修士論文
スーパーカミオカンデにおける
太陽フレア由来のニュートリノ探索

Search for Neutrinos associated with
Solar Flares in Super-Kamiokande
東京大学大学院 理学系研究科 物理学専攻
岡本 幸平

Department of Physics, Graduate School of Science
The University of Tokyo
Kohei Okamoto
平成 31 年 1 月 31 日

ii

目次
第 1 章 序論

1.1

1.2

1.3

1

太陽と太陽フレア . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

1

1.1.1

太陽の構造 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

1

1.1.2

太陽フレア . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

1

1.1.3

磁気リコネクション . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

2

1.1.4

粒子加速機構 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

3

1.1.5

太陽フレア由来の電磁波、中性子 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

4ニュートリノ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

7

1.2.1

太陽ニュートリノ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

7

1.2.2

超新星背景ニュートリノ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

8

1.2.3

大気ニュートリノ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

9太陽フレア由来のニュートリノ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12

1.3.1

生成メカニズム . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12

1.3.2

フラックス . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13

1.3.3

太陽フレア由来のニュートリノ観測の現状と意義 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18

第 2 章 太陽フレア観測衛星

20

2.1

GOES . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 20

2.2

RHESSI . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 21

2.3

STEREO . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 23

第 3 章 スーパーカミオカンデ検出器

3.1

3.2

検出器概要

26

. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26

3.1.1

内水槽・外水槽 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26

3.1.2

20-inch 光電子増倍管 (PMT) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 27

3.1.3

衝撃波防止ケース . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 28

3.1.4

磁気補正コイル . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 28

3.1.5

スーパーカミオカンデのフェーズ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 29

検出原理 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31

3.2.1

チェレンコフ光 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31

3.2.2

検出方法 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 32

3.3
3.4

超純水製造装置 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 32

3.5

データ収集システム

空気純化装置 (Rn reduced air 製造装置) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 34

. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 34

3.5.1

QBEE . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 35

3.5.2

トリガーシステム . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 35

iii
第 4 章 80L-ラドン検出器の改良と較正実験

38

4.1

地下実験におけるラドン研究の意義 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 38

4.2

80L-ラドン検出器の概要 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 38

4.3

4.2.1

検出原理 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 38

4.2.2

Si PIN フォトダイオード

4.2.3

フィードスルー . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 40

4.2.4高電圧分割回路 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41

4.2.5

プリアンプ・ADC ボード・データ収集システム . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41

. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 39

較正実験 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 47

4.3.1

ラドン検出器の較正係数 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 47

4.3.2

較正係数の測定 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 51

4.3.3

80L-ラドン検出器の較正実験に対する結論と今後の展望 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 58

第 5 章 太陽フレア中の粒子加速時間の特定

61

5.1

太陽フレアイベントの選定 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 61

5.2Time Window の決定法 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 61
5.2.1 軟 X 線 (GOES) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 61
5.2.2

軟 X 線ライトカーブの時間微分 (GOES) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 62

5.2.3

硬 X 線 (RHESSI 衛星) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 70

5.2.4

中性子捕獲由来の γ 線 (RHESSI 衛星) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 70

5.2.5Time Window のまとめ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 71

第 6 章 スーパーカミオカンデ検出器における太陽フレアニュートリノ探索

6.1

75

低エネルギーイベントの解析 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 75

6.1.1

バーテックスの再構成 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 75

6.1.2

方向の再構成 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 76

6.1.3

エネルギーの再構成 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 76

6.1.4

1st リダクション . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 78

6.1.5

核破砕イベントカット . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 79

6.1.6

壁際ガンマ線イベントカット

6.1.7

2peak カット . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 80

6.1.8

チェレンコフ角カット . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 80

. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 80

6.1.9 Pion-like カット . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 81
6.1.10 OD カット . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 81
6.1.11 2ring カット . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 82
6.1.12 pre/post activity カット . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 82
6.2

6.3

高エネルギーイベントの解析 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 83

6.2.1

2nd リダクション . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 83

6.2.2

3rd リダクション . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 83

6.2.3

4th、5th リダクション . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 84

6.2.4

FC イベントまとめ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 85

解析結果 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 85

6.3.1

低エネルギー領域 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 85

6.3.2

高エネルギー領域 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 88

iv
第 7 章 結論・今後の展望

94

v

図目次

1.1

太陽の層状構造の模式図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

1

1.2

太陽フレアのエネルギー毎の発生頻度 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

2

1.3

磁気リコネクションの概要図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

3

1.4

磁気リコネクションの数値シミュレーションの結果 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

4

1.5

典型的な太陽フレア発生時における軟 X 線 (1–8Å) のライトカーブ . . . . . . . . . . . . . . . . . .

5

1.6

2003 年 10 月 28 日のイベントが発生した時の電磁波のエネルギースペクトル . . . . . . . . . . . .

7

1.7

pp-chain の反応経路図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

8

1.8

CNO-cycle の反応経路図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

8

1.9

地球上での太陽ニュートリノフラックス . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

9

1.10 超新星背景ニュートリノフラックス . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10
1.11 大気ニュートリノのエネルギースペクトル . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11
1.12 太陽フレアに伴うニュートリノの発生と太陽表側と裏側の定義を示した概念図 . . . . . . . . . . . 12
1.13 Fargion によって予想されるニュートリノフラックス . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14
1.14 Kocharov によって予想されるニュートリノフラックス (フレーバー毎). . . . . . . . . . . . . . . 15

1.15 Kocharov によって予想されるニュートリノフラックス (プロトンのべきと角度毎) . . . . . . . . . 16
1.16 武石によって予想されるニュートリノのエネルギースペクトル . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16
1.17 太陽フレア由来のニュートリノのフラックスの上限値 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 182.1

波長ごとのイオンチェンバーの応答 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 21

2.2

GOES 衛星に搭載されている X 線検出器の概要図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22

2.3

RHESSI に搭載されている検出器部分の概要図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 23

2.4

STEREO-B の全体像 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 25

3.1

スーパーカミオカンデ検出器全体図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26

3.2

スーパーモジュールの概要図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 27

3.3

20-inch 光電子増倍管の概要図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 28

3.4

20-inch 光電子増倍管の量子効率 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 29

3.5

20-inch 光電子増倍管の伝達時間分布 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 29

3.6

20-inch 光電子増倍管のパルス高分布 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 29

3.7

衝撃波防止ケース . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 30

3.8
3.9

磁気補正コイルの概要図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 30
超純水製造装置 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 33

3.10 空気純化装置 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 34
3.11 QTC の組立図と周辺機器 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 36
3.12 1 つの QTC のより詳細な組立図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37
4.1

ウラン崩壊系列 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 39

4.2

80L-ラドン検出器の外観と静電捕集法を表した図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 40

vi
4.3

28 mm と 18 mm の PIN フォトダイオード . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 40

4.4

ラドン検出器上面部とフィードスルー . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41

4.5高電圧分割回路の外観 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 42

4.6高電圧分割回路の回路図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 43

4.7

プリアンプの外観 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 43

4.8

プリアンプの回路図

4.9ADC ボードの外観 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 44

. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 44

4.10 ADC ボードの回路図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 45
4.11 ADC ボードの回路図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 46
4.12 ラドン娘核種からの α 線の典型的なエネルギースペクトル . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 48
4.13 ラドン検出器内の電場シミュレーション . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 49
4.14 較正実験の測定系概要図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 52
4.15 測定系のバックグラウンドスペクトル . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 53
4.16 測定系のバックグラウンドの時間変動 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 53
4.17 ラジウム線源接続後のカウントレートの変動 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 54
4.18 印加電圧の変化によるエネルギースペクトルの変化 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 55
4.19 印加電圧の変化によるカウントレートの変化 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 56
4.20 較正係数の電圧依存性 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 57
4.21 測定系の湿度の安定性 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 58
4.22 較正係数の湿度依存性 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 59
4.23 218 Po による較正係数の 214 Po による較正係数に対する比の湿度依存性 . . . . . . . . . . . . . . . 60
5.1

軟 X 線のライトカーブ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 63

5.2

軟 X 線のライトカーブ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 64

5.3

軟 X 線のライトカーブ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 65

5.4

2003 年 10 月 23 日に発生した γ 線と軟 X 線のライトカーブの微分 . . . . . . . . . . . . . . . . . . 66

5.5

軟 X 線ライトカーブの時間微分 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 67

5.6

軟 X 線ライトカーブの時間微分 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 68

5.7

軟 X 線ライトカーブの時間微分 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 69

5.8

2002 年 7 月 23 日の太陽フレアに対するエネルギースペクトルの比較と中性子捕獲 γ 線のライト
カーブ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 71

5.9

2003 年 10 月 29 日の太陽フレアに対するエネルギースペクトルの比較と中性子捕獲 γ 線のライト
カーブ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 71

5.10 2003 年 11 月 2 日の太陽フレアに対するエネルギースペクトルの比較と中性子捕獲 γ 線のライト
カーブ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 72

5.11 2005 年 1 月 20 日の太陽フレアに対するエネルギースペクトルの比較と中性子捕獲 γ 線のライト
カーブ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 72

5.12 2006 年 12 月 6 日の太陽フレアに対するエネルギースペクトルの比較と中性子捕獲 γ 線のライト
カーブ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 73

6.1

PMT のアクセプタンスの角度依存性 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 76

6.2

θi 、ϕi の定義 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 76

6.3

S(θ, ϕ) の関数値 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 78

6.4

核破砕カットに用いる変数 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 80

6.5

核破砕カットに用いる尤度関数 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 81

vii
6.6

deﬀ の定義 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 82

6.7

バックグラウンドイベントのエネルギースペクトル . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 86

6.8

2011 年 8 月 9 日 17:00 付近のイベント分布 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 87

6.9

2012 年 3 月 7 日 9:00 付近のイベント分布 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 87

6.10 2017 年 9 月 6 日 21:00 付近と 2017 年 9 月 11 日 1:00 のイベント分布 . . . . . . . . . . . . . . . . . 88
6.11 2011 年 8 月 9 日 17:00 付近のイベント分布 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 89
6.12 2012 年 3 月 7 日 9:00 付近のイベント分布 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 89
6.13 2017 年 9 月 6 日 21:00 付近のイベント分布 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 90
6.14 2017 年 9 月 11 日 1:00 のイベント分布 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 90
6.15 2017 年 9 月 6 日 21:03:05 のニュートリノイベント . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 92
6.16 θsun の定義 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 93

viii

表目次

1.1

GOES 衛星の観測した軟 X 線のフラックスと太陽フレアのクラス分け . . . . . . . . . . . . . . . .

1.2

それぞれの条件のパラメーターと計算に基づく SK でのイベント数 . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17

2.1

GOES 衛星の X 線検出器に用いられているイオンチェンバーの概要 . . . . . . . . . . . . . . . . . 21

2.2

RHESSI 衛星の性能一覧 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22

2.3

RHESSI に搭載されているコリメーターのパラメーター . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 23

2.4

STEREO に搭載されている検出器一覧 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 24

3.1

20-inch 光電子増倍管の性能 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 28

3.2

磁気補正コイルに流れている電流 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 29

3.3

各フェーズにおけるスーパーカミオカンデの性能一覧 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31

5

3.4

純水中における各荷電粒子のチェレンコフ放射の臨界エネルギー一覧 . . . . . . . . . . . . . . . . 32

3.5

QBEE の 3 つの入力チャンネルごとの観測可能な電荷レンジ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 35

3.6

スーパーカミオカンデ検出器のトリガータイプ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 36

4.1

Si PIN フォトダイオードの構成と規格 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41

4.2

ラドン娘核種とラドン娘核種が空気中で作る分子のイオン化エネルギー . . . . . . . . . . . . . . . 50

4.3

較正実験の用具とその型番 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 51

4.4較正係数の電圧依存性 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 56

4.5

較正係数の湿度依存性 (フィット結果) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 57

4.6

較正係数の湿度依存性 (代表点について) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 58

5.1

太陽フレアの Time Window . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 74

6.1

本研究でニュートリノ探索を行なった太陽フレア . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 85

6.2

バックグラウンドイベントの解析結果 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 86

6.3

高エネルギー領域のデータセットとバックグラウンドのイベントレート . . . . . . . . . . . . . . . 88

ix

概要
太陽フレアとは太陽外層大気において、磁気エネルギーが熱エネルギー、運動エネルギー等のエネルギー形態に変換される太陽系最大のエネルギー解放現象である。1 回の太陽フレアで放出されるエネルギーは典型的なもので 1026 –1032 erg に達する。太陽フレアに伴って放出される高エネルギー粒子や電磁波が観測されているが、太陽フレアにおける粒子の加速機構は未だに明らかになっていない。太陽フレアに伴って放出される電磁波や中性粒子は惑星間に存在する磁場の影響を受けないため、粒子加速機構を解明するための重要な情報を持つ。太陽フレアが発生した際に放出される中性子や γ 線の観測例はすでに存在し、現在も観測を続けている。太陽フレアに相関のあるニュートリノ (以下、太陽フレアニュートリノ) の探索は 1980 年代から続けられており、その結果がHomestake,Kamiokande,SNO によって報告されているが、未だに有意な観測例は存在しない。
太陽フレアニュートリノのスーパーカミオカンデ検出器による検出可能性が D.Fargion によって指摘されている。
その過程で、太陽フレアの全エネルギーを最大規模の 1032 erg 程度として計算しているため、イベントを選定する必要がある。また、太陽フレア由来のニュートリノのエネルギー領域は定常的に発生している大気ニュートリノと大部分が重なっており、大気ニュートリノは太陽フレアニュートリノ探索における主なバックグラウンドとなる。
大気ニュートリノのバックグラウンドを減らすために、太陽フレア発生時刻 (以下、time window) をできるだけ短い時間幅で推定する必要がある。太陽フレアニュートリノ探索のための time window の設定法は Wasseige [1]によって、π 0 → 2γ 由来の γ 線を用いた方法が提唱されており、1 つの太陽フレアに対する time window は平均
で 37 分程度となっている。
本研究では、GOES 衛星による太陽フレアのクラス分けを基に大規模な太陽フレアを選定し、GOES の軟 X 線のライトカーブとその時間微分、RHESSI の硬 X 線、水素の中性子捕獲による γ 線のライトカーブを用いて time

window の推定法を新たに開発し、選定したイベントに対して適用した。その結果、軟 X 線ライトカーブの時間微分の情報を用いて、1 フレアあたり平均 670 秒で粒子加速時間を特定した。また、中性子捕獲の γ 線の情報を用いて 1 フレアあたり平均 1412 秒で粒子加速時間を特定した。
また、設定した Time Window を基に 2008 年 9 月から 2018 年 5 月の間に発生した太陽フレアに対して、ニュートリノ探索を行なった。その結果、統計的に有意な結果は得られなかった。
ニュートリノ検出器や暗黒物質探索のための検出器は、宇宙線によるバックグラウンドを低減するために、地下に設置される。
こうした地下実験におけるバックグラウンド源である 222 Rn を高感度で測定するため、神岡宇宙素粒子研究施設
では、80L-ラドン検出器と呼ばれる検出器を用いている。本研究では、80L-ラドン検出器の高感度化を目指し、浜松ホトニクスで新たに開発された大型の PIN フォトダイオードを用いて改良した 80L-ラドン検出器の較正実験と性能評価を行なった。較正実験から、改良された 80L-ラドン検出器の較正係数の電圧依存性と湿度依存性を得ることができた。また、大型の PIN フォトダイオードを用いることで、電圧の小さい領域、または湿度の大きい領域において、10%–20%程度、ラドン娘核種の捕集効率が増加することを確認できた。

1

第1章

序論

この章では、太陽フレアと太陽フレア由来のニュートリノ、そしてバックグラウンドイベントになりうるニュー
トリノ起源について述べる。

1.1

太陽と太陽フレア

1.1.1

太陽の構造

太陽は半径約 7.0 × 105 km の水素とヘリウムからなる恒星である。その内部構造は核融合が起きている「コア」、
電磁波によってエネルギー輸送が行われる「輻射層」、対流によってエネルギー輸送が行われている「対流層」、可視光の光学的厚みが１となる「光球」と呼ばれる領域 (約 500 km) に別れており、層状構造となっている。光球面
より外側の領域は皆既日食時に紅く輝く「彩層」が約 2000 km、その外側に広がる高温希薄な大気である「コロナ」と呼ばれる領域に分けれられている。図 1.1 に太陽の層状構造を模式的に示した。また、太陽表面における平均温度は約 6000 K、表面の化学組成は重量比で水素約 71%、ヘリウム約 21%、その他の金属元素が約 2%である。

[2][3]

図 1.1: 太陽の層状構造の模式図。領域の縮尺は正しくない。

1.1.2

太陽フレア

太陽フレアとは太陽大気外層 (コロナ) において磁気エネルギーが熱エネルギーや運動エネルギー、粒子加速のエネルギーに変換される過程である。1 回の太陽フレアで発生するエネルギー量は典型的な物で 1026 –1032 erg に第 1 章 序論

2達する太陽系最大のエネルギー開放現象である。また、典型的なエネルギー解放のタイムスケールは電磁波の観測から 100–1000 秒と見積もられている。[4]フレアは主に活動領域 (黒点群) と呼ばれる場所付近で発生する。活動領域とは太陽表面の磁場の強い領域であり、その強さは数千 G にも及ぶ。フレアの発生頻度は太陽活動周期に依存し極大期では１日に 10 イベント以上起きることもある一方で、極小期では１ヶ月で１イベントしか起きないこともある。また解放するエネルギーの大きなフレアほど、発生頻度は小さくなる。図 1.2 に太陽フレアの発生頻度とエネルギーの関係を示した。

図 1.2: 太陽フレアのエネルギー毎の発生頻度。1034 erg 以上の太陽フレアは観測されていないが、外挿によって頻度が予測されている。また super flare と呼ばれる太陽よりも質量の大きい恒星での巨大なフレアの観測結果も示されている。[5]1.1.3

磁気リコネクション

図 1.3 に磁気リコネクションの概要が示されている。磁気リコネクションとは磁力線がつなぎ変わる現象のことをいう。プラズマ中で反平行の磁力線が押しつけられるとその間で電流シート (Current sheet) と呼ばれる面状の電流が流れる。電流が流れている間は逆向きの磁力線は繋がることはないが、何らかの理由で電流が散逸すると磁力線はつなぎかわり、新しくできた磁力線の強い磁気張力によってプラズマが激しく加速される。また同時に、
ジュール加熱等によってプラズマが超高温に加熱される。磁気エネルギーが短時間のうちに粒子の運動エネルギーや熱エネルギーに変換されるため、磁気リコネクションは太陽フレアにおいて重要な役割を果たしていると考えられている。
磁気リコネクションの数値シミュレーションは軟 X 線の観測で見られるような先の尖ったループ状の形をよく再現している。図 1.4 に、Yokoyama et al. [6] による数値シミュレーションの結果を示した。

1.1. 太陽と太陽フレア3

図 1.3: 磁気リコネクションの概要図。左から磁気リコネクション前、磁気リコネクション中、磁気リコネクショ
ン後の様子を表す。

1.1.4

粒子加速機構太陽フレア発生時には、普段の太陽大気には存在しない高エネルギー粒子が観測される。したがって、太陽フレア発生時に何らかの加速機構によって粒子が加速されるはずだが、その加速機構はいまだに明らかになっていな
い。また、イオンと電子の加速機構が異なる可能性もある。ここでは例としてフェルミの粒子加速機構をあげる。

フェルミ加速 (2 次)1949 年にフェルミによって提唱された統計加速と呼ばれる加速機構がある。[7] これは、荷電粒子が磁場をもつ
分子雲に繰り返し衝突することで高エネルギーまで加速されるという機構である。
エネルギー E 、速さ c をもつ荷電粒子が速さ v で運動する分子雲に衝突する場合を考える。分子雲と正面衝突をする場合に得るエネルギーを ∆E+ とし、逆に背面衝突する場合を ∆E− とすると、1 度の衝突でのエネルギーの変化分は∆E± /E = ±2(v/c)(1.1.1)

正面衝突、背面衝突の単位時間あたりの頻度 Rhead 、Rf ollow は、

1 + v/ctcoll
1 − v/c
Rf ollow =tcoll
Rhaed =

(1.1.2)(1.1.3)である。ここで tcoll は 1 回目の衝突から次の衝突までにかかる平均時間である。
よって単位時間あたりのエネルギー変化分は、( v )2 E
dE= Rhaed ∆E+ + Rf ollow ∆E− = 4dt
c tcoll(1.1.4)とかける。エネルギーの増分が v/c の 2 乗に比例するため、2 次加速と呼ばれる。分子雲の速さ v は真空中の光速度 c に比べると非常に小さく、荷電粒子が高エネルギーまで加速されるには非常に長い時間がかかる。

フェルミ加速 (1 次)
フェルミの２次加速の過程が衝撃波面付近で起きる場合には分子雲と荷電粒子との衝突がランダムでなくなり、より効率的な加速が起きる。この加速機構では粒子のエネルギーの増分が v/c に比例する形になる。そのためこ第 1 章 序論

4

図 1.4: 磁気リコネクションの数値シミュレーションの結果。縦軸は高さ、横軸はループの幅を表している。[6]のような加速機構をフェルミの 1 次加速と呼ぶ。
太陽フレアにおいては、磁気リコネクションによって生じた高速下降流による衝撃波での加速が考えられる。

1.1.5

太陽フレア由来の電磁波、中性子

粒子加速機構によって高エネルギーとなった電子は制動放射またはシンクロトロン放射によって X 線や γ 線等、様々な波長を持つ電磁波を放出する。またプロトンや原子核は散乱によって中性子、ニュートリノなどの中性粒子を生成する。こうした電磁波や中性粒子は惑星間磁場の影響を受けずに観測されるため、粒子加速が起きた時
刻や場所の推定において重要である。太陽フレアの電磁波による観測は 1970 年代から行われており、比較的多くの観測データが存在する。また、1980 年に太陽フレアに伴う中性子が発見されて以降、現在も中性子観測が行われている。その一方で、太陽フレアに伴うニュートリノは 1970 年代から存在が指摘されているが、直接的な発見はされていない。詳細は 1.3 節でのべる。
本研究では、太陽フレア発生時の粒子加速時間の特定のために電磁波の情報を用いた。以下、太陽フレア由来の電磁波と中性子について、その由来と観測的特徴、粒子加速との関わりについて述べる。

