核理研研究報告

第41巻

41 2008

2008年

Editors
TAMAE, Tadaaki
YAMAZAKI, Hirohito

Laboratory of Nuclear Science
Tohoku University
1-2-1 Mikamine, Taihaku, Sendai 982-0826
Japan

Pone: +81, 22-743-3400
Fax: +81, 22-743-3401
Web site: http://www.lns.tohoku.ac.jp/

982-0826 仙台市太白区三神峯1-2-1
東北大学大学院理学研究科
附属原子核理学研究施設
電話022-743-3400

Fax

022-743-3401

Preface
This issue of Research Report of Laboratory of Nuclear Science reports research activities of the
LNS performed in the 2007 academic/fiscal year (April 2007 – March 2008). Major research activities
are based on the electron accelerator complex consisting of the 300-MeV LINAC and the 1.2-GeV STB
ring. The accelerators have altogether provided a beam time of about 1,760 hours for various
experiments through the year.
In the GeV-γ experimental hall, commissioning of the 4π spectrometer called FOREST, which is anelectro-magnetic calorimeter for neutral meson detection, has essentially finished, and data acquisitionof neutral mesons from the γp and γd reactions has started. The beam line which was developed toprovide low-intensity electron/positron beams with a momentum range from 200 to 850 MeV has cometo frequently use for developments of various detectors to be used in J-PARC, RIKEN, etc. In theexperimental hall 2, the D(γ,K0) experiments for neutral Λ particle production has started by using the
New NKS spectrometer. Various radioactive isotopes were produced by using high intensity beams
below 50 MeV at the experimental hall 1. They were served for element analyses as well as for detailed
study of decay properties of nuclei.
We hope that this Report will serve as a quick overview of the present LNS activities over a varietyof nuclear research fields.



Jirohta KASAGI
Director

Research Report of Laboratory of Nuclear Science
Volume 41, 2008
Contents
Ⅰ．Nuclear Physics
Ⅰ－１ Performance of the Tagging System for GeV-γBeamline STB-Tagger II

1Takatsugu Ishikawa, Takeji Fujibayashi, Hisako Fujimura, Hiroshi Fukasawa,
Ryo Hashimoto, Takahiro Iwata, Hiroki Kanda, Jirohta Kasagi, Hiroshi Kato,
Tadasi Kinoshita, Masatoshi Itoh, Kazushige Maeda, Masaaki Matsuzawa,
Takuma Michigami, Fusashi Miyahara, Keiichi Mochizuki, Kenta Murakami,
Tadashi Nakabayashi, Ken'ichi Nawa, Takumi Nomura, Ken'yu Okamura,
Hiroyuki Okamura, Hidetaka Okuyama, Yoshihito Onodera, Yutaka Saitoh,
Takahiro Sasaki, Mamoru Sato, Hajime Shimizu, Tomohiro Shishido,
Shin'ya Suzuki, Koutaku Suzuki, Yasuhisa Tajima, Toshiyuki Takahashi,
Sayuri Takita, Hiromi Ueno, Hiroshi Y. Yoshida, Shou Yamaguchi,
and Hirohito Yamazaki
Ⅰ－２ Current Status of the Electro-magnetic Calorimeter Čomplex FOREST

7

Takatsugu Ishikawa, Hisako Fujimura, Ryo Hashimoto, Jirohta Kasagi,
Kazushige Maeda, Mamoru Sato, Hajime Shimizu, Koutaku Suzuki,
and Hirohito Yamazaki
Ⅰ－３ Energy Resolution of a Prototype EM Calorimeter with BSO Crystals

11

Shuzo Kuwasaki, Takatsugu Ishikawa, Ryo Hashimoto, Jirohta Kasagi,
Yasuyuki Okada, Mamoru Sato, Hajime Shimizu, Koutaku Suzuki,
and Hirohito Yamazaki
Ⅰ－４

Development of a Compact Silica Aerogel Čerenkov Counter

18

Koutaku Suzuki, Kenta Futatsukawa, Takatsugu Ishikawa, Hiroki Kanda,
Masashi Kaneta, Hideyuki Kawai, Masahiro Kawai, Taito Kawasaki,
Shuzo Kuwasaki, Kazushige Maeda, Yasuyuki Okada, Hajime Shimizu,
Makoto Tabata, Yasuhisa Tajima, Kyo Tsukada, and Hirohito Yamazaki
Ⅰ－５ Energy Resolution of an SF-5 Lead Glass Čerenkov Counter

22

Mamoru Sato, Takatsugu Ishikawa, Shuzo Kuwasaki, Hisako Fujimura,
Ryo Hashimoto, Hajime Shimizu, Koutaku Suzuki, and Hirohito Yamazaki
Ⅰ－６

A New Data Acquisition System for 4π EM Calorimeter FOREST
Hisako Fujimura, Ryo Hashimoto, Takatsugu Ishikawa, Jirohta Kasagi,
Atsushi Kawano, Shuzo Kuwasaki, Kazushige Maeda, Yasuyuki Okada,
Yasunobu Sakamoto, Mamoru Sato, Hajime Shimizu, Koutaku Suzuki,
Yasuhisa Tajima, and Hirohito Yamazaki26Ⅰ－７ Development of a Cryogenic Target System for the FOREST Experiments

31

Ryo Hashimoto, Hisako Fujimura, Takatsugu Ishikawa, Hiroki Kanda,
Jirohta Kasagi, Shuzo Kuwasaki, Mamoru Sato, Hirohito Yamazaki,
and Hajime Shimizu
Ⅰ－８

Response of Electron Calorimeters for SCRIT Experiments

38

Atsuhiro Kuwajima, Tadaaki Tamae, Toshimi Suda, Kenichi Ishii,
Kazuyoshi Kurita, Toshiyuki Shirai, Masanori Wakasugi, and Shuo Wang
Ⅰ－９

Performance Test of a Wire Sampling Calorimeter with Positron Beam

44

Kwang Yun Baik, Tomoaki Kamibayashi, Gei Youb Lim, Lisa Ogata,
Tetsushi Shimogawa, and Yasuhisa Tajima
Ⅰ－10 Water Cherencov Counter and Scintillation Counter Test Experiment48

Taku Yamamoto, Kosuke Yokota, Daisuke Kawama, Ayako Shichijo,
Naotaka Taniya, Satoshi N. Nakamura, Osamu Hashimoto, Yuu Fujii,
and Tomofumi Maruta
Ⅰ－11 Test of Detectors to be Used in J-PARC

51

Kiyoshi Tanida, Yuji Hayashi, Toshihiko Hiraiwa, Kenji Hosomi,
Takeshi Koike, Yu Ma, Masahiro Mimori, Koji Miwa, Manabu Moritsu,
Atsushi Okamura, Tomokazu Otani, Misako Sato, Koutarou Shirotori,
Hirokazu Tamura, and Takeshi Yamamoto

Ⅱ．Radiochemistry
Ⅱ－１ Photon Activation Analysis of Manganese in Cathodes of Lithium Ion Batteries

61

Koji Shikano, Tsutomu Ohtsuki, and Kentaro Hirose
Ⅱ－２

Study on Spent Fuel Reprocessing Process by Selective Sulfurization
Preparation of 236Pu Doped U3O8 Sample

66

Nobuaki Sato, Toshiaki Mitsugashira, and Akira Kirishima
Ⅱ－３

Determination of Elemental and Organic Carbon in Atmospheric Suspended
Particulate Matters using Photon Activation Analysis

71

Yasuji Oura, Shigeru Sugawara, and Misturu Ebihara

Ⅲ．List of Publication
77

Ⅳ．Approved Experiments
Ⅳ－１ Former Term in 2007
Ⅳ－２ Latter Term in 2007

核理研研究報告

第41巻

目

次

Ⅰ．原子核物理
Ⅰ－１

Performance of the Tagging System for GeV-γBeamline STB-Tagger II
石川貴嗣，藤林丈司，藤村寿子，深澤宏司，橋本
笠木治郎太，加藤宏，木下1亮，岩田高広，神田浩樹，忠，伊藤正俊，前田和茂，松澤正暁，道上琢磨，

宮原房史，望月恵一，村上健太，中林 匡，縄健一，野村卓，岡村憲有，岡村弘之，

奥山秀隆，小野寺義人，齊藤雄高，佐々木隆浩，佐藤 衛，清水肇，宍戸智浩，

鈴木伸哉，鈴木耕拓，田島靖久，高橋俊行，瀧田さゆり，上野寛海，吉田浩司，
山口
Ⅰ－２

翔，山崎寛仁Current Status of the Electro-magnetic Calorimeter Complex FOREST
石川貴嗣，藤村寿子，橋本亮，笠木治郎太，前田和茂，佐藤

7

衛，清水

肇，鈴木耕拓，

山崎寛仁
Ⅰ－３

Energy Resolution of a Prototype EM Calorimeter with BSO Crystals鍬崎秀三，石川貴嗣，橋本亮，笠木治郎太，岡田康友紀，佐藤

11

衛，清水

肇，

鈴木耕拓，山崎寛仁
Ⅰ－４

Development of a Compact Silica Aerogel Čerenkov Counter18

鈴木耕拓，二ツ川健太，石川貴嗣，神田浩樹，金田雅司，河合秀行，河合正晴，
川崎泰斗，鍬崎秀三，前田和茂，岡田康友紀，清水
塚田
Ⅰ－５

暁，山崎寛仁衛，石川貴嗣，鍬崎秀三，藤村寿子，橋本亮，石川貴嗣，笠木治郎太，川野岡田康友紀，坂本泰伸，佐藤肇，鈴木耕拓，山崎寛仁

衛，清水

26

篤，鍬崎秀三，前田和茂，肇，鈴木耕拓，田島靖久，山崎寛仁

Development of a Cryogenic Target System for the FOREST Experiments橋本

31亮，藤村寿子，石川貴嗣，神田浩樹，笠木治郎太，鍬崎秀三，佐藤衛，肇,

山崎寛仁，清水
Ⅰ－８

亮，清水

22

A New Data Acquisition System for 4π EM Calorimeter FOREST
藤村寿子，橋本Ⅰ－７

誠，田島靖久，Energy Resolution of an SF-5 Lead Glass Čerenkov Counter
佐藤

Ⅰ－６

肇，田端

Response of Electron Calorimeters for SCRIT Experiments38

桑島淳宏，玉江忠明，須田利美，石井健一，栗田和好，白井敏之，若杉昌徳，王Ⅰ－９

Performance Test of a Wire Sampling Calorimeter with Positron Beam

頌44

ベック カンヨン，上林智亮，イム ケヨブ，緒方里咲，下川哲司，田島靖久
Ⅰ－10

Ⅰ－11

水チェレンコフ検出器およびシンチレータホドスコープのテスト
山本拓，横田孝介，川間大介，七條彩子，谷屋直隆，中村藤井優，丸田朋史

48
哲，橋本

治，

J-PARC 実験のための各種検出器のテスト
谷田勇治，平岩聡彦，細見健二，小池武志，Yue Ma，三森雅弘，聖，林

三輪浩司，森津山本剛史

学，岡村敦史，大谷友和，佐藤美沙子，白鳥昂太郎，田村裕和，

51

Ⅱ．放射化学
Ⅱ－１

リチウムイオン電池負極中のマンガンの光量子放射化分析
鹿野弘二，大槻Ⅱ－２

勤，廣瀬健太郎

選択硫化を用いる使用済核燃料再処理法の研究
236

Pu を添加した U3O8試料の調製

佐藤修彰，三頭聰明，桐島
Ⅱ－３

61

陽

光量子放射化分析法による大気浮遊粒子中の元素状炭素と有機系炭素の分別定量の試み
大浦泰嗣，菅原66

71

慈，海老原充Ⅲ．論文リスト
77

Ⅳ．課題採択結果
Ⅳ－１

平成19年度前期

Ⅳ－２

平成19年度後期

Ⅰ．Nuclear Physics

Research Report of Laboratory of Nuclear Science, Tohoku University Vol. 41 (2008)

1(LNS Experiment : #2534, #2576)

Performance of the Tagging System for GeV-γ Beamline
STB-Tagger II
T. Ishikawa1 , T. Fujibayashi2 , H. Fujimura1 , H. Fukasawa1 , R. Hashimoto1 ,T. Iwata3 , H. Kanda2 , J. Kasagi1 , H. Kato3 , T. Kinoshita1 , M. Itoh4 ,K. Maeda2 , M. Matsuzawa2 , T. Michigami3 , F. Miyahara1 , K. Mochizuki1 ,K. Murakami3 , T. Nakabayashi1 , K. Nawa1 , T. Nomura3 , K. Okamura1 ,H. Okamura5 , H. Okuyama3 , Y. Onodera1 , Y. Saitoh1 , T. Sasaki3 , M. Sato1 ,H. Shimizu1 , T. Shishido3 , S. Suzuki1 , K. Suzuki1 , Y. Tajima3 , T. Takahashi6 ,S. Takita3 , H. Ueno3 , H.Y. Yoshida3 , S. Yamaguchi3 , and H. Yamazaki1
1

Laboratory of Nuclear Science, Tohoku University, Sendai 982-0826
2
3

4
5
6

Department of Physics, Tohoku University, Sendai 980-8578

Department of Physics, Yamagata University, Yamagata 990-8560

Cyclotron and Radioisotope Center, Tohoku University, Sendai 980-8578

Research Center for Nuclear Physics, Osaka University, Ibaraki 567-0047

High Energy Accelerator Research Organization (KEK), Tsukuba 305-0801

High energy photons shed light on nucleon resonances by measuring produced mesons on the nucleon. In the GeV-γ beamline [1], bremsstrahlung photons are used as a beam, which are generated
by inserting a carbon ﬁber (radiator) into circulating electrons on the STretcher Booster (STB) ring. A
tagging system has been constructed to determine the energy of the photon associating with the meson
produced event measured by a detector system on the beamline.
The STB-Tagger II consists of 116 telescopes of two scintillating ﬁbers, and each telescope (tagger)
determines the trajectories of momentum-analyzed electrons which lose energy due to bremsstrahlungat the radiator. The photon energy is determined from the difference of energies of the circulating andrecoil electrons. Details of the STB-Tagger II are described elsewhere [2]. The tagging energy of eachtagger is reported in the internal notes [3]. A part of the tagging energy calibration is also presented ina research report of LNS [4]. In this report, the transmission rate of the photon, a low energy componentof the tagged photon, and a fraction of tagged photons to all the incident ones will be described.

