157

■研究紹介

KASKA
原子炉による精密 θ13 測定計画1
東北大学大学院 理学研究科 ニュートリノ科学研究センター

末 包

文 彦

for KASKA グループ
suekane@awa.tohoku.ac.jp
2004 年 11 月 29 日

1.

はじめに

2.

物理的背景

ここ数年ニュートリノ振動の実験的研究は急速に発展し

ニュートリノは、クォークと同じように、フレーバー固つつある。1998 年にスーパーカミオカンデ（SK）グループ

有状態と質量固有状態が牧-中川-坂田（MNS）行列で混合が大気ニュートリノ振動の発見を発表したこと[1]を皮切りしていると考えられる。

に、2001 年にはカナダの SNO と SK の結果を組み合わせることで太陽ニュートリノのフレーバーが変化していることが確認され[2]、2002 年にはカムランド（KamLand, KL）が
基線長 180km での原子炉ニュートリノの欠損を確認した[3]。
さらに、今年になって K2K 実験が加速器で生成した ν µ を使い、基線長 250km で SK が発見した大気ニュートリノ振動を確認した[4]。また、SK[5] と KL[6] が精度を増し、L/E
分布中で振動パターンの確認を行うに至った。
これらの測定により、現在ニュートリノに伴った、7 つのパラメータ（ m1, m2, m 3 , θ12, θ13, θ23 , δ ）のうち、4 種の組み合わせが測定されたことになる。残る重要な課題は、未だに有限値が得られていない最後の混合角 θ13 、レプトンセク⎛ ν ⎞⎟ ⎛⎜U e 1 U e 2 U e 3 ⎞⎟⎛ν ⎞⎟⎛ν ⎞⎟⎜ e⎟ ⎜⎜ 1⎟⎟⎜ 1⎟⎟⎟⎜⎜⎜ ⎟⎟⎟⎜⎜⎜ ⎟⎟ ⎜⎜⎜⎜⎜ ⎟⎟
⎟
⎟
ν
ν
ν ⎟
U
U
U
U
=
≡
⎜
⎟
⎜⎜ µ ⎟⎟ ⎜ µ1
µ2
µ 3 ⎟⎜ 2 ⎟MNS ⎜ 2 ⎟⎜ ⎟⎟⎟⎟⎜⎜ ⎟⎟⎜⎜⎟⎜⎜⎜⎝ν τ ⎠⎟⎟⎟ ⎜⎜U
⎜
⎜
ν
ν
⎟
⎝⎜ 3 ⎠⎟⎟⎜⎝ τ 1 U τ 2 U τ 3 ⎠⎟⎟⎝⎜ 3 ⎠⎟ここに、 νe , ν µ , ν τ はフレーバー固有状態、 ν1, ν 2, ν 3 は各々m1, m2, m 3 の質量をもつ質量固有状態を表す。
この MNS 行列は一般に次のように表わすことができる。
⎛⎛100 ⎞⎟⎟⎜⎜ c13
⎜⎜
⎟
⎜
⎟⎜⎜
U MNS = ⎜⎜⎜0 c23 s23 ⎟⎟⎜⎜ 0
⎟
⎟⎟⎜⎜
⎜⎜
⎟⎟⎝⎜⎜−s13e −iδ⎜⎜⎝0 −s23 c23 ⎠⎟⎜⎞0 s13e iδ ⎟⎟⎛⎜ c12 s12⎟⎟⎜⎜
1
0 ⎟⎟⎟⎜⎜⎜−s12 c12⎟⎟⎜⎜
0
0 c13 ⎟⎟⎟⎠⎜⎜⎝ 0
⎟

0⎞⎟⎟
⎟⎟
0⎟⎟
⎟⎟
1⎠⎟⎟⎟
⎟

ターの CP 非保存パラメータ δ 、ニュートリノ質量の絶対ここに、 s12, c12 などは、それぞれ sin θ12, cos θ12 などを表す。

スケールなどの測定である。

現在スーパーカミオカンデと K2K による ν µ → ν τ 振動の測

KASKA 実験では、世界最大の原子力発電所である柏崎刈羽原子力発電所から発生する反電子ニュートリノを、改良を加えたニュートリノ検出技術をもちいて測定し、比較的小規模の実験で精密に sin2 2θ13 の測定を行うことを主目的としている。もし、KASKA で有限の sin2 2θ13 が測定されれば、将来の加速器実験での δ の測定に道を拓くことになるという意味でも、この実験は重要である。

1

2
定により、 m23
∼ 2.5 × 10−3 eV2 , sin2 2θ23 ∼ 1 が測定されている[5]。ここに、 ∆mij2 = m 2j − mi2 である。一方、カムラン
ドと太陽ニュートリノ実験を組み合わせることで
2∆m12∼ 8 × 10−5 eV2 , sin2 2θ12 ∼ 0.8 が測定されている[6]。また 、 原 子 炉 ニ ュ ー ト リ ノ を 用 い た CHOOZ 実 験 が 、
2∆m13= 2.5 × 10−3 eV2 の場合、 sin2 2θ13 < 0.15 の上限値を出している[7]。これらの測定から、現在 MNS 行列は、

KASKA 計画のウエブサイトは http://kaska.hep.sc.niigata-u.ac.jp/ です。また、タイトルの左端の図は KASKA のロゴで、「 νe → ν τ 振動により最後のニュートリノ振動角 θ13 を測定して、CP violation δ の測定への道を拓く」という意味を表している（ δ の文字はパリティが反転している）。

158⎛0.7 0.7 < 0.2e iδ ⎞⎟
⎜⎜
⎟⎟
⎜
⎟
U MNS ∼ ⎜⎜⎜0.5 0.5
0.7 ⎟⎟⎟⎟⎜⎜⎜⎜⎝0.5 0.5
0.7 ⎠⎟⎟⎟⎟で、 β 崩壊を繰り返して安定な原子核になって行く。このβ 崩壊 1 回当たり 1 個の反電子ニュートリノ（ νe ）が生じることになる。核分裂によって生じた核分裂片原子核は安定核になるまで、合わせて平均 6 回程度の β 崩壊を起こすであることが分かっている。このように、ニュートリノのため、核分裂 1 回当たり平均 6 個の νe が生じることになる。

混合パターンはクォークのそれと大きく異なっている。こ一方、1 回の核分裂当たり約 200MeV のエネルギー解放がれはなぜだろうか？ さらに、ニュートリノの混合の中でも、あるため、電気出力 1GW（熱出力 3GW）の一般的な原子

U e 3 だけがなぜか小さい。素粒子の統一理論はこれらの特異炉の場合、毎秒 6 × 1020 個の νe が生じていることになる。ニな現象を説明する必要があり、このことが統一理論を作る際の有力な手掛かりになる可能性がある。そのため θ13 がどれだけ小さいかを測定して、MNS 行列の各成分の大きさを確定しておくことは重要である。
δ は、クォークの場合と同じように、レプトンの反応中での CP violation を引き起こすパラメータである。今のところ、この値はまったく分かっておらず、将来のニュートリノ研究の最重要課題の一つとなっている。MNS 行列中、

ュートリノのエネルギースペクトルは核分裂生成物の β 線の測定データなどを元に計算され、ニュートリノ検出数として 2.5% の精度で知られている[9]。
原子炉ニュートリノの検出は普通液体シンチレーターを利用して行う。液体シンチレーターは有機溶媒からなっているので、水素原子を豊富に含む。原子炉ニュートリノが液体シンチレーター内部の陽子と衝突すると、逆 β 崩壊反応を起こして陽電子と中性子を発生する。

δ は sin θ13e iδ の形で入っているため、その測定可能性は、図νe + p → e + + n

1 のように θ13 の大きさに大きく依存することになる。そのこの反応は中性子の β 崩壊の逆反応であり、原子炉ニュー意味でも、 θ13 の測定は非常に重要である。

トリノの場合、反応の q 2 が小さいので、反応断面積は中性子の寿命と密接に関連づけられ、0.2% の精度で知られている[10]。
図 2 にこの反応を引き起こすニュートリノのエネルギー
スペクトルを示す。

図1

将来の加速器実験での sin δ の検出感度と sin 2 2θ13 の関係[8]後 で 述 べ る よ う に 、 KASKA の 検 出 感 度 は 、

sin2 2θ13 ∼ 0.02 なので、もし KASKA で有限の値が確認された場合、将来の加速器実験で sin δ が測定できる可能性は大きいことになる。

3.