1.1. 太陽と太陽フレア

5

軟X線
軟 X 線 (波長領域は 0.5–4 Å,1–8 Å であり、対応するエネルギーは 3.1–6 keV,1.5–12 keV) の観測は 1975 年から GOES によって行われている。(GOES についての詳細は 2.1 節で述べる)
軟 X 線は熱運動している電子からの制動放射が由来である。フレアで加速された粒子の持つエネルギーも最終的には熱エネルギーになるため、軟 X 線放射強度はフレアで解放された全エネルギーを表すには最適な指標となる。
したがって、GOES で観測された軟 X 線 1-8Å のフラックスのピーク値は太陽フレアのクラス分けの指標として広く使用されており、10−4 W/m2 以上のピーク値を持つ太陽フレアは最大規模のものであると考えられている。
表 1.1.5 には GOES 衛星による太陽フレアのクラス分けを示した。また、図 1.5 に、太陽フレア発生時における典型的な軟 X 線のライトカーブを示した。
太陽フレアが起きていない静穏期間にも 10−8 –10−7 W/m2 程度のフラックスピークとなるような小さなフレアが観測されている。大規模な太陽フレア発生時には最大で 10−3 W/m2 にまで至ることもある。
表 1.1: GOES 衛星の観測した軟 X 線のフラックスと太陽フレアのクラス分け
クラス 軟 X 線フラックスのピーク値 [W/m2 ]X

10−4 以上M

10−5 以上 10−4 未満C

10−6 以上 10−5 未満B

10−7 以上 10−6 未満A

10−8 以上 10−7 未満

図 1.5: 典型的な太陽フレア発生時における軟 X 線 (1–8Å) のライトカーブ。9 月 10 日の太陽フレアイベントであり、9 月 10 日 00:00(UT) から 9 月 12 日 00:00(UT) まで時間でプロットしている。名古屋大学 CIDAS システムにあるデータを基に筆者作成。

第 1 章 序論

6
硬X線

硬 X 線 (12–300 keV) は RHESSI によって観測されている。硬 X 線の由来は高エネルギー電子がプラズマ中の原子核によってその軌道を曲げられた時に制動放射機構によって生成される。また、非熱的電子の制動放射は γ線のエネルギー領域 (–MeV) にまで及ぶ。

γ線
硬 X 線よりも大きいエネルギーをもつ電磁波を γ 線と呼ぶ。特に 1 MeV 以上の γ 線は加速されたイオンや原子
核由来、またはその反応生成物由来であると考えられる。また γ 線は荷電粒子と異なり、光速で地球に到達するため、ニュートリノは γ 線の観測されるタイミングとほぼ同時に観測されると考えられる。以上の点から γ 線はニュートリノ探索のための time window を設定するための重要な指標となる。図 1.6 には太陽フレア発生時における電磁波のエネルギースペクトルと由来ごとのフラックスの予測が示されている。エネルギースペクトルに現れている特徴的なピークとイオン加速と相関のある γ 線の由来についてエネルギーの小さいものから順に述べる。
まず、511keV には電子陽電子対消滅由来の γ 線が存在する。511keV の γ 線は太陽フレアの発生していない時にも観測される。
次に 2.223MeV に大きなピークが存在する。太陽フレアによって高エネルギーに加速されたプロトンが太陽彩層中の He を破砕することで束縛されていない中性子が発生する。
例えば、

p + 4 He → p + n + 3 He

(1.1.5)などがある。この中性子が水素原子核に捕獲された時に放出する γ 線はライン γ 線と呼ばれ、2.223MeV に鋭いピークを持つ。太陽フレア発生時には観測されるが、静穏時には観測されず、高エネルギープロトンと相関を持
つため、このライン γ 線はイオン加速の time window を同定する上で重要な指標になると考えられる。ただしライン γ 線の放出されるタイミングはイオン加速と 100 秒程度のタイムラグあると指摘されているため、考慮に入れる必要がある。[8]次に核 γ 線について述べる。図 1.6 には、”narrow lines”と書かれているいくつかピーク構造をもつスペクトルが示されている。高エネルギープロトンによって励起した原子核が脱励起するときに放出する γ 線の持つエネル
ギーが単一であるため、このように鋭いピーク構造になっている。こうした、核 γ 線もライン γ 線と同様に高エネルギープロトンと相関をもち、太陽フレアが発生していないときには見られないため、イオン加速のの time

window を同定する上で重要な指標の一つになる。しかし、ライン γ 線ほど強度が大きくなく、電子由来の制動放射に埋もれてしまい、観測できない太陽フレアもある。代表的な核 γ 線の由来となる原子核は 12 C(4.438MeV) や
16

O(6.129MeV) などである。

最後に π 0 → 2γ 由来の γ 線について述べる。π 0 は太陽フレアによって加速された高エネルギープロトンの散乱(1.3.2) や (1.3.4) などによって生成される。π 0 は約 135 MeV の不変質量を保つため、およそ 70 MeV 以上のエネ
ルギーをもつ γ 線が放出される。

太陽中性子(1.1.5) のような反応から太陽フレア発生中には原子核中に束縛されていない中性子が存在すると考えられている。このように太陽から放出される中性子を太陽中性子と呼ぶ。γ 線の項目で述べたライン γ 線の観測は太陽フレア発生時に中性子が存在することの間接的な証明にもなっている。しかし中性子の寿命は 886 秒であり、太陽フレア発生場所から地球方向へ放出された高エネルギーの中性子の中には崩壊する前に地球に到達するものもあり、地上にある検出器によって直接観測されている。
ライン γ 線と共に太陽中性子の観測はフレアにおけるイオン加速の重要な情報を持っており、太陽フレア由来の

1.2. ニュートリノ

7

図 1.6: 2003 年 10 月 28 日のイベントが発生した時の電磁波のエネルギースペクトル。RHESSI によって観測されたものであり、エネルギー領域は 200 keV–10 MeV である。[9]ニュートリノを探索する上で重要である。ただし、中性子の飛行速度は光速度ではないため、太陽フレア発生か
ら数分–数十分遅れて観測される。さらに、エネルギーによって太陽地球間の飛行時間が変わるため、太陽フレアの発生時刻を特定する上では、注意が必要となる。

1.2

ニュートリノ

この節では太陽フレア由来のニュートリノ探索においてバックグラウンドになるニュートリノ起源やそのエネ
ルギー領域についてのべる。

1.2.1

太陽ニュートリノ

太陽のような恒星のコアでは、水素原子核 4 つからヘリウム原子核を生成する水素燃焼と呼ばれる反応が起きている。水素燃焼には図 1.7 に示すような pp-chain と呼ばれる反応経路と図 1.8 に示すような CNO-cycle と呼ばれる反応経路がある。CNO-cycle はコアの温度が 108 K となるような恒星で主要なエネルギー源となるが、太陽のコアの温度は 107 K であるため、水素燃焼の主要な反応経路は pp-chain である。

pp-chain の過程のうちニュートリノの生成に注目すると以下のような反応が挙げられる。

p+p

→

2

H + e+ + νe (≤ 0.420 MeV)

(1.2.1)p + e− + p→

2

H + νe (1.442 MeV)

(1.2.2)He + p→4

He + e + νe (18.77 MeV)

(1.2.3)

Be + e−→7

Li + νe (0.861 MeV(90%), 0.383 MeV(10%))(1.2.4)

→

8

3
7

8

B

+

∗

+

B + e + νe (≤ 14.06 MeV)

(1.2.5)(1.2.1) は pp ニュートリノ、(1.2.2) は pep ニュートリノ、(1.2.3) は hep ニュートリノ、(1.2.4) は 7 Be ニュートリ
ノ、(1.2.5) は 8 B ニュートリノと呼ばれる。図 1.9 には地上における太陽ニュートリノフラックスが由来となる反第 1 章 序論

8
応ごとに示されている。

図 1.7: pp-chain の反応経路図。[10]図 1.8: CNO-cycle の反応経路図。[10]1.2.2超新星背景ニュートリノ

恒星はその進化の最終段階で超新星爆発と呼ばれる現象を起こす。超新星爆発は光学的な観測によって I 型、II型に分類されている。特に太陽質量の 8 倍以上の質量を持つ恒星が自己重力によって崩壊し引き起こされると考えられている II 型の超新星爆発の場合、1053 erg ものエネルギーが放出される。またそのエネルギーのうち、99%はニュートリノとして放出される。Kamiokande 検出器において観測された SN1987A の超新星爆発に伴うニュート
リノバースト現象のタイムスケールはおよそ 10 秒程度であった。[12] 超新星爆発は非常に稀な現象であり、1 つの銀河の中では数十年に一度程度の頻度でしか発生しない。また SN1987A 以来、超新星爆発に伴うニュートリノ
バーストの観測例はない。

1.2. ニュートリノ

9

図 1.9: 地球上での太陽ニュートリノフラックス。[11]一方で、宇宙開闢から現在までの間に発生した超新星爆発に伴うニュートリノが存在しているはずである。これを超新星背景ニュートリノ (Supernova Relic Neutrino:SRN) と呼ぶ。超新星背景ニュートリノの検出例は未だに存在しないが、様々なモデルが提唱されており、Super-Kamiokande 検出器による検出可能性が指摘されている。
図 1.10 に超新星背景ニュートリノの予想されるスペクトルが示されている。

1.2.3

大気ニュートリノ

地球には 1 次宇宙線と呼ばれる高エネルギーのプロトンや α 粒子が降り注いでいる。こうした 1 次宇宙線が地
上 10km で地球大気と相互作用し、π 中間子や K 中間子を生成する。こうした、π 中間子や K 中間子の寿命は短くすぐに崩壊し、以下のような崩壊の過程からニュートリノが生成される。図 1.11 に理論的なシミュレーション
による大気ニュートリノのエネルギースペクトルが示されている。

π±→ µ± + νµ (ν̄µ )K±→ µ± + νµ (ν̄µ )→ π 0 + µ± + νµ (ν̄µ )(1.2.6)(1.2.7)→ π 0 + e± + νe (ν̄e )KL0→ π ∓ + µ± + νµ (ν̄µ )→ π ∓ + e± + νe (ν̄e )

µ

±

±

→ e + ν̄µ (νµ ) + νe (ν̄e )(1.2.8)(1.2.9)10

第 1 章 序論

図 1.10: 超新星背景ニュートリノフラックス [13]。赤の点線は Malaney の cosmic gas infall model[14]、青の破線
は Kaplinghat の Heavy metal model[15]、黒の点線は Ando の LMA model[16]、緑の実線は Lunardini の Failed

SN model[17]、紫の点線は Horiuchi の variable neutrino temprature model[18] を表す。

1.2. ニュートリノ

11

図 1.11: 大気ニュートリノのエネルギースペクトル。実線は Honda flux[19]、赤の点線は Fluka flux[20]、緑の点線は Bartol flux[21] によるものである。

第 1 章 序論

121.3

太陽フレア由来のニュートリノ

最後に本論文の研究対象である太陽フレア発生時に予測される太陽フレアニュートリノの生成メカニズム、期待されるフラックス、探索の現状について述べる。太陽フレアニュートリノの理論的観点からの研究は D.Firgion[22],G.E.Kocharov [23], 武石 [24] によって行われている。

1.3.1

生成メカニズム

太陽フレア発生時に加速された陽子は、太陽彩層中や太陽大気中の原子核 (主に H や He) と相互作用し、π 粒子を生成する。生成された π 粒子はすぐに崩壊し、µ 粒子と νµ となる。また、µ 粒子の崩壊からも νµ と νe が放出される。これらの過程から生成されるニュートリノが太陽フレアニュートリノである。
図 1.13 に太陽フレアに伴うニュートリノの発生機構を示した。太陽の表側 (地球から見える側) と裏側 (地球からみえない側) とで期待されるニュートリノフラックスが異なる。

図 1.12: 太陽フレアに伴うニュートリノの発生と太陽表側と裏側の定義を示した概念図

ニュートリノの源となる π 粒子の生成メカニズムは、

p + p → ∆++ + n → p + π + + n
p + p → ∆+ + p↗p+p+π

(1.3.1)0↘ p + n + π+

(1.3.2)が主なものであると考えられている。
もしくは (1.1.5) のような過程で生じる中性子との散乱によって、

p + n → ∆+ + n
p + n → ∆0 + p↗ n + π+ + n↘ p + π− + p↗ p + p + π−
↘ p + n + π0(1.3.3)(1.3.4)といった過程も考えられるが、(1.3.1) の反応よりも低確率であるため、D.Firgion [22] のフラックスの概算においては無視されている。以上の反応から生成された荷電 π 中間子は寿命が 26 ns であり、すぐに崩壊しニュートリノを放出する。π 中間子の崩壊以降の過程は大気ニュートリノの生成過程 (1.2.6) や (1.2.9) と同様である。

1.3.2 節に示すように、太陽フレア由来のニュートリノフラックスが大気ニュートリノ、または超新星背景ニュー

1.3. 太陽フレア由来のニュートリノ

13

トリノのフラックスよりも数桁大きければ、適切な Time Window を設定することで、太陽フレア起源であるかそれ以外のニュートリノ起源であるかを判別することができる。
ここで、ニュートリノの素となる π 中間子が生成されるために必要なプロトンのエネルギー閾値を示しておく。
太陽フレアが発生した時に加速したプロトンがほぼ静止しているとみなせる太陽大気中のプロトンとが非弾性散乱する場合を考える。加速されたプロトンを A とし、静止状態のプロトンを B とする。B が静止している系でのA の運動エネルギーを TA 、運動量を p とする。また、A と B の重心系でのそれぞれの運動エネルギーを T ∗ とし、正面衝突する場合を考える。
全エネルギーを E とすると、E 2 − p2 c2 がローレンツ変換のもとで不変であるから、(TA + 2mp c2 )2 − p2 c2 = (2T ∗ + mp c2 )4(1.3.5)となる。ここで mp はプロトンの不変質量である。
また、運動エネルギーはTA =√p2 c2 + m2p c4 − mp c2(1.3.6)と表されるので、(1.3.5) と (1.3.6) より、[
TA = 4T 1 +∗T∗
2mp c2](1.3.7)重心系では、A と B の運動量の総和はゼロであるから、衝突後に A、B が共に静止した状態は運動量保存則を満たす。よって、この衝突で生じるエネルギーは 2T ∗ となる。この衝突で質量 m の粒子が生成されることを考えると、2T ∗ ≥ mc2 という条件を満たす必要がある。
よって (1.3.7) より、π ± が生成されるための TA の最小値を求めることができ、[]
mπTA ≥ 2mπ c2 1 +4mp(1.3.8)となる。ここで、mπ は π 中間子の質量である。

mp = 938 MeV/c2 と mπ = 140 MeV/c2 を代入すると、π 中間子を生成するために必要なプロトンの運動エネル
ギーの閾値 Tth は

Tth = 293 MeV(1.3.9)

となる。

1.3.2

フラックス

期待されるニュートリノフラックスについて D.Fargion [22],G.E.Kocharov [23], 武石 [24] のそれぞれの仮定、計算方法を述べる。また、フラックスの計算に用いられた仮定やパラメータ、SK で期待されるイベント数を表 1.3.2にまとめた。

D.Fargion の方法
この研究ではフレアの全エネルギーのうち、プロトンが持ち去るエネルギーを 10%と仮定し、そこから π 中間子の崩壊を通してニュートリノが持ち去るエネルギーを計算して最終的なフラックスを導いている。

第 1 章 序論

14

等方的なプロトンの加速を仮定しており、太陽の表側、裏側のどちらで太陽フレアが起きたとしても、プロトンがもつエネルギーは変わらない。ただし太陽裏側の場合、π 中間子が生成される場所は太陽光球内であり、プロトンの持つエネルギーがほぼ全て π 中間子に変換される。したがって、プロトンのエネルギーがニュートリノへ変換される効率が太陽表側の場合と比べて 10–100 倍になるため、太陽裏側で起きた太陽フレアの方が、生成される
ニュートリノの数が多くなると予想されている。

図 1.13: Fargion によって予想されるニュートリノフラックス [22]G.E.Kocharov の方法
この研究では、太陽大気にプロトンを入射し、粒子生成反応のモンテカルロシミュレーションを行い、ニュートリノのフラックスを予想している。
条件を変えた２つの場合について期待されるニュートリノイベント数を提示している。一方は等方的に加速されたプロトンが太陽大気との散乱で π 粒子を生成するモデルであり太陽表側における太陽フレアが想定されている。
もう一方は、太陽光球面へとビーム状に加速されたプロトンが光球内のプロトンと散乱し π 粒子を生成するモデルであり、こちらは太陽裏側における太陽フレアが想定されている。
加速されたプロトンのエネルギースペクトルをN (E) = κE −p(1.3.10)

1.3. 太陽フレア由来のニュートリノ

15のようにべき乗で表されると仮定し、p ≈ 3–4 とされている。また太陽表側のフレアに対しては中性子とガンマ線観測から得た N (> 30MeV) を用いて N (> 500MeV) = 2.0 × 1030 としている。一方で太陽裏側のフレアに関してはフレアの全エネルギーの 1%をプロトンのエネルギーとして仮定し N (> 500MeV) = 3.0 × 1032 としている。

図 1.14: Kocharov によって予想されるニュートリノフラックス。左側は電子型ニュートリノに対するもので、右側はミュー型ニュートリノに対するもの。[23]

武石の方法
この研究では、太陽大気を再現した仮想箱に陽子ビームを入射し、太陽フレアに伴うニュートリノ生成シミュ
レーションを Geant4 を用いて行なっている。ニュートリノフラックスが最大となるであろう条件を課すため、太陽裏側の太陽フレアのみに対してシミュレーションをしている。Kocharov と同様にプロトンのエネルギースペク
トルはべき乗分布を仮定しており、γ 線観測の結果から見積もられた 30MeV のプロトン数 Np (> 30MeV) から
ニュートリノ生成に寄与するプロトン数 Np (> 500MeV) を推定している。以上の方法を入射べき指数が 3 でプロトンの最高エネルギーが 10GeV の場合と入射べき指数が 1 でプロトンの最高エネルギーが 100 GeV の場合の２つの条件に対して計算している。これは、加速効率が違った場合にどのようなニュートリノのスペクトルになるかを検証するためである。
図 1.16 に地球上でのニュートリノのエネルギースペクトルを示した。太陽フレア発生時間について積分されたフラックスであるにも関わらず、D.Fargion や G.E.Kocharov の結果よりも数桁小さいものとなっており、スーパー
カミオカンデ検出器においては太陽フレアニュートリノの観測は難しいと指摘している。
以上のように、太陽フレア由来のニュートリノのフラックスは未だに議論されている最中であり、スーパーカミ
オカンデで予想されるイベント数も 10−6 –1 の大きな不定性がある。これらの計算は最大規模の太陽フレアについて計算されていることと太陽球面のどこで発生したものであるかは (表側と裏側であること以外) 考慮されていないことが注意点である。

16

第 1 章 序論

図 1.15: Kocharov によって予想されるニュートリノフラックス [23]。(左) べき乗の指数を 2,3,4 としたときにフラックスがどのように変わるかを示している。(右)θ は入射したプロトンと生成されたニュートリノの間の角度である。θ が小さいほど高エネルギーのニュートリノが増える。

図 1.16: 武石によって予想されるニュートリノのエネルギースペクトル。条件 1 の時のもの (左) 条件 2 の時のもの (右)。時間については積分されている。[24]1.3. 太陽フレア由来のニュートリノ

17

表 1.2: それぞれの条件のパラメーターと計算に基づくスーパーカミオカンデでのイベント数。G.E.Kocharov の条件 1、2 は太陽表側と裏側のフレアを示しているが、武石の条件 1、2 は両方とも太陽裏側のフレアを想定して
いる。
方法

べき指数

陽子数 (> 500MeV)

最大エネルギー

ν 生成方向SK でのイベント数

D.Fargion(太陽表側)

-

-

-

等方的加速

0.75

D.fargion(太陽裏側)--

G.E.Kocharov(条件 1)
G.E.Kocharov(条件 2)

-

等方的加速

7.5

3–4

30

2 × 10

10GeV

等方的加速

1.36 × 10−4

1

3 × 1032

100GeV

ビーム状加速0.85

武石 (条件 1)

3

10

10GeV

等方的加速

9.0 × 10−5

武石 (条件 2)

1

5 × 1027

100GeV

ビーム状加速3.8 × 10−629

第 1 章 序論

18

1.3.3

太陽フレア由来のニュートリノ観測の現状と意義

現状2018 年 12 月現在までに、Homestake[25],Kamiokande[26],SNO[27] などのニュートリノ検出器による太陽フレ
ア由来のニュートリノ探索の結果が報告されているが、いずれも検出されてはいない。図 1.17 に Kamiokande とHomestake の観測結果から求められた太陽フレア由来のニュートリノのフラックス上限値が示されている。

図 1.17: 太陽フレア由来のニュートリノのフラックスの上限値 [26]

ここまで見てきたようにスーパーカミオカンデ検出器における太陽フレア由来のニュートリノ観測の可能性も指摘されてきた。[22][23] その一方で、次世代ニュートリノ検出器である Hyper-Kamiokande 検出器でも観測に必
要な感度の 1/100 程度しかないと指摘する結果も出ている。[24]
これらの観測結果は全て太陽表側で発生したフレアのみであり、太陽裏側で発生したフレアに対するのニュート
リノ探索の結果はいまだに報告されていない。

観測の意義
直接観測によってニュートリノのエネルギースペクトルを得ることができたならば、それを加速されたプロトンの条件等を用いて再構成することで、太陽フレアにおけるイオン加速機構の解明に新たな知見を与えることができる。
未だに探索されていないが、太陽裏側で発生した太陽フレア由来のニュートリノは電磁波観測や中性子による観1.3. 太陽フレア由来のニュートリノ

19

測が難しく、ニュートリノによる観測が待たれている状態である。太陽裏側で発生した場合、ニュートリノの発生
場所は光球内であり、太陽中心部を突き抜けて地球に到達する。したがって、太陽裏側で発生した太陽フレア由来のニュートリノを観測することができれば、太陽中心方向への加速機構の情報を得られる可能性がある。また、今回の探索においてはバックグラウンドイベントとなる大気ニュートリノを用いた解析では、太陽フレア由来のニュートリノは逆にバックグラウンドとなる。したがって、太陽フレア由来のニュートリノが観測されるならば、どのような時間にどの程度観測されうるかをあらかじめ知っておくことで、太陽フレア由来のニュートリノのバッ
クグラウンドイベントを排除することができる。これは、次世代ニュートリノ検出器であり、スーパーカミオカン
デ検出器よりも検出感度の高い Hyper-Kamiokande 検出器における観測においてさらに重要になると考えられる。