§ 1. Transmission Rate
Some electrons which do not generate a photon caused by
1. Møller scattering,
2. Coulomb multiple scattering on the radiator or the gas particle in the vacuum chamber, and
3. unstability of the circulating beam in the STB ringcome into the STB-Tagger II. Even if photons are generated, they may not come to the target position
due to2
1. large difference in direction between the generated photons and the beamline, and
2. conversion to positron and electron pairs with materials on the beamline.
The transmission rate is deﬁned as a ratio of the number of associating photons coming to the target
position to the number of electrons that each tagger responds to. It is experimentally measured since itis difﬁcult to incorporate all the status of circulating electrons in the calculation.
The energy of incident photons is measured with an SF-5 lead glass Čerenkov counter with a size of
150 mm (W) × 150 mm (H) × 300 mm [5]. Undesirable charged particles in the beam are swept out witha dipole magnet RTAGX [6]. The trigger for the data taking system is an OR signal of the STB-Tagger II.
The transmission rate for the i-th tagger Ti is obtained as
Ti =

Niγ
,
Ni

(1)

where Ni is the number of signals from the i-th tagger and Niγ is the number of coincidences between
the i-th tagger and the SF-5 counter with the corresponding photon energy. Figure 1 shows a sampleof the measured transmission rate. The details of determining the transmission rate are described
elsewhere [7].

Transmission Rate

0.6
0.5
0.4
0.3
0.2
0.1
0

0

20

40

60

80

100

Tagger Channel
Fig.1. Measured transmission rate. The circles show the transmission rate for 1200 MeV circulating electron beam, and the triangles shows that for 920 MeV one.
The transmission rate as a function of the tagger channel shows two dips. These dips correspond to
the taggers to which supporting rods lie on the central orbit of ongoing electrons. The vacuum chamberof the STB ring in the BM5 has a Ti window with a thickness of 50 μm to introduce post bremsstrahlungelectrons into taggers. Two rods made of SUS support the window frame. The post bremsstrahlungelectrons impacting against these rods are not detected with the STB-Tagger II.
The circulating electrons have various momentum vectors at the radiator point. Some electrons
generating bremsstrahlung photons take different courses and are detected with the STB-Tagger II. The
corresponding photons are blocked with a lead aperture. These events deteriorate the transmission rate,
and make two dips in that as a function of the tagger channel. Figure 2 shows how the transmission

3
rate is deteriorated for the taggers which are shaded with the supporting rods.

TaggerLead Aperture
Recoil Electron

Radiator

Gamma Ray
Fig.2. How the transmission rate is deteriorated for the taggers which are shaded with thesupporting rods. The photons generated by inclined electrons do not come to the target
point, while the post bremsstrahlung electrons do not hit the rods and are detected with
the STB-Tagger II.
The transmission rate is estimated with a Monte Carlo calculation, and the measured one is qualitatively reproduced. Figure 3 shows the transmission rate estimated with the calculation. Its shape in
the lower channel region is determined by an effect of Møller scattering electrons. Most of the Møller
scattered electrons are blocked with an iron fence (ﬁeld cramp) [8] for the reducing leakage magnetic

Transmission Rate

ﬂux in the region where photo-multiplier tubes of the STB-Tagger II are placed.

0.7

0.7

0.6

0.6

0.5

0.5

0.4

0.4

0.3

0.3

0.2

Moeller Scattering

0.1
0
0

0.2

Moeller Scattering

1200 MeV 0.1
25

50

75

100

0
0

920 MeV
25

Tagger Channel

50

75

100

Fig.3. Transmission rate estimated with a Monte Carlo calculation. The left and right panels
show the transmission rates for 1200 and 920 MeV circulating electron beams, respectively. The upper points show the transmission rate and the lower show the Møller scattering effects. The transmission rate obtained by the calculation qualitatively reproduces
the measured one.

§ 2. Low Energy Component of Tagged Photons
The measured energy of incident photons shows a low energy component for the tagging channels
larger than 102 [9]. This low energy component has been a long standing problem on the STB-Tagger II,

Counts

4

400
300

105

200

Recoil Electron

100
0

x

0
500
1000
1500
Lead Glass Cherenkov Gain

z

γ Ray

Fig.4. Events with post bremsstrahlung electrons impacting against the frame of the Ti window. The energy of the generating photons is lower than that of the nominal tagged
photons. The left panel shows the ADC distribution for the 105-th tagging channel, andthe right one shows the trajectories of generated particles in such a event.
and a Monte-Carlo simulation has revealed its source. Some post bremsstrahlung electrons impacting
against the frame of the Ti window are detected with the STB-Tagger II. These electrons are mainly
detected with the tagging channel larger than 102, and the energy of the corresponding photons is lower
than that of the nominal tagged photons. Figure 4 shows the events with post bremsstrahlung electrons
impacting against the frame of the Ti window.

§ 3. Fraction of Tagged Photons
A fraction of tagged photons to all the incident ones was measured with the SF-5 counter locatedon the GeV-γ beamline. In the ﬁrst step, the energy of the counter was measured where the trigger forthe data taking system was the OR signal of the STB-Tagger II. Energy calibration was made by using
these data so that the measured energy should be the incident photon one corresponding to the tagging
channel. Only the tagged photons without the low energy component were used in the calibration.
Figure 5 shows the mean of the ADC distribution as a function of the tagging energy. The photon energy
was obtained from the ADC value A asEγ =A − 78.87 ± 0.01.
1.3202 ± 0.0001(2)

In the next step, the energy was measured with the SF-5 counter where the trigger was the signalof the counter itself. Figure 6a) shows the energy distribution measured with the SF-5 counter together
with that in coincidence with STB-Tagger II, and Figure 6b) shows a fraction of tagged photons as afunction of the energy measured with the SF-5 counter. Fractions of tagged photons in the photon
energy raging from 800 to 1100 MeV are about 65%. A fraction of all the tagged photons to all thephotons detected with the SF-5 counter were 7.22%.
Number of incident photons measured with the SF-5 counter depends on the threshold value of its
discriminator. The energy distribution was ﬁtted from 0 to 1000 MeV with a function as
x − 33.12 ± 0.04
Eγ−1.149f (Eγ ) = (5.91 ± 0.02) freq
9.23 ± 0.03

(3)where freq stands for the Gaussian convoluted step function [11]. The threshold values were found to becorresponding to 33.12 ± 0.04 MeV. Number of incident photons with the energy less than discriminator

5

1800
1600
1400

ADC

1200
1000
800
600
400
200
0

0

200
400
600
800
Incident γ Energy (MeV)

1000

Fig.5. Mean of the SF-5 ADC distribution as a function of the tagging energy. The solid curveshows the function (2).

10 5Counts/ 10 MeV

10 4
10 3
10 2
10
1

0

200 400 600 800 1000 1200 1400
Energy (MeV)

Fig.6. a) Energy distribution of the SF-5 counter. The upper histogram shows the energy distribution and the lower shows that coincidence with STB-Tagger II. The solid curve shows
the ﬁtted function (3). b) Fraction of tagged photons as a function of the energy measured
with the SF-5 counter.

6threshold were deduced as an integration of a function
f (Eγ ) = (5.91 ± 0.02) Eγ−1.149 ,(4)from 2me to the threshold value where me denotes the mass of the electron. The number of all theincident photons were given by summing the numbers of photons detected with the SF-5 counter andphotons with the energy less than the threshold. A fraction of all the tagged photons to all the incident
photons was obtained to be 2.78%. The details of the analysis are described elsewhere [12].

References[1]

H. Shimizu et al.: Research Report of LNS, Tohoku University 37 (2004) 13.

[2]

T. Nakabayashi et al.: Research Report of LNS, Tohoku University 37 (2004) 17.

[3]

T. Ishikawa: Internal GeV-γ Analysis Note No. 15 (2006);
T. Ishikawa: Internal GeV-γ Analysis Note No. 23 (2006);
T. Ishikawa: Internal GeV-γ Analysis Note No. 24 (2006);
T. Ishikawa: Internal GeV-γ Analysis Note No. 25 (2006);
K. Suzuki: Internal GeV-γ Analysis Note No. 35 (2006–2007);
T. Ishikawa: Internal GeV-γ Analysis Note No. 55 (2007);
T. Ishikawa: Internal GeV-γ Analysis Note No. 57 (2007);
K. Suzuki: Internal GeV-γ Analysis Note No. 59 (2007);
T. Ishikawa: Internal GeV-γ Analysis Note No. 60 (2007).

[4]

K. Suzuki et al.: Research Report of LNS, Tohoku University 40 (2007) 10.

[5]

M. Sato and T. Ishikawa et al.: in this Research Report of LNS, 41 (2008) 22;
M. Sato: Internal GeV-γ Analysis Note No. 86 (2008).

[6]

T. Ishikawa et al.: Research Report of LNS, Tohoku University 39 (2006) 39.

[7]

T. Nakabayashi: Internal GeV-γ Analysis Note No. 29 (2006);
T. Ishikawa: Internal GeV-γ Analysis Note No. 31 (2006);
F. Miyahara: Internal GeV-γ Analysis Note No. 88 (2008).

[8]

T. Nakabayashi et al.: Research Report of LNS, Tohoku University 37 (2004) 17;
T. Ishikawa: Internal GeV-γ Analysis Note No. 24 (2006);
T. Ishikawa: Internal GeV-γ Analysis Note No. 25 (2006).

[9]

T. Nakabayashi: Internal GeV-γ Analysis Note No. 14 (2006);
T. Ishikawa: Internal GeV-γ Analysis Note No. 15 (2006).

[10] T. Ishikawa: Internal GeV-γ Analysis Note No. 61 (2007).
[11] Computing and Networks Division, CERN Program Library Ofﬁce: CERNLIB — CERN Program
Library Short Writeups (1996).
[12] T. Ishikawa: Internal GeV-γ Analysis Note HD No. 125T (2009).

Research Report of Laboratory of Nuclear Science, Tohoku University Vol. 41 (2008)

7(LNS Experiment : #2582)

Current Status of the Electro-magnetic Calorimeter
Complex FOREST
T. Ishikawa1 , H. Fujimura1 , R. Hashimoto1 , J. Kasagi1 , K. Maeda2 , M. Sato1 ,H. Shimizu1 , K. Suzuki1 , and H. Yamazaki1
1

Laboratory of Nuclear Science, Tohoku University, Sendai 982-0826
2

Department of Physics, Tohoku University, Sendai 980-8578

A new electro-magnetic (EM) calorimeter complex FOREST with a solid angle of about 4π in total
has been planned, and has been partly constructed [1, 2]. FOREST consists of three EM calorimters
SCISSORS III, the LEPS Backward Gamma detector (BG), and Rafﬂesia II. A plastic scintillator hodoscope is placed in front of each EM calorimeter. In this year, the hodoscopes in front of BG havebeen replaced, and Rafﬂesia II has been constructed. A high speed data taking [3] and a solid hydrogen/deuterium target [4] systems have been also prepared for elementary meson photo-production experiments with FOREST. A beam test for FOREST has been performed, and the π 0 and η peaks are clearlyobserved in the γγ invariant mass distributions. We are now ready to carry out long term experiments.

§ 1. Replacement of the BG Plastic Scintillator Hodoscopes
Since the LEPS Backward Gamma detector (BG) was originally used at the Laser Electron Photon beam facility at SPring-8 (LEPS), the plastic scintillator hodoscope prepared for BG does not ﬁt to
FOREST. The space for Rafﬂesia II has been already occupied by the light guides and photo-multipliertubes (PMT) of these scintillators. Figure 1 shows photos and a schematic view of BG. As shown in
Fig. 1, a space exists between the polar angle of 100 degrees and an upstream plate for supporting lead
scintillating ﬁber (Lead/SciFi) modules of BG. We planned to put all the light guides and PMTs of theplastic scintillators in front of BG into this space. The number of plastic scintillators has been enlarged
from 12 to 18. Each plastic scintillator is connected to a small and light metal-packaged single-anode
PMT Hamamatsu R8900U through a ﬁsh-tail light guide. This type of PMTs are also used for plastic
scintillators in front of SCISSORS III [2]. The room for Rafﬂesia II has been obtained upstream of the
supporting plate of BG after the hodoscopes were replaced.

§ 2. Construction of Rafﬂesia II
Rafﬂesia II consisted of 36 SF-5 lead glass Čerenkov counters [5] in the original design of FOREST [1]. The size of the SF-5 counter is 150 mm (W) × 150 mm (H) × 300 mm (T), and its density is
4.07 g/cm3 . Its performance has been investigated [6] by using the positron beams at LNS [7]. Since wefailed many times in making a solid hydrogen target ﬁtted to FOREST, we decided to make a distanceshorter between a target holder and a vacuum chamber for a refrigerator of the target system. The

8Space forRafflesia II

Targetγ BeamDead SpaceFig.1. Photos and schematic view of the LEPS Backward Gamma detector (BG). The left andmiddle panels show a photo and a schematic view of BG before the plastic scintillator
hodoscopes were replaced, respectively. The space of Rafﬂesia II was occupied with thelight guides and photomultiplier tubes of the hodoscope. The right panel shows a photoof BG after the hodoscopes were replaced.

chamber occupied some space reserved for the SF-5 counters.
The SF-6 lead glass Čerenkov counters were adopted for a large part of Rafﬂesia II instead of SF-5
ones to keep the large solid angle of FOREST. The size of SF-6 counter is 75 mm (W) × 75 mm (H) ×
250 mm, and its density is 5.18 g/cm3 . Since the density of SF-6 is higher than that of SF-5, both havethe same lengths in a radiation length unit (11.8X0 ). The higher position resolution will be obtained byadopting the smaller module. We constructed Rafﬂesia II with the 52 SF-6 and 10 SF-5 counters on the
11th June in 2008. Figure 2 shows the schematic view and photo of Rafﬂesia II.

Fig.2. Schematic view and photo of Rafﬂesia II. The left panel shows the schematic view ofRafﬂesia II. Two types of lead glass Čerenkov counters are used. The right panel shows
the photo of Rafﬂesia II.

9§ 3. Beam Test
A beam test of the FOREST was performed from 16th June to 7th July in 2008. A high speed datataking system [3] had been newly developed and ones for SCISSORS III and LEPS Backward Gamma
detector had been uniﬁed. Energies and timings of detectors were taken by ADC and TDC modules in 5
subsystems, one Tristan KEK Online (TKO), three VME, and one Fast Encoding Readout ADC (FERA)
on CAMAC systems. The digitized data were collected in each subsystem. All the digitized data were
ﬁnally collected with a personal computer (PC), and the data associating with the same trigger werebuilt to one event. Event tags generated with an FPGA module developed at LNS [8] were used to
conﬁrm the trigger identiﬁcation.
The trigger condition for the data taking system was described as([SigmaTagger i] ⊗ [NEMC ≥ 2]) .

