修士論文
スーパーカミオカンデにおける電子を用いたキャリブレーション

東京大学大学院理学系研究科物理学専攻修士
神岡グループ 戸塚 研究室
櫻井 信之
年

月

年

現在太陽ニュートリノ問題の有力な解決策として提案されているニュートリノ振動の決定的な証拠を得る為にはフラックスの昼夜変動の観測やエネルギースペクトラムの観測などの太陽モデ
ルによらない測定が不可欠である。このうちエネルギースペクトラムの観測において、精度の高いエネルギースケールの決定は生命線とも言える。
本論文では太陽ニュートリノに対するスーパーカミオカンデのエネルギー分解能及び角度分解〜能を調べ、またエネルギースケールを決定するために、線形加速器で作ったの電子を用いてキャリブレーションを行った。
においてエネルギー分解能は、位置分解能は、角度分解能はその結果、と各々得られ、また、このキャリブレーションによって得られたデータを用いた結果、
以になった。
上のエネルギー領域でエネルギースケールのエラーは
これは太陽ニュートリノのエネルギースペクトラムからニュートリノ振動を解析するのに十分な精度である。

目次
序章
スーパーカミオカンデ
測定原理
水槽
純水製造装置・空気純化装置
インチ光電子増倍管
データ収集系
エレクトロニクス
トリガーモジュールオンライン・オフライン計算機システム
測定器シミュレーション
現在の測定器の状況
光電子増倍管含有率
水の透過率
スーパーカミオカンデにおける太陽ニュート リノ観測
太陽ニュートリノ
ニュートリノ振動
真空中のニュートリノ振動効果
スーパーカミオカンデの観測結果
キャリブレーションシステム
これまで用いられていたキャリブレーションとその問題点
電子を用いたキャリブレーションシステム
ビームエネルギーの測定
ゲルマニウム検出器
半導体検出器とは高純度ゲルマニウム検出器
ゲルマニウム検出器のキャリブレーションビームエネルギー測定
荷電粒子にによるキャリブレーション
目的
空芯 線分析器
結果
ビームエネルギー測定のまとめ
データ解析
事象の再構成位置の再構成方向の再構成エネルギーの決定
データ解析の方法
イベント
シミュレーション
結果
キャリブレーション の結果 と シミュレーションとの比較
誤差の評価
ビーム起源のノイズ・バックグラウンド による系統誤差の評価
エンド キャップの反射率の不定性による誤差の評価
キャリブレーション固有の系統誤差のまとめ
結論
参考文献

図目次
スーパーカミオカンデ全体図
チェレンコフ角 の定義
検出器の現在の状況
検出器の現在の状況
濃度
事象のイベントディスプレイ
スーパーモジュール
純水製造装置の概略図
空気純化装置の概略図
インチ光電子増倍管
チェレンコフ光のスペクトラムと量子効率の波長依存性
データ収集系の概略図のブロックダ イアグラム
水の透過率測定のセットアップ
水の透過率の波長依存性
水の透過率
太陽ニュートリノのエネルギースペクトラム
チェイン
ニュートリノのエネルギースペクトラム効果を仮定し、として計算した効果を仮定し、として計算した
スーパーカミオカンデで観測された低エネルギーニュートリノ事象の太陽方向に対する角度分布スーパーカミオカンデで観測された太陽ニュートリノのフラックスの昼夜変動
スーパーカミオカンデで観測された太陽ニュートリノのフラックスの季節変動
スーパーカミオカンデで観測された太陽ニュートリノのエネルギースペクトラム
キャリブレーションシステム全体図
キャリブレーションシステム
付近
キャリブレーションシステム
タンク上面端キャリブレーションシステム
度偏向磁石付近
キャリブレーションシステム
エンド キャップ付近
トリガーのロジックカウンター

方向偏向磁石の調節の例の崩壊とそのエネルギー準位
ゲルマニウム検出器
ゲルマニウム検出器で測定したの 線スペクトル
ゲルマニウム検出器の放射線エネルギーに対する応答の比例性
ビームエネルギー測定のセットアップ
検出器でビームを測定して得たスペクトラム
ビームの運動量と磁石の磁場の大きさの比例性得られたビームエネルギーの測定毎のずれ
トリガーカウンター及びエンド キャップでのエネルギー損失の場所依存性
ビームの運動量の広がり
空芯 線分析器
ゲルマニウム検出器での電子を測定して得られたエネルギース
ペクトラム
ゲルマニウム検出器での電子を測定して得られたエネルギース
ペクトラム
入射窓及び結晶表面の不感領域でのエネルギー損失の位置依存性。
事象のバーテックス分布
事象のエネルギー分布
事象の位置分布
事象の角度分布との定義
様々なエネルギーおよび位置におけるデータとシミュレーションとの間のエネル
ギースケールのずれ
エネルギースケールのずれの位置依存性
エネルギースケールのずれのエネルギー依存性
スーパーカミオカンデのエネルギー分解能のエネルギー依存性の測定結果
スーパーカミオカンデの位置分解能のエネルギー依存性の測定結果
スーパーカミオカンデの角度分解能のエネルギー依存性の測定結果
ビーム起源のノイズ・バックグラウンド によるエラーの評価
チタンの反射率
チェレンコフ光子がエンド キャップにぶつかる割合
エンド キャップの反射率の不定性によるエラーの評価
キャリブレーション固有の系統誤差表目次
これまで行われた太陽ニュートリノ観測実験
スーパーカミオカンデとカミオカンデの性能
主な粒子の臨界エネルギー（全エネルギー）
純水製造装置の性能
空気純化装置の性能
トリガー
測定器シミュレーション内で考慮されている反応
スーパーカミオカンデで観測された
ニュートリノのフラックス
スーパーカミオカンデの太陽ニュートリノ観測の系統誤差
天然のの放出する主な 線とその強度
ビームライン上に設置された磁石の名前と役割
キャリブレーションデータを取った時のエンド キャップの位置
ゲルマニウムの物理的性質
検出器のキャリブレーションに使った 線源とそのエネルギー
ビームエネルギーのまとめ
空芯 線分析器の性能
から放出される電子のエネルギーとその強度によって生成される放射性元素とその崩壊生成物

序章
スーパーカミオカンデは岐阜県神岡町の池の山 標高の地下に設置された水チェレンコフ検出器である。観測は水槽に５万トンの超純水をため、その中を荷電粒子が水中の光速を超える早さで走る時に放出するチェレンコフ光を検出することにより行われる。
この実験の目的は大きく つに分ける事ができる。ひとつは大統一理論の実験的研究に関連するものである。具体的には核子崩壊の探索がこれにあたる。そしてもうひとつは、宇宙ニュート
リノやニュートリノの特性を研究するものである。このなかには、大気ニュートリノ、太陽ニュー
トリノそして超新星ニュートリノの観測が含まれる。
年代後半に初めてその観測に成功して以来、
太陽ニュートリノについては、デービスがスーパーカミオカンデの前身であるカミオカンデを含め、これまでに つの測定器によって観測に太陽ニュートリノのエネルギー分布を、表に各々の実験の名前と結果をが行われた。図は載せておく。これを見ればわかるように、観測値と理論の予想値の比

実験観測している
ニュートリノ

結果 フラックス

標準太陽模型

塩素実験

カミオカンデ

これまで行われた太陽ニュートリノ観測実験

で、全ての実験において観測値は理論値より明らかに少ない。この太陽ニュートリノの不足のことを太陽ニュートリノ問題と呼ぶ。
この太陽ニュートリノの不足の原因として、現在二つの可能性が検討されている。一つは、標準が間違っている可能性で、もう一つはニュートリノが有太陽模型
限な質量をもち、そのために太陽から検出器にたどり着くまでに別のフレーバーのニュートリノ
に変化してしまい観測にかからないという、ニュートリノ振動過程が存在する可能性である。しかしこれまでのニュートリノのフラックスを観測する方法ではどうしても標準太陽模型に依存してしまい、これら二つの可能性のどちらが正しいか断言する事ができない。

スーパーカミオカンデとカミオカンデの性能

標準太陽模型に依らない観測の一つにエネルギースペクトラムの観測が挙げられる。後で詳し
ニュートリノの発生点におけるエネルギー
く述べるが、スーパーカミオカンデで観測している
した
スペクトラムは基本的に 崩壊のスペクトラムでこれは非常に良く調べられている。
がってもし我々の観測するニュートリノのスペクトラムが期待されたものと比較して歪んでいる事がわかれば、それはニュートリノ自身に異常がある決定的な証拠となる。さらに、エネルギー
スペクトラムの歪みと、太陽ニュートリノの昼夜効果の評価をあわせれば、ニュートリノ振動の過程に重要な実験的示唆を与える事ができる。
に示すように、スーパーカミオカンデは水チェレンコフ検出器としては非常に巨大である
表ため、高い統計精度が期待できる。また、後で詳しく述べるが、光電子増倍管が改良された事と光電面覆率がカミオカンデの二倍になった事によってエネルギー分解能が向上し、さらに純水製造装置の性能の向上によって解析の閾値を下げる事ができた。これらはすべてスーパーカミオカ
ンデがエネルギースペクトラムの観測に有利である事を示している。
しかしエネルギースペクトラムの観測において最も大切なのは、検出器のエネルギースケール
を精度良く決定することである。スーパーカミオカンデではエネルギースケール、エネルギー分
解能、粒子の発生位置および運動方向分解能を同時に精度良く測定するために線形加速器によるキャリブレーションを行っている。
キャリブレーションのシステムの説明とその性能の評価、さらにキャ
本論文では、そのリブレーションデータの解析を行い、最終的にエネルギースケールの決定について述べる。
第 章ではスーパーカミオカンデについて述べる。第 章では太陽ニュートリノ観測について
キャリブレーションシステムについのべ、本研究の意義について説明する。第 章ではビームエネルギー測定の方法と結果について述べる。第 章でて説明する。第 章では年月以降、でデータを取得している。

はデータの解析方法について説明する。第では本研究のまとめと結論について述べる。

章では解析結果について報告する。第章

スーパーカミオカンデ全体図。

スーパーカミオカンデ
スーパーカミオカンデは岐阜県吉城郡神岡町の池の山の地下（北緯度、東経度）に位置する、水チェレンコフ型測定器である。直径、高さのステンレス製の円柱にトンの純水をいれ、内水槽にインチの光電子増倍管を本、外水槽に インチの本取り付け、水中を荷電粒子が走る時に出すチェレンコフ光を観測する。地光電子増倍管を下にある理由は、検出器の周りに大質量の物質 この場合は山及び地球 を置くことでバックグラ
ウンド となる宇宙線起源の 粒子の数を減らすためである。
に、全体図を図に載せておく。
測定器の性能を表
本章ではまず測定原理について説明した後、測定器をを構成する水槽、純水製造装置、空気純化装置、 光電子増倍管、エレクトロニクス、データ収集用計算機システムについてそれぞれ説明
していく。
また、検出器の現在の状況についても報告する。

測定原理
荷電粒子が屈折率 の媒質中を、媒質中における光速以上の速度で運動するとき光を年 チェレンコフ によって発見されたことから、その名をとってチェレン放射する。これはコフ光と呼ばれている。
式の荷電粒子の進行方向と、チェレンコフ光の放出される方向のなす角を とおくと、参照。）
関係が成り立つ。
（図式と≦≦ から、荷電粒子が媒質中でチェレンコフ光を出すための速度の下限が得られる。この下限値に対応するエネルギーを 臨界エネルギー といい、臨界エネ
値、荷電粒子の静止質量を
とおくと、
ルギーを

となる。。特に媒質が水の場合には、を式に代入して、Direction of
Cherenkov photonθ

Direction of
charged perticle

チェレンコフ角粒子

静止質量 （の定義。

） 臨界エネルギー（）

主な粒子の臨界エネルギー（全エネルギー）にスーパーカミオカンデで観測される主な粒子の静止質量と臨界エネルギーをを得る。表
まとめておく。
の荷電粒子が屈折率 の媒質中を通過する際、単位長・単位波長あたりに放射する波
電荷
長 の光子の数 は、

で表される
。ここで
は微細構造定数、で、式を と で積分すると粒子が進んだ際に波長光子の数が得られる。

は荷電粒子の速度である。
、
間の放出される

式より、水中で（）、電荷 の（）粒子がで運動するときにあたりに放出される、波長 がからの間 の光子の数は、およそ
個である。
式より、
のとき、
となる。つまり臨界エネルギー以上のエネルギーをもつの円錐面に荷電粒子が水中を運動する時、チェレンコフ光は粒子の進行方向を軸とする頂角
沿って放射され、したがって進行方向に壁があればそこにリングの像をつくる。
水チェレンコフ型測定器は水槽に純水をため、壁面に設置された光電子増倍管でチェレンコフ
光を検出することで入射粒子を検出する測定器で、入射荷電粒子の種類、エネルギー、発生点、運動方向を各光電子増倍管に届いたチェレンコフ光の光量及び到着時間の情報、さらにリングの写像を用いて再構成することができる利点がある。またそれによりバックグラウンド の分離が容
スーパーカミオカンデで使用している光電子増倍管の有感領域。

易であることも特長の一つである。図に典型的な低エネルギー事象の例として
事象のイベントデ ィスプレイを載せておく。
水チェレンコフ型測定器は大容量かつ低バックグラウンド の装置を作ることが容易なため、核子崩壊など、稀な事象の探索や、極めて物質と相互作用しにくいニュートリノの検出に用いられている。

水槽
前にも述べたようにスーパーカミオカンデは容積のステンレススチール製の円筒形の水槽である。その内部は つに分割されていてそれぞれ内水槽、外水槽と呼ばれている。
、 直径の円筒型で、 容
内水槽はこの検出器の本体とも言うべき部分で、高さである。内水槽の壁面には、上面、底面にそれぞれ
個、側面に
個の
積は
インチ光電子増倍管が備え付けられており、壁の全表面積のを覆っている。残りのの光電面でない部分は、ポリエチレン製のブラックシートで覆われ、チェレンコフ光が透過または反射しないよう内水槽と外水槽を完全に遮断している。
に示すスーパーモジュールと呼ばれる構造物で仕切られてい内水槽と外水槽の境界は、図個のインチ光電子増倍管と、 個の インチの光電子増倍る。各スーパーモジュールには管が取り付けられている。
外水槽は、岩盤からの 線によるバックグラウンド の除去および、宇宙線 粒子自体が内水槽で引き起こす事象の判別をするために内水槽全体を囲むように設置されていて、スーパーモジュー
ルによる境界と、ステンレススチールのタンク壁面で構成されている。上面、底面、側面にそれ、、個の インチ光電子増倍管がウェーブレングスシフターとともに外側
ぞれを向くように取り付けられており、さらに両壁面をタイベックと呼ばれる反射率の高いポリエチ
レン製のシートで覆い、集光能力を高めている。外水槽の厚さは、上面、底面がそれぞれであり、側面がである。