20

第2章

太陽フレア観測衛星

太陽フレア由来のニュートリノ探索を行うために、どの時間帯で太陽フレアニュートリノが放出されている可能性があるかを決定した。すなわち太陽フレアニュートリノ探索のためのを Time Window の特定をした。この章では、Time Window の特定のために用いた太陽観測衛星と衛星が搭載している検出器についてのべる。

2.1

GOES

衛星概要
GOES(Geostationary Operational Environmental Satellite) はアメリカの気象観測衛星である。1975 年から観測が行われており、対象は気象だけでなく、太陽からの軟 X 線や電子の観測も行なっている。GOES は 1 機の衛星をさすのではなく、15 台の一連の衛星シリーズを指す。個々に衛星を指す場合は GOES-1 から GOES-15 のよ
うに打ち上げ順の数字をつけて呼ばれる。X 線検出器 (X-Ray Sensor) は GOES-1 から搭載されており、基本的なデザインは最初期のものから現在のものまで変わっていない。また、GOES 衛星は西経 135◦ と西経 75◦ の 2 箇所にある静止衛星であり、少なくともどちらか一方の衛星が常に太陽の観測をしている。そのため、太陽を観測している衛星の中では最もデータが豊富にあり、過去に起きた太陽フレアとの比較ができる。[28]X 線検出器図 2.2 に GOES-8 に搭載されている X 線検出器の概要図を示した。検出部には 2 種類のイオンチェンバーを使用しており、Xe ガスが封入されている A チェンバーと Ar ガスが封入されている B チェンバーとがある。表 2.1に 2 つのイオンチェンバーの概要を示した。また、図 2.1 に、イオンチェンバーの X 線に対する応答の違いを示した。
視野の方向から来る電子によるバックグラウンドイベントをなくすために、Sweeper magnet で荷電粒子はチェン
バーに届かないようにしている。sweeper magnet は rare-earth-cobalt で構成されており、隙間の中央では > 1.3 kGであり、magnet 表面付近では > 4.0 kG である。磁場の方向はチェンバー A からチェンバー B の向きになっている。
また、イオンチェンバーを囲う素材は外側には約 1.5 mm の鉄素材のプレートが、その内側には約 1.5 mm の鉛素
材のプレートが用いられている。X 線を入れる窓以外に用いられており、視野の方向以外から来る電子とその電子と壁との相互作用によって発生する制動放射によるバックグラウンドを防いでいる。この他にも、Be 窓によって、紫外線の混入を防ぐなどの措置が取られている。

X 線検出器が対応できる軟 X 線のフラックスのレンジは搭載されているエレクトロ二クスによって決まっており、A チェンバーでは 5 × 10−9 –5 × 10−4 W/m2 、B チェンバーでは 2 × 10−8 –2 × 10−3 W/m2 である。このフラックスを超えるような軟 X 線を放出する大規模な太陽フレアが発生した際には、検出限界を超えるために、カウント数が飽和してしまう。[28]2.2. RHESSI

21

表 2.1: GOES 衛星の X 線検出器に用いられているイオンチェンバーの概要 [28]
チェンバー
A
B
エネルギーレンジ (波長領域)

0.5 Å–4.0 Å

1.0 Å–8.0 Å

ベリリウム窓の厚み

0.5 mm0.05 mm

チェンバーの窓の面積

5.80 cm2

1.90 cm2

封入ガスと圧力Xe(180 mmHg)

Ar(800 mmHg)

イオン化エネルギー

22.0 eV26.2 eV

図 2.1: 波長ごとのイオンチェンバーの応答。[28]2.2RHESSI

衛星概要
RHESSI(Reuven Ramaty High-Energy Solar Spectroscopic Imager) は 2002 年 2 月 5 日に打ち上げられた太陽観測衛星である。3 keV–17 MeV の電磁波を観測しており、高エネルギー電子の制動放射由来の連続スペクトルや

2.228 MeV のライン γ 線、12 C や 16 O 由来の核 γ 線を観測することができる。常に太陽の方向に向いており、太陽フレアの観測に特化した衛星と言える。また太陽フレアを観測している衛星の中では、高エネルギーの電磁波まで観測しており、太陽フレア発生時におけるイオン加速時間の推定に重要な情報を与える衛星である。

搭載検出器概要
RHESSI の検出器のエネルギー分解能は 3 keV 付近のエネルギー領域に対しては 1 keV であり、17 MeV 付近のエネルギー領域に対しては 5 keV 程度である。時間分解能はイメージングをしなくても良いのなら 10 msec であるが、イメージングを考慮すると 2 sec である。イメージングと時間分解能の関係については、この節の後半で

第2章

22

太陽フレア観測衛星

図 2.2: GOES 衛星に搭載されている X 線検出器の概要図。左側は外観を表している。右側はイオンチェンバーのシールドとコリメーターを示している。[28]

理由と共に述べる。角度分解能は 100 keV 程度の電磁波に対しては 2.3 arcsec、400 keV 程度の電磁波に対しては

7 arcsec、15 MeV 程度の電磁波に対しては 36 arcsec である。
RHESSI は低緯度周回衛星であり地球の夜側も周回する。また南大西洋異常帯 (Southern Atlantic Anormaly) と呼ばれる放射線量の多い領域にある時には検出器の保護のため、観測を停止する。RHESSI にはこのようなダウンタイムが存在するため、常に太陽フレアを観測できているわけではない。表 2.2 に、RHESSI 衛星の性能一覧を示した。[29]

エネルギーレンジ

表 2.2: RHESSI 衛星の性能一覧 [29]3 keV–17 MeV

エネルギー分解能

1 keV–5 keV(エネルギーに依存する)

時間分解能

2 sec

角度分解能

2.3 arcsec(100 keV)、7 arcsec(400 keV)、36 arcsec(15 MeV)

検出器

ゲルマニウム検出器 (直径 7.1 cm)

視野

1◦ (太陽全体)

軌道

傾斜角 38◦ 、最大高度 600km

RHESSI には図 2.3 に示されているような 2 層回転式すだれコリメーター (Rotating Modulation Collimator)と 9 個ゲルマニウム検出器からなる検出部が搭載されている。1 つのゲルマニウム検出器は電気的に 2 つに分けられており、前方検出器 (front detector) と後方検出器 (rear detector) と呼ばれる。前方検出器は厚みが約 1 cm で

3 keV–200 keV の光子に対して感度があり、後方検出器は厚みが約 7 cm で 200 keV–17 MeV の光子に対して感度がある。回転式すだれコリメーターと前方検出器の間には 2 枚のアテニュエイターと呼ばれるアルミニウムのフィルターがある。大規模な太陽フレアなどが発生した際にカウントレートが飽和してしまうのを避けるため、2枚のうち片方または両方のアテニュエイターが閉まる。また、ゲルマニウム検出器はクライオスタットに固定されており、およそ 75 K 程度に冷やされている。[30]
回転式すだれコリメーターは X 線や γ 線などの透過性が高く光学的な取り扱いが難しいエネルギー帯の電磁波でも、電磁波源の位置や形状を知ることができるように導入されたスリットである。構造は金属棒を一定の間隔で並べたグリッドが 1 層につき 9 種類あり、それぞれ間隔や素材となっている金属、スリットの厚みが異なっている。このすだれコリメーターを回転させつつ、入射する光子のカウント数の変化を調べることで、電磁波源の位

2.3. STEREO

23

置や形状を特定する。表 2.2 には回転式すだれコリメーターのパラメーターが示されている。各コリメーターの視野は 1◦ であり、太陽の視度角 0.5◦ よりも大きいため、太陽全体が観測できる。また、各グリッドとゲルマニウム
検出器は対になっている。

RHESSI はこの機能のために 1 分間に 15 回転 (0.25turn/sec) で回転している。そのため、電磁波の時間変動等を見る場合には少なくとも 2 秒間 (検出器半回転分) の平均を取る必要がある。ただし実際には、4 秒間の平均または 4 の倍数の秒数ごとの平均値を見ることが推奨される。

図 2.3: RHESSI に搭載されている検出器部分の概要図 [30]

表 2.3: RHESSI に搭載されているコリメーターのパラメーター [30]
コリメーター番号
1
2
3
4
5
6
7

8

9

間隔 (pitch) [mm]

0.034

0.059

0.102

0.177

0.306

0.530

0.918

1.590

2.754

スリット幅 [mm]

0.020

0.035

0.061

0.106

0.184

0.318

0.477

0.811

1.487

位置分解能 (FWHM) [arc sec]

2.26

3.92

6.79

11.76

20.36

35.27

61.08

105.8

183.2

グリッドの厚み [mm]

1.2

2.1

3.6

6.2

10.7

18.6

6.2

6.2

30.0

スリットの素材

Mo

W

W

W

W

W

W

W

W

視野 [deg]

1.0

1.0

1.0

1.0

1.0

1.0

4.4

7.5

2.8

2.3

STEREO

衛星概要
最後に、太陽裏側を観測している衛星である STEREO(Solar TErrestrial RElations Observatory) について述べる。STEREO は 2006 年 10 月 26 日に打ち上げられた太陽観測衛星である。STEREO は 2 台の衛星の総称であり、地球の公転軌道の内側を通る軌道を進む STEREO-A(STEREO-Ahead) と、外側を通る軌道を進む STEREO-

B(Behind) とがある。STEREO-A は公転軌道上を地球よりも先に進んでいき、STEREO-B は地球よりも遅れて

第2章

24

太陽フレア観測衛星

進む。そして徐々に地球から離れていく。地球近傍を周回する衛星と異なり、STEREO 衛星は太陽裏側で発生した太陽フレアを観察することができる [31]。

STEREO はコロナ質量放出 (Coronal Mass Ejection) を詳細に観測するためにデザインされたものである。コロナ質量放出とは太陽表面から高速高密度プラズマ流が宇宙空間に放出される現象の事であり、太陽フレアと密接に関係していると考えられてはいるが、同一の過程から生じているかどうかは未だに明らかにはなっていない。またコロナ質量放出が観測された際、必ずしも太陽フレアが同時に観測されている訳ではない。したがって、大規模なコロナ質量放出等が観測された場合でも、太陽フレアに付随するイベントかどうかを見極める必要がある。

搭載検出器概要
STEREO に搭載されている検出器は基本的にコロナ質量放出によって放出された粒子や電場や磁場の変動を観測するようにデザインされている。表 2.3 に、搭載されている検出器と略称一覧を示した。また、図 2.4 に STEREO-Bの全体像を示した。STEREO-A も STEREO-B と同様の検出器を搭載しており、デザインも STEREO-B と同様である。

STEREO の太陽からの距離はほぼ 1 天文単位に等しいため、太陽裏側で太陽フレアが発生した際、ニュートリノ
が地球に飛来するタイミングを知るためには、やはり光学的な情報が重要であると考えられる。STEREO に搭載されている検出器のうち、光学的情報を持つのは EUVI(Extreme Ultra Violet Imager) である。EUVI は 171 Å、

195 Å、284 Å、304 Å の 4 種類の波長で太陽全体の画像を撮っている。EUVI の画像の輝度を解析する事で、太陽フレア発生時と非発生時の相対的な極紫外線のフラックスを得ることができる。ただし、EUVI は最大でも 5 分に 1 度程度の頻度でしかデータを残さない。(24 時間で数枚の場合もある。) そのため、フラックスの大まかな時
間変動しかわからないのが問題点である。

機器名

SECCHI

IMPACT

PLASTICS/WAVES

表 2.4: STEREO に搭載されている検出器一覧 [31]
検出部略称
検出対象

COR1

コロナ (1.4-4.0 太陽半径)COR2

コロナ (2-15 太陽半径)

EUVI

極紫外線イメージャーHI

太陽表面イメージャー

SWEA

太陽風中の電子 (3 keV まで)

STE

電子 (2–100 keV)

SEPT

電子 (20–400 keV)、プロトン (60–7000 keV)

SIT

He と Fe の比 (300–2000 keV/nucleon)

LET

プロトン、He、重元素、(40 MeV/nucleon まで)

HET

プロトン、He、(100 MeV/nucleon まで)、電子 (8 MeV まで)

MAG

磁場 (65536 nT まで)

SWS

プロトン、He (分布関数)

WAP

広角の重元素 (100 keV)

HFR

電場 (125 kHz–16 MHz)

LFR

電場 (2.5–160 kHz)

FFR

固定周波数 (32 または 34 MHz)

LFR

時間領域 (205 ksample/sec まで)

2.3. STEREO

25

図 2.4: STEREO-B の全体像 [31]

26

第3章

スーパーカミオカンデ検出器

本研究では、スーパーカミオカンデ検出器 [32] を用いて太陽フレア由来のニュートリノ探索を行なった。この章ではスーパーカミオカンデ検出器の概要について述べる。

3.1

検出器概要

スーパーカミオカンデ検出器は日本の岐阜県飛騨市にある 50 kton の水チェレンコフ検出器である。北緯36◦ 25′ 32.6′′ 、東経 137◦ 18′ 37.1′′ 、海抜約 370 m に位置し、池の山という元鉱山の中に設置されている。厚さおよそ 1000 m もの岩盤に覆われているため、実験のバックグラウンドになる大気中からのミューオンは 10 万分の 1に低減される。
検出器は直径 39.3 m、高さ 41.4 m の円筒型の水槽である。検出器の内面にはおよそ 11000 個の光電子増倍管(Photo Multiplier Tube) が設置されており、水中を荷電粒子が通過する際に放出するチェレンコフ光を検出する装置である。図 3.1 にスーパーカミオカンデ検出器の全体像を示した。

図 3.1: スーパーカミオカンデ検出器 [32]3.1.1

内水槽・外水槽

スーパーカミオカンデ検出器は内水槽 (Inner Detector) と外水槽 (Outer Detector) の領域に分けられていて、その間にはスーパーモジュールと呼ばれるステンレス製のフレームがある。内水槽は直径 33.8 m、高さ 36.2 m で約32.5 kton の超純水が貯蔵でき、内側向きに 11129 本の 20-inch 光電子増倍管が取りつけられている。この 20-inch
光電子増倍管は内水槽の表面積の内 40%を覆っている。また、内水槽の光電子増倍管の周りにはブラックシート

3.1. 検出器概要

27が貼られており、外水槽と光学的に分離させるとともに壁面での光の反射を防いでいる。
一方で、外水槽は 2 m の厚さで内水槽を囲んでおり、約 17.5 kton の超純水を貯蔵することができる。スーパーモジュールの外側向きに 1885 本 8-inch 光電子増倍管が取りつけられている。8-inch 光電子増倍管の周りには60 × 60 cm2 の波長変換プレートが取りつけられている。また、スーパーモジュールの外水槽側は片面が白色、もう片面が黒色のブラックホワイトタイベックシートと呼ばれる反射材で覆われている。外水槽側を白色にして、光学的に分離するとともに、外水槽内では光を反射させるためである。図 3.2 にスーパーモジュールの概要図を示した。

図 3.2: スーパーモジュールの概要図 [32]3.1.2

20-inch 光電子増倍管 (PMT)

内水槽に用いられている 20-inch 光電子増倍管 (以下、PMT と書く) は浜松 R3600 と呼ばれる型で直径約 50 cmの球形をしている。図 3.3 にスーパーカミオカンデ検出器の内水槽で用いられている PMT の概要図を示した。また、性能一覧を 3.1.2 にまとめた。

PMT の光電面は直径 50 cm の半球形であり、有感波長領域は 280–660 nm である。図 3.4 に示すように量子効率
は波長依存性があり、≈ 390 nm においては 22%である。
また、図 3.5 に示すように 1p.e. に対して、2.2 ns(1σ) の時間分解能をもつ。
最後に、図 3.6 に 1 光電子に対するパルス高分布を示した。ADCcount が 400 あたりのピークが 1p.e に対応する。

第3章

28

スーパーカミオカンデ検出器

図 3.3: 20-inch 光電子増倍管の概要図 [32]

3.1.3

型番

表 3.1: 20-inch 光電子増倍管の性能
浜松 R3600

光電面

直径 50 cm

光電面の素材バイアルカリ (Sb-K-Cs)

量子効率

22%(390 nm において)

ダイノードのタイプ

11 段ベネチアンブラインドタイプ

増幅率

107 (2 kV において)

暗電流

200 nA

ダークレート

3 kHz(増幅率 107 において)

走行時間

90 nsec (増幅率 107 において)走行時間の広がり (時間分解能)

2.2 nsec (1σ)(1p.e と等価な信号において)

重量

13 kg

耐圧性

6kg/cm2

衝撃波防止ケース

PMT の内部は光電子の収集効率をあげるため、また、内部での放電を防ぐために、真空状態になっている。そのため、一度ガラス面に破損等が生じると爆縮が起きる。

1 個の PMT の爆縮によって隣接する PMT も破損し、連鎖的に爆縮が起きる事故が 2001 年に発生した。この事故の後 (SK-II のフェーズ) からは、爆縮による連鎖的な破損を防ぐために、PMT には衝撃波防止ケースが取り付けられている。光電面を覆う部分は透明度の高いアクリルでできており、その他の部位には耐久度の高い FRP(Fiber

Reinforced Plastics) が用いられている。図 3.7 に衝撃波防止ケースの外観を示した。

3.1.4

磁気補正コイル

光電面で生成された光電子は電場によってダイノードへ集められるため、地磁気は光電子の収集効率に影響を与える。検出器内での地磁気の影響を低減させるため、26 セットのヘルムホルツコイルがタンクの周りに巻かれ3.1. 検出器概要

29

図 3.4: 20-inch 光電子増倍管の量子効率の波長依存性 [32]。

図 3.5: 410 nm の光に対する 20-inch 光電子増倍管の伝 図 3.6: 20-inch 光電子増倍管のパルス高分布 [32]。ADCcount が 400 あたりのピークが 1p.e に対応する。
達時間分布 [32]。
ている [33]。図 3.8 に磁気補正コイルの概要図を示した。各コイルには表 3.2 の電流が流れている。

コイル
電流値 [mA]

3.1.5

表 3.2: 磁気補正コイルに流れている電流
A
B
C
D
E

31.35

31.35

31.35

28.80

30.10

F

G

28.60

30.10

スーパーカミオカンデのフェーズ

スーパーカミオカンデは 1996 年 4 月の観測開始から 2018 年 5 月 31 日までで、4 つのデータ取得フェーズに別れている。2018 年 6 月からはスーパーカミオカンデにガドリニウムを添加し検出器の感度向上をするプロジェク
ト (SK-Gd プロジェクト) に向けたタンク補修作業が行われているため、データは取得されていない。3.1.5 に各フェーズにおけるスーパーカミオカンデ検出器の性能を一覧にしてまとめた。また、各フェーズにおける検出器の状況を示した。

第3章

30

スーパーカミオカンデ検出器

図 3.7: 衝撃波防止ケースの外観

図 3.8: 磁気補正コイルの概要図 [33]。

SK-I
SK-I は 1996 年 4 月から 2001 年 7 月までデータが取得された。2001 年 7 月に SK-I で不具合のあった PMT を取り替えるため、PMT の交換作業を行なった。その後、検出器に超純水を注水している際に、底部の PMT が破裂し連鎖的に他の PMT も破裂する事故が起きた。この事故で、内水槽の PMT のうち 6777 本と外水槽の PMTのうち 1100 本が失われた。

SK-II
PMT の破損事故の後、内水槽の PMT を 5128 本にして、2002 年 10 月からデータを取得した。内水槽の PMTには衝撃波防止ケースが取り付けられた。

3.2. 検出原理

31

SK-IIIPMT の破損事故で失われた分の PMT を新たに取り付けた。この作業により、内水槽の PMT の本数は 11129
本になり、被覆率は再び 40%になった。

SK-IV
2008 年 8 月にデータ取得のためのエレクトロニクスを一新した。SK-IV では SK-I、SK-II、SK-III で用いられてきた ATM に代わって QBEE と呼ばれる新たなエレクトロニクスが導入された。

SK-IV では SK-Gd プロジェクトに向けたタンク補修作業開始前の 2018 年 5 月 31 日まで、データが取得された。

表 3.3: 各フェーズにおけるスーパーカミオカンデの性能一覧
フェーズ
SK-I
SK-II
SK-III

SK-IV

データ取得開始

1996 年 4 月

2002 年 10 月

2006 年 7 月

2008 年 9 月

データ取得終了

2001 年 7 月

2005 年 10 月

2008 年 8 月

2018 年 5 月

ライブタイム1496 日

791 日

548 日

3235 日

内水槽 20-inch PMT の本数

11146

5182

11129

11129

外水槽 8-inch PMT の本数

1885

1885

1885

1885

被覆率

40%

19%

40%

40%

衝撃波防止ケースの有無

無し

有り

有り

有り

エレクトロニクス

ATM

ATM

ATM

QBEE

解析閾値

5 MeV

7 MeV

4.5 MeV

3.5 MeV

3.2

検出原理

3.2.1

チェレンコフ光スーパーカミオカンデ検出器はチェレンコフ光を観測する装置である。チェレンコフ光とは媒質中の光速より大きな速さで運動する荷電粒子から放射される光である。チェレンコフ光は荷電粒子の飛跡に沿って円錐形に放射される。荷電粒子との飛跡とチェレンコフ光が放射される向きの間の角 θc は、

cos θc =1βn(3.2.1)と書ける。ここで n は媒質の屈折率、β は真空中の光速度 c を 1 とした時の荷電粒子の速度である。また、θc を
チェレンコフ角と呼ぶ。
荷電粒子は媒質中の光速よりも大きな速度でなければチェレンコフ光は放射されないので、荷電粒子の速度は

β > 1/n を満たす。この条件を満たす荷電粒子の最低のエネルギーを臨界エネルギー Ec といい、
Ec = √

nm0n2 − 1(3.2.2)とかける。ここで、m0 は、荷電粒子の不変質量である。
微小区間 dx を進む間に放出される光子数を dN とすると、チェレンコフ光の強度は、)(
d2 N
2παZ 2
1=
1− 2 2dxdλ
λn β(3.2.3)