(1)

iChannels of STB-Tagger II were divided into 16 groups so that the counting rate of each group shouldbe the same, and SigmaTagger i (i = 1 . . . 16) denotes an OR signal of each group. Crystal signals of
SCISSORS III were divided into 10 groups, and Lead/SciFi signals of BG were divided into 18 groups. An
output signal was generated in a SCISSORS III group when a linear sum of signals belong to it exceeded
the threshold. An output signal of a BG group was an OR signal of ones belong to it. The NEMC ≥ 2stands for the signal which was generated when more than two output signals of SCISSORS III and BG
groups were generated.
A neutral cluster was selected as a γ particle. The energy of the cluster was reconstructed as a sumof the modules which joins it, and the unit vector of the momentum was reconstructed from an energy
weighted average of the position vectors of the modules from the target center. The energy calibration
was made so that the π 0 peaks in the γγ invariant mass distribution should be π 0 mass. Figure 3 showsγγ invariant mass distributions measured with FOREST. The π 0 peaks are clearly observed. About
2,000,000 π 0 and 40,000 η produced events are measured a day.

Counts/ 5 MeV

S-S

π0

S-B

π0

B-B
η

π0

γγ Invarint Mass (MeV)
Fig.3. The γγ invariant mass distributions measured with FOREST. The left panel shows thatfor the events two photons are detected by SCISSORS III. The middle one shows that for
the events one photons is detected by SCISSORS III and another is detected by BG. The
right one shows that for the events two photons are detected by BG.

10References[1]

T. Ishikawa et al.: Research Report of LNS, Tohoku University 39 (2006) 35.

[2]

T. Ishikawa et al.: Research Report of LNS, Tohoku University 40 (2007) 19.

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A. Ando et al.: KEK Report KEK-79-21 (1979).

[6]

M. Sato: Internal GeV-γ analysis note No. 86 (2008);
R. Hashimoto: Internal GeV-γ analysis note HD No. 105D (2008).

[7]

T. Ishikawa et al.: Research Report of LNS, Tohoku University 40 (2007) 6.

[8]

K. Nanbu, T. Ishikawa, and H. Shimizu: Research Report of LNS, Tohoku University 40 (2007) 27.

Research Report of Laboratory of Nuclear Science, Tohoku University Vol. 41 (2008)

11(LNS Experiment : #2577)

Energy Resolution of a Prototype EM Calorimeter with
BSO Crystals
S. Kuwasaki, T. Ishikawa, R. Hashimoto, J. Kasagi, Y. Okada, M. Sato,
H. Shimizu, K. Suzuki, and H. Yamazaki
Laboratory of Nuclear Science, Tohoku University, Sendai 982-0826

A new high resolution electro-magnetic (EM) calorimeter with a large solid angle is planned forthe precise study of nucleon resonances via π 0 and η photo-production. A BSO crystal is a candidateof modules which comprise the EM calorimeter. The performance of a prototype EM calorimeter madeup with 4 BSO crystals has been studied by using positron beams with energies ranging from 100 to
800 MeV. The energy resolution for 1 GeV positron corresponds to 1.75%. The decay time is roughly
estimated to be 136 ns from a pulse shape taken with an oscilloscope. The energy resolution for the
0.662 MeV photons from 137 Cs has also been measured, and it is found to be 16.6%±0.2%.

§ 1. A New Large Solid Angle EM CalorimeterA new EM calorimeter complex FOREST with a solid angle of about 4π in total has been constructedin the GeV-γ experimental hall [1] to study nucleon resonances via π 0 and η photo-production. It consists of three calorimeters: a forward one with CsI crystals, a middle one with lead scintillating ﬁber
(Lead/SciFi) modules, and a backward one with lead glass Čerenkov counters. The π 0 and η mesons are
identiﬁed as a peak in the γγ invariant mass distribution. Thanks to the large solid angle of FOREST,
a background due to wrong combinations of γ’s is strongly suppressed, which do not form a peak of π 0
nor η in the mass distribution. The resolutions of the EM calorimeters with Lead/SciFi and lead glass
modules are 7.2% [2] and 4.9% [3] for 1 GeV positrons, respectively. The resolution of each calorimeteris poorer than that of nominal inorganic scintillator crystals. A high resolution EM calorimeter with alarge solid angle is desired for the further precise study of nucleon resonances.
Since photons with an energy of several hundred MeV are mainly produced, inorganic scintillator
crystals with a good energy resolution in this energy region are required. A fast response is also required
to suppress pile-up events, and a short radiation length and no hygroscopicity are preferable. A BSO
crystal [5] is a candidate which satisﬁes the requirements among the available crystals. The BSO is abismuth silicate Bi4 Si3 O12 , produced by replacing Ge in BGO with Si.

§ 2. Experimental Setup
The performance measurement of a prototype BSO EM calorimeter was carried out by using positron
beams for testing detectors at LNS. The prototype EM calorimeter was constructed with a 2 × 2 arrayof BSO crystals. Each crystal was 210 mm long with a cross section of 40 × 40 mm2 , and was connected12
to a 1-inch photo-multiplier tube (Hamamatsu H7415MOD). Semi-monochromatic positrons with energies ranging from 100 to 800 MeV were used as incident beams. To determine the incident position of
the positrons, a beam proﬁle monitor (BPM) was used. The BPM consists of two layers of scintillatingﬁber (SciFi) hodoscopes and 16 SciFi’s with a cross section of 3 × 3 mm2 were aligned in each hodoscope.
The upstream and downstream layers determine x and y positions from responding ﬁbers, respectively.
Figure 1 shows the experimental setup for the energy resolution measurement of the calorimeter.

BPM

BSO
Positron Beam

Fig.1. Experimental setup for the performance measurement of a prototype BSO EM calorimeter. The 16 × 16 scintillating ﬁber hodoscopes are placed in front of the calorimeter todetermine incident positions of positrons.

The trigger condition of the data taking system was described as[x ﬁber OR] ⊗ [y ﬁber OR],(1)

where ⊗ stands for the coincidence of signals. The maximum trigger rate was 3 kHz and a fraction of
accidental coincidence events was negligibly small. The energy calibration for the BSO modules wasmade by using 300, 460, 590, and 750 MeV positrons injected onto the central region (3×3 mm2 ) of eachcrystal one by one, and the gain of each crystal was adjusted so that peak positions for the same incident
energy should be the same.

§ 3. Energy Resolution
The energy of the calorimeter was reconstructed by the sum of 4 crystal energies as
E=

4

i=1

Ei .

(2)

13
The events that positrons were injected onto the central region (3×3 mm2 ) of the EM calorimeter wereselected to suppress the energy leakage in the lateral direction. Figure 2 shows energy distributions forCountsall the incident positron energies.

150
100
50
0
150
100
50
0
150
100
50
0
150
100
50
0

101 MeV

302 MeV

675 MeV

152 MeV

401 MeV

747 MeV

202 MeV459 MeV

806 MeV

252 MeV

591 MeV

0

500

0

0

500

500
Energy (MeV)

Fig.2. Energy distributions for all the incident positron energies together with the ﬁtted function (3).

The energy distributions were ﬁtted with a logarithmic Gaussian [3]


 
2
σ 20
1
x−μ
,
F (x) = N exp −log 1 −
−
η
σ
2
2σ 20
where σ0 is described with a constant ξ = 2
σ0 =

(3)

log4 asηξ
2sinh−1.
ξ
2(4)

The parameters μ, σ, and η show a mean, a width, and an asymmetry, respectively. One gets a nominal
Gaussian function taking the limit of Eq. (3) as η becomes inﬁnitely small.

14
The linearity of the energy response was checked by the ratio of the reconstructed energy to theincident positron energy. Figure 3a) shows the ratio as a function of the incident energy. The normalization of the reconstructed energy is arbitrary. The non linearity of the energy response was less than 2%
for all the incident beam energies. The asymmetry parameter as a function of the incident energy was
also checked, and it was a constant within errors. Figure 3b) shows the asymmetry as a function of the

3.8

0.5

a)

b)

0.4
Asymmetry Parameter ηMeasured Energy / Incident Energy (a.u.)incident energy.

3.7

3.6

3.5

0

200

400
600
Energy (MeV)

0.3

0.2

0.1

0
0

800

200

400
600
Energy (MeV)800

Fig.3. The energy response as a function of the incident positron energy. a) The ratio of thereconstructed energy to the incident energy. The normalization factor is arbitrary. b)
The asymmetry parameter. Both the values are almost constant for all the incident
energies.

The energy resolution σE /E was estimated from the mean μ and width σ of the reconstructedenergy distribution, the beam energy spread σb /μb [4], and the width σp of the pedestal distribution as
σE
=
E



σ
μ

2


−

σb
μb

2


−

σp
μ

2

1/2

(5)

.

Figure 4 shows the energy resolution as a function of the incident energy. The energy resolution σE /E
as a function of the incident energy Ei was ﬁtted withσE(Ei ) =
E

0.000 ± 0.233
Ei

2


+

1.466 ± 0.032
√
Ei

2

1/2
2

+ (0.977 ± 0.115),(6)

where the units of the resolution and Ei were % and GeV, respectively. The energy resolution is muchhigher than that measured for an EM calorimeter consists of nine BSO crystals, 22 × 22 × 180 mm3 [5]:σE(Ei ) =
E



2.3 ± 0.3
√
Ei

2

1/2
2

+ (1.7 ± 0.2).

(7)

The energy resolution for 1 GeV positron corresponds to 1.74%, and it is extremely high. The details of
the analysis for the energy resolution are described elsewhere [7, 8].

15

7

Resolution (%)

6
5
4

σ/μ

3

σΕ/Ε

2
1
0

0.1

0.2

0.3

0.4

0.5

0.6

0.7

Energy (MeV)

0.8

0.9

1

Fig.4. The energy resolution as a function of the incident positron energy. The open circles
show σ/μ and the ﬁlled ones show σE /E. The data points for σE /E are ﬁtted with the√ 222parametrization (0.000/Ei ) + 1.466/ Ei + (0.977) .

§ 4. Decay Time
The decay time of the BSO crystal has been estimated from pulse shapes taken with a digital
phosphor oscilloscope (Tektronix DPO4104: 5 GHz sampling and 1 GHz bandwidth). The trigger fortaking pulse shapes is a coincidence signal of the central x and y BPM ﬁbers to select the positrons
which inject onto the central region (3×3 mm2 ) of the crystal. Figure 5 shows the pulse shapes for somepositron energies.
The pulse shape from 0 to 800 nsec are ﬁtted with an exponential function, and the obtained decay
times are 133.9, 136.4, and 137.2 ns for positron energies of 800, 670, and 500 MeV, respectively. The
ﬁtting error is less than 0.1 ns, and the average value is 136 ns. The obtained decay time is longer thanthat of a BSO crystal with a size of 22 × 22 × 180 mm3 (∼100 ns) measured by a single photo-electron
method [5]. The measured value from the pulse shape depends on how the EM shower grows in the BSO
crystal and where scintillation photons are produced. The details of the analysis for the decay time aredescribed elsewhere [8].

§ 5. Energy Resolution for 137 Cs
The energy of the photons from 137 Cs is 0.662 MeV and is so low that electron and positron paircreation does not take place. The energy deposit of electrons generated by the photoelectric effect forms
a bump in the energy distribution. The energy resolution is given by the number of detected scintillation
photons.

16

Pulse Height (mV)

0
−200
−400
−600
−800
−1000

450A

−1200
0

250

500

750

350A

1000 0

250

500

750

1000 0

250A
250

500

750

1000

Timing (ns)Fig.5. The pulse shape taken by an oscilloscope for positron energies of 800, 670, and 500 MeV(RTAX currents of 450, 350, and 250 A) together with the ﬁtted exponential functions.

The energy of 137 Cs photons were measured with a BSO crystal with a size of 40 × 40 × 210 mm3 .
A 2-inch photo-multiplier tube (Hamamatsu H6522) was connected to the crystal. Figure 6 shows the
ADC distributions taken with 137 Cs together with a background distribution measured without the 137 Cs
source which is normalized by a data taking time and a data taking efﬁciency. A net ADC distribution
for the 137 Cs photons is obtained by subtracting the background distribution from the ADC distribution
with 137 Cs.

Counts103800
Source2

600
Counts

10

BG

10

400
200

1
0

1000 2000 3000
ADC Channel

4000

0

0

500
1000
1500
ADC Channel

2000

Fig.6. The measured ADC distributions. The left panel shows the ADC distributions taken with137
Cs together with a background measured without the 137 Cs source which is normalized
by a data taking time and a data taking efﬁciency. The right panel shows the net ADC
distribution for the 137 Cs photons together with the ﬁtted Gaussian.

The mean μ and width σ of the net ADC distribution was estimated by ﬁtting with a Gaussianfunction. The energy resolution for the 137 Cs photons are estimated as
σE
σ
,
=
E
μ − μp(8)

17where μp stands for the mean of the pedestal distribution. The width of the pedestal distribution is negligibly small as compared with that of the net ADC distribution. The energy resolution of 16.6%±0.2%
has been obtained, which corresponds to about 40 detected photons with the photo-multiplier tube. The
resolution is much higher than that of the ﬁrst manufactured small BSO with a diameter of 20 mm
and a thickness of 39 mm (∼32% [9]). The details of the analysis for the energy resolution for the 137 Cs
photons are described elsewhere [10].

References[1]

T. Ishikawa et al.: Research Report of LNS, Tohoku University 39 (2006) 35;
T. Ishikawa et al.: Research Report of LNS, Tohoku University 40 (2007) 19;
T. Ishikawa et al.: in this Research Report of LNS, 41 (2008) 7.

[2]

K. Mochizuki and T. Ishikawa et al.: Research Report of LNS, Tohoku University 40 (2007) 15.
K. Mochizuki: Internal GeV-γ analysis note No.44 (2007).

[3]

M. Sato and T. Ishikawa et al.: in this Research Report of LNS, 41 (2008) 22.;
M. Sato: Internal GeV-γ analysis note No. 86 (2008).

[4]

T. Ishikawa et al.: Research Report of LNS, Tohoku University 40 (2007) 6.

[5]

H. Shimizu et al.: Nucl. Instrum. and Meth. A 550 (2005) 258.

[6]

H.Ikeda et al.: Nucl. Instrum. and Meth. A 441 (2000) 401.

[7]

S. Kuwasaki: Internal GeV-γ analysis note No.62 (2007).

[8]

S. Kuwasaki: Internal GeV-γ analysis note No.68 (2007).

[9]

M. Ishii et al.: Optical Materials 19 (2002) 201.

[10] S. Kuwasaki: Internal GeV-γ analysis note No.74 (2007).