純水製造装置・空気純化装置
水チェレンコフ型測定器は運動する荷電粒子が水中で放出するチェレンコフ光を光電子増倍管でとらえることにより、粒子を検出し、また、そのチェレンコフ光の光量でエネルギーを測定している。したがって、チェレンコフ光の散乱や吸収を引き起こす水中の不純物濃度を極力低く抑え、さらにそのレベルを一定に維持する事はエネルギースケールの精度および安定性を左右する意味で重要である。
トンの純水は茂住坑内を流れている豊富な湧きスーパーカミオカンデで使用している水を純水製造装置に通して作られている。しかし茂住坑の湧き水にはゴミ、イオン、放射性元素などの不純物がふくまれている。細かなゴミや、、、等の金属イオンのはこの崩壊系列 図
は光を散乱吸収してしまうため、透過率を低くする原因となり、また参照 のの 崩壊で生成される 粒子が低エネルギー事象の深刻なバックグラウンドを取り除くことも行ってとなる。そのため、純水製造装置の中でゴミ、イオンだけでなくが沢山含まれているため、測定器内の空気は空気純化いる。さらに坑内の空気にも同様にを除去した空気を送り込んでいる。
装置でに、空気純化装置の概略図を図に示す。
純水製造装置の概略図を図

項目
水中の

性能
除去率

微塵（

）除去率

バクテリア除去率
イオン除去率純水製造装置の性能

項目
空気中の

性能
除去率

空気純化装置の性能で循環させており、まず測定器からきた水を純水製造装置は測定器内の水をのメッシュのフィルターを通して細かい砂塵などの比較的大きなゴミを除去する。つぎにタンク
内の水温の上昇を防ぐ ために熱交換器で冷却した後、イオン交換樹脂によりイオンを除去する。
を除去す
さらに紫外線殺菌によりバクテリアおよび細菌を除去し、真空脱気装置を通して以上のる。カートリッジ式イオン交換膜で再びイオンを除去、最後に中空糸フィルターで数ゴミを除去して水槽に純水を送る。中空糸フィルターで除去されたゴミを含む水は一旦、貯蔵タ
ンクに送られた後、逆浸透膜を通してゴミの除去をした後、再び純水装置にかけられる。純水装にまとめておく。
置の性能を表気圧に加圧した後、のエアーフィル
空気純化装置は坑内の空気を取り込み、を取り除ターでゴミを取り除き、さらに除湿器で水分を除去する。これはこの後活性炭でくのであるが、空気の湿度が高いと、除去効率が落ちてしまうためである。除湿した後は、二度、を除去し、最後に、のエアーフィルターを通してゴミを除去し活性炭でにまとめておく。
た後、測定器へ空気を送り込んでいる。空気純化装置の性能を表

インチ光電子増倍管
水チェレンコフ型測定器では壁面に届いたチェレンコフ光を効率良く検出することはエネルギー
分解能を決定づけるという意味で重要である。そのためには壁の全面積に対する受光面の割合 光という高い光電面覆率を実現するた
電面覆率 が大きい程良い。スーパーカミオカンデではインチという世界最大の口径をもつ光電子増倍管をに一つ配置している。このめ
インチ光電子増倍管はもともとカミオカンデのためにカミオカンデ実験者が浜松ホトニクスと共同で開発したものである。今回更に改良を加えた新しい光電子増倍管を使用し、性質についてはに全体図を載せておく。
よく研究されている。 図の領域で透明度が高く、硬度、耐水性
窓部は硼硅酸ガラスでできていて、近赤外から約ともに優れており、温度変化による影響もほとんど無視できる。光電面はバイアルカリ
で有感領域は、量子効率は波長付近で最大となり、およそであにチェレンコフ光のスペクトルと量子効率の波長依存性を載せておく。また、ダ イノーる。図ド はベネチアンブラインド 型で段数は段である。
新しい光電子増倍管の特長として次ぎの二つが挙げられる。
第 ダ イノード の大面積化により、光電子の光電面〜ダ イノード 間の飛行時間のばらつき
でとなっが小さくなり、その結果時間分解能が向上し、 光子の伝達時間幅がた。これにより検出器の位置分解能および方向分解能が向上した。
ダ イノード 構造および、ブリーダー回路の電圧配分の最適化によって、高い 次電子捕獲率を得、 光電子のピークが鮮明になった。その結果、ダークパルスとの区別が容易になり、低エネルギー事象ににおけるエネルギー分解能が向上した。
しかしこのように優れた光電子増倍管でもメリットばかりがあるわけではなく、大口径である
ためにどうしても光電子の飛行時間が長くなりその分地磁気の影響を大きく受ける事になる。そのため、水槽の周りにヘルムホルツコイルを巻き、地磁気を打ち消すような磁場を発生させていであるが、る。その結果、スーパーカミオカンデにおける磁場は通常何もしない場合でまで小さくなった。この光電子増倍管は以下の磁場で正常にコイルのおかげで動作する事が保証されているので磁場補正は十分である。

データ収集系
図にデータ収集系の概略図を載せておく。

エレクト ロニクス
エレクトロニクスはモジュールと、その後に続く
モジュールに、データ収集のブロックダ イアグラムを示す。
から構成されている。図のケーブルを伝わって水槽上面まで行き、そこで
光電子増倍管からの信号はに入力される。このはアンプ・ディスクリミネーター・・
およびメモリーをもつ
モジュールである。
枚当たり本の光電子増倍管の信号を処理することができ、検出器全体で枚使用さのブロックダ イアグラムを図に載せておく。
れている。
に入力された各光電子増倍管からの信号は、まず電流分割器で つの信号に分けられる。
に出力され他のモジュールへ送られ、別の一つは、アンプで倍に一つはそのまま
遅増幅されたあと、トリガー作成用にディスクリミネーターに送られる。後の二つは、に送られ、電荷情報を電圧に変換する
延された後二つのとはそれぞれ二つずつ用意され、一のに使われる。このが次に起こる事象を受け入れら方がある事象で塞がっている場合でも、もう一方のれる状態にある。このため、スーパーカミオカンデのエレクトロニクスはデッド タイムフリーであるという大きな特徴を持っている。
デ ィスクリミネーターに送られた信号の大きさが閾値以上だった場合、二種類の信号が出力さと呼ばれ、トリガーに送られる。もう一つはセルフゲート部に送られ、れる。一つはが 時間・電荷情報を電圧に変換するために電荷を蓄え始めるきっかけを作り、またがの情報は、以内にグローバル
電荷を積分するためのゲートをつくる。このに送られ、変換される。
トリガー信号がきた場合、それぞれ

トリガー

トリガー

トリガー

変換された情報は内のメモリーで一旦保存され、によってメモリーに送られ、そこで情報が保存さを通じて最終的にオンラインコンピュータに送られる。さらにその情報はにはもの情報を蓄える事ができ、さらにからの書き込みとれる。このからの読み出しを同時に行う事ができる。または 系統のメモリーをもっているたからの情
め、これもまたオンラインコンピューターからの読み出しを受けている最中にも報を受け取ることが可能である。

ト リガーモジュール
トリガーモジュールは各に 枚ずつ配置されている回路と中央ハットに配置されモジュールからなる。
ている
回路は入力された信号の和を出力するモジュールである。
から出力された信号は回路に送られ、そこで各クレートの和をとった後、さらに各ハットに配置され回路でハットごとの和をとり、そして中央ハットに送られる。中央ハットにはリニアファ
たはここに入力され、最終的な信
ンインファンアウトがあり、各ハットからの号の総和を得る。この信号はディスクリミネーターを通され、予め設定された閾値より大きければトリガー信号を出力する。閾値は幾つか用意されていて、低い方からそれぞれ、、と呼ばれる。これらは各々光電子増倍管、、に相当する信号が来た時に発せられるトリガーである。
の数にして、信号の大きさによるトリガーの他に、後の解析の時に事象選別の手がかりとしこのて作られるトリガーや、バックグラウンド 事象を除去するためのトリガーなどが用意され、トリという ビットのデータとして記録している。スーパーカ
ガーがかけられた条件を トリガーを表にまとめて載せておく。
ミオカンデで用いられているトリガーとそのトリガー

オンライン・オフライン計算機システム
データ収集計算機システムはオンラインとオフラインから構成され、オペレーションシステムを使っている。それでは各々の計算機システムについて簡単に説明する。
にはオンライン計算機システムは、およびから直接、事象の情報を読み出すスレーブ計
算機 台、これらスレーブ計算機から光ファイバーネットワークを通じて事象の情報を受け取って事象の再構成をするホスト計算機 台、そしてそのデータの形式を変更し、オフライン計算機
システムにデータを送る計算機 台からなる。これらは全て検出器のすぐそばに設置されていて、坑外のオフライン計算機システムとは光ファイバーネットワークで結ばれている。
坑内にはこの他に超新星爆発をリアルタイムで監視するための計算機も設置されている。
オフライン計算機システムは坑外にある計算機棟に設置されており、オフラインのホストとな台からなる並列データ処理装置で構成さる大型計算機 台と、事象を解析するための計算機
れ、リアルタイムで解析を行っている。また大型計算機には 磁気テープライブラリが備え付けられ、生データすべて及び再構成された事象の中で興味あるものを保存している。

測定器シミュレーション
スーパーカミオカンデのシミュレーションを大きく三段階に分け、各々の段階で行う内容について簡単に説明する。
イベント生成まず、検出器に入射して来る粒子の種類、運動量、方向そして位置を決定する。
太陽ニュートリノと電子の反応により発生する事象に対するシミュレーションの場合、発生のエネルギース
する粒子は電子で、運動量および方向は入射ニュートリノの運動量が図、
ペクトラムに従うこと、入射方向が太陽方向であることから、反跳電子についての式をもとに計算によって決定する。また、位置は検出器内で一様とする。
粒子の追跡とチェレンコフ光の発生・追跡が採用されスーパーカミオカンデでは測定器シミュレーションのツールとして、はで開発された高エネルギー物理実験で用いられる代表的なツーている。
からまでの電磁相互作用に対応することができる。
ルで、低エネルギー事象において粒子が検出器内で起こす反応としてシミュレーション内で考慮さにまとめておく。これを見てもわかるように、において荷電れているものを表粒子の運動によるチェレンコフ光の放出は考慮されていない。そこで、放出されるチェレン
によって計算し、方向は極角を式によって計算し、方位角につコフ光子の数は式で一様になる
いては乱数を振って決めて放出させる。また波長についてはように決める。
その後、水中あるいは壁面のブラックシートでの散乱、吸収をステップ毎に判定しながら最
終的に光電子増倍管に到達するまで追跡する。そしてチェレンコフ光子が光電子増倍管に到達したら、さらに量子効率を考慮して光電子増倍管が信号を出すか否かを最終的に判断する。
に示した臨界エネルギー以下の粒子および以
但し、計算時間を節約するため表下の 線についてはそもそもチェレンコフ光を放出しないので追跡しない。
で行われる内容である。
ここまでが光電子増倍管の応答信号を出す光電子増倍管の番号とその時間情報に、ダークノイズによる信号を加えたデータ
について、光電子増倍管およびその後に続く電子回路の電荷・時間分解能を考慮する。

粒子の種類

反応

備考

光電効果
コンプトン効果
電子対生成
電離損失
制動放射
線生成
陽電子消滅
多重散乱
電離損失
制動放射
線生成
多重散乱
崩壊

はメラー散乱、のみ
モリエール散乱はバーバー散乱はメラー散乱、
モリエール散乱はバーバー散乱測定器シミュレーション内で考慮されている反応

こうして得られたシミュレーションデータはリアルデータとまったく同じ方法で解析される。

現在の測定器の状況
この節では、現在 の検出器の状況について述べる。

スーパーカミオカンデは
年 月の測定開始以来、非常に順調に運転されている。図にをの関数として表したグラフを載せておく。測定
測定開始から現在までの
に対する
の割合は約
である。しかし最近一年間に関し開始以来のの割合で稼働している。
の原因としては、装置のキャリブレー
てはおよそ
ションおよびチェック、ランの切り替え、データ収集系でのエラー等が挙げられる。

光電子増倍管
スーパーカミオカンデで用いられている光電子増倍管の状態は常に監視されていて、観測に支障をきたすようなものがあればすぐ に調査し、復活させることが無理な場合は高電圧を落とすな
どの処置を行っている。
光電子増倍管が故障したと判断されるのは、主に次の二つの場合である。一つはダークノイズである。もう一つは自ら光をだす場合である。
が非常に高い場合
これらはともに低エネルギー事象のノイズとなるので、キャリブレーションの際には注意が必要
である。
年

月 時点

検出器の現在の状況。右；検出器の運転開始からの

。左；

の数。
に故障のために高電圧を落とされた光電子増倍管
図数として表したグラフを載せておく。これを見ればわかるように程度である。
りつつあり、全光電子増倍管にしめる割合はの数をの関の数の変動はおさま

含有率
節でも述べたように純水中に混入したは図に示すように崩壊し低エネルギー事象の深刻なバックグラウンド となる。このため水槽に注入する水 インプット水 、水槽から排出さ濃度を常に監視している。図れる水 アウトプット水 そしてタンク中の水 インタンク水 のに測定されたインタンク水の濃度の時間変動を載せておく。現時点においては濃度以下である。
は

222

Rn

α
3.8 day218

β<= 3.2619.9 min

Po (RaA)

