スーパーカミオカンデ実験における太陽フレアニュート
リノの探索
名古屋大学大学院 理学系研究科 素粒子物理学専攻博士前期課程
太陽地球環境研究所 宇宙線研究室
三宅正人
平成 24 年 1 月

概要
スーパーカミオカンデ検出器を用いて、太陽フレア起因のニュートリノの探索の研究を行った。太陽フレアニュートリノとは、太陽でフレアが起こったときに加速される陽子、イオンが太陽大気と相互作用することにより生成される荷電パイ中間子の崩壊によって放出されるニュートリノである。現在、陽子加速において γ 線や太陽中性子など様々な粒子が観測されているが、加速メカニズムについてはよく理解されていない。もし、太陽フレ
アニュートリノが探索できれば高エネルギー陽子加速の直接的情報を得ることができる他、
太陽裏側のフレアも直接観測することも可能となる。従来の太陽フレアニュートリノ探索の最大のバックグラウンドであった大気ニュートリノ事象を低減するために本研究では初めてニュートリノ生成と同じイオン加速から生じる中性子捕獲のライン γ 線の観測時刻を
衛星データでタグすることで太陽フレアニュートリノ放出が期待される時刻を限定した解析を行った。RHESSI 衛星などのデータを用いて、特に 2003 年 10 月-11 月の太陽フレア
イベントについての γ 線放出時刻を同定し、スーパーカミオカンデにおいてその時刻におけるニュートリノの増加の有無を探索した。RHESSI 衛星での時刻の同定では中性子捕獲のライン γ 線である 2.223MeVγ 線のライトカーブ作成し、フィットを行うことで γ 線の放出時間を同定した。また、この 2003 年のフレアイベントの他にも合計で 24 フレアイベ
ントを解析し 8 の中性子捕獲ラインから γ 線の放出時間を同定した。さらに RHESSI 衛星では測定できなかった太陽フレアイベントを GEOTAIL の衛星の LEP のデータを使って補完し、スーパーカミオカンデ装置を用いて太陽フレア発生時刻でのニュートリノイベ
ントの探索を行った。本研究の結果として 2003 年のハロウィーンイベント時において中性子捕獲のライン γ 線が観測された 3309 秒間の期間から 11 月 4 日のフレア発生時刻に１
イベントのニュートリノイベントを発見した。バックグラウンドとなる大気ニュートリノ
の 3309 秒間の期待事象数は 0.39 イベントであり、大気ニュートリノと矛盾しない結果となった。ただ、この 1 イベントは観測時間においても γ 線の放出時間のピークにあり興味深い結果である。

目次
第 1 章 序章
1.1 太陽フレア . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.1.1 磁気リコネクション . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.2 太陽フレアにおける粒子加速による生成粒子 . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.2.1 太陽フレアによる γ 線放射 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.2.2 太陽中性子 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.3 本研究の目的 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

1
1
1
3
3
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6

第 2 章 大気 及び 太陽からのニュートリノ
2.1 ニュートリノ振動 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.1.1 大気ニュートリノ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.1.2 太陽ニュートリノ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.2 太陽フレアニュートリノ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.2.1 太陽フレアニュートリノの生成メカニズム . . . . . . . . . . . . . .
2.2.2 太陽フレアニュートリノ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.2.3 太陽フレアニュートリノフラックス . . . . . . . . . . . . . . . . . .

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第 3 章 スーパーカミオカンデ検出器
3.1 検出原理 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.1.1 チェレンコフ放射 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.1.2 検出方法 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.2 検出器の詳細 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.2.1 内水槽と外水槽 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.2.2 20 インチ光電子増倍管 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.2.3 SK のフェーズ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.3 純水装置 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.4 空気純化装置 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.5 データ収集システム . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.5.1 ID のデータ収集 (DAQ) システム . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.5.2 トリガーシステム . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.5.3 OD のデータ収集システム . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.6 スーパーカミオカンデと太陽フレアニュートリノ . . . . . . . . . . . . . .
3.6.1 スーパーカミオカンデ検出器におけるニュートリノ相互作用 . . . .
3.6.2 スーパーカミオカンデ検出器が観測する太陽フレアニュートリノ . .

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30
30

i

第 4 章 観測衛星
4.1 RHESSI 衛星 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.1.1 RHESSI 衛星搭載機器の概要 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.1.2 RHESSI 衛星搭載機器の性能 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.2 GEOTAIL . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.2.1 Geotail 搭載機器の概要 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

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34
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34
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36

第 5 章 太陽フレアニュートリノ探索のための加速起源 γ 線の同定
5.1 RHESSI 衛星による γ 線タグ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.1.1 太陽フレア γ 線の放出時間の決定 . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.1.2 2003 年 11 月 2 日のフレアイベントによる γ 線観測 . . . . . . . . .
5.1.3 2003 年 11 月 03 日のフレアイベントによる γ 線観測 . . . . . . . . .
5.1.4 太陽フレアイベントによる γ 線の放出時間の決定 . . . . . . . . . .
5.2 GEOTAIL 衛星による時間の同定 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.2.1 2003 年 10 月 28 日の GEOTAIL による太陽フレア γ 線観測 . . . .
5.2.2 GEOTAIL における γ 線の放出時間の決定 . . . . . . . . . . . . . .

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38
38
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42
44
44
44
52

第 6 章 大気ニュートリノによるバックグラウンド
6.1 スーパーカンデにおけるニュートリノ事象 . . . . . . . . . . . . . . . . . .
6.1.1 Contained event . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
6.1.2 上向きミューオン (UPMU) 事象 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
6.2 データ選別 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
6.2.1 一次リダクション . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
6.2.2 二次リダクション . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
6.2.3 三次リダクション . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
6.2.4 四次、五次リダクション . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
6.2.5 eye scan . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
6.2.6 Fiducial volume cut . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
6.3 太陽フレア休止区間における大気ニュートリノ . . . . . . . . . . . . . . . .
6.3.1 太陽フレア休止区間における大気ニュートリノ . . . . . . . . . . . .

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第 7 章 太陽フレアニュートリノの探索
7.1 2003 年 10 月-11 月のフレア時における太陽フレアニュートリノの探索 . . .
7.2 RHESSI 衛星の解析で同定された期間全体に対する太陽フレアニュートリノの探索 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
7.3 GEOTAIL 衛星の解析で同定された期間全体に対する太陽フレアニュート
リノの探索 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

69
69

第 8 章 結論73

Bibliography

71
72

75

ii

図目次
1.1
1.2
1.3
1.4
1.5

SOHO でみた X28 フレア . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
磁気リコネクションモデルの概略図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
太陽フレア時に放出される電磁波ライトカーブ . . . . . . . . . . . . . . . .
太陽フレアにおける γ 線スペクトラム . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1990/05/24 の Granat 衛星による γ 線スペクトラム . . . . . . . . . . . . .

1
2
4
5
6

2.1
2.2
2.3
2.4
2.5

大気ニュートリノ観測におけるニュートリノフラックス . . . . . . . . . . .
pp-chain 反応の概略図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
CNO サイクル . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
太陽フレアによる裏側からくるニュートリノ . . . . . . . . . . . . . . . . .
太陽フレアにおけるフラックス . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

11
13
13
15
17

3.1 スーパーカミオカンデ検出器の全体図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.2 チェレンコフ放射の概念図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.3 SK におけるチェレンコフリングの検出イメージ . . . . . . . . . . . . . . .
3.4 スーパーカミオカンデのスーパーモジュール . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.5 SK で用いられる 20 インチ光電子増倍管 . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.6 20 インチ R3600-5 PMT の時間分解能 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.7 20 インチ R3600-5 PMT の 1 光電子分布 . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.8 SK における純水装置の概念図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.9 SK の空気純化装置 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.10 ATM モジュールの構造 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.11 ID データ収集システムの概略図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.12 トリガー生成の概略図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

19
20
20
22
23
23
23
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27
28
32
33

4.1
4.2
4.3

RHESSI 衛星搭載機器の概略図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 35
RHESSI 衛星におけるスペクトロメータ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 35
GEOTAIL 衛星の外観 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 36

5.1
5.2

RHESSI による γ 線観測リスト [25] . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
RHESSI による 2003 年 11 月 2 日の各エネルギー帯における γ 線のライト
カーブ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.223MeV 付近の Backgroundγ 線 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
γ 線ライトカーブのフィット . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2003 年 11 月 3 日の各エネルギー帯における γ 線のライトカーブ . . . . . .

5.3
5.4
5.5

iii

39
40
41
42
43

RHESSI における 2002 年 07 月 23 日の各エネルギー帯における γ 線のライ
トカーブ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.7 RHESSI における 2003 年 10 月 29 日の各エネルギー帯における γ 線のライ
トカーブ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.8 RHESSI における 2005 年 01 月 15 日の各エネルギー帯における γ 線のライ
トカーブ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.9 RHESSI における 2005 年 01 月 19 日の各エネルギー帯における γ 線のライ
トカーブ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.10 RHESSI における 2005 年 01 月 20 日の各エネルギー帯における γ 線のライ
トカーブ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.11 RHESSI における γ 線ライトカーブのフィット (i) . . . . . . . . . . . . . .
5.12 γ 線ライトカーブのフィット (ii) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.13 2003 年 10 月 28 日における E-t 図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.14 2003 年 10 月 28 日におけるライトカーブ . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.15 2003 年 10 月 28 日におけるライトカーブのフィット . . . . . . . . . . . . .
5.16 1997 年 11 月 06 日 GOES と GEOTAIL のデータ . . . . . . . . . . . . . .
5.17 1998 年 08 月 18 日 GOES と GEOTAIL のデータ . . . . . . . . . . . . . .
5.18 1998 年 11 月 22 日 GOES と GEOTAIL のデータ . . . . . . . . . . . . . .
5.19 2000 年 11 月 24 日 GOES と GEOTAIL のデータ . . . . . . . . . . . . . .
5.20 2001 年 08 月 25 日 GOES と GEOTAIL のデータ . . . . . . . . . . . . . .
5.21 2003 年 11 月 04 日 GOES と GEOTAIL のデータ . . . . . . . . . . . . . .
5.22 2005 年 09 月 07 日 GOES と GEOTAIL のデータ . . . . . . . . . . . . . .
5.6

45
46
47
48
49
50
51
52
53
53
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55
56
57
58
59
60

6.1
6.2

SK で観測される大気ニュートリノイベントカテゴリ . . . . . . . . . . . . 62
SK で観測される各イベントカテゴリのイベントを生成するニュートリノ
エネルギー分布 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 64

7.1

SK における 2003 年 11 月 4 日のニュートリノイベントディスプレイ . . . . 70

iv

表目次
1.1
1.2

GOES における X 線フレア . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
今までに観測された太陽中性子イベント . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

2.1

太陽中の pp-chain 反応 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12

3.1
3.2
3.3

主な粒子の臨界エネルギー . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 20
20 インチ PMT の特性 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 24
フェーズにおける SK の詳細 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 25

4.1
4.2

RHESSI 衛星搭載装置の性能 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 36
Geotail に搭載された科学観測器 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37

5.1
5.2
5.3
5.4

フィットパラメータと γ 線の観測時刻 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
RHESSI におけるフィットパラメータと γ 線の観測時刻 . . . . . . . . . . .
2003/10/28 フィットパラメータと γ 線の観測時刻 . . . . . . . . . . . . . .
GEOTAIL におけるフィットパラメータと γ 線の観測時刻 . . . . . . . . . .

6.1

太陽フレア休止区間における SK での大気ニュートリノイベント数 . . . . . 67

7.1
7.2
7.3
7.4

RHESSI における γ 線観測時刻リスト . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
SK における 2003 年 11 月 4 日のニュートリノイベント . . . . . . . . . . .
RHESSI における γ 線観測時刻リスト . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
GEOTAIL における γ 線観測時刻リスト . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

v

1
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44
53
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69
71
71
72

第1章

1.1

序章

太陽フレア

太陽フレアとは、太陽表面にある黒点という低温で強磁場の領域近傍で、エネルギーが爆発的に解放される現象である。太陽フレアのエネルギー源は、黒点近傍の太陽大気に蓄えられた磁気エネルギーが転化したもので、エネルギーにして 1029 − 1033 erg に達する。これまでに観測された最も大きなフレアでは 1034 erg ものエネルギーを放出した(Kane et al.,1995[1])。また、太陽フレアの規模を示す指標としてアメリカの静止衛星である Geostationary Operational Environment Satellite(GOES) による分類が一般に用いられる。GOES の感度帯域において X 線のピーク強度の大きさで５つのクラスに分類される (表 1.1)。X クラス以上のものは 2 桁の数字で表される (観測史上最大フレアは
X28;Nov.4,2003[図 1.1])。フレアの大きさは、1 万から 10 万 km 程度で、時間スケールは数分から数時間のものまで観測されている。11.1.1

磁気リコネクション

太陽フレアによって発生したエネルギーは、太陽から突発的にプラズマ塊が放出される
CME(Coronal Mass Ejection) や、電磁波の放射、粒子加速に費やされる。電磁波の放射
は、電波から γ 線までのあらゆる波長域にまでおよぶ (図 1.3)。太陽フレアにおけるエネル

表 1.1: GOES における X 線フレア
Soft X -ray classes
Importance class Peak ﬂux (W/m−2 )