18

Research Report of Laboratory of Nuclear Science, Tohoku University Vol. 41 (2008)(LNS Experiment : #2578)

Development of a Compact Silica Aerogel Čerenkov Counter
K. Suzuki1 , K. Futatsukawa2 , T. Ishikawa1 , H. Kanda2 , M. Kaneta2 ,H. Kawai3 , M. Kawai2 , T. Kawasaki2 , S. Kuwasaki1 , K. Maeda2 , Y. Okada1 ,H. Shimizu1 , M. Tabata3 , Y. Tajima4 , K. Tsukada5 , and H. Yamazaki1
1

Laboratory of Nuclear Science, Tohoku University, Sendai, 982-0826
2
3

4

Department of Physics, Tohoku University, Sendai, 980-8578

Graduate School of Science, Chiba University, Chiba, 263-8522

Networking and Computing Science Center, Yamagata University, Yamagata, 990-8560
5

Advanced Meson Science Laboratory, RIKEN Nishina center, Wako, 351-0198

A compact silica aerogel Čerenkov counter with ﬁne-mesh type photo-multiplier tubes has beendeveloped to reject e+ e− pair created events at a trigger level. The silica aerogel is covered with a highly
reﬂective material to lead emitted Čerenkov photons into the photo-cathodes. The efﬁciency of e+ e−
event identiﬁcation is obtained to be more than 97%.

§ 1. Introduction
A magnetic spectrometer has been constructed in the 2nd experimental hall at Laboratory of Nuclear Science (LNS) to study photo-production of the K 0 meson [1], π + π − mesons [2], and the Θ+baryon [3]. Many electrons and positrons are generated by the electro-magnetic interaction in a target.
To keep the data taking efﬁciency at a realistic level for a high intensity photon beam, it is important toveto e+ e− events at a trigger level.
An e+ e− veto counter should be placed just behind the target to response the e+ e− event efﬁciently
since electrons and positrons are bent inside a space with high magnetic ﬂux density. One of π + π −mesons to which a K 0 meson decays has a momentum of 1 GeV/c at maximum. It is necessary thatthe refractive index should be 1.01 or less so that 1 GeV/c π mesons can not emit Čerenkov photons. It
should consist of low amounts of substance so that the emitted particles are not much inﬂuenced withthem, due to the energy loss and multiple scattering.
The available space for the counter thickness is limited and is about 50 mm. To construct thecounter in a compact size with a few materials, silica aerogel has been selected. Diffuse reﬂectors havebeen also selected to let the Čerenkov photons reach a photon detecting device. Fine-mesh type photomultiplier tubes (PMT) are employed since the magnetic ﬂux density measures 0.4 T near the target. We
have selected the PMT with a quartz window, Hamamatsu H8409-70QB , because the most Čerenkov
photons have a short wave length.

19§ 2. Aerogel Čerenkov counter
The size of each silica aerogel piece is 132 (H) × 132 (W) × 22 (T) mm3 and its refractive index
is 1.01. Two pieces are stacked to generate Čerenkov photons enough to get a high efﬁciency of e+ e−
veto. Four PMTs are coupled to the aerogel in such a way that most of the charged particles produced
at the target can not go through the PMT materials. The two of them are located on the top of it, andthe others are on the bottom. Aerogel pieces are covered with a diffuse reﬂector to make the emittedČerenkov photons go into photo-cathodes of PMTs.
We have tested two types of diffuse reﬂectors. One is a Millipole membrane ﬁlter, HAWP00010,
with a thickness of 150 μm, a pore size of 0.45 μm, and a porosity of 79%. The other is a GORE-TEX
DRP backlight reﬂector sheet with a thickness of 500 μm. The whole counter is wrapped with a sheet of
150 μm thick black paper [4]. Figure 1 shows the aerogel Čerenkov counter we made.

Aerogel
PMT

PMT

Reflector

PMT

PMT

Fig.1. The silica aerogel Čerenkov counter. The left and right panels show the counter before
and after assembly, respectively.

§ 3. Experiment
The detection efﬁciency for the counter has been measured by using a 457 MeV electron beam [5], at
LNS, which is able to produce Čerenkov photons. Two experimental sets, with aerogel and without aerogel, have been performed. The experimental setup is shown in Fig. 2. We have detected small amountsof Čerenkov photons without aerogel because Čerenkov photons are also generated in the air [6]. Another experiment has been carried out with a 80 MeV proton beam at Cyclotron Radio Isotope Center(CYRIC), Tohoku University [7], to conﬁrm no detection of Čerenkov photons due to low energy protons.
We have used two scintillating ﬁber hodoscopes, x and y, to make a trigger signal, which is acoincidence signal between x and y as
(x ﬁber OR) ⊗ (y ﬁber OR).
The pedestal data have been also taken by a clock trigger.

(1)

20

Fiber(x)yzxFiber(y)

PMT 1
PMT 2

PMT 3
PMT 4

eFig.2. Experimental setup at LNS. Two scintillating ﬁber hodoscopes are used for a trigger
counter. The silica aerogel Čerenkov counter is located in front of the two hodoscopes.

§ 4. Data analysis
ADC data of four PMTs have been obtained under every experimental setup. Figure 3 shows ADC

Counts/channel

distributions for electrons with a GORE-TEX sheet where aerogel is placed in the counter.

10
10

PMT 1

3

PMT 2

PMT 3

PMT 4

2

10
1

0

500 1000 1500 0

500 1000 1500 0

ADC

500 1000 1500 0

500 1000 1500

Fig.3. ADC distributions for electrons with a GORE-TEX sheet where aerogel is placed in the
counter. The dotted histograms show ADC distributions with the ﬁber trigger, and thesolid histograms below 300 show the distributions with the clock trigger.

Each peak of pedestals corresponding to solid histograms has been ﬁtted by a gauss function. The
peak value μ and standard deviation σ of the ﬁtting function have been determined. Two counting ratios
are deﬁned as
R1 =
R2 =

NADC>μ+3σ
× 100, and
NTrig
multi
NADC>μ+3σ

NTrig

× 100.

(2)
(3)

multi
NTrig is the total number of taken events. NADC>μ+3σ or NADC>μ+3σ
is the number of events of which

21”one” or ”more than one” ADC value exceeds μ + 3σ. In Table 1, the counting ratios R1 and R2 aresummarized.

R1
R2

Table 1. The counting ratio R1 and R2 for the electron and proton beams.
for electrons
for protons
Millipole ﬁlter GORE-TEX sheet Millipole ﬁlter GORE-TEX sheet
w/ aerogel
97.9±0.3
99.1±0.3
13.0±0.1—
w/o aerogel
30.9±0.274.5±0.2
15.5±0.1—
w/ aerogel
82.6±0.3
90.7±0.3
0.7±0.0—
w/o aerogel
4.4±0.1
33.0±0.1
1.0±0.0—

The ratio R2 with aerogel and the Millipole ﬁlter gives the lowest efﬁciency 0.7% for the protonbeam, and 82.6% for the electron beam. In the planned experiments, e+ e− pairs pass through theČerenkov counter even in the magnetic ﬁeld, since it is placed just downstream of the target. Therefore
the e+ e− detection efﬁciency would be about 97% for the counter with the Millipole ﬁlter and 99% with
the GORE-TEX sheet. The determination method R2 , in which multiple response events are used, issuitable for rejecting e+ e− events without rejecting proton events.

§ 5. Conclusion
The detection efﬁciency for one electron is 82.3% for the counter with the Millipole ﬁlter and 90.7%
with the GORE-TEX sheet. The fraction of which protons are mistaken for electrons is 0.7% with theMillipole ﬁlter. The efﬁciency for e+ e− events would be 97% with the Millipole ﬁlter and 99% with the
GORE-TEX sheet.

Acknowledgments
We are grateful to Prof. Y. Sakemi and Dr. M. Itoh for assistance of the test experiment at CYRIC.
One of the authors (T. I.) acknowledges the ﬁnancial support from Tohoku University: Dean’s Grant for
Exploratory Research (Graduate School of Science).

References[1]

K. Tsukada et al.: Phys. Rev. C 78 (2008) 014001; K. Tsukada et al.: Research Report of Laboratory of Nuclear Science 38 (2005) 1.

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[3]

T. Ishikawa: talk at LNS Nuclear Working Group Meeting (2005); T. Ishikawa: talk at LNS Nuclear
Working Group Meeting (2006).

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[5]

T. Ishikawa et al.: Research Report of Laboratory of Nuclear Science 39 (2006) 39; T. Ishikawa:Internal GeV-γ analysis note No. 78 (2008).

[6]

K. Suzuki: Internal GeV-γ analysis note No. 52 (2007).

[7]

K. Suzuki: Internal GeV-γ analysis note No. 51 (2007).

22

Research Report of Laboratory of Nuclear Science, Tohoku University Vol. 41 (2008)(LNS Experiment : #2620)

Energy Resolution of an SF-5 Lead Glass Čerenkov Counter
M. Sato, T. Ishikawa, S. Kuwasaki, H. Fujimura, R. Hashimoto, H. Shimizu,
K. Suzuki, and H. Yamazaki
Laboratory of Nuclear Science, Tohoku University, Sendai 982-0826

A new electro-magnetic (EM) calorimeter complex FOREST consists of three independent calorimeters [1], covering a solid angle of about 4π sr in total. An SF-5 lead glass Čerenkov counter array Rafﬂesia II is employed to cover backward angles from 110 to 170 degrees of FOREST. The energy resolutionof the SF-5 counter has been measured using a positron beam with energies up to 800 MeV.

§ 1. Experimental setup
The energy resolution of the SF-5 lead glass Čerenkov counter was measured at the electron/positron
beamline dedicated to testing detectors at LNS. It consists of an SF-5 lead glass with a size of 150 mm(W) × 150 mm (H) × 300 mm and a 5 inch photo-multiplier tube (Hamamatsu R1250) directly connectedto the lead glass, and it was manufactured by Ohara Optical Company [2]. The SF-5 lead glass is a
mixture of 55% PbO2 and 45% SiO2 by weight, its density is 4.07 g/cm3 , and its radiation length (X0 ) is
25.4 mm. The thickness of the counter corresponds to 11.8X0 .
Momentum-analyzed positrons were used as an incident beam with the energy ranging from 100 to
800 MeV . A beam proﬁle monitor (BPM) was used to specify the position of the incident positrons. BPM
consists of two layers of scintillating ﬁber (SciFi) hodoscopes. Each hodoscope is composed of 16 SciFis
with a cross section of 3 × 3 mm2 . The upstream and downstream layers determine the x and y positionsof the incident positron, respectively. Figure 1 shows the experimental setup for measuring the energy
resolution of the SF-5 counter.
The trigger condition for the data acquisition system is described as[x ﬁber OR] ⊗ [y ﬁber OR],(1)

where ⊗ means coincidence of signals. The maximum singles rate of the SF-5 counter was 4 kHz and afraction of accidental coincidence events was negligibly small. The energy resolution was measured byusing positrons bent with a RTAGX current from 50 to 450 A ( about 100–800 MeV/c) [3] injected on to
the central region (9×9 mm2 ).

§ 2. Energy Response
The measured energy E is determined by subtracting the mean of the pedestal distribution Apedfrom the ADC value A as
E = A − Aped .

(2)

23

SF-5 Lead Glass

1616 Fibers

e+ BeamFig.1. Experimental setup for measuring the energy resolution of the SF-5 counter. The 16 ×
16 scintillating ﬁber hodoscopes are placed in front of the calorimeter to determine theposition of incident positions.

The unit of the measured energy E is arbitrary. The positrons injected on to the central region (9×9 mm2 )were selected in the energy measurement to suppress the energy leakage out of the SF-5 counter in thelateral direction. The linearity of the energy response was checked with the ratio of the mean of themeasured energy distribution to the incident positron energy Ee+ . Figure 2 shows the ratio as a functionof the incident energy. The difference of the ratio is less than 1% for Ee+ < 0.6 GeV and 5% for all thedata.
The measured energy distribution for each incident positron energy was ﬁtted with a Gaussianfunction, and the mean (μ) and width (σ) of the distribution was determined. The energy resolution is
obtained as
σE
σ
=
.
E
μ

(3)

The energy spread of the positron beam and the smearing of the pedestal distribution is much smaller
than the energy resolution of the SF-5 counter, and they do not affect the obtained resolution. Figure 2
shows the energy resolution as a function of the incident positron energy.
The energy resolution σE /E may be expressed asσE=E a 2
2

E


+

a
√1
E

2

1/2

+ a20

(4)

.

The function (4) is ﬁtted to the data to give the result,
σE(Ee+ ) =E

0.51 ± 0.07
Ee+

2


+

4.06 ± 0.01
√
Ee+

2

1/2

+ (2.70 ± 0.14)

2

,

(5)

where the energy resolution and Ee+ are given in % and in GeV, respectively. The energy resolution for
1 GeV positrons corresponds to 4.9%. The energy resolution of the SF-5 counter is much higher thanthat of lead scintillating ﬁbers (7.2%) [4]. The details of the analysis are described elsewhere [5].
Rafﬂesia II was constructed on the 11th June in 2008, and 10 SF-5 counter are used in it. The
details of construction of Rafﬂesia II are reported [6].

Measured Energy/ Incident Positron Energy [channel / GeV]

24

1000

800

600

400

200

0

0

0.2
0.4
0.6
0.8
Incident Positron Energy (GeV)1

Fig.2. Ratio of the mean of the measured energy distribution to the incident positron energy.
The measured energy is given by subtracting the mean of the pedestal distribution fromthe ADC value, and its unit is arbitrary.

0.16

Energy Resolution σ/μ

0.14

0.12

0.1

0.08

0.06

0.04

0

0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7 0.8 0.9
Incident Positron Energy (GeV)

1

Fig.3. The energy resolution as a function of the incident positron energy. The resolution is
given by the width (σ) divided by the mean (μ) of the measured energy distributions.
The solid curve shows the ﬁtted function by the equation (4).

25

References[1]

T. Ishikawa et al.: Research Report of LNS, Tohoku University 39 (2006) 35.

[2]

A. Ando et al.: KEK Report, KEK-79-21 (1979).

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[4]

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K. Mochizuki: Internal GeV-γ analysis note No.44 (2007).

[5]

M. Sato: Internal GeV-γ analysis note No. 86 (2008).

[6]

T. Ishikawa et al.: in this Research Report of LNS, 41 (2008) 7.

26

Research Report of Laboratory of Nuclear Science, Tohoku University Vol. 41 (2008)(LNS Experiment : #2576, #2609)

A New Data Acquisition System for 4π EM Calorimeter
FOREST
H. Fujimura1 , R. Hashimoto1 , T. Ishikawa1 , J. Kasagi1 , A. Kawano2 ,S. Kuwasaki1 , K. Maeda3 , Y. Okada1 , Y. Sakamoto2 , M. Sato1 , H. Shimizu1 ,K. Suzuki1 , Y. Tajima4 , and H. Yamazaki1
1
2

Laboratory of Nuclear Science, Tohoku University, Sendai 982-0826

Department of Information Science, Tohoku Gakuin University, Sendai 980-8511
34Department of Physics, Tohoku University, Sendai 980-8578

Networking and Computing Service Center, Yamagata University, Yamagata 990-8560

We have developed a data acquisition (DAQ) system for a 4π electro-magnetic (EM) calorimetercomplex, FOREST [1, 2]. The FOREST consists of three EM calorimeters and front-end electronics ofdifferent parts comply with different standards. The number of detectors to be read out is extremely
increased as compared with that of SCISSORS II. Since FOREST has been constructed step by step over
3 years, we added and reconﬁgured the front-end electronics at every stage. Therefore, our requirementson the DAQ software are scalability and ﬂexibility as well as capability of high speed up to 2 kHz trigger
rate. The new DAQ system has been introduced to the FOREST experiment since early June 2008. The
DAQ efﬁciencies have been achieved to be 88% and 76% for 1 kHz and 2 kHz trigger rate, respectively.