原子炉 θ13 実験

3.1

原子炉ニュートリノとその検出

図2

ニュートリノのエネルギースペクトル（b）原子炉ニュートリノのエネルギースペクトル（c）逆 β 崩壊反応断面積（a）観測されるニュートリノのエネルギースペクトル

原子炉内では、ウランやプルトニウムが中性子を吸収し、2 つの原子核に分裂することで、エネルギーを発生している。核分裂により生じた原子核は、一般に中性子過剰なの（=(b)×(c)）

参考文献[11]より。

159
この図から、検出される原子炉ニュートリノの典型的なエΦ13 ∼ネルギーは約 4MeV であることがわかる。陽子の質量は原
子炉ニュートリノのエネルギーに比べ桁違いに大きいため、その反跳によるエネルギー吸収はほとんどなく、生じた陽

2
2
∆m12
L
∆m12
π
=
Φ13 ∼ 0.05
, Φ12 =
2
4E
∆m13
2

になり、 Φ23 = Φ13 − Φ12 ∼ Φ13 などから、

電子の運動エネルギーは、元の νe のエネルギーからこの反P (νe → νe ) = 1 − sin2 2θ13 sin2 Φ13 + O(10−3 )応が生じるために必要なエネルギー1.8MeV を引いたものになる。つまり L=1.8km でニュートリノ欠損を測定するこになる。さらに陽電子は、周りの電子と消滅反応；と に よ り 、 純 粋 な sin2 2θ13 を 測 定 で き る こ と に な る 。

e + + e − → 2γ (0.511MeV)

sin2 2θ13 は CHOOZ の実験で 0.15 より小さいことがわかっを起こすため、信号のエネルギーは陽電子の運動エネルギているため、図 3 に示されるように、この欠損は最大でもーに対消滅のエネルギーの 1.0MeV を加えたもの、即ち、νe

15% 程度しかない。そのため、KASKA では様々な方法をのエネルギーから 0.8MeV を引いたものになる。

用いて測定精度 1% か、それ以上の精度でニュートリノ欠損

Esignal = E ν − 0.8MeV>1.0MeVを測定することを目標にしている。

ここで重要なことは、陽電子の対消滅反応によりニュート

さらに柏崎刈羽原子力発電所から 10km や 50km の場所

リノ信号のエネルギーは必ず 1.022MeV より大きいことでに検出器を設置し、KASKA を near detector として θ12 ,ある。イベントセレクションのエネルギーthreshold をこの

2
2
∆m12
や ∆m13の精密測定など、図 3 の電子型ニュートリノ

エネルギー以下にすることで、この反応に対する efficiency

振動の全体像を解き明かすという発展性もある。

を 100% にすることができ、イベントセレクションに関連した誤差をなくすことができる。

3.2

3.3

sin 2 2θ13 の測定誤差を小さくする方法

実際の実験を行う場合、原子炉から距離 L 離れた場所で原子炉ニュートリノの振動期待されるイベント数 µobs は、三世代を考慮した場合、反電子ニュートリノの振動は一µobs = εN p ∫ (1 − sin2 2θ13 sin2 Φ13 )σν p (E )般に、P (νe → νe )
2
13

2 2 2
13 12 12

2

2 2
13 12

2

2 2
13 12

2

= 1 − 4c (c s c sin Φ21 + s c sin Φ31 + s s sin Φ 32 )と表される。ここに、Φij = ∆mij2 L /(4E ) などは、νi と ν j の2

質量差による振動の位相を表す。 sin 2θ13 = 0.1 の時、反電子型ニュートリノの振動の様子を図 3 に示す。

n ν (E )dE
4πL2= µ0 (1 − sin2 2θ13Λ(L))になる。ここに、 N p はターゲットとなる陽子の数、 ε はイベントセレクションなどの efficiency、 σν p は逆 β 崩壊反応の反応断面積、nν は原子炉から発生しているニュートリノ
の数を表す。また、µ0 ≡ εN p ∫ σν p (E )n ν (E )dE
4πL2

は振動がない場合に期待されるニュートリノイベント数、∫ σ(E )n (E )sin Φ dE
∫ σ(E )n (E )dE
2

Λ(L) ≡

ν13

ν

は原子炉ニュートリノのエネルギースペクトルを考慮に入れたニュートリノ振動による欠損確率を意味する。
実際に実験をやって測定されたニュートリノイベント数
図3

三世代を考慮した電子型ニュートリノ振動

2
カムランドでは L ∼ 180km で、 ∆m12による振動を観測
2
13

したのに対し、KASKA では L=1.8km で、 ∆m による振動を測定する。 L=1.8km では、を N obs とすると、 sin2 2θ13 の測定値は、

sin2 2θ13 =

N ⎞
1 ⎛⎜
⎜1 − obs ⎟⎟⎟⎜µ0 ⎠⎟⎟
Λ(L) ⎝⎜

160となる。これが、有意に 0 より大きければ、 θ13 の有限値を

sin2 2θ13 =

測定したことになる。この時 sin2 2θ13 の測定誤差は、その絶対値が小さいので、
δ(εN p ) δ(σν pn ν )1 ⎛⎜ 1δL ⎞⎟⎜⎜δ sin2 2θ13 ≈⊕⊕⊕ 2 ⎟⎟
Λ(L) ⎜⎝ N obs
εN pσν pn νL ⎠⎟⎟となる。このため Λ(L) の大きさに反比例して測定精度はよ2= 2.4 × 10−3 eV2 [5]の時の Λ(L) を示す。
くなる。図 4 に ∆m13

2
1 ⎛⎜⎜ ⎜⎛ N obs ⎟⎟⎞⎛⎜ ε′N p′ ⎞⎟⎟⎛⎜ L ⎞⎟ ⎞⎟⎟⎟⎟⎜⎝ ⎠⎟⎟ ⎟⎟⎜⎜1 − ⎜⎜⎜ ′ ⎟⎟⎜⎜
Λ(L) ⎝⎜ ⎝ N obs ⎟⎠⎜⎝ εN p ⎠⎟ l ⎠⎟になり、誤差は、

δ sin2 2θ13 =∆ (εN p )δ(L / l )⎞⎟⎟
1 ⎜⎜⎛ 1
1
+
⊕
⊕2
⎟
⎜⎜
′
εN p
(L / l ) ⎠⎟⎟Λ(L) ⎜⎝ N obs N obsとなる。
ここに、 ∆ は検出器間の差を表す。NEAR と FAR の検出器は同一構造をもつため、検出効率とターゲット陽子数の差は小さい。原子炉内での燃焼の重心位置も 20cm 以下の精度では知ることができるため、 L / l から来る誤差は0.1% 以下になる。KASKA の場合、原子炉が多くあり L / l
も各原子炉で異なるために、系統誤差の相殺が完全でなくなるが、7 章で説明するように、この効果は 0.2% 以下になる。また、実際には 400m でもニュートリノ振動が若干生じているため、 sin2 2θ13 の誤差も相対的に 15% 程度悪化す
るが、影響は小さい。

4.
図4

原子炉ニュートリノのエネルギースペクトルを考慮した
振動量

KASKA 実験

KASKAと は 、 実 験 で 使 用 す る 柏 崎 刈 羽（KAShiwazaki-KAriwa）原子力発電所の略である。KASKA
実験では、世界最大の原子力発電所である柏崎刈羽原子力

ベースラインが 1.8km 付近で Λ が最大になっているため、発電所（熱出力 24.3GW）から、振動が最大になる 1.8km

このベースラインで実験することが最適である。CHOOZ

付近の距離で、原子炉ニュートリノ（ νe ）の欠損を測定すの 1km では、まだ十分振動していなかったことになる。パ

る[13]。図 5 に現在世界で計画されている sin2 2θ13 測定実験

ラメータの誤差のうち、検出効率 ε の誤差と原子炉が発生しているニュートリノ数 n ν の誤差はいずれも 1% 以上あるに使用される原子力発電所の熱出力を比較する。柏崎刈羽原子力発電所のパワーが突出して大きいことがわかる。