第3章

32

スーパーカミオカンデ検出器とかける。λ は放出される光の波長、α = 1/137 は微細構造定数、Z は素電荷 e を 1 とした荷電粒子の電荷量で
ある。

3.2.2

検出方法

検出器の側面に取り付けられた PMT を用いて、純水中で発生するチェレンコフ光を検出する。チェレンコフ光はリングパターンとして検出され、そこからイベントの発生点、荷電粒子の進行方向、イベントの発生時間などが再構成される。また、PMT で検出された光量から、荷電粒子のエネルギーを得ることができる。(3.2.3) から、PMT が感度をもつ 300–600nm について、Z = 1 の荷電粒子が 1 cm 進んだ時に発せられる光子数 N は、()
∫ 0.01 m∫ 600 nm2παZ 21N=dxdλ
1 − 2 2 ≈ 340[個/cm](3.2.4)λn β
0300 nmとかける。
純水の屈折率は n ≈ 1.34 であるので、チェレンコフ角は θc ≈ 42◦ である。また、(3.2.2) から各荷電粒子について
臨界エネルギーを求めることができる。3.2.2 に純水中における各荷電粒子のチェレンコフ放射の臨界エネルギーを示した。
表 3.4: 純水中における各荷電粒子のチェレンコフ放射の臨界エネルギー一覧
粒子の種類
不変質量 [MeV/c2 ] 臨界エネルギー Ec [MeV]
電子 e±
ミューオン µπ 中間子 π

3.3

±

±

0.511

0.767

105.7

157.4

139.7

207.9

超純水製造装置

スーパーカミオカンデ検出器で用いられている超純水は、神岡鉱山内の地下水から精製されている。地下水には不純物が多く含まれている。不純物の中には光を吸収、散乱し光の透過率を下げるものやニュートリノ観測におけるバックグラウンドとなるイベントを作る放射性物質が含まれているため、それらを除去する必要がある。特に、ウラン系列に含まれる希ガスである 222 Rn の除去は重要である。222 Rn の娘核種である 214 Bi がベータ崩壊する際に放出する電子は最大で 3.26 MeV のエネルギーをもち、スーパーカミオカンデ検出器の解析閾値付近のエネ
ルギー領域で深刻なバックグラウンドとなる。
スーパーカミオカンデ検出器では、図 3.9 に示すような超純水製造装置を用いている。以下に超純水の製造行程を簡単に示す。

1. 1 µm フィルター (1 µm Water Filter)
1 µm 以上の大きさの塵を取り除く。
2. 熱交換機 (Heat Exchanger)
循環に用いるポンプ、高電圧を印加されている光電子増倍管は熱を発する。この熱により水温が上昇し、ダークノイズの増加や水槽内部の対流の原因になる。水温の上昇を防ぐため、送水の水温は ≈ 13 ◦ C になるように調整されている。

3. イオン交換樹脂 (Ion Exchanger)
水中に溶け込んでいる金属イオンを除去する。特に Fe2+ 、Ni2+ ,Co2+ などが除去される。また、二酸化炭

3.3. 超純水製造装置

33

素は炭酸イオンとして純水中に溶解しているため、この過程で除去される。
水中のイオン濃度は水の電気抵抗値と相関がある。イオン濃度が 0 の場合には水の比抵抗は 18 MΩ · cm になる。スーパーカミオカンデ検出器の純水装置は、比抵抗を 17.9–18.2 MΩ · cm にしており、純水中にイオ
ンはほとんど含まれていない。

4. 紫外線照射装置 (UV sterilizer)
紫外線を照射して、水中で繁殖している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)
真空脱気過程におけるラドンガスの除去効率を向上させるために、ラドンを極力取り除いた空気を純水に溶解させる。

6. 逆浸透膜 (Reverse Osmosis Filter)
浸透圧を用いて濾過を行う。分子量が 100 程度の有機化合物を除去する。

7. 真空脱気装置 (Bacuum Degasifier system)
水中に溶けている気体を除去する。

8. カードリッジ式イオン交換樹脂 (Cardridge Ion Exchanger)
イオン交換樹脂を用いて純水中に溶け込んだイオンを選択的に除去する。除去率は 99%になる。

9. ウルトラフィルター (Ultra Filter)
10 nm 以上の大きさの微小な塵を除去する。
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。
以上の過程から超純水中のラドン濃度は 1.0 mBq/m3 以下まで低減されている。純水中の不純物も除去されているため、光の減衰長は ≈ 90 m 程度になる。

図 3.9: 超純水製造装置 [34]。

第3章

34

3.4

スーパーカミオカンデ検出器

空気純化装置 (Rn reduced air 製造装置)

神岡鉱山の岩盤にはラドンが多く含まれ、鉱山内部の空気は地上の空気に比べて、100 倍以上のラドン濃度になる。スーパーカミオカンデ実験では坑外の空気を純化し、検出器や関係装置に送風している。
スーパーカミオカンデ実験では純化された空気によって検出器外部の圧力を検出器外部の圧力よりも大きく保ち、検出器内に外気が混入するのを防いでいる。
図 3.10 に空気純化装置の概要を示した。空気の純化の行程を以下に示す。

1. 圧縮機空気を 7–8.5 気圧に圧縮する。

2. 空気フィルター
空気中のほこりを取り除く。フィルターは 0.3 µm、0.1 µm、0.01 µm の 3 種類あり、空気はこれらを順に通過する。

3. 除湿、CO2 除去装置
空気中に含まれる水分、CO2 を除去する。

4. 活性炭カラム
活性炭に空気を通過させることで、空気中に含まれるラドンを吸着させる。

5. 冷却活性炭カラム
ラドン除去効率を上げるために −40 ◦ C に冷却した活性炭でラドンを吸着させる。

図 3.10: 空気純化装置 [34]。

3.5

データ収集システム

2008 年 9 月に導入された QBEE と、スーパーカミオカンデ実験におけるデータ収集システムについて述べる[32][35]。2008 年 9 月以前のデータ取得システムについてはここでは述べないが、Y.Takenaga[36] などで述べられている。

3.5. データ収集システム

3.5.1

35

QBEE

QBEE(QTC-Based Electronics Ethernet) の主要な機能は、積分電荷と PMT のヒットタイミングを全て記録
し、オンライン PC にデータを送信することである。1 つの QBEE モジュールは 8 つの QTC(Charge to Time

Converter) を持っていて、それぞれの QTC は 3 つの PMT の信号を取り扱っている。QBEE の主要な要素にア
ナログ信号を処理する QTC とデジタル信号へと変換する TDC がある。
図 3.11 と図 3.12 に QTC の組立図と周辺機器、1 つの QTC の詳細な組立図を示す。QTC は PMT の信号を検出し、幅を電荷に比例する形にしたタイミング信号を出すモジュールである。電荷の分解能を数 p.e. レベルまでよくするためと ATM と比べ広い範囲の電荷を取り扱えるようにするため、QTC は３つのゲインレンジのチャンネ
ル (Small、Medium、High) をもつ。それぞれのゲインは 1、1/7、1/49 に設定されている。表 3.5 観測できる電荷のレンジと分解能を示した。総合的には電荷のレンジは 0.2 pC–2500 pC で観測可能である。PMT からの信号は

Low-noise-amplifier によって増幅され、Low-pass filter を通し V/I converter で電流に変換され、コンデンサーで積分される。入力信号がコンデンサーへ送られる前の時点で、PMTSUM を通して波形の積算がモニターされる。

表 3.5: QBEE の 3 つの入力チャンネルごとの観測可能な電荷レンジ [35]ゲインチャンネル 観測可能な電荷レンジ
電荷分解能

Small

0–51 pC

0.1 pC/count (≈ 0.05 p.e./count)

Medium0–357 pC

0.7 pC/count (≈ 0.35 p.e./count)High

0–2500 pC

4.9 pC/count (≈ 2.5 p.e./count)

QTC は電荷反応型である。増幅された入力信号がディスクリミネーターの閾値を越した瞬間から電荷の積分が始まる。QTC からの出力信号の立ち上がりが電荷積分開始時間である。それと同時にトリガーフラッグ信号 (HIT)が生成される。蓄電時間がタイマーブロックによって決定された後、電荷の放電が始まる。電荷の放電時間は、積分された電荷量に比例するため出力信号の幅が電荷量を表すことになる。

QTC からの出力信号はマルチヒット TDC(Time to Degital Coverter) に送られ、信号の立ち上がりと立ち下がりを検出することで、信号幅を測定する。

FPGA(Field Programmable Gate Array) が TDC に蓄えられた信号の情報を読み出し、処理を行う。信号の情報は電荷の情報へ、到達時間の情報はタイミングの情報へとデジタル化される。デジタル化された情報はイーサ
ネットを通してフロントエンド PC に送られる。フロントエンド PC はデータをソートし、Merger PC に送る。

Merger PC ではソフトウェアトリガーが全ての PMT のヒットデータからイベントを抽出している。イベントデー
タは Organizer PC によって収集され、最終的にオフライン状のディスクに保存される。

3.5.2

トリガーシステム

merger PC では 200 nsec 以内にヒットした PMT の数 N200 がある閾値を超えたイベントを探すことで、ソフトウェアトリガーをかけている。表 3.5.2 にトリガーのタイプ (略称) と N200 の閾値、イベントレートをまとめた。LE トリガー、HE トリガーではイベント幅は 40 µsec のイベント幅を記録できる。これによりイベント直前の prompt ガンマ線やイベント後のミューオン 崩壊の電子の検出効率が上がる。SLE トリガーでは放射性物質のバックグラウンドにより高レートであるため、データ量を抑えるために、1.5 µsec としている。
また、超新星背景ニュートリノの研究のため、SHE トリガーと AFT トリガーが加えられた。SHE トリガーは N200
が 70 を超えるとかかり、SHE トリガーがかかった時に外水槽のトリガーがかからなかった場合にのみ、AFT ト
リガーがかかる。AFT トリガーがかかるとそのイベントの後ろ側 500 µsec をトリガー閾値を設定せずにデータを取得する。この SHE トリガーと AFT トリガーによって逆ベータ崩壊で放出される中性子が水素原子核に捉えら

第3章

36

スーパーカミオカンデ検出器

図 3.11: QTC の組立図と周辺機器 [35]。

れる際に放出する 2.2 MeV ガンマ線を検出することができる。SHE トリガーのヒット閾値は中性子由来の低エネ
ルギーガンマ線検出のため、2011 年 9 月に 70 から 58 に引き下げられた。
表 3.6: スーパーカミオカンデ検出器のトリガータイプと閾値をまとめた。
トリガータイプ
N200 の閾値
イベント幅 [µsec] イベントレート

SLE

34

1.5(-0.5–+1.0)

3.0–3.4 kHzLE

47

40(-5 – +35)

≈ 40 HzHE

50

40(-5 – +35)

≈ 10 HzSHE

70(2011 年 9 月以前)

40(-5 – +35)-

SHE

58(2011 年 9 月以降)

40(-5 – +35)-

3.5. データ収集システム

37

図 3.12: 1 つの QTC のより詳細な組立図 [35]。

38

第4章

80L-ラドン検出器の改良と較正実験

この章では、神岡宇宙素粒子研究施設において用いられている、80L-ラドン検出器 (以下、ラドン検出器) の改
良と較正実験について述べる。

4.1

地下実験におけるラドン研究の意義

ラドンは原子番号 86 番の放射性の希ガス元素である。最も質量数の小さい同位体は 195 Rn であり、最も質量数の大きいもので 228 Rn まである。これらの同位体のうち、238 U の崩壊系列に属する 222 Rn、232 Th の崩壊系列に属する 220 Rn、227 Ac の崩壊系列に属する 219 Rn はそれぞれ特別にラドン、トロン、アクチノンと呼ばれる。本論
文中においては、222 Rn 以外の Rn 同位体についての議論はしない。また以下では、単に Rn(ラドン) と表記した
場合には 222 Rn を指すものとする。
ニュートリノ検出器や暗黒物質探索のための検出器は、宇宙線によるバックグラウンドを低減するために、地下に設置される [32][37]。
こうした地下実験では、ラドン娘核種からの放射線がバックグラウンドとなる。例えば、太陽ニュートリノのエネ
ルギースペクトルの観測 [38] においては、ラドンの娘核種である 214 Bi の Q 値 3.26 MeV のベータ崩壊で放出される電子によるバックグラウンド事象が問題となる。また暗黒物質探索 [39] においては娘核種から放出されるガンマ線が問題となる。222 Rn はウラン系列の崩壊過程で生成される放射性の希ガスであり、半減期が約 3.8 日と長く、検出器の部材や周りの岩盤等から検出器に入り込むため、他の放射性物質と比較して除去が難しい。ラドン
由来のバックグラウンドの理解、低減を行うためにより高感度なラドン検出器を研究、開発する必要がある。現在、神岡宇宙素粒子実験施設では、0.1 mBq/m3 のオーダーでラドン濃度を測定できる 80L-ラドン検出器を用いて、ラドン由来のバックグラウンドの理解、低減を図っている [40]。

4.2

80L-ラドン検出器の概要

ラドン検出器は気体中に存在するラドンを検出する装置である。構成要素は検出部の Si PIN フォトダイオード(Si PIN Photo Diode)、ラドン捕獲用のドリフト電場生成用の高電圧と PIN フォトダイオードにかけるバイアス
電圧を同時に供給する高電圧分割回路、ラドンを検出する気体を入れる約 80L のステンレス製空洞部である。図4.2(左) に 80L-ラドン検出器の外観を示した。

4.2.1

検出原理

80L-ラドン検出器の検出原理には静電捕集法が用いられている。ラドンの娘核種である 218 Po、214 Po、214 Bi は90%の割合で正に帯電する [42]。帯電した娘核種を電場で Si PIN フォトダイオードへ収集する。そして、PIN フォ
トダイオード上で崩壊した核種から放出される α 線を検出することで、娘核種の崩壊数をカウントする。

4.2. 80L-ラドン検出器の概要

39

図 4.1: ウランの崩壊系列を示した図 [41]ラドン検出器内のラドン濃度は較正係数 CF (Calibration Factor) を用いてカウント数から算出することができる。
較正係数を用いたカウント数とラドン濃度への変換は以下の通りである。

ラドン濃度 [mBq/m3 ] =1 日のα線のカウント数 [CPD]
較正係数 CF [CPD/(mBq/m3 )](4.2.1)

ラドン濃度を算出する際には 1 日分 (24 時間分) の α 線のカウント数 (単位の CPD は Count Per Day の省略) を用いる。80L-ラドン検出器の較正係数については 4.3.1 節で詳しく述べる。

4.2.2

Si PIN フォトダイオード

80L-ラドン検出器の検出部には SiPIN フォトダイオードが用いられている。本研究では、この Si PIN フォトダ
イオードを従来のものよりも受光面が大きなものに差し替え、性能評価を行なった。従来の 80L-ラドン検出器には、Si PIN フォトダイオードは HAMAMATSU-S3204-091 が用いられている。受光面は 1 辺が 18 mm の正方形、空乏層厚は 0.3 mm である。印加することのできる逆バイアス電圧は最大 100V である。本研究では、Si PIN フォ
トダイオードを HAMAMATSU-S3584-092 に差し替えた。受光面は 1 辺が 28 mm の正方形、空乏層厚は 0.3 mmである。印加できる逆バイアス電圧は最大で 100V である。以下では、型番ではなく、HAMAMATSU-S3204-09
を 18 mm の PIN フォトダイオード、HAMAMATSU-S3584-09 を 28 mm の PIN フォトダイオードと呼ぶことにする。
1 カタログ：https://www.hamamatsu.com/jp/ja/product/type/S3204-09/index.html
2 カタログ：https://www.hamamatsu.com/jp/ja/product/type/S3584-09/index.html

第 4 章 80L-ラドン検出器の改良と較正実験

40

図 4.2: (左)80L-ラドン検出器の外観を示した図。(右) 静電捕集法と 80L-ラドン検出器の各部位を示した図

図 4.3 に２つの PIN フォトダイオードの外観を示した。また、表 4.2.2 に２つの PIN フォトダイオードの構成と規格を示した。

図 4.3: 28 mm と 18 mm の PIN フォトダイオード

4.2.3

フィードスルー

本研究で用いた 80L-ラドン検出器の上面にはフィードスルーが用いられている。フィードスルーは絶縁のためのセラミック製の部分から長さ約 5 cm の電極が伸びており、電極は回路と PIN フォトダイオードを繋いでいる。
フィードスルーを用いることによって、ラドン検出器内部の真空度を高めることができ、低バックグラウンドのラドン測定を可能にしている。なお、80L-ラドン検出器の真空到達度は 1.0 × 10−5 Pa である。また、セラミック

4.2. 80L-ラドン検出器の概要

41

表 4.1: Si PIN フォトダイオードの構成と規格
型番
S3204-08
S3584-08
受光面 (面積)18 × 18 mm2

28 × 28 mm2

空乏層の厚み0.3 mm

0.3 mm

最大逆バイアス電圧

100 V

100 V

製の部分によって、電極とラドン検出器の容器が絶縁されているため、PIN フォトダイオードに −2000 V の高電圧をかけつつ、ラドン検出器の容器がグラウンドであるという状況を生み出している。図 4.4 に、ラドン検出器上面部にあるフィードスルーを回路とともに撮影したものを示した。回路と触れている部分が電極であり、その下に見えるものがフィードスルーのセラミック部分である。

図 4.4: ラドン検出器上面部とフィードスルー。ラドン検出器の外側上面部を撮影している。回路と接している部分が電極であり、その下にセラミック製のフィードスルーが見えている。

4.2.4

高電圧分割回路

正に帯電したラドン娘核種を PIN フォトダイオードへ捕集するため、PIN フォトダイオードには負の高電圧をかける必要がある。80L-ラドン検出器にはラドン娘核種捕集用の高電圧と PIN フォトダイオードの逆バイアス電圧を同時に供給するための回路 (高電圧分割回路) が用いられている。高電圧分割回路はウィン電子工業3 と共同開発されたものである。PIN フォトダイオードの規格と回路素子の規格から、ラドン娘核種捕獲用の高電圧は最大−2 kV までとなっている。ラドン娘核種捕集用の高電圧が −2 kV のとき PIN フォトダイオードには 91V かかるように設定されている。
図 4.5、図 4.6 に高電圧分割回路の外観と回路図を示した。下段基盤が高電圧分割回路となっており、上段基盤にはプリアンプ、プリアンプ用電源、高電圧用電源との接続部となっている。

4.2.5

プリアンプ・ADC ボード・データ収集システム

本研究で用いたデータ収集システムは、神岡坑内のラドン濃度モニタリングシステム [43] で用いられているものと同様のものを用いた。
プリアンプ、データ収集用の ADC ボード、RaspberryPi もウィン電子工業との共同開発である。
3 http://www.win-ei.com

第 4 章 80L-ラドン検出器の改良と較正実験

42

図 4.5: 高電圧分割回路の外観

プリアンプ

PIN フォトダイオードからの負の電流パルスはプリアンプで正の電圧に変換される。AD847ARZ でパルス信号
は整形、反転増幅され、RaspberryPi 用の ADC ボードへと送られる。図 4.7、図 4.8 にプリアンプとの外観と回路図を示した。このプリアンプの回路は 80L-ラドン検出器以外にも、1L-ラドン検出器 [43] で用いられており、1L
ラドン検出器で用いる場合と接続の設定が異なる。本研究では、高電圧分割回路との接続のため、JP2 コネクショ
ンは 1 と 2 で接続するよう設定した。また、RaspberryPi 用の ADC ボードと接続するため JP1 コネクションは2 と 3、4 と５で接続するように設定した。

ADC ボード・データ収集システム
ADC ボードはコンパレーター回路、ピークホールド回路、8-bit ADC(MAX153CWP)、パルスタイミング回
路、ラッチ回路から構成されている。ADC ボードは 50 Ω-インピーダンスの LEMO ケーブルで最大 1000 mV までの振幅をもつ信号を受け取り、ピークホールド回路と 8-bit ADC によって ADC チャンネル番号へと変換する。
変換された信号は RaspberryPi へと送られる。

ADC ボードでデジタル信号に変換されたシグナルはソフトウェアによってモニタリングされる。このソフトウェ
アは C++で構成されており、WiringPi framework4 を用いて、RaspberryPi で管理されている [43]。このデータ
収集システムでは、≈ 28 kHz のカウントレートまで対応している。この値は 80L-ラドン検出器の較正係数をおよそ 2 CPD/(mBq/m3 ) として、1.2 MBq/m3 のラドン濃度に対応するものである。本研究で用いたラジウム線源によるラドン濃度はせいぜい 1250 Bq/m3 程度であり、このデータ収集システムの機能は十分対応可能である。較
正係数および測定系のラドン濃度については後の節で、詳しく述べる。図 4.9、図 4.10、図 4.11 に ADC ボードの外観と回路図を示した。

4 http://wiringpi.com/the-gpio-utility/4.2. 80L-ラドン検出器の概要

43

図 4.6: 高電圧分割回路の回路図

図 4.7: プリアンプの外観 [43]。大きさはおよそ 2 × 5 cm2 程度である。

第 4 章 80L-ラドン検出器の改良と較正実験

44

図 4.8: プリアンプの回路図 [43]。神岡坑内のラドンモニタリングシステムに用いられている 1L-ラドン検出器の電圧供給回路 (左側 JP2 の 3 の部分) も含まれているが、本研究では使用していない。そのため、JP2 コネクショ
ンは 1 と 2 で接続するよう設定した。また、RaspberryPi 用の ADC ボードと接続するため JP1 は 2 と 3、4 と５で接続するように設定した。

図 4.9: ADC ボードの外観 [43]。大きさはおよそ 5.5 × 8.5 cm2 程度である。

4.2. 80L-ラドン検出器の概要

45

図 4.10: ADC ボードの回路図 [43]46

第 4 章 80L-ラドン検出器の改良と較正実験

図 4.11: ADC ボードの回路図 [43]。RaspberreyPiB+、2B+、3B 用に加えられた部分

4.3. 較正実験

47

較正実験

4.3

改良した 80L-ラドン検出器の性能評価をするため、較正実験を行なった。ここでは、80L-ラドン検出器の較正係数の特性と較正実験の概要について述べる。

4.3.1

ラドン検出器の較正係数

ラドン検出器の較正係数 CF の定義は (4.2.1) を較正係数について解いて較正係数 CF [CPD/(mBq/m3 )] =1 日のα線のカウント数 [CPD]
ラドン濃度 [mBq/m3 ](4.3.1)と書ける。較正係数はラドン濃度が既知の気体に対して α 線のカウント数を測定することで、求める事ができる。
ラドン濃度が一定の場合には、α 線のカウント数と較正係数は比例するため、較正係数は検出効率を表す指標になる。後の節で述べるが、本研究ではラジウム線源を用いてラドン濃度を一定にして較正係数の測定を行なった。
ラドンの娘核種のうち α 線を放出する核種は 218 Po(6.002 MeV)、214 Po(7.687 MeV)、210 Po(5.304 MeV) がある。
他の核種 (210 Pb や 210 Bi など) からの α 線については、崩壊分岐比が低いためほとんど検出はされない。これら 3種のラドン娘核種からの α 線のうち、ラドン濃度の算出には、214 Po からの α 線のカウント数を用いている [40]。
その理由を以下に示した。