§ 1. Framework of DAQ System
The DAQ software framework consists of collector, event builder, and recorder processes based on
the C++ language [3]. Figure 1 shows the dataﬂow of the DAQ system. Event data transfer and command communication between different subsystem processes are handled via the Transmission Control
Protocol/Internet Protocol (TCP/IP). Each TCP/IP communication uses a different port number.
The collector is a readout process which gathers the data from the front-end electronics and converts
the data coming from different modules to a single output stream. The output stream is built with a basic
information including a run number, an event sequential number and a collector ID number, and is sent
to the event builder process. In general, more than one collector is used at the same time. The event
builder process receives the data of event fragments from collectors, and uniﬁes a complete event. The
incoming data fragment is strictly combined according to an event sequential number and is attachedwith a basic information. The output stream is sent to the recorder process to be stored in a data ﬁle ona hard disk. The recorder process attaches a basic run information to the event data, which contains atime stamp, the number of events stored and comments to the data ﬁle.
This framework is easy to add and replace the collector processes and to allow the developmentof the reconﬁgurable hardware. Usually we use more than one collector in order to handle different

27Collector
Collector

Event Builder

RecorderCollector

Fig.1. The dataﬂow of the DAQ system. The data are gathered by collector processes from thefront-end electronics. An event builder process receives the data of event fragments fromthe collectors and builds a single output stream which is stored in a data ﬁle by therecorder process.

electronics standards. Since the main part of the DAQ dead time is caused by readout processes of thefront-end electronics, parallel readout of adequate number of collector systems achieves high trigger rateand high DAQ efﬁciency.

§ 2. Subsystem Conﬁguration of the FOREST Experiment
All the subsystem processes work on different computers in order to reduce the load level. The data
communication between the collectors and the event builder uses a private gigabit Ethernet network
dedicated to the DAQ system. An event trigger signal is distributed to each collector and is read in apolling mode through a REPIC Interrupt & I/O Register RPV-130 in a VME system. Figure 2 shows the
DAQ conﬁguration. We have employed 5 collectors described as follows:• TKO-SMP collector
The front-end module is a REPIC TDC RPT-140 in a TRISTAN/KEK Online (TKO) system. The
timing signals from SCISSORS III [1, 4] are measured in this collector system. The digitized data
are collected and stored with Super Memory Partner (SMP) modules in a VME system throughSuper Controller Head (SCH) modules in the TKO systems. All the digitized data in the SMP
buffer are ﬁnally accumulated in a Sanritz PC/AT compatible VME module SVA041 single board
computer through the VMEbus.
Since SMP has two data buffers, it is possible to send the data from the TKO system to SMP during
the data transfer from SMP to SVA041. After a module conversion time of 80 μsec, SMP receives asignal to ask SCH to execute a sparse-data-scan. A SMP busy signal is released and a trigger signal
is sent to the TKO-SMP collector through a RPV-130 after the sparse-data-scan. The collector asks
SMP to switch the recording buffer to the other one and releases the event veto signal. Then SMP
is ready to receive the next data from the TKO system. This buffer switching is occurred eventby event. The dead time of this collector process is about 110 μsec. This is caused by conversion,sparse-data-scan, and data transfer from the TKO system to SMP.
• FERA-UIO collector
The energy deposited in the Backward Gamma (BG) detector [5] is digitized by a LeCroy 4300B
Fast Encoding and Readout ADC (FERA) in a CAMAC system. The data are collected from a

28

VME

CAMAC

TKO

VME

RPV-130

V792
V792
V792
V792
V792
V792

SVA041

RPV-130

V792
V792
V792
V792
V792

SVA041TKO

VME-ADC

V1190AVME-XDC

VME

FERA

FERA Drv.
FERA
FERA
FERA

RPT-140UIO
ECL-TTL

RPV-130

RPT-140
RPT-140
RPT-140SCH

SVA041

RPT-140
RPT-140

FERA-UIO

T004
T004

SCH
SMP
SMP

RPV-130

SVA041TKO-SMPVME)KICDKV'JVGTPGV

RPV-130

V1190A
V1190A
V1190ASBS 620

VME-TDC
Event Builder

RecorderCC7700

RPC-160

RPC-160
RPC-160

VME

CAMAC

Fig.2. The DAQ subsystem conﬁguration of the FOREST experiment. The number of collectors is 5. The computers in which the collector and event builder processes work areconnected to a private gigabit Ethernet network.

LeCroy 4301 FERA driver in the CAMAC system through a FERA bus and temporally stored in auniversal I/O (UIO) module [6] in a VME system. The UIO has two data buffers and each bufferis switched to the other every 20 events. After receiving a buffer change request signal, the UIOFERA collector asks UIO to switch a recording buffer to the other one, and releases an event vetosignal. The data sorted in one buffer of UIO are transferred every 20 events to the FERA-UIO
collector which works on a SVA041 in the VME system, while the every-event data fragments fromFERA are stored in the other one. The collector slices the data stream from UIO into 20 event
fragments and sends an output stream in the order of event sequential number.
The ADC data are read without pedestal suppressions; the dead time of every event is about
120 μsec. This is mainly caused by the bus communication speed between UIO and FERA.
• VME-TDC collector
The timing signals from the BG detector are measured with CAEN V1190A 128 Ch Multihit TDC
modules in a VME system. The digitized data are transferred to a personal computer (PC) in29

Table 1. The number of channels connected to the front-end electronics of each collector. The list
is classiﬁed by the FOREST detector assembly. The last line shows the average deadtime of each collector. The TDC modules used are REPIC RPT-140 and CAEN V1190A.
The ADC modules used are LeCroy FERA and CAEN V792. The REPIC RPC-160 is ascaler module.

STB-Tagger II
SCISSORS III
Backward Gamma
Rafﬂesia II
Plastic scintillators
Others
Total
Dead time (μsec)

TKO-SMP
RPT-140
116
192
—
—
—
—
308
110

FERA-UIO
FERA
—
—
252
—
—
3
255
120

VME-TDC
V1190A RPC-160
—
116
—
10
252
—
48
—
—
—
4
12
304
138
<50
—

VME-XDC
V1190A V792
—
—
—
—
—
—
14
62
90
90
1
—
105
152
<40

VME-ADC
V792
—
192
—
—
—
—
192
<40

sequential mode via a SBS Technologies (Bit3) PCI-VME interface 620. Since the data buffer of
V1190A is a First-In First-Out (FIFO) structure, it is possible to read out the data stored in the
FIFO buffer while the other data taking process, conversion and setting the data to the FIFO buffer,is being treated. The dead time is less than 50 μsec and negligibly small.
The VME-TDC collector also handles REPIC RPC-160 scaler modules in a CAMAC system via a
TOYO Corporation CAMAC controller CC7700. The scaler data are collected every spill off.
• VME-XDC collector
The VME-XDC collector consists of a CAEN V1190A module and CAEN V792 32 Ch QDC modules.
The deposited energy and the timing signals from plastic scintillator detectors in front of the EM
calorimeters [2] are digitized by these VME modules. The data are gathered in sequential mode by
a SVA041 in a VME system. Since the data buffer of V1190A and V792 are FIFO, the dead time isless than 40 μsec and negligibly small.
• VME-ADC collector
The energy from each crystal of SCISSORS III is digitized by a CAEN V792. The data are collectedby a SVA041 single board computer in a VME system. Since the data buffer of V792 has a FIFO
structure. the dead time is less than 40 μsec and negligibly small.
The number of channels connected to the front-end electronics of each collector are summarized in the
Table 1. The average dead time of each collector is also listed.

§ 3. Beam Test
A performance study using a γ-beam was carried out in June and July 2008. The trigger condition
for the DAQ system was more than one cluster hit measured by FOREST and at least one hit measured
in STB-Tagger II [7, 8]. The typical data size was 2 kB/event with a liquid hydrogen target with athickness of 40 mm. All the ADC data were read out without pedestal suppressions. The DAQ dead time
was about 120 μsec. This is mainly caused by the FERA-UIO and TKO-SMP collector processes, and30
the dead times of the other collectors were negligiblly small. The DAQ efﬁciencies were about 88 % and
76 % for 1 kHz and 2 kHz trigger rate, respectively.

Acknowledgment
The authors express many thanks to Prof. Toshiyuki Takahashi, Dr. Tadashi Kinoshita, and Dr. Fusashi
Miyahara who have contributed to the development of the DAQ system for SCISSORS II based on the
TKO standard. Many a technique in this system is also used in the TKO-SMP collector. The authors
deeply appreciate to Prof. Masaharu Nomachi and Dr. Yorihito Sugaya who give us much informationon the UIO module and the communication with it to the FERA driver. The authors are grateful toProf. Hiroyuki Okamura to give the suggestions on selecting a suitable VME module.

References[1]

T. Ishikawa et al.: Research Report of LNS, Tohoku University 39 (2006) 35.

[2]

T. Ishikawa et al.: in this Research Report of LNS, 41 (2008) 7 .

[3]

ISO/IEC 14882:2003[4]

T. Ishikawa et al.: Research Report of LNS, Tohoku University 40 (2007) 23.

[5]

T. Ishikawa et al.: Research Report of LNS, Tohoku University 40 (2007) 19.

[6]

Y. Sugaya and M. Nomachi: Nucl. Instrum. and Meth. A437 (1999) 68.

[7]

T. Nakabayashi et al.: Research Report of LNS, Tohoku University 37 (2004) 17.

[8]

T. Ishikawa et al., in this Research Report of LNS, 41 (2008) 1.

Research Report of Laboratory of Nuclear Science, Tohoku University Vol. 41 (2008)

31(LNS Experiment : #2576)

Development of a Cryogenic Target System for the FOREST
Experiments
R. Hashimoto1 , H. Fujimura1 , T. Ishikawa1 , H. Kanda2 , J. Kasagi1 ,S. Kuwasaki1 , M. Sato1 , H. Yamazaki1 , and H. Shimizu1
1

Laboratory of Nuclear Science, Tohoku University, Sendai 982-0826
2

Department of Physics, Tohoku University, Sendai 980-8578

A new cryogenic target production system for a 4π γ-ray detector FOREST has been installed in
the GeV-γ experimental hall. The achieving temperature at the target is 4.5 K. It can maintain solid or
liquid H2 /D2 . The target system enables us to make up solid or liquid hydrogen in a short time ∼2 hours
after 3 hour-precooling.

§ 1. A New Cryogenic H2 /D2 Target Production System
We have constructed a 4π γ-ray detector named FOREST [1] in the GeV-γ experimental hall atLaboratory of Nuclear Science. The FOREST is used for the study of elementary reactions such as
N (γ, π 0 )X. A hydrogen/deuterium (H2 /D2 ) target is important in our study. We need to construct theH2 /D2 target ﬁtted to the FOREST detector. At ﬁrst, we constructed a solid hydrogen target in a small
vacuum chamber, using a cryostat. Then, we have made many tests under various conditions with a
new vacuum chamber, which is planned to be used in our experiments. We have succeeded in making
a solid hydrogen target. The new cryogenic H2 /D2 target system consists of three parts: a gas coolingsystem, a heat shield defending a cryostat from heat radiation, and a vacuum chamber. Figure 1 showsa schematic view of the system.

CFRP

Heat shield

Target cell
Target pipe
Vacuum chamber

Refrigerator

Fig.1. Schematic view of a target system.

32
1.1 Gas cooling system
A gas cooling system is mainly comprised of two parts: a 1000 mm long target pipe and a 2-stage
Gifford-McMahon refrigerator. The target pipe made of aluminium is mounted on the top of the 2ndstage of the refrigerator. The target cell is located at the end of the pipe. A solid or a liquid H2 /D2 target
is made up in the cell.
We used, at ﬁrst, a target pipe made of an A6063 aluminium alloy and a Sumitomo Heavy Industries
SRDK-408D-W71C cryocooler (31 W cooling power at 40 K for the 1st stage and 1.0 W cooling power at
4.2 K for the 2nd stage). Our target pipe is so long that we can not cool down the cell enough for making
solid H2 /D2 because of thermal conductivity of A6063 and refrigerator’s power shortage, so we replaced
the target pipe and the refrigerator with new ones. A Sumitomo Heavy Industries SRDK-415D-W71C
is used for a new refrigerator. Its cooling power is 35 W at 50 K for the 1st stage and 1.5 W at 4.2 K forthe 2nd stage. We also made a new target pipe made of 4N pure-aluiminium which has 10 times higher
thermal conductivity than A6063. Figure 2 shows thermal conductivity as a function of temperature forsome materials [2]. Pure-aluminium is proper to our target system since it has good thermal conductivity
at our operation temperature ∼10 K.

Pure-Al
Al-alloyFig.2. Thermal conductivities as a function of temperature for some materials. Pure-aluminium
has high thermal conductivity at our operation temperature ∼10 K.

1.1.1 Target cell with the target pipe
A size of the target pipe is 1000 mm long, 65 mm and 61 mm for outer and inner diameters, respectively. A target cell with a thickness of 40 mm is located at the end of the target pipe, and the innerdiameter of the cell is also 61 mm. The center of the cell is 920 mm downstream from the refrigerator.

33
Two 12.5 μm aramid ﬁlms are epoxied upstream and downstream of the target cell to separate target region from vacuum. A pre-cooled pipe combines the cell with compressed H2 /D2 gas cylinders. Because ofa high cooling power of the refrigerator and good thermal conductivity of 4N pure-aluminium, achieving
temperature of the target cell is 4.5 K.
1.2 Heat shield
The cryostat is protected from heat radiation by the heat shield having two components: a Cu shield
and a cylindrical Al shield. The Cu shield, mounted on the top of the 1st stage of the refrigerator, is 4 mm
thick and has high thermal conductivity. The cylindrical Al shield, connected to the Cu shield, surrounds
the target pipe. The total length of the Al shield measures 1775 mm. The shield thickness is 0.5 mm
around the target cell.
1.3 Vacuum chamber
The cryostat and the heat shield are placed in the vacuum chamber. The vacuum chamber comprises
a vacuum cylinder and a vacuum duct made of carbon ﬁber reinforced plastic (CFRP) [3]. The target
pipe and the Al shield are placed in the CFRP duct, which is employed to reduce the conversion rate ofoutgoing photons from the target cell. The CFRP has a disadvantage in the large emissivity of thermalradiation. Emissivity is about 1 for CFRP although that is about 0.1 for most of metals. The target pipe
and the heat shield are surrounded with super insulation ﬁlms (a 6.45 μm thick corrugated aluminized
Mylar sheet: an aluminium deposited layer is 0.05–0.06 μm in thickness and a polyester sheet is 6.4 μm
thick). They reduce the heat radiation from the CFRP to the heat shield and also from the heat shield tothe target pipe.