ため、このままでは系統誤差を 1% に押さえることは不可能である。そのため、KASKA ではニュートリノ振動の十分小さい 400m の距離で同じ構造をもつニュートリノ検出器（NEAR）によりニュートリノのスぺクトルを高統計で精密に測定し、それに対する 1.8km の FAR 検出器でのニュートリノ量の測定を行う。この NEAR/FAR の比較で系統誤差を相殺するアイデアは、KASKA 発足以前からロシアのKrasnoyarsk グループが提唱していた[12]。
NEAR の原子炉からの距離を l とすると、そこで測定されるイベント数は、小さなニュートリノ振動を無視した場
合、ε′N p′ ∫ σν p (E )n ν (E )′dE = N obs
4πl 2

図5

原子炉 θ13 実験の候補となっている原子力発電所の熱出力発生するニュートリノの量は原子炉のパワーにほぼ比例になる。ここに、ダッシュ（′）は前置検出器であることをするため、原子力発電所のパワーは、加速器でいうとルミ表す。 σν p , n ν は NEAR/FAR で共通であるため、その効果

ノシティに相当する重要なパラメータである。ルミノシテは相殺され、結局、ィが高いことで、KASKA では同じ検出器の条件で他の実161
験計画より S/N がよく、統計精度の高い結果を出すことが由は以下のとおりである。原子炉 θ13 実験ではベースライン

できる。柏崎刈羽原子力発電所を運営している東京電力はがほとんど決まっているために、ちょうどよい場所に必要

この種の基礎科学に理解があり、この秋に発電所敷地内でな高さの山が存在することはあまり期待できない。特に前行ったニュートリノ実験を前提としたボーリング調査でも置検出器は原子炉からせいぜい数百メートルの位置でなけ

様々な面で協力していただいた。原子炉ニュートリノを使ればならないので、条件はさらにきびしくなる。一方、立った実験の場合、原子力発電所の協力が得られることが必

坑を掘れば、前置検出器を含め、理想的な場所と深さに検要条件の一つとなるが、この点に関しては KASKA 実験で出器を設置できる。必要な深さもせいぜい 200m 程度で、は問題がない。

この程度の立坑はさまざまな所で作られており、技術的に図 6 に柏崎刈羽原子力発電所の航空写真と原子炉と検出も問題はない。

器の相対位置を示す。柏崎刈羽原子力発電所には 7 基の原

図 7 に現在検討中の立坑の構造を示す。土圧に耐えるた子炉があり、それらが 4 基のグループと 3 基のグループかめ、周辺のコンクリートの厚みは 40cm ある。工法は一回らなる二つのクラスターを作っている。二つのクラスターに数メートルずつ掘り下げるショートステップ方式である。

間の距離は 1.5km 程度あるため、前置検出器はそれぞれの検出器周辺の地質は平均比重 1.75、含水率 35% 程度の泥岩

原子炉クラスターの前に二つ（NEAR-A、NEAR-B）必要からなる。

となり、FAR と合わせて合計三台必要になる。

図7

KAKSA-FAR の立坑の構造

図 8 に深度と宇宙線のフラックスの関係を示す。深さ200m に設置することで、CHOOZ の場合より、地中を通って来る宇宙線量を減らすことができる。立坑の特徴として
頭上には空間部分があり、この部分を通って直接検出器ま柏崎刈羽原子力発電所の写真とニュートリノ検出器の位置で到達する宇宙線もあるが、その量は全体の 1/4 程度であ

写真は、http://www.tepco.co.jp/kk-np/report2000/overview/

る。この宇宙線は垂直に飛来するために、検出器の上下に

図6

index-e.html より。

宇宙線の位置検出装置を置くことでトラッキングすることができ、スパレーションバックグラウンドの評価に使用でNEAR の距離は、原子炉から平均 400m 程度である。ニきる。

ュートリノ検出器は、宇宙線バックグラウンドを遮るため、

NEAR では、ニュートリノの量が FAR の 10 倍あるため、

FAR は約 200m の深さに、NEAR は約 70m の深さに設置

宇宙線の量も約 10 倍になるよう深度を 70m とする。これする。地下実験室は、内径 6m の立坑を掘り、その中に設は宇宙線とニュートリノの比を NEAR と FAR で同じにし置する予定である。トンネルではなく、立坑を利用する理て、データを比較する際に宇宙線起源のバックグラウンド162
を近似的に相殺するためである。検出器周囲の泥岩中に多く含まれている水の水素原子核のため、泥岩自身の単位重量当たりの中性子阻止能は岩石より高い。これは高速中性
子バックグラウンドに対し有利であると考えられる。

図9

図8

KASKA 検出器

深度と宇宙線量の関係

図の中の‘penetrate’ は地中を通って来る宇宙線量を、‘direct’ は
空気中を通り直接真上から飛来する宇宙線量を示す。

5.

KASKA ニュートリノ検出器

KASKA 実験では、ニュートリノイベントの測定精度を1% 以下にしなければならないため、ニュートリノ検出器のデザインコンセプトは、イベントセレクションの efficiency
をカットのパラメータの誤差にほとんどよらなくすることなどである。図 9 に KASKA 検出器を示す。KASKA 検出

図 10

原子炉ニュートリノ反応の模式図

器は、カムランド[3]、CHOOZ[7]、アメリカの原子炉実験

PaloVerde[10]の特徴を組み合わせたものになっている。
ニュートリノターゲットは 0.1% のガドリニウム（Gd）
入りの液体シンチレーター（Gd-LS）である。原子炉ニュートリノと液体シンチレーター中の陽子との逆 β 崩壊反応； νe + p → e + + n で生成された中性子は、周囲の陽子と衝突しながら減速し、熱中性子化した後 Gd に吸収される。Gd は熱中性子の吸収断面積が安定な元素中最大で、吸収後全エネルギー約 8MeV の何本かの γ 線を発生する。図10 にこの反応の模式図を示す。
自然に存在する放射性元素からのバックグラウンドのエ
ネルギーは 5MeV 以下なので、この中性子信号はほとんど

バックグラウンドフリーとなる。中性子が吸収されるまでの平均時間は約 30µs あるため、陽電子信号とこの中性子信号は時間的に区別することができ、ニュートリノの同定の際、この二種類の信号を要求することで、バックグラウン
ドをさらに厳しく排除することができる。このテクニック
は遅延同時計測（delayed coincidence）と呼ばれ、1956 年にライネス達の原子炉ニュートリノの検出を成功に導き、
カムランドのデータをほぼバックグラウンドフリーにした。
ニュートリノのイベントセレクションでは系統誤差の入りやすい fiducial cut は行わない。Gd は、ニュートリノター
ゲット液体シンチレーターにしか含まれていないため、Gd信号により fiducial volume を定義できることになる。

163
液体シンチレーターは、PaloVerde 実験が使用したものが期待される。これは、ニュートリノ信号のエネルギーカ（1,2,4-トリメチルベンゼン（ C 6H 3 (CH 3 )3 ） 36% ＋ミネラル

ット 0.7MeV で、 100% に近い efficiency を得るには十分なオイル（ (CH 2 )n ） 60% ＋アルコール（ 4% ）の溶液に主発エネルギー分解能である。

光剤の PPO と波長変換剤を混ぜ込んだもの）と同様のもの

KASKA-FAR では、すべての原子炉が運転中の場合 1 日

を 使 用 す る 。 発 光 量 は 56% ア ン ト ラ セ ン 相 当に 50events の原子炉ニュートリノイベントが検出される。

（8,500ph/MeV）であり、発光波長 440nm での光減衰長は

原子炉の運転効率を 80% 、検出器の detection efficiency を

11m より長いため、KASKA 検出器のサイズでは光の吸収80% 、live time を 90% とした場合、3 年間で約 30,000 イベ

は小さい。

ントの有効なニュートリノイベントが得られることになる。

PaloVerde 実験の液体シンチレーターで使用されている
有 機

Gd

は 、 gadolinium

2-ethylhexanoate ；NEAR では、両方合わせて 3 年間に 600,000 イベントの原
子炉ニュートリノを観測する。したがって、統計誤差はGd (CH 3 (CH 2 )3CH (C 2H 5 )CO2 )3 ⋅ xH 2O であり、安定性に問題

