensity
length. This effects with short fibers.
light-piping in ther end of fibers cannt response. White
hort fiber imaging

Lost Photon

Particle
21.4°

68.6°

Total Internal
Reflection

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

o 5mm square or
y fiber as pre-cut
ller cross sections),
e properties of our

35.7 °

図 2.4: シンチレーションファイバーの概念図

ons

ay

# of Photons per

, ns

MeV**

Characteristics / Applications

7

~8000

2

Multi-Pixel Photon~8000ファイバーで発生したシンチレーション光は、浜松ホトニクス製のImproved transmission for use in long lengths

7Counter (MPPC)を用いて電気信号に変換する[26]。MPPC はガイガーモード APD をマ~8000
Fast green
scintillator

2.2.2 Multi-Pixel Photon Counter (MPPC)

General purpose; optimized for diameters >250µm

ルチピクセル化した光検出器であり、優れたフォトカウンティング能力を有している。

~7100

3HF formulation for increased hardness

n/a

Shifts blue to green

7n/a

Fast blue to green shifteran/aClear waveguide

AFT には、3 mm のファイバー径に合わせ S13360 シリーズから有効受光面サイズが 3.0mm 四方の S13360-3075PE を使用する [25]。実際の MPPC の写真を図 2.5 に示す。

ected for PMT sensitivity

254図 2.5: MPPC S13360-3075PE

2.2.3 VME-EASIROC
MPPC の信号読み出しには、東北大学で開発された VME-EASIROC モジュールを使用
する [20]。図 2.6 に、VME-EASIROC の側面部分の写真を示す。VME-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 EASIROC チップを 2 枚搭載したモジュールであり、1 台で同時に 64 個のMPPC を制御できる。図 2.7 に EASIROC の内部回路を示す [2]。

26

2.6 ։ൃࣄ߲

ਤ 2.15:Ϙʔυͷଆ໘෦෼ʢࠨʣͱલ໘෦෼ʢӈʣɻEAS
図 2.6:VME-EASIROC
VME-EASIROC の側面部分の写真ͱಉ༷ʹɼ64 ‫ݸ‬ͷ MPPC Λಉ࣌ʹ੍‫͢ޚ‬Δ͜ͱ͕Ͱ͖Δɻ

2.6

։ൃࣄ߲

ຊ‫Ͱڀݚ‬͸ɼ͜ͷΞΫςΟϒඪతͷͨΊͷγϯνϨʔςΟϯάϑΝΠόʔ
ՁɼMPPC ͷબఆɼ͞Βʹࢼ࡞‫ʹػ‬ΑΔҐஔ෼ղೳͷධՁΛߦ͏ɻ·ͣɼ1 ຊ͋ͨΓͷγϯνϨʔςΟϯάϑΝΠόʔͷੑೳධՁΛߦ͏ɻϑޫ෦෼ͱޫ఻ૹͷͨΊͷෆ‫ײ‬૚Ͱߏ੒͞Ε͍ͯΔͨΊɼޫྔͷଟ͚ͩ͞Ͱͳ

ղೳͷઈର஋΋‫ʹ఺؍‬ೖΕͳ͚Ε͹ͳΒͳ͍ɻϑΝΠόʔ 1 ຊ͋ͨΓͷΤω

࣮ଌ͢Δ͜ͱͰੑೳධՁΛߦ͏ɻྫ͑͹ 1.3 GeV/c ͷ K + ཻࢠ͕ 3 mm ͷͨ͠ͱ͖ɼΤωϧΪʔଛࣦͷ࠷໬஋͸໿ 600 keV Ͱ͋Δɻ͕ͨͬͯ͠ɼϑΝ͚ΔΤωϧΪʔ෼ղೳ͕
27 10% Ͱ͋ΔͱԾఆ͢Δͱɼ∆E = 60 keV ͱͳΔΪʔʹରͯ͠ϑΝΠόʔதͰͷΤωϧΪʔଛࣦ͕খ͍ͨ͞ΊɼΤωϧΪʔ෼͢Δʹ͸ɼϑΝΠόʔΛ௨աͨ͠‫ޙ‬ͷཻࢠͷӡಈྔΛߴ͍ਫ਼౓Ͱଌఆ͢Δඞ

Ͱɼߴ෼ղೳଌఆ͕࣮‫͖Ͱݱ‬Δ RCNP ͷ Grand Raiden εϖΫτϩϝʔλ1571

Stéphane Callier et al. / Physics Procedia 37 (2012) 1569 – 1576
S.Callier et al. / Physics Procedia 00 (2011) 000 000

VDD

VHI

Channel 31
Channel 0

in_calib

Hold

Ctest
0.1pF - 1.5pF

calib input
3pF

Ch1 input
Ch0 input

IN
Ch0

GND

Slow Shaper

Read High Gain
Multiplexed
Output

OR32Read1
output VDD+

ONHigh Gain
PreAmp.

25 - 175 ns

analogue buffer

RS or Discri

8-bit DAC
0-5V

15 ns

High Gain
outputGND

c15p

Bipolar Fast
ShaperLow Gainoutputanalogue buffer

Hold

0.1pF - 1.5pF

15pF

OR32Read1
output VDD

25 - 175 ns

3pF
Ch31 input

Read Low Gain

Multiplexed
OutputSlow Shaper

+

1.5pF

Low Gain
PreAmp.

Channel0_trigger

Latch
RS

V_th

DiscriRead

Trigger
Multiplexed
Output32 digital buffer
VHI
outputs
VLO

Trigger31 output
Trigger1 output

Trigger0
output

OR32Read1
outputDigitaloutput

VHI
EN

VLO

digital tri-state buffer

Variable Low
Gain PA (4 bits)

Variable High
Gain PA (4 bits)

LG Slow Shaper

10-bitDAC

Variable Shaping
Time (3 bits)

1
OR32 output
Ch31_trigger

HG Slow Shaper
Variable Shaping
Time (3 bits)

VLO

digital buffer

Common to the 32 channels
GND

Fig. 1. EASIROC simplified schematic

OR32
outputVHI

VLO

図 2.7: EASIROC の内部回路

3. One channel description

EASIROC
内部では、MPPCから入力された正電圧の信号が整形され、外部から入力さ
The analogue
core features
32 channels
embedding an input DAC for SiPM high voltage adjustment
on
4.5V
to
tune
the
sensorgain
channelby channel. Two voltage sensitive preamplifiers allow the
れる HOLD 信号を受けそのタイミングの電圧を保持する。したがって、アナログ信号のrequested dynamic range from 160 fC to 320 pC and are followed by a trigger line made of a fast shaper
ピークで電圧を保持するには適切なタイミングで
and a discriminator. The charge measurement is providedHOLDby two 信号を入れる必要がある。典型
variable slow shapers and two Trackand Hold blocks.
的なピーク HOLD の例を図 2.8 に示す。
3.1. Input DACs