α 6.0
3.11 min
214

Pb

214

Po (RaC’)
α 7.691.6 10 -4 sec

214

β26.8 min

検出器の現在の状況。左；インタンク水のンドデータをとっていた期間についてはデータがない。右；

+

Bi
210

Pb

濃度の時間変動。バックグラウの崩壊系列。

水の透過率
水の透過率の決定は低エネルギー事象の再構成に非常に重要である。エネルギーの絶対値を決数は、通常の数に透過率で補正を施して計算している関係上、特定するときに使う実効に影響して来る。
透過率の波長依存性はレーザーをつかって測定されている。 測定のセットアップの概略を図に載せておく。
レーザーから発せられたレーザー光を、色素を使って目的の波長に変換する。その後レーザー光を二つに分け、一つはレーザー強度のモニター用光電子増倍管の元に送られ、もう一つはレンズで集光された後光ファイバーでタンク内の散光器に送られる。そカメラで測定する。測定はの範囲で幾つか距離を変えて行の散光器からの光をのように得られている。
われ、波長依存性は図
しかしこの測定は検出器の運転を止めて行われるので、そう頻繁には出来ない。そこで透過率の時間変化を見るために検出器中で宇宙線 粒子が検出器内で崩壊したときに放出される
電子のエネルギースペクトラムを用いた測定と、検出器をつき抜ける宇宙線 粒子が放出する
チェレンコフ光を利用した測定の二つを行っている。これらの測定から得られた相対的な透過率
電子のエネルギースペクトラムを用いた測の時間変化は測定の結果はよく一致している。
に載せておく。これら二つの年 月半ば頃から透過率が向上しているの
定結果を図
キャリブ
は、純水製造装置の中空糸フィルターを交換したためである。本論文で述べる
年の 月 から月にかけて行われたものであるが、この間においレーションの結果は、程度とては透過率は安定していて、透過率の不定性によるエネルギースケールのエラーは見積もられている。

年

月に新しく

レーザーが試験的に導入されており、今後はそれを使う予定である。

NUM
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事象のイベントディスプレイ。大きな展開図が内水槽を、左上の小さい展開は星印で表されてい図が外水槽をあらわす。光子を検出した光電子増倍管は丸印で、る。三角印を直線で結んだ交線が再構成された事象の発生位置である。曲線は再構成された方向の円錐との交線を表している。これはの位置から下向に対して頂角がの電子が入射された場合である。
きに

8 inchPMT

tyvek

black sheet

20 inchPMT

スーパーモジュールm

純水製造装置の概略図。

mm

空気純化装置の概略図。

m

~ 70000

cable length
φ 116

φ 254 10φ 82 2glass multi-seal

photosensitive area > φ 460< φ 520

cable

water proof structure( 610 20 )

~ 720

(mm)

インチ光電子増倍管

チェレンコフ光のスペクトラムと量子効率の波長依存性

20-inch PMT
SCH
ATM
x 20
x 240

ATM
GONG

20-inch PMTSCHATMinterface
SUN classic

x 20
x 240

SMP

ATM

online CPU(slave)

SMP

GONG

SMP
SMP
SMP
SMP

x6

Super Memory Partner

VME
20-inch PMTSCH

SUN classic

ATM

online CPU(slave)

x 20
x 240

SUN classic

ATM
GONG

online CPU(host)

Analog Timing Module

online CPU(slave)
TKO

FDDI

SUN classic

SUN sparc10

online CPU(slave)
SUN classic

online CPU(slave)
SUN classic

FDDI

online CPU(slave)
SUN classic

online CPU(slave)

online CPU(slave)interface
SUN classic
SMP

SUN classic

online CPU(slave)

SMP
SMP
SMP
SMP

Super Memory Partner

SMP

interface

VME
VME

interrupt reg.
TRG

20-inch PMT
SCH
TRIGGERATM

TRIGGER

x 20
x 240

PROCESSORHIT INFORMATION
ATM
GONG

Analog Timing ModuleTKO

PMT x 11200

ATM x ~1000

SMP x 48

online CPU(slave) x 9

データ収集系の概略図

PMTSUM
PMTSUM
6

HITSUMHITSUMPMT-INPUT

ANALOG
INPUT

START

TRIGGERSTARTHITENCODERFRONT PANEL

TKO BACK-PLANE

THRESHOLD

TRIGGERANALOGPROCESSPMT-INPUT

TAQ

HIT

QAC

6

ADC

TRIGGER

TRIGGER
INPUT

TRIGGER

EVENT
COUNT

THR.-DACEVENT-COUNT

PROTOCOL

MODE

FIFO

のブロックダ イアグラム。

Beam Splitter (50:50)
CCD cmera
DYE / N2 laser
Lens

Integrating Sphere<< laser box >>Diffuser Ball
2inch PMT<< SK Tank >>Optical Fiber (70m)

水の透過率測定のセットアップ

水の透過率の波長依存性

water transparancy(running ave)(cm)

10000

9500

9000

LINAC
Data taking
8500

|← →|

8000

7500

7000

6500

6000

200

300

400

500

600

700

elapse day from 96/1/1

電子のエネルギースペクトラムを用いた水の透過率の測定結果

スーパーカミオカンデにおける太陽ニュート リノ観測太陽ニュート リノ
太陽のエネルギー源については昔から様々に想像されたきたが、現在では生み出されるエネル
ギーの巨大さや太陽の寿命の長さから内部で核融合反応がおこっていると考えられている。核融
チェイン、
サイクルと呼ばれている。わ合のシステムは二系統考えられていて、各々
ニュートリノはチェインの途中で生成される。図にチェイン
れわれの観測するを載せておく。
ニュートリノを生成する反応は式で表される。

このニュートリノのエネルギースペクトラムは等の標準太陽模型によると、図のようになる。
ニュートリノの観測は入射ニュートリノと水中の電子とのスーパーカミオカンデにおいて弾性散乱による反跳電子を観測すると言う形で行われる。

この反応の微分断面積及び全断面積はである。但し、、、係数は電子の質量、で、 は反跳電子の運動エネルギーである。また、はニュートリノによって異なる値をとり、の場合

但し計算してみると、、で、はワインバーグ角である。実際に数値を代入しての時、全断面積は式と得られる。

反跳電子のエネルギー分布は次式で与えられる。

但し、はニュートリノのエネルギースペクトラムである。
また反跳電子の方向を とおくとと得られ、すべて前方に散乱される。

ニュート リノ振動
この節では、太陽ニュートリノ問題の有力な解と見られているニュートリノ振動について説明する。ニュートリノ振動とは、ニュートリノの固有状態の少なくとも一つが有限な質量をもち、さらにフレーバーの固有状態が質量の固有状態と一致しない時に、あるフレーバーのニュートリノ
が運動中に別のフレーバーのニュートリノに変化するという現象である。

真空中のニュート リノ振動
フレーバーの固有状態を、質量の固有状態を関係は次式のように表す事ができる。

としたとき、真空中におけるこれらの

但し、 は真空中での混合角である。
、とし、また質量の固有状態を、振動に関るフレーバーの固有状態をとおく。すると、真空中では、 は自由粒子として伝播するから波動関数の時間変化はとなる。

また、真空中でのニュートリノの伝播はシュレーディンガー方程式より次式のようになる。

はハミルトニアンで、について対角化され、その固有値はである。但し、 、 はそれぞれニュートリノのエネルギー、運動量、質量で、、 の共通位相項になるだけだから無視すると、定した。対角成分の共通項はと書き直すことができる。ここでまた、 が真空中を距離 走った後に

、
である確率

を仮
は

である。
は

となる。ここで、は真空中の振動長と呼ばれる。
実は真空中のニュートリノ振動が太陽ニュートリノ問題の解である可能性はあまり高くない。
効果が有力な候補として見なされている。
現在は次に述べる

効果
電子ニュートリノは物質中で荷電カレントによる電子・ニュートリノ散乱を起こす。この反応はミューオンニュートリノやタウニュートリノでは起こらないので、電子ニュートリノが物質中で感じるポテンシャルはその他のニュートリノと異なる。そのためニュートリノは物質中において年にによって最初は真空中とは違う振動をすると考えられる。この考えはとによって太陽ニュートリノに適用されたので
効に提案され、その後果と呼ばれている。
とが感じるポテンシャルの差はである。ここではの結合定は物質中の電子の数密度である。共通位相項を無視すると、物質中でのニュートリノ
数で、の伝播は次式のように得られる。

物質中での固有状態をとすると、真空中の振動の場合と同様に考えて、となる。また、物質中の混合角と真空中の混合角の関係はと得られる。
はニュートリノのエネルギー、飛行中にこの式を見ればわかるように、物質中のの混合角
通過する物質中の電子密度そして二つのニュートリノの質量の二乗の差に依存する。そのため真の近傍ではニュートリノの混合が大き空中の混合角が小さいとしても共鳴条件くなる。
効果によるニュートリノ振動を仮定すると全て
現在、太陽ニュートリノ問題の解として、の領域が二つ現われる事がわかっている。
の小さの実験結果を説明できる
いものは小角度解 断熱解 、大きいものは大角度解とそれぞれ呼ばれている。
、
は、太陽内で様々なエネルギーを持って発生した電子ニュートリノが地球でも電子図を示した図である。これらの二つの図は計算にニュートリノとして観測される割合の値が各々違う。図はとした場合で、小角度解 断熱解 を使用したはとした場合で、大角度解を想定した。
想定した。図であるとして二つの図の付近に注目すると、
のエネ
の場合、
は
ルギー依存性が各々の場合で大きく異なる事がわかる。小角度解 図の場合、は全く変化しなエネルギーと共に増加するのにたいして、小角度解 図
い。したがってエネルギースペクトラムを観測して右上がりに大きく歪みが出れば大角度解と定性的に判断できる。
これに対して小角度解の場合はエネルギースペクトラムの形からは何も言えない。しかし図に示すように太陽と検出器の間に地球があるかないかで大きく結果が異なる。そのため昼夜効果をあわせて観測する事で太陽ニュートリノ問題の解がどちらなのかを判断する事が出来る。

スーパーカミオカンデの観測結果
スーパーカミオカンデにおける太陽ニュートリノの観測の結果について簡単に報告する。
は観測された事象の太陽に対する角度分布である。これを見ればわかるように太陽方向に図
明らかなピークがあり、我々が観測しているものが本当に太陽から来たニュートリノだということがはっきりわかる。
ニュートリノのフラックスを表に載せておく。スーパーカミオカンデによって得られた観測されたフラックスはカミオカンデによるものとエラーの範囲内で一致し、やはり理論から予観測しているニュートリノ

結果 フラックス

標準太陽模型

スーパーカミオカンデで観測された
ニュートリノのフラックス 。
は太陽が検は下にある時間帯のフラックスである。
出器の上にある時間帯においてのフラックスで、しか観測されていない。また、フラックスの昼夜変動および季節変動を図、
想される量のに載せておく。これらについてはまだ統計量が十分でなく誤差の範囲内で変化が無いといえる。
に示すように得られている。ただしこれはデータと理論の予エネルギースペクトラムは図
想値との比をプロットしたものである。現段階では誤差の範囲内でデータと理論が一致している。
キャリブレーションなど系統誤差を小さくする努力を様々に行っ誤差の内容であるが、てきたお蔭で、現在ではフラックスについては系統誤差と統計誤差が同程度の大きさで、エネル
ギースペクトラムについては統計誤差の方がわずかに大きい。
の様になっている。これを見ればわかるようにエネルギースケールお系統誤差の内訳は表
よび分解能の誤差が全ての測定の誤差の最も主要な構成要素となっている。
エネルギースペクトラムの誤差については、エネルギースペクトラムの形の不定性に起因する誤の反応は本質的には 崩差がエネルギースケールおよび分解能の誤差に次いで大きい。式に不定性があるために、放出されるニュートリノのエネルギースペ
壊であるが、終状態のクトラム自体に不定性が生じる。このエネルギースペクトラムの形の不定性に起因する誤差は、等によって詳しく調べられている。
具体的には、
〜
で
、
〜
で
、
で
、そして
で
である。今後、検出器のもつ系統誤差を改善していけばこの誤差が最も主要なものになる事も考えられる。
いずれにせよ、数年データを取り続けて統計誤差を小さくすれば結果がよりはっきりし、エネ
ルギースペクトラムと短期間のフラックスの時間変動 昼夜変動 をあわせて考える事によってニュートリノの質量についてなんらかの結論を出す事が出来る。

フラックス

季節変動

昼夜効果

スペクトラムエネルギースケール
及び分解能

スペクトラムトリガー効率
ノイズ事象カット
方向分解能
リダクション効率
バックグラウンドの方向依存性
核破砕事象による
不感時間
バーテックスの不定性

断面積
ライブタイムFlux (/cm2 /sec /MeV )スーパーカミオカンデの太陽ニュートリノ観測の系統誤差。エネルギースケール及びニュートリノのエネルギースペクトラムの形についての誤差はともにエネル
分解能の誤差とギー依存性があり、一つにまとめた。

10

12

10

11

10

10

10

9

10

8

pp

13

N
pep

13

10

7

10

6

10

5

10

4

10

3

10

2

O

13

F

7

Be

8

B

7

Be

hep

10

-1

1

10

Energy (MeV)

太陽ニュートリノのエネルギースペクトラム。

p+e- +p D+νe
0.25%

p+p D+e++ νe99.75%

He+ γ

3

D+p
3

He+3He 4He+2p
86%
p-p I

Be+ γ

3

He+4He

Be+e-

7

7

Li+νe

7

7

Be+p

Li+p
2α
14%
p-p II

7B+γ

8Be*+e + νe

8

8

B

+

Be*
2 4He
0.015%
p-p III

8

Flux (/cm /sec /MeV )チェイン

x 10 2

9000

2

8000
7000
6000
5000
4000
3000
2000
1000
0

4

6

8

10

12

14

16

18

Energy (MeV)等の標準太陽模型から計算された

ニュートリノのエネルギースペクトラム。

P(νe→νe)

1

0.8

0.6

0.4

0.2

0

4

4.5

5

5.5

6

6.5

7

7.5

8

8.5

9

log(E/∆m2)効果を仮定し、として計算した出器の上にある場合で、点線は太陽が検出器の下にある場合である。 は単位である。

。実線は太陽が検単位ではP(νe→νe)

1

0.8

0.6

0.4

0.2

0

4

4.5

5

5.5

6

6.5

7

7.5

8

8.5

9

log(E/∆m2)効果を仮定し、として計算した器の上にある場合で、点線は太陽が検出器の下にある場合である。 は単位である。

。実線は太陽が検出
単位ではEvent/day/kton/bin

0.3
SK 374day 6.5-20MeV 22.5kt ALL(Preliminary)

0.25

0.2

0.15

0.1

SUN

0.05
e-

0

-1

-0.5

0
cosθsun

0.5

1

θsun

スーパーカミオカンデで観測された低エネルギーニュートリノ事象の太陽方向に対す
ニュートリノのシミュレーションの結果である。まる角度分布。黒丸がリアルデータで実線がの定義である。
た、点線は期待されるバックグラウンド である。右は

B Solar Neutrino Flux (x106/cm2/s)
8

4
SK 374day 6.5-20MeV, 22.5kton(Preliminary)

3

2
Z

D5
D4
D3

1

D2
SK

D1
horizon
N1

0

N2

All

Day Night D5 D4 D3 D2 D1 N1 N2 N3 N4 N5
N3
N4
N5

(D-N)/(D+N) = −0.031 ± 0.024(stat.) ± 0.014(syst.)