• 214 Po はより検出されやすい。
214

Po よりもウラン系列の上流にあるラドンの娘核種である 218 Po、214 Pb、214 Bi は、全て正に帯電する性質を持つ。したがって、214 Po のシグナルが検出されるためには 218 Po、214 Pb、214 Bi のどれかの状態で捕集されれば良い。一方で 218 Po のシグナルが検出されるためには 218 Po の状態で捕集される必要がある。そのため 214 Po のシグナルの方が検出されやすい。

• 214 Po のシグナル領域に他の核種のシグナルが入りにくい。
図 4.12 には、典型的なエネルギースペクトルを示している。218 Po と 210 Po のシグナルのエネルギー差は214

Po と 218 Po のシグナルのエネルギー差よりも小さい。したがって、218 Po のシグナルの中には 210 Po のシグナルが比較的多く混ざっている事がわかる。一方で、214 Po のシグナルの中には 218 Po のシグナルの混入は比較的少ない。
また、210 Po のシグナルは上流に存在する 210 Pb の半減期が 22 年であるため、検出されるまでに非常に長い時間がかかる。したがって、リアルタイムでの測定は不向きであり、210 Po のシグナルは用いられない。
ただし、218 Po、214 Pb、214 Bi の半減期の合計は約 50 分であり、その分 214 Po を用いたラドン濃度測定にはタイムラグがある。一方で 218 Po はラドンの直接の崩壊先であり、218 Po のシグナルを用いてラドン濃度を計算する
ことで、そのタイムラグを減らす事ができる。そのため、ラドン濃度が大きく変化する場合などに 218 Po のシグ
ナルを用いるメリットもある。
ラドン検出器の較正係数には電圧依存性と湿度依存性がある。ここで、「電圧」とはラドン娘核種捕集用のドリ
フト電場を作るために PIN フォトダイオードに印加されている高電圧のことを指す。

較正係数の電圧依存性

PIN フォトダイオードに印加されている高電圧が変化すると、ラドン検出器内のドリフト電場の強度が変化する。ドリフト電場の強度はイオンのドリフト速度に比例する。したがってドリフト電場の強度がより大きくなるgraded thehole water
detection
there was48
had such

Fig. 1. A schematic view of the high sensitivity radon detector
第 4 章 80L-ラドン検出器の改良と較正実験
for air.

concentrafor radon
sensitivity
developed.
air and ar are used.

is used in
on of the214
Fig. 2. A typicalpulse height spectrum [44]for。alphaparticles from
図 4.12: ラドン娘核種からのα 線の典型的なエネルギースペクトル
Po のエネルギー領域をラドン濃度測定に用いるシグナル領域としている。
y measureradon daughter products. The radon concentration is about
3 Bq/m! for this plot. The signal region of "#$Po decays is fromhotodiode80 to 112 ADC channel for this detector.
事で広範囲のラドン娘核種を捕集する事ができるようになるため、検出効率または較正係数は大きくなる。
% of "#%Po
図 4.13 に有限要素法による電場シミュレーションの結果を示した。検出器の容器の部分はグランドになっており、
nuclei PINof フォトダイオードに高電圧が印加されている。色はその場所にかかっている電圧値を表しているため、色の100 V
ged [6].変化が電場の強度を表す。ラドン検出器内には空気が封入されているとした。色がついている場所の端には
the inside of the vessel is electropolished. The PINがかかっている。ラドン検出器内のどの程度の電圧がかかっている領域まで、ラドン娘核種が捕集されるかは定high sensiphotodiode is electrically isolated from the stainless
かではない。しかし印加電圧が大きいほど、高い電圧が広範囲までかかっている様子がわかる。
of a cylinsteel vessel with an acrylic plate and a ceramic feed
hotodiode,through.
rcuit, and
The PIN photodiode is a Hamamatsu Photonics
s supplied
S3204-06 with passivation finish. The glass covervessel isplate is removed to measure the energy of alphauced in theparticles. The detection area, sensitive thickness,positively
and capacity are 16 mm!16 mm, 500 !m, andiode, then
80 pF, respectively. A typical pulse height spectrumd.
is shown in Fig. 2. In order to measure radon
vessel areconcentration, only the "#$Po peak is used behe volume
cause that energy region has fewer noise events, noound level,other alpha peak overlapped, and it has a higher

4.3. 較正実験49

図 4.13: 有限要素法によるラドン検出器内の電場シミュレーション。検出器の容器の部分はグランドになっており、PIN フォトダイオード (18mm のもの) に高電圧が印加されて容器とは絶縁されている。6 つの図の違いは印
加されている電圧の値であり、電圧値は 1–6 kV である。色がついている場所の端には 100 V がかかっており、色の変化が電場の強度を表す。COMSOL Multiphysics を用いて筆者作成。

第 4 章 80L-ラドン検出器の改良と較正実験

50
較正係数の湿度依存性

検出器内の気体に水分が存在すると、正に帯電したラドン娘核種が中性化されてしまう。中性化してしまった娘核種は PIN フォトダイオードに捕集されないため検出されない。ラドン娘核種の中性化については K.D.Chu

et.al[45] によって議論されている。
表 4.3.1 にあるように、水分子に比べて、ラドン娘核種のイオン化エネルギーが小さく、容易に中和される。また
218

Po は空気中では 218 PoO2 + の状態で存在する。

表 4.2: ラドン娘核種とラドン娘核種が空気中で作る分子のイオン化エネルギー分子
イオン化エネルギー

H2 O
218
214

8.4 eV

+

7.4 eVBi+

7.4 eV

Po
Po

214
218

12.5 eV

+

PoO2

+

10.4 eV

空気中の水分によるラドン娘核種の中性化には 2 つのパターンがある。

• エアロゾル生成による中和
イオン化エネルギーの高い 218 PoO2 + は水分子と結合し [218 PoO2 (H2 O)n ]+ というクラスターを形成する。
粒子半径が大きくなり、質量も増加するため、移動速度が小さくなる。また、空気中の分子によって中性化される確率が大きくなり、最終的には空気中でエアロゾルと結合し、NO2 や H2 O によって中性化される。

• 負電荷による中和
空気中の水分から · OH が生成されると、電子の捕捉剤として働き、218 PoO2 + を中性化する。

H2 O →·
218

OH + e+·PoO2 + OH

H· + · OH

−

→

·

−

→

218

OH

(4.3.2)−(4.3.3)·

PoO2 + OH(4.3.4)

このように、作用し 218 PoO2 + を中性化する。
後者の負電荷による中性化については、定量的な議論がなされている。
空気中の H2 O、H、OH の濃度を [H2 O] [H] [OH] とし、H2 O の分解定数を Q、H と OH の結合定数を k と置くと、[OH] の時間変化はd[OH]= Q[H2 O] − k[H][OH]dt(4.3.5)と書ける。
平衡状態では、左辺は 0 であり、[H] ≈ [OH] であるので、√
Q[OH] =[H2 O]
k(4.3.6)と書ける。
ラドン娘核種の中性化の頻度は [OH] に比例する。またラドン娘核種の中性化は検出効率の低下を意味し、較正係
数と [OH] は

CF ∝ −[OH](4.3.7)

4.3. 較正実験

51の関係にある。以上から、

CF ∝ −[OH] ∝ −√[H2 O](4.3.8)を得る。
ラドン検出器内の湿度は露点計を用いて絶対湿度で測定される。ラドン検出器内の露点を Tdew [K] とし、飽和水蒸気圧を P [Pa] とすると、近似的に)(6096.9385
2+ 21.240962 − 0.02711193Tdew + 0.00001673952Tdew+ 2.433502 ln Tdew
P = exp −Tdew(4.3.9)と書ける [46]。またラドン検出器内の気体の温度を Tair [◦ C] とすると絶対湿度 AH[g/m3 ] は、

AH =0.00794P
1 + 0.00366Tair(4.3.10)と書ける。絶対湿度 AH[g/m3 ] と水分濃度 [H2 O] が対応すると考えると、正の定数 a、b を用いて、√CF = a − b AH

(4.3.11)を得る。較正係数 CF の湿度依存性についてはこの関数に従うようなものであると考えられる。

4.3.2

較正係数の測定

この節では較正実験の具体的な方法と結果、それに対する考察を述べる。

測定系の概要図 4.14 に較正実験の測定系の概要図を示した。28 × 28 mm2 の PIN フォトダイオードがついた 80L-ラドン検出器と 18 × 18 mm2 PIN フォトダイオードがついた 80L-ラドン検出器を直列につなぎ、同じ空気を流すことで比較が行えるようにした。
表 4.3.2 に較正実験に用いた器具とその型番を示した。空気ポンプはバイパスラインを設けることで流量を調節できるようになっている。また流量計でも、空気の流量を調節できる。循環させる空気は G1 純空気を用いた。

測定系の露点管理
温度計と露点計は 2 つのラドン検出器の間に設置することで、両検出器の内部の温度と露点をモニターできるよ
うにした。銅ウール 14 g が入った U 字管を冷却浴につけ、冷却浴の温度によって、測定系内の湿度をコントロー
ルした。冷却浴は −80 ∼ 20◦ C まで温度を変えることができる。

表 4.3: 較正実験の用具とその型番
用具
型番
空気ポンプ

IWAKI BA-330SN

温度計兼露点計

VISALA DMT 340

流量計

HIROBA SEC-Z512MGX

第 4 章 80L-ラドン検出器の改良と較正実験

52

図 4.14: 較正実験の測定系概要図。28 × 28 mm2 の PIN フォトダイオードがついた 80L-ラドン検出器と 18 ×

18 mm2 PIN フォトダイオードがついたものを直列につなぎ、同じ空気を流すことで比較が行えるようにした。

測定系のバックグラウンド
較正係数の測定を始める前に、較正線源をつけない状態で測定系のバックグラウンドを測定した。バックグラ
ウンドとして考えられるものは、主にラドン検出器や配管の表面からのラドンの湧き出しである。
バックグラウンド測定は以下のように行なった。

• 期間
バックグラウンドの測定は 2017 年 8 月 20 日から 2017 年 9 月 18 日までの 30 日間行なった。

• 電圧、湿度、流量の設定
ラドン検出器の PIN フォトダイオードに印加する電圧は −2 kV とした。U 字管の冷却浴の設定温度を −80 ◦ Cにし、空気の流量を 0.600 L/min に設定した。80L-ラドン検出器内の絶対湿度は 0.0045 ± 0.0001 g/m3 で一定であった。
図 4.15 にバックグラウンド測定で得られたエネルギースペクトルを示した。シグナルの領域は較正係数の測定の際に得られたエネルギースペクトルから決定した。シグナル領域の決定法に関しては、較正係数の電圧依存性の測定で詳細を述べる。また、図 4.16 に測定系のバックグラウンドの時間変動を示した。

28 mm の PIN フォトダイオードのラドン検出器から得られたバックグラウンドレートは 2.22 ± 0.27 CPD、18mm の PIN フォトダイオードのラドン検出器から得られたバックグラウンドレートは 2.10 ± 0.26 CPD であり、
1σ の範囲で一致した。
このカウントレートは先行研究 [40] で測定された 18 mm の PIN フォトダイオードのラドン検出器のバックグラ
ウンドレート 0.74 ± 0.07 CPD よりも高くなっているが、この測定では、80L-ラドン検出器を封じきりにしてラ4.3. 較正実験

53

ドン検出器からのみのバックグラウンドを測定したのに対し、本研究では測定系全体のバックグラウンドを測定しているため、バックグラウンドが大きくなっていると考えられる。
後術するが、較正係数の測定においてはカウントレートが ≈ 1, 000, 000 CPD 程度になる。そのため、バックグラ
ウンドは無視できることがわかる。

図 4.15: 測定系のバックグラウンドスペクトル。(左)28 mm の PIN フォトダイオードのラドン検出器の結果。

(右)18 mm の PIN フォトダイオードのラドン検出器の結果。シグナルの領域は較正係数の測定の際に得られたエネルギースペクトルから決定した。

図 4.16: 測定系のバックグラウンドの時間変動。(左)28 mm の PIN フォトダイオードのラドン検出器の結果。

(右)18 mm の PIN フォトダイオードのラドン検出器の結果。灰色の帯は 30 日の測定から得られたバックグラウ
ンドのカウントレートの平均 ±1σ の領域を示す。

較正線源と測定系のラドン濃度
較正線源には Pylon 社製のラジウム線源を用いた。放射能は 199 Bq で精度は ±4% である。またこの較正線源
は着脱可能である。
較正係数の測定の際にはラジウム線源とラドン検出器を直列につなぎ、空気を循環させ放射平衡になったのを確認した。
較正実験の測定系は VCR1/4(Swagelock) の配管でがっており、ラドン検出器の体積の不定性 ±5 L なのに対して、

第 4 章 80L-ラドン検出器の改良と較正実験

54

配管の体積は合計で 0.1 L 程度である。そのため、測定系の体積は 160 ± 10 L として、配管の体積は無視した。
以上から、放射平衡の場合には検出器内のラドン濃度は 199 Bq/0.160 m3 ≈ 1243Bq/m3 程度になる。本研究では、バックグラウンド測定を終えた後にラジウム線源を取り付け、カウントレートが一定になるのを確認した。その後、測定系内は放射平衡状態であるとして較正係数の測定を行なった。
放射平衡の確認は以下のように行なった。

• 期間2017 年 9 月 19 日から 2017 年 9 月 27 日まで行なった。

• 電圧、湿度、流量の設定
ラドン検出器の PIN フォトダイオードに印加する電圧は −2 kV とした。U 字管の冷却浴の設定温度を −80 ◦ Cにし、空気の流量を 0.600 L/min に設定した。ラドン検出器内の絶対湿度は 0.0045 ± 0.0001 g/m3 で一定であった。
図 4.17 にラジウム線源接続後の 10 分ごとのカウント数を示した。12 時間がたったころからカウント数の変動はなく放射平衡になっていることがわかる。

図 4.17: ラジウム線源接続後のカウントレートの変動。10 分ごとのカウント数をプロットした。青色は 28 mm のPIN フォトダイオードのラドン検出器のカウントレート。赤色は 18 mm の PIN フォトダイオードのラドン検出
器のカウントレート。

較正係数の電圧依存性測定系が放射平衡になっていることを確認したのち、電圧依存性の測定を行なった。電圧依存性の測定法は以下の通りである。

• 期間2017 年 9 月 28 日から 2017 年 10 月 30 日までの間

4.3. 較正実験

55

• 湿度、流量の設定
U 字管の冷却浴の設定温度を −80 ◦ C にし、空気の流量を 0.600 L/min に設定した。ラドン検出器内の絶対湿度は 0.0045 ± 0.0001 g/m3 で一定であった。

• 電圧の設定
PIN フォトダイオードに印加する電圧は −0.2 kV から −2 kV まで、−0.2 kV ごとに変化させた。電圧はカウントレートが安定していることを確認してから変えた。1 つの電圧値について最低でも 48 時間はデータをとった。
印加電圧を小さくした場合、ドリフト電場の強度が小さくなり、捕集効率が悪くなるため、カウントレートが小さくなる。また高電圧分割回路の特性から、PIN フォトダイオードにかかるバイアス電圧も小さくなる。その結果、シグナルの ADC チャンネルの位置がシフトする。図 4.18 に印加電圧の変化によるエネルギースペクトルの変化を示した。
シグナル領域は印加電圧によって変化するため、電圧値ごとにシグナル領域を決める必要がある。本研究では、
ピークの ADC チャンネルから+5、-10 の計 15 チャンネル分をシグナル領域と定めた。
図 4.19 に印加電圧の変化によるカウントレートの変化を示した。電圧を大きくするとともにカウント数が大きくなることがわかる。
電圧を変更したことによる影響を小さくするために、電圧を変更する前 24 時間分のデータを 1 日分のカウント数として用いて、較正係数を決定した。
図 4.20 に較正係数の電圧依存性を示した。また、表 4.3.2 に代表的な 3 点における較正係数の値を示した。電圧が高い範囲 (> 1 kV) では有意な差は見られなかった。一方で電圧の低い範囲では、較正係数に最大で 28%程度の差が見られた。電圧が低い場合には電場の広がりが小さく PIN フォトダイオードの大きさは電場の広がりに対して、無視できないが、電圧が大きい場合には電場の広がりに対して、PIN フォトダイオードの大きさが小さくなっていき、捕集効率の差が小さくなったと考えられる。

図 4.18: 印加電圧の変化によるエネルギースペクトルの変化。バイアス電圧の変化によってシグナルの位置はシ
フトし、ドリフト電場の強度の変化によってカウント数が変化する。(左)28 mm の PIN フォトダイオードのラドン検出器のもの。青は −2 kV かけた時のもので緑は −0.2 kV かけた時のもの (右)18 mm の PIN フォトダイオー
ドのラドン検出器の結果。赤は −2 kV かけた時のもので橙は −0.2 kV かけた時のもの。

第 4 章 80L-ラドン検出器の改良と較正実験

56

図 4.19: 印加電圧の変化によるカウントレートの変化。10 分ごとのカウント数をプロットしている。28 mm のPIN フォトダイオードのラドン検出器から得たもの。

表 4.4: 較正係数の電圧依存性。代表的な 3 点 (最低電圧の −0.2 kV、中間の電圧の −1.0 kV、最高電圧の −2.0 kV)の較正係数の値を示した。
電圧値

較正係数 (28 mmPIN フォトダイオード)

較正係数 (18 mmPIN フォトダイオード)

較正係数の差−0.2 kV3

1.23 ± 0.05 CPD/(mBq/m )30.96 ± 0.04 CPD/(mBq/m )28 ± 7%−1.0 kV

3

2.20 ± 0.09 CPD/(mBq/m )3

2.14 ± 0.09 CPD/(mBq/m )3 ± 6%−2.0 kV

2.35 ± 0.09 CPD/(mBq/m )2.30 ± 0.09 CPD/(mBq/m )2 ± 6%

33

較正係数の湿度依存性
較正係数の湿度依存性の測定を行なった。湿度依存性の測定法は以下の通りである。

• 期間2017 年 12 月 25 日から 2018 年 2 月 2 日までの期間• 電圧、流量の設定
PIN フォトダイオードに印加する電圧は −0.2 kV、空気の流量は 0.600 L/min、に設定した。
• 湿度の設定
U 字管の冷却浴の設定温度を −80◦ C から 20◦ C まで 10◦ C ずつ変化させた。一つの絶対湿度値について最低でも、48 時間はデータを取得した。また、絶対湿度が安定していることを確かめた。
図 4.21 に測定系の絶対湿度の時間変化を示した。U 字管の設定温度を変更した時以外は安定していることがわかる。

U 字管の冷却浴の設定温度を変更したことによる影響を小さくするために、U 字管の冷却浴の設定温度を変更する前の 24 時間分のデータを用いて較正係数を決定した。

4.3. 較正実験

57

図 4.20: 較正係数の電圧依存性。青色は 28 mm の PIN フォトダイオードのラドン検出器のカウントレート。赤色は 18 mm の PIN フォトダイオードのラドン検出器のカウントレート。電圧の大きい部分では差は見られなかっ
たが、低電圧側では 28%の改善が見られた

図 4.22 に較正係数の湿度依存性の結果を示した。また表 4.3.2 に較正係数の湿度依存性のフィット結果を、表

4.3.2 に代表的な 3 点の較正係数を示した。フィットの結果としては、28 mmPIN フォトダイオードと 18 mmPIN
フォトダイオードで、有意な差は得られなかった。
ただしそれぞれの湿度について差を見ると、湿度が低い領域では、較正係数の差は見られなかったが湿度が高い
領域では 10–20%程度の改善が見られた。
図 4.22 や表 4.3.2 に示されている較正係数は 214 Po のシグナルを用いて決定したものである。較正係数は 218 Po を用いても決定することが可能である。図 4.23 に 218 Po のシグナルを用いて決定した較正係数と 214 Po のシグナルを用いて決定した較正係数の比を示した。一度捕集された 218 Po はその後も PIN フォトダイオードについていると考えられるので、この比は、214 Po のシグナルが捉えられたラドン娘核種のうち、218 Po で捕集されたものの割合を示すと考えることができる。図 4.23 は 28 mm の PIN フォトダイオードのラドン検出器では、18 mm の PIN
フォトダイオードのラドン検出器よりも、218 Po の状態で捕集されるラドン娘核種の割合が増えたことを示している。

表 4.5: 較正係数の湿度依存性。(4.3.11) を用いたフィットの結果√
ラドン検出器較正係数 (CF = a − b AH [mBq/m3 ])√28 mm PIN フォトダイオードのラドン検出器
CF = 2.48 ± 0.04 − (0.37 ± 0.02) AH√
28 mm PIN フォトダイオードのラドン検出器
CF = 2.39 ± 0.04 − (0.42 ± 0.05) AH

第 4 章 80L-ラドン検出器の改良と較正実験

58

図 4.21: 測定系の湿度の安定性を示した図。U 字管の設定温度が −80– − 60◦ C の間は、測定系の絶対湿度が変化することはなかった。

表 4.6: 較正係数の湿度依存性。代表的な 3 点 (最低湿度の 0.0042 g/m3 、中間の湿度 1.78 g/m3 、最高湿度の6.90 g/m3 の較正係数の値を示した。
絶対湿度

較正係数 (28 mmPIN のラドン検出器)

較正係数 (18 mmPIN のラドン検出器)