Voltage (V)The chip is foreseen to be connected to an external power supply and to provide a common forward
high voltage to all connected 32 SiPM. Tuning of the applied voltage, channel by channel, is achieved
using a high impedance output 8-bit DAC
DAC linearity
dedicated to each detector power line. A slow
5
control bit permits to use either the 2.5V internal
4,5reference or a 4.5V external reference as
4
dynamic range for this High Voltage tuning.
3,53
These DAC are ultra Low powered (less than
2,51uW) and can sink up to 10μA each. Linearity
2(displayed below) is about ±2%.
1,5
1
0,5

Fig. 2. Input DAC linearity

0
0

50

100

150

200

250

300

DAC

28

図 2.8: HOLD 信号のタイミングで保持される信号。青色の線が HOLD 信号を示し、黄色のアナログ信号がピークのタイミングで電圧が保持されている。

2.3 エネルギー分解能（越川修論）
先行研究 [9] から得られているファイバー 1 本あたりのエネルギー分解能について記す。実験は大阪大学核物理研究センター (RCNP) にて行い、295, 64.6 MeV の陽子ビームを 1 本ファイバーに照射した。ファイバーを通過した後の陽子ビームの運動量は Grand

Raiden(GR) スペクトロメータ (∆p/p ≃ 1/37000) を用いて高精度に解析した。実験の結果得られたファイバー 1 本あたりのエネルギー分解能の結果を図 4.22 に示す。横軸はファイバー中で陽子ビームが損失したエネルギー (∆E ≡ E陽子ビーム − EGR ) である。縦軸はファイバーからのシンチレーション光をもとに測定できるエネルギー損失の分解能である。

J-PARC E70 実験では、K+ 粒子が 1.3 GeV/c でファイバーを通過することが想定され、この場合の 1 本のファイバー中でのエネルギー損失の平均値は 600 keV であり、図 4.22 からこの領域におけるファイバー 1 本あたりのエネルギー分解能は ∆E/E < 10% であることがわかる。この結果から、ファイバー 1 本あたりのエネルギー分解能を ∆E/E = 10%と仮定し、J-PARC E70 実験で使用する厚さ 9 g/cm2 の標的中で Ξ ハイパー核を生成する
シミュレーションを行い、そのエネルギー分解能を評価した結果が図 2.10 である。標的中でのエネルギー損失のふらつきによりエネルギー分解能が 4.1 MeV(FWHM) であった
もの（青い線）が、AFT による補正を行うことで 2 MeV(FWHM) に改善していることが
わかる。

29

結果
σ (E)/E [%]Energyloss of K @ 1.8 GeV/c
K±のエネルギー損失〜0.6
MeV
↓

12

σ(E)/E< 10% in the measurement E region
測定したエネルギー領域ではσ(E)/E
< 10%

10
8
6
4

p 295 MeV
p 64.6 MeV

2
0
0

0.5

1

1.5

2

2.5
3
3.5
4
4.5
Energy Loss (GR) [MeV]

図 2.9: 1 本のファイバーでのエネルギー損失に対するエネルギー分解能11
2018/02/01 修論発表会

2 MeV(FWHM)
4.1 MeV(FWHM)

Fig. 42. 図Missing
massを使って運動量を補正することにより束縛エネルギーのエネルギー分解能
distributions for hypernuclear production before and after the energy loss corrections,
2.10: AFT
taking account of the momentum resolution of the spectrometers.
が回復することを示したシミュレーション結果

30

2.4 開発事項
前節の通り、ファイバー 1 本あたりのエネルギー分解能を実測し、アクティブファイ
バー標的が J-PARC E70 実験で要求されるエネルギー分解能 ∆E/E < 10% を満たすこと
がシミュレーションを通して示されている。しかし、E70 実験で運用するアクティブファ
イバー標的は総数 900 本のファイバーを使用し、両読み 1800 ch の多チャンネル読み出しを行うものである。多チャンネル読み出し下において、アクティブファイバー標的の検出
効率やファイバーごとのシンチレーション発光量のばらつきは自明ではない。また、AFTの目的の一つである荷電粒子の粒子識別において、AFT 内での荷電粒子の飛跡に対するシ
ンチレーション発光量の相関、特に各ファイバーに対する入射位置・角度に応じたシンチ
レーション発光量の変化などは必要不可欠な情報であるが、未だ実測には至っていない。
そこで本研究では、E70 実験で用いる実機の 1/3 にあたる 3 セット分を試作し、東北大学電子光理学研究センター（ELPH）にて 800 MeV/c の陽電子ビームを用いたマルチファ
イバー性能試験を行った。次節では、試作機の詳細について述べる。

2.5 AFT 試作機の設計と製作製作した AFT 試作機の概念図を図 2.11 に、完成品を図 2.12 に示す。xx’yy’ からなる 1
セットを 3 セット重ねたものであり、総ファイバー数は (32×2+16×2)×3=288 本、総チャンネル数は 576 ch である。有感領域は 5 cm H ×10 cmW ×3.6 cmT である。図 2.13 に有感領域の拡大図を示す。

31

Active region

Multi Readout

460 m

m

図 2.11: AFT 試作機概念図
図 2.12: AFT 試作機

図 2.13: AFT 試作機有感領域

32

2.5.1

治具の開発

AFT 試作機の治具製作にあたり、以下に示す 3 通りのファイバー固定方法を検討した（図 2.14）。

• Type A : 2 枚の治具でファイバーを挟む。挟みこむ溝の形は円形。
• Type B : 2 枚の治具でファイバーを挟む。挟みこむ溝の形は矩形。
• Type C : 丸い穴の空いた治具にファイバーを通す。

Type A

Type B

Type C図 2.14: テスト治具断面図

Type A と Type B では、2 枚の治具でファイバーを挟みこむことで、ファイバーがその軸方向にずれるのを抑えることができるという利点があるが、各ファイバーの微小な径の違いによって 2 枚の治具が平行とならず安定してファイバーを固定することができない。
そこで治具の安定性を優先し、Type C のような穴の空いた 1 体の治具にファイバーを通す形式を用いることにした。

2.5.2 MPPC 基板の開発
一般に、多数のシンチレーションファイバーを用いた検出器の場合、シンチレーショ
ン光を読み出す MPPC はより集積している方が望ましい。しかし、多数の MPPC を取りまとめて一つの基板で扱うと、一つの MPPC の不調のために多数の MPPC を無駄にしてしまうことが懸念される。AFT 試作機に取り付ける MPPC 基板の製作にあたっては、

J-PARC E40 実験のビームトラッキング用の検出器 (BFT) に使用されたものを参考にした[11]。図 2.15、図 2.16 に BFT 実機の写真と使用された MPPC 基板の写真を示す。また、
BFT に用いられた MPPC への電圧供給用には図 2.17 に示す中継基板が使用された。
33