4

5

10

15

SK 374day 6.5-20MeV 22.5kt(Preliminary)

3

2

DEC

NOV

OCT

SEP

AUG

JUL

JUN

MAY

APR

MAR

0

FEB

1

JAN

8

0

B Solar Neutrino Flux (x106/cm2/s)

スーパーカミオカンデで観測された太陽ニュートリノのフラックスの昼夜変動。右は
昼と夜の定義である。

スーパーカミオカンデで観測された太陽ニュートリノのフラックスの季節変動。

Data/SSMBP95

0.8
SK 374day 6.5-20MeV 22.5kt ALL(Preliminary)
stat. error

0.6

syst. error

0.4

0.2

0

8

10

12

14
Ee(MeV)

スーパーカミオカンデで観測された太陽ニュートリノのエネルギースペクトラム。ただし縦軸はデータと理論の予想値との比である。太線が統計誤差で細線が系統誤差である。

キャリブレーションシステム
この章では、まずスーパーカミオカンデにおいてキャリブレーションが必要な理由をキャリブレーションシステムの概要を説明する。
簡単に説明する。そしてその後で、

これまで用いられていたキャリブレーションとその問題点
カミオカンデ、スーパーカミオカンデではともにの反応によって放出される 線をエネルギースケールのキャリブレーションのソースとして使ってきた。その方法と問題点について説明する。
を容器の中央部に測定は、プラスチック容器の中に のワイヤーを入れ、中性子源として
は主に
自然存在比
、
同
置き、この容器を測定器内に沈めて行われる。天然の、同から成っており、この三つの同位体全てが中性子捕獲によって 線を放出に示す。
は核する。放出される 線のうち主なもののエネルギーと相対的な強度を表

同位体

線のエネルギー

天然のの放出する線も考慮に入れられている。

強度

線とその強度。シミュレーションにはより分岐比の小さい分裂をして 線を放出するのでこの事象がデータとして収集されない様に、特別なトリガーを用のデータの結果に合うようにモンテカルロシミュレーショ
いてデータを取る。そして得られた

ンプログラムを調節した後、既知のエネルギーの電子についてのシミュレーションを行ってエネ
ルギースケールを決定する。
しかし、この方法にはいくつかの解決の困難な問題がある。まず、 線によるキャリブレーションであるため、我々がチェレンコフ光を観測できるのはコンプトン散乱や電子対生成による二次電子である。したがって電子のエネルギーを直接知る事は不可能で、モンテカルロシミュレーショ
反応の分岐比の小さい遷移による 線や線源のンによらなければならない。また、容器の細かい構造や容器を吊下げ非対称性を考慮しきれていない可能性がある。このほかにるためのワイヤーによってできる影の影響、 線が発生する場所の不定性についても十分な考慮がなされているとは言えない。以上の効果および不定性を含めたエネルギースケールのエラーは程度となる。
キャリブレーションを検出器内のエネルギースケールの位置依存性およ現在では、
び経時変化のチェックの為にのみ用いている。

電子を用いたキャリブレーションシステム

スーパーカミオカンデで、太陽ニュートリノのエネルギースペクトラムの歪みからニュートリ〜の精度が必要である。
しかしノ質量の有無を議論するにはエネルギースケールで反応を用いたキャリブレーションでは精度が足りないことは前節で述べた通りである。スーパーカミオカンデでは精度の高いエネルギースケールのキャリブレーションを行う為にを用いている。電子を用いたキャリブレーションには、次電子線形加速器 電子のような利点がある。
の単一のエネルギーを持つ電子がまず、太陽ニュートリノ事象のエネルギー領域 〜
得られるので、精度が高く実際のデータに近いキャリブレーションができる。また、電子が水中に入った位置、方向がわかるので、検出器の位置および角度の分解能のキャリブレーションも同時に行うことができる。
を用いたキャリブレーションシステムについて説明する。システムの概
それでは電子
〜
に示す。
要を図

使用する
は、三菱電機製の型医療用電子ライナックである。これはで、クライストロン 三菱電機製で発生させた高周
進行波型の電子で、バンチレート
波 マイクロ波 によって電子を加速する。 バンチの長さはで可変である。
の加速管内はイオンポンプによって、マイクロ波がはに保たれている。
加速管内を伝播する為に必要な真空度
電子銃のビームパイプ先端で バンチあたり電子が 個含まれているようにするには、でなければならない。しかし電界放出
加速管の出口でのビーム強度がによる電子だけでは強度が足りないので、特別に弱い電子銃によってビーム強度を調節している。
ビームパイプはそれ自身が 線や 線の発生源であるため、ビームに同期したバックグラウン
ド を避けるために水槽から離れたところに置かれなければならない。そのためビームパイプ

名前

役割
度偏向磁石
度偏向磁石
度偏向磁石
水平方向偏向磁石
水平方向偏向磁石
四重極磁石
四重極磁石
方向偏向磁石ビームライン上に設置された磁石の名前と役割。

にもなる。加えて使用すが長くなり、最も長い場合だとエンド キャップまでの長さがるビームのエネルギーがそれほど大きくない事もあって外部磁場の影響やビームパイプ 内の残留ガスによる多重散乱によってビームが広がりやすい。
、長さの円筒形のステンレス製の筒の中に直径の メ
ビームパイプは直径タルの筒が入った構造になっている。その結果、ビームパイプ内の磁場の大きさを外の程度まで弱めることができる。
付近と磁石付近の二ヶ所に置かれた油回転式真空ポンプとター
また、内部はの真空に引かれている。この真空度においては残留ガスによ
ボポンプによって
る多重散乱やエネルギー損失をほとんど無視する事ができる。
磁石
ビームの方向を変えたり、飛行中に広がったビームを絞ったりするためにビームパイプの要に
所々々にビーム調節用の磁石を設置している。これらの磁石の名前と役割について表
まとめておく。
ビームモニタービームの方向や広がりをモニターする為ビームライン上の ヶ所にシンチレーションカウ
ンターを設置している。
磁石から磁石にいたるビームパイプの途中に設置されたビームモニターは
カウのプラスチックシンチレーターとライトガイ
ンターと呼ばれる。これはド と インチ光電子増倍管からなり、ビーム強度の大雑把なチェックを目的としている。
カウンターと同型のカウンターが磁石の手前に置かれ、後で述べる
磁石及び 磁石の調節の際にターゲットとして用いられる。
これらは単にビームのチェック用なので実際にデータを取る時にはビームライン上から外される。
残りの二つはともにビームパイプの先端近くに設置されている。一つはトリガーカウンターの円形で厚さがのプラスチックシンチレーターを厚のと呼ばれ、半径アルミ箔でつつんだものとライトガイド と光電子増倍管から構成されている。このカウンの所に設置され、電子がシンチレーター
ターはビームパイプ先端のチタン窓の上流にを通過した時にスーパーカミオカンデにトリガー信号を送る。トリガーロジックを図キャリブレーションデータを取った時のエンド キャップの位置。
せてある。

は図

と合わ

載せておく。
上流にはカウンターが設置されている。そまた、トリガーカウンターの更にに示すとおりで、四つのセグ メントからなるシンチレーションカの構造についてはは図ウンターである。目的はビームパイプ先端部におけるビームの位置および広がりの検出で、磁石の調整のターゲットとしてトリガーカウンターと合わせて使用される。
後で述べる
おきに直径
の穴が開いていてそこからビームパイプを水槽内にタンクの上面には入れる。
磁石から先のビームパイ
電子の入射位置を様々に変えてキャリブレーションを行うために
プと磁石は解体・再構築ができるようになっている。現在までにキャリブレーションが行われたにおいて白抜き四角で描かれたところで、正確な位置はに示す通りである。
点は図
ビームパイプ及び磁石の位置合わせはビームの質に決定的に影響を及ぼすので注意が必要であ以下の精度で位置を合わせた。水る。そのため水槽上にある部分については測量器を使ってカウンターの上に四つの発光ダ イオード
槽内に伸ばしたビームパイプの垂直は先程述べたを取り付け、更に上からのついた錘を垂らして、錘がカウンター上のでつくった四角の中心にくるようにして決めた。電子の入射位置の精度はこの作業によって決ま
平面 水平方向 については
で、 方向 垂直方向 についてはである。
り、
電子ビームの流れを追っていくと次のようになる。
電子を加速の電流を流し、熱電子を放出させ、によって数〜十数電子銃に約速する。
この時点では電子ビームのエネルギーは広がりを持っている。
単一のエネルギーをもつビームは次の段階で作られる。

まで加

運動量分析
を出た電子を、垂直方向に幅のスリットを間隔で置いたコリメーター
によって垂直方向のサイズが、角度の広がりがのビームに絞る。さらにビーム
磁石によって下方に曲げ、その先にある水平、垂直方向共に幅のスをリット タンク端コリメーター を通過させることでほぼ単一の運動量をもつビームを作る。
運動量がずれたビームの電子はビームパイプの外に飛び出し、岩盤に吸収されるかコリメー
ターと相互作用して 線に変わってしまう。タンク端コリメーターはタンクのすぐ 上にあるので、この 線が内水槽まで入り
データのバックグラウンド となるのだが、これのデータに及ぼす効果については 章で詳しく述べる。
ビームの集束と移送
磁石によって再び水平方向に戻された電子ビームはキャリブレーションしたい場所の真上まで行く。実際にはビームはまっすぐ走る訳ではない。というのはコリメーターなど メタルが巻かれていない部分では、地球磁場やスーパーカミオカンデの周りにまかれた地磁
気補償コイルからの磁場の影響を受けて軌道を曲げられてしまうからである。そこで 磁カウンター を取り付け、磁石とその直後にある石の前に可動式のビームモニター
磁石 でビームの方向を調節して、ビームができるだけまっすぐ に
水平方向偏向磁石
磁石に入るようにしている。
磁石によって下方に曲げられ、検出器内に入るのだが、その前後にはビームその後がおかれている。しかしこの時点でビームサイズは数を平行にする為の 磁石
で、このままでは 磁石でビームを絞りきれず、電子がビームパイプと相互作用して 線
データのバックグラウンド となる。これを避けるために 〜を出し、これも幅のスリット 最終コリメーター でビームサイズを小さくする。このバックグラウンド のデータに及ぼす効果についても 章で詳しく述べる。
磁石を通り抜け、ほぼ平行になったビームは、 磁石の直後に置かれた
方向偏向磁石で方向の微調整をされ、ビームパイプの先端に到達する。
水中に入射に示す。ビームの位置は先端部付近に設置されたビームパイプの先端部分の仕組みを図
つのシンチレーションカウンターによって調べる。ビームパイプの先端から
上流
カウンター、先端部にトリガーカウンターに つのシンチレーターから構成されるがそれぞれ置かれ、これらのカウンターの情報を使ってビームの方向をさらに細かく調節すカウる。ベトカウンターのカウント数がほぼ で、トリガーカウンターのカウント数がンターでのカウント数と同じならビームはまっすぐ に拡散もせず先端まで移送できたといにビームの方向調節の例を示す。ビームは最終的に厚のチタうことである。図
ン窓を通って水中に入射する。
以上がビームの発生から入射までの流れである。
磁石の磁場の大きさを変える事によって得ている。つまりビー運動量の異なる電子ビームは磁石の電源に大きく影響される。電源の電流値の揺らぎ
ムの運動量の安定性および絶対値は以下であるのでビーム運動量の安定性についてはほぼ無視して良い。電源から出る電流
はデータを取得する際に必ず、磁石用の電源のキャリブレー
の絶対値については、以下になるよう調節している。また、ションを行い、出力される電流値の測定毎のずれが磁石の磁場の大きさを常に監視していて、ビームの運動量との線形性を測定毎にチェックしている。ビームの運動量の絶対値や広がりの評価については、第 章で詳しく行う。

D2
magnetSuper Kamiokande Dome
D3
magnet

LINAC D1
magnet

v

iii

i

vi

iv

ii

Z

X

Super Kamiokande Tank

Y#

;Data taking point;Fiducial volume

キャリブレーションシステム全体図。□はそれぞれデータを取得したときのに示す。
エンド キャップの位置を表す。各点の正確な位置は表

KLYSTRONCOLLIMATOR 1
D1 MAGNET

ELECTRON GUNACCELERATING TUBES1 STEERINGCOLLIMATOR 2VACUUM PUMP

キャリブレーションシステム

BEAM PIPEIN ROCK付近

C1 BEAM MONITORCOLLIMATOR 3
D2 MAGNETROCKH STEERING

1350

HORIZONTAL BEAM PIPE

SUPER-KAMIOKANDE TANK

キャリブレーションシステム

タンク上面端C2 BEAM MONITORCOLLIMATOR 4

Q(Hor) QUADRUPOLE
D3 BENDING MAGNETHORIZONTAL BEAM PIPE

TURBO-MOLECULAR
PUMP
Q(Ver) QUADRUPOLE

SUPER-KAMIOKANDE TANKROTARY PUMPXY STEERINGWATER LEVEL

キャリブレーションシステム

度偏向磁石付近

HV, signal
cablesVETO counter
PMT

818

HV, signal
cablesPMT
Trigger counter
Titanium window

キャリブレーションシステム

Triggercounter

AMP
x25

Discri.
-200mV

エンド キャップ付近

Coin.
LINAC Trigger
G.G.
3µs

LINAC
µ-wave

Attn.