§ 2. Gas Handling System
The gas ﬂowing should be controlled ﬁnely at making, holding or vaporizing a cryogenic target byusing some valves, vacuum gauges and vacuum pumps. Vacuum pumps are also used for vacuuming achamber. Figure 3 shows schematic view of a gas handling system with a vacuum system.
The valve A and the scroll pump B (Edwards XDS5 Dry Pump) are used for purging an initial gas
line with a target material. Valves B and C protect a puriﬁer from vacuuming and air inﬂowing. The
valve D which is a needle valve of a ﬂow meter (Koﬂoc RK-1250) is mainly used for controlling gas
pressure. Gas pressure in the gas line (nearly equal to in the cell) is measured by a vacuum gauge (MKS
Baratron 122A) placed between the ﬂow meter and the target cell.
A turbo molecular pump (Oerlikon Leybold Vacuum TURBO VAC 361) is combined with the vacuum
chamber and the scroll pump A (Busch Fossa FO-0018B) is used for pre-vacuuming. The degree of
vacuum in the chamber is measured by a Pirani gauge (ULVAC GP-1S with a sensor WPB-10) and aionization vacuum gauge (ULVAC GI-M with a sensor M-13). The vacuum chamber is connected to abuffer tank (always evacuated) through a safety valve. If the pressure in the chamber is 0.05 atm higher
than in the buffer tank, the safety valve automatically opens and the gas ﬂowing from the chamber tothe tank occurs. For discharging a target material gas, the scroll pump B and the valve G are used.

34
H2 cylinder

B

C

PurifierD2 cylinder

N2 cylinderA

Buffer tank

D

Flow meter

E

F

Vacuum gauge

Safetyvalve

Vacuumchamber

Opened in target
chamber
Pre-cooled with 1ststage of refrigerator

Target cell
Scroll pump A
Scroll pump B

Turbo moleculer pumpG

Fig.3. Gas handling system.
A compressed nitrogen cylinder is installed on the gas line between the ﬂow meter and the vacuum
gauge. It’s used for breaking a vacuum in the chamber and the gas line. The nitrogen ﬂowing is handledwith valves E and F.

§ 3. Temperature Controlling System
It is important for safety operation to monitor and control temperatures of the target cell and theheat shield. A temperature controller (LakeShore model 331S), a temperature monitor (LakeShore
model 218S), sensors (CX-1030-SDC, CX-1070-SD) and heaters (HTR-25) are used for a temperature
controlling system. Figure 4 shows positions of temperature sensors and heaters. Sensors A and B areused as a reference point to maintain the cell temperature.

Cu shield 2

51

Al shield

B

Pipe
A

4
Cell

heater 1 with the cellheater 2 with the gas pipe
Fig.4. Positions of temperature sensors and heaters. To maintain the cell temperature, thesensors A and B are referred.

§ 4. Making and Holding a Cryogenic Target
Thanks to excellent thermal conductivity of 4N pure-aluminium, a cryogenic target can be made up
quickly. Using a temperature control system, both the solid phase and the liquid are selectable. The gaspressure and the cell temperature are kept stable for a long time.

35
4.1 Making a cryogenic H2 /D2 target
To make up solid hydrogen, a temperature of the target cell should be less than 10 K. Because ofgood thermal conductivity of 4N pure-aluminuium, the cell temperature is cooled down below 10 K after
3 hour-precooling, and it takes only 2 hours to make up solid hydrogen. We can easily change targets
from hydrogen to empty or deuterium without changing the cooling system. Figure 5 shows a photo of
the solid hydrogen target.

Fig.5. A photo of the solid hydrogen target.
It is important to keep the temperature of a gas-inlet above the triple point of the target material,13.8 K for hydrogen and 18.7 K for deuterium, so that the gas ﬂowing is not blocked by frozen H2 /D2 in
the gas-inlet. The gas pressure should be maintained at a proper value, which should be kept between
the melting and the boiling point. The target material in the gas-inlet should be maintained in theliquid phase by using the temperature controller. For example we make a liquid target, operations are
conducted at 14–15 K of temperature and about 240 torr of gas pressure for hydrogen, at 19–21 K andabout 240 torr for deuterium. Figure 6 shows trends of the cell temperatures and the gas pressureduring making the liquid hydrogen target. The temperatures of the cell and the gas pressure were wellcontrolled.
4.2 Holding a cryogenic target
The cryogenic solid target is maintained for a long time because the cooling system has a sufﬁcient
power. The liquid H2 /D2 target can be also kept in safety. Figure 7 shows trends of the temperatures andthe gas pressure of the target cell with liquid deuterium during a week beam time. The heater power iscontrolled with the sensor A attached to a lower part of the target cell.

Acknowledgment
The authors express many thanks to Mr. K. Matsuda. He has given many advices and suggestions
at every stage of this work, and has also supported in manufacturing the target production system. They
are also grateful to Prof. S. Ishimoto from KEK. He has given much information on pure-alminium andmany techniques for making solid hydrogen. They acknowledge Dr. T. Nakabayashi and Mr. Y. Saito who
have contributed to the early stage of this work.

36

16

8
6
0

making

200
150
100
50
0
0

1000 2000 3000 4000 5000

starting operation

10

making completed
and holding liquid

12
starting operation

Temperature (K)14

Gas pressure (Torr)

250

makingmaking completed
and holding liquid

Sensor A
Sensor B

1000 2000 3000 4000 5000

Time (sec)Time (sec)Fig.6. Trends of the cell temperatures and the gas pressure during making the liquid hydrogentarget. It takes about 2 hours to make a liquid hydrogen target

164

Sensor A
Sensor B

19.7
19.6

Gas pressure (Torr)

Temperature (K)

19.9
19.8

19.5
19.4
19.3
19.2
19.1
19.0
0

100

200

300

400

Time (sec ×10 )
3

500

600

163
162
161
160
159
158
157
0

100

200

300

400

500

Time (sec ×10 )600

3

Fig.7. Trends of the temperatures and the gas pressure of the target cell with liquid D2 in a
week. The vertical broken lines are drawn every 24 hours. Each value is stable for a long
time.

37

References[1]

T. Ishikawa et al.: in this Research Report of LNS, 41 (2008) 7.

[2]

S. Ishimoto: private communication.

[3]

H. Kanda et al.: Research Report of LNS, Tohoku University 37 (2004) 27.

38

Research Report of Laboratory of Nuclear Science, Tohoku University Vol. 41 (2008)(LNS Experiment : #2593)

Response of Electron Calorimeters for SCRIT Experiments
A. Kuwajima1 , T. Tamae1 , T. Suda2 , K. Ishii3 , K. Kurita3 , T. Shirai4 ,M. Wakasugi 2 , and S. Wang2
1

Laboratory of Nuclear Science, Tohoku University, Sendai, 982-0826
2

3
4

RIKEN Nishina Center, Wako, Saitama 351-0198

Department of Physics, Rikkyo University, Toshima, Tokyo 171-8501

Institute of Chemical Research, Kyoto University, Uji, Kyoto 611-0011

We investigated the response of pure CsI and BaF2 electron calorimeters for SCRIT experiments
using electron beams and cosmic rays. We compared the measured results with calculations by GEANT3,
and found that the inclusion of housings for crystals into GEANT3 calculations is essential in order toobtain the correct response of the detectors. Energy distribution of the cosmic rays also affects theresults of the calibration very much, and the use of the accurate energy spectrum is important when thecalorimeters are calibrated using cosmic rays.

§ 1. Introduction
The feasibility study of SCRIT (Self-Conﬁning Radioactive Isotope ion Target) [1, 2] has been doneusing 121 MeV electron beams at KSR (Kaken Storage Ring) in Kyoto University. In the experiment, theenergy of electrons elastically scattered from trapped Cs ions was measured using electron calorimetersof pure CsI and BaF2 . Those calorimeters were calibrated using cosmic rays and scattered electrons froma tungsten wire by comparing the measured spectra with results of GEANT3 simulations. Experimentswith electron beams were performed at KSR in Kyoto University and LNS in Tohoku University. As
data obtained at LNS have problems due to light leak for the CsI detectors, the results obtained fromthe measurements at KSR and from the cosmic rays are included in this report.

§ 2. Experimental Setup
Figure 1 shows a schematic view of the SCRIT experiment, which has been set up at KSR in Kyoto
University. Cesium (Cs) ions injected from an ion source are trapped in the potential produced by the
SCRIT electrodes and an electron beam. A tungsten wire with 50 μm diameter can be inserted onto
the electron beam at 6 cm upstream from the center of SCRIT. The energy of scattered electrons ismeasured using CsI at 30◦ and BaF2 at 40◦ and 60◦ . The distance of the front of the calorimeters fromthe center of SCRIT is 1750, 1180 and 790 mm for 30◦ , 40◦ and 60◦ detectors, respectively. Two plastic
scintillation counters have been installed between the drift chamber and each calorimeter. Anotherplastic scintillators have been distributed around the calorimeters for measurement of the cosmic rays,
which are used as veto counters during the measurements with the electron beam. The drift chamber

39
determines the vertex point and the angle of the scattered electrons. Each calorimeter consists of seven
optically isolated crystals; each crystal has a hexagon cross section and its length is 20 cm. The crosssection of the CsI and BaF2 crystal is 41.6 cm2 and 39.9 cm2 , respectively. Each crystal is contained in a
1.5 mm thick aluminum housing, and seven detectors are set in a cylindrical case of stainless steel. The
light signal generated in the crystals is converted to the current signal by photomultipliers.

Fig.1. Prototype SCRIT and experimental setup.

§ 3. Calibration of Calorimeters using Cosmic Rays and a Wire Target
The calorimeters were calibrated using the cosmic rays and scattered electrons off a tungsten wire
target at KSR. The calibration using cosmic rays alone was applied before the wire target was installed.
The calorimeter at 60◦ was calibrated using only cosmic rays because the number of the scattered electrons was not enough for the calibration. Aluminum housings with a thickness of 1.5 mm for the crystals
were included in the calculation; they inﬂuence the simulated spectrum very much, as shown in the following section.
The propriety of the calorimeters was evaluated using spectra of electrons scattered off the tungsten
wire target. The ADC spectrum of each crystal was ﬁtted with that calculated using GEANT3 program
to determine the calibration parameter for each crystal. The simulation includes the radiative correction
at the scattering point, the energy loss in materials between the target and the calorimeters, and theformation of the shower and the energy dissipation in the calorimeters. The energy spectra measured
by the CsI calorimeter at 30◦ and BaF2 calorimeter at 40◦ are compared with that calculated using
GEANT3 simulation in Fig. 2; the calibration parameter for each crystal was determined by ﬁtting

40
the measured spectrum to the calculation. The ﬁgure indicates that the shapes of the elastic peak ofmeasured and calculated spectra are almost identical. A considerable background exists below 50 MeV.

350
500

300
250

COUNTS

COUNTS

400

300

200
150

200
100
100

0

50
20

40

60

80

ENERGY

100

120

140

160

(MeV)

0

20

40

60

80

ENERGY

100

120

140

160

(MeV)

Fig.2. Total energy loss distribution in 7 crystals of the calorimeters for electrons scattered by atungsten wire. (left: CsI calorimeter at 30◦ , right: BaF2 calorimeter at 40◦ ). (dashed line:
spectrum calculated with GEANT3, solid line: measured spectrum where the calibration
parameter for each crystal was obtained from ﬁtting the data to the calculation.
The calibration of the calorimeters using cosmic rays is also useful. The high-energy cosmic rays
penetrate the crystals; the main part of the cosmic rays is thought to be the muon. At the ﬁrst stage,
the energy distribution of muons was assumed to be constant from 0.5 to 10 GeV. The intensity of thecosmic rays was supposed to have the zenith angle dependence of cos2 θ. The ﬁtting for each crystal andthat for addition of the signals were fairly well (Fig. 3). However, the spectrum of electrons elasticallyscattered off the tungsten wire, which were measured by the CsI calorimeter with a 121 MeV electron
beam at KSR, is 20 MeV higher than the calculation using GEANT3, as shown in Fig. 4, when we use
the calibration parameter determined using cosmic rays for each crystal. The result indicates that thecalibration using the parameters obtained using cosmic rays cannot reproduce the absolute value of theenergies of electrons scattered off the tungsten wire.
One of the reasons is thought to be unrealistic assumption for the energy distribution of the cosmic
rays. Figure 5 shows a dE/dx curve for the muon; it has a minimum around 2 GeV and increases towards lower energy. It means that the low energy component of the muons affects the energy dissipationof the cosmic rays in the calorimeters very much. Parameters for calibration were deduced by comparing
the measured spectrum and calculated ones by GEANT3, where the ﬂat spectrum of muons from 0.5
to 10 GeV (Fig.6) and a more realistic spectrum were used. The realistic muon spectrum was obtained
from the BESS data [3] including the energy loss in the concrete ceiling of the experimental hall. In Fig.
7 spectra for the CsI calorimeter deduced using calibration parameters using cosmic rays are comparedwith the spectrum shown in Fig. 2; the solid lines in Figs. 2 and 7 are same. The energy spectrum using

41

450

600

400
350

400

COUNTS

COUNTS

500

300

300
250
200
150

200

100
100

50
0

0

50

100

150

ENERGY LOSS

200

250

300

20

40

60

80 100 120 140 160 180 200

ENERGY LOSS

(MeV)

(MeV)

Fig.4. Total energy loss distribution in 7 crystals of the CsI calorimeter for electrons
scattered by a tungsten wire. (solidline: measured spectrum, dashed line:
GEANT3 calculation) Parameters foreach crystal were obtained by ﬁtting themeasured spectrum of cosmic rays with
GEANT3 calculation.

Fig.3. Total energy loss distribution of cosmic
rays in 7 crystals of the CsI calorimeter.
(solid line: measured spectrum, dashedline: GEANT3 calculation) Parameters
for each crystal were obtained by ﬁtting
the measured spectrum with GEANT3
calculation.

10 3

INTENSITY

2

dE/dx [MeV-cm /g]

102

101

10 2

10

0

10

0

10

1

2

3

10
10
10
Energy [MeV]4

Fig.5. dE/dx curve for the muon.

10

5

10

6

1

MUON ENERGY (GeV)

10

Fig.6. Muon energy spectra used for simulation. A ﬂat distribution from 0.5 to 10
GeV and a realistic distribution wereused in the calculation.