An
Bn
Cn
Mn
Xn

n × 10−8∼
n × 10−7∼
n × 10−6∼
n × 10−5∼
n × 10−4∼

図 1.1: 2003 年 11 月 4 日観測史上最大の X28
フレア (SOHO)
1

クラスの数字はフレアの規模を表す。X28 の場合、X1 フレアの 28 倍を意味する。

1図 1.2: 磁気リコネクションモデル。[4]ギー解放は、磁気リコネクションによって引き起こされると考えられている。磁気リコネ
クションとは、磁力線のつなぎかわる現象のことで、反平行の磁力線の間には、アンペー
ルの法則により電流シートが形成される。さらに、2 本の磁力線の間隔が縮まり接近すると、その部分に局所的な拡散が生じて、磁場の凍結原理が破れる。すると、1 本であった磁力線が切れて別の磁力線とつなぎかわり、これによって生じる磁場成分と電流シートとのローレンツ力により、プラズマが加速されジェットを形成する。周囲の磁力線は、この磁力線とプラズマの消失を補うようにその領域に集中し、連続してつなぎかえが起こる。このようにして、磁気エネルギーがプラズマの運動エネルギーに変換され、最終的には熱エネルギーに変換される。また、この時、加速されたプラズマと太陽フレアのコロナループとが衝突する事によってショックが形成され、さらに高エネルギーにまで粒子は加速される。この高速プラズマは loop − top の硬 X 線として観測される。また、ショックによって加速されたプラズマは磁力線のループに沿って彩層に流れ込み、制動放射によって硬 X 線を発生する (f ootpoint)。さらに、高温プラズマが流れ込んだ彩層では彩層蒸発によって高密度になり、軟 X 線で明るく光っているフレアループを観測できる (図 1.2)。[2][3][4]

2

1.2

太陽フレアにおける粒子加速による生成粒子

太陽フレアの際に磁気リコネクションによってエネルギーを得た粒子は、太陽磁場や太陽大気と相互作用することにより電磁波や 2 次粒子を放出する。電波や X 線、γ 線などの電磁波は、加速電子と太陽磁場との相互作用によるシンクロトロン放射や、加速電子と太陽大気との相互作用による制動放射によって発生することがわかっている2 (図 1.3[5])。一方、イオン加速については、イオンそのものの観測の他に、加速されたイオンと太陽大気との相互作用によって生じるγ 線や中性子などの研究がされている。ここでは、イオン加速によって生成される粒子に関して詳説する。

1.2.1

太陽フレアによる γ 線放射

太陽フレアによって生成する γ 線には、加速されたイオンによって生成される γ 線と、電子の制動放射による γ 線が存在する。図 1.4(左図) に太陽フレアにおける γ 線スペクト
ラムを示す。
脱励起イオンからの核 γ 線
加速された陽子/イオンは太陽大気と相互作用をし γ 線を放射する。特に、イオンと様々な原子核との相互作用により生成される γ 線はプロンプト γ 線ライン呼ばれ、決まったエ
ネルギー帯の γ 線を放射する。観測されるスペクトルは尖った少し広がったラインを観測できる。主なラインとしては、12 C からの 4.438MeV の γ 線や 16 O からの 6.129MeV の γ線などが見られる (図 1.4)。しかし、電子加速が優位な electron rich ﬂare では核 γ 線が電子の制動放射による連続成分に埋もれてしまう場合がある3 。そのときは、核 γ 線を観測することができない。
中性子捕獲からの γ 線
中性子捕獲からは 2.223MeV の γ 線が放射されることが知られている。加速されたイオ
ンは太陽大気と相互作用して高いエネルギーの中性子を生成する。この中性子が太陽大気の原子核と衝突を繰り返しエネルギーを失う。そのとき、周りの原子の熱運動と熱平衡状態に達し、熱中性子になる。熱中性子は、光球でプロトンに捕獲される (1 H(n, γ)2 H)。このとき、2.223MeV の γ 線が放射される。図 1.4(左図) を見ると、2.223MeV 付近に綺麗なラインがみられる。また、2.223MeVγ 線の特徴として、γ 線の生成時間がプロンプト γ線に比べ遅れる。これは、熱中性子が光球で反応するためであり、その遅延時間は Wang
Ramaty (1974) や Prince et al.(1983)(W.Q.Gan et al.[6]) により見積もられており、およそ ∼100sec. ほどである。
中性パイ中間子からの γ 線
π 0 中間子は、加速された陽子と太陽大気との相互作用 (p − p、p − α) から生成され、
π 0 → γ + γ のように崩壊する。これは、1982 年 6 月 3 日の太陽フレアが最初で 10 イベン
2太陽フレアにおける電子加速は、Yohkoh 衛星に搭載された SXT や HXT による観測及び、Hinode 衛
星の XRT などによって解明が進んでいる。
3
図 1.4(左図) の青い波線が上に上がりラインが見えなくなってしまう。

3

図 1.3: 太陽フレア時に放出される各波長における電磁波ライトカーブ (Kane(1974)[5])4図 1.4: 太陽フレアにおける γ 線スペクトラム (左図)。右図は12 C における脱励起イオンからの核 γ 線の模式図。
ト程度観測されている。図 1.5 に 1990 年 5 月 24 日の Granat 衛星 [7] で観測されたスペク
トルを示す。実線は、電子による制動放射と中性 π 中間子を考慮したフィットを表し、波線は電子の制動放射の寄与によるラインを表す。
電子陽電子対消滅からの γ 線
図 1.4 より、0.511MeV 付近で強いラインピークが見える。これは電子陽電子対消滅+
e + e− → 2γ で生成される γ 線である。電子と陽電子が衝突すると、電子、陽電子それぞれの静止エネルギー (それぞれ 511keV ) と、それらのもつ運動エネルギーの和に等しいだけのエネルギーをもつ光子が放出され、γ 線として観測される。

1.2.2

太陽中性子

太陽中性子とは、加速イオンと太陽大気との相互作用によって発生する中性子のことをいう。主に p − p、p − α、α − p、α − α 等の反応によって生成するため、発生した太陽中
性子は、加速イオンの発生方向、エネルギーなどを保持している。中性子の特徴として中性子は電磁波と違い質量を持っているので、エネルギーによって太陽-地球間の飛行時間が異なる。つまり、中性子のエネルギーと到来時刻を測定することで、発生時刻を同定できる。現在、太陽中性子望遠鏡の国際ネットワークにより太陽中性子の観測が行われ 11 イベ
ントの観測が確認されている。[8] 以下、表 1.2 に観測された太陽中性子イベントを示す。

5

図 1.5: 1990/05/24 の Granat 衛星による γ 線スペクトラム
表 1.2: 今までに観測された太陽中性子イベント
Date
Time[UT] GOES class Sunspot loc.

1982/06/03
1990/05/24
1991/03/22
1991/06/04
1991/06/06
2000/11/24
2001/08/25
2003/10/28
2003/11/02
2003/11/04
2005/09/07

1.3

11:43
20:48
22:44
03:37
00:54
15:08
16:32
11:04
17:17
19:45
17:36

X8.0
X9.3
X9.4
X12.0
X12.0
X2.3
X12.0
X17.4
X8.3
X28.0
X17.0

S09 E72
N36 W76
S26 E28
N30 E70
N33 E44
N22 W07
S17 E34
S16 E08
S14 W56
S19 W83
S06 E89

本研究の目的以上、述べてきたように陽子/イオン加速によって生成された様々な γ 線や中性子などが観測されている。しかし、大きなフレアではイオンは数 MeV∼ 数 GeV まで加速されているのは確認されているが、その加速機構については解明されておらず、また加速イオンの持
つ総エネルギーもわかっていない。さらに、現在観測されている γ 線は、主に 1∼100MeV

6

のイオンからしか生成されずわずかなエネルギー領域しか理解できない。また、陽子によって生成される 2 次粒子は、大部分が太陽大気と相互作用しイオン加速方向とは外向きに飛ばされた粒子であるので、もとの陽子の情報をわずかにしか持っていない。本研究で探索を行う太陽フレアニュートリノは電荷を持っておらず、物質と相互作用をしないので、ほぼ光速で減衰しないで直接地球の観測器で観測が行える。特に次章で述べるが、もし太陽フレアニュートリノの観測ができれば太陽の裏側のフレアの情報も知ることが可能になる。これを知ることができれば、イオンの加速方向に多く生成される粒子を観測でき粒子加速に使われる総エネルギーを知ることができる。本研究では、まず太陽フレアニュート
リノの初観測のため 2 つの衛星のデータを用いて時間を同定することで太陽表側で生成されるニュートリノの探索を行う。

7

第2章

大気 及び 太陽からのニュートリノ

ニュートリノとは、ベータ崩壊において一見エネルギー保存則が破れているように見える現象を説明するために定められた素粒子で、1930 年に W.E.Pauli によって仮定され、Fermi が理論づけた粒子である。ニュートリノは、中性で弱い相互作用でしか反応しない
ため、存在を直接実証できなかったが、1956 年に Reines と Cowan の反電子ニュートリノ
の観測によりその存在が確認された。また、1962 年に Lederman、Schwartz、Steinbergeによる実験で、電子との反応で現れる電子ニュートリノとミュー粒子との反応で現れる
ミューニュートリノが 2 つの異なる粒子であることが確認された。その後、タウニュート
リノの存在が予言され、1999 年に存在が確認された。また、1998 年にスーパーカミオカ
ンデ実験により、大気ニュートリノ振動の存在が報告され、ニュートリノは質量をもつことが示唆された [17]。現在、ニュートリノは未だ未知の部分が多く、今日も世界中で様々な研究が行われている。
この章では、スーパーカミオカンデにて行われている様々なニュートリノ観測について簡単に記述した後、本論文で実際に探索を行った太陽フレアによって生成されるニュートリノに関して記述する。

2.1

ニュートリノ振動

ニュートリノは素粒子の内のレプトンの一つであり、その中で唯一電荷を持たず、スピン 1/2 で質量は、素粒子物理学の標準理論において 0 であると記述されている。しかし、1998 年の大気ニュートリノ振動の発見以降、ニュートリノが微小な質量を有し、振動現象というフレーバー間の遷移現象が観測されている。例えば、β 崩壊で生成された電子ニュートリノは、ある時間後にはνµ やντ 成分を含み、その確率は時間と共に振動する。異なる種
類のニュートリノ間の振動現象を正確に扱うには３種類間の遷移を同時に解く必要がある。ここで、観測されるニュートリノのフレーバー固有状態を |να ⟩(α = e, µ, τ )、質量の固有状態を |νi ⟩(i = 1, 2, 3) としたとき、3 世代のニュートリノの混合は、|να ⟩ =∑

Uαi |νi ⟩

(2.1)

i

と表すことができる。Uαi は MNS(Maki-Nakagawa-Sakata) 行列と呼ばれるユニタリー行列であり、クォークの混合の場合と同様、3 つの混合角 θ12 , θ23 , θ13 , CP 非保存の位相δ を用いて次のように表される。

c12 c13s12 c13s13 e−iδU =  −s12 c23 − c12 s23 s13 eiδ c12 c23 − s12 s23 s13 eiδ
s23 c13 s12 s23 − c12 s23 s13 eiδ −c12 s23 − s12 c23 s13 eiδ c23 c13


8

(2.2)

ここで、sij = sinθij 、cij = cosθij (i,j = 1 , 2 , 3 ) で、θij は質量の固有状態 ij の間の混合角を表す。今は、簡単のために二世代の振動のみを仮定して、νe 、νµ の間の遷移を考える。この時、νe 、νµ は次のように表すことができる。

(

νe
νµ

)

(
≡ (Uln )

ν1
ν2

)

(
=

cosθ sinθ−sinθ cosθ

)(

ν1
ν2

)
(2.3)

ここで、l はニュートリノのフレーバー、ν1 、ν2 は質量の固有状態、θは混合角とする。今、
νl というニュートリノが自由空間を飛行するとする。しかし、νl はハミルトニアンの固有関数ではないので、時間t後のニュートリノの状態 |νl (t)⟩ はνe 、νµ の混合した状態になる。すなわち、|νl (t)⟩ =∑Uln e−iEn t |νn ⟩,

n

=

∑∑
n

Uln Ul′ n e−iEn t |νl′ ⟩,

(2.4)

l′

En = p +

m2i
2p

(2.5)

したがって、時間 t 後に新しく νl′ が混入してくる確率は、P (νe → νµ ) = |⟨νl′ |νl (t)⟩|2∑∑=
Uln Ul′ n Uln′ Ul′ n′ × cos[(En − En′ )t].
n

(2.6)
(2.7)

n′

時間 t の間に走る距離を L(L = t) とすると、2.7 式を整理して、(P (νe → νµ ) = P (νµ → νe ) = sin2 (2θ)sin2(
P (νe → νe ) = P (νµ → νµ ) = sin (2θ)sin22∆m2 = m22 − m21

)
∆m2
L .
4E

(2.8)

)
∆m2
L .
4E

(2.9)

(2.10)となる。したがって、たとえば最初 100%νe だったニュートリノは、ある距離走るとνµが振動的に混じってくることになる。いま、∆m2 を [eV 2 ]、E を [M eV ]、L を [m] で表すと、2.9 式中の sin2 の中は、

∆m2 (eV 2 )∆m2
L = 1.27
L(m)4E
E(M eV )(2.11)のようになる。ここから、たとえば νµ を使ってある距離のところでνe が出現するのを見るか (appearance)、またはνµ が減るのを見るか (disappearance) すれば、混合角θと質量9の 2 乗差∆m2 を求めることが可能である。現在では、大気ニュートリノ観測や、加速器で発生した人工のニュートリノを用いたニュートリノ振動実験 (K2K[11]、MINOS) により、90% の信頼度で [12]、1.88 × 10−3 < ∆m223 < 2.75 × 10−3 eV 2 ,(2.12)

0.407 ≤ sin2 θ23 2 < 0.583(2.13)が得られている。また、太陽ニュートリノ観測 (SK、SNO) や原子炉ニュートリノ観測(KamLAND) により [13]、2.1.1

7.24 × 10−5 < ∆m212 < 7.99 × 10−5 eV 2 ,(2.14)

0.28 < sin2 θ12 2 < 0.35 (2σ)(2.15)

大気ニュートリノ

地球にやってくる１次宇宙線は陽子や α 粒子などの核子で構成されており、高度 10,000m
付近で大気中にある原子核と相互作用し π ± , K ± などの中間子を生成する。さらに、これらの 2 次宇宙線は崩壊し、最終的に、ニュートリノを生成する。このようにして生成されるニュートリノを大気ニュートリノと呼ぶ。以下に、それぞれの崩壊例を示す。