G.G.
3µs

µ-wave Trigger

トリガーのロジック。通常
データを取得する時には、上の図でと書かれた方の信号をトリガー信号として用いる。
と書かれた方の信号は後で述べるビームに同期したノイズ・バックグラウンド の評価をする時に使うデータを取得するのに用いられる。

TRIGGER COUNTER

40

SCINTILLATOR
WAVE-LENGTHSHIFTER
PMT
80

カウンター

150
100
50
0
0.4
0.2
0 -0.25

0

0.25

ch2

100

100

50

50

0

0

100
75
50
25

0.4
0.2
0 -0.25

0

0
0.4

0.25

0.2
0 -0.25

ch3

0

0.25

0.4
0.2
0 -0.25

trigger

0

0.25

ch1

150
100
50
0
0.4
0.2
0 -0.25

0

0.25

ch4

方向偏向磁石の調節の例。五つのグラフはそれぞれビームパイプ先端に置かれた
方向、 方向、方向、 方向に置かれたの四つのカウン
トリガーカウンターと秒
ターをあらわす。横軸は各々 方向偏向磁石・ 方向偏向磁石に流す電流値を表し、縦軸は、 方向磁石にの電間のカウント数を表す。この例の場合だと 方向磁石に流を流せばまっすぐ 先端まで届くことがわかる。

ビームエネルギーの測定
この章では、説明する。

ビームエネルギーの測定方法とそれに用いたゲルマニウム検出器について

ゲルマニウム検出器
半導体検出器とは半導体検出器は、 型半導体と 型半導体を接合して、そこに逆バイアス電圧を印加しできた空乏層を固体電離箱として動作させる検出器である。高いエネルギーをもった荷電粒子または線が半導体結晶内を通過する時、電子と衝突して電子 正孔対をつくる。生成された電子と正孔は結晶にかけられた電界によって掃引され、適当な電子回路によってパルスを出力する。
半導体検出器の特に優れている点として、そのエネルギー分解能のよさが挙げられる。これはビームを測定するときにエネルギーの絶対値を精度良く測定できるというだけでなく、もしビームエネルギーに広がりがあればそれもチェックできるという点で有利である。また、もう一つの特性として、広い範囲のエネルギーに対して、パルス波高対放射線エネルギーの応答特性
ビームエネルギーのエネルギー領域の比例性の良い事が挙げられる。後で述べるように、であるのに対して、キャリブレーションに利用できる 線源のエネルギーががである事を考えると、これは非常に大事な特性である。
最大でもしかし、本研究のように荷電粒子のエネルギーを正確に測定したい時には注意が必要である。
というのは半導体検出器の性質上、空乏層すなわち有感領域の大きさが結晶中の不純物濃度とバ
イアス電圧に依存する。したがってエネルギーの絶対値を求めるためにはあらかじめ荷電粒子あるいは 線で不感領域におけるエネルギー損失を測定しておかなければならない。
ビームエネルギー測定で使用するのは半導体検出器の中でも、ゲルマニウム検出器でにまとめておく。
ある。ゲルマニウムの性質について表

高純度ゲルマニウム検出器
図は今回用いる検出器
社製
で、アルミ製の検出器カプセ
ルと冷却用の液体窒素を貯めておくクライオスタットデュワーからなる。検出器カプセルは断熱のため内部が真空になっていて、半導体結晶と前置増幅器が入っている。 クライオスタットデュ
ワー内の液体窒素と結晶の間は銅でできた冷却棒で結ばれていて、熱伝導によって結晶を液体窒

原子番号
原子量
密度
電子正孔対当たりの平均エネルギー
ゲルマニウムの物理的性質まで冷却する。半導体結晶は直径、長さのクローズド エンド 同軸
素温度型高純度ゲルマニウム結晶である。なお、我々が使用している結晶は半導体の種類としては 型のバイアス電圧をで、入射窓側の電極接触面は非常に薄く作られている。この結晶に検出器と異かけて使用する。高純度の結晶を使っているので、リチウムド リフトが必要ななり、室温に戻しても検出器の特性が劣化しない。したがって使用時のみ冷却を行えばよく、常のベリリウムである。結晶表面の不感層の厚さは後で述べ温で保存できる。入射窓は厚さと見積もった。前置増幅器は検出器のすぐ 後ろに置る内部転換電子を使った測定によってかれている。これはコネクターやケーブルなどによる浮遊容量をできるだけ取り除く事によって、最良のエネルギー分解能を得るためである。
を用いた。そして得られたデータをワー
データの取得にはマルチチャンネル波高分析器
クステーションに送って解析を行った。

ゲルマニウム検出器のキャリブレーション
ゲルマニウム検出器の放射線エネルギーに対する応答の比例性のチェックとエネルギースケー
ルの決定のために 線源を使ってキャリブレーションを行った。使用した線源と放出される 線にまとめた。
のエネルギーを表から放出される 線の測定の際には、検出器の大きさ
比較的エネルギーの大きいが有限であるのでシングルエスケープピークやダブルエスケープピークが現われるが、これらのに示ピークもエネルギーキャリブレーションに利用している。測定したスペクトラムの例を図す。 線のピークはそれぞれ幅がほとんど 〜 、 チャンネル で、ゲルマニウム検出器のエネのチャンネル番号と 線
ルギー分解能のよさがはっきりわかる。測定したデータを使ってにフィットした結果とそのエネルギーの相関を調べて見ると、一次関数で良く近似できる。図
れぞれのデータのフィット直線からのずれの例を示す。これを見るとわかるようにずれは最大でで、エネルギーが高くなる程エネルギー応答の比例性は良くなっている。
も回、期間にしまたこれまでゲルマニウム検出器の 線源を使ってのキャリブレーションをて 年半にわたって行ってきたが一次関数でフィットした直線の傾きの測定毎の違いはで、検出器は非常に安定している。

ビームエネルギー測定
ビームエネルギー測定のセットアップを図に載せておく。スーパーカミオカンデのエネルギーキャリブレーションの時と違うのは、 磁石が外されてかわりにトリガーカウンターチャンネルは約

に相当する

線源

線のエネルギー

備考
環境放射線
環境放射線

による
による
による
による
検出器のキャリブレーションに使ったが取り付けられている点である。

線源とそのエネルギー

ビームエネルギーの決定は次に述べる手順で行われる。

図のようにゲルマニウム検出器をトリガーカウンターの前に置き、ビームエネルギーを測定する。この時磁石の設定及びビームの調節はスーパーカミオカンデでのデータ取得と全く同様に行う。
得られたエネルギースペクトラムのピーク部分を非対称ガウス分布でフィットして、ピーク
を求める。
の中心値
トリガーカウンター、チタン窓、検出器の入射窓、ゲルマニウム結晶表面の不感領域でのエ
ネルギー損失を含んだモンテカルロシミュレーションを行い、データと同様に解析してピーを探す。
クの中心値が一致するビームエネルギーをつかった。図にゲルマニシミュレーターはスーパーカミオカンデの場合と同様にウム検出器で観測されたエネルギー分布と、シミュレーションによって得られたエネルギー分布を示す。なお、シミュレーションを行う際、ビームエネルギーの広がりは無いと仮定し、単一のエネルギーをもつ電子を入射させた。したがって観測されたスペクトラムのピークの広がりは主に検出器の有感領域にはいるまでのエネルギー損失の広がりおよび検出器の分解能によるものである。また、低エネルギー側に長くテールが伸びているのは電子の検出器表面での後方散乱が原因である。
ビームエネルギーの測定は
年月に三回、水平方向に伸ばしたビームパイプのおよび運動エネルギー の平均値を表
長さを変えて行った。測定の結果得られたにまとめて載せておく。また、それぞれの測定で得られたの平均値からのずれを図に示です。この図を見れば判るようにビームエネルギーの測定結果の測定毎の違いは最大でもとの差は、ビームがトリガーカウンター、チタン窓、検出器の入再現性は十分良い。
射窓、ゲルマニウム結晶表面の不感領域を通り抜けるときに失ったエネルギーに相当する。それの運動エネルギーをもつ電子の場合だ
ぞれの物質で失うエネルギーの平均値は例えば、チタン窓で、検出器の入射窓で、ゲルマニウと、トリガーカウンターでである。
ム結晶表面の不感領域で
ただし、これらの値はモンテカルロシミューレーションによって得られた値である。実際には物質中のエネルギー
損失の大きさは統計的な幅を持つのでその効果はシミュレーションプログラム中で考慮されている。

の電流値

の磁場

ピークの中心値

ビームエネルギー

ビームエネルギーのまとめ

これらのエネルギー損失の絶対値はシミュレーションによって求められているが、そのエラーについては実際の測定によって評価している。現在エラーとして考えられているのはエネルギー
損失の場所依存性である。エンド キャップ トリガーカウンター チタン窓 でのエネルギー損
ビームを使って調べた。また、検出器の入射窓及び結晶表面の不感領
失の場所依存性は、域のエネルギー損失の場所依存性は、後で述べるように空芯 線分析器を使って行われた。結果、に載せておく。これをみればわかるようにエネルギー損失の場所依存性はせいは各々図程度である。
ぜい数
磁石の磁場の大得られたビームエネルギーの妥当性を評価するために、ビームの運動量とにビームの運動量と磁石の磁場の大きさを一次関数
きさとの線形関係をチェックした。図でフィットした図とそれぞれの点のフィットからのずれを載せておく。この図から、ビームの運動だといえる。
量の決定精度はもし検出器に十分なエネルギー分解能があってかつビームの運動量に幅があれば、観測されたとシミュレーションして得られたスペクトラムのエネルギースペクトラムのピークの幅との間に差ができることは明らかである。このことから逆にこれらの二つ
ピークの幅
ビームの運動量の広がりを求める事を試みた。これのピーク幅の差からの差かららの関係式は次のようになる。

既に述べたように非対象ガウス分布をつかってピークの形をフィットしている。そのためピークの幅としては低エネルギー側と高エネルギー側の二つの値が出て来る。この解析では高エネル
ギー側の幅だけを使用した。その理由は低エネルギー側の幅のなかには後方散乱テールの影響も含まれているので二つの幅の違いがテールのばらつきのなかに埋もれてしまうからである。二である。
つのピークの幅の差をとってビームの運動量の絶対値に対する割合を調べたのが図であった場合には、負の数字にした。この図からはビームの運動量の広をとった。
がりをはっきり決める事は出来ないが、上限値として結局ビームの広がりはこの方法の検出限界を下回っている事だけ分かった。もし真剣にビームの運動量の広がりを調べるのならば、ビープパイプの先端に直接スペクトロメーターを取キャリブレーションシステムに設置されてり付ける方法をとるのが最も良い。あるいは
磁石と最終コリメーターとカウンターをスペクトロメーターとして使えるかもしれいる

型
平均軌道半径
最高分解能
立体角
外部磁場補償
最大磁場強度最大分析エネルギー
電源出力
電源安定性

空芯

空芯

線分析器の性能ない。

荷電粒子にによるキャリブレーション
目的
ゲルマニウム検出器の放射線エネルギーに対する応答の比例性のチェックとエネルギースケールの決定のために 線源を使ってキャリブレーションを行っていることは既に述べた。しかしゲルマニウム検出器の測定対象は電子である。電子も含め、一般的に荷電粒子のエネルギーを測定する
ときには測定器の有感部分に入るまでにエネルギーを失う事を考慮しなくてはならない。我々が使っているゲルマニウム検出器の場合、入射窓とゲルマニウム結晶表面の不感層でのエネルギー損失が問題となる。しかしとくに結晶表面の不感層の厚さなどは実際に電子を入射して測定してみないとわからない。
そこで我々は既知のエネルギーをもつ電子をゲルマニウム検出器に入射して、検出器の電子に対する応答を調べた。この測定には単一のエネルギーをもつ電子線源が必要となるが、それだけでは検出器のキャリブレーションにつかえない。なぜなら線源からは電子と同時に 線も放出され、これがバックグラウンド となって正確な測定の邪魔をするからである。この 線を避けるた
めに、磁気スペクトロメーターを使って電子だけを検出器に入射させた。

空芯

線分析器

この測定では高エネルギー加速器研究機構
田無分室が所有する空芯線分析器をつかった。
磁気スペクトロメーターには次の利点がある。
一般的に線源から放出される電子は線源自体や容器の中で相互作用して、その結果もともと単一であったエネルギーが広がってしまう。しかし、よく性質の調べられたスペクトロメーターを使う事で、エネルギーのずれた電子を除去し、広がりを最小限に抑える事ができる。また磁場の大きさを変化させる事で、検出器表面の電子が入射する場所を変える事ができる。この装置の場合横の大きさで、これは検出器の直径
検出器の位置でのビームサイズは縦に比べて十分小さく、エネルギー損失の場所依存性も調べる事ができる。

9/2 -38 y207
83
EC, β+

13/2 +

1.