較正係数の差0.0042 g/m3

2.35 ± 0.09 CPD/(mBq/m3 )2.30 ± 0.09 CPD/(mBq/m3 )2 ± 6%

1.78 g/m

332.12 ± 0.08 CPD/(mBq/m )31.85 ± 0.07 CPD/(mBq/m )15 ± 7%

6.90 g/m

31.45 ± 0.06 CPD/(mBq/m )1.23 ± 0.05 CPD/(mBq/m )18 ± 7%

4.3.3

3

3

80L-ラドン検出器の較正実験に対する結論と今後の展望

1 辺 28 mm の PIN フォトダイオードを用いた 80L-ラドン検出器の較正実験および、既存の 80L-ラドン検出器との比較をすることによる性能評価を行なった。較正係数の電圧依存性、湿度依存性について結果を得ることができた。
電圧依存性については、低電圧側で較正係数が改善した。これは PIN フォトダイオードの大きさが無視できない
ような時には、電圧の大きさが同じ場合でも PIN フォトダイオードが大きい分、電場の強度に変化が現れるため、捕集効率が改善されるためである。湿度依存性については、高湿度側で較正係数が改善した。また、それぞれのラドン検出器について 218 Po のシグナルを用いた較正係数と 214 Po のシグナルを用いた較正係数の比較を行った。

28 mmPIN フォトダイオードを用いた場合、高湿度において 218 Po の捕集効率が改善されていることを示唆する結果を得た。
なぜ高湿度側で 218 Po、214 Po の捕集効率の改善が見られたのか、直接的な原因の調査が今後の課題である。
本研究では、高湿度における較正係数の電場依存性を測定しなかったが、高湿度における電場依存性の違いを測定することで、高湿度側における捕集効率の違いについて知見を得られる可能性がある。
本研究では、高電圧低湿度におけるラドン娘核種の捕集効率は改善ができなかった。ラドン検出器のさらなる高感度化のために、さらなる改良をする必要があると考えられる 。具体的には高電圧分割回路の改良である。ラドン娘核種捕集用の高電圧を 2 kV 以上にすることで較正係数の改善が見込まれる。高電圧分割回路の改良を行い、さらに高電圧をかけた場合の較正係数を測定することが今後の課題である。

Calibration Factor [(Counts/day)/(mB/m3)]

4.3. 較正実験

59

3
差はない

2.5

10~20%改善

2

1.5

1

HV = -2000 V
Air Flow Rate = 0.600L/min
28x28 mm^2

0.5
018x18 mm^2

10−2

10−1

1
10
Absolute Humidity [g/m3]

図 4.22: 較正係数の湿度依存性。青色は 28 mm の PIN フォトダイオードのラドン検出器の結果。赤色は 18 mmの PIN フォトダイオードのラドン検出器の結果。(左) フィッティングなし (右) フィッティングあり

60

第 4 章 80L-ラドン検出器の改良と較正実験

図 4.23: 218 Po による較正係数の 214 Po による較正係数に対する比の湿度依存性。青色は 28 mm の PIN フォトダ
イオードのラドン検出器の結果。赤色は 18 mm の PIN フォトダイオードのラドン検出器の結果。高湿度側では、顕著に差が現れている。

61

第5章

太陽フレア中の粒子加速時間の特定

太陽フレアは爆発現象であるため、ニュートリノは定常的に生成されるのではなく、太陽フレアと同程度のタイ
ムスケール (≈100–1000 秒) の間に生成されるものと考えられる。ただし太陽フレア由来のニュートリノの観測例
は未だにないため、ニュートリノがいつどのように生成されているのか、詳細には明らかになっていない。そこ
で、人工衛星による光学的な観測の情報を用いて、Time Window を設定した。
この章では、それぞれの光学的情報に基づいた太陽フレアイベントの選定と time window の決定法について述
べる。

5.1

太陽フレアイベントの選定

すでに節 1.3.2 で太陽フレア由来のニュートリノのフラックス予想について述べたが、いずれの予想においても全解放エネルギーが 1032 erg 程度の最大規模の太陽フレアを仮定している。そこで、本研究のターゲットとなる
太陽フレアを最大規模のものに絞った。具体的には、太陽フレアの規模を表す指標として用いられている GOESの軟 X 線 (1–8Å) のピーク値が 5 × 10−4 W/m2 以上、すなわち、クラス X5 以上の太陽フレアのみを対象とした。
名古屋大学 CIDAS システムに保存されている GOES のデータをプロットし、スーパーカミオカンデの観測開始日である 1996 年 4 月 1 日から 2018 年 5 月 31 日までの間に起きた大規模な太陽フレアを選定した。その結果、対象となる太陽フレアのイベントは 23 イベントであった。

5.2

Time Window の決定法

太陽フレア発生時には、電磁波の増光が見られる。電磁波の発生機構はそのエネルギーによって推定することができ、発生機構の違いから増光や減光の様子が異なる。この節では、本研究で行なった Time Window の決定法についてその意義とともにのべる。なお、選定したフレア全てについて探索を行えるようにすることと、様々な指標を比較できるようにするため、複数の光学的情報を用いて Time Window を決定した。

1 章でも述べたがニュートリノの発生には高エネルギープロトン (> 300 MeV) が必要であるため、Time Window
としてはできるだけプロトンの加速と関係のある指標が望ましい。

5.2.1

軟 X 線 (GOES)

2.1 節で述べたように GOES で観測された軟 X 線 (1-8 Å) のフラックスのピーク値は太陽フレアのクラス分けの指標として広く使用されており、10−4 W/m2 以上のピーク値を持つ太陽フレアは最大規模のフレアとして分類される。また GOES は継続して太陽フレアの観測をしているため、軟 X 線のデータは長期に渡ってある。そのため、GOES のデータを用いて time window を決定することは、過去におきたフレアと最近起きたフレアを比較する際に同一の指標となるといった点で重要である。ただし軟 X 線は熱的電子の制動放射が由来であり、電子加速との相関はあると考えられるが、プロトンの加速との関係は明らかではない。
対象にした 23 の太陽フレアにおいて GOES で観測された軟 X 線のライトカーブは図 5.1、図 5.2、図 5.3 のように

第 5 章 太陽フレア中の粒子加速時間の特定

62

なっている。軟 X 線のライトカーブを用いた Time Window の決定法として、軟 X 線のフラックスが 10−4 W/m2
以上となっている時刻とした。この方法で決めた Time Window は本研究においては最も長く、ニュートリノ探索を行う際にシグナルとなるイベントを逃さないようにするために作成した。

5.2.2

軟 X 線ライトカーブの時間微分 (GOES)

軟 X 線の増光は 10 分程度、減光は 30 分 1 時間程度続き、増光の期間は impulsive phase、減光の期間は gradualphase と呼ばれる。太陽フレアによって加速された非熱的電子は散乱等によってエネルギーを失い、やがて熱的制動放射をするようになる。したがって gradual phase には、加速されている電子は無いと考えられる。したがって、軟 X 線のライトカーブを時間微分したものは硬 X 線ライトカーブと似た時間変化をすることが経験則として知られている。これを Neupert 効果と呼ぶ [47]。硬 X 線 (または軟 X 線のライトカーブを時間微分) のピークのタイミングとプロトンの加速のタイミングの関係を物理的な意味から関係づけることは難しいが、図 5.4 に示されているように 90 MeV の γ 線が増光するタイミングとの相関が Kurt [48] によって報告されている。節 1.3 でも述べたようにこの 70 MeV 以上の γ 線は太陽フレアニュートリノの生成過程で荷電 π 中間子と共に生成される中性

π 中間子の崩壊 (π 0 → 2γ) の由来 γ 線であると考えられ、太陽フレアニュートリノ探索においても重要な指標となると考えられる。
図 5.5、図 5.6、図 5.7 に対象にした 23 太陽フレアに対するライトカーブの時間微分のプロットを示した。各時刻
でフラックスをカウント数に直し、カウント数に対してルートをとりエラーとしている。ライトカーブの時間微)((t−t )2を用いてフィットをし、ピークの時間 t0 から ±3σ の領域を Time Window とし分をガウス関数 A exp − σ20た。ただし、複数のピークが存在する場合には、複数のガウシアンの重ね合わせとしてフィットし、Time Window
は一番最初のピークと一番最後のピークのフィットから得た σ を用いて決めた。
以上の方法は、軟 X 線のライトカーブおよびその時間微分が典型的な振る舞いをしている場合について適用した。
しかし同様の方法では、決められないイベントが 2 イベント存在したため、その 2 イベントについては特別な措置をとった。一つは 2003 年 11 月 4 日に起きたイベントであり、GOES の観測開始以来最大の太陽フレアイベン
トである。このイベントが発生した際に GOES の X 線検出器のフラックス測定限界を超えたためカウント数が飽
和してしまったため、軟 X 線のピーク付近の時刻ではライトカーブの時間微分は 0 であった。そこで、カウント数の飽和開始時間前については飽和開始時間をピーク時間 t0 としてガウス関数フィットを行い、飽和開始時間から 3σ 前を Time window の開始時刻とした。Time window の終了時刻に関しては、カウント数の飽和が終了した
時刻に設定した。
もう一つのイベントは 2005 年 9 月 9 日に発生したイベントである。このイベントは増光の時間が 30 分程度であり、他のイベントよりも非常にゆっくりと増光している。そのため時間微分をとると、エラーの幅が主値よりも大きくなってしまい、フィットはもちろん目視による Time window の設定も困難であった。そのためこのイベントに関しては、軟 X 線ライトカーブの時間微分による Time window の決定は対象外とした。

5.2. Time Window の決定法

63

図 5.1: 軟 X 線のライトカーブ。名古屋大学 CIDAS システムに保存されているデータを基に筆者作成。いずれもピーク値を含む 4 時間をプロットしている。

64

第 5 章 太陽フレア中の粒子加速時間の特定

図 5.2: 軟 X 線のライトカーブ。名古屋大学 CIDAS システムに保存されているデータを基に筆者作成。いずれもピーク値を含む 4 時間をプロットしている。

5.2. Time Window の決定法

65

図 5.3: 軟 X 線のライトカーブ。名古屋大学 CIDAS システムに保存されているデータを基に筆者作成。いずれもピーク値を含む 4 時間をプロットしている。

66

第 5 章 太陽フレア中の粒子加速時間の特定

図 5.4: 2003 年 10 月 23 日に発生した γ 線と軟 X 線のライトカーブの微分がプロットされている。[48]5.2. Time Window の決定法

図 5.5: 軟 X 線ライトカーブの時間微分。赤い線はフィットを示している。

67

68

第 5 章 太陽フレア中の粒子加速時間の特定

図 5.6: 軟 X 線ライトカーブの時間微分。赤い線はフィットを示している。

5.2. Time Window の決定法

図 5.7: 軟 X 線ライトカーブの時間微分。赤い線はフィットを示している。

69

第 5 章 太陽フレア中の粒子加速時間の特定

70

5.2.3

硬 X 線 (RHESSI 衛星)

RHESSI 衛星の web サイト1 にある flare list の中から対象の 23 フレアについて観測データがあるものを抜き出した。flare list はバックグラウンドよりも 3σbkg を超えるカウント数があった期間をフレアの発生時刻として記録している。このリストを作成するのに使用している電磁波のエネルギー帯は 6–12 keV または 12–25 keV であり、
硬 X 線と呼ばれる。硬 X 線は太陽フレアによって加速されて発生した非熱的電子の制動放射が由来であると考えられており、太陽フレアにおける電子加速と相関がある。しかし、ニュートリノ生成に必要な高エネルギープロト
ンの加速との相関は明らかではない。

5.2.4

中性子捕獲由来の γ 線 (RHESSI 衛星)

節でも述べたが、RHESSI はダウンタイムの多い衛星であり、タイミングによっては太陽フレアを観測することができていないことがある。RHESSI がダウンタイムであったかどうかは RHESSI のデータをプロットしている RHESSI Browser2 で確認することができる。本研究でも、このサイトを用いて RHESSI のデータを扱う前に

RHESSI が観測可能な状況であったかどうかを大まかに確認した。その後、ライン γ 線が検出されているかどうかを確認し、ライトカーブから Time Window を決定した。

ライン γ 線の確認
太陽フレア非発生時と太陽フレア発生時の光子のエネルギースペクトルの差を取り太陽フレア非発生時のもので規格化したプロットを用いて、中性子捕獲の γ 線が見えていることを確認した。図 5.8 から図 5.12 の左側に示しているものである。RHESSI は GOES のような衛星のシリーズではなく 1 機の衛星であり、2002 年の打ち上げ
以降、常に宇宙空間の放射線に晒されている。そのため、2013 年頃から検出器の放射化が顕著に現れるようになり、太陽フレアを観測可能な状況であっても、中性子捕獲の γ 線はバックグラウンドが多くなってしまうことで、見えない場合があった。放射化の影響を無視するため、エネルギースペクトルの比較を行う時に用いた太陽フレ
ア非発生時のスペクトルは、太陽フレアイベントの 1ヶ月前以内から取得している。

RHESSI のゲルマニウム検出器は前方検出器と後方検出器で合計 18 個の検出器が使われているが、今回の検出
目的は 2.223 MeV であり、この領域に感度があるのは後方検出器である。そのため、解析の際には前方検出器のデータは含めず、後方検出器のデータのみを選択した。図 5.8 から図 5.12 の左側の図で 300 keV よりも小さいエ
ネルギー領域は観測されたフラックスを正しく表しているものではない。横軸のビンは全て 1–2300 keV で 1 keV、2300–10000 keV で 500 keV、10000–17000 keV で 1000 keV である。

ライトカーブのフィット
その後、2.218–2.228 MeV のエネルギーを持つ光子のライトカーブをプロットし、増光が見られる直前をバッ
クグラウンドとして定数フィット、増光部分を一次関数フィット、減光部分を指数関数でフィットした。なお、電子の制動放射由来のバックグラウンドをなくすために、2.213–2.218 MeV と 2.228–2.233 MeV のカウント数を引いたものをプロットしている。フィットの結果からバックグラウンドと増光部分の交点を求め始点とし、また減光部
分とバックグラウンドより 2σbg 以上大きい点を求め終点とした。太陽中性子はプロトンが He 原子核を破砕して放出されるものだが、太陽大気との散乱によって熱化して水素原子核に捕獲されるまでに 100 秒程度タイムラグがあることが指摘されている [8]。このタイムラグを考慮して、始点から 100 秒前から終点までを Time Window
1 https://hesperia.gsfc.nasa.gov/rhessi3/data-access/rhessi-data/flare-list/index.html
2 http://sprg.ssl.berkeley.edu/%7Etohban/browser/

5.2. Time Window の決定法

71

にした。

図 5.8: 2002 年 7 月 23 日の太陽フレアに対する中性子捕獲 γ 線のエネルギースペクトルの比較とライトカーブ

図 5.9: 2003 年 10 月 29 日の太陽フレアに対するエネルギースペクトルの比較と中性子捕獲 γ 線のライトカーブ

5.2.5Time Window のまとめ

以上の衛星の情報から得た 23 の太陽フレアに対する Time Window を表 5.1 にまとめた。Time Window はそ
れぞれ、軟 X 線では平均で 2670 秒/flare、軟 X 線ライトカーブの時間微分では平均で 670 秒/flare、硬 X 線によるでは平均で 1982 秒/flare、中性子捕獲の γ 線では平均で 1412 秒/flare となっている。
この中でも、最も短い時間幅で特定できた軟 X 線ライトカーブの時間微分とプロトンの加速との関係が最も深い
中性子捕獲の γ 線による Time Window は特に重要であると考えられる。

72

第 5 章 太陽フレア中の粒子加速時間の特定

図 5.10: 2003 年 11 月 2 日の太陽フレアに対するエネルギースペクトルの比較と中性子捕獲 γ 線のライトカーブ

図 5.11: 2005 年 1 月 20 日の太陽フレアに対するエネルギースペクトルの比較と中性子捕獲 γ 線のライトカーブ

5.2. Time Window の決定法

73

図 5.12: 2006 年 12 月 6 日の太陽フレアに対するエネルギースペクトルの比較と中性子捕獲 γ 線のライトカーブ

74

表 5.1: GOES と RHESSI から得た光学的情報を基に作成した太陽フレアの Time Window。表中の日付と時刻は全て、世界標準時 (Universal Time) で表記されている。また ∆t ≡ tend − tstart である。軟 X 線による Time Window は平均で 2670 秒/flare、軟 X 線ライトカーブの時間微分による time window
は平均で 670 秒/flare になっている。硬 X 線による Time Window は平均で 1982 秒/flare、中性子捕獲の γ 線による Time Window は平均で 1412 秒/flareとなっている。
Class
X9.5
X6.1
X18.3
X6.0
X16.0
X5.8
X6.5
X5.1
X5.7
X18.4
X10.9
X9.2
X28.0
X7.1
X18.2
X5.4
X6.2
X9.1
X6.7
X7.4
X5.4
X9.4
X8.3

tstart11:53:03
10:14:48
21:39:48
19:15:39
13:45:36
16:30:54
14:26:03
00:27:51
08:25:42
11:01:24
20:41:54
17:15:09
19:40:18
06:45:42
17:26:21
21:02:39
19:33:09
10:27:54
18:43:18
08:02:20
00:09:39
11:56:21
15:54:17

Soft X-ray
tend
12:12:21
11:05:03
22:29:57
19:43:15
14:23:39
17:36:18
14:41:57
01:08:27
09:09:57
11:59:57
21:23:39
17:59:57
21:00:00
08:05:48
18:19:57
21:31:48
21:20:36
10:56:09
19:16:30
08:11:47
00:59:58
13:30:00
16:29:59∆t[sec]
1158
3015
3009
1656
2283
3924
954
2436
2655
3513
2505
2688
4782
4806
3216
1749
6447
1695
1992
567
3019
5619
2142

Derivative of soft X-ray
tstarttend∆t[sec]
11:52:13 11:54:58
165
10:08:44 10:28:31
1187
21:35:10 21:52:57
1066
19:12:32 19:21:31
539
13:43:48 13:51:03
434
16:28:36 16:33:38
301
14:24:25 14:31:05
400
00:25:08 00:31:36
388
08:20:32 08:36:03
931
10:59:30 11:10:57
687
20:38:46 20:50:07
680
17:12:01 17:26:03
842
19:36:59 19:56:03
1144
06:39:22 06:57:12
1070
17:23:34 17:39:48
974
21:00:27 21:08:05
458
10:24:18 10:35:43
684
18:41:29 18:47:06
336
08:00:50 08:05:40
289
00:04:21 00:25:16
1255
11:54:39 12:03:20
521
15:49:12 16:06:32
1040

tstart00:18:16
08:43:44
11:0616
20:35:56
17:08:24
19:28:04
06:20:36
18:19:04
10:30:32
18:32:32
07:44:36
12:07:44
15:52:36

Hard X-ray
tend∆t[sec]01:16:083472
08:53:56
612
11:30:121436
21:08:24
1948
17:29:24
1260
19:39:16
672
07:27:16
4000
18:27:52
528
11:44:24
4432
19:22:32
3000
08:22:122256
12:18:44660
16:17:28
1492

n-capture γ-ray
tstarttend∆t[sec]00:26:28 00:56:22
1794
20:39:43 21:04:58
1515
17:14:14 17:36:41
1347
06:42:54 07:09:52
1618
18:38:58 19:14:31
2133-

第 5 章 太陽フレア中の粒子加速時間の特定

Date
Month/Day/Year
11/06/1997
07/14/2000
04/02/2001
04/06/2001
04/15/2001
08/25/2001
12/13/2001
07/23/2002
10/23/2003
10/28/2003
10/29/2003
11/02/2003
11/04/2003
01/20/2005
09/07/2005
09/08/2005
09/09/2005
12/05/2006
12/06/2006
08/09/2011
03/07/2012
09/06/2017
09/10/2017

75

第6章

スーパーカミオカンデ検出器における太陽フ
レアニュートリノ探索

この章では、スーパーカミオカンデ検出器におけるイベントの探索方法について述べる。太陽フレア由来のニュートリノは数 MeV–数 GeV のエネルギーを持つと考えられる。スーパーカミオカンデ検出器の解析閾値は最も低い
時で 3.5 MeV であるが、14.06 MeV 以下のエネルギー領域では、定常的に放出されている 8 B ニュートリノの方が太陽フレア発生時の場合でも優勢であるため、解析を行うエネルギー領域は 16 MeV 以上とした。
スーパーカミオカンデ実験では、超新星ニュートリノイベント (または超新星背景ニュートリノイベント) を対象にした 16–100 MeV のエネルギー領域と、大気ニュートリノイベントを対象にした 100 MeV のエネルギー領域を解析するツールがある。本研究では、これらのツールを用いてイベントの選別を行なった。以下では 16–100 MeVのエネルギー領域を低エネルギー領域、100 MeV 以上のエネルギー領域を高エネルギー領域と呼ぶ。低エネル
ギー領域の解析方法については超新星背景ニュートリノ探索 [49][50]、高エネルギー領域の解析方法については大気ニュートリノイベントを用いたニュートリノ振動解析 [51] に詳細な説明がある。ただし、超新星背景ニュート
リノ探索の場合は太陽ニュートリノのバックグラウンドイベントを減らすために、太陽方向と相関のあるイベン
トを除去する solar angle カットを行なっているが、本研究では太陽方向からくるニュートリノを見るため、solar

angle カットは用いていない。
まずスーパーカミオカンデにおけるイベントの解析方法について簡単に述べた後、太陽フレア由来のニュートリ
ノ探索の結果を示す。

6.1

低エネルギーイベントの解析

低エネルギー事象に対しては、PMT のヒットタイミングからイベントのバーテックス (発生点) を、PMT のヒットパターンからイベントの方向を、さらに検出器のキャリブレーションから得たパラメーターによってエネ
ルギーを再構成し、リダクションの過程に利用する。この節では、低エネルギー事象の再構成とリダクションの基準について述べる。

6.1.1

バーテックスの再構成

バーテックスの再構成には PMT のヒットタイミングを用いる。100 MeV 以下のエネルギーを持つ荷電粒子が純水中で移動できる距離は最大でも 50 cm 程度であり、これは位置分解能に対して小さい。したがって、荷電粒子の運動は点状であると仮定しイベントの発生点とする。

i 番目の PMT の位置を ri = (xi , yi , zi ) とし、バーテックスの位置を v = (x, y, z) とする。また、i 番目の PMT のヒットしたタイミングを ti とする。この時、残留時間 tres,i を以下のように定義する。

tres,i ≡ ti −n|v − ri |c(6.1.1)

ここで、n は純水の屈折率である。また t0 をイベントの発生時刻として、∆ti を次のように定義する。

∆ti ≡ tres,i − t0

(6.1.2)