0.6% となる。これは、世界最高の原子炉ニュートリノサンがあった CHOOZ 実験の液体シンチレーターで使用された

プル数になる。

ガドリニウム塩（ Gd (NO3 )3 ）とはまったく別のものである。

ニュートリノターゲットの液体シンチレーターは、半径

PaloVerde 実験では、Gd 入りの液体シンチレーターをアク1.1m の球を上下に分割して、その間に高さ 1.2m、半径 1.1m

リル製の容器に入れ、数年にわたって問題なく使用していのシリンダーを挟んだ形をしている。体積は 10m 3 で重さはた。われわれも Gd-LS の安定性の問題は十分認識しており、

約 8 トンになる。容器は紫外線透過型のアクリルで作る。

様々な方法でテストを繰り返しているが、今のところいず
れも大きな悪化は認められていない。PaloVerde タイプの
液体シンチレーターは、市販の 0.5% Gd 入り液体シンチレーター（BC521）を有機溶媒で希釈して作る。その際、元の液体シンチレーターの正確な構成は、企業秘密により明らかにされないため、実験グループがコントロールできな
い部分が生じる。そのため、KASKA グループ独自で Gd
入り液体シンチレーターを開発することも計画している。

KASKA では、ミネラルオイルの代りにノルマルパラフ

ニュートリノターゲット液体シンチレーターの外側には、厚さ 60cm の Gd の入っていない液体シンチレーター層（ γ -catcher）を設ける。この部分の発光量はニュートリノ
ターゲットと同じになるように調節する。 γ -catcher は、Gd からの γ 線や陽電子の対消滅の際に発生する γ 線がニュートリノターゲット領域から外に漏れた場合、その γ 線を捕まえ、元のエネルギーを再構成するために用いられる。
図 11 に KASKA と同様の検出器の構造をもつ CHOOZ 実
験で測定された Gd の信号を示す。

ィンの一種であるテトラデカン（ C 14H 30 ）を使用する予定である。ミネラルオイルは様々な分子量や構造をもつパラフィン系分子から構成されているのに対し、ノルマルパラ
フィンは単一分子からできているために、密度は一定であり、単位重量当たりの水素原子の数も正確に知ることができる。そのためノルマルパラフィンを液体シンチレーターの主な構成物質とすることで、ニュートリノターゲット中の陽子数に対する不定性を小さくすることができる。また、単一の分子量をもつノルマルパラフィンオイルは、精油所で精製される際の蒸留温度範囲が狭く不純物がより少ない。
さらに分子構造に二重結合や環状構造を持たないため、シンチレーション光に対して透明で、酸化することがなく長期にわたって安定である。テトラデカンはノルマルパラフ
ィンの中でも引火点が高いため安全性もすぐれている。ノルマルパラフィンを液体シンチレーターの主成分として使用する方法はカムランド実験で成功している[14]。後に述べるように、光電子増倍管のカソードの量子効率は約 20% 、

図 11

CHOOZ 実験で観測された Gd の中性子吸収信号[7]占有面積は 10% であるため、結局得ることができる光電子
数は 150pe/MeV 程度になり、エネルギー分解能は、

∆E
∼
E

8.2%
E (MeV)

8MeV 付近に明確なピークをもつことがわかる。KASKAの Gd 信号に対するエネルギーthreshold は 5MeV で、ピー
クより十分低いため、エネルギーthreshold の不定性から来164る Gd 信号の efficiency の誤差は小さい。同様に、図 12 に検出器全体は直径 5.7m、高さ 10m のステンレススチール

CHOOZ で測定された陽電子信号を示す。1MeV の最低エのタンクの中に取り付けられ、さらにそのタンクを厚さ

ネルギーより下には 、イ ベ ントが ない こ とが分 かる。

15cm の鉄のタンクに入れる。厚さ 40cm のコンクリートと

γ -catcher 用のシンチレーターは、1,2,4-トリメチルベンゼ

合わせて三重の障壁でオイルが外に漏れないようにしていン+ノルマルテトラデカン+イソパラフフィンの溶媒に、る。この鉄のタンクは、地磁気に対する磁気シールドとし

PPO と bis-MSB を溶かすことにより自作する。

ても役立つ。検出器上部の鉄シールドは厚くし、立坑の空気中を直接通過して来る宇宙線中のハドロン成分とソフト
成分を遮蔽する。また、宇宙線アンタイカウンター層も上部を厚くして、上方から来る高エネルギーの中性子を有効に除去するようにする。
立坑を含めて、この実験装置の建設期間は三年程度と見込まれている。予算的には、カムランド実験と同じ規模である。

6.

バックグラウンド（BG）

KASKA 実験でのニュートリノイベントセレクションのためのカットは、下の三つである。
図 12

⎧
⎪
(1) 0.7MeV < E prompt < 9MeV⎪⎪⎪⎪⎨(2) 5MeV < Edelay < 11MeV⎪⎪⎪(3) 1µs < tdelay − t prompt < 200µs⎪⎪⎩

CHOOZ で測定されたプロンプト信号[7]それぞれの構成比は、発光量、密度、引火点を調整することにより決定する。 γ -catcher 部は、半径 1.7m の球を上下に分割し、その間に高さ 1.2m のシリンダーを挟んだ形のアクリル容器に入れる。

バックグラウンドとしては、大別して accidental BG とcorrelated BG がある。Accidental BG は、（1）、（2）そγ -catcher の外側には、厚さ 90cm の非蛍光性のパラフィ

れぞれを満たす独立した二つの BG 事象がたまたま接近しンオイルの層があり、その中に光電子増倍管を入れる。こた時間で起こり、（3）を満たすものである。この種のバッの層は光電子増倍管のガラスから発生する γ 線と外部から

クグラウンド頻度は、入射して来る γ 線を遮蔽する。この層のオイルは、ノルマ

afBG= f(1) ⋅ f(2) ⋅ ∆t

ルテトラデカンとイソパラフィンを混ぜ、密度を

γ -catcher と同じになるよう調節する。光電子増倍管は、となる。自然の放射性核の β 崩壊の Q-value の最大値は256 本の 10 インチ光電子増倍管を使用する。Photo cathode

5MeV なので、（2）を満足するものはなく、実際の中性子の面積は全体の 10% をカバーする。この光電子増倍管のガ

信号に先立つ ∆t 以内に生じた自然放射能がこの種のバッ

ラスは、低バックグラウンドタイプのものを利用する。こクグラウンドとなる。

のバッファー層のため、液体シンチレーター層に到達する

0.7MeV 以上の γ 線は 3Hz 程度になる。光電子増倍管はス
テンレスのタンクに取り付けられている。

Correlated BG は、宇宙線により生成された不安定原子核の β +中性子の崩壊や、高速中性子が液体シンチレーター
中の陽子を反跳して（1）を満足する信号を出し、元の中性ステンレスタンクの外側には、宇宙線のアンタイカウン

子が Gd に吸収されて（2）の信号を出す場合などがある。

ターとなるミネラルオイル層がある。このミネラルオイル

したがって、いずれのバックグラウンドも宇宙線頻度に密には少量の発光剤を入れ、発光量の弱い液体シンチレータ

接に関係している。NEAR と FAR では、宇宙線量とニューにし、宇宙線の tagging efficiency を上げる。

ートリノ量の比を同じにしているため、このような宇宙線

宇宙線アンタイカウンター層内部の上下には、宇宙線の起源のバックグラウンドは、ある程度相殺されることが期

位置検出器を設置して宇宙線の通過位置を測定し、宇宙線待できる。図 13 に CHOOZ 検出器と KASKA 検出器を比による液体シンチレーター内での核粉砕反応（スパレーシ