ਤ 4.5: Beamline Fibertracker ࣮‫ػ‬ͷࣸਅɻ
図 2.15:
BFT 実機の写真

図 2.16:MPPC 基板の写真
ਤBFT
4.8:で使用された
MPPC ‫ج‬൘ͷࣸਅɻ

PPC ‫ج‬൘ͷઃ‫ܭ‬ਤɻ

ਤ 4.6: Beam line Fiber tracker ࣮‫ػ‬ͷུ֓ਤɻ34

50

ਤ 4.8: MPPC ‫ج‬൘ͷࣸਅɻ
ਤ 4.7: MPPC ‫ج‬൘ͷઃ‫ܭ‬ਤɻ

図ਤ
2.17:
BFT
で使用された中継基板の設計図
4.9:
MPPC
த‫جܧ‬൘ͷઃ‫ܭ‬ਤɻ

これらを参考に製作した AFT 試作機用 MPPC 基板を図 2.18 に示す。また、MPPC 基
板と中継基板の配線図を図 2.19 に示す。中継基盤にのせる抵抗（図中の抵抗値 R）につ
90 Sr からの β
いて、試作段階で 0、50、100 Ω の 3 種類を検討した。それぞれの場合で、
51

線がシンチレーションファイバーを通過した際のシンチレーション光を、試作した MPPC
基板と中継基板で読み出されるアナログ信号を図 2.20 に示す。この結果から、波高の高
い 0 Ω を使うことにした。

35

15cm

図 2.18: AFT 試作機に使用した MPPC 基板の写真。右図は MPPC 基板に中継基板が取り付けられている面を示す。

3 kΩ

RΩ

~ 55 Vਤ 4.10: MPPC ‫ج‬൘ͱத‫جܧ‬൘ͷ഑ઢਤɻ

図 2.19: MPPC 基板と中継基板の配線図
4.3.2‫ࡏݱ‬ͷϏʔϜεϖΫτϩϝʔλʹΑΔೖཻࣹࢠͷӡಈྔղੳ‫ࡏݱ‬ͷ K1.8 ϏʔϜϥΠϯͷηοτΞοϓͰ͸ɺೖཻࣹࢠͷӡಈྔ͸λʔήοτ্ྲྀʹઃஔ͞Εͨ 4 ͭͷϏʔϜϥΠϯνΣϯόʔͷҐஔ৘ใͱɺQQDQQ γεςϜͷ࣓৔෼෍͔Β‫ͯ͠ࢉܭ‬ಘΒΕΔ༌ૹߦྻʹΑͬͯ‫ٻ‬ΊΒΕΔɻQQDQQ γεςϜલஈͷ BC1,2 ͱɺ‫ޙ‬ஈ
ͷ BC3,4 ͰͦΕͧΕ࠷খೋ৐๏ʹΑΓ௚ઢͰτϥοΩϯάΛߦ͍ɺ͜ͷ 2 ͭͷ௚ઢͱ 3 ࣍ͷΦʔμʔͷ༌ૹߦྻΛ༻͍Δ͜ͱͰӡಈྔ͕‫ٻ‬ΊΒΕΔɻ༌ૹߦྻΛ Mt ɺೖཻࣹࢠͷ⃗ in = (xin , yin , dxin , dyin )ɺԼྲྀͰͷҐஔɾ֯౓ϕQQDQQ ্ྲྀͰͷҐஔɾ֯౓ϕΫτϧΛ X
dzin dzin⃗ out = (xout , yout , dxout , dyout ) ͱ͢ΔͱɺҎԼͷࣜʹΑͬͯӡಈྔ͸‫͞ࢉܭ‬ΕΔɻ
ΫτϧΛ X
dzout

dzout

⃗ out = Mt (X⃗ in , δ)X(4.1)

͜͜Ͱɺδ ͸ D Ϛάωοτͷ࣓৔͔Β‫͞ࢉܭ‬ΕΔத৺‫ي‬ಓͷӡಈྔ p0 ͱཻࢠͷӡಈྔ p ͱ
0ͷࠩͰ͋Γɺδ = p−pͱॻ͚Δɻ·ͨɺೖࣹଆͷ χ2K1.8 ͸ҎԼͷࣜͰ‫͞ࢉܭ‬ΕΔɻ
p0
36
⎛
$
%2
$
%2 ⎞
12
24
#
#
⃗
⃗ out )
1
P
−
f
(
X
)
P
−
g
(
X
i
i
in
i
i
⎝
⎠
χ2K1.8 =
Hi
+
Hi
(4.2)
n − 5 i=1
ωi
ω
i
i=13
24
#

(

(a) R = 0 Ω。オ シ ロ ス コ ー プ の 縦 軸 は100mV/ ビン(b) R = 50 Ω。オ シ ロ ス コ ー プ の 縦 軸 は (c) R = 100 Ω。オ シ ロ ス コ ー プ の 縦 軸 は50mV/ ビン
50mV/ ビン

図 2.20: 中期基板の終端抵抗の値を変えた際のアナログ信号。

2.5.3

ファイバー端面加工

AFT 試作機にファイバーを通したのち（図 2.21）、治具の面とファイバー端面が一致す
るように端面を加工しなければならない。ファイバー端面加工の方法として、ニッパで切る方法と、ニッパで切ったのちに研磨剤で磨く方法を検討した。ファイバー端面の状態による集光率の変化を調べるため、今回の試作機では両方の加工方法を採用した。すなわ
ち、AFT 試作機の xx’ 層にあるファイバーの半分を研磨剤で磨き、残りはニッパで切るのみとした（図 2.22）。

37

図 2.21: AFT 試作機にファイバーを通した状態の写真

図 2.22: ファイバー端面の加工手法による違い。左側がニッパで切ったのみ、右側が研磨剤で磨いた状態。

38

第3章

マルチファイバー性能試験
3.1 目的
本実験の目的は、AFT の多チャンネル読み出し下での性能試験である。総数 300 本のファイバーを組み上げた AFT 試作機に 800 MeV/c の陽電子を照射した。ファイバーと入射粒子の相対位置を変えるため、AFT をビーム軸に対して回転または平行移動させて測定を行った。これにより、シンチレーション発光量と検出効率の入射位置・角度依存性やファイバーごとのばらつき、また、ファイバーの組み立て精度、位置分解能の評価を行う。

3.2 実験セットアップ
実験は東北大学電子光理学研究センター (ELPH)[5] の GeV ガンマ照射室にて行なった。
実験セットアップの模式図を図 3.1 に、実際の配置を図 3.2 示す。 電子線形加速器（図3.3）で約 90 MeV まで加速した電子をブースター・ストレージリング（BST リング）と呼ばれる電子円形加速器（図 3.4）に入射する。BST リングでは、入射した電子ビームを最大 1.3 GeV/c まで加速してリング中に蓄積する。BST リングを周回している電子ビー
ムの軌道上に非常に細い炭素ファイバーを挿入することにより、制動放射による高エネル
ギーガンマ線を得ることができる。GeV ガンマ照射室では、ガンマ線をコンバータに照射し、対生成された電子・陽電子を RTAGX（図 3.5）と呼ばれる荷電粒子除去用双極電磁石
で運動量分析することで適当な運動量を持った電子・陽電子を検出器テストに使用することが可能である。本実験では、800 MeV/c の陽電子ビームを使用した。入射陽電子の飛跡検出のため、後述する Small Sciﬁ Tracker (SST) を AFT の前後に 2 台設置した。また 5cm H ×8 cmW ×1 cmT のプラスチックシンチレータ (TS1, TS2) をビーム最上流と最下流に39