第 6 章 スーパーカミオカンデ検出器における太陽フレアニュートリノ探索

76

また、∆ti を用いて、尤度関数を以下のように定義する。

L(v, ∆ti ) ≡

N
hit
∑

log(P (∆ti (v)))(6.1.3)i=1

P (∆ti (v)) は ∆ti の確率密度関数であり、LINAC キャリブレーションによって決定される。バーテックスの再構
成は BONSAI(Branch Optimization Naviating Successive Annealing Iterations) と呼ばれる事象再構成プログラ
ムで、この尤度関数を最大化する事で行われる。

6.1.2

方向の再構成チェレンコフ光はリングパターンのイベントを作るため、イベントの方向を決定することが可能である。方向の再構成では最尤法が用いられており、尤度関数は以下のように定義される。

L(d) ≡

N20∑

log(f (cos θi , E)) ×

i=1

cos θia(θi )(6.1.4)

N20 は ∆ti が 20 nsec 以内の PMT の本数である。f (cos θi , E) は荷電粒子方向と観測された光子のバーテックス
からの方向がなす角の分布関数である。荷電粒子は水中で多重クーロン散乱を受けながら進むため、f (cos θi , E)はエネルギーに依存する。

cos θi /a(θi ) の項は、PMT に対するアクセプタンスの補正項である。θi は i 番目の PMT への光子の入射角であり、a(θi ) は図 6.1 で表される関数である。また、θi の定義は 6.2 に示されている。

図 6.1: PMT のアクセプタンスの角度依存性 [34]。黒い線は PMT のみの場合 (SK-I の場合)。赤い線は衝撃波防止ケースがついている場合のもの (SK-II 以降の場合)。

6.1.3

図 6.2: θi 、ϕi の定義 [49]エネルギーの再構成

放出されるチェレンコフ光の数と荷電粒子のエネルギーは比例関係にあるので、観測された光子数から荷電粒子のエネルギーを見積もることができる。ただし、低エネルギーのイベントに関しては、エネルギーの再構成の

6.1. 低エネルギーイベントの解析

77

際、光子の数ではなく光子がヒットした PMT の数を用いてエネルギーの再構成を行う。ヒットした PMT の数を用いる理由は以下の通りである。

• 低エネルギーイベントでは放出される光子数が少なく PMT に到達する光子数は平均 1 個であるため• 1 光子に対して PMT の光子数の分解能がよくないため• PMT の gain の影響を受けにくいため
ヒット PMT に対して ∆ti を求め、50 ns の時間幅でヒット PMT の数が最大になるタイミングを探す。このタイ
ミングにおけるヒット PMT の数を N50 とする。PMT のヒット数はイベントのバーテックス位置、方向、水の透過率、PMT の量子効率などに依存する。決定した 50 ns の時間幅に含まれる PMT について、以下のような補正を行い有効ヒット数 Neﬀ とする。

Neﬀ =

N50 [
∑
i=1

Nall
Rcover(Xi + εtail − εdark ) ××× exp(ri /λ) × G(i)NaliveS(θi , ϕi )](6.1.5)以下に (6.1.5) で用いられている補正項について述べる。

• 多重光電子ヒット補正 Xi
再構成されたバーテックスが有効体積の端部分であり、側面に向かってチェレンコフ光を放出するイベントの場合、ヒット PMT に複数の光子がヒットすることがある。
各 PMT にヒットする光電子数の期待値はその PMT を囲む 8 つの PMT の占有度を用いて見積もられる。i番目の PMT を囲む PMT の本数 Ni とヒット PMT の本数 ni を用いて、
1
log 1−xi , x < 1
i
xi
Xi =
3.0,
x =1

(6.1.6)iとする。ここで、xi = ni /Ni である。

• 遅延ヒット補正 εtail50 ns の時間幅以降に生じるヒットに対する補正であり、N100 を用いて次のように定義される。
εtail =

N100 − N50
N50(6.1.7)

これは、チェレンコフ光が PMT の側面で散乱、反射することで 50 ns の時間幅よりも遅れた光子を考慮に入れるための補正である。

• ダークノイズ補正 εdark
ダークノイズによるヒット PMT に対する補正であり、以下のように定義される。

εdark =

Nalive Rdark
N50(6.1.8)

ここで、Nalive は内水槽の正常に動作している PMT の本数、Rdark はダークレートの平均である。

• 不良 PMT 補正 Nall /Nalive
Nall は内水槽に設置されている PMT の本数である。データ取得中は PMT は交換されず正常に動作しなくなる PMT の本数が増える。この項は、正常な PMT の本数の時間変動に対する補正項である。

第 6 章 スーパーカミオカンデ検出器における太陽フレアニュートリノ探索

78• 被覆率補正 Rcover /S(θi , ϕi )Rcover は内検出器の被覆率であり、Rcover = 0.4041 である。S(θi , ϕi ) は i 番目の PMT に対して、光子の入射方向から見たときの光電面の有効面積である。図 6.2 に θi 、ϕi の定義を示した。また、図 6.3 に S(θ, ϕ)の関数値を示した。

図 6.3: S(θ, ϕ) の関数値 [49]。

• 超純水の透過率補正 exp(ri /λ)チェレンコフ光はイベントの発生点から PMT の位置に進む時に exp(−ri /λ) だけ減衰してしまう。ここでλ は超純水中の光の透過長、ri はバーテックスの位置から i 番目の PMT までの距離である。exp(ri /λ) をかけることで、超純水中での光の減衰の効果を補正している。

• 量子効率補正 G(i)
各 PMT ごとに量子効率が異なる。PMT の量子効率の非均一性を補正するため、G(i) をかけている。
以上の補正から、Neﬀ が決定する。この Neﬀ を用いて荷電粒子のエネルギーを決定する。Neﬀ からエネルギーへの変換関数はモンテカルロシミュレーションによって決定される。

6.1.4

1st リダクション

1st リダクションで、典型的な検出器由来のノイズや、宇宙線によるイベントを除去する。1st リダクションのカット基準は以下に示す通りである。

• バッドランカット
スーパーカミオカンデのデータはランと呼ばれる単位ごとに保存されており、ランはキャリブレーションが行われる際や、24 時間以上データ取得をした際などに切り替えられる。キャリブレーションや検出器のメンテナンスが行われているテストラン、データ取得は行われたものの、データのクオリティが悪いと判断されたランはバッドランとして解析には用いなかった。

• 時間差カット
LE トリガーがかかった後 50µsec のイベントを除去した。これは、宇宙線 µ 粒子の崩壊電子によるイベン
ト、エレクトロニクスのノイズイベントを除去するためにかけられている。

6.1. 低エネルギーイベントの解析

79• 有効体積カット
PMT などの構造体から発生する放射線源由来のイベントを除去するため、内水槽の壁から 2 m 以内で発生したイベントを除去した。

• グッドネスカット
BONSAI によるバーテックスの再構成の確からしさを表す変数として Gv がある。これは 0 から 1 の範囲の値をとり、1 に近いほどバーテックスの再構成が確からしいことを示す。Gv < 0.2 のイベントは除去した。また、リングパターンの再構成の確からしさを表す変数として DirKS がある。DirKS は 0 から 1の範囲の値をとり、0 に近いほどバーテックスの再構成が確からしいことを示す。Gv と DirKS を用いてovaQ ≡ G2v − DirKS 2 (One dimensional variable of Vertex and Angular reconstruction Quality) を定義
し、ovaQ < 0.2 となるイベントは再構成ができなかったと判断し除去した。

• ノイズイベントカット
エレクトロニクスのノイズ由来の PMT のヒットは 0p.e. 近傍の値をもつ。|Q| < 0.5 p.e. のヒット PMT の割合が 0.55 以上であるイベントは除去した。

• OD カット
外水槽で PMT がヒットするイベントは宇宙線 µ 粒子由来のイベントである。宇宙線 µ 粒子由来のイベントを除去するため、OD トリガーがかかったイベント (OD のヒット PMT の数が 22 以上のもの) を除去した。

6.1.5

核破砕イベントカット

1st リダクション後に残るイベントは宇宙線 µ 粒子が純水中の酸素原子核を破砕してできる放射性同位体によるイベントが大半である。核破砕によるイベントを除去するために、以下に示す 4 つの変数を用いて、宇宙線 µ 粒
子のイベントとニュートリノイベントの候補との相関を調べる。図 6.4 に核破砕カットに用いる変数の定義を示した。

• dt
宇宙線 µ 粒子のイベントとニュートリノイベントの時間差。dt が小さいほど、核破砕のイベントである可能性が大きい• Ltrans
ニュートリノイベントのバーテックスと宇宙線 µ 粒子の軌跡との垂直距離。Llong が小さいほど、核破砕のイベントである可能性が大きい。

• Llong
宇宙線 µ 粒子の軌跡上での dE/dx ピークからニュートリノイベントまでの距離。dE/dx ピークで核破砕が起きやすいことから、Llong が小さいほど、核破砕のイベントである可能性が大きい。

• QpeakdE/dx ピーク付近で放出される光子の量。Qpeak が大きいほど核破砕イベントである可能性が大きい。
この 4 変数の確率分布関数 (PDF) を用いて、尤度関数を次のように定義する。

L=

∑
i

log

i
P DFspalli
P DFrandom(i = dt, Ltran , Llong , Qpeak )(6.1.9)ii
ここで、P DFspall、P DFrandom
はそれぞれ、核破砕イベントとランダムイベントの場合の 4 変数の確率分布関数を表す。

第 6 章 スーパーカミオカンデ検出器における太陽フレアニュートリノ探索80

図 6.4: 核破砕カットに用いる変数 [50]。

1st リダクションで残ったニュートリノイベント候補に対し、前後 30 秒の µ 粒子イベントを探し、イベントよりも前の µ 粒子イベントは核破砕サンプルとして、イベントよりも後の µ 粒子イベントはランダムサンプルとして
尤度関数を求め、核破砕らしいイベントを除去した。図 6.5 にデータサンプルから求めた尤度関数とランダムサン
プルから求めた尤度関数の比較を示した。青い線は核破砕カットの基準を示している。

6.1.6

壁際ガンマ線イベントカット

PMT や構造体に含まれる放射性物質由来のイベントや低エネルギーの大気ニュートリノ由来の µ 粒子から発生する崩壊電子のイベントを除去するために、イベントのバーテックスからイベントの方向と逆向きの直線上での壁までの距離 deﬀ を定義する。図 6.1.6 に deﬀ の定義を図示した。deﬀ < 300 cm の全てのイベントと 22 MeV 以
下のエネルギーかつ deﬀ < 450 cm のイベントを除去した。

6.1.7

2peak カットµ 粒子の寿命は 2.2 µsec であるので、崩壊電子 (陽電子) のイベントが µ 粒子と同じイベントの時間幅内に観測される場合がある。この時、内水槽の PMT は 2 つのピークをもつタイミング分布となる。2 つ以上のピークが存在するイベントは、ニュートリノイベントではないため、除去した。

6.1.8

チェレンコフ角カット

16 – 100 MeV のエネルギー領域では、電子は β ≈ 1 であり、チェレンコフ角 θc = 42◦ をもつイベントとして観測されるが、µ 粒子のような重い粒子の場合は、エネルギーが小さい場合 (100–500 MeV 程度)、β < 1、θc < 42◦となる。また、複数本の γ 線が放出される場合、θc > 42◦ となる場合が多い。θc < 38◦ 、θc > 50◦ となるイベン
トは電子のイベントではないと判断し、除去した。

6.1. 低エネルギーイベントの解析

81

図 6.5: 核破砕カットに用いる尤度関数 [50]。赤い線はランダムサンプルのみの場合を表し、黒い線はデータサン
プルの場合を表す。

6.1.9

Pion-like カット

高エネルギー π 粒子の場合、チェレンコフ角カットに引っかからない。こうしたイベントを除去するために、

πlike という変数を定義する。π 粒子の場合、散乱を受ける電子と違って、リングのパターンがはっきりしておりリングの幅は電子よりも小さくなる傾向にある。そこで、θc のピーク付近 ±3◦ 以内のエントリー数を θc のピーク
付近 ±10◦ 以内のエントリー数で割り、πlike と定義する。πlike は大きいほど π 粒子らしいイベントであることを示しており、πlike > 0.58 となるイベントは除去した。

6.1.10OD カット

1st リダクションで OD トリガーがかかったイベントは全て除去されている。しかし、低エネルギーの µ 粒子の場合、外水槽にあるケーブルの影響などで OD トリガーがうまくかからないことがある。このような場合でも外水槽の PMT はいくつかヒットしている。内水槽と外水槽のヒット PMT の位置と時間の相関を見ることで、こうしたイベントを除去した。カットの基準は以下のように決められる。

• 再構成されたバーテックスから各 PMT への距離を dL とする。50 nsec の時間幅で、内水槽のヒット PMTが最大になるタイミングを探す。

• 先ほど決められたピークのタイミングから ±100 nsec 以内、dL < 500 cm の外水槽のヒット PMT を数え、N 1 とする。
• 100 nsec の時間幅で、外水槽のヒット PMT が最大になるタイミングを探す。
• 100 nsec のピークのタイミングから ±100 nsec 以内、dL < 500 cm の内水槽のヒット PMT を数え、N 2 とする。

• N 1 > 1 または N 2 > 2 の場合、外水槽と相関のあるイベントだと判断して、イベントを除去する。

第 6 章 スーパーカミオカンデ検出器における太陽フレアニュートリノ探索82

図 6.6: deﬀ の定義

6.1.11

2ring カット

大気ニュートリノは純水中の原子核と相互作用し、複数の荷電粒子を生成する場合がある。この複数の荷電粒子がチェレンコフ光を放出する際に複数のリングが観測される。複数のリングが観測されるイベントは電子のイベントではないと判断し除去した。
ただし、電子のイベントはリングが不明瞭なため、誤ってリングが複数個あると判断される場合がある。この場
合は、２つのリングの方向が近くなる。そのため 2 つのリングから再構成される方向のなす角を θring と定義し、

θring > 60◦ となるイベントのみ、除去した。

6.1.12pre/post activity カット

チェレンコフ放射の閾値を超えない低エネルギーの µ 粒子は OD トリガーにはかからず、検出器内部に侵入する。この µ 粒子が内水槽で崩壊した際、電子はチェレンコフ放射の閾値を越えるため、ニュートリノイベントのように見えてしまい、除去できない。ただし、µ 粒子と酸素原子核の相互作用による γ 線 (プロンプト γ 線) が見えている場合、メインピークの前後を見ることでこの崩壊電子は探索可能であり、除去できる可能性がある。
メインピークの前後 −5 µsec から 35 µsec に対して、15 nsec の時間幅でヒット PMT が最大になるタイミングを探す。その時のヒット PMT の本数を N15 とする。メインピーク前かつ N15 > 12 となるイベントとメインピークの後かつ N15 > 15 となるイベントを除去する。

6.2. 高エネルギーイベントの解析

83

高エネルギーイベントの解析

6.2

ここからは 100 MeV 以上のエネルギー領域を対象とした解析について簡単に述べる。
このエネルギー領域では主に大気ニュートリノが観測されることになるが、スーパーカミオカンデにおいて大気
ニュートリノは主に 4 つのイベントに分けられる。

• FC イベント (Fully Contained event)
大気ニュートリノが内水槽で純水と反応し荷電粒子が内水槽内で止まるイベント。最大で数 GeV 程度のエネルギーをもつ大気ニュートリノが対象である。

• PC イベント (Partially Contained event)
大気ニュートリノが内水槽で純水と反応し荷電粒子が検出器外まで出て行くイベント。5–10 GeV 程度のエネルギーをもつ大気ニュートリノが対象である。

• 上向きストップ µ イベント (Upword Stopping muon event)
地球の反対側で生成され、内部を通ってきた大気ニュートリノが、岩盤と相互作用し生成された µ 粒子によるイベント。検出器の下側から入り、検出器内部で止まるイベント。10–100 GeV 程度のエネルギーを持つ
大気ニュートリノが対象である。

• 上向きスルー µ イベント (Upword through-goin event)
地球の反対側で生成され、内部を通ってきた大気ニュートリノが、岩盤と相互作用し生成された µ 粒子によるイベント。検出器の下側から入り、検出器の上側から出て行くイベント。10–1000 GeV 程度のエネルギーを持つ大気ニュートリノが対象である。
理論的予測によれば、太陽フレア由来のニュートリノは 100 MeV をピークにとして、1 GeV 程度までのエネルギーをもつニュートリノが放出されると考えられる。そのため、以上の 4 つのイベントカテゴリーのうち、FC イ
ベントを用いて、太陽フレア由来のニュートリノ探索を行なった。以下で、FC イベントのリダクションの過程を述べる。

1st リダクション
低エネルギーのイベントと宇宙線 µ 粒子のイベントを除去する。300 nsec の時間幅以内の総光量が 200 p.e. よ
りも小さいイベントを除く。OD トリガーがかかった後 800 nsec 以内の外水槽 PMT のヒット数が 50 よりも大きいイベントを除く。

6.2.1

2nd リダクション

2nd リダクションでは、OD トリガーがかかった後 800 nsec 以内の外水槽 PMT のヒット数が 25 よりも大きい
イベントを除く。さらに、内水槽で最大の光量を受けた PMT の光量が、全体の光量のうちの半分以上を占めているイベントを除く。1 本の PMT に光が集中しているイベントはエレクトロニクス由来のノイズであるか、物理的イベントだったとしても壁際のイベントである可能性が高く、イベントの再構成が困難であるため、除去する。

6.2.2

3rd リダクション

3rd リダクションでは、1st、2nd リダクションで除くことのできなかった、外水槽でのヒットが少なかった宇宙線 µ 粒子イベントや、PMT 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。

第 6 章 スーパーカミオカンデ検出器における太陽フレアニュートリノ探索

84
上向き µ イベントカット

荷電粒子が検出器内に入射、もしくは検出器内から脱出した位置を再構成し、入射 (脱出) 位置から 8 m 以内に9 個以上ヒットした PMT があるイベントは取り除く。このカットはスルー µ イベント、ストップ µ イベントの両方とも行われる。

ケーブルホール µ カット
外水槽にある PMT のケーブルがまとめられている場所から宇宙線 µ 粒子が侵入してくる場合、外水槽での信号がないため除去しにくい。特に 4 箇所あるケーブルホールはこの効果が顕著である。そのため、ケーブルホー
ルの上にはプラスチックシンチレーターと PMT からなる VETO カウンターが設置されており、ケーブルホールを通った宇宙線 µ 粒子はこの VETO カウンターの信号を用いることで除去することができる。

フラッシャーイベントカット

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 300 nsec から 900
nsec までの時間に対して、100 nsec の時間幅以内にヒットした PMT の数が 20 以下になるようなタイミングがある場合にはそのイベントをフラッシャーと判断して除去する。

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由来の低エネルギーイベントを除くため、50 nsec の時間幅に対してヒットした PMT の数が最大になるようなタイミングを決め、その時の PMT の本数を N50 とする。N50 < 50 なるようなイベントを除く。

6.2.3

4th、5th リダクション

フラッシャーイベントは検出器内で同様のヒットパターンを繰り返すこと用いたリダクションを行なっている。
異なるイベント同士で電荷のパターンの相関が計算され、相関が強いイベントは除去される。5th リダクションでは残っている宇宙線 µ 粒子のイベントとフラッシャーイベントをさらに除去する。宇宙線 µ 粒子に関しては、200

nsec の時間幅を、-8800 nsec から-100 nsec までスライドさせた場合に観測される外水槽のヒット PMT が 9 以上となった場合、そのイベントを除去する。
フラッシャーイベントに関しては、3rd リダクションで行なったフラッシャーイベントカットをさらに厳しい条件を貸すことである。

eye scan5th リダクションをかけた後にも、フラッシャーイベントが残っている場合がある。最終的には研究者の目視による確認が行われる。

6.3. 解析結果

6.2.4

85

FC イベントまとめ

eye scan まで終えたイベントに対して、最後に有効体積カットを行う。壁から 2m 以上離れた場所にバーテック
スがあるイベントが生き残る。有効体積カットにより、スーパーカミオカンデの有効体積は 22.5kton になる。また、外水槽の PMT のヒット数が 16 以下のイベントが選ばれている。

6.3

解析結果

この章では Super-Kamiokande 検出器における、太陽フレア由来のニュートリノ探索結果について述べる。
本研究では、SK-IV のフェーズ (2008 年 9 月から 2018 年 5 月) に発生した太陽フレアを対象に解析を行なった。
対象にしたイベントは表 6.1 に示した 4 フレアである。なお、表の Time Window には平均の時間幅が最も短い軟X 線ライトカーブの時間微分によるもののみを示している。

表 6.1: 本研究でニュートリノ探索を行なった太陽フレア。Time Window は最も Time Window の幅が短い軟 X
線ライトカーブの時間微分の結果のみを示している。また表示されている時刻は日本時間である。
Date
Class
Derivative of soft X-ray

Month/Day/Year

tstarttend∆t[sec]08/09/2011

X7.4

17:00:50

17:05:40289

03/07/2012

X5.4

09:04:21

09:25:161255

09/06/2017

X9.4

20:54:39

21:03:20

521

09/11/2017

X8.3

00:49:12

01:06:32

1040

Time Window の合計

-

-

-

3105 sec

本研究では、低エネルギー領域と高エネルギー領域は別々の方法でバックグラウンドレートを見積り、解析を行なった。以下で、それぞれのエネルギー領域における解析の結果を示す。

6.3.1

低エネルギー領域

バックグラウンドイベント
低エネルギー領域ではバックグラウンドレートを見積もるために、SK-IV 開始 (2008 年 9 月) から 2018 年 2 月までの全期間について、太陽フレアが発生した Time Window を除いて、解析を行った。残った事象は太陽フレ
ア起源ではないものとして、バックグラウンドレートを見積もった。
表 6.2 にバックグラウンドイベントの解析結果をまとめた。また、図 6.7 にバックグラウンドイベントのエネル
ギースペクトルを示した。バックグラウンドレートの見積もりに用いた期間のスーパーカミオカンデ検出器のラ
イブタイムは 2891.7 日であり、最終的に残ったイベント数は 525 event であった。したがって、Time Window 中の予想されるバックグラウンドイベントは 6.5 × 10−4 event/3105 sec である。