べる。CHOOZ 検出器に比べ、KASKA 検出器の方がシーョン）によって生じる長寿命の放射性核種から来るバック

ルドが厚いため、バックグラウンドの条件も大きく改善しグラウンドの量を評価することに使用する。

ている。

165
一方中性子の選択に対するバックグラウンドはf(2)0.01Hz なので、アクシデンタルバックグラウンドは
1/ day(2%) となる。アクシデンタルバックグラウンド

は、delayed coincidence の時間 window をランダムに開くことで正確に見積もることができるため、このバックグラ
ウンドから来る誤差は無視できるほど小さい。

6.2

Correlated BG

KASKA 検出器での宇宙線頻度は、FAR で 10Hz、NEAR
で 100Hz となる。宇宙線が液体シンチレーター部分を通過
図 13

KASKA 検出器と CHOOZ 検出器の比較

KASKA 検出器の方がシールドが厚い。また、宇宙線起源のバッ
クグラウンドを測定するため、宇宙線のトラッキング検出器や、PMT のガラスから発生する γ 線をシールドするバッファーオイ
ルが新たに設けられる。

すると、内部の原子核を粉砕しさまざまな放射性核種を作るため、宇宙線通過後 1ms にわたって dead time を設ける。
その結果スパレーションによる single activity は、1Hz より十分小さくできる。 9Li, 8He などは寿命が数百 ms と長く、

dead time で除去することはできない上、 β 線と n を同時に出すため、 β 線がプロンプトイベントとなり、中性子が以下にそれぞれのバックグラウンドの見積もりを述べる。

Gd に吸収されて delayed event を作ることで、correlated
background となる。Hagner[15]らによる、高エネルギー µ 粒

6.1

子の液体シンチレーター中での 9Li, 8He の生成断面積から、Accidental BG

このバックグラウンドは最大でも 0.8% 程度と見積もられ
KASKA-FAR の位置での原子炉ニュートリノフラックス
は、カムランドのそれの 3,000 倍あること、ガドリニウムの信号はバックグラウンドフリーであることなどから、検出器の素材に含まれる放射性元素の含有量に対する要求は、
カムランドの場合よりも遥かに緩いため、液体シンチレー
ターはカムランドのように実験グループが純化する必要はない。液体シンチレーターそのものから来るバックグラウ
ンドで 0.7MeV 以上のエネルギーを出すものは、1Hz 程度となる。アクリルからは、1Hz 程度の β + γ 線バックグラ
ウンドが出る。光電子増倍管のガラスは 750/s 程度の γ 線を発生するが、90cm のバッファーをとおして 3Hz 程度にる。この種のバックグラウンドは、宇宙線の飛跡との相関から、 0.3% 程度の精度で見積もることができる。
泥岩中を通過した宇宙線が高速中性子を発生し、その高速中性子が液体シンチレーターに入った場合、recoil された陽子が疑似プロンプト信号を出し、減速した中性子が Gdに吸収されることにより、correlated バックグラウンドとな
りうる。この種のバックグラウンドの絶対量は 2% 程度と見積もられている。図 14 に CHOOZ で測定された、原子炉停止時の prompt 信号のエネルギーと delayed 信号のエネルギーを示す。

なる。外部の土は ppm オーダーのU ,Th, 40K が含まれているため、1 放射長の深さの土からは 10M/s 程度の γ 線が発生している。しかしこれは、15cm の鉄のシールドと 1.1～
3.5m 厚のオイル層があるため、1Hz 以下にすることができる。以上まとめると、表 1 のようにシングルレートは 6Hz
以下が予想される。
表1

BG 源

シングルレート

頻度（>0.7MeV）

備考

土

<1Hz

15cm Fe shield

光電子倍増管

∼3Hz

low BG glass

液体シンチレーター∼1Hz

CHOOZ LS

アクリル容器

∼1Hz

計

∼6Hz

図 14

CHOOZ での原子炉停止の時の prompt エネルギー（横軸）と delayed エネルギー（縦軸）分布[7]両軸で<5MeV の blob は、PMT ガラスの発生するバックグラウ
ンドから来る。KASKA の場合は、バッファー層があるためこのようなバックグラウンドは少ない。

166
図中縦軸の 8MeV 付近にある水平の帯が高速中性子によreconstruction を利用しなければならないため行わない。

るバックグラウンドである。高速中性子のエネルギーは高Delayed 信号はニュートリノターゲットの液体シンチレー

いところまであるが、何回もの陽子の反跳と、反跳されたターの中だけでしか生じないため、delayed 信号の存在によ陽子が発生するシンチレーション光のクエンチング効果のり fiducial volume を決定する。

ため、実際に検出器で測定されるエネルギーの分布は一様になるため[7]、原子炉ニュートリノイベントや、宇宙線によるスパレーションのない 11MeV 以上のバックグラウン
ドレートを 9MeV 以下の原子炉ニュートリノの領域に外挿することにより 0.4% 程度の精度でバックグラウンド量が

(1)

εGd

Gd 濃度 0.1% では、 εGd ≈ 0.88 になる。Gd 濃度の差に対する efficiency の誤差は、見積もられる。宇宙線とニュートリノの量の比は、NEAR

δεGd∆ρ
= 0.12 GdεGd
ρGdと FAR で同じであるため、
NEAR/FAR の比を取ることで、バックグラウンドから来る誤差は 0.5% より十分小さくできると期待される。

となり、efficiency の誤差は Gd の濃度差に対して insensitive

柏崎刈羽原子力発電所の 7 基の原子炉を完全に止めるこである上、液体シンチレーターは同じストレージタンクかとはできないが、NEAR 検出器では次のようにしてバック

ら 3 台の検出器に分配されるので、本質的に Gd の濃度差

グラウンドレベルを測定することができる。NEAR-B の検はないはずである。また、相対的な差は、同じソースでキ出器の近くには、3 基の原子炉が存在する。原子炉はおおャリブレーションすることで測定可能な量である。ニュー

よそ年に 1 回 2 ヵ月ほど運転を停止し燃料の交換とメイン

トリノターゲットのアクリル容器付近で発生したニュート

テナンスを行うため、年の半分ほどの期間は 2 基で運転しリノ反応により生じた中性子が、アクリル外部に逃げるこていることになり、この期間のニュートリノ数は full powerとで inefficient になるが、逆にアクリル外部で生じたニュの時の 2/3 に減ることになる。一方 NEAR-B 検出器での統ートリノ反応により生じた中性子がアクリル内部に入って計量は 3 年で 300,000 イベントなので、full power と 2/3来ることで、その効果は相殺される。CHOOZ の場合は、power の各測定点の統計誤差は、それぞれ 0.24% と 0.29%

この誤差は 1% だったが、それは絶対的な誤差を含むためでになる。この二つの power での測定点を 0 power に外挿すある。KASKA の場合、FAR/NEAR の比較をすることで、ることにより、バックグラウンドの量を 0.8% 程度の精度で少なくともこの誤差を 0.5% 以下に抑えることはできる。

測定することができる。このようにして NEAR 検出器でバ(2)

ックグラウンド評価の方法論を確認できるため、これを解析に応用して信頼性の高い結果を出すことができる。

εEp

プロンプト信号は、陽電子と電子の消滅エネルギー1MeVの最低エネルギーがあるため、threshold を 0.7MeV に設定

7.