500

500

400

400

COUNTS

COUNTS

42

300

300

200

200

100

100

0

20

40

60

80

ENERGY

100

120

140

(MeV)

160

0

20

40

60

80

ENERGY

100

120

140

160

(MeV)

Fig.7. Total energy loss distribution in 7 crystals of the CsI calorimeter for electrons scatteredby a tungsten wire. (solid line: spectrum using calibration parameters obtained fromﬁtting with the data themselves, dashed line: spectrum using calibration parameters
obtained from cosmic rays.) (left: a ﬂat spectrum of cosmic rays is used, right: a realistic
spectrum of cosmic rays is used.
parameters obtained by assuming the ﬂat muon spectrum shifts to higher energies than the spectrum
using parameters obtained from data of scattered electrons off the tungsten wire (left panel in Fig. 7).
The spectrum using parameters assuming a realistic muon spectrum largely improves the reproduction
although the difference of 3 MeV still remains (right panel in Fig. 7). It means that the use of theaccurate spectrum is important when the calorimeters are calibrated using cosmic rays.

§ 4. Inﬂuence of Housing for Crystal
Each crystal of the calorimeters was contained in aluminum housings. Some parts of particles
dissociate their energies in the housings, and their energies are removed from the signal. It worsens
the energy resolution of the detectors. As effective thickness of the housings for the particles that movenearly parallel to the axis is much larger than the actual thickness, inﬂuence of the housings is larger
for scattered electrons than for cosmic rays. The energy dissipation in the CsI crystals calculated by
GEANT3 is shown for no housings (solid line) and for 1.5 mm thick aluminum housings in Fig. 8. In
the calculation, electrons of 121 MeV are distributed in the area of 13 cm × 13 cm. It indicates that the
thickness of the housings should be as thinner as possible in order to improve the resolution.

43

600

COUNTS

500
400
300
200
100
0

20

40

60

80

ENERGY

100

120

140

160

(MeV)

Fig.8. Inﬂuence of housings for crystals. Total energy loss distribution in 7 crystals of the CsI
calorimeter was calculated for 121 MeV electrons by GEANT3. (solid line: spectrum withno housings, dashed line: spectrum with 1.5 mm thick aluminum housings.)

References[1]

M. Wakasugi, T. Suda, and Y. Yano: Nucl. Instrum. and Meth. A532 (2004) 216.

[2]

M. Wakasugi et al.: Phys. Rev. Lett. 100 (2008) 164801.

[3]

http://bess.kek.jp.

44

Research Report of Laboratory of Nuclear Science, Tohoku University Vol. 41 (2008)(LNS Experiment : #2608)

Performance Test of a Wire Sampling Calorimeter with
Positron Beam
K.Y. Baik1 , T. Kamibayashi2 , G.Y. Lim3 , L. Ogata4 , T. Shimogawa4 ,and Y. Tajima2
1
2

Department of Physics, Pusan University, Busan Korea, 609-735

Department of physics, Yamagara University, Yamagata, 990-8560
3
4

IPNS, KEK, Tsukuba,305-0801

Department of Physics, Saga University, Saga, 840-8502

We have performed a beam test for a wire sampling calorimeter made of alternating tungsten wires
and scintillating ﬁbers. The calorimeter shows energy resolution as σ/E=13.2 % at the 1 GeV, which ismainly due to sampling ﬂuctuation of electromagnetic shower.

§ 1. Introduction
The motivation of a wire sampling calorimeter is to make a dense calorimeter (short radiation
length (X0 )) having a high detection efﬁciency for low energy photons. By using tungsten wires as aconverter, we can achieve its radiation length (X0 )) as 0.7cm shorter than that of the PWO crystal. We
use scintillating ﬁbers as an active detector that enables us to extract the scintillation light to the PMTwith small attenuation. By using small cross-sectional ﬁbers, we can achieve high detection efﬁciency
especially for the low energy photons. It is another attractive feature of the wire calorimeter to adjust
radiation length by proper selecting of the converter material and to produce a long calorimeter module
quickly with low cost.

§ 2. Module Fabrication and Beam Test
Figure 1 shows a photograph of fabricated module consisting of alternating 1mm-square tungsten
wires and scintillation ﬁbers. Figure 2 shows energy resolution of the calorimeter as a function of incident positron energy. We got the energy resolution as σ/E = 13.2 % at 1 GeV, which is mainly determined by a sampling ﬂuctuation due to poor visible ratio. The attenuation length of the calorimeter was
obtained 102 cm, which agreed with the result of the single ﬁber test with a radioactive source.

§ 3. PWO Test
An additional test was performed during the beam time: a measurement of position dependency at
the glued PWO crystal. A 50-cm long PWO crystal is a candidate of a beam collar calorimeter. Instead offabricating such a long crystal, we try to glue two crystals that is an effective way. Since the light output
is very sensitive to the condition of glue, we have tested several candidates of glues. The result of bench

45

Fig.1. Cross-section of the wire sampling
calorimeter made of 1mm-square tungsten wires and scintillation ﬁbers.

Fig.2. Energy resolution of the wire sampling
calorimeter responding to the incident
positrons.

test by using the cosmic rays was not conclusive due to its small energy deposit and poor statistics. With
the positron beam, we could check the position dependency of the light yield. As shown in Fig. 3, thelight output was dropped by 12% due to the joint, which will guide us to further study.

Fig.3. Position dependency of light yield. At the boundary of two adjoint crystals, 12% of light
was lost.

Acknowledgment
The authors are grateful to Prof. H. Shimizu, Dr. T. Ishikawa and other LNS staffs for their various
help and stable operation of the accelerator during the beam test. This work has been supported by aGrant-in-Aid (#18540302) from JSPS.

核理研研究報告46

第 41 巻2008(LNS Experiment : #2610)

水チェレンコフ検出器およびシンチレータホドスコープのテスト
山本拓 , 横田孝介, 川間大介, 七條彩子, 谷屋直隆, 中村哲, 橋本治, 藤井優, 丸田朋史
東北大学大学院理学研究科総合棟６Ｆ
原子核物理研究室（980-8578 宮城県仙台市青葉区荒巻青葉 6-3）

Water Cherencov Counter and Scintillation Counter Test
Experiment
T. Yamamoto, K. Yokota, D. Kawama, A. Shichijo, N. Taniya, S.N. Nakamura,
O. Hashimoto, Y. Fujii, and T. Maruta
Department of Physics, Tohoku University, Sendai, 980-8578

我々は現在、米国・ジェファーソン研究所にて行う第三世代の電子ビームによる精密ハイパー核分光実験のための準備を進めている。この実験にために我々は新たな磁気スペクトロメータ・HES を建設し、それに伴って新たなホドスコープをシンチレーションカウンタで作成した。また、第二世代実験においての課題であった陽子除去のための水チェレンコフカウンター（WC）の改良も第三世代実験に向けての最重要事項である。
今回のテスト実験では主にこの 2 つのカウンターの性能評価であり、シンチレーションカウンタに関しては目標としていた時間分解能を達成した。ＷＣに関しては光電子数の増加を目指して新たな容器を設計、製作し、プロトタ
イプのテストを行った。その結果として、我々のデザインでは鏡面反射タイプよりも乱反射タイプの方が光電子数が多いという結論が得られた。

§ 1 . 実験目的とセットアップ
今回行ったテストビームラインでの実験の主な目的は 2009 年に米国・ジェファーソン研究所にて行う予定の第三世代ハイパー核分光実験において用いる検出器の動作テストである。動作テストを行う検出器の 1
つはシンチレーションカウンタであり、これは第三世代実験に向けて建設したスペクトロメータ・HES で使用するホドスコープのプロトタイプである。
本実験では主に時間分解能の導出を行う。また、K 中間子検出の際のバックグラウンドである陽子を除去するための水チェレンコフカウンタ（WC）のテストも行う。第二世代実験時は輻射体として波長変換剤である Amino-G Solt を混ぜた水溶液を用いていた [1]が、これが放射線による損傷を受けて光電子数が減少していくことが判明した [2]。従って、我々は輻射体として純水を使うことを想定した試作機を作成した。
旧箱と試作機の違いは検出器壁面の反射材であり、旧箱には散乱反射をするスノーホワイトアクリル、試作機には鏡面反射をするコモミラーを用いている。この両者の違いを純水を用いて測定し、さらに試作器について光電子数の Amino-G Salt 濃度依存性を測定する。データの読み出しには VME を用い、また上記の検出器以外にドリフトチェンバーを設置し、TOF 分解能の導出等に用いた。本実験における検出器のセッ47

トアップを第 1 図に示す。

第1図

検出器セットアップ図。

1.1 ドリフトチェンバー
ビーム方向に二つ設置し、X と X 方向の角度を用いたトラッキングを可能にした。

1.2 シンチレーションカウンタ
5 本を１ Layer として２ Layer 計１０本置き、オフラインにてチェンバーからの情報を用いてトラッキングをし、時間分解能の導出を行った。

1.3 水チェレンコフカウンタ
第 2 図のように、WC を 2 つ並べて設置し、ビームスポットが検出器正面の中心になるように置いた場合と、そのまま回転して側面に横向きであたる場合とにおける光電子数を測定した。また、試作機において光電子数の Amino-G Solt 濃度依存性を検証するため、輻射体が 200 mg/l、100 mg/l、50 mg/l、10 mg/lの Amino-G Solt 水溶液と純水の場合に光電子数を測定した。

§ 2 . 実験結果
2.1 ドリフトチェンバー
第 3 図は前方ドリフトチェンバーにおける、トラッキングの結果である。ここで座標系は Z 軸がビー
ム方向、Y 軸が鉛直上向き方向であり、X 軸はそれらに対して右手系で定義している。X = 0 はチェン
バーの中心である。トラッキングは適当な地点にスタート 0(検出した粒子が直接ワイヤーにヒットした地
点 ΔX = 0) を定義し、ドリフト速度を用いて X 、さらに X  を求めた。

48

第2図

Water Cherenkov Counter。

h6000
Entries
77531
Mean x-10.3-52.89Mean y
RMS x
41.9
117
RMS y

Drift Chamber Tracking at DC_Forward
800
600
400
200
0
-200
-400
-600
-800
-200

第3図

-150

-100

-50

0

50

100

150

200

ドリフトチェンバーのトラッキングにより求めた X（横軸） [mm] vs X （縦軸） [mrad]。

49

2.2 シンチレーションカウンタ
ホドスコープのプロトタイプとして用いたシンチレーションカウンタの時間分解能を求めた。フィッティ
ング結果を第 4 図、第１表に示す。次世代実験で要求される時間分解能はおよそ 100 psec 程度であるが、この要求が満たされていることが確認できた。
h9505

Trigger Counter Time Of Flight

Entries
15733
Mean
8.085
RMS
0.07559

500

400

300

200

100

0

第4図

6.5

7

7.5

8

8.5

9

9.5

10

シンチレーションカウンタ間 TOF フィッティング結果（横軸：nsec）。

第 1表
Counter

Ehodo F2
Ehodo F3
Ehodo B2
Ehodo B3

時間分解能一覧。
Timing Resolutionin σ ［psec］
82.4
100.8
73.5
89.2

2.3 WC カウンタ
それぞれの場合の光電子数（NPE）は第２表のようになった。まず、表から縦置き、横置きいずれの場
合も試作機は旧箱に比べて NPE の値が小さいことがわかる。また、試作機の NPE の Amino-G Solt 濃度依存性については 50 mg 程度のところで NPE が極大になっているように見えるが、これは旧箱のデータとコンシステントである。さらに、縦置きの場合の飛距離は約 8 cm、横置きの場合が 15 cm なので、NPEは飛距離に比例していることがわかる。

第 2表

それぞれの濃度における平均 NPE。濃度の書いてあるものはすべて試作機での結果である。表中の「-」は PMT の不調により、NPE を割り出せなかった。

NPE
Transverse
Longitudinal

Old Pure
41
83

New Pure
35
75

10 mg
118
-

50 mg
116
226

100 mg87
167

200 mg89
176

50§ 3 . 今後の予定
シンチレーションカウンタについては十分な性能が確認できたので、JLab に輸送し、ホドスコープの組
み立てを開始する。WC に関しては、今回の実験結果を活かし、鏡面反射ではなく乱反射タイプの試作機を作り反射率等の最適化を行う予定である。

謝辞

良質な電子ビームを供給していただいた核理研加速器グループの皆様と、ドリフトチェンバーの使用を快く許していただいた山崎寛仁博士、また検出器のセットアップについて多くの情報をいただいた石川貴嗣博
士に感謝いたします。

参

考

文

献

[1]

Y.Okayasu et al.: Doctor Thesis for Tohoku University (2008)[2]

M. Kawai et al.: Master’s Thesis for Tohoku University (2008)

核理研研究報告第 41 巻2008

51(LNS Experiment : #2605)

J-PARC 実験のための各種検出器のテスト
谷田聖 1 , 林勇治 1 , 平岩聡彦 1 , 細見健二 2 , 小池武志 2 , Yue Ma 2 , 三森雅弘 2 ,三輪浩司 2 , 森津学 1 , 岡村敦史 1 , 大谷友和 2 , 佐藤美沙子 2 , 白鳥昂太郎 2 , 田村裕和 2 ,山本剛史 2
1 京都大学大学院理学研究科（606-8502 京都市左京区北白川追分町）
2 東北大学大学院理学研究科（980-8578 仙台市青葉区荒巻字青葉）

Test of Detectors to be Used in J-PARC
K. Tanida1 , Y. Hayashi1 , T. Hiraiwa1 , K. Hosomi2 , T. Koike2 , Y. Ma2 ,M. Mimori2 , K. Miwa2 , M. Moritsu1 , A. Okamura1 , T. Otani2 , M. Sato2 ,K. Shirotori2 , H. Tamura2 , and T. Yamamoto2
1
2

Department of Physics, Kyoto University, Kyoto, 606-8502

Department of Physics, Tohoku University, Sendai, 980-8578

We performed a test experiment in order to see the performance of detectors to be used in J-PARC
E03 and E13 experiments. We have tested the following: a) Timing resolution of scintillation counters
for time-of-ﬂight (TOF) measurement, b) Photoelectron yield for plastic scintillation counters with wavelength shifting ﬁber readout, c) Readout system of scintillating ﬁber using multi-pixel photon counter(MPPC), d) Angle and position dependence of photoelectron yield of an aerogel Cherenkov counter, e)Capability of in-beam γ-ray energy calibration system using triggerable source. The results show theperformances are satisfactory for the J-PARC experiments.