図 3.1: 実験セットアップ

約 1 m 離して 1 台ずつ設置し、これらのコインシデンス信号をトリガー信号とした。

40

AFT
SST1
e+ビーム

TS2
SST2

TS1

図 3.2: 実際の実験セットアップの様子

図 3.3: 下流から見た電子線形加速器

41

図 3.4: BST リング

図 3.5: RTAGX

42

3.2.1 Small Sciﬁ Tracker (SST)
粒子飛跡検出器には、図 3.6 に示す Small Sciﬁ Tracker (SST) を導入した。SST は 1 mm
径のシンチレーションファイバーで構成され、ファイバーには Kuraray 製の SCSF-78[10]を使用した。ファイバーは入射ビーム軸と直交するように配置され、俵状に並べられたxx’（30 本 ×2）yy’（30 本 ×2）の 1 セット分からなる。シンチレーション光の読み出しには MPPC を用い、ファイバー径 1 mm に合わせて S13360 シリーズから有効受光面サイズが 1.3 mm 四方の S13360-1375PE を使用した [25]。使ったのはうち 15 本。MPPC の電気信号は AFT 同様 VME-EASIROC を用いて読み出した。SST を AFT の前後に 1 台ずつ、計 2 台設置した。

図 3.6: SST

3.3 データ収集系
図 3.7 に本実験で使用したデータ収集系の模式図を示す。TS1、TS2 で作られたトリガー信号は、Master Trigger Module(MTM) と Receiver Module(RM) を介して各 VME-43

EASIROC モジュールに配られる。このトリガー信号は 2.2.3 節で述べたように ADC のピークホールドタイミングとしても使われる。本実験では、NIM-EASIROC の内部 HVを外部へ出力することにより中継基板を介して MPPC に高電圧源を供給した。

HD-DAQ
Event building
Computer

TS1

MTM

coin
TS2

TDC
stop

busy

Trig
Ev tag

VME crate
Controller
RM
MH-TDCTCP-IP

VME crate
RM
AFT

MPPC signal

VME-EASIROC
1-9

MPPC signal

VME-EASIROC
10-13

SST

trig
(PADC hold)

図 3.7: DAQ

3.4 ゲイン合わせ
本実験のようなマルチチャンネルを扱う場合、各チャンネルでの出力のばらつきが問題となる。ファイバーにおいてはシンチレーション光の発光量やファイバー端への輸送効率
が、シンチレーション光を読み出す MPPC においてはその量子効率や増倍率がばらつきの原因と考えられる。本実験では、信号が EASIROC チップごとに設定される ADC 閾値を超えた時間を表す Time over Threshold (ToT) をチャンネル全体で揃えることでゲイン合わせを行った。ADC 閾値は、オシロスコープで VME-EASIROC の適当なチャンネルの High Gain out を見ながら調整し、全 EASIROC チップに対して 100 mV となるよう設定した。この時に得られる典型的な ToT 分布を図 3.8 に示す。この ToT 分布のピークが全チャンネルについて 40 ch に揃うように各 MPPC にかけるゲインを調整した。ある 1
台の VME-EASIROC モジュールについて、ゲインを変えることにより ToT が揃う過程を

44

図 3.9 に示す。

Number of Entries

678
63.56
18.89

EntriesMean
Std Dev

ProjectionY of binx=44 [x=43.0..44.0]

25

20

15

10

5

0

−40

−20

0

20

40

60

80

100

120

140

TOT [ch]
図 3.8: ToT 分布

45

TOT [ch]

140
120
100

155090
20.1
700
54.52
10.43600
24.18

140
120
100

500

80
60

200

20

150

200

0

100

100

−20

50

−40

−40
0

250

40

300

−20

300

60

20
0

10

20

30

40

50

0

60

0

10

20

30

40

50

TOT [ch]

140
120
100

44411017.04900
46.26
800
9.992
18.92700

ch
68443
17.25
40.15250
7.786
12.4

140
120
100

80

600

80

60

500

60

40

400

40

20

300

20

200

0

100

−20

0

−40

0
−20
−40
10

20

30

40

50

60

Entries
Mean xMean yStd Dev x
Std Dev y

VMEEASIROC_CTOT_3
TOT [ch]Entries
Mean xMean yStd Dev x
Std Dev y

VMEEASIROC_CTOT_3

0

ch

0

60

ch

0

10481616.45
45.03400
8.234350
16.97

80

400

40

Entries
Mean xMean yStd Dev x
Std Dev y

VMEEASIROC_CTOT_3
TOT [ch]Entries
Mean xMean yStd Dev x
Std Dev y

VMEEASIROC_CTOT_3

200

150

100

50

10

20

30

40

50

0

60

ch

図 3.9: 1 台の VME-EASIROC で見た ToT の 2 次元ヒストグラム 。横軸は MPPC のチャンネル。縦軸は ToT 分布。

3.5 測定項目
陽電子のファイバーに対する入射角度を変えるため、AFT を回転台に乗せて測定した。
測定角度は θ = 0◦ 、20◦ 、40◦ 、50◦ の 4 点で測定を行った。また、GeV ガンマ照射室に置かれている架台を使い、陽電子のファイバーに対する入射位置を変えながら測定を行った。BST リングからのビームの取り出し手法を変えることにより、単位時間あたりのビー
ム計数率を変えた測定も行った。BST リングで周回している電子からガンマ線を発生させる時に、その取り出しの早さを変えることで平均的なビーム計数率を変えることが可能である。その違いを図 3.10 に示す。黄色で示される線は BST リングを周回している電子の電流値を表し、緑色の線は制動放射をして周回軌道から外れた電子の電流値を表している。図 3.10a が遅い取り出し、3.10b が速い取り出しの場合で、横軸の単位がそれぞれ 2.0

s、1.0 s となっておりビーム計数率を変えながら測定できることがわかる。

46

(a) 遅い取り出し(b) 速い取り出し

図 3.10: ビーム計数率

47

第4章

解析
4.1 MPPC が光ったとする条件
4.1.1 ADC のゲイン調整
AFT はファイバー両端から、SST はファイバーの一端から MPPC を用いてシンチレー
ション光を読み出している。図 4.1a、図 4.1b にそれぞれの一端にある MPPC から読み出された典型的な生の ADC 分布 (ADCraw ) を示す。各 MPPC チャンネルについて、シンチ
レーション光による信号とノイズを分離するために ADCraw に閾値のカットをかける。しかし、チャンネル毎にペデスタルとシンチレーション光ピークの ADCraw の値 (ADCraw
ped 、
raw
に対して一律にカットをかけるに
ADCraw
peak ) は異なるため、全てのチャンネルの ADC

は、ADCraw の分布に対して適当なゲイン調整を行う必要がある。今回の解析では、各
raw
チャンネルの ADCraw 分布に対し、ADCraw
ped と ADCpeak の値を目で見て大雑把に求め、全チャンネルでペデスタルとシンチレーション光ピークの値が 0 と 1 になるよう、新しい変数 ADC を式ADC ≡ADCraw − ADCraw
ped
raw
ADCraw
peak − ADCped(4.1)