π ± → µ± + νµ (ν µ )µ±±→ e + νe (ν e ) + ν µ (νµ )K ± → µ± + νµ (ν µ )(2.16)(2.17)(2.18)±→ π + µ + νµ (ν µ )(2.19)→ π 0 + e± + νe (ν e )(2.20)

KL0 → π ± + µ± + νµ (ν µ )(2.21)

0±±→ π + e + νe (ν e )(2.22)

上式を考慮すると、大気ニュートリノの生成からはミュー粒子ニュートリノと電子ニュートリノの割合は、

νµ : νe ∼ 2 : 1(2.23)

で生成されているはずである。しかし、スーパーカミオカンデの観測ではこの比率が、

νµ : νe ∼ 1 : 0.7(2.24)という結果を得た。これは明らかに、νµ が欠損しているか、νe が過剰に存在しているという問題が起こった。これは大気ニュートリノ問題と呼ばれる。現在、この問題は先述したニュートリノ振動により説明できる。ニュートリノ振動により、νµ が他のニュートリ

10

ノに変化し欠損したため (2.24) 式のような結果を得た。 また、大気ニュートリノのエネ
ルギー領域は今回探索を行う太陽フレアニュートリノのエネルギー領域と一致するため、バックグラウンドになりうるニュートリノである。これについては、第 6 章で詳しく議論する。

図 2.1: 大気ニュートリノ観測におけるニュートリノフラックス。[14]2.1.2

太陽ニュートリノ

太陽が毎秒放出するエネルギー (ルミノシティ) は、正確に測定されていて、その量は 3.85 × 1026 W である。太陽エネルギーは水素の核融合反応で作られているといわれているが、太陽はほとんど正確に熱平衡状態にあるので、太陽表面をいくら観測しても、太陽のエネルギー源が原子力なのか石炭のようなものなのか決定することができない。しかし、水素の核融合反応なら、電子ニュートリノが大量に作られる。ニュートリノは物質との反応力が大変弱いので、熱平衡にならずにそのまま太陽をつきぬけて飛び出してくる。
したがって、地球上で太陽からくるニュートリノが観測できれば、太陽のエネルギー源が核融合反応であるという直接的な証拠になる。ここでは、太陽ニュートリノの生成について述べる。 太陽中での核融合反応は基本的に、

p + p + p + p →4 He + 2e+ + 2νe(2.25)

で、水素からヘリウムを作る反応である。反応前後の電荷を合わせるために余分な 2 個の陽電子が作られる。さらにレプトン数を保存させるために 2 個の電子ニュートリノ、すなわち太陽ニュートリノが放出される。しかし、太陽中の核融合反応は上記の四体反応が実際に起こるのでのではなく、大部分の核融合反応は、pp(proton-proton)-chain 反応と呼ばれる表 (2.1) の反応である [15]。
また、pp-chain 反応とは別に、CNO サイクルと呼ばれるエネルギー発生プロセスが存在する。CNO サイクルの反応過程の模式図を図 2.3 に示す [16]。そのプロセスの途中で、13 N,15 O,17 F のベータ崩壊により太陽ニュートリノが作られるが、pp-chain に比べ11表 2.1: 太陽中の pp-chain 反応 (番号中の a,b,c は競合する反応を表す)
番号 反応1
確率 (%)

1 a)
1 b)
2)
3 a)
3 b)
3 c)
4 a)
4 b)
5)
6)
7)

p + p →2 H + e+ + νe (pp)p + e− + p →2 H + νe (pep)2 H + p →3 He + γ
3 He +3 He →4 He + 2p
3 He +4 He →7 Be + γ
3 He + p →4 He + e+ + ν (hep)e7 Be + e− →7 Li + ν (7 Be)e
7 Be + p →8 B + γ
7 Li + p → 24 He
8 B →8 Be∗ + e+ + ν (8 B)e
8 Be∗ → 24 He

99.76
0.24
83.30
16.70
0.00002
99.88
0.12
-

てその寄与は小さい。また、図 2.5 に太陽ニュートリノのエネルギー・スペクトルを示す。
このとき、スーパーカミオカンデ、SNO 等の水チェレンコフ実験では、エネルギー閾値
が 5MeV 程度であるため、太陽内で起こる最も高いエネルギーのニュートリノを放出する
hep ニュートリノもしくは、ホウ素崩壊過程からの電子ニュートリノ (8 B ニュートリノ)を検出することができる。
太陽ニュートリノの観測は、1960 年代後半からアメリカの R.Davis らによって始められたが、観測された太陽ニュートリノのフラックスが、太陽のルミノシティから予想される値を下回るという問題が指摘された。この問題を、太陽ニュートリノ問題という。この問題の解として素粒子の立場からのニュートリノ振動が候補となっていた。スーパーカミオ
カンデ実験や SNO 実験により、太陽ニュートリノ振動が示唆されその解が正しいことが確かめられた。尚、太陽ニュートリノのエネルギーは、SK でのエネルギー閾値の数 MeVから太陽ニュートリノエネルギーの最大値の 20MeV 程度である。今回探索を行う太陽フ
レアニュートリノの最も感度の良いエネルギー領域 (∼ 100M eV ) とは異なるため、今探索では太陽ニュートリノのエネルギー領域での探索は行わない。太陽フレアニュートリノ
に関しては次節で詳説する。

2.2

太陽フレアニュートリノ

前章で太陽フレアによって加速されるイオンにから生成される粒子について述べた。ここでは、本研究で探索を行う太陽フレアニュートリノの生成過程を見ていく。

2.2.1

太陽フレアニュートリノの生成メカニズム

太陽フレアニュートリノは加速されたイオンと太陽大気とが相互作用をして生成された
荷電 π 中間子が崩壊することにより生じるニュートリノのことを指している。反応の一般

12

1a)

pp

pep

1b)

3c)

4a)

7

Be

6)

図 2.2: pp-chain 反応の概略図

図 2.3: CNO サイクル

13

8

B

hep

的な例としては、

p + p → ∆++ n → pπ + np + p → ∆ + p↗
↘

p+p+π 0p+n+π +

(2.26)(2.27)

もしくは、低確率で陽子は α 散乱をし、

p + n → ∆ + n↗
↘
p + n → ∆0 p↗
↘

n+π + +np+π − +pp+p+π −
p+n+π 0(2.28)(2.29)という反応から生成される荷電 π 中間子が崩壊し、

π ± → µ± + νµ (ν¯µ )(2.30)µ± → e± + νe (ν¯e ) + νµ (ν¯µ )(2.31)

更に、µ± は、という崩壊を経てニュートリノがそれぞれ生成される。これらか生成されるニュートリノ
を太陽フレアニュートリノと呼ぶ。これまで、太陽フレアニュートリノの観測に前例がな
いが、太陽フレアニュートリノの生成過程中に同時に生成される π 0 による力線が観測されていることから存在していると考えられる。

2.2.2

太陽フレアニュートリノ

太陽フレアは太陽表面の至る所で起こっている。つまり、私たちの見えない地球からみて太陽の裏側でも起こっている考えられる。これまで述べてき X 線や γ 線、太陽中性子などはすべて太陽表側で起こったフレアで生成された粒子である。もし、太陽フレアに伴ってニュートリノが生成されれば、ほとんど物質と相互作用をしないニュートリノであれば、
太陽裏側のニュートリノの観測が可能である。図 2.4 に裏側のフレアによるニュートリノ
観測の概念図を示す。

2.2.3

太陽フレアニュートリノフラックス

ここでは、実際に太陽フレアのニュートリノがどの程度のフラックスを持つか概算していく。加速した陽子 (Ep ≃ 2GeV ) は太陽大気の陽子ターゲットに衝突をし非弾性散乱をする。陽子-陽子の非弾性散乱の散乱断面積は、

σpp (2GeV ) ≃ 4 · 10−26 cm214(2.32)

図 2.4: 太陽フレアによる裏側からくるニュートリノ。上図は表側観測される粒子を表し、下図は裏からくるニュートリノだけが通過する様子を表している。

15

であるので、up-ward proton の散乱確率 Pup は、( ∫ ∞)Pup = 1 − exp −σpp n ⊙ dh ≃ 0.1(2.33)h0となる。もとの陽子の 10% ほどが、π ± 、π 0 、ミューオン、e+ e− に変わる。π 中間子が陽子からもらうエネルギーの割合は、

Rπp =m2 + m2π − m2pEπ= ∆= 0.276Ep
m2∆ + m2p − m2π(2.34)となるので、up-ward proton による総パイオンフレアのエネルギーは、
2

EπF L = P Rπp EF L = 2.76 · 10 EF L

(2.35)となる。そこから、νe のエネルギーは、

Eνe = P · Rπp · Cπ/π 0 · EF L

(2.36)∼ 2.6 · 1028 (EF L /1031 erg) erg(2.37)となる。νe のフラックスは、Φνe ∼ 9.15(EF L /1031 erg) erg cm−2
である。

16

(2.38)

図 2.5: 太陽フレアにおけるフラックス。橙色と銀色のラインが太陽フレアニュートリノのフラックスを示す。上側の 2 本のラインが太陽裏側から生成されたニュートリノのフラックスを示し、下側の 2 本が表側来るニュートリノのフラックスを示す。

17

第3章

スーパーカミオカンデ検出器

スーパーカミオカンデ (Super-Kamiokande 1 ,SK) は、岐阜県飛騨市神岡町池の山地下
1000m に位置する水チェレンコフ検出実験装置である2 。現在は、主に陽子崩壊探索や、
ニュートリノ起源反応を通して宇宙、素粒子に関する様々な研究が行われている。検出器
は直径 39.3m、高さ 41.4m の円筒型の水槽で、タンク内は 50,000 トンの超純水で満たされており (図 3.1)、光電子増倍管 (PMT) が規則正しく配置されている。さらに、光学的に内水槽 (ID) と外水槽 (OD) に分けられており、水中を走る荷電粒子 (e,µ, π 等) が発する微弱な光であるチェレンコフ光をとらえることが可能である。この検出器は岩盤などにより宇宙線ミューオンなどのバックグラウンドを減らすために地下 1,000m(2,700m.w.e.)3 の場所に建設されており、この場所での宇宙線ミューオンのフラックス強度は、地上に比べ 5桁程小さく、スーパーカミオカンデにおけるミューオンの頻度はおよそ 2Hz 程度である。
本章ではスーパーカミオカンデの測定原理、検出器の詳細について詳述する。

3.1

検出原理

3.1.1

チェレンコフ放射

チェレンコフ放射は 1934 年にパーヴェル・チェレンコフによって発見された。スーパー
カミオカンデでは、チェレンコフ放射という現象を観測することにより様々な現象を観測している。荷電粒子が屈折率 n の誘電体の中を走るときに、速度が光速度 c/n(c は真空中での光速度) を超えるとき、チェレンコフ光を放出することが知られている。チェレンコ
フ光は粒子の運動方向に対して角度 θ の方向に円錐状に放出される。図 3.2 にチェレンコ
フ放射の概念図を示す。
図 3.2 に示した荷電粒子と放射光子の間には θ を用いて以下のような関係が成り立つ。

cos θ =

1
nβ

(3.1)

ここで n は誘電体の屈折率、β = v/c で v は荷電粒子の速度、c は真空中の光速ある。また、θ は、0 ≤ cosθ ≤ 1 であるので、チェレンコフ光を放出する条件は、

v≥

1

c
n

(3.2)

Super-Kamiokande はニュートリノ観測実験 (neutrino detection experiment) および核子崩壊観測実
験 (nucleon decay experiment) の略である。
2
岐阜県飛騨市神岡町池の山 (東経 137◦ 18’、 北緯 36◦ 25’) 山頂下にある。
3
water equivalent の略。水に換算して 2700m である。

18

図 3.1: スーパーカミオカンデ検出器の全体図となる。スーパーカミオカンデにおいて、荷電粒子がほほ光速 (β ∼ 1) と仮定すると、純水では n ∼ 1.34 であるので 3.1 式より、θ ∼ 42◦ と求めることができる。
このとき、ある荷電粒子がチェレンコフ光を放出するのに必要な最小のエネルギー Eth
は、荷電粒子の静止質量 m を用いて、

nmc2
Ethr = √n2 − 1(3.3)となる。この値 Ethr をチェレンコフ閾値 (臨界エネルギー) と呼ぶ。また、物質が純水(n ∼ 1.34) であるとすると、Ethr = 1.5mc2(3.4)となる。以下、スーパーカミオカンデにおける粒子の臨界エネルギーを表 3.1 に示す。
電荷 Ze の荷電粒子が屈折率 n の媒質を速度 β で運動するとき、単位長さ dL 当たりに放出されるチェレンコフ光の光子数 Nphoton は次式から得ることができて、

d2 Nphoton
2παZ 2
=
dLdλ
λ2

(
1−

1
2
n β2

)
(3.5)

ここで、α は微細構造定数 (∼ 1/137) である。この式に、1/nβ = cosθ を代入して波長について積分すると、

19

放出光子

荷電粒子の運動

衝撃波面

放出光子

図 3.2: チェレンコフ放射の概念図

粒子

e±
µ±
π±
K±
p

図 3.3: SK におけるチェレンコフリングの検
出イメージ

表 3.1: 主な粒子の臨界エネルギー
静止質量 (M eV /c2 ) 臨界エネルギー (M eV )

0.511
105.7
139.7
493.7
938.3

dNphoton
dL

0.767
157.4
207.9
735.5
1413

2

2

∫ λ2

= 2παZ sin θ
λ

dλ
λ2

(1
)
1
1
2
2
= 2παZ sin θ
−
λ1 λ2

(3.6)