することで efficiency をほとんど 100% にすることができる。

測定誤差

仮 に エ ネ ル ギ ー ス ケ ー ル に 5% の 差 が あ る 場 合 で も 、

KASKA 実験では、FAR/NEAR の比の測定を行うこと、

δεE / εE は 0.1% 以下になる。 CHOOZ ではこの誤差がカットパラメータの不定性に対する efficiency の依存性の0.8% あったが、これはエネルギーthrehsold が 1.3MeV で少ないカットを行うことなどで、系統誤差を小さくする。

あったためである。

pp

系統誤差がいくらになるか予想することは、非常に難しい問題である。ここでは、誤差の源をひとつひとつ要素に

(3)

εE

d

分けて CHOOZ 実験で実際に得られている誤差と比較することで、誤差の上限値を評価する。
検出器の detection efficiency は、
ε = εGd ⋅ εE p ⋅ εEd ⋅ ε∆t

Delayed 信号も 8MeV にピークをもつため、エネルギー
threshold を 5MeV にすることで、エネルギースケールの誤差に insensitive となる。中性子が 12C に吸収された場合、4.95MeV の γ 線を出すため、これを in-situ でのキャリブレ
ーションポイントとして利用できるため、実際にはエネルとなる。ここに、 εGd は中性子が Gd に吸収される確率、

ギースケールの誤差は小さい。CHOOZ の場合、この誤差

εE , εE はそれぞれ prompt 信号と delayed 信号に対するエは 0.4% であった。ここでは保守的に CHOOZ と同じ 0.4%

ネルギーカットの efficiency 、 ε∆t は、プロンプト信号とか、それ以下の数字を採用する。

pddelayed 信号間の時間のカットである。イベントの発生位置による fiducial カットは、検出器の個性の出やすい位置の

167

(4)

ここに、 σuncor は、原子炉ニュートリノに関連する誤差のεN

うち、各々の原子炉で独立の誤差を表す。 Rr は NEAR と中性子信号に対するタイミングカットは CHOOZ の場合、

FAR の検出器と原子炉 r との距離の比の二乗を表す。

2µs<∆t<100µs で efficiency の 誤 差 は 0.4% で あ っ た 。
2

Rr = (Lr ,FAR / Lr ,NEAR )KASKA の場合は、 γ 線バックグラウンドが少ないため、タイミングウインドウを広くすることができ、核分裂あたりのニュートリノフラックスの誤差は、すべ1µs<∆t<200µsとする。その結果、inefficiency は半分以下になり検出器当たりの絶対誤差も半分以下になる。さらに NEAR/FAR をての原子炉に共通なので相殺し、主に熱出力の誤差が残ることになるので、比べることで、誤差を少なくとも半分の 0.2% 以下にできる。

σuncor ∼中性子吸収の平均時間 τ は約 30µs なので、検出器間で中性子吸収時間に差 ∆τ があった場合でも、∂εN∆τ ⎛⎜t1 − τ1 t2 − τ2 ⎞⎟∆τ∆τ =⎜ e − e ⎟⎟ ∼ 0.024
⎟
⎜
τ ⎝τ
τ
τ
∂τ
⎠
t

t

δP
< 2%
P

になる。実際 KASAK の検出器と原子炉の位置とを入れて計算すると、標準偏差は 0.07 程度になるので、
δn ν< 0.14%nνであり、∆τ / τ ∼ 数% 程度で in-situ に測定することができるため、ここから来る誤差も無視できる。

になる。表 2 と表 3 に CHOOZ の誤差との比較をする。

陽子の数は、液体シンチレーターの単位重量当たりの陽KASKA の場合、 γ 線バックグラウンドが小さいため
neutron と positron の位置と neutron multiplicity cut を行
なわなくてすむ。

子の数 ρp に、検出器の有効領域内にある液体シンチレータ

以上から系統誤差を 1% 以下に押さえることは十分可能

(5)

Np

ーの重量 M LS を掛けたものになる。

である。

N p = ρpM LS
液体シンチレーターは、同じタンクから各ニュートリノ

表2

検出器関係の誤差

CHOOZ

KASKA

Positron energy

0.8%

<0.1%

Positron position

0.1%

–

Neutron capture

1.0%

<0.5%

ーターを検出器に入れる際、精密な質量流量計を用いて測Capture energy containment

0.4%

<0.4%

定し、チムニー部分の体積を差し引くことにより測定する。

Neutron position

0.4%

–

Neutron delay

0.4%

<0.2%

検出器に分配するために、本質的に ∆ρp = 0 である。アクリル容器の相対的な内容積を 1% 以下の精度で合わせることは一般に困難であり、アクリル容器内外の圧力差にも依存するので、液体シンチレーターの総量は、液体シンチレ

公称精度 0.1% の質量流量計が市販されている。3 台の検出

Selection器を同じ流量計で測定することにより差を 0.5% 以下にすPositron-neutron distance

0.3%

–

ることは、十分可能であると思われる。

Neutron multiplicity

0.5%

–

Number of protons

0.8%

<0.5%

Combined

1.76%

<0.9%

(6) ベースラインの非一様性
KASKA の場合は原子炉が 7 基あり、検出器と原子炉間

表3

全体の系統誤差の距離が等しくないため、原子炉のニュートリノの発生量

Parameter

CHOOZ

KASKA

に関連した不定性は完全には相殺しない。参考文献[16]で、Reaction cross section

1.9%

–

この効果を解析的な方法で評価・検討しているが、直感的

Detection efficiency

1.76%

<0.9%

に説明すると、べースラインの違いから残る系統誤差は、

Reactor power

0.7%

–

原子炉から発生するニュートリノの独立な誤差の、べース

Energy released per fission

0.6%

–

ラインの二乗比の標準偏差倍になる。

Baseline difference

–

<0.2%

Background

0%

<0.5%

2.7%

<1.0%

2

⎛
δn ν
1
R ⎞
∼ σuncor⎜⎜⎜1 − r ⎟⎟⎟∑nν
7 r ⎜⎝
R ⎠⎟Combined1688.

となる。ここに、 δ はレプトンセクターの CP 非保存を引

感度き起こすパラメータである。カムランドと太陽ニュートリ

図 15 に 3 年間のデータ収集後の欠損量だけからの90%CL での感度を示す。

2が大きいことが確認されてノ実験により、 sin2 2θ12 と ∆m12

以来、式（1）の第二項がある程度大きい可能性があることが分かり、 δ の測定可能性が開けた。加速器での反ニュートリノモードでの反電子ニュートリノの appearance の確率は、P ≡ P (ν µ → νe ) = 第一項 − 第二項の形になるため、ニュートリノモードと反ニュートリノモ
ードの非対称性；

P −P
第二項
0.2
=
∼
sin δ
P +P
第一項 sin 2θ13を利用して、 δ を測定することができるのである。しか図 15

KASKA 実験の感度

し、第二項が大きいということは、P (ν µ → νe ) から sin2 2θ13を計算する時に不確定性が入ってくることも意味する。当∆m 2 ∼ 2.5 × 10−3 eV2 辺りで、
sin2 2θ13 = 0.017 ∼ 0.027

然のことながら、現在 δ はまったく分かっていないため、この第二項は、＋最大から、－最大までの値を取り得て不定となる。さらに、 sin2 2θ13 の係数 sin2 θ23 にも次のようなが得られる。これは CHOOZ の約 10 倍の感度である。エネ

不定性が存在する。SK、K2K などで測定している混合角はルギー分布の歪みを取り入れた shape analysis を行うと、さsin2 2θ23 であるため、 sin2 θ23 には一般に下のように二つのらに感度がよくなることが期待される。もし KASKA で有解が存在する（ θ23 degeneracy problem）。

限の sin2 2θ13 が測定されれば、図 1 に示すように将来の実験
で CP violation δ を測定できる可能性が大きくなり、実験計画を具体的に立て るこ と ができ るよ う になる 。逆に

sin2 2θ13 < 0.02 の結果が得られた場合、δ の発見可能性を確かめるためにさらに精度の高い原子炉実験が必要になると思われる。この場合、KASKA ではすでに様々な経験と技術を積んでいるため、スムーズに次世代の高精度の実験（KASKA-II）に移ることができるはずである。

sin2 θ23 =1 ± 1 − sin2 2θ23
2

したがって P (ν µ → νe ) から sin2 2θ13 を求める際、この二つの sin2 θ23 の可能性に対応して、二つの解が存在する。
図 16 に sin2 2θ23 = 0.95 の場合の加速器実験で測定する

P (ν µ → νe ) と sin2 2θ13 の関係を示す。双曲線が式（1）の第二項の不定性から来る sin2 2θ13 の不定性を表す。双曲線が二9.