86

第 6 章 スーパーカミオカンデ検出器における太陽フレアニュートリノ探索

表 6.2: バックグラウンドイベントの解析結果
リダクションの過程
イベント数

1st リダクション

3619

核破砕イベントカット

3455

2peak カット

2506

Pion-like カット

1551

Cherenkov カット

723

OD correlated カット

702

2-ring

カット

657

Pre/Post activity カット

525

バックグラウンドレート

0.181 ± 0.008 Count/day

図 6.7: バックグラウンドイベントのエネルギースペクトル。黒い線は 1st リダクション後のエネルギースペクト
ル、青い線は核破砕イベントカット後のエネルギースペクトル、黒い線は全てのリダクション後のエネルギース
ペクトルを表している。

太陽フレア由来のニュートリノ探索結果
図 6.8–図 6.10 に表 6.1 に示している時刻付近のイベント分布を示した。赤い点はイベントを示し、青い帯は軟X 線ライトカーブの時間微分による Time Window を示している。図 6.8–図 6.10 からもわかるが、Time Window
内にイベントはなかった。

Time Window 内に k イベントある確率 P (k) が平均 6.5 × 10−4 event/3105 sec のポアソン分布 Po(k|6.5 × 10−4 )に従うとすると、Time Window 内に 0 イベントである確率は、

6.3. 解析結果

87

P (0) = Po(0|6.5 × 10−4 ) = 0.999350 (99.94%)(6.3.1)である。これは、バックグラウンドと矛盾しないことを示している。

図 6.8: 2011 年 8 月 9 日 17:00 付近のイベント分布。赤い点はイベント、青い帯は軟 X 線ライトカーブの時間微分による Time Window を示している。

図 6.9: 2012 年 3 月 7 日 9:00 付近のイベント分布。赤い点はイベント、青い帯は軟 X 線ライトカーブの時間微分による Time Window を示している。

第 6 章 スーパーカミオカンデ検出器における太陽フレアニュートリノ探索88

図 6.10: 2017 年 9 月 6 日 21:00 付近と 2017 年 9 月 11 日 1:00 のイベント分布。赤い点はイベント、青い帯は軟 X
線ライトカーブの時間微分による Time Window を示している。

6.3.2

高エネルギー領域

バックグラウンドイベント
高エネルギー領域では、バックグラウンドレートを見積もるために、表 6.1 に示されている 4 フレアの日付の周り 3ヶ月分のイベントを解析した。高エネルギー領域のバックグラウンドレートを見積もるために用いたデータセットと、バックグラウンドのイベントレートを表 6.3 に示した。Time Window 以外のイベントは全て太陽フレ
ア由来ではないとして、バックグラウンドのイベントレートを見積もった。各期間のバックグラウンドのイベン
トレートは 1σ の範囲で一致している。そのため、ここでえたライブタイムの合計 (234.94 day) とイベント数の合計 (1698 event) を用いてバックグラウンドのイベントレートを 7.2 ± 0.2 event/day とした。
表 6.3: 高エネルギー領域のデータセットとバックグラウンドのイベントレート
太陽フレアの起きた日付
2011/8/9
2012/3/7
2017/9/6 2017/9/11
データセット [年/月/日]

2011/7/1–2011/9/30

2012/2/1–2012/4/30

2017/7/1–2017/9/31

ライブタイム [day]

87.02

87.07

60.85

イベント数 [event]

646

624

428

イベントレート [event/day]

7.39 ± 0.29

7.42 ± 0.29

7.03 ± 0.34

太陽フレア由来のニュートリノ探索結果
図 6.11–図 6.14 に 6.1 に示している時刻付近のイベント分布を示した。赤い線は軟 X 線ライトカーブの時間微分による Time Window の始まりと終わりの時刻を示している。高エネルギー領域では、Time Window 内に１イベントあった。この 1 イベントに対する考察はこの節の後半に述べる。

Time Window 内に k イベントある確率 P (k) が平均 2.6 × 10−1 event/3105 sec のポアソン分布 Po(k|2.6 × 10−1 )に従うとすると、Time Window 内に 1 イベントである確率は、

6.3. 解析結果

89

P (1) = Po(1|2.6 × 10−1 ) = 0.2005 (20.05%)(6.3.2)である。これは、バックグラウンドと矛盾しない。

図 6.11: 2011 年 8 月 9 日 17:00 付近のイベント分布。赤い線は軟 X 線ライトカーブの時間微分による Time Windowの始まりと終わりの時刻を示している。

図 6.12: 2012 年 3 月 7 日 9:00 付近のイベント分布。赤い線は軟 X 線ライトカーブの時間微分による Time Windowの始まりと終わりの時刻を示している。

90

第 6 章 スーパーカミオカンデ検出器における太陽フレアニュートリノ探索

図 6.13: 2017 年 9 月 6 日 21:00 付近のイベント分布。赤い線は軟 X 線ライトカーブの時間微分による Time Windowの始まりと終わりの時刻を示している。

図 6.14: 2017 年 9 月 11 日 1:00 のイベント分布。赤い線は軟 X 線ライトカーブの時間微分による Time Windowの始まりと終わりの時刻を示している。

6.3. 解析結果

91

2017 年 9 月 6 日の 1 イベントに対する考察
本研究の探索の結果はバックグラウンドコンシステントではあったが、2017 年 9 月 6 日の太陽フレアの Time

Window 内からは 1 イベントが検出された。ここではこのイベントに対する考察を述べる。図 6.15 にイベントディ
スプレイを示す。典型的な 1 リングの µ-like イベントである。µ 粒子のエネルギーは 1.16 GeV である。また、この太陽フレアイベント関して、中性子捕獲 γ 線の観測はされていなかった。

• エネルギーについて
このイベントで µ 粒子がもつエネルギーは 1.16 GeV であったが、ニュートリノはこれと同等かさらに高い
エネルギーを持っていたと考えられる。これは、太陽フレア由来のニュートリノの発生源として荷電 π 粒子の崩壊から生成されていると考えると、エネルギーが高い。理論的な予測では 100 MeV 付近にフラックスのピークがあるはずである。

100 – 1000 MeV の間でニュートリノの反応断面積はエネルギーに比例する [52]。そのため、100 MeV のエネ
ルギーを持つニュートリノの反応断面積は 1000 MeV のエネルギーを持つニュートリノの反応断面積の 1/10
倍程度である。一方で太陽フレア由来のニュートリノが D.Fargion[22] の予測するスペクトルを持つと仮定
すると、100 MeV のエネルギーを持つニュートリノのフラックスは 1000 MeV のエネルギーを持つニュート
リノのおよそ 100 倍である。したがって、100 MeV のエネルギーを持つニュートリノイベントは 1000 MeVのニュートリノイベントより 10 倍程度検出されやすいはずである。もしこの 1 イベントが太陽フレア由来
であるならば、プロトンのエネルギースペクトルの冪指数が予想よりも小さいものである (すなわちハード
なスペクトルである) など、高エネルギーのニュートリノだけが検出されるような説明が必要である。

• 太陽方向との相関について
このイベントに対して、太陽方向との相関は cos θsun = 0.77 と計算されている。cos θsun はイベントの方向(荷電粒子の方向) と太陽の方向のなす角の余弦である。図 6.16 にに θsun の定義を図示した。cos θsun = 0.77は太陽方向からおよそ 40◦ ずれた方向である。しかしこの数 GeV のエネルギー領域ではニュートリノと反応して出てくる荷電粒子の方向は強い相関があるわけではなく、±30◦ 程度ずれる。

太陽フレア由来のニュートリノ探索に対する結論・今後
太陽観測衛星から得た光学的情報を基に、太陽フレア発生時における粒子加速の Time Window を特定し、SK-IVのフェーズについて太陽フレア由来のニュートリノ探索を行なった。結果は、低エネルギーの領域 (16–100 MeV)
では Time Window 内のイベントは 0 イベント、高エネルギーの領域では (100 MeV – 数 GeV)Time Window 内のイベントは 1 イベントであり、バックグラウンドコンシステントであった。
今後、スーパーカミオカンデ検出器の残りのフェーズについて、解析を行い結果を論文にまとめる。また、予想よりも大きなエネルギーのイベントが観測されたため、FC イベントだけでなく PC イベントや上向き µ のイベン
トのような大きなエネルギー領域の確認もする。
本研究で行なったニュートリノ探索は太陽表側で発生した太陽フレアイベントのみを対象にしたが、今後太陽裏側で発生した太陽フレアについて同様の解析を行い、結果をまとめる。

92

第 6 章 スーパーカミオカンデ検出器における太陽フレアニュートリノ探索

図 6.15: 2017 年 9 月 11 日 21:03:05 のニュートリノイベント。典型的な µ-like イベントである。µ 粒子のエネル
ギーは 1.16 GeV である。

6.3. 解析結果

93

図 6.16: θsun の定義

94

第7章

結論・今後の展望

結論
太陽フレアにおいて、プロトンなどの重粒子の加速機構は未だに明らかになっていない点が多い。加速機構の情報を得るためには、ニュートリノや中性子、γ 線などの電気的に中性な粒子の観測が重要である。太陽フレア由来の中性子や γ 線はすでに観測されているが、太陽フレアと相関のあるニュートリノの観測は未だに報告されていない。
太陽フレアが発生した際の粒子加速の Time Window を太陽観測衛星の光学的な情報を基に推定した。最も短いTime Window の場合には 1 フレアあたり平均 670 秒の時間幅で粒子加速時間を特定することができた。また、イオン加速と相関があると考えられる中性子捕獲の γ 線を用いた場合には 1 フレアあたり平均 1412 秒で粒子加速時間を特定することができた。
また推定した Time Window に基づいて、スーパーカミオカンデ検出器のデータを用いて、SK-IV のフェーズに起きた太陽フレアについて太陽フレア由来のニュートリノ探索を行った。低エネルギー領域の解析では Time Window
内のイベントは 0 イベントであり、高エネルギー領域の解析では Time Window 内のイベントは 1 イベントであり、バックグラウンドコンシステントであるという結論を得た。

80L-ラドン検出器の高感度化を目指し、浜松ホトニクスで新たに開発された大型の PIN フォトダイオードを用いて改良した 80L-ラドン検出器の較正実験と性能評価を行なった。較正実験から、改良された 80L-ラドン検出器の較正係数の電圧依存性と湿度依存性を得ることができた。また、大型の PIN フォトダイオードを用いることで、電圧の小さい領域、または湿度の大きい領域において、10%–20%程度、ラドン娘核種の捕集効率ないし較正係数が増加することが確認できた。

今後の展望
太陽フレア由来のニュートリノ探索については、スーパーカミオカンデ検出器の残りのフェーズについて、解析を行い結果を論文にまとめる。また、本研究で予想よりも大きなエネルギーのイベントが観測されたため、数十 GeV のエネルギー領域のイベントについても確認する。
本研究で行なったニュートリノ探索は太陽表側で発生した太陽フレアイベントのみを対象にしたが、今後太陽裏側で発生した太陽フレアについて同様の解析を行い、結果をまとめる。
ラドン検出器の改良については、なぜ高湿度側で 218 Po、214 Po の捕集効率の改善が見られたのか、直接的な原因の調査が今後の課題である。
本研究では、高湿度における較正係数の電場依存性を測定しなかったが、高湿度における電場依存性の違いを測定することで、高湿度側における捕集効率の違いについて知見を得られる可能性がある。
本研究では、高電圧低湿度におけるラドン娘核種の捕集効率は改善ができなかった。ラドン検出器のさらなる高感度化のために、さらなる改良をする必要があると考えられる 。具体的には高電圧分割回路の改良である。ラドン娘核種捕集用の高電圧を 2 kV 以上にすることで較正係数の改善が見込まれる。高電圧分割回路の改良を行い、

95
さらに高電圧をかけた場合の較正係数を測定することが今後の課題である。

96

参考文献

[1] G. de Wasseige et al., ArXiv e-prints.
[2] J. N. Bahcall, A. M. Serenelli, S. Basu, The Astrophysical Journal Letters 621 (1) (2005) L85.
[3] D. Guenther et al., The Astrophysical Journal 387 (1992) 372–393.
[4] S. R. Kane, Impulsive /flash/ phase of solar flares - Hard X-ray, microwave, EUV and optical observations,in: G. A. Newkirk (Ed.), Coronal Disturbances, Vol. 57 of IAU Symposium, 1974, pp. 105–141, provided
by the SAO/NASA Astrophysics Data System.
[5] K. Shibata et al., Publications of the Astronomical Society of Japan 65 (3) (2013) 49.
[6] T. Yokoyama, K. Shibata, The Astrophysical Journal 549 (2) (2001) 1160.
[7] E. Fermi, Phys. Rev. 75 (1949) 1169–1174.
[8] W. Q. Gan, The Astrophysical Journal 496 (2) (1998) 992.
[9] R. Lin, Advances in Space Research 35 (10) (2005) 1857 – 1863.
[10] R. Kippenhahn, A. Weigert, A. Weiss, Stellar Structure and Evolution, Springer-Verlag Berlin Heidelberg,
2012.
[11] J. N. Bahcall, A. M. Serenelli, S. Basu, The Astrophysical Journal Letters 621 (1) (2005) L85.
[12] K. Hirata et al., Phys. Rev. Lett. 58 (1987) 1490–1493.
[13] K. Bays et al. (Super-Kamiokande Collaboration), Phys. Rev. D 85 (2012) 052007.
[14] R. Malaney, Astroparticle Physics 7 (1) (1997) 125 – 136.
[15] M. Kaplinghat, G. Steigman, T. P. Walker, Phys. Rev. D 62 (2000) 043001.
[16] S. Ando, K. Sato, T. Totani, Astroparticle Physics 18 (4) (2003) 307 – 318.
[17] C. Lunardini, Phys. Rev. Lett. 102 (2009) 231101.
[18] S. Horiuchi, J. F. Beacom, E. Dwek, Phys. Rev. D 79 (2009) 083013.
[19] M. Honda et al., Phys. Rev. D 75 (2007) 043006.
[20] G. Battistoni et al., Astroparticle Physics 19 (2) (2003) 269–290.
[21] G. D. Barr et al., Phys. Rev. D 70.
[22] D. Fargion, Journal of High Energy Physics 2004 (06) (2004) 045.
[23] G. E. Kocharov, G. A. Kovaltsov, I. G. Usoskin, Nuovo Cim. C14 (1991) 417–422.

97[24] 武石 隆治, 太陽フレアにおけるニュートリノ放射の数値的研究, Master’s thesis, The University of Tokyo(2013).
[25] R. Davis, Prog. Part. Nucl. Phys. 32 (1994) 13–32.
[26] K. S. Hirata et al., Phys. Rev. Lett. 61 (1988) 2653–2656.
[27] B. Aharmim et al., Astropart. Phys. 55 (2014) 1–7.
[28] F. B. S. Frederick A. Hanser (1996).
URL https://doi.org/10.1117/12.254082[29] R. Lin et al., Solar Physics 210 (1) (2002) 3–32.
[30] G. Hurford et al., Solar Physics 210 (1) (2002) 61–86.
[31] M. L. Kaiser et al., Space Science Reviews 136 (1) (2008) 5–16.
[32] S. Fukuda et al., Nuclear Instruments and Methods in Physics Research Section A: Accelerators, Spectrometers, Detectors and Associated Equipment 501 (2) (2003) 418 – 462.
[33] T. Ymaguchi, Observation of 8b solar neutrinos from 300-day data at super-kamiokande, Ph.D. thesis, The
University of Osaka (1998).
[34] Y. Nakano, 8 b solar neutrino spectrum measurement using super-kamiokande iv, Ph.D. thesis, The University of Tokyo (2016).
[35] H. Nishino et al., Nuclear Instruments and Methods in Physics Research Section A: Accelerators, Spectrometers, Detectors and Associated Equipment 610 (3) (2009) 710 – 717.
[36] Y. Takenaga, Atmospheric neutrino oscillation analysis with solar terms in super-kamiokande, Ph.D. thesis,
The University of Tokyo (2008).
[37] E. Aprile et al., The European Physical Journal C 77 (12) (2017) 881.
[38] K. Abe et al. (Super-Kamiokande), Phys. Rev. D94 (5) (2016) 052010.
[39] E. Aprile et al. (XENON Collaboration 7), Phys. Rev. Lett. 121 (2018) 111302.
[40] Y. Nakano et al., Nuclear Instruments and Methods in Physics Research Section A: Accelerators, Spectrometers, Detectors and Associated Equipment 867 (2017) 108 – 114.
[41] H. G. Attendorn, R. N. C. Bowen, Radioactive and Stable Isotope Geology, Springer Netherlands, 1997.
[42] P. Kotrappa et al., Helth Physics 41 (1981) 35–46.
[43] G. Pronost et al., Progress of Theoretical and Experimental Physics 2018 (9) (2018) 093H01.
[44] Y. Takeuchi et al., Nuclear Instruments and Methods in Physics Research Section A: Accelerators, Spectrometers, Detectors and Associated Equipment 421 (1) (1999) 334 – 341.
[45] K. D. Chu, P. K. Hopke, Environmental Science and Technology 22 (6) (1988) 711–717, pMID: 22182168.
[46] D. SONNTAG, Z. Meteorol. 70 (1990) 340–344.

第 7 章 結論・今後の展望

98[47] N. W. M., Astro Physical Journal Letter 153 (1968) L59.

[48] V. Kurt, B. Yushkov, V. Grechnev, The Onset Time of the Pion-Decay Gamma-Ray Emission of Major
Solar Flares, in: Proceedings of the 32nd International Cosmic Ray Conference, Vol. V10, 2011, pp. 6–9.
[49] Z. Yang, Experimental studies of supernova relic neutrinos at super-kamiokande-iv, Ph.D. thesis, The
University of Tokyo (2015).
[50] K. R. Bays, Serch for the diﬀuse supernova neutrino background at super-kamiokande, Ph.D. thesis, University of California, Irvine (2012).
[51] S. Tobayama, An analysis of the oscillation of atmospheric neutrinos, Ph.D. thesis, The University of
British Columbia (2016).
[52] J. A. Formaggio, G. P. Zeller, Rev. Mod. Phys. 84 (2012) 1307–1341.

99

謝辞
修士論文を執筆するにあたり、お世話になった方々へお礼を述べます。
指導教官であり、スーパーカミオカンデ実験の代表者である中畑雅行先生には、研究をする機会を与えていただ
き、多くの時間を割いて丁寧に指導をしていただきました。また、大学院入学前にも神岡鉱山の中を案内していただき、カミオカンデ実験の始まりから現在に到るまでの歴史的な背景まで教えていただきました。本当にありがとうございました。
関谷洋之先生には、ラドン検出器の較正実験に関して、検出器本体をはじめとした様々な実験材料と多くのアドバイスをいただきました。私の不注意で検出器を壊してしまった時には、何が原因なのかを早急に突き止めてす
ぐに復旧する事が大切だと励ましていただきました。
森山茂栄先生には、ラドン検出器の回路の改良を行う際に相談に乗っていただきました。また、タンクオープン
作業の際にお世話になりました。
早戸良成先生には、スーパーカミオカンデの 3 の方のシフトをとった際に、夜中にも関わらずトラブルに迅速に対応していただきました。また学生ゼミの際にお世話になりました。
岸本康宏先生には、ラドン検出器の較正実験に関して、アドバイスをいただきました。また、タンクオープン作
業の際にお世話になりました。
神戸大学の竹内康雄先生には、ラドン検出器の較正実験、スーパーカミオカンデのデータ解析についてアドバイスをいただきました。また研究だけでなく、学生の飲み会などにもいらして頂き、美味しいお酒を差し入れて頂きました。
名古屋大学の伊藤好孝先生には、太陽フレア研究を行う上で必要な環境を整えていただき、基本的な事から教えていただきました。
同じく名古屋大学の増田智先生には、太陽観測衛星のデータ解析法と太陽フレアにおける粒子加速について基本的な事から丁寧に教えていただきました。増田先生におかげで太陽フレアについての理解が深まりました。
本研究の太陽観測衛星のデータは名古屋大学宇宙地球環境研究所統合データサイエンスセンター (CIDAS:Center

for Integrated DAta Science) で保管されているものを使わせていただきました。
岡山大学の小汐由介先生には、データ解析に関してアドバイスをいただきました。また研究だけでなく、学生の飲み会などにもいらして頂き、美味しいお酒を差し入れて頂きました。
特別研究員の中野佑樹さんには、非常に多くの時間を割いていただき、ラドン検出器の較正実験、太陽フレア研
究の全ての面でお世話になりました。配管の繋げ方からスライドでのプレゼンの仕方、スーパーカミオカンデのデータ解析など、教わったことは数知れません。また研究だけでなく、飲み会の準備や富山の美味しいものなどを教えていただき、神岡での研究を楽しいものにしていただきました。本論文を執筆できたのも、中野さんのおかげです。
特別研究員の Guilaume Pronost さんには、RaspberryPi によるラドン検出器のモニタリングシステムを使わせていただきました。また、ラドン検出器の較正実験について多くのアドバイスをいただきました。また、研究だけではなく、飲み会にも来ていただきフランス語と英語を教えていただきました。
岡山大学特別研究員の伊藤慎太郎さんには、太陽フレア由来のニュートリノ探索で高エネルギー側のデータ解析をしていただき、本論文に掲載したイベントディスプレイの図などを作っていただきました。また、研究だけでなく、食事などに連れて行ってくださり、色々な相談に乗っていただきました。
神岡での先輩である織井安里さん、小林雅俊さん、阿久津良介さん、園田祐太朗さん、竹中彰さん、鈴木拓実さ

第 7 章 結論・今後の展望

100
んには、ROOT の使い方や神岡での過ごし方を教えていただきました。

同級生の加藤伸行君、ピーダーセン・樹杏・ウィリアム君、望月俊来君、宮辺裕樹君、磯部裕太君、杉本太郎君、後輩の今泉秀一君、岡田健君、陳育勤君には飲み会等で仲良くしていただきました。ありがとうございました。
大学 4 年次の時の指導教官である、鈴木英之先生には大学卒業後にもお世話になりました。
高校時代の野球部の同期である、阿部稜君、安部凛君、井崎亮君、伊藤智之君、大島亮祐君、大川新君、岡本郁
君、木島拓哉君、砂塚祐志君、田中俊行君、土屋翼君、角田将太郎君、長富寛史君、永山洋君、二宮良介君、博多勇大君、平賀達己君、福島直弥君、細川祐之輔君、法橋祐治君、村上俊平君、横山将之君、米田航君、渡邊優太
君には高校卒業後も変わらず仲良くしていただきました。研究とは別に関わっている友達がいることで、心の支えになりました。
最後に、ここまで育てていただいた両親に心から感謝いたします。

2019 年 1 月

岡本幸平