となる。スーパーカミオカンデで用いられる光電子増倍管の有感領域は 300nm ∼ 600nmであるので、Z = 1、θ = 42◦ として 3.6 式に代入すると、370photons/[cm] を得ることができ、この範囲で放出される全光子数は、単位長さ当たり 370 個程度であることがわかる。

3.1.2

検出方法

スーパーカミオカンデでのニュートリノ観測は、ニュートリノが水原子の電子や原子核と相互作用をし反跳される荷電粒子のチェレンコフ光を水槽内に配置された PMT で検出することにより間接的に観測する。各ヒット PMT の時間情報から反応発生点、ヒットパターンから荷電粒子の進行方向、ヒット本数或いは総光量から荷電粒子のエネルギーをそれぞれ再構成が可能である。

20

3.2

検出器の詳細3.2.1

内水槽と外水槽

先に述べたように検出器は円筒型の水槽で、内水槽 (ID) と外水槽 (OD) に分けられている。内水槽は直径 33.8m、高さ 36.2m であり、全 50,000m3 の水の内、32,000m3 の水が内水槽に含まれている。そして内側を向いた約 11,000 本の 20 インチ PMT が全て内水槽を向くように配置されている。全ての ID PMT はステンレス製の枠に取り付けられ、このステンレス製の枠の一つ一つはスーパーモジュールと呼ばれている。図 3.4 にスーパーモジュールの概念図を示す [18]。
スーパーモジュールの内側には 12 個の ID PMT、外側には 2 個の OD PMT が取り付けられている。内水槽の PMT による光電被覆率はおよそ 40% であり、それ以外の部分(PMT と PMT の間のこと) には、外水槽からの光の出入りや、光の反射を防ぐため PET
製のブラックシートが覆われている。また、外水槽の PMT には有感面積を広げるため波長変換剤（wavelength shifter）入りの板が備え付けられている。さらに、光の検出効率をさらに上げるために、外部検出器の全壁面は反射率約 80% の白色タイベックシートで覆われている。外水槽に外向きの PMT が設けられている目的としては、宇宙線ミューオンのイベントとニュートリノの区別するため、また周囲の岩盤からのガンマ線バックグラウ
ンドを減らすためである。

3.2.2

20 インチ光電子増倍管

スーパーカミオカンデで内水槽の壁面に配置されている 20 インチ光電子増倍管は、旧カミオカンデ時代に浜松ホトニクス (株) と共同開発した光電子増倍管を改良したものを用いている。図 3.5 に構造を示す。改良を経て時間分解能、1 光電子 (p.e.) 分布などが大きく改善された。光電面は Bialkali(Sb-K-Cs) で出来ており、有感領域は 280nm∼660nm
あり、量子効率は波長 330nm∼400nm で最大 ∼22% となる (図 3.6)。
また、SK で用いられているすべての 20 インチ PMT には衝撃波防止ケースが取り付けられている。これは、PMT の放電を防ぐためと光電子の加速を効率的に行うため PMT
内部を真空の状態にしてあるため、外側のガラス管が破損すると爆縮が起る可能性があるからである。前面には透過率の高いアクリル、これは垂直入射のチェレンコフ光に対して 95% 以上の透過率ものを用いている。それ以外の部分には耐久性に富む FRP (Fiber
Reinforced Plastics) が用いられている。以下、20 インチ光電子増倍管の性質の詳細を??
に示した。

3.2.3

SK のフェーズ

スーパーカミオカンデ検出器はその観測時期によって PMT の本数、電子回路等が異なり、SK-I から SK-IV(2012 年 1 月現在) までの 4 つのフェーズが存在している。以下、それらフェーズの違いについて述べる。1996 年 4 月に SK-I フェーズとして観測を開始した。
内水槽には全部で 11146 本の PMT が設置され、この時の光電被覆率は 40% であった。5年間の観測の後、2001 年に不具合の PMT(ダークレートが高い、放電を起こしやすい等)

21

図 3.4: スーパーカミオカンデのスーパーモジュール [18]22

図 3.5: SK で用いられる 20 インチ光電子増倍管の構造 [18]図 3.7: 20 インチ R3600-5 PMT の 1p.e. 分布
図 3.6: 20 インチ R3600-5 PMT の時間分布 [18]。ダイノードの改良により 1p.e. ピークがはっきりと確認できる。、1 光子 (1p.e.) での[18]。
伝達時間幅は 2.2ns。

23

表 3.2: 20 インチ PMT の特性
光電面
50cm
光電物質
Bialkali (Sb-K-Cs)
ダイノード
Venetian blind 型 11 段
量子効率
22% @390nm
収集効率
70%
7
利得 (ゲイン)10 (∼2000V)
動作電圧+1500 ∼ 2500V
暗電流
200nA(Gain∼107 )ダークレート
3.5kHz(Gain∼)
時間分解能
2.2nsec(1σ)@1p.e.
圧力耐久度
6kg/cm2
電子走行時間∼100msec(Gain∼107 )立ち上がり時間∼10nsec
立ち下がり時間∼10nsec
磁気耐久性<100nGを交換するための付け替え作業が行われ、作業終了後に水槽に注水をしている最中に事故が起き、１つの PMT が破損したことから連鎖的に 6777 本の内水槽 PMT と 1100 本の外水槽 PMT が失われた。
その後、残りの PMT 全てに衝撃波防止ケースを取りつけ水槽内に配置しなおされた。
内水槽の PMT は 5182 本で光電被覆率は SK-I に比べ半分になってしまったが外水槽は元の数に戻し、2002 年 10 月から SK-II として新たに観測を再開した。
そして 2005 年 10 月から 2006 年 6 月の間に、失われていた PMT を元に戻し再び高感度の実験を行うための完全再建作業が行われた。作業は順調に行われ SK-I とほぼ同数の11129 本の PMT が内水槽に取りつけられた。これにより光電被覆率は 40% に戻り、検出器の分解能（特にエネルギー分解能）も元通りになり、SK-III フェーズとして観測が再開された。
さらに 2008 年 9 月にエレクトロニクスを始めとする、データ収集システムを一新した
ため、これ以降を SK-IV フェーズと呼ぶ。2012 年 1 月現在、SK-IV フェーズとして観測を続けている。表 3.3 に各フェーズにおける SK の詳細を示した。

3.3

純水装置

SK で用いられる 50,000 トンの超純水は神岡鉱山内の豊富な地下水から作られている。
地下水中には細かい塵、イオン、バクテリアなどの不純物が含まれている。これらは微弱なチェレンコフ光を吸収散乱し、水の透明度を低下させる。一方、地殻岩盤中に多量に含まれる放射性元素 222 Rn などは水に溶けやすい。同系列の下流にある 214 Bi などは β 崩壊
により Qβ − = 3.27MeV の電子を放出するが、SK の有限のエネルギー分解能のために、5MeV 以上に滲み出し得る。したがってこれらは低エネルギーイベントのバックグラウン
24

フェーズ
データ取得開始
データ取得終了
防爆ケースの有無
ID PMT の数OD PMT の数
光電被覆率
エネルギー閾値

表 3.3: フェーズにおける SK の詳細
SK-I
SK-II
SK-III

1996 年 4 月
2001 年 7 月
無
11146
1885
40%
5MeV

2002 年 10 月
2005 年 10 月
有
5182
1885
19%
7MeV

2006 年 7 月
2008 年 8 月
有
11129
1885
40%
4.5MeV

SK-IV
2008 年 9 月
−
有
11129
1885
40%
4.0MeV(目標)

ドとなり得る。このために SK では水槽内に水を注入する前に純水装置によって可能な限り不純物を取り除いている。
図 3.8 に SK の純水装置の概観を示す。この装置で 30∼70ton/hour で水槽内の水を循環させており、水は以下のような過程で純化される。

1. 1µm フィルター (Water Filter)
比較的大きな塵（∼1µm）を取り除く。同時に塵に付着している 222 Rn も除去出来る。

2. 熱交換機 (Heat Exchanger)
ポンプや光電子増倍管は熱を発するため、そのままでは水温が上昇し、暗電流の増
加や水槽内の対流の原因となり、またバクテリアの成長も促進させる。それらを防ぐために送り水の水温を ∼ 14◦ C 程度で一定に保っている。

3. イオン交換樹脂 (Ion Exchanger)
3 次元的な網目構造の高分子にイオン交換基がついている樹脂で水中の金属イオン(Fe2+ ,Ni2+ ,Co2+ 等) や 222 Rn の娘核である 218 Po イオンを除去する。
4. 紫外線照射装置 (UV sterilizer)
紫外線を照射することでバクテリアを死滅させる。

5. 無ラドン空気溶解システム (Rn-less-air dissolving system)
下流の真空脱気でのラドンガス除去効率を上げるため、ラドンを含まない空気を純水に溶解させる。

6. 逆浸透膜 (Reverse Osmosis ﬁlter)
高性能の浸透膜を用いて濾過を行う。分子量が 100 程度の有機化合物も除去できる。

7. 真空脱気装置 (Vacuum Degasiﬁer system)
水中に溶けている気体 (ラドンガスの 96%、酸素の 99%) を除去する。

25

図 3.8: SK における純水装置の概念図

8. カートリッジ式イオン交換樹脂 (Cartridge Ion Exchanger)
より高性能のイオン交換樹脂で、イオンを選択的に除去できる。これによるイオン
除去率は 99% である。

9. ウルトラフィルター (Ultra Filter)
10nm の大きさの微小塵を除去する。
10. 膜脱気 (Membrane Degasiﬁer)
水中に溶けたラドンや酸素を膜脱気により取り除く。
この純化過程により、水中のラドン濃度を 10−3 Bq/m3 レベルまで減らすことができる。

3.4

空気純化装置SK は鉱山の中にあるので、222 Rn 濃度が高く、空気中のラドン濃度は 50∼2000Bq/m3程度である。従って、SK の上部岩盤はマインガード (ポリウレタン) で覆ってあり、岩盤から出るラドンガスが実験室へ入らないようにしている。また、鉱山の空気が中へ入るのを防ぐために、実験室の入り口は二重ドアになっていたり、ドーム内の気圧を高くすることで鉱山の空気が中へ入るのを防いでいる。さらにラドンが少ない鉱山の外の空気を実験
26

室に送り込んでいる。図 3.9 に SK の空気純化システムの概略を示す。以下、各コンポー
ネントの役割を示す。

1. 圧縮機 (Compressor)
空気を 7∼8.5 気圧に圧縮する。

2. 0.3, 0.1, 0.01µm 空気フィルター (Air Filter)
空気中の埃を取り除く。

3. 除湿・除 CO2 装置 (Air Drier, CO2 extraction equipment)
湿度と CO2 を取り除く。

4. 活性炭カラム (Carbon Column)
活性炭でラドンを吸収する。

5. 冷却活性炭 (Cooled Charcoal)−40◦ C にまで冷やした活性炭でラドンを吸収する。
以上の過程を経て ∼99.98% のラドンが取り除かれる。ドーム内の空気の平均的なラドン濃度は 40Bq/m3 である。

図 3.9: SK の空気純化装置

3.5

データ収集システム

SK フェーズの説明の際に簡単に触れたが、2008 年 9 月にエレクトロにクスを一新し、SK-IV フェーズがスタートしている。その際にオンラインシステムも新しいものとなり、新たなトリガーシステムが導入された。SK-III までの旧エレクトロニクス (ATM) と旧
トリガーシステム (hardware-trigger) から、SK-IV フェーズでは新たなエレクトロニクス(QBee) とトリガーシステム (software-trigger) へと大きなシステム変更があったが、本論文の解析では SK-IV 以降のデータを使用していないので、以下では、SK-III まで用いられていたデータ収集システムについて詳説する。
27

3.5.1

ID のデータ収集 (DAQ) システム

ここでは、ID のデータ収集 (DAQ)4 システムについて説明する。内水槽に設置された各 PMT は Analog Timing Module (ATM) と呼ばれる TKO(Tristan KEK Online) 規格[19] のフロントエンドに接続されている [20]。図 3.10 に ATM に入力された信号の流れの概略図を示す。ATM は ADC (Analog-to-Digital Converter) と TDC (Time-to-Digital
Converter) の両方の役割を兼ねており、PMT から信号を受け取り時間情報とエネルギー情報を得るための装置である。1 つの ATM は 12 本の PMT シグナルを処理することが出来、各クレートに 20 枚の ATM モジュールが挿入されている。クレートは 48 個置かれ、全部で 946 枚の ATM モジュールが設置されている。SK タンクの上部にある 4 つのエレクトロニクスハットには、TKO クレートが分配されている。

図 3.10: ATM モジュールの構造
光電子増倍管から入力されたアナログ信号は AMP で 100 倍に増幅された後、ハイブ
リッド IC によって 4 つに分けられる。1 つは 12 本分のアナログ信号和として出力される(PMTSUM)。2 つめは 12 チャンネルの内、ヒット5 のあったチャンネル数に比例した高さのパルスを出力する (HITSUM)。このシグナルは、トリガーを作る際に利用されており、
1 ヒットあたりのシグナルの波高は 15mV、幅は 200nsec. である。残りの 2 つは 200nsec.
遅れらせて、時間、エネルギー情報を電圧レベルに変換する IC(TAC/QAC)6 に送られる。
4

Data acquisition の略。
1/4p.e. に対応する電荷量の閾値を超えるシグナルをヒットとしている。
6
QAC (Charge to Analog Converter) と TAC (Timing to Analog Converter) の略。
528

HIT に同期してセルフゲート信号が TAC/QAC に送られると、TAC は時間に比例した電荷を蓄え始める。同様に QAC もエネルギーに比例した電荷を蓄え始める。TAC/QAC の
電圧波高値は、セルフゲート信号が出てから 1.311µ sec 以内にトリガー信号が来た場合はそれぞれ ADC に送られ AD 変換が行われ、もし来なかった場合は蓄積された情報はクリアされる。1 回の AD 変換には 5.51µsec を要し、このデットタイムを防ぐために 2 つのTAC,QAC を内部に持たせている。このようにして得られたデジタル情報は、ATM 内のFIFO7 メモリに一時的に蓄えられた後、SCH(Super Control Header) によって SMP(Super
Memory Partner) に送られて蓄えられる。そして、SMP に一定以上のデータが蓄えられると、オンラインコンピュータにデータが転送される。図 3.11 に ID のデータ収集システ
ムの概略図を示す。