加速器実験と相補性[17]9.1加速器実験での θ13 と δ の測定

近い将来の加速器実験では、加速器により作られた ν µ がニュートリノ振動により νe に変化する確率から、「 θ13 」をつある理由は θ23 degeneracy により sin2 2θ13 がどちらになるか分からないためである。二つの双曲線で囲まれた場所が加速器で sin2 2θ13 を測定する際の不確定性となる。たとえば、P (ν µ → νe ) = 0.05 と 測 定 さ れ た と し て も 、
0.05 < sin2 2θ13 < 0.18の範囲でしか特定することができず、

KASKA の測定誤差（ ±0.02(90%CL) ）の方が小さくなる。

測定する。振動が最大になる L/E で、地球の物質効果を無

一方、たとえば J-PARC で P (ν µ → νe ) の上限値 < 0.003 が視するとこの確率は、測定された場合でも、 sin2 2θ13 < 0.02 のリミットしか決められないが、KASKA もこれと同程度のリミットを独立のP (ν µ → νe ) = sin 2θ13 sin θ23
2

2

2

+

π ∆m21
sin 2θ12 sin 2θ13 sin 2θ23 sin δ ………(1)2
2 ∆m23測定で決めることができる。そのため、J-PARC が走っていても KASKA をやる意義は十分あることになる。

169
原子炉 θ13 測定は比較的少ない予算で重要な結果を得る
ことができることから、現在世界中でいろいろな計画が提案されている（KASKA の他に 6 つ）。その中で、フランスの Double CHOOZ が 2008 年に走る可能性がある。これは、昔の CHOOZ 実験の場所に設置した検出器と前置検出器を使って θ13 の upper limit を下げることを目標にしている。しかしベースラインが短く、振動が十分大きくなっていないことと、前置検出器が浅く、宇宙線バックグラウン
ドが多く、dead time が 50%にものぼることなどから、精度が不十分であるため、走ったとしても、もっと高精度の実験が必要になると考えられている。
し た が っ て 、 KASKA は ス ケ ジ ュ ー ル ど う り な ら
DCHOOZ と同時に走れるが、万一 DCHOOZ が先に走った
図 16

加速器実験での電子ニュートリノのアピアランスの確率と

sin 2 2θ13 の関係としても十分やる意義がある。アメリカ、ロシア、中国、
ブラジルなどで計画されている実験は、それぞれに問題を抱えており、今のところ実現する見通しはないが、もたも

9.2

J-PARC と KASKA の相補性

図 16 より、加速器での測定（縦軸）と KASKA での測定（横軸）を組み合わせることで、いろいろなことが分かる可たしていると先を越される可能性は充分あり、危惧している。これは個人的な印象だが、他の実験計画の測定感度が最 初 か ら sin2 2θ13 = 0.01 ま で 行 く と い う 主 張 は 、 少 しoptimistic 過ぎる感じがする。

能性がある。たとえば、二つの測定の交点が片方の双曲線
だけの中に入った場合、 θ23 の二つの解のうち、どちらかに

11.

KASKA の発展性

特定することができる。 また、交点が双曲線の中心軸から有意にずれた場合、それは δ が 0 でないことを意味して、

KASKA の二つの NEAR 検出器では、3 年間に 600,000

レプトンセクターの CP violation の発見となる。さらに、の原子炉ニュートリノイベントを検出する。これは今まで

もし J-PARC と KASKA の測定結果の組み合わせが二つのに最高の統計を出している Bugey 実験[19]より 7 倍も多い

双曲線の外側になった場合、標準理論では説明することが統計量となる。そのため今後の原子炉ニュートリノの標準

できず、new physics の発見につながることになる。

のデータになる。また、このデータを利用して原子炉内部

したがって、KASKA と J-PARC 双方の実験データを組み合わせることにより、それぞれ単独での測定よりも遥かに rich な物理を導き出すことができることになる。

での核分裂反応の研究を行うこともできる。したがって
KASKA 実験が実現した場合、ニュートリノのスペクトルが非常によく理解されている世界最強の人工ニュートリノ
源を手に入れたことになる。これは、世界最高のルミノシ
ティをもつ加速器を所有することと同じである。このニュ

10.

他の原子炉 θ13 実験との関係

加速器による ν µ → νe 実験と、原子炉による νe → νe 実験

ートリノを利用することで、他ではまねのできない様々な研究を行うことができるようになる。

の相補性を世界で初めて指摘し、具体的な実験を提案した

KASKA-II として、ニュートリノ検出器のサイズ（現行のは、KASKA グループの前身による 2002 年の論文であっ8ton）を 50ton にすることにより統計を上げ、エネルギー

た[17]。この論文が出るまでは、 θ13 は加速器で測定されて2スペクトルの歪から、 sin2 2θ13 ∼ 0.01 までの感度と、 ∆m13

しまうため、原子炉実験でやる意味はあまりないと考えらの測定をめざす。また、J-PARC の結果と組み合わせるこれていたが、この論文以来、原子炉 θ13 実験の重要性が明確とにより、反ニュートリノビームの前に non-0 の δ の探索に認識されることになり、世界中の研究者が集まり、原子を行うことができる。図 17 に KASKA-II と J-PARC を組

炉 θ13 実験が検討されることとなった。現在まで三回の国際

み 合 わ せ た 場 合 の δ の 感 度 を 示 す [20] 。 た と え ば 、

ワークショップが開かれ（三回目は、2004 年 3 月に新潟大

sin2 2θ13 ∼ 0.1 の場合、 δ > π / 3 であれば、 δ を non-0 とい学がホストとなって新潟市で行われた）、共同で原子炉 θ13

うことができることになる。

実験に関するホワイトペーパーを出版した[18]。

170

図 17

KASKA-II と J-PARC を組み合わせた場合、

図 18

δ が 0 と測定される領域

柏崎刈羽原子力発電所敷地内でのボーリング/
地中バックグラウンド測定。

この領域外では、 δ が non-0 であることが分かる[20]。

後ろでは、作業員が直径 66mm、深さ 70m のボーリング孔を掘

KASKA-III として、柏崎刈羽原子力発電所から ∼ 50kmっている。手前では、ボーリング孔に入れるバックグラウンド測定器のケーブルの準備をしている。遠景にある送電線の行き着くの距離（ θ12 の振動が最大になる場所）にカムランドサイズ

先は東京で、これらの送電線を通って供給される電力は、東京のの測定器を置き、KASKA を前置検出器として使用するこ

電力需要の 20%近くを賄っている。

2とにより、 sin θ12 を 2.4% の精度で測定できることになる[21]。これは、太陽 pp と 7Be ニュートリノの測定で得られる精度 4% よりもよい。また、ニュートリノ検出器を原子2
炉から 10km～20km の位置に設置することで、
図 3 の ∆m13による振動を何回もエネルギースペクトル中に観測するこ2とができ、∆m13の精密測定も可能となる（KASKA-II.5）。

このように KASKA 実験では θ13 だけでなく、今後 10～20

ボーリング孔の下半分は水で満たされるため、バックグ
ラウンド検出器は直径 4.4cm のステンレス製の筒の中に密封され、孔に入れられた（図 19）。宇宙線検出器は直径１インチ、厚さ 2cm の 2 枚のプラスチックシンチレーターで、厚さ 1cm の鉛の板を挟んだ構造をしている。γ 線検出器は、
直径 1 インチ、高さ 2 インチの NaI である。

年にわたり図 3 の電子型ニュートリノの振動全体を世界最強のニュートリノ源を用いて測定できるという発展性がある。

12.