により定義した。図 4.1 で示した ADCraw 分布に対してゲイン調整を行った結果を図 4.2に示す。また、以下では単に ADC と書いた場合には式 4.1 で定義したゲイン調整後の

ADC の値とする。この ADC に対する閾値を ADCthr とする。ADCthr の値は解析の内容により変わる値である。

49

104

103

102

10

1
0

500

1000

1500

2000

2500

3000 raw
3500
ADC

2500

3000 3500
raw
ADC(a) AFT

104
103
102
10

1
0

500

1000

1500

2000

(b) SST

図 4.1: ADCraw 分布

50

105
104
103
102
10
1
−1

−0.5

0

0.5

1

1.5

2

2.5

3
ADC

1.5

2

2.5

3
ADC

(a) AFT

105
104
103
102
10
1
−1

−0.5

0

0.5

1
(b) SST

図 4.2: ペデスタルの位置を 0 に、ピークの位置を 1 にゲイン調整した ADC 分布

51

4.1.2 TDC タイミングカット
次に TDC のカット条件について述べる。SST の典型的な 1 本のファイバーの TDC とADC の 2 次元ヒストグラムを図 4.3 に示す。この図から 400ch < TDC < 430ch の領域をADC

陽電子の通過タイミングに同期した信号であるとした。

3

103

2.5
2
102

1.5
1
0.5

10

0
−0.5
−1
0

200

400

600

800

1000
TDC

1

図 4.3: TDC と ADC の 2 次元相関

4.2 飛跡再構成
SST は片読みのため、各 MPPC が ADC のカットと TDC のタイミングカットの条件を両方満たす時に対応するファイバーが光った (Fire) と定義する。すなわち、

MPPCFire = ADC > ADCthr ⊗ 400 < TDC < 430(4.2)

である。光ったファイバーの中心位置の座標をもとに入射陽電子の飛跡構成を行った。飛
跡再構成の結果を図 4.4 に示す。図 4.4 の左側、右側はそれぞれ検出器群を上空から見た
図、右方から見た図を表す。y 軸正の方向が鉛直下向きを表す。陽電子ビームは下方から入射している。飛跡構成は、x-z 平面と y-z 平面で独立に行った。以下、x-z 平面での構成の方法について述べる。

52

X

Y

SSTDown

AFT

z

z

x

y

SSTUp

図 4.4: 飛跡構成の例。AFT と SST との間隔は省略している。光ったファイバーを赤く、飛跡を青い直線で示してある。

上流側にある SST を SSTUp、下流側にある SST を SSTDown と呼ぶ。x 方向のファイバー層は SSTUp・SSTDown 共に xx’（15 本 × 2）の 2 層、計 4 層存在する。SSTUp のxx’ 層を構成する 30 本のうちいずれか 1 本と、SSTDown の xx’ 層を構成する 30 本のう
ちいずれか 1 本が光った場合にのみ飛跡の再構成を行った。ファイバーの座標にはそれぞれのファイバー中心位置を用いた。さらに、ある 1 層において複数のファイバーが光っていた場合、その層からは 1 本のファイバーのみを採用して飛跡構成を行った。この時、飛跡の候補が複数考えられるが、そのうち最も χ 2 が小さいものを真の飛跡として採用した。すなわち、図 4.5 のように SSTUp の x’ 層において 2 本のファイバー B, B’ が光っていた場合、ファイバーの組み合わせが (A, B, C, D) から構成される飛跡 α と (A, B’, C, D)から構成される飛跡 β が考えられる。今回の解析では、これら 2 本のうち χ 2 が小さい方を採用した。

53z
D

SST Down

C

飛跡α

飛跡β

B

B’

SST UpAx

図 4.5: 1 つの層からは 1 本のファイバーだけを飛跡構成に使用する。

飛跡構成に用いる座標の誤差 σx は、SST に用いた 1 mm 径のファイバー中を陽電子ビームが一様分布すると仮定して、

σx =

SST のファイバー直径1= √ mm
√
12
12

(4.3)

とした。

4.3 AFT の位置合わせ
SST を用いて構成した飛跡情報から AFT の位置合わせを行った。SST で構成した直線と AFT の光ったファイバー中心位置との残差 ∆x を図 4.6 に示す座標 X飛跡 と XAFT を用いて∆x = XAFT − X飛跡(4.4)と計算した。X飛跡 は AFT の各層を構成するファイバーの中心位置を結んだ面と飛跡の交点の x 座標である。また AFT の光ったファイバーとは、ファイバー両端にある MPPC

54

が共に

MPPCFire = ADC > ADCthr ⊗ 400 < TDC < 430(4.5)

を満たすファイバーである。AFT の位置合わせにおいては、AFT・SST いずれの MPPCに対する ADC カットの閾値を ADCthr = 1 とした。ADCthr = 1 は MPPC のシンチレー
ション光ピークであり、陽電子ビームがファイバーの中央を通過したと考えられる。

飛跡
z

Xʼ層
X層
Δx
X飛跡 XAFTx

図 4.6: AFT の光ったファイバーと飛跡の残差 ∆x

得られた残差 ∆x の分布を図 4.7 に示す。図 4.7a は x-z 平面での残差を、図 4.7b は y-z
平面での残差を表す。得られた分布をガウス関数で評価し、スペクトルの中心値を得た。
この結果から AFT の位置を x 方向に-1.21 mm、y 方向に 0.18 mm の補正をかけた。補正後、ガウス関数で評価したものが図 4.8 である。

55

3000

χ2 / ndf
Constant
Mean
Sigma

652.8 / 47
2833 ± 12.7
1.21 ± 0.01
1.344 ± 0.007

2500

2000

1500

1000

500

−2.5

−2

−1.5

−1

−0.5

0

0.5

1

1.5

2
2.5
x residual [mm](a) X 方向の距離

χ2 / ndf
522.3 / 47
Constant
6165 ± 19.0
Mean
−0.1781 ± 0.0035
Sigma
1.296 ± 0.004

6000

5000

4000

3000

2000

1000
−2.5

−2

−1.5

−1

−0.5

0

0.5

1

1.5

2
2.5
y residual [mm](b) Y 方向の距離

図 4.7: AFT の光ったファイバーと SST で構成した飛跡との残差 ∆x56

χ2 / ndf

363.5 / 47
Constant
2906 ± 13.1
Mean
−0.02516 ± 0.00487
Sigma
1.262 ± 0.005

3000

2500

2000

1500

1000

500
−2.5

−2

−1.5

−1

−0.5

0

0.5

1

1.5

2
2.5
x residual [mm](a) X 方向の距離（補正後）χ2 / ndf

527.3 / 47
Constant
6172 ± 19.0
Mean
−0.006256 ± 0.003434
Sigma
1.293 ± 0.004

6000

5000

4000

3000

2000

1000
−2.5

−2

−1.5

−1

−0.5

0

0.5

1

1.5

2
2.5
y residual [mm](b) Y 方向の距離（補正後）

図 4.8: AFT の位置を補正した後の AFT の光ったファイバーと SST で構成した飛跡との
残差 ∆x

57

4.4 AFT の検出効率
AFT の検出効率をファイバーごとに測定した。図 4.9 に示されるファイバー A の検出

z

飛跡

Not Fire

Xʼ層

B

C

X層

Fire

A
Hit

Fire
x

図 4.9: 検出効率の定義

効率 ϵ を、SST を用いて構成した飛跡がファイバー A を通過する事象 (Hit) とファイバー

A, B, C それぞれの光った事象 (Fire) から、(())
n Hit ⊗ FireA ⊕ FireB ⊕ FireC
NFire
( )
ϵ=
=
NHit
n Hit