3.5.2

トリガーシステム

スーパーカミオカンデのトリガーは各 ATM からの HITSUM シグナルを足し合わせたものから生成される。個々の ATM からの HITSUM シグナルは先ず各エレクトロニクス
ハットで足し上げられた後、さらにそれらを中央ハットで足し上げ全 HITSUM シグナルを生成する。HITSUM シグナルがディスクリミネータで設定される波高閾値を超えると、
グローバルトリガーがかかる。また HITSUM シグナルの幅は 200nsec なので、約 200nsec
要してタンクを通過する最大時間幅を持ったイベント (タンクを対角線に通過するイベント) でももれなく取得することができるようになっている。この閾値に応じて HE (High
Energy) トリガー、LE (Low Energy) トリガー、SLE (Super Low Energy) トリガーの 3
種類のトリガーが掛けられている。こうしてどのトリガーでイベントが取得されたかを調べることで、そのイベントがタンク内でどのくらいの光量を生じたかが分かる。具体的には、SLE と LE で取得されたイベントは主に太陽ニュートリノ、HE では主に大気ニュートリノや陽子崩壊の解析に用いられている。 ところで、先に ATM モジュールは 2 つのTAC、QAC を内蔵しデットタイムフリーであると述べた。しかし、TAC が電荷を蓄える
ゲートの時間幅は詳細にはわからないため、ゲートの終わりの 800∼1200 nsec の部分の事
象は解析に用いられず、実質的なデットタイムとなってしまっている。さらに、ATM モ
ジュールの ADC は、600pC でサチュレーションを起こしてしまい、それ以上の電荷を測定できないという問題があった。そこで、2008 年 9 月より、電荷測定のダイナミックレンジの拡大、時間測定のダイナミックレンジの拡大、さらに AD 変換の高速化などが可能なQBee(QTC-Based Electronics with Ethernet) という新しいフロントエンドエレクトロニ
クスの導入が行なわれた。83.5.3

OD のデータ収集システム

OD のデータは異なるエレクトロニクス系から収集される。PMT ケーブルは Charge-toTime (QTC) モジュールに接続されており、これで PMT からのシグナルをディスクリミ
ネートしている。もしパルスの高さが 25mV(∼0.5p.e.) を超えたら、QTC は 200ns 窓内で78First In First Out の略。
QBee については [21] を参照。

29

PMT シグナルの電荷を積分し、Emitter-Coupled-Logic (ECL) パルスを生成する。このパルスは LeCroy 1877 Time-to-Digital converter (TDC) に送られる。この TDC モジュールが初めと終わりのエッジのタイミングを記録し、そこから PMT シグナルの時間電荷情報を知ることが出来る。各 TDC モジュールは各エレクトロニクスハットに 5 つずつあり、各 TDC モジュールは 96 本の入力チャンネルを扱う。各 TDC モジュールは 8 つの QTC パ
ルスを 32µsec 間バッファできる。もしグローバルトリガーがかかれば、全ての TDC チャ
ンネルが同時にデジタル化されリードアウトされる。OD の時間窓の幅は 16µsec(グローバルトリガーの前 10µsec と後 6µsec) で、分解能が ∼0.5nsec となっている。

3.6

スーパーカミオカンデと太陽フレアニュートリノ

ニュートリノは、水中の原子核 (陽子、酸素原子核) と反応した際にミュー粒子や電子など電荷をもった粒子を生成する。ここでは、太陽フレアニュートリノがスーパーカミオ
カンデ検出器でどのような反応を起こし観測されるかを記述する。

3.6.1

スーパーカミオカンデ検出器におけるニュートリノ相互作用

ニュートリノは電荷を持っておらず弱い相互作用しかしないため、非常に反応断面積が小さく、高い透過性を持つ。しかし、まれに検出器中で核子と反応して生成する粒子を捕らえることで、ニュートリノ検出を行うことができる。ニュートリノの反応には荷電カレント反応 (CC) と、中性カレント反応 (NC) の 2 種類がある。荷電カレント反応では W ±を媒介して相互作用を行い、反応粒子間で電荷の交換が行われる。このときニュートリノ
フレーバーに応じたレプトンを生成するので反応を起こしたフレーバーの特定ができる。
一方、中性カレント反応では Z 0 を媒介粒子として反応が起こる。この場合は電荷の移動は存在しない。また、反応を起こしたニュートリノフレーバーの特定も出来ない。具体的に荷電カレント反応や中性カレント反応で起る相互作用の例を以下に示した。CC 反応は、
W ± を媒介して

ν + N → l + N′

(3.7)

ν + N → ν + N′

(3.8)

NC 反応は、Z 0 を媒介してN は、陽子もしくは中性子、l はレプトンを表す。太陽フレアニュートリノと水の原子核の反応では、フレアニュートリノのエネルギーが ∼ 100M eV であるため、CC 反応かも
しくは、NC 反応で SK の装置でとらえられる。

3.6.2

スーパーカミオカンデ検出器が観測する太陽フレアニュートリノ

SK でニュートリノ１個検出するのに必要なフルエンス Φν を求めると、核子１個あたりの散乱断面積は、σν p /(per nucleon) ∼ 10−38 cm2 × Eν (GeV )
30

(3.9)

であるので、太陽フレアニュートリノのエネルギー Eν SF を Eν SF ∼ 100M eV とすると、

σν p ∼ 10−39 cm2 @100M eV(3.10)となる。また、SK の核子数 Np (水原子 22.5kton) は、

22.5kton water = 1034 nucleons(3.11)

Φν × σ ν × N p = 1(3.12)

Φν = 105 (cm−2 )(3.13)

であるから、となる。

31

図 3.11: ID データ収集システムの概略図

32

図 3.12: トリガー生成の概略図

33

第4章

観測衛星

本研究では、太陽フレアの粒子加速から生成される γ 線の観測時間を知るため、RHESSI 衛
星のγ 線のデータと、Geotail 衛星における LEP のカウントデータを主に利用した。これ
は、ニュートリノ信号の有無を γ 線観測結果と比較するためであり、ここでは、特にこの２つの衛星についての観測機器の概要を詳説する。

4.1

RHESSI 衛星

RHESSI(Reuven Ramaty High Energy Solar Spectroscopic Imager) 衛星は、NASA(National
Aeronautics and Space Administration) の SMEX(Small Explorer) ミッションの 6 番機として 2002 年 2 月 5 日に打ち上げられ、現在なお観測を続けている太陽硬Ｘ線/γ 線観測衛星であり、太陽 γ 線の撮像に初めて成功した衛星である。高エネルギー電子によって放射される硬Ｘ線/γ 線連続放射や、高エネルギーイオンによって生み出される γ 線ライン
放射を観測しており、エネルギー領域は 3keV∼17MeV にも及ぶ。特に太陽フレアにおける粒子加速やエネルギー解放について詳細に調べることを目的とした衛星である。

4.1.1

RHESSI 衛星搭載機器の概要

装置は 2 層の回転式すだれコリメータ (RMC: Rotating Modulation Collimator)9 個で構成され、その背後には低温に冷却したゲルマニウム検出器 GeD(Germanium detector)9個から成るスペクトロメータが設置されている。装置の概要を図 4.1 に示す。各 RMC、
GeD はそれぞれ対になっていて、ディテクタは前部と後部に存在する。厚さ約 1cm で前面部の感度は 3-200 keV 、後面部は厚さ約 7cm で感度は 17MeV にまで及ぶ。位置情報は、
太陽姿勢システム SAS(Solar Aspect System) と回転角システム RAS(Roll Angle System)から得られる。SAS により上下方向の揺れ、RAS より回転の姿勢情報を取得する。
カウント率が前もってセットされた閾値を越えると、9 個のアルミニウムのアテニュエ
イタ (シャッター) の 2 個セットのうち片方、あるいは両方が、自動的に後面のグリッドとディテクターの間に入る。今回の解析では γ 線のライトカーブを得るため、リアディテク
タを用いている。

4.1.2

RHESSI 衛星搭載機器の性能

空間分解能は、最も細かくて約 2.3arc sec で、エネルギー分解能は、軟Ｘ線 (3keV) から γ 線 (17MeV) までのエネルギー域で約 1keV、時間分解能は約 2 秒となっている。視野34

図 4.1: RHESSI 衛星搭載機器の概略図。9 個のグリッドが前後のグリッドトレイに組み込まれており対になっている。[22]図 4.2: RHESSI 衛星におけるスペクトロメータ。左は実際の写真。上にアテニュエイタがつけられている。右は、スペクトロメータの一部の概略図。数字がふってある。各グリッドの下に、対応するゲルマニウムディテクターが組み込まれている [22][23]は約 1◦ と太陽直径の約 0.5◦ より広く、全てのフレアを検出することができる。表 4.1 にRHESSI 衛星の性能を示す。

4.2

GEOTAILGEOTAIL は、宇宙科学研究所 (ISAS)(現：宇宙航空研究開発機構宇宙科学研究所) とアメリカ航空宇宙局 (NASA) と日米共同の下、米国フロリダ州ケープカナベラルからデルタ-II ロケットで、1992 年 7 月 24 日に打上げられた磁気圏観測衛星である。装置としては
日米双方から合計 7 個搭載されている。

35

表 4.1: RHESSI 衛星搭載装置の性能
エネルギー域
3keV∼17MeV
エネルギー分解能 ≤1keV(3MeV) - ∼ 5 keV(15MeV)
空間分解能
2.3 arc sec (<100keV)
7 arc sec (100keV - 400keV)
36 arc sec (400keV - 15MeV)
時間分解能
2sec
視野
前面 (∼1◦ )4.2.1

Geotail 搭載機器の概要

GEOTAIL は、図 4.3 に示すように本体が直径 2.2m、高さが 1.6m の円柱形であり、その本体からは直交する 50m 長のワイヤーが 2 組 4 本伸びており、また、長さ 6m および 4mの 2 本のマストが対向して設置されている。衛星本体およびマストは導電性の酸化インジ
ウムで覆われており、これらの表面はほぼ等電位となっている。本研究では、GEOTAIL
衛星に搭載されている観測機のうち、低エネルギー粒子計測器 (LEP)[24] より得られたデータを用いた。LEP は、視野を衛星の回転方向に 16 分割 (Sector 0-15)、仰角方向に 7
分割1 、粒子のエネルギー (速度) について 32 分割し、これらを掃引することで、電子・イオンの 3 次元速度空間分布を 12 秒の時間分解能で観測している。

図 4.3: GEOTAIL 衛星の外観 [26]1Channel(CH.)1-7:CH. 番号が大きいほど LEP 視野の仰角は小さくなり、CH.4 は衛星表面垂直方向から飛行する粒子を観測できる36

表 4.2: Geotail に搭載された科学観測器。(全 7 機器)
観測対象
観測機器
電場

磁場

プラズマ

プラズマ

高エネルギー粒子

プラズマ波動Electric Field Experiment (EFD)
球形プローブアンテナ、ワイヤアンテナ
電子ブーメラン法
Magnetic Field Mesurement (MGF)
フラックスゲート磁力計
サーチコイル磁力計
Low Energy Particle Experiment (LEP)
イオン／電子 3 次元速度関数分析器
太陽風イオン分析器
イオン質量／エネルギー分析器
Comprehensive Plasma Instrument (CPI)
高温プラズマ分析器
太陽風イオン分析器
イオン質量／エネルギー分析器
High Energy Particle Experiment (HEP)
低エネルギー粒子検出器
イオン／電子バースト検出器
中間・高エネルギーイオン分析器
Plasma Wave Instrument (PWI)
周波数掃引型スペクトル分析器
多チャンネルスペクトル分析器
波形補足

37

第5章

太陽フレアニュートリノ探索のための加速起源 γ 線の同定

太陽フレアニュートリノの探索にあたって一番のバックグラウンドになってくるのは大気ニュートリノである。銀河宇宙線は、常に地球上空の大気と相互作用を起こして大気
ニュートリノを生成する。さらに、太陽フレアから生成されるニュートリノはエネルギーが ∼ 100M eV 程度であるため、SK で反応したとき、生成された二次荷電粒子がニュート
リノの飛来方向と必ずしもよい角度相関を持つわけではない。そこで、太陽フレアニュー
トリノ探索に対するニュートリノバックグラウンドを低減するため、太陽フレアが起こった時刻におけるイオン加速期間の同定を行う。一般に大気ニュートリノは時刻に関わらず一様に飛んで来るので、フレア時には SK でのニュートリノ反応が増加するはずである。
ニュートリノと同時に γ 線も生成されれば、電荷がないためほぼ同時に地球で観測される
ので γ 線で時刻を同定することで太陽フレアニュートリノの到来時刻を限定することが可能である。本来、太陽フレアは X 線などで多く観測されているが、さらに限定した解析1 を行うため加速されたイオン起因である γ 線を用いフレア放射時間を決定する。ここでは、
主に第 4 章で紹介した衛星のデータを解析することで、イオン起因のフレア粒子放出時間の同定を行う。

5.1

RHESSI 衛星による γ 線タグ

RHESSI 衛星は、2002 年 2 月に打ち上げられた太陽硬 X 線/γ 線観測衛星である。今回フレア時における時間タグを行うにあたって Shih Albert (2009)[25] の γ 線リスト (図 5.1)
を参考にした。ここでは、24 のフレアイベントにおいてライトカーブを作成し、その時の太陽フレア γ 線の放出時間の決定を行う。