R&D Status

おかげさまで、KASKA グループに今年度いくつかの科
研費補助金が採択され、R&D を進めることができるようになった。この補助金により、まず、柏崎刈羽原子力発電所の敷地内で、
実際の NEAR-B の位置でのボーリング調査と、そのボーリング孔地下でのバックグラウンド測定を行った。
ボーリング/バックグラウンド測定は、数ヵ月の準備の後、10 月に 1 ヵ月かけて行われた。図 18 にボーリング場所周辺の写真を示す。
ボーリングの深さは検出器が設置される予定の 70m で、ボーリング孔の直径は 6.6cm、中に塩ビ管を通し壁の崩れを防止した。この孔を利用して、都立大学と東京工業大学のチームが中心となり地下での宇宙線と γ 線のバックグラ
ウンドを測定した。

図 19

ボーリング孔に設置したバックグラウンド検出器

171
2004 年 10 月 23 日（土）午後 6 時頃、新潟県中越を震源

潟大、東北大）、PMT の開発（都立大）、宇宙線トラッキとするマグニチュード 6.8 の地震が発生した。この時、ング検出器の開発とキャリブレーション方法の検討（東工KASKA グループの松本、古田、中川の三人がバックグラ大）、バックグラウンドコントロールのための Ge 検出シ

ウンド測定の準備のため、震源から 30km ほど離れている

ステムの開発（岡山大）、検出器の構造の検討（KEK）、

柏崎市にあるホテルに滞在していた。柏崎市での震度は 6

さらなる物理の検討（理論グループ）などを手分けして行

弱で、三人は強い揺れを感じホテルから外に避難した。こっている。

のちょうど前日、ボーリング削孔が終了し、週明けからバックグラウンド検出器を孔の中に入れる矢先の地震だった
ため、ボーリング孔が塞がっていないか大いに危惧したが、幸いそのようなことはなく、貴重なバックグラウンドデー
タを取ることができた。このエピソードは M. Goodman が毎月配信している Long Baseline Newsletter の 11 月号にも取り上げられた[22]。
さて、バックグラウンド測定は長時間の測定が必要なた
め、1 日 24 時間体制で KASKA メンバーのほとんど全員が参加して、交代で行った。図 20 に、このようにしてとった、
宇宙線と γ 線の頻度の深さ分布を示す。まだバックグラウ
ンドなどを引いていない生データの段階だが、宇宙線の深度分布は図 8 によく似ている。また、 γ 線の深度分布にはギャップが見られるが、これは地層が変化している場所とよく対応しており、よいデータがとれたと思っている。これらのデータの解析結果とその結果を元にしたシミュレー
ションの開発について、次回春の学会で都立大学と東京工業大学が発表する予定である。なお、このボーリング調査
では、科学的な調査だけでなく、原子力発電所内でのいろ
いろな制約を身をもって体験し、今後の実験計画を立てる際に役立つ貴重な情報を得ることもできた。
科研費補助金では、この他に図 21 のような約１トンの液体シンチレーターを用いるプロトタイプ検出器の製作も行っている（東北大、宮教大）。このプロトタイプでは、液体シンチレーターの厚みを本番の γ -catchter シンチレータ
ーの厚みと同じ 60cm にして、内部に Gd 入り液体シンチレ

図 20

宇宙線と γ 線の深さ分布ーターを封入した小型のアクリル箱を導入して、Gd の中性

バックグラウンドはまだ引いていない。 γ 線の黒と白の丸印は、子信号のエネルギースペクトルを測定し、シミュレーショ

それぞれ検出器を下げる時と引き上げる時の測定で、データの再ンの基礎データとすると共に、系統誤差の評価を行う予定

現性の確認を行った。

である。このプロトタイプの製作では、カムランドグルー
プの好意により、カムランド開発の際に使用した様々な設備を利用させていただいている。図 22 にプロトタイプ検出器のアクリル容器の写真を示す。
来年度新潟大学から申請している科研費補助金では、プロトタイプをもう一台製作し、東北大学のプロトタイプと比較することで、NEAR/FAR の相殺がどの程度になるかのテストをすると共に、実際に柏崎刈羽原子力発電所に持ってゆき、ニュートリノを検出することを目指している。
この他にも、新しい液体シンチレーターの開発（新潟大、神戸大）、読み出しエレクトロニクスと DAQ の開発（新図 21

プロトタイプ検出器

172
KASKA グループは本計画にご理解をいただいている東京電力と R&D に協力していただいているカムランドグル
ープにこの場を借りて感謝いたします。
また、高エネルギーニュース編集委員武藤建一氏には、原稿の校正に当たり大変お世話になりました。ここに感謝の意を表します。
本計画の R&D は科研費からの補助を受けています。

KASKA メンバー（2004 年 11 月現在）
新潟大学（ホスト）： 田村詔生、谷本盛光、宮田 等、
中野博章、渡辺亮平、岩渕龍也、
佐々木真弓、青木 勝、勝亦正明
東北大学： 末包文彦、坂本泰伸、土屋 泰
図 22

プロトタイプ検出器用アクリル容器と PMT 容器

東京都立大学： 住吉孝行、南方久和、安田 修、
松本崇博、佐久間清美、中川 尊
東京工業大学： 久世正弘、古田久敬、前田順平

13.

まとめ

最後のニュートリノ混合角 θ13 の大きさは、素粒子の統一理論を構築する際の手掛りを与える可能性があると共に、将来の CP violation δ の測定の方向性を決定するので、そ神戸大学： 原 俊雄
KEK： 石原信弘、杉山弘晃
岡山大学： 作田 誠
宮城教育大学： 福田善之の測定は重要である。KASKA では、世界最大の原子力発電所である柏崎刈羽原子力発電所が発生する νe を利用して、 sin2 2θ13 を 0.02 まで直接測定する。さらに、KASKAのデータと J-PARC のデータと組み合わせることにより、それぞれ単独ではできない重要な物理を出すことができる。
KASKA の実験規模はカムランドと同程度であり、加速器

参考資料[1] Super-Kamiokande Collaboration, Phys. Rev. Lett.
81, 1562 (1998).

実験の標準と比べると安く早くできる。KASKA 計画は、

[2] SNO Collaboration, Phys.Rev.Lett. 87:071301 (2001).

他の原子炉 θ13 実験に比べ高出力の原子力発電所を利用す

SK Collaboration, S. Fukuda et al., Phys. Rev. Lett.

ることで統計と S/N のコストパフォーマンスに優れており、

86, 5651 (2001).

将来の発展性も大きい。スケジュールは、J-PARC と同時[3] KamLAND Collaboration, Phys. Rev. Lett. 90,に走り、互いの相補性の意義を高めることができるように

021802-1 (2002). 末包文彦 他 , 高エネルギーニュー

2006 年度に建設を開始し、2008 年度末に測定を開始したい

ス, 18-1, 9 (1999). 白井淳平 他, 高エネルギーニューと思っている。

ス, 22-1, 1 (2003).
[4] K2K Collaboration, hep-ex/0411038.

─────────────[5] SK Collaboration, Phys. Rev. Lett. 93:101801 (2004).
[6] KL Collaboration, hep-ex/0406035.
[7] CHOOZ Collaboration, Phys. Lett. B466, 415-430

最後に一言。KASKA は小さな船で船出したばかりです。
この航海を乗り切るためには、まだまだマンパワーが不足しています。小さなグループで力を発揮して、大きな物理を出してみませんか？

(1999). Eur. Phys. J. C27, 331-374 (2003).
[8] Slide by K. Nishikawa, from 2nd International Workshop on Neutrino Oscillations in Venice, Dec. 2003.

173[9] 235U : K. Schreckenbach et al., Phys. Lett. B160, 325(1985). 239,241Pu : A. A. Hahn et al., Phys. Lett. B218,
365 (1989).

238

U : P. Vogel et al., Phys. Rev. C24,

1543 (1981).
[10] P. Vogel and J. F. Beacom, Phys. Rev. D60, 053003(1999).
[11] C. Bembporad et al., hep-ex/0107277.
[12] Y. Kozlov et al., hep-ph/0109277.
[13] F. Suekane for KASKA group, Proceedings for
NOON04, hep-ex/ 0407016.
[14] F. Suekane et al., KEK Proceedings 2004-4,
Scintillating Crystals.
[15] T. Hagner et al., Astropart. Phys. 14, 33 (2000).
[16] H. Sugiyama et al., hep-ph/0409109.
[17] H. Minakata et al., Phys. Rev. D68: 033017 (2003).
[18] International Reactor group, hep-ex/0402041.
[19] B. Achkar et al., Nucl. Phys. B434, 503-532 (1995).
[20] H. Minakata, hep-ph/0402197.
[21] H. Minakata et al., hep-ph/0407326.
[22] M. Goodman, http://neutrinooscillation.org/.