(4.6)

と定義した。ここで、事象 Hit とは 4.3 で定義した残差 ∆x と、AFT ファイバーの実効的な半径 Radeﬀ から|∆x| < Radeﬀ(4.7)

を満たす事象とした。ただし、飛跡を構成する際に用いる SST ファイバーの Fire 条件である式 4.5 において ADCthr = 0.3 とした。事象 Fire は、式 4.5 と同様に定義できるが、AFT のファイバーは両読みのため両チャンネルの論理積 (FireAND ) と論理和 (FireOR ) が考えられる。そのため検出効率についても ϵAND と ϵOR が定義できる。以下これらを分けて記述する。検出効率 ϵ の標準誤差 ∆ϵ は、 NFire が平均 NHit ϵ 、分散 NHit ϵ(1 − ϵ) の二項分布から得られると仮定し

∆ϵ =

√

NHit ϵ(1 − ϵ)

58

(4.8)

とした。ADCthr = 0.3、Radeﬀ = 1.5 とした時の AFT の検出効率を図 4.10、図 4.11、図1

efficiency

efficiency

4.12 と図 4.13 に示す。

0.9
0.8

0.8

0.7

0.7

0.6

0.6

0.5

0.5

0.4

0.4

0.3

ϵOR

0.3

ϵO R

0.2

ϵAND

0.2

ϵAND

0.1
0

0.1
14

15

16

17

18

0

19
segment#(a) 0 番目の層 (X) における検出効率

1
0.9
0.8

13

14

15

16

17

18

1
0.9
0.8

0.7

0.7

0.6

0.6

0.5

0.5

0.4

0.4

0.3

ϵOR

0.3

ϵOR

0.2

ϵAND

0.2

ϵAND

0.1
0

19
segment#(b) 1 番目の層 (X’) における検出効率

efficiency

efficiency

1
0.9

0.1
5

6

7

8

9

10

0

11
segment#(c) 2 番目の層 (Y) における検出効率

5

6

7

8

9

10
segment#(d) 3 番目の層 (Y’) における検出効率

図 4.10: 1 セット目の各層での検出効率。横軸は各層におけるファイバーを示す。赤色、黒色の点はそれぞれ ϵAND 、ϵAND を示す。

59

efficiency

efficiency

1
0.9
0.8

0.8

0.7

0.7

0.6

0.6

0.5

0.5

0.4

0.4

0.3

ϵOR

0.3

ϵO R

0.2

ϵAND

0.2

ϵAND

0.1
0

0.1
14

15

16

17

18

0

19
segment#(a) 4 番目の層 (X) における検出効率
1
0.9
0.8

13

14

15

16

17

18

1
0.9
0.8

0.7

0.7

0.6

0.6

0.5

0.5

0.4

0.4

0.3

ϵOR

0.3

ϵOR

0.2

ϵAND

0.2

ϵAND

0.1
0

19
segment#(b) 5 番目の層 (X’) における検出効率
efficiency

efficiency

1
0.9

0.1
5

6

7

8

9

10

0

11
segment#(c) 6 番目の層 (Y) における検出効率

5

6

7

8

9

10
segment#(d) 7 番目の層 (Y’) における検出効率

図 4.11: 2 セット目の各層での検出効率。横軸は各層におけるファイバーを示す。赤色、黒色の点はそれぞれ ϵAND 、ϵAND を示す。

60

efficiency

efficiency

1
0.9
0.8

0.8

0.7

0.7

0.6

0.6

0.5

0.5

0.4

0.4

0.3

ϵOR

0.3

ϵO R

0.2

ϵAND

0.2

ϵAND

0.1
0

0.1
14

15

16

17

18

0

19
segment#(a) 8 番目の層 (X) における検出効率

1
0.9
0.8

13

14

15

16

17

18

1
0.9
0.8

0.7

0.7

0.6

0.6

0.5

0.5

0.4

0.4

0.3

ϵOR

0.3

ϵOR

0.2

ϵAND

0.2

ϵAND

0.1
0

19
segment#(b) 9 番目の層 (X’) における検出効率

efficiency

efficiency

1
0.9

0.1
5

6

7

8

9

10

0

11
segment#(c) 10 番目の層 (Y) における検出効率

5

6

7

8

9

10
segment#(d) 11 番目の層 (Y’) における検出効率

図 4.12: 3 セット目の各層での検出効率。横軸は各層におけるファイバーを示す。赤色、黒色の点はそれぞれ ϵAND 、ϵAND を示す。

61

efficiency

1
0.9
0.8
0.7
0.6
0.5
0.4
0.3

ϵOR

0.2

ϵAND

0.1
0
−1

0

1

2

3

4

5

6

7

8

9

10 11 12plane#

図 4.13: 層ごとに平均をとった検出効率。赤色、黒色の点はそれぞれ ϵOR 、ϵAND を示す。

各層の中央に位置するファイバーでの検出効率は外側のファイバーに比べて系統的に下がっている。これは SST で構成した飛跡の傾きによるものと考えられる。傾きを持った
飛跡は ADCthr < 0.3 を満たしながら AFT のファイバーを通過することがあり（図 4.14）、
この場合には Fire 事象とは数えられないため検出効率低下の原因となる。

62

z
飛跡β

飛跡α

SST Down

Xʼ層
X層
ADC < ADCthr
SST Upx

図 4.14: 傾きを持った飛跡と AFT ファイバーとの位置関係

本研究で AFT の前後に配置した SST は AFT よりも有感領域が小さいため、中央から離れた位置にあるファイバーを通る傾きが大きい飛跡は検出することができない（図 4.14の飛跡 β）。結果として、AFT の中央に位置するファイバーには傾きの大きい飛跡が入射し、すり抜けの効果から検出効率が低下する。SST で構成した飛跡について、x-z 平面、

y-z 平面内での直線の傾きをそれぞれ図 4.15、図 4.16 に示す。

63

χ2 / ndf

5202 / 46
Constant
8412 ± 32.2
Mean
0.001538 ± 0.000013
Sigma
0.004411 ± 0.000011