5.1.1

太陽フレア γ 線の放出時間の決定

まず 2003 年 11 月 2 日フレアイベントをもとに γ 線放出時間の決定の方法を述べていく。図 5.2 に 2003 年 11 月 2 日のイベントのライトカーブを示す。
図 5.2 の最上図は GOES の X 線フラックスを表しており、17:25UT に GOES クラス
で X8.3 の太陽フレアが観測されたのがわかる。残りの 3 つの図はそれぞれ RHESSI 衛星で観測された各エネルギー領域でのカウントを表し、それぞれ 2218-2228keV、44334443keV、6124-6134keV のエネルギー領域でのライトカーブを示している。第 1 章で述
1

X 線は電子加速によって生成されるが、今回探索を行う太陽フレアニュートリノはイオン加速によって生成されるため。

38

図 5.1: RHESSI による γ 線観測リスト

39

Time(UT)Count Rate (s-1)

2218-2228 keVTime(UT)Count Rate (s-1)

4433-4443 keVTime(UT)Count Rate (s-1)

6124-6134 keVTime(UT)

図 5.2: 2003 年 11 月 2 日の各エネルギー帯における γ 線のライトカーブ

40べたが、2.223MeV の γ 線は中性子捕獲からの γ 線、4.438MeV と 6.129MeV はそれぞれ
12 C と 16 O のプロンプト核 γ 線である。図 5.2 を見ると下段の 2 つの図 12 C と 16 O のラ
インでのライトカーブではピークを見ることができなかった。これは、12 C や 16 O の核 γ線はそれほど大きくなく、もし太陽大気と加速イオンとの相互作用が起き核 γ 線が放出されたとしてもすべての太陽フレアで観測することは難しいからである。今回 RHESSI 衛星
における 24 のフレアイベントの解析を行ったが、核 γ 線のラインを判別することはできなかった。核 γ 線のラインを見るためにはさらに詳細な解析が必要である。そこで、本解析では図 5.2 の上部２つ目の 2.223MeV のラインを使ってフレアの γ 線放出時間を決定する。2.223MeV のライン γ 線は太陽大気での中性子捕獲から出る γ 線で、ニュートリノやプロンプト核 γ 線に比べ観測時間がやや遅れるという特徴がある。

5.1.2

2003 年 11 月 2 日のフレアイベントによる γ 線観測

ここでは、2.223MeV の中性子捕獲による γ 線の放出時間の決定を行う。中性子捕獲による γ 線の観測観測のバックグラウンドとして電子の制動放射からくる γ 線が存在する。
図 5.2 のライトカーブは 2218-2228keV のエネルギー間のライトカーブを示したもので、電子による制動放射の γ 線も含まれている。そこで、その制動放射の成分を取り除くため
2213-2218keV と 2228-2233keV のエネルギー領域でのカウントの平均を引くことにより
2218-2228keV での中性子捕獲による γ 線のみを抽出することを行った。図 5.3 にその時の γ 線ライトカーブを示す。赤色のドットが 2218-2228keV のエネルギー領域の γ 線カウントの合計を表し、青色のドットがバックグラウンド (2213-2218keV と 2228-2233keV のエネルギー領域でのカウントの平均) での γ 線カウントを表し、黒色のドットが合計から
バックグラウンドを引いたライトカーブを表している。

Count Rate (s-1)

2218-2228 keVbackground2218-2228 keV -background

Time(UT)

図 5.3: 2.223MeV 付近の Backgroundγ 線
次に、図 5.3 に示した 2.223MeV のライトカーブに対してフィットを行い、γ 線の放出期間を求める。カウントの増加がない時間帯では定数フィット、立ち上がりからピーク
にかけては直線フィットを、さらにピークからテイル部にかけては指数関数でフィットを行った。それぞれ使用したフィット関数を以下に示す。

F (t) = C0 . (background)
41

(5.1)

F (t) = C1 + C2 t. (立ち上がりからピーク)(5.2)

F (t) = exp (C3 + C4 t) . (ピークからテイル部)(5.3)

ここで、F (t) はフィット関数、t は時間、C0 , C1 , C2 , C3 , C4 はそれぞれ任意のパラメータを表す。図 5.4 に 2.223MeV のライトカーブに対するフィットを示す。さらに、上記で示したフィット関数から交点を求め、その交点の時刻を γ 線の放出があった時刻としてそれぞれ、γ 線の観測開始時刻を Tstart 、終了時刻 Tend として定義した。以下、表 5.1 にフィット関数による任意のパラメータと γ 線の観測開始時刻 Tstart 、終了時刻を Tend をそれぞれ示す。

Count Rate (s-1)

2218-2228 keV - BackgoundTime(UT)

図 5.4: γ 線ライトカーブのフィット

表 5.1: フィットパラメータと γ 線の観測時刻

C0
1.70

5.1.3

C1
-1.57×102

C2
0.389

C3
5.32

C4
-2.13×10−3

Tstart17:16:07

Tend
17:34:11

2003 年 11 月 03 日のフレアイベントによる γ 線観測

1 章でも記述したが太陽フレアには、電子加速が優位な electron rich ﬂare が存在する。
このとき、核子によって生成される γ 線は、電子の制動放射による γ 線で埋もれてしまい
観測できない場合がある。ここでは、2003 年 11 月 03 日のフレアイベントをもとに核子による γ 線の放出が見えないイベントを見ていく。まず、図 5.5 に、GOES の X 線フラックス、さらに RHESSI 衛星で観測された各エネルギー領域での γ 線のカウントを表した
ライトカーブを示す。GOES の X 線観測から 17:25UT に X3.9 の太陽フレアが観測されたのがわかる。しかし、下３つの RHESSI 衛星での γ 線観測ではカウントの増加は見られな
いのがわかる。12 C と 16 O のラインはもちろん 2.223MeV の中性子捕獲のラインも見えないことがわかる。

42

Time(UT)Count Rate (s-1)

2218-2228 keVTime(UT)Count Rate (s-1)

4433-4443 keVTime(UT)Count Rate (s-1)

6124-6134 keVTime(UT)

図 5.5: 2003 年 11 月 3 日の各エネルギー帯における γ 線のライトカーブ

435.1.4太陽フレアイベントによる γ 線の放出時間の決定

今回、フレア時における時間タグを行うにあたって Shih Albert (2009)[25] の γ 線リス
ト (図 5.1) から 24 イベントの解析を行った。そのうち、2.223MeV の中性子捕獲のライン
で γ 線カウントの増加が見えたイベントは 8 イベントであった。以下、図 5.6∼ 図 5.10 にGOES による X 線観測と、RHESSI によるそれぞれのエネルギーでのライトカーブを示す。さらに、図 5.11、図 5.12 にフィットを行ったライトカーブを示し、表 5.2 にはそのイベントにおけるフィット関数による任意のパラメータと γ 線の観測開始時刻 Tstart 、終了
時刻 Tend をそれぞれ示す。
表 5.2: RHESSI におけるフィットパラメータと γ 線の観測時刻
DATE
C0
C1
C2
C3
C4
Tstart2002/07/23
2003/10/29
2003/11/02
2005/01/15
2005/01/17
2005/01/19
2005/01/20
2005/09/10

5.2

1.84
1.81
1.64
1.43
2.24
3.61
1.89
1.58

-32.14-55.14-140.52-9.38-10.35-69.79-273.8-169.96

0.88 ×10−1
0.58 ×10−1
0.40
0.19×10−1
0.35×10−1
0.12
0.32
0.59×10−1

4.86
7.12
5.39
3.62
2.84
4.21
7.37
13.5

-0.29×10−2-0.25×10−2-0.25×10−2-0.17×10−2-0.11×10−2-0.20×10−2-0.32×10−2-0.37×10−2

00:27:25
20:41:30
17:15:53
22:35:38
09:43:01
08:25:26
06:44:31
22:19:00

Tend
00:45:38
21:07:50
17:43:13
22:55:51
10:07:30
08:39:18
07:05:01
22:30:47

GEOTAIL 衛星による時間の同定

磁気圏観測衛星 GEOTAIL に搭載されているプラズマ粒子観測器 (LEP) は、その名称どおり電子やイオンを検出するための装置であるが、高エネルギーの光子である X 線や γ線にも感度がある。しかし、RHESSI 衛星とは異なり γ 線のエネルギーを測定できず核子による γ 線を判別できないので制動放射による γ 線と区別することができない。本研究では、GEOTAIL のデータを解析する理由としては RHESSI 衛星の打ち上げ前 2002 年以前の太陽フレアの情報や、2003 年 10-11 月の太陽フレア時において RHESSI 衛星が観測できなっかったフレアを補完することを目的としており、RHESSI 衛星での時間タグとは区別して解析を行う。

5.2.1

2003 年 10 月 28 日の GEOTAIL による太陽フレア γ 線観測

上記で記述したが GEOTAIL の γ 線観測により放射時刻をタグすることで RHESSI
衛星で観測できなかった時刻の補完を行う。特に、2003 年 10 月-11 月の太陽フレアイベン
トはハロウィーンイベント呼ばれ観測史上最大のものである。ここでは、2003 年 10 月 28
日2 の GEOTAIL での太陽フレアイベントを用いて γ 線のライトカーブを作成し、RHESSI
2

2003 年 10 月 28 日と 2003 年 11 月 04 日のイベントではこの時間 RHESSI 衛星では観測されていない。

44

Time(UT)Count Rate (s-1)

2218-2228 keVTime(UT)Count Rate (s-1)

4433-4443 keVTime(UT)Count Rate (s-1)

6124-6134 keVTime(UT)

図 5.6: RHESSI における 2002 年 07 月 23 日の各エネルギー帯における γ 線のライトカーブ
45

Time(UT)Count Rate (s-1)

2218-2228 keVTime(UT)Count Rate (s-1)

4433-4443 keVTime(UT)Count Rate (s-1)

6124-6134 keVTime(UT)

図 5.7: RHESSI における 2003 年 10 月 29 日の各エネルギー帯における γ 線のライトカーブ

46

Time(UT)Count Rate (s-1)

2218-2228 keVTime(UT)Count Rate (s-1)

4433-4443 keVTime(UT)Count Rate (s-1)

6124-6134 keVTime(UT)

図 5.8: RHESSI における 2005 年 01 月 15 日の各エネルギー帯における γ 線のライトカーブ

47

Time(UT)Count Rate (s-1)

2218-2228 keVTime(UT)Count Rate (s-1)

4433-4443 keVTime(UT)Count Rate (s-1)

6124-6134 keVTime(UT)

図 5.9: R
HESSI における 2005 年 01 月 19 日の各エネルギー帯における γ 線のライトカーブ

48

Time(UT)Count Rate (s-1)

2218-2228 keVTime(UT)Count Rate (s-1)

4433-4443 keVTime(UT)Count Rate (s-1)

6124-6134 keVTime(UT)

図 5.10: RHESSI における 2005 年 01 月 20 日の各エネルギー帯における γ 線のライト
カーブ

49Count Rate (s-1)

2002/07/23

Time(UT)Count Rate (s-1)

2003/10/29

Time(UT)Count Rate (s-1)

2003/11/02

Time(UT)Count Rate (s-1)

2005/01/15

Time(UT)

図 5.11: RHESSI における 2002/07/23 から 2005/01/15 の 2.2MeVγ 線ライトカーブの
フィット

50

Count Rate (s-1)

2005/01/17

Time(UT)Count Rate (s-1)

2005/01/19

Time(UT)Count Rate (s-1)

2005/01/20

Time(UT)Count Rate (s-1)

2005/09/10

Time(UT)

図 5.12: RHESSI における 2005/01/17 から 2005/09/10 の 2.2MeVγ 線ライトカーブの
フィット

51

衛星の時と同様 γ 線の放出時間を決定する。図 5.14 は、LEP による粒子カウントを示している。これを見ると 2 箇所のカウント（それぞれ 10:15∼10:45、11:00∼11:15) がみられる。そこで、この時間帯の E-t 図を合わせてみることで γ 線のシグナルを判別する。図5.13 は 2003/10/28 の 08:00-16:00UT の 8 時間分の E-t 図を示している。図の上の 4 段のパネルが電子のカウント（4 方向）、下の 4 段のパネルがイオンのカウントを表している。
下 4 段のプロットはプロットする際、イオンのエネルギー範囲が常に 5-40keV/e に固定されており、各パネルの下半分は空白になっている。11 時少し過ぎに縦に縞があるように見えるのが γ 線のシグナルであり、各計測器でエネルギーによらないカウントになっているのがわかる。一方、10 時台の時間帯にはイオンのエネルギーの高い部分に濃い青色の領域が見える。これはプラズマ粒子のカウントを表す。そして、11:40 分頃から徐々に立ち上がっている（黒→青→水→黄緑）のが SEP によるカウントを表している。

図 5.13: 2003 年 10 月 28 日における E-t 図

5.2.2

GEOTAIL における γ 線の放出時間の決定

次に、RHESSI 衛星の時間決定と同様、図 5.14 に示したライトカーブに対してフィットを行い、γ 線の放出期間を求める。カウントの増加がない時間帯では定数フィット、立ち上がりからピークにかけては直線フィットを、さらにピークからテイル部にかけては指数52

Count Rate (s-1detector-1)

data

Time(UT)

図 5.14: 2003 年 10 月 28 日におけるライトカーブ関数でフィットを行った。また、表 5.3 にこの時のフィット関数による任意のフィットパラ
メータとそのフィットの交点である観測開始時刻 Tstart 、終了時刻 Tend をそれぞれ示す。

Count Rate (s-1detector-1)

data
fit

Time(UT)