2.33997.0%

1.63329

83 %

0.
56
96
5

06

36

4

7/2 -

1.
77
02

Bi

3/2 5/2 -0.89780.56965

EC 10% ,β + 0.012%

0

1/2 207
82

Pbの崩壊とそのエネルギー準位。
この施設は年に建設されて以来様々な実験に使用され、その性質は非常に細かく研究され
特に象徴的なのが年から年に行われた反電子ニュートリノ質量の直ている。
の質量を持つという
接測定で、この装置でなされた測定は、反電子ニュートリノがソ連のグループによる報告を否定し、後にロスアラモスやチューリヒで行われた測定はこの測定を支持した。このことからもこの装置のエネルギーの決定精度および分解能が優れていることがわかる。
に今回使用した空芯 線分析器の図を示す。また空芯 分析器の主要性能を表
に
図
列挙する。
を使用した。
から単一のエネルギーを持つ電子が放出される仕組みについ
線源は
原子核は は軌道電子を捕獲してという反応を起こして簡単に説明する。
となる。その後原子核が励起状態から基底状態に遷移する時に決まったエネルギーのて、線を放出する。ときにはこの励起エネルギーを直接軌道電子に与え軌道電子を放出させる事がある 内部転換 。このとき電子は単一のエネルギーを持って放出される。
に載せておく。今回測定に使ったのは、放出される電子のエネルギーおよび分岐比を表の 線が殻電子にエネルギーを与えて出来るの内部転換電子と、の 線が 殻電子にエネルギーを与えて出来るの内部転換電子である。
ビームのエネルギー領域とはところで、これらの電子のエネルギーは異なるが、目的は検出器表面のエネルギー損失を測定すること、特に結晶表面の不感層の厚さを調べることなので問題ない。

結果
図、に今回の測定によって得られたスペクトラムを示す。各々の図において一番上ので、真中の図は線源を置かずにバックグラウンド を
図が線源を置いて測定したスペクトラムである。そして一番下の図はからを差し引いて得られたスペ
測定したスペクトラム
である。
クトラム
の内部転換電子のデータについては、
ともに秒間測定を行った。また、

電子の相対強度から放出される電子のエネルギーとその強度の内部転換電子のデータについては
は
秒間、
については
秒間測
定を行った。
について
ビームエネルギーの測定時とバックグラウンド を引いた後のスペクトラム
同様にピークの領域を非対称ガウス分布でフィットしてピークの中心値を決定した結果、の電子についてはピークの中心値は、の電子についてはピークの中心値はと得られた。このデータをシミュレーションとを比較することによって、ゲルマニウのデータを使い、統ム結晶表面の不感領域の厚さを求めた。このとき厚さの決定にはのデータは得られた結果を確認するのに用いた。その結果不感領域の厚さは計の低いと得られた。またこの不感領域でのエネルギー損失はシミュレーションの結果、と得られた。
ただし、これはフィットして得られたピークの中心値の値だけを用いて得られた結果である。しをみればわかるようにテールの部分ではリアルデータのスペクトラムとシミュレー
かし図
ションデータのスペクトラムのの間にずれがみられる。このテールの部分を含めて、スペクトラ
だけシミュレーション
ムの形全体を合わせるようにフィットし直したところ、むしろ約データを高エネルギー側にシフトした方がピークの形全体としては良く合うと言う結果が得られに相当する。
た。これは不感領域のエネルギー損失全体のテールの形がデータとシミュレーションで異なる原因としては次のことが考えられる。シミュ
レーション中では不感領域と有感領域の境界をはっきりと決めているが、実際の半導体中においてはその境界ははっきりせず連続的につながっている。そのために検出器表面で後方散乱をされた
電子のエネルギー損失をシミュレーションよりも多く検出できる。その結果低エネルギー側に伸びた後方散乱テールがシミュレーションに比べて大きくなる。高エネルギー側のテールが合わな
いのは、単にシミュレーションのヒストグラムをデータのそれに重ね合わせる時にピーク内の事
象の数でスケールしたために後方散乱テールの増加のあおりを喰っただけで物理的理由ではない。
ビームエネルギー測定には全く影響を及ぼさない。
いずれにせよこの誤差はの電子をつかって、入射窓及び結晶表面の不感領域でのエネルギー損失の位置
また、に示すように、電子の入射位置が検出器の端で、そ依存性についても測定し、その結果は図以内に収まっている。
のため非常に統計の低い左端の点を除いて、中心での値からのずれはで、電子の運動エネルギー
これは入射窓及び結晶表面の不感領域でのエネルギー損失全体ののにすぎない。
よって入射窓及び結晶表面の不感領域でのエネルギー損失の位置依存性は我々の測定するエネ
ルギー領域では無視できる程度だといえる。

ビームエネルギー測定のまとめ
この章ではのビームエネルギー測定の方法と結果について述べた。
のビーム
エネルギーの測定はゲルマニウム検出器を用いて行っている。ゲルマニウム検出器自身のキャ
リブ レーションは 線源を用いて行われ、放射線エネルギーに対する応答の直線性からのずれ以下である。またエネルギーが既知の内部転換電子を測定する事によって結晶の不感層はと見積もられた。この不感層におけるエネルギー損失は
の電子に対
の厚さは
である。
しては
ビームエネルギー測定の結果は表に示した。ビームエネルギーの決定精度は偏向磁以下と得られた。
石の磁場の大きさとビームの運動量との線形性を仮定する事によってであった。
また三回行われた測定毎の結果の違いは最大でもとシまたビーム運動量の広がりを観測されたエネルギースペクトラムのピークの幅とを比較することによって求ミュレーションして得られたスペクトラムのピークの幅
を得た。
め、上限値

Detector cupsule

Cryostatdewar
e or γ2.875 cm

6.64 cm

5.84 cm

Beryllium
Window
0.5 mmGe crystal

events/bin

ゲルマニウム検出器 上；全体図下；検出器カプセルの拡大図。見やすいようにカプセルとゲルマニウム結晶の一部を取り除いてある。結晶中心の穴には電極がついている。

10

5

10

4

10

3

10

2

200

← 1.17 MeV

210

220

230

← 1.33 MeV

240

250

260

270

280

Channel #ゲルマニウム検出器で測定したに相当する。

の線スペクトル。この図において

ビンはEnergy of γ (keV)

10000
9000
8000
7000
6000
5000
4000
3000
2000
1000
0

0

200

400

600

800

1000

1200

1400

1600

1800

Deviation (%)

Channel No.
1
0.8
0.6
0.4
0.2
0
-0.2
-0.4
-0.6
-0.8
-1

0

1000

2000

3000

4000

5000

6000

7000

8000

9000

10000

Energy of γ (keV)

ゲルマニウム検出器の放射線エネルギーに対する応答の比例性

Super Kamiokande DomeGe detector
End cap

Scintilator
1 mm+
Al foil
15µm x 2e

Be window
0.5 mmGe crystal

Ti window
100 µmInactive regionof Ge crystal
41µm

ビームエネルギー測定のセットアップ。上段 全体図 下段 エンド キャップ付
近の拡大図

events / binevents / bin

400

400

300
200

200

100

0

5

5.1

5.2

0

5.3

5.9

6

6.1

6.2

(MeV)
events / binevents / bin

400

6.3

(MeV)
600

300

400

200

200

100
0

7.8

8

0

8.2

9.9

10

10.1

300

200

200

100

100
0

10.2

(MeV)
events / binevents / bin

(MeV)

12.6

12.7

12.8

12.9

(MeV)

0

15.2

15.3

15.4

15.5

15.6

(MeV)

黒丸；
検出器で
ビームを測定して得たスペクトラム。実線；シミュレーに相当する。
ションの結果得られたスペクトラム。これらの図において ビンは

Momentum of beam(MeV/c)

16

14

12

10

8

6

4

300

400

500

600

700

800

900

1000

1100

1200

Magnetic field(gauss)

Deviation from fitted linear line(keV/c)

100

80

60

40

20

0

-20

-40

-60

-80

-100

4

6

8

10

12

14

16

Momentum of beam(MeV/c)

上段 ；ビームの運動量と磁石の磁場の大きさの比例性。実線はデータをー次関数
でフィットした結果得られた。
下段；データの各点の直線フィットからのずれ

Deviaton from average(keV)

100

80
X=-4
X=-8

60
X=-12

40

20

0

-20

-40

-60

-80

-100

4

6

8

10

12

14

16

Ebeam(average) (MeV)

Deviation from average (keV)

得られたビームエネルギーの測定毎のずれ

20

15

10

Edge of Trigger counter↓

Edge of Trigger counter
↓

5

0

-5

-10

-15

-20

-2

-1.5

-1

-0.5

0

0.5

1

1.5

2

Position on Trigger counter (cm)

トリガーカウンター及びエンド キャップでのエネルギー損失の場所依存性。

Beam momentum spread %1∆P of Oct. data

0.8

Mean of ∆P

0.6

0.4

0.2

0

-0.2

-0.4

-0.6

-0.8

-1

4

6

8

10

12

14

16

18

beam momentum (MeV/c)

ビームの運動量の広がり。黒丸は三回とった各々のデータで、白抜き四角はデータの平均である。

我々が使った空芯ておく。

線分析器の真空箱の断面図。ゲルマニウム検出器の位置も示し

events/bin

600
400
200

events/bin

0

0.4

0.6

0.8

1

1.2

1.4
MeV

0.2

0.4

0.6

0.8

1

1.2

1.4
MeV

400
200
0

events/bin

0.2

300
200
100
0

0.76

0.78

0.8

ゲルマニウム検出器で

0.82

0.84

0.86

0.88

0.9
MeV

の電子を測定して得られたエネルギー

スペクトラム。
ゲルマニウム検出器でバックグラウンド を測定して得られたエネルギースペクトラム。
からを差し引くことによって得られたスペクトラムとシミュレーションの結果を重ねあわせた。
秒。モンテカルロシミュレーションは不感領域の補正を考慮した後のものであ
測定時間はに相当する。
る。これらの図において ビンはevents/bin

10

3

10

2

events/bin

events/bin

1.4

1.45

1.5

1.55

1.6

1.65

1.7

1.75
MeV

1.4

1.45

1.5

1.55

1.6

1.65

1.7

1.75
MeV

1.4

1.45

1.5

1.55

1.6

1.65

1.7

1.75
MeV

10

3

10

2

200
100
0

ゲルマニウム検出器での電子を測定して得られたエネル
ギースペクトラム。
ゲルマニウム検出器でバックグラウンド を測定して得られたエネルギースペクトラム。
からを差し引くことによって得られたスペクトラムとシミュレーションの結果を重ねあわせた。
秒。モンテカルロシミュレーションは不感領域の補正を考慮した後のものであ
測定時間はに相当する。
る。これらの図において ビンは

Deviation from value at center of detector(keV)

15

10

5

0

-5

-10

-15

-4

-3

-2

-1

0

1

2

3

4

Position on Ge detector (cm)

入射窓及び結晶表面の不感領域でのエネルギー損失の位置依存性。一番左端の点だ
け大きくずれているが、この点のデータはピーク内のカウント数自体が少なくあまり重要でない。

データ解析
この章では、
データの解析方法について説明する。
データはまず通常の低エネ
ルギー事象と同様の方法で事象の再構成をされる。その後、再構成に成功した事象の中からキャ
リブレーションに使える事象が選びだされる。

事象の再構成
この節では低エネルギー事象の発生位置、方向、エネルギーの再構成の方法について説明する。

位置の再構成事象の発生位置の再構成にはチェレンコフ光を検出した光電子増倍管の時間情報を使う。
によって入射される電子の運動エネルギーは最大でもで、水中ではせいぜい程で、この間にチェレンコフ光は約度しか進まない。一方、光電子増倍管の時間分解能は進む。したがって電子の移動はほぼ無視でき、チェレンコフ光は一点から放出されたと考える事が出来る。
位置の再構成を行う前にまず信号を出した光電子増倍管のうち、主に光電子増倍管の暗電流によると思われる信号を除去する。そのためにまず光電子増倍管が信号を出した時間順にならべ、の幅をを移動させて内に含まれる光電子増倍管の数が最も多いというのは検出器の端で発生したチェレンコフ光がところ（ピーク）を探す。ただし、が以下であった場
反対側の端の光電子増倍管に到達するのにかかる時間である。ここで合には事象の再構成に十分な情報が得られないので、再構成は行わない。
の外の光電子増倍管の数から、あたりのバックグラ
次に、上で選んだを求める。
ウンド のヒット数の幅を約ずつ狭めていき、次式で定義される
を最大にな
その後
るような幅を選ぶ。

今後事象の再構成を行う時には、ここで決めたのなかに含まれる
した光電子増倍および本の光電子増倍管の時間情報のみを用いる。
管の数
次にチェレンコフ光が発生した位置を求める。まず検出器を粗い格子に区切り適当に発生点を仮定する。そして光電子増倍管がチェレンコフ光を検出した時間
からチェレンコフ

光の飛行時間を引き、した光電子増倍管をの小さい順にの幅のでさっきと同様にピークを探す。そしてピークの場所
並べ変える。次にの中心値をとり、その時刻を仮の事象発生時刻
とおく。そして次式で定でを計算し、が最大値となるを見つけるまで格子点を変義される変数
えて以上の作業を繰り返す。

が最大値となるが見付かったら、そのの周辺でもう少し細かい格子を間隔まで格子を細かくし、が最大となつくって同じ作業を繰り返す。最終的にはを事象の発生点とする。
る

方向の再構成粒子の運動方向の再構成には、上で求めた座標をつかって光電子増倍管の分布をつくっでピークを探し、得られた内の光電子増倍管を使う。
て
ここで次の尤度関数を定義する。

ただしは、粒子の運動方向と事象の発生位置からした光電子増倍管へのベクトル
より
のとき、
とな
とがなす角度の分布を表す関数である。理想的には式る。しかし電子が水中で多重散乱したり、チェレンコフ光が散乱されるせいで、この関数はにピークをもつ広がった分布をしている。また は 番目のした光電子増倍管が向いている
した光電子増倍管へのベクトルとがなす角度で、は事象方向と、事象の発生位置からした光電子増倍管の見込み面積である。
の発生位置から見た 番目のこの尤度関数が最大となるような を粒子の運動方向とする。

エネルギーの決定
低エネルギー事象においては放出される光子の数は少なく 、した光電子増倍管のそれぞれにおいて検出される光子の数はだいたい一個ずつである。しかし光電子 個のレベルにおいてはした
電荷量の分解能があまりよくない。そのためエネルギーの指標として全光量の代わりに
光電子増倍管の数をとる。ただし光電子増倍管のダークレートの影響を取り除くために事象の発のをとり、その中の光電子増倍管の数を使う。
生時刻のまわりに幅にさらに補正を施して実効
数
を得る。
この