10000
8000
6000
4000
2000
0
−0.02 −0.015 −0.01 −0.005

0

0.005

0.01 0.015 0.02
x par1

図 4.15: x-z 平面内での直線の傾き

χ2 / ndf

7763 / 46

Constant

16000

Mean
Sigma

14000

1.28e+04 ± 3.92e+01−0.0003163 ± 0.0000107
0.004604 ± 0.000009

12000
10000
8000
6000
4000
2000
0
−0.02 −0.015 −0.01 −0.005

0

0.005

0.01 0.015 0.02
y par1

図 4.16: x-z 平面内での直線の傾き

それぞれガウス関数で評価した結果から平均値のまわり ±0.005 の直線を選び、この直線を使って Hit 事象を定義される検出効率を計算した。その結果を図 4.17 に示す。例と64

efficiency

して 7 層目の検出効率を示す。

1
0.9
0.8
0.7
0.6
0.5
0.4
0.3

ϵOR

0.2

ϵAND

0.1
0

5

6

7

8

9

10
segment#

図 4.17: 傾きの小さな直線を選んだ時の検出効率（7 層目）

同じ傾きを持った飛跡に対する検出効率はファイバー間で等しいことがわかる。
次に、検出効率の ADCthr 、Radeﬀ 依存性をそれぞれ図 4.18、図 4.19 に示す。各点はある層における平均をとった検出効率 ϵOR を示す。

65

ϵ OR

1
0.9
0.8
0.7
0.6
0.5
0.4
0.3
0.2
0.1
0

0

0.2

0.4

0.6

0.8

1

1.2

1.4
1.6
ADCthrϵ OR

図 4.18: 検出効率の ADCthr 依存性。各点はある層における平均を示す。

1
0.9
0.8
0.7
0.6
0.5
0.4
0.3
0.2
0.1
0
0

0.5

1

1.5

2

2.5

3

3.5
eff

Rad

図 4.19: 検出効率の Radeﬀ 依存性。各点はある層における平均を示す。

66

4.5 エネルギー分解能
次に、本研究で得られたエネルギー分解能について述べる。図 4.20 に示すような、X層と X’ 層で前後に位置するファイバーを考える。陽電子ビームが AFT に正面から垂直に入射した場合、X 層のファイバー A を通過した距離 PLA と X’ 層のファイバー B を通過した距離 PLB は√

1 − PL2A +√1 − PL2B = 1(4.9)の関係となる。ここで、ファイバーの直径が 1 となるように調整している。

飛跡
z
Xʼ層
X層

PLB

1

B
PLA
A

x

図 4.20: 前後に位置するファイバーにおけるビームの通過距離

陽電子ビームの単位長さあたりのエネルギー損失が一定であるとすると、ファイバー

A, B におけるエネルギー損失の大きさはそれぞれ PLA , PLB に比例すると考えられる。すなわち、ファイバー A, B から得られる ADCA , ADCB の二次元相関は式 4.9 から√√
2
1 − ADCA + 1 − ADC2B = 1(4.10)と考えられる。図 4.21 に図 4.20 の位置関係にあるファイバーの ADC の二次元相関を示す。図中の赤い線は式 4.10 を表す。この二次元相関において、縦軸の範囲を (0., 0.3) と小さい範囲で切り出して横軸に射影したものが図 4.22 である。これはファイバー A の中心付近を通過した場合の ADC 分布に他ならない。800 MeV/c の陽電子がファイバー中心付
近 (3 mm) を通過した場合における、ファイバー中の電子との衝突に起因するエネルギー67

損失の平均値は 500 keV である。ADC の値とファイバーで損失したエネルギー ∆E は比例する（ADC∝ ∆E ）ため、図 4.22 をガウス関数で評価した結果からエネルギー分解能はσE= 29.9 ± 0.6 %E(4.11)

ADCと得られる。

3
104

2.5
2

103

1.5
1

102

0.5
0

10

−0.5
−1
−1

−0.5

0

0.5

1

1.5

2

2.5

3

1

ADC

図 4.21: 前後に位置するファイバーの ADC 相関。赤い曲線はエネルギー損失が通過距離に比例するとした時の理想的な ADC の関係を示す。

68χ2 / ndf
118.4 / 67
333.1 ± 3.4
Constant
Mean
1.011 ± 0.004
Sigma
0.2987 ± 0.0058

5

10

104
103
102
10
1
−1

−0.5

0

0.5

1

1.5

2

2.5

3
ADC

図 4.22: ファイバーの中心付近を通過した場合の ADC 分布

本研究で使用した MPPC は、32 個ごとに同じ MPPC 基板にのっている。同じ基板にのっている MPPC 同士はペデスタルを共有すると考えられるため、ペデスタルは正の相関を持つが、陽電子ビームが通過したイベントでは無相関の関係にある MPPC 同士で ADCの値を引き合うことによりエネルギー分解能の向上が見込める。これをペデスタル補正と呼ぶ。ペデスタル補正に使った組み合わせの典型的な ADC 二次元相関を図 4.23 に示す。

69

ADC

3
104

2.5
2

103

1.5
1

102

0.5
0

10

−0.5
−1
−1

−0.5

0

0.5

1

1.5

2

2.5

3

1

ADC
図 4.23

図 4.21 の横軸と縦軸に示される MPPC に対してそれぞれ個別にペデスタル補正を行なった結果が図 4.24 である。先と同様に縦軸の範囲を (0., 0.3) で切り出して横軸に射影したものが図 4.25 である。ペデスタル補正をした後のエネルギー分解能はσE= 29.8 ± 0.6 %
E
である。

70

(4.12)

ADC

3
2.5

104

2
103

1.5
1

102

0.5
0

10

−0.5
−1
−1

−0.5

0

0.5

1

1.5

2

2.5

3

1

ADC

図 4.24: 前後に位置するファイバーのペデスタル補正後の ADC 相関。赤い曲線はエネル
ギー損失が通過距離に比例するとした時の理想的な ADC の関係を示す。

χ2 / ndf
69.39 / 67344.9 ± 3.5
Constant
Mean
1.005 ± 0.004
Sigma
0.2982 ± 0.0057

5

10

104
103
102
10
1
−1

−0.5

0

0.5

1

1.5

2

2.5

3
ADC

図 4.25: ファイバーの中心付近を通過した場合のペデスタル補正後の ADC 分布

71

第5章

議論と展望
我々は J-PARC E70 実験が始動する 2022 年に向けてアクティブファイバー標的の本作を製作することを検討している。本章では、今回の研究を受けて本作製作時に検討すべき
フィードバック事項について議論する。

5.1 AFT 本作の製作にあたって
まず、ファイバー端面加工について述べる。AFT 本作はファイバーを約 900 本使用するため、両端合わせて約 1800 ヶ所の端面が存在する。これらすべてをニッパで切るのみの場合と研磨剤で磨く場合では作業の進捗に大きな違いが生じる。そこで、ファイバー
端面の削り方が光量に与える影響を調べるため、図 2.22 で示した通りニッパで切るのみのもの（AFT の xx’ 層の左側）とニッパで切ったのちに研磨剤を用いて磨いたものを用意した（AFT の xx’ 層の右側）。図 4.10a、4.10b、4.11a、4.11b、4.12a、4.12b において、

segment#が 15 以下のファイバーは xx’ 層の左側、16 以上のファイバーは xx’ 層の右側を示している。この結果から、ファイバーの端面加工の違いによる検出効率の差は見られな
いことがわかる。したがって、ファイバーの端面はニッパで切る方が作業効率の観点からも良いと結論づけた。
ファイバー１本あたりの読み出しについて、我々はファイバーの両端からシンチレー
ション光を読み出すことを計画している。図 4.13 から読み取れる通り、ファイバー両端のMPPC が Fire したことを要求する場合 (ϵAND ) とどちらか一方が Fire するだけで良い場合(ϵOR ) で著しく検出効率が異なる層があることがわかる。これは、陽電子がファイバーを通過した Hit 事象において、片方の MPPC は Fire しているが他方の MPPC は Fire していない事象があることを意味している。このような Fire の取りこぼしが生じていることは73