図 5.15: 2003 年 10 月 28 日におけるライトカーブのフィット

C0
1.70

表 5.3: 2003/10/28 フィットパラメータと γ 線の観測時刻
C1
C2
C3
C4
TstartTend-1.57×102

0.389

5.32

-2.13×10−3

11:01:03

11:14:27

以上のように GEOTAIL で γ 線の観測があったであろう時刻を決定した。今回さらに、合計 8 のイベントに対して LEP データのカウントが増加している時間帯を選び出し同様の解析を行うことでフレアの γ 線の放出時間を決定した。以下、図 5.16∼ 図 5.22 に LEP
によるライトカーブとそのときの GOES のフラックス、さらに GEOTAIL による E-t 図をそれぞれイベントのごとに示す。
以上 8 イベントのフィット結果より、表 5.4 に GEOTAIL におけるイベントにおけるフィット関数による任意のパラメータと γ 線の観測開始時刻 Tstart 、終了時刻 Tend をそれ
ぞれ示す。

53

Count Rate (s-1detector-1)

data
fit

Time(UT)

図 5.16: 1997 年 11 月 06 日 GOES と GEOTAIL のデータ

54Count Rate (s-1detector-1)

data
fit

Time(UT)

図 5.17: 1998 年 08 月 18 日 GOES と GEOTAIL のデータ

55

Time(UT)Count Rate (s-1detector-1)

data
fit

Time(UT)

図 5.18: 1998 年 11 月 22 日 GOES と GEOTAIL のデータ

56

Count Rate (s-1detector-1)

Time(UT)Time(UT)

図 5.19: 2000 年 11 月 24 日 GOES と GEOTAIL のデータ

57

Time(UT)Count Rate (s-1detector-1)

data
fit

Time(UT)

図 5.20: 2001 年 08 月 25 日 GOES と GEOTAIL のデータ

58

Time(UT)Count Rate (s-1detector-1)

data
fit

Time(UT)

図 5.21: 2003 年 11 月 04 日 GOES と GEOTAIL のデータ

59

Time(UT)Count Rate (s-1detector-1)

data
fit

Time(UT)

図 5.22: 2005 年 09 月 07 日 GOES と GEOTAIL のデータ

60

表 5.4: GEOTAIL におけるフィットパラメータと γ 線の観測時刻

DATE

C0

C1

C2

C3

C4

TstartTend

1997/11/06
1998/08/18
1998/11/22
2000/11/24
2001/08/25
2003/10/28
2003/11/04
2005/09/07

38.6
0.45
0.12×10−2
4.92
0
0.49
5.70
0.80×10−3-0.26×106-8238.3-1552.6-35458-998.5-9865.7-9714.8-453.93

21733
370.5
234.7
2344.90.55972895.40493.980.22146

640.0
669.4
1586
606.5
56.014237.35231.7424.1-53.315-31.370-238.12-39.878-0.28×10−1-21.048-11.567-0.92×10−2

11:52:32
22:14:22
06:36:58
15:07:38
16:30:21
11:01:15
19:40:42
17:34:14

11:56:12
22:17:13
06:40:49
15:10:16
16:37:39
11:18:42
19:53:05
17:56:1061

第6章

大気ニュートリノによるバックグラウ
ンド

この章では、スーパーカミオカンデにおける大気ニュートリノのイベント選別についてと、太陽フレアの起こっていない時刻における大気ニュートリノイベントレートを見積
もる。

6.1

スーパーカンデにおけるニュートリノ事象

スーパーカミオカンデにおけるニュートリノ事象は、すでに 3 章で少し述べたが、ニュートリノが SK 内の水分子の電子や原子核と相互作用をし反跳される荷電粒子のチェレンコ
フ光を観測することで間接的にニュートリノを見ることができる。更に SK では、SK 周囲の岩盤などと相互作用しそれにより生成したレプトンやパイオンをとらえることでニュートリノの検出も可能である。ニュートリノ事象は大きくわけてこの 2 つに分類することができるが、以下さらに詳細なイベントカテゴリ (図 6.1) を示す。また、それぞれのカテゴ
リで SK で検出される元のニュートリノのエネルギー分布を図 6.2 に示す。

図 6.1: SK で観測される大気ニュートリノイベントカテゴリ。Contained event と Upwardmuon event のそれぞれがさらに 2 種類に分類される。

62

6.1.1

Contained event

Contained event はニュートリノが SK の内水槽の水と CC 反応や NC 反応を起こして生成されるレプトンやパイオンが発するチェレンコフ光を検出することで生じるイベントである。このイベントはさらに 2 つの種類にカテゴライズされる。
FC イベント (Fully contained event)FC イベントは、生成されたレプトンやパイオンの全てのエネルギーが検出器内で落とされ検出器内で止まるイベントである。このカテゴリのイベントを作り出す大気ニュートリ
ノのエネルギーはおよそ１ GeV である。
PC イベント (Partially contained event)
PC イベントは、生成されたレプトンやパイオンが検出器の外に飛び出して行くイベントである。このカテゴリのイベントを作り出す大気ニュートリノのエネルギーはおよそ5-10GeV である。

6.1.2

上向きミューオン (UPMU) 事象

このイベントは地球の反対側からやってきたニュートリノが SK の下方の岩で CC 反応
で相互作用し生成されたミューオンが検出器の下から上へ突き抜けて検出されるイベントである。通常、宇宙線ミューオンは下方から飛来してくることはないので、上向きミューオン事象は上方からとは違い、宇宙線ミューオンのバックグラウンドの無い状態でニュートリノ観測が可能である。しかし、UPMU イベントではニュートリノが岩盤のどこで反応したかの情報が失われているため、実データから元のニュートリノエネルギーを知ることは出来ない。こちらも、さらに２つのイベントカテゴリに分類される。

Upward through-going muon イベント
このイベントは地球の反対側からやってきたニュートリノが SK の下方の岩で CC 反応で相互作用し生成したミューオンが検出器で下から上に SK を突き抜けて走るトラックとして検出されるイベントである。このイベントは、約数十 GeV 以上のエネルギーをもった
大気ニュートリノによって生成される。
Upward Stopping muon イベント
このイベントは地球の反対側からやってきたニュートリノが SK の下方の岩で CC 反応で相互作用し生成したミューオンが検出器で下から上へのトラックを作り、やがてタンク内で止まってしまうイベントである。このイベントは ∼10GeV-100GeV の大気ニュートリ
ノによって生成される。

6.2

データ選別

SK 実験は約 10Hz でデータの取得を行っているが、そのうち 80% は宇宙線ミューオン
や環境に存在する放射性元素の崩壊やガンマ線起因の低エネルギー電子イベントなどの63

図 6.2: SK で観測される各イベントカテゴリのイベントを生成するニュートリノエネル
ギー分布

64

ニュートリノ観測のバックグラウンドである。本研究では 2 章で述べた太陽フレア起因のニュートリノの探索を行う。このとき、期待されるニュートリノのエネルギーは約 100MeV
をピークとして、数 MeV-数 GeV であるのでこのエネルギー領域のニュートリノを選別する必要がある。特に、図 6.2 に示したように数 MeV-数 GeV の領域に感度のある FC イベ
ントの解析を行う。FC イベントのみの抽出のためいくつかのリダクションにかけ FC イ
ベント以外のバックグラウンドを除去する。ここでは、データリダクションのステップを
示す。

6.2.1

一次リダクション

低エネルギーイベントを除去するため、300nsec 以内に内水槽で観測された総光量が200p.e.s1 より小さいイベントを除く。さらに、宇宙線ミューオンを除くため、外水槽のトリガー後 800nsec 以内に外水槽の PMT のヒット数が 50 を越えるイベントを除く。この
一次リダクションで 106 events/day を ∼3000events/day まで減らす。

6.2.2

二次リダクション

二次リダクションでは一次リダクションより厳しいリダクションを行う。宇宙線ミューオンを除くため、外水槽のトリガー後 800nsec 以内に外水槽の PMT ヒット数が 25 を越えるイベントを除く。また、内水槽で最大の光量を受けた PMT が全体の光量の 1/2 以上を占めているイベントを除く。1 本の PMT に光量が集中しているイベントの場合、電気的ノイズであるか荷電粒子によるイベントであっても非常に壁際で発生したために物理量の再構成が困難なイベントであると考えられる。この二次リダクションで ∼200events/day
まで落ちる。

6.2.3

三次リダクション

三次リダクションでは一次、二次リダクションで除けなかった OD の HIT が少なかった
ミューオンや、PMT 中の放電現象 (Flasher) によるイベント、低エネルギーイベントを除く。ここでは、イベントを限定してカットを行っていく。

Upward through-going muon カット
through-going muon cut は、荷電粒子が検出器内に入射 (脱出) した位置を再構成し、その再構成された入射 (脱出) 位置の 8m 以内に集中して 10 個以上外水槽の PMT がヒットしたイベントは除く。また、宇宙線ミューオンのフィッティングプログラム (フィッター)[14]を用いて through-going muon フィットを行いこのイベントのみをカットする。
Upward stopping muon カット
Stopping muon cut は、through-going と同様、荷電粒子が検出器内に入射した位置を再構成し、その再構成された入射 位置の 8m 以内に集中して 10 個以上外水槽の PMT が1

200p.e.s は、22MeV/c の電子の運動量に等しい。また、SK-II では 100p.e.s 以下である。

65

ヒットしたイベントは除く。こちらもフィッターを用い goodness[14] のパラメータでリダクションを行う。

Cable hole muons カット
PMT のケーブルは、いくつかの束にまとめられて集められる。このケーブル束は外水槽を横切っているためにケーブル束中は外水槽検出器の不感領域となってしまう。したがって、この内部を通って内水槽に到達する宇宙線ミューオンは外水槽検出器に信号を残さな
いため、大気ニュートリノの解析において非常に紛らわしいバックグラウンドとなる。特に四箇所のケーブルホールは構造上この効果が顕著であるため、この上面にミューオンを除くための veto カウンター (プラスチックシンチレータと 20 インチ PMT) が四機設置されている。この情報を用いてケーブルホールを通った宇宙線ミューオンを除くことができる。実際は、veto カウンターに信号があり、入射位置が veto カウンターから± 2m 以内にあるイベントを除く。
Flasher event cut
PMT のフラッシャーによるイベントは光量が時間的に広がった分布を持つため、トリ
ガー後 300nsec から 900nsec までの時間に対してヒットした PMT の最小の数が 20 以上ある場合はフラッシャーイベントとしてカットする。
低エネルギーイベントカット
放射性同位体の崩壊や電気的ノイズからくる低エネルギーイベントを除くため PMT のTOF 情報を用いる。各 PMT のヒット時間から TOF をさかのぼって反応点を探し、50nsecの時間幅にヒットした PMT 数が最大になるように反応点を決める。このとき、50nsec にヒットした PMT 数が 50 未満のイベントを除く。50nsec にヒットした PMT 数が 50 本の時、荷電粒子のエネルギーは 9MeV/c2 に相当する。この三次リダクションで ∼45events/day
まで落とされる。

6.2.4

四次、五次リダクション

四次リダクションでは、フラッシャーイベントは通常検出器で同様のヒットパターンを繰り返すことから、パターンの似たイベントを選別しリダクションを行っている [14]。このようなヒットパターンはニュートリノによるイベントではほとんど存在しない。また五次リダクションでは、様々なバックグラウンドのソースに特化したいくつかのカットを行っている。四次リダクションで ∼18events/day、五次で ∼16events/day まで落とされる。

6.2.5

eye scan

最後まで残ったファイナルサンプルが FC イベントであるかどうか、研究者によるチェックが行われる。ここでは、ほとんどのイベントが FC イベントであるが、稀に別のイベントが残る場合がある。さらに、四次、五次でリジェクトされたイベントもチェックすることも行っている。

66

6.2.6

Fiducial volume cut

最終ニュートリノサンプルに対して、外水槽からバックグラウンドのしみ出しや壁際で起こった反応を取り除くため、壁との距離が 2m 以上のイベントのみを使用する Fiducial
volume cut を行う。この有効体積は 22.5kton となる。熱エネルギーが 30MeV のもののみ
を最終サンプルとする。

6.3

太陽フレア休止区間における大気ニュートリノ

ここでは、ここまで述べてきた FC イベントのファイナルデータセットを用いて太陽フ
レアニュートリノ探索のバックグラウンドになってくる大気ニュートリノについての解析を行う。前章でも述べたが大気ニュートリノは一定量飛んで来るので太陽フレアの起こってない時刻のニュートリノイベントの量をみることで大気ニュートリノの数を見積もることができる。

6.3.1

太陽フレア休止区間における大気ニュートリノ

ここでは、太陽フレアの起こってない時刻の大気ニュートリノイベントの量を見積もる。
まず、太陽フレアの起こってない時刻を静安時刻として、特に GOES 衛星の X 線フラックスを参考に時刻を決定した。また、今回成るべく大気ニュートリノの時期による誤差を減らすため太陽ニュートリノ探索を行う範囲に近い静安時刻を設定した。大気ニュートリノの量を見積もるためにその区間における SK の live time（測定時間）と実際のその区間の FC イベント数を求めた。以下、表 6.1 に設定した区間とその区間における FC イベン
トの数を示す。
表 6.1: 太陽フレア休止区間における SK での大気ニュートリノイベント数設定した太陽フレア休止区間 (Date) SK における測定時間 (sec.) イベント数

1997/10/11 - 1997/11/30
1998/07/01 - 1998/07/20
1998/10/17 - 1998/11/05
2000/10/17 - 2000/11/05
2003/10/01 - 2003/10/17
2001/03/11 - 2001/03/30
2005/08/17 - 2005/09/15

1118658
1497692
1593313143854290038510536521252439

109
139
140
156
92
103
109

表 6.1 の結果を使って、太陽フレアニュートリノの探索を行う区間に近い区間の大気
ニュートリノ割合を同定することでフレアが起こった時刻のニュートリノの超過を見ることができる。つまり、2003 年 10 月 1 日から 10 月 17 日付近で太陽フレアが起こったとし、