の電子が止まるまでに放出する全光子数は約

個である。

第一項は
した光電子増倍管それぞれについての補正項である。
は占有率補正といって、番目の光電子増倍管に隣り合った 個の光電子増倍管のヒットの情報をもとに 番目の光電子増は時間的に遅れたについての補正、倍管に検出された光子の数を推定する補正である。
はダークノイズに対する補正である。
そしては内水槽の全光電子数で、は
第二項は不良光電子増倍管についての補正である。
から毎の不良光電子増倍管の数を引いたものである。第三項は光電覆率についてのは検出器全体の光電覆率で
である。
は
方向から見
補正である。
た時の見かけの光電覆率である。
第四項は水の透過率についての補正である。 は事象の発生位置から 番目の光電子増倍管まはラン毎にきめている水の透過率である。
での距離で、第五項は 光電子に対するゲインの補正である。これは光電子増倍管が製造された時期によって異なる。
をエネルギーに変換するのだが、エネルギースケールの決定とはまさ
こうして得られたとエネルギーとの間の関係式の決定にほかならない。
にこのデータ解析の方法
イベント
キャリブレーションを精度良く行うためには、ノイズ、バックグラウンド をできるだけ落とし事象をていくことが重要である。得られたデータの中からキャリブレーションに用いる選び出す条件は以下の通りである。
事象の再構成に成功している。
トリガーがかかっている。
直前の事象から以上離れている。

事象中に存在する電子がつだけである。

条件 によってエレクトロニクスノイズや、光電子増倍管の偶然のコインシデンスによる事象、による事象を除去する。条件 は事象たる必要条件である。電子があるいは移送の途中でビームパイプと相互作用してできた 線によるバックグラウンド など、ほとんどのノイズをこの条件を課す事によって除去する事が出来る。条件 は事象同士が時間的に近接するで述べたの計算が、うまく行かない恐れがあるのでそれを避けるためである。条件とは つの電子によるチェレンコフ光が同時に光電子増倍管によって検出されると事象の再構成がうまくいかないためそれを避けるためである。事象の中に含まれる電子数の勘定には光電子増の情報を使う。具体的には、 からチェレンコフ光の倍管がチェレンコフ光を検出した時間を引き、の分布をつくる。もし バンチ
飛行時間中に 個以上の電子が入っていた場合など 事象内に 個以上の電子があれば つ以上のピーの計算の時に用いる事象の発生位置は再構成してクが現われるはずである。ただし、こののビームパイプの先端につけられたチタン窓の位置である。
得られたものではなく、これらの条件でデータの選別を行った後、測定されたエネルギー分解能、位置分解能そして角度分解能のデータを使ってシミュレーションプログラムの調節を行った。また、検出器のエネル
ギースケールの絶対値の決定も行った。

シミュレーション
事象についてのシミュレーションプログラム
はスーパーカミオカンデにビームパイプやトリガーカウンター・エンド キャップを付け加えたものであのそれでデータとシミュレーションの結果が合うように様々なパラメータる。したがってに反映させる事が出来る。
を調節すれば、それをそのまま
では、 節と同様にシミュレーションを つの段階にわけ、各々の段階におけるの特徴について説明する。
イベント生成の場合、トリガーカウンターを含むエンド キャップ内でのエネルギー損失の計
算もこのシミュレーション中で行うので、ここでは単にゲルマニウム検出器による測定から得られたビームエネルギーを持つ電子を、エンド キャップ内で下向きに発生させる。また、の円形 にしてある。
ビームサイズはトリガーカウンターと同じサイズ 半径
粒子の追跡とチェレンコフ光の発生・追跡
下向きに運動量を与えられた電子は、トリガーカウンター、チタン窓を通り抜けて、水中に入射される。このあとはエンド キャップのチタン窓あるいはステンレスによるチェレンコフ
と同じである。
光の反射を考慮している点が違うだけで光電子増倍管の応答と全く同じである。
この部分はこうして得られたシミュレーションデータをリアルデータとまったく同じ方法で解析し、リアル
データの結果と比較する。そうすることでシミュレーションプログラムおよびエネルギースケー
ルの妥当性をチェックする。

結果
キャリブレーション の結果 と シミュレーションとの比較
この節では
キャリブレーションの結果と、モンテカルロシミュレーションとの比較について述べる。
我々はエネルギースケール等の位置依存性を調べるためにエンド キャップの位置を変えて、六ヶの定義を図に、データをとったときのエンド キャッ所についてデータを取った。
に載せておく。
プの位置を表〜に、エンド キャップの位置をにして取った
図
データを再構成して得られた、各入射エネルギーにおけるバーテックス分布、エネルギー分布、
位置分布、角度分布とそれらのシミュレーションの結果の例を示す。これらを見れば分かるようにシミュレーションはデータの分布の形ををよく再現している。
にリアルデータとシミュレーションとの間のエネルギースケールのずれをまとめた。横図
軸はゲルマニウム検出器による測定から得られたビームエネルギーで、縦軸は、リアルデータとシミュレーションの各々についてエネルギー分布を作り、それらをガウス分布でフィットして得られたピークの中心値の差を取り、データのエネルギー分布の中心値で割ったものである。
エネルギースケールのずれ
リアルデータのエネルギー分布をガウス分布でフィットして得られたピークの中心値
シミュレーションのエネルギー分布をガウス分
布でフィットして得られたピークの中心値にデータを取得したそれぞれの位置に上で定義したエネルギースケールのずれについて、図にそれぞれのエネルギーにおいての平均をとったグラフ
おいての平均をとったグラフを、図を示す。
のエネルギースケールのずれの位置依存性について全体積で平均をとると、と図なった。
からエネルギースケールのずれのエネルギー依存性は
で
、
で
また、図
と得られた。この図をみるとビームエネルギーが以下のところで急に誤差棒が大き
くなり、また絶対値のずれも大きくなっている。誤差棒が大きくなるのは、後で詳しく述べるようにエンド キャップの反射率の不定性が低エネルギー側で大きく影響してくることによる。絶対値の変化については、エネルギーの低いビームは外部磁場の影響を受けやすく、そのためにビームの質が悪くなる事などの理由が考えられる。これについては更に詳しい解析を現在行っている
ところである。
はエネルギー分解能のエネルギーおよび位置依存性である。エネルギー分解能とはエネ
図
ルギー分布をガウス分布でフィットして、得られた中心値で標準偏差を割ったものである。
エネルギー分解能の電子についてはと得られた。エネルギー分解能のリアルデータとシミュレーショ
以上でンのずれは、ビームエネルギーがと得られた。
は位置分解能のエネルギーおよび位置依存性である。図に示すように定義した
図について分布をとり全事象数のが含まれる範囲を分解能とした。
の電子にと得られた。位置分解能のリアルデータとシミュレーションのずれは、ビーム
ついては以上でエネルギーがと得られた。
は角度分解能のエネルギーおよび位置依存性である。これについても位置分解能と同様
図に示すように定義したについて分布をとり全事象数のが含まれる範囲を分解に図の電子についてはと得られた。角度分解能のリアルデータとシミュレー
能とした。
ションのずれにはビームエネルギーに対する依存性があり、と得られた。

誤差の評価
エネルギースケールの誤差として以下のものを挙げる事が出来る。
エネルギースケールのデータとシミュレーションとの間のずれの位置依存性
エネルギースケールのデータとシミュレーションとの間のずれのエネルギー依存性
エネルギースケールのデータとシミュレーションとの間のずれの方向依存性
キャリブレーションを行った時期の透過率の精度
シミュレーションの調節の精度
キャリブレーション固有の系統誤差

半減期

崩壊様式
運動エネルギー

放出される粒子のによって生成される放射性元素とその崩壊生成物。

既に述べたように、エネルギースケールのデータとシミュレーションとの間のずれの位置依存、エネルギー依存性はで、でと得られた。
性は節で述べたように
キャリブレーションを行った時期の透過率の精度はまた電子のエネルギースペクトラムを用いた測定によって調べられ、程度と見積もられた。
であった。
シミュレーションの調節の精度はエネルギースケールのデータとシミュレーションとの間のずれの方向依存性は、超高エネルギーを起こし、それによっの宇宙線ミューオンが検出器内で酸素原子核で原子核破砕反応
参照 を利て大量に生成された励起原子核が 崩壊や 崩壊して放出する電子や 線 表
事象のエネルギースペクトラムは平均するとニュートリノの反跳電子のエ用する。
ネルギースペクトラムと同じエネルギー領域で、また事象の位置や方向は検出器内で均一なので検出器の一様性のチェックに用いられる。その結果、エネルギースケールのデータとシミュレーと得られた。
ションとの間のずれの方向依存性はキャリブレーション固有の系統誤差としては次のものが挙げられる。

ビームエネルギー測定の誤差
ビーム起源のノイズ・バックグラウンド による誤差
エンド キャップの反射率の不定性による誤差
このうち、ビームエネルギー測定のエラーについては第 章で述べたように、ゲルマニウム検出
以下で、トリガーカウンターおよびゲルマニウム結晶器のビームの運動量の決定精度が表面の不感領域におけるエネルギー損失の不定性は無視できる。それ以外のエラーの大きさは以下に述べる方法によって見積もった。

ビーム起源のノイズ・バックグラウンド による系統誤差の評価で挙げた条件では事象の再構成の時に独立した事象として認識されたノイズおよびバックグラウンド を除去する事はできても、全ての事象にホワイトノイズとして影響してくるノイズ除ビームに特有なノイズ・バックグラウンド である場合
去には無力である。とくにそれがにはキャリブレーション自体に意味が無くなる。
ビーム起源のノイズ・バックグラウンド がデータに及ぼす影響を調べるため
そこで、に、以下の解析を行った。
マイクロ波データを取る。
データ取得の直後にトリガーロジックを少し変え、のマイクロ波の通常のクロック信号だけででトリガーをかけてデータを取る。こうすると、電子がトリガーカウン
ターまで到達せずにビームパイプあるいはコリメーターと相互作用して 線を放出した場
データをとる時にはトリガーカウンター
合でもトリガーがかかる。我々が普通の程度にして行っているので、マイクロ波ト
におけるカウントレートをがノイズ・バックグラウンド のみのデータでリガーによって得られるデータはおよそある。
ダークノイズ無しのシミュレーションデータと重ね合わせる
つぎに光電子増倍管の暗電流の効果をゼロにしたシミュレーションデータをつくり、信号ををとって疑似的にノイズを含んだシ
だした光電子増倍管についてマイクロ波データとを作る。
ミュレーションデータ
クロックトリガーデータ
マイクロ波データとは別に、単なるクロック信号でトリガーをかけてデータをとり、マイクをつくる。クロッ
ロ波データと同様にシュミレーションデータと重ね合わせたデータ
クトリガーデータにはいっているデータは検出器に固有のノイズ（光電子増倍管の暗電流・エレクトロニクスのノイズ）がほとんどである。
データ

とデータ
を比較する。
データと同様に解析してデータ、データ作り、ガウス分布でフィットした中心値を比較する。

に各エネルギーについて、データ、データ
図
中心値の差を示す。これらの差の絶対値の平均を取るとズ・バックグラウンド による誤差とする。

各々についてエネルギー分布をそれぞれガウス分布でフィットしたとなり、これをビーム起源のノイエンド キャップの反射率の不定性による誤差の評価のエンド キャップの反射率の不定性による誤差であるが、これはビームパイプ部分に使われているステンレスの反射率の精度の良いデータが無いことによる。ただ、チタンについては図に示すように測定値が得られていて、シミュレーション中にはという値が入れられている。
である事を仮定して、シミュレーション
現在はステンレスの反射率についてもチタンと同じを行っている。しかしこの仮定には全く根拠がないのでステンレスの反射率の誤差としてをとる。入射電子から放出されたチェレンコフ光がチタン窓に反射される確率とビームパイプにとしては反射される確率はおよそ半々であるので、エンド キャップの反射率となる。したがってエンド キャップの反射率の不定性によるエラーは、エンド キャップにヒットす図
参照 とおくととする事によって得られる。図にエる光子の割合をンド キャップの反射率の不定性による誤差のビームの運動量に対する依存性を載せておく。

キャリブレーション固有の系統誤差のまとめ
図に
キャリブレーション固有の系統誤差のエネルギー依存性を載せておく。このを比較して見ると、エンド キャップの反射率の不定性による誤差の影響が非常に大き図と図いことがわかる。
先程も述べたようにエンド キャップの反射率の不定性はステンレスの反射率の精度の良いデー
タが無いことによる。ステンレスの反射率の測定は現在行っているところである。データが得ら事象についてのシミュレーションを調節し直し、また誤差の計算もれ次第、必要ならば
再度行う予定である。

z (cm)vertex distribution ,beam energy = 16.315 (MeV) x=-813.1 y=-70.7 z= 27 1997 Sep

1500

1000

500

0

-500

-1000

-1500

0

200

400

600

800

1000

1200

1400

1600
r (cm)

r vs z

6000
5000

5000

4000

4000

3000

3000

2000

2000

1000

1000

0

-1200 -1000 -800 -600 -400
x distribution

x (cm)

0-400 -200

0y distribution

2500
2000
1500
1000
500
0

-400 -200

0200

z distributionに設置して、

200

400
z (cm)

事象のバーテックス分布。エンド キャップをの電子を入射させた。

400
y (cm)

energy distribution for each linac energy x=-813.1 y=-70.7 z= 27 1997 Sep
800600+ DATA
400
- MC
200
0
0
2.5
5
7.5
10
12.5
15
17.5
20
22.5
25
energy (MeV)beam energy = 16.315 MeV
1000
750
500
250
0

+ DATA
- MC

0

2.5

5

7.5

10

12.5

15

17.5

20

beam energy = 13.667 MeV
1000
750
500
250
0

22.5

25

energy (MeV)+ DATA
- MC

0

2.5

5

7.5

10

12.5

15

17.5

20

22.5

25

energy (MeV)beam energy = 11.02 MeV
1000+ DATA
- MC

500
0

0

2.5

5

7.5

10

12.5

15

17.5

20

beam energy = 8.892 MeV

800
600
400
200
0

0

2

4

6

8

10

12

14
energy (MeV)+ DATA
- MC

0

2

4

6

8

10

12

14
energy (MeV)beam energy = 6.065 MeV
800
600
400
200
0

25

+ DATA- MC

beam energy = 6.984 MeV
800
600
400
200
0

22.5

energy (MeV)+ DATA
- MC

0

2

4

6

8

10

beam energy = 5.14 MeV

12

14energy (MeV)

事象のエネルギー分布。各々の分布の下に書いてある数字はゲルマニウム検出器で測定して得られたビームエネルギーである。分布の横軸は事象を再構成して得られた全エネルギーである。

distance distribution for each linac energy x=-813.1 y=-70.7 z= 27 1997 Sep
1500
1000