図 5.1 からも読み取れる。図 5.1 は、Hit のあるなしにかかわらず典型的なファイバー (8層目の 16 番目) についてファイバー両端の ADC の二次元相関を示したものである。赤い線は ADCthr = 0.3 の閾値を示す。赤い線で区切られる右下の領域は、片方が Fire している一方で、他方がペデスタルに立っているイベントである。両端が Fire しているイベン
ト数に対して、赤い枠で囲った領域と両端が Fire している領域のイベント数の和は比で(47353 + 31383)/47353 = 1.66 であり、これは図 4.13 から得られる ϵOR /ϵAND = 1.55(8 層目) と無矛盾である。このように Fire の取りこぼしをする現象は、ファイバーごとではな
く MPPC の信号を読み出す VME-EASIROC ごとに見られた。原因についてはさらなる精査が必要であるが、少なくともファイバー１本あたりに両側から読み出すことで検出効

ADC率の回復につながることが本研究から明らかとなった。

3
2.5

イベント数 = 47353

2

103

1.5
102

1
0.5
0

10

イベント数 = 31383

-0.5
-1
-1

-0.5

0

0.5

1

1.5

2

2.5

ADC

3

1

図 5.1: 8 層目 16 番目のファイバー両端から読みだしている MPPC の ADC2 次元相関。

また、図 4.13 では 0 層目から 3 層目の ϵOR が他の層に比べて小さい。この原因として• ファイバーの曲率が大きいために、シンチレーション光がファイバー端にあるMPPC まで到達しない• ファイバーごとではなく、同じ VME-EASIROC を共有しているファイバーごとに異なるため、VME-EASIROC に何らかの原因がある74

が挙げられる。今後、詳細な検証行う。

5.2 ノイズの除去
4.5 節で述べたとおり、各ファイバーでのエネルギー分解能はペデスタル補正により向上することが見込まれる。しかし、本研究では、ペデスタル補正をする前（式 4.11）と後（式 4.12）でエネルギー分解能の改善は得られなかった。これは、図 4.23 のようにペデスタルに正の相関はあるものの、そもそもの各チャンネルのペデスタルが広い幅を持つことが原因であると考えられる。本実験では、MPPC 基板から伸びるケーブルの

VME-EASIROC への接触具合の少しの違いでノイズののり方が大きく異なることを確認した。今回は時間の都合上、場当たり的に対処をしたが、J-PARC E70 実験に向けて具体的な対策を講じることは今後の重要な課題である。

75

第6章

まとめ
J-PARC E70 実験における Ξ ハイパー核精密分光に向け、高エネルギー分解能・高統
計測定を実現の要であるアクティブファイバー標的の開発を進めている。E70 実験で用いる実機の 1/3 にあたる試作機を設計・開発し、東北大学電子光理学研究センターで800MeV/c の陽電子ビームを用いたマルチファイバー性能試験を行った。試験の結果、ア
クティブファイバー標的の検出効率は 95 % 以上に達することが確認できた。検出効率の低いファイバーについて、この傾向はファイバー一本当たりではなく層や読み出しの同じファイバーごとにまとまった振る舞いをすることがわかった。また、ファイバー両端についた MPPC のうち片方だけが光るイベントが存在することが判明し、ファイバーの両読みが必要不可欠であることがわかった。前後に位置するファイバー同士の発光量から求めたエネルギー分解能は、σE /E = 30% と先行実験ほどのエネルギー分解能 (σE /E = 10%)は得られなかったが、これはペデスタルの太さが原因と考えられる。そのため、E70 実験においてもノイズの低減が最重要課題であることが明らかとなった。
今後の展望として、本実験で測定したデータの解析を進めることにより、検出効率のビーム計数率依存性やファイバー発光量から求まる位置分解能、クロストークの有無などの基礎情報の取得を考えている。この結果をもとにシミュレーションを行い、E70 実験で必要となる粒子識別のアルゴリズム開発を行う。また、これと並行して E70 実験で用いる実機の製作を進める。

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謝辞
修士課程に入り最前線の研究に取り組む中で、多くの方にお世話になりました。この場を借りてお礼申し上げます。
指導教官である永江知文教授には、研究への取り組み方や何事にも己の芯を持って真摯に向き合う姿を学ばせていただきました。研究を進めるにあたって、私の意思を尊重しながらも、道に迷った時にはそっと声をかけていただき、的確なご助言やご指導をいただきました。また、日頃も体調を気にかけてくださるなど、その御心つかいには感謝が尽きません。E70 実験の成功に向け日々精進してまいりますので、これからも何卒よろしくお願い申し上げます。後神利志助教は、居室が同じこともあり日頃から多くのご指導をいただ
きました。私の初歩的な疑問にも丁寧に答えてくださり、また、研究生活に関するご助言をいただくなど、研究生活を前向きに進める大きな支えとなっています。同じ研究グルー
プの先輩である金築俊輔氏は、修士一回の配属前からお世話になっており、夜遅くまで議論に付き合っていただくことがたくさんありました。七村拓野氏は遠隔地にいるにも関わらず、京都での私の研究生活のことを気にかけてくださいました。本実験が遂行できたのも七村氏のご助力があればこそと思っております。鈴木一輝氏は普段の何気ない悩みや他愛もない話に付き合っていただき心の拠り所となっています。みなさま、たいへん感謝しております。
東北大学の三輪浩司准教授、永尾翔助教、坂尾珠和氏、また高エネルギー加速器研究機
構の赤澤雄也氏には、マルチファイバー性能試験の準備や本実験にあたり多大なるご助力をいただきました。特に三輪氏には、他大の学生であるにも関わらず実験を遂行するためのご指導をいただき、感謝が尽きません。研究室のメンバーである梅崎英一氏、片山一樹
氏、大橋翼氏、豊田峻史氏には東北大学での実験に夜遅くまで付き合っていただきました。寒い中の実験にも関わらず、手伝っていただき大変感謝しております。
そのほかの研究室の方々にも一人一人感謝の思いを伝えたいところですが、紙面と時間の都合上、まとめてお礼申し上げます。個性豊かな面々と日々を過ごせていることは人生79

に置いて掛け替えのない財産だと感じております。これからももうしばらくよろしくお願
いいたします。
最後に、これまで最も長く支えてくれている家族にも感謝の意を表します。多くは言わずただひっそりと見守り、私の意思の赴くままにさせていただいていることに、筆舌に尽くし難い感謝の気持ちを抱いています。本当にありがとう。

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