67

観測時間を 300sec. だとすると、その時の大気ニュートリノ観測数の期待値は、(静安区間での総イベント数)
92 event
× (観測時間) =sec.
(静安区間での SK 総観測時間)
900385 sec.
= 0.031event/(300sec.)(6.1)と計算できる。もし、この時刻にフレアニュートリノの反応があればこのイベント数を超過するはずである。第 7 章ではこの大気ニュートリノの割合の計算を行い、実際に太陽フレアニュートリノイベントにおけるニュートリノイベントの超過を見ていく。

68

第7章

太陽フレアニュートリノの探索

この章では、第 5 章で得られた γ 線の観測時間をもとに、SK での太陽フレアニュート
リノイベントの探索を行い、そこで得られた結果について考察する。なお、この解析に用いたデータは SK-II、SK-III のデータで、ともに FC リダクション後のファイナルデータ
セットを用いている。

7.1

2003 年 10 月-11 月のフレア時における太陽フレアニュートリ
ノの探索

2003 年 10 月-11 月の区間の太陽フレアは観測史上最大クラスでとても興味のあるイベントである。特に、第 2 章で述べたが太陽フレアニュートリノを探索するにあたってフレ
アの大きさは大変重要な要素である。そこで、まず初めに、2003 年 10 月-11 月の太陽フレ
アに限って太陽フレアニュートリノの探索を行う。先にも述べたが観測時間による同定を行うため 2 つの衛星のデータを使用した。特に、RHESSI 衛星はニュートリノの生成と同様、加速イオンによって生成される γ 線のエネルギーを観測できる衛星である。しかし、2003 年 10 月-11 月の区間において RHESSI 衛星はすべての区間のデータを取得できたわ
けではない。そこで、それを補完するために GEOTAIL 衛星のデータを使用した。特に、2003 年 11 月 4 日の太陽フレアイベントは観測史上最大であるが、RHESSI 衛星は観測ができていないためそれを補うために GEOTAIL のデータを使用する。以下、表 7.1 に 2003
年 11 月 4 日の太陽フレアイベントに対する γ 線の同定時間を示す。

Date

表 7.1: RHESSI における γ 線観測時刻リスト
γ 線観測時刻
SK 観測時間 観測衛星

2003/10/28
2003/10/29
2003/11/02
2003/11/04

11:01:15 - 11:18:42
20:40:00 - 21:07:50
17:14:23 - 17:43:13
19:40:42 - 19:53:05

1288
1136
0
392

GEOTAILRHESSIRHESSIGEOTAIL

今回、RHESSI 衛星を用いて 2.223MeV の中性子捕獲のライン γ 線を使って期間決定を行ったが、中性子捕獲のライン γ 線はニュートリノに比べて ∼100sec. 程度遅れて観測される。そこで探索する期間としては、γ 線観測開始時刻である Tstart から 100sec.前を観測開始時刻としウインドウを広げて探索を行った。
この期間の SK の探索期間は合計で 2816sec.であり、11 月 2 日 17 : 14∼17:43 の期間はSK で観測が行われなかったため、観測時間がゼロになっている。この期間の探索の結果、69

2003 年 11 月 04 日 19:42:26UT に 1 イベント観測した。この事象を図 ﬁg:nuev に示し、この時のイベントに対する情報を表 7.2 に示す。このイベントは π 0 中間子をニュートリノイ
ベントだとわかる。さらに、バックグラウンドとなるこの区間で期待される大気ニュート
リノのイベント数は、第 6 章より 0.287 イベント/(2816sec.) である。平均して ν 回起こる事象に対して観測される事象が k 回起こる確率 P (k) は、ポアソン分布に従うとすると:P (k) =

ν k e−νk!

(7.1)

である。今回、SK で 2816sec. 間に 1 イベント観測される確率 P (K = 1) は、

0.2871 e−0.287
1!
= 0.228

P (K = 1) =

(7.2)
(7.3)

となる。したがって、1 イベントという結果はバックグラウンドの大気ニュートリノレートと矛盾しない結果を得た。

図 7.1: SK における 2003 年 11 月 4 日のニュートリノイベントディスプレイ

70

表 7.2: SK における 2003 年 11 月 4 日のニュートリノイベント
Date
観測された時間 (UT) Evis (MeV/c) リング数
2003/11/04
19:42:26
178
2R

7.2

RHESSI 衛星の解析で同定された期間全体に対する太陽フレ
アニュートリノの探索

ここでは、2003 年 10 月-11 月以外のフレアイベントに対して RHESSI 衛星によって得られた期間での太陽フレアニュートリノの探索を行う。今回、RHESSI 衛星を用いて2.223MeV の中性子捕獲のライン γ 線を使って期間決定を行った。先ほども述べたが探索する期間としては、Tstart から 100sec.前を観測開始時刻としウインドウを広げて探索を行っている。以下、表 7.3 に実際に探索する期間を示す。

DATE
2002/07/23
2003/10/29
2003/11/02
2005/01/15
2005/01/17
2005/01/19
2005/01/20
2005/09/10

表 7.3: RHESSI における γ 線観測時刻リスト
TstartTend
search time
SK live time

00:27:25
20:41:30
17:15:53
22:35:38
09:43:01
08:25:26
06:44:31
22:19:00

00:45:38
21:07:50
17:43:13
22:55:51
10:07:30
08:39:18
07:05:01
22:30:47

00:25:55 - 00:45:38
20:40:00 - 21:07:50
17:14:23 - 17:43:13
22:34:08 - 22:55:51
09:41:21 - 10:07:30
08:23:46 - 08:39:18
06:43:01 - 07:05:01
22:17:30 - 22:30:47

1136
752
862
886
-

SK の探索期間は合計で 3636sec. で今回この区間にニュートリノイベントを見つけることはできなかった。バックグラウンドとなるこの区間で期待される大気ニュートリノのイベ
ント数は、第 6 章より 0.39 イベント/(3636sec.) である。平均して ν 回起こる事象に対して観測される事象が k 回起こる確率 P (k) は、ポアソン分布に従うとすると: SK で 3636sec.
間に 0 イベント観測される確率 P (K = 0) は、
0.390 e−0.39
0!
= 0.68P (K = 0) =

(7.4)
(7.5)

となる。したがって、0 イベントという結果はバックグラウンドの大気ニュートリノレートと矛盾しない。そこで、太陽フレアニュートリノイベントの上限値を見積もる。バックグラウンドを含んだ確率 P (k|ν) は:P (k|ν) =(ν + b)k e−(ν+b)
k!

71

(7.6)

である。ここで、b はバックグラウンド値を表す。バックグラウンド 0.39 イベント/(3636sec.)
で観測値 0 イベントに対応する 90%C.L. での上限値 νup は、

νup < 2.85 events/3636sec. (90%C.L.)

(7.7)

となる。

7.3

GEOTAIL 衛星の解析で同定された期間全体に対する太陽フ
レアニュートリノの探索

次に、GEOTAIL 衛星によって得られた期間での太陽フレアニュートリノの探索を行う。探索する期間としては、Tstart を観測開始時刻として Tstart までの探索を行う。以下、表 7.4 に実際に探索する期間を示す。
表 7.4: GEOTAIL における γ 線観測時刻リスト
DATE
search time
SK live time

1997/11/06
1998/08/18
1998/11/22
2000/11/24
2001/04/15
2001/08/25
2003/10/28
2003/11/04
2005/09/07

11:52:32 - 11:54:46
22:14:22 - 22:17:13
06:37:22 - 06:40:25
15:07:38 - 15:09:15
13:45:43 - 13:50:23
16:30:21 - 16:37:39
11:01:03 - 11:14:27
19:40:42 - 19:53:05
17:34:14 - 17:56:10

478
1246
427
352
457
0
1288
392
1403

SK の探索期間は合計で 4639sec. で 2003 年 11 月 04 日 19:42:26UT に 1 イベント観測した。バックグラウンドとなるこの区間で期待される大気ニュートリノのイベント数は、第6 章より 0.45 イベント/(4639sec.) である。RHESSI の時と同様、この事象がポアソン分布に従うとすると、SK で 4639sec. 間に 1 イベント観測される確率 P (K = 1) は、
0.451 e−0.45
1!
= 0.28P (K = 1) =

(7.8)
(7.9)

となる。したがって、1 イベントという結果はバックグラウンドの大気ニュートリノレートと矛盾しない。

72

第8章

結論

本研究では、スーパーカミオカンデ検出器を用いて、太陽フレア起因のニュートリノの探索の研究を行った。今回、初解析として太陽表側で起こった太陽フレアにおけるニュートリノ探索を行った。太陽フレアによって生成されているニュートリノの情報を知るためには太陽フレアの時刻を同定しそこで、ニュートリノ生成と同じイオン加速から生じる γ線の観測時間をタグすることで太陽フレアニュートリノの探索を行った。RHESSI 衛星、
GEOTAIL のデータを用いて、特に 2003 年 10 月-11 月の太陽フレアイベントについての γ線放出時刻を同定し、スーパーカミオカンデにおいてその時刻におけるニュートリノの増加の有無を探索した。ここで、RHESSI 衛星では測定できなかった太陽フレアイベントを
GEOTAIL の衛星の LEP のデータを使って補完し、スーパーカミオカンデ装置を用いて
太陽フレア発生時刻でのニュートリノイベントの探索を行った。本研究の結果として 2003
年 11 月 4 日のフレア発生時刻に１イベントのニュートリノイベントを発見した。しかしこ
れは、バックグラウンドとなる大気ニュートリノと矛盾しない結果となった。ただ、この
1 イベントは観測時間においても γ 線の放出時間のピークにありスーパーカミオカンデでの反応からニュートリノのエネルギーなどを計算するととても興味深い結果となった。さらに今後大型の検出器によって観測できればさらに多くのイベントが期待できるだろう。

73

謝辞
本研究を進めるにあたって多くの方々にご指導、ご協力して頂きました。この場を借りて深く感謝申し上げます。指導教官の伊藤好孝先生には、本研究テーマ並びに、スーパー
カミオカンデ実験に参加する機会を与えて頂き、直接の指導を通じて多くの御助言を頂きました。深く感謝申し上げます。また、田島宏康先生、増田公明先生、松原豊先生、さこ
隆志先生毛受弘彰先生には本研究を行う上で非常に貴重なご指導、ご意見を頂きました。
深く感謝致します。
東京大学宇宙線研究所の鈴木洋一郎先生、中畑雅行先生にはミーティングで多くの御助言を頂きました。塩澤真人先生には本研究初めとして、キャリブレーションや神岡でのすべての研究で多くのことをご指導頂きました。深く感謝致します。また、亀田純先生には
レイリー散乱キャリブレーションにおいて、様々なアドバイスを頂きました。深く感謝致します。早戸良成先生、三浦真先生、関谷洋之先生、竹田敦先生には SK のシフトに関して大変お世話になりました。深く感謝致します。
キャリブレーショングループの方々にも大変お世話になりました。森山茂栄先生、大林
由尚先生、小汐由介先生、UCI の峰俊一先生には SK でのキャリブレーションにおいて多大な助言をして頂きました。深く感謝致します。
宇宙ニュートリノ観測情報融合センターの方々にも大変お世話になりました。奥村公宏
先生、梶裕志さん、Thomas F. McLachlan さん、Andrew Laing さん、Lee Ka Pik さん、T. J. Irvine さんには特に FC リダクションにおいてお世話になりました。SK で必要な様々な知識を得ることができました。深く感謝致します。
神岡事務室の高倉孝司さん、神田寛之さん、大倉洋子さん、清水容子さん、前田由香利
さん、高松翠さんには出張の手続きや宿泊の面で非常にお世話になりました。深く感謝致します。
神岡で生活を送る中で、東京大学の上島孝太さん、横澤孝章さん、五代儀一樹さん、篠崎晃宏さん、西家宏典さん、平野重利さん、中野佑樹さん、東海大学の本木大資さん、神戸大学の大塚康平さん、横浜国立大学の藤井景子さんには神岡での研究生活を楽しいものにさせて頂きました。深く感謝致します。
宇宙航空研究開発機構宇宙科学研究所の渡邉恭子さんには RHESSI のデータ解析方法などを教えて頂き、さらに多くの御助言を頂いたこと、深く感謝致します。
Geotail の解析においては、東京大学宇宙線研究所の寺澤敏夫先生、宇宙航空研究開発機構宇宙科学研究所の田中康之さんに貴重な資料を頂き、また、御助言頂いたこと深く感謝致します。名古屋大学太陽地球環境研究所総合解析部門の増田智先生には、太陽についてや衛星における解析ソフトなどについて御指導して頂きました。深く感謝致します。
名古屋大学太陽地球環境研究所の方々にも多くの御協力を頂きました。奥村暁さん、内藤博之さん、福井暁彦さん、永冶健太朗さん、古澤圭さん、三宅範幸さん、間瀬剛さん、

74川出健太郎さん、永井雄也さん、三宅芙沙さん、磯利弘さん、佐々井義矩さん、渋谷明伸
さん、鈴木浩太さん、滝野奨さん、日高直哉さんには名古屋での研究生活において、様々な、お力添えをして頂きました。深く感謝致します。
また、神岡グループである三塚岳さん、田中隆之さん、Koun Choi さん、内田裕義さん、瀧谷寛樹さんには研究の解析をはじめ、名古屋、神岡での生活すべてにおいて大変お世話になりました。深く感謝致します。
海内智代さんには、研究室生活や出張等で大変お世話になりました。深く感謝致します。
研究室の同期の伊澤雄貴君、鈴木健太君、西谷雄輝君、大森健吾君、神原周平君、深津幸
平君、D.Lopez 君とは研究のことを議論したり、食事や旅行に行ったりと、とても仲良くして頂きました。深く感謝致します。
この 2 年間、名古屋大学太陽地球環境研究所の一員として充実した研究生活を過ごすことが出来ました。これは、皆様からの惜しみない御協力の賜物です。心より感謝申し上げます。
そして最後に研究活動以外にもこれまで生活を支えてくれた、家族に心から感謝します。
平成 24 年 1 月

75

三宅

正人

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