+ DATA
- MC

500
0

0

50

100

150

200

250

300

350

400

450

500

distance from end point of beam pipe to vertex position (cm)beam energy = 16.315 MeV

1000+ DATA
- MC

500
0

0

50

100

150

200

250

300

350

400

450

500

distance from end point of beam pipe to vertex position (cm)beam energy = 13.667 MeV

1000+ DATA
- MC

500
0

0

50

100

150

200

250

300

350

400

450

500

distance from end point of beam pipe to vertex position (cm)beam energy = 11.02 MeV

1000
750
500
250
0

+ DATA
- MC

0

50

100

150

200

250

300

350

400

450

500

distance from end point of beam pipe to vertex position (cm)beam energy = 8.892 MeV

800
600
400
200
0

+ DATA
- MC

0

50

100

150

200

250

300

350

400

450

500

distance from end point of beam pipe to vertex position (cm)beam energy = 6.984 MeV

600
400
200
0

+ DATA
- MC

0

50

100

150

200

250

300

350

400

450

500

distance from end point of beam pipe to vertex position (cm)beam energy = 6.065 MeV

400
300
200
100
0

+ DATA
- MC

0

50

100

150

200

250

300

350

400

450

500

distance from end point of beam pipe to vertex position (cm)beam energy = 5.14 MeV

事象の位置分布。分布の横軸は図で定義されるである。

angular distribution for each linac energy x=-813.1 y=-70.7 z= 27 1997 Sep
1000+ DATA
- MC

500
0

0

20

40

60

80

100

120

140

160

180

theta (degree)

beam energy = 16.315 MeV
1000+ DATA
- MC

500
0

0

20

40

60

80

100

120

140

beam energy = 13.667 MeV
1000
750
500
250
0

0

20

40

60

80

100

120

140

180

+ DATA
- MC

0

20

40

60

80

100

120

140

160

180

theta (degree)+ DATA
- MC

0

20

40

60

80

100

120

140

160

180

theta (degree)

beam energy = 6.984 MeV
800
600
400
200
0

160

theta (degree)

beam energy = 8.892 MeV

800
600
400
200
0

180

+ DATA- MC

beam energy = 11.02 MeV
1000
750
500
250
0

160

theta (degree)+ DATA
- MC

0

20

40

60

80

100

120

140

160

180

theta (degree)

beam energy = 6.065 MeV
600400+ DATA
- MC

200
0

0

20

40

60

80

100

120

beam energy = 5.14 MeV

事象の角度分布。分布の横軸は図

140

160

180

theta (degree)で定義されるである。

(a) Definition of’distance’(b) Definition of’theta’Beam pipe

Beam pipe

e-

e-

theta

distance

Reconstracted
direction
Reconstracted
Vertexクスまでの距離。

の定義。ビームパイプ先端のチタン窓の中心から再構成されたバーテッの定義。 再構成された粒子の運動方向が鉛直線となす角。

様々なエネルギーおよび位置におけるデータとシミュレーションとの間のエネルギースケールのずれ。

(MC-Data)/Data

0.05

Position Dependence

0.04
0.03
0.02
0.01
0

-0.03

(-12,0)(-12,12)
combined-0.02(-8,0)(-8,12)(-4,0)(-4,12)

-0.01

-0.04
-0.05

データとシミュレーションとの間のエネルギースケールのずれの位置依存性。

(MC-data)/data

0.05

Energy Dependence

0.04
0.03
0.02
0.01
0

-0.01
-0.02

combined

-0.03
-0.04
-0.05

4

6

8

10

12

14

16
18
Ee(MeV)

エネルギースケールのずれのエネルギー依存性。

MC energy resolution for each position and each energy
MC energy resolution

DATA energy resolution

DATA energy resolution for each position and each energy

Data

0.24

x=-8 z=0
x=-8 z=+12
x=-12 z=0
x=-12 z=+12
x=-4 z=0
x=-4 z=+12

0.22

0.2

0.2

0.18

0.16

0.16

0.14

0.14

0.12

0.12

4

6

8

10

12

x=-8 z=0
x=-8 z=+12
x=-12 z=0
x=-12 z=+12
x=-4 z=0
x=-4 z=+12

0.22

0.18

0.1

Monte Carlo

0.24

14

16

0.1

18

4

6

8

beam energy(MeV)

10

12

14

16

18

beam energy(MeV)MC - DATA

0.015

x=-8 z=0
x=-8 z=+12
x=-12 z=0
x=-12 z=+12
x=-4 z=0
x=-4 z=+12

0.01

0.005

0

-0.005-0.01-0.015

4

6

8

10

12

14

16

18

beam energy(MeV)

上左；スーパーカミオカンデのエネルギー分解能のエネルギー依存性の測定結果。上右；シミュレーションの結果。 下；データとシミュレーションの間のずれ。

MC vertex resolution (cm)

DATA vertex resolution (cm)

DATA vertex resolution for each position and each energy

250

Data
225

200

x = -8 z = 0
x = -8 z = +12
x = -12 z = 0
x = -12 z = +12
x = -4 z = 0
x = -4 z = +12

175

150

Monte Carlo
225

200

150

125

100

100

75

75

50

50

4

6

8

10

12

14

16

x = -8 z = 0
x = -8 z = +12
x = -12 z = 0
x = -12 z = +12
x = -4 z = 0
x = -4 z = +12

175

125

25

MC vertex resolution for each position and each energy

250

25

18

4

6

8

MC - DATA (cm)beam energy (MeV)

10

12

14

16

18

beam energy (MeV)50

40

x=-8 z=0
x=-8 z=+12
x=-12 z=030

x=-12 z=+12
x=-4 z=020

x=-4 z=+12

10

0

-10

4

6

8

10

12

14

16

18

beam energy(MeV)

上左；スーパーカミオカンデの位置分解能のエネルギー依存性の測定結果。 上右；シミュレーションの結果。下；データとシミュレーションの間のずれ。

Data
40

x = -8 z = 0
x = -8 z = +12
x = -12 z = 0
x = -12 z = +12
x = -4 z = 0
x = -4 z = +1235

Monte Carlo
40

30

25

25

20

20

4

6

8

10

12

14

16

x = -8 z = 0
x = -8 z = +12
x = -12 z = 0
x = -12 z = +12
x = -4 z = 0
x = -4 z = +12

35

30

15

MC angular resolution for each position and each energy

45

MC angular resolution (degree)

DATA angular resolution (degree)

DATA angular resolution for each position and each energy

45

15

18

4

6

8

MC - DATA (degree)

beam energy(MeV)

10

12

14

16

18

beam energy(MeV)

3

x = -8 z = 0

2.5

x = -8 z = +12
x = -12 z = 02

x = -12 z = +12
x = -4 z = 0
x = -4 z = +12

1.5

1

0.5

0

4

6

8

10

12

14

16

18

beam energy(MeV)

上左；スーパーカミオカンデの角度分解能のエネルギー依存性の測定結果。 上右；シミュレーションの結果。 下；データとシミュレーションの間のずれ。

(Μ - Clock)/(Clock) %

1

0.8

0.6

0.4

0.2

0

-0.2

-0.4

-0.6

-0.8

-1

4

6

8

10

12

14

16

linac beam momentum (MeV/c)

ビーム起源のノイズ・バックグラウンド によるエラーの評価。

%

100

90

20 degree
30 degree
40 degree
50 degree
60 degree
70 degree
75 degree
80 degree

80

70

60

50

40

30

20

10

0

300

350

400

450

500

550

600

nm

チタンの反射率Reflection rate %

6

5

4

3

2

1

0

4

6

8

10

12

14

16

linac beam momentum (MeV/c)%

入射電子から放出されたチェレンコフ光子がエンド キャップにぶつかる割合。

1

0.9

0.8

0.7

0.6

0.5

0.4

0.3

0.2

0.1

0

4

6

8

10

12

14

16

linac beam momentum (MeV/c)

エンド キャップの反射率の不定性によるエラーの評価

Error of beam energy %

1.4

1.2

1

0.8

0.6

0.4

0.2

0

4

6

8

10

12

14

16

linac beam momentum (MeV/c)

キャリブレーション固有の系統誤差

結論
本論文ではスーパーカミオカンデにおけるを用いたキャリブレーションのシステムと結果について報告した。
キャリブレーションシステムは図に示すように、と解体・再構築が可能な
ビームパイプからなり、単に水槽内に電子を入射するだけでなく必要の無い時には水槽から引き上げ、また電子の入射位置を変える事が出来るようになっている。また、単一のエネルギーを持
つビームは磁石でビームを曲げて運動量分析を行う事によって得ている。
に示した
ビームエネルギーの絶対値はゲルマニウム検出器によって測定され、その結果は表に示したようにと得られた。
通りである。そしてその決定精度は図
また、観測されたエネルギースペクトラムの幅をリアルデータとシミュレーションデータとでビームエネルギーの広がりを調べた。その結果ビームエネルギーの比較する事によって以下と見積もられた。ビームエネルギーの広がりはこの方法による検出限界以下であり、広がりをもっと精度良く測定する為にはスペクトロメーターを使用しなければならない。
ビームエネルギー測定の系統誤差として、検出器のエネルギー応答の直線性からのずれ、有感領域にはいるまでのエネルギー損失の場所依存性が挙げられるが、 線源および内部転換電子
以内で無視できる事がわかった。
使った測定によっていずれの影響も数のデータを使って決定し、シミュレー
スーパーカミオカンデのエネルギースケールをとションの結果と比較したところ、データとシミュレーションとの間のずれの位置依存性はで、でと得られた。
得られ、エネルギー依存性はにおいて各々、、
また、エネルギー分解能、位置分解能、角度分解能はと得られた。データとシミュレーションとの間のずれはそれぞれ、、と得られた。
スーパーカミオカンデのエネルギースケールのデータとシミュレーションとの間のずれの方向
事象を使ってと見積もられた。
依存性は宇宙線ミューオンによるキャリブレーション固有の系統誤差は、上に挙げたビームエネルギーの決定精度の他にビーム起源のノイズ・バックグラウンド によるエラーとエンド キャップの反射率の不定性
節によるエラーが考えられている。ビーム起源のノイズ・バックグラウンド によるエラーはと得られた。エンド キャップの反射率の不定に述べた方法によって見積もられ、その結果性によるエラーはビームパイプで使われているステンレスの反射率の精度の良いデータが今のとに示すようにエネルギー依存性があころ無い事によるものである。このエラーについては図
キャリブレーション固有の系統誤差は図に示すようにる。これら三つをを合わせた

太陽ニュートリノの解析の閾値である
においてと得られた。この値はビームエ
においては
である。。
ネルギーが上がるにつれて急速に改善され、、を見ればわかるように
キャリブレーション固有の系統誤差の主たる原因
図
はステンレスの反射率の不定性によるものであるが、これについては現在、測定を行っているところで、正確な測定値が得られ次第必要があればシミュレーションを調節し直し、再度系統誤差の計算を行う予定である。
によるキャリブレーションは現段階の太陽ニュートリノの最後に、これらの結果からエネルギースペクトラム精密測定に十分な精度があることがわかった。今後は測定器全体でエネとなることを目標に、測定器内の位置あるいは方向による依存性
ルギースケールの精度がをさらに調べる予定である。

鈴木洋一郎、日本物理学会誌

小汐由介 修士論文 東京大学
桶田益功 修士論文 東京大学
北口善明 修士論文 新潟大学
加藤貞幸

放射線計測

培風館

市原永司 修士論文 東京大学

東京大学原子核研究所核物理研究部 編
研究所

空芯ベータ線分析器施設と研究

東京大学原子核謝辞
本論文をまとめるにあたって、また修士課程の二年間に多くの方の御指導、そして助言を頂きました。この場を借りて感謝の意を表したいと思います。
まず指導教官である戸塚洋二先生にはスーパー神岡実験に参加する機会を与えて下さいました。
さらにスーパー神岡実験に関することだけでなく、物理全般に関すること、あるいは実験者としての心構えにいたるまで様々な御指導をして下さいました。また本論文をまとめるにあたり、構成、言葉使いなど手直しをして下さいました。大変深く感謝致します。
鈴木洋一郎先生には、低エネルギー事象の解析だけでなく発表の方法などについても御指導いただきました。また、梶田隆章先生には物理や解析に関して貴重な御意見、御指導を頂きました。
キャリブ レーションの責任者である中畑雅行先生には直接の指導に当たって頂きました。また本論文の手直しもして下さり、何から何まで大変お世話になりました。
キャリブレーショングループの方々には大変お世話になりました。
氏はキャリブレーションシステムの設置やデータ取得の際に常に貴重な意見を下さいました。
データの取得から解析にいたるツールのほとんどをつくって下さり、ま石野宏和氏はたデータの解析も行って下さいました。
キャリブレーションシステムの準備実験をされた経験から貴重な御意見市原永司氏はの基礎について教えて頂きました。
を下さいました。また
以上に名前を挙げた方々だけでなく非常に多くの方々がシステムの設置、データの取得の際に手伝いにきて下さいました。感謝の念にたえません。
井上邦雄先生、福田善之先生、竹内康雄先生、小汐由介先生には低エネルギー解析について教
えて頂きました伊藤好孝先生、塩澤真人先生、三浦真先生にはゼミで御指導頂きました。
早川拓氏、春日俊介氏、石原賢治氏、奥村公宏氏には常日頃からお世話になりました。
また同輩の亀田純君、後輩の小林兼好君、小林雄一君、中山祥英君、山田秀衛君には常日頃からお世話になりました。亀田君との何気ない会話から新しいアイデアがでる事もありました。
それ以外のスーパー神岡共同実験者の方々にもお世話になりました。
大阪大学の山口敬之さん、新潟大学の岡澤裕子さん、東海大学の根本真知子さんには低エネル
ギー事象解析の際にお世話になりました。また東京工業大学の金谷有歩君、大阪大学の吉田誠君、
東北大学の岩本敏幸君、小川洋君、津島史君、長谷川敦士君には日頃から親しくして頂き、研究を楽しく進めることが出来ました。
高エネルギー加速器研究機構田無分室の空芯 線分析器において実験を行った時には川上宏金
氏に大変お世話になりました。
また秘書の福田さん、大坪さん、大上さん、山本さんにもお世話になりました。
本当にみなさんどうも有難うございました。