§ 1 . はじめに
我々は、J-PARC K1.8 ビームラインにおいて、高強度 K − ビームを用いた Ξ− 原子の X 線分光実験（E03 [1]）およびハイパー核 γ 線分光実験 (E13 [2]) を行う予定である。本実験では J-PARC での実験で用いられるカウンターのテストを陽電子ビームを用いて行った。テストした項目としては、

1. 散乱粒子の飛行時間測定のための TOF カウンターの時間分解能。
2. 波長変換ファイバーを用いてプラスチックシンチレーターを読み出したときの光量および粒子の入射
位置の分解能。

3. Multi-pixel photon counter (MPPC) を用いたシンチレーションファイバー読み出しシステム
4. 高密度エアロジェルを用いたプロトタイプチェレンコフカウンターの性能の粒子入射位置・角度依存性
5. トリガー可能な線源を用いたインビーム X(γ) 線エネルギー較正システムの性能の 5 つである。これらそれぞれについて以下にテストの内容とその結果について詳細を述べる。

52§ 2 . 粒子識別用 TOF カウンターに用いるプラスチックシンチレータの時間分解能測定
J-PARC E13 実験では入射ビームである運動量 1.5 GeV/c の K − と散乱粒子である運動量 1.4 GeV/cの π − を識別するために、エアロジェルカウンターと併せてオフライン解析で TOF 情報を用いる。シミュ
レーションの結果から TOF 分解能が σ で 150 psec とすると、K − と π − は 3σ 程度で分離することができる。そこで下流側に用いる予定であるプラスチックシンチレータ (1000 × 30 × 70 mm3 ) の時間分解能テストを行った。
測定は、テストするシンチレーターを 2 枚の別の高時間分解能カウンターで挟んで行った。これによって、3 枚のカウンター個々の時間分解能を計算することが可能である。セットアップを動かすことで、陽電子ビームをシンチレーションカウンターの中心および中心から左右に 20 cm, 45 cm 離れた点に当てた場合の 5 回の測定を行い、時間分解能の位置依存性及び減衰長を測定した。その結果、全ての入射位置においてσ で時間分解能 64 ∼ 78 psec が得られ、要求が満たされていることを確認した。また、第 1 図に光電子増倍管からビーム入射位置までの距離と光量の最頻値との関係を表した。これより減衰長が 98 ± 2 cm と求

Peak position [ch]

まった。

1600

Constant
7.513 0.01281
Slope -0.01022 0.0002427

1400
1200
1000
800

0

20

40

60

80

100

distance from the surface of PMT [cm]第1図

光電子増倍管からビーム入射位置までの距離と光量 (ADC) の最頻値の関係。指数関数でフィットし、減衰長として 98 ± 2 cm が得られた。

§ 3 . プラスチックシンチレータの波長変換ファイバーを用いた読みだしE13 実験においては、(K − , π − γ) イベントの中に K − の崩壊イベント K − → π − π 0 , π 0 → 2γ が深刻なバックグラウンドとして混ざってくる。そこで、これを除去するために、鉛とプラスチックシンチレー
ターを層状に並べた SP0 カウンターを製作している。そのプラスチックシンチレーターの読み出しとしてスペースの制限から波長変換ファイバーを用いる予定であるが、その場合の光量および粒子の入射位置の分解能について調べた。
第 2 図に製作した 2 種類のプロトタイプを示す。厚さ 5 mm のプラスチックシンチレーターに 1 mm×1

mm の溝を作り、その中に波長変換ファイバーとして KURAY Y11(直径 1 mm) を埋め込んだ。この 2 種

53

第2図

シンチレーションカウンターの波長変換ファイバー読み出し法をテストするために製作したプロトタイプカウンター。

類のプロトタイプに同時に陽電子ビームを照射することで、以下の 4 種類の読み出し法を比較することができる。

1. ファイバーを用いないで、直接光電子増倍管で読みだす。
2. シンチレーターに埋め込んだ 5 本のファイバーを束ねて 1 つの光電子増倍管で読みだす。
3. シンチレーターに埋め込んだ 14 本のファイバーを束ねて 1 つの光電子増倍管で読みだす。
4. シンチレーターに埋め込んだファイバーを 1 本ずつを別々の光電子増倍管で読みだす。
各読み出しの場合での光量測定結果を第 1 表に示す。これからファイバーを用いた読み出しでも、問題なくヒットを選び出せることがわかった。
次に位置分解能測定について述べる。ビームの通過位置は、カウンターの直前に置かれた 1 mm×1 mmのシンチレーションファイバーによって求めた。一方、カウンター側では、各波長変換ファイバーから得られる光量の分布をガウス関数でフィッティングして得られる中心値を粒子通過位置とした。これらの差のヒストグラムを示したのが第 3 図である。これから波長変換剤入りファイバーを用いて得られる位置分解能として σ = 2.11 ± 0.05 cm が得られた。
第 1表

各読み出し方法で得られた平均光子数と集光効率。集光効率については、シンチレーター
を直接読み出した場合を 100 とした。
読み出しの方法
シンチレーター直接読み出し
ファイバー 5 本の読み出し
ファイバー 14 本の読み出し

平均光電子数
76
12
18

集光効率
100
15.8
23.7

54
h2

Distribution of Deviation

EntriesMean
RMS
χ 2 / ndf
Constant
Mean

120

Sigma

1536
0.28
2.439
70.01 / 44
93.45 ? 3.52
0.2921 ? 0.0623
2.108 ? 0.052

100
80
60
40
20
0
-10

第3図

-8

-6

-4

-2

0

2

4

6

8

10

イベント毎に各ファイバーで得られた光量の分布から得られるビーム位置と実際のビーム
通過位置との残差分布。分解能は σ = 2.11 ± 0.05 cm が得られた。

§ 4 . シンチレーションファイバーの MPPC を用いた読み出しの開発
J-PARC では、E03 や E13 以外にも高統計でハイペロン核子散乱実験を行うことを計画しており、そのた
めに、読み出しの速いイメージング検出器を検討している。そのひとつとして、現在シンチレーションファ
イバーを新型の光素子である Multi-Pixel Photon Counter (MPPC) で読み出すシステム (Sciﬁ-MPPC シ
ステム) を開発している。ハイペロン核子散乱で必要とされる性能としては、最小電離粒子に対し十分な光子数が得られること、および磁場中でも動作可能であることである。核理研の陽電子ビームを Sciﬁ-MPPCに照射し、これらのことを調べた。

20 本のシンチレーションファイバーを 5 segment、4 層構造のファイバーバンドルとして、それぞれのファイバーを MPPC を用いて読み出した。また、検出器をビームライン上の sweep magnet の中に設置し、磁場を 0 T から 1.06 T まで変化させて、光量の変化を調べた。第 4 図に 450 MeV の陽電子を照射したときに得られた光子数の分布を示す (磁場はかけていない)。平均光子数は約 7.8 であり、十分な光量を得ることができた。これで、2 光子以上を要求したときでも 95%の効率で最小電離粒子をとらえることができる。次に、第 5 図に磁場を 0 T から 1.06 T まで変化させていったときの光子数を示す。平均光子数に変化はなく、MPPC が磁場中でも動作可能であるということを確認することができた。なお、第 6 図に陽電子ビームがファイバーバンドルを通過したときの典型的なイメージを示す。陽電子ビームの軌跡をクリアに検出することができている。
本テスト実験をとおして、Sciﬁ-MPPC 読みだしシステムは最小電離粒子の検出に対し十分な性能がある
ことが確認できた。

§ 5 . 高密度エアロジェルチェレンコフカウンターE03 実験では、(K − , K + ) 反応のトリガーレートが問題になっている。KEK-PS の E373 実験 [3]の経験から見積もると、ﬁrst level trigger のレートは毎秒 104 のオーダーになり、DAQ で対応できない量になる。実際には、このトリガーのうち実際に (K − , K + ) 反応であるのはせいぜい 10 個程度で、ほとんど
は (K − , p) イベントを誤認したものであることがわかっている。これは、E373 実験においては ﬁrst level55
hphoton_num3
Entries
36149
Mean
7.824
RMS
4.998

Photon number for MIP (1mm×1mm fiber)

250
200

1ph
2ph oton
oto
3ph n
oto
4ph n
oto
n
5ph
oto
n

300

Ratio of more than 2 photon : 0.954

0

10

150
100
50
0

第4図

5

15

20
25
Photon number

陽電子ビームがファイバーを通過したときに MPPC 読み出しで得られた光子数分布。磁場は 0T である。それぞれのピークが、MPPC で検出された光子数に対応する。

trigger の段階で陽子を K + から分けるための仕組みがなかったためであり、適切な屈折率 (n ∼ 1.12) のチェレンコフカウンターを導入することで、陽子によるトリガーを落とすことが可能である。
このあたりの屈折率を持つ物質は少なく、高圧や低温を必要とするものばかりであったが、最近になって、屈折率が 1.08 < n < 1.26 の範囲にあるシリカエアロジェルが千葉大学によって開発された。我々は、千葉大学から屈折率 1.12 前後を持つサンプル（大きさは 100 × 50 × 10 mm3 程度）を数枚譲り受け、チェ
レンコフカウンターのプロトタイプを作成した。このプロトタイプについて、ドイツの GSI 研究所で光量の速度依存性の測定を行い、K + に対しての検出効率 90%以上を保ちながら、陽子によるトリガーを 1/10程度と十分に減らせるとの結果を得たが、GSI ではビームをカウンターの中心に正面から当てた時の測定しかできなかったため、一抹の不安が残っていた。すなわち、実際の K + はターゲットから広がってくるた
め、光量の位置依存性や方向依存性が大きい場合には K + に対しての検出効率 90%以上が確保できるかどうかは定かではない。
そこで、核理研では β ∼ 1 のビームを用いて、光量の入射角度・位置依存性を測定した。まず、GSI と同じ条件（カウンターの中心に正面から入射）での測定では、平均光子数 15 個と、GSI 実験の結果を β = 1
へ外挿したのと矛盾しない結果が得られた。さらに、ビームの入射位置・角度を変えて測定したが、どの点においても平均光子数は 12 個以上あることがわかり、シミュレーション結果とも合わせて、光量の位置依
存性や方向依存性をそれほど心配する必要はないということがわかった。

§ 6 . トリガー可能な線源を用いたインビーム X(γ) 線エネルギー較正システム
E03 実験においては、ゲルマニウム検出器を用いて Ξ 原子からの X 線のエネルギーを 50 eV という高い精度で決定することを目標にしている。ということは、エネルギー較正も 50 eV 以上という高い精度でなされている必要があるが、これが達成できるかどうかはインビームでは自明ではない。というのも、インビー
ムにおいては X(γ) 線のピークの位置が 1 keV 程度、ビーム強度（より正確にはゲルマニウム検出器へ与え56CountsMagnetic field dependence of Photon number

B = 1.06T

200

Mean photon number = 5.6

100

Counts0400

B = 0.785T
Mean photon number = 5.6

Counts2000
B = 0.495T

400

Mean photon number = 5.8

200Counts0400

B = 0.187T

Mean photon number = 5.9

Counts2000
B = 0T

Mean photon number = 6.0

200
0

第5図

0

5

10

15
20
25
Photon number

磁場を 0 T から 1.06 T まで変化させたときの光子数の分布。ペデスタルが太くなっているが、平均光子数は変化していないのが分かる。

57

2.5

10
2
8

1.5

6

1

2.5

1

0

2

0

0

-0.5
-0.5

1

1.5

2

2.5

Segment (ch)

3

3.5

4

4.5

3

1.5

0.5

0.5

4

2

4

0

5

3

0.5

-0.5
-0.5

第6図

Layer (ch)12

Photon number

Layer (ch)

14

3

3.5

Photon number

Scifi Image event No 53

Scifi Image event No 17
3.5

2

1

0

0.5

1

1.5

e + beam

2

2.5

3

e + beam

3.5

4

4.5

0

Segment (ch)陽電子ビームがファイバーバンドルを通過したときの典型的なイメージ。陽電子の軌跡が確認できる。

られるエネルギー強度）に依存して動くことが知られており、50 eV の精度を達成するためにはオフビーム
での較正は役に立たないからである。従って、較正データもインビームで同時に取得する必要があるが、今度は膨大なバックグラウンドとの戦いになる。この問題を解決することが J-PARC の PAC において E03
実験が完全採択（Stage 2 採択）されるための必要条件になっていた。
そこで、我々は LSO シンチレーターを用いたトリガー可能線源を開発している。LSO (Lu2 SiO5 ) の主要元素である Lu は、放射性同位体である 176 Lu を 2.6%含んでおり、β 線と γ 線（主に 202 keV と 307 keVの 2 本）を放出する。これは E03 実験で捕まえようとしている Ξ 鉄原子の X 線のエネルギー（強い相互作
用を無視した場合、約 285 keV と計算されている [4]）を較正するのにちょうど良い。LSO 自身が良いシンチレータであることから、β 線はほぼ 100%の効率でタグでき、同時に放出される γ 線を使うことで、較
正時のバックグラウンドを大幅に減少させることが可能になる。また、小さな (10 mmφt imes1 mm)LSO
をゲルマニウム検出器のすぐ傍において使うことで、LSO に外からの放射線が当たることによるバックグ
ラウンドも少なく保つことができる。
核理研では、電子ビームを直接ゲルマニウム検出器にあてて E03 実験になるべく近い（あるいはより厳しい）環境下で較正データを取得した。ビーム強度は 5 kHz, 10 kHz, 20 kHz の 3 点で測定し、その際のゲ
ルマニウム検出器のシングルレートとデッドタイムを第 2 表にまとめた。ビーム強度 5 kHz または 10 kHz
が E03 で予想される環境に近く、20 kHz ではそれよりもかなり厳しい環境での測定となっている。線源
第 2表

X(γ) 線エネルギー較正実験時におけるビーム強度とゲルマニウム検出器のレート。リセッ
トはゲルマニウム検出器のプリアンプがオーバーフローした際に発行されるもので、リセットレートはゲルマニウム検出器に与えられているエネルギー強度の良い指標になる。表には比較のため、KEK-PS E566 実験におけるゲルマニウム検出器の動作状況も載せた [5]。
E03 実験におけるビーム強度は E566 よりも弱いと予想されるので、陽電子ビーム強度 5
kHz ないし 10 kHz が E03 実験での環境に近いと考えられる。
陽電子ビーム強度 ゲルマニウム検出器のシングルレート リセットレート deadtime
(kHz)
(kHz)
(kHz)
(%)
5
40
2.5
∼ 25
10
60
4
∼ 30
20
100
7
∼ 60
E566
3
46

58

としては、LSO だけでなく、標準線源 (133 Ba, 152 Eu) も置き、ゲルマニウム検出器のシングルスペクトル（間引いて測定している）と LSO が鳴った際のコインシデンススペクトル（こちらは間引いていない）の両方を同時に測定した。LSO とゲルマニウム検出器のコインシデンスレートはビーム強度が最大の時でも 30

Hz で、十分に取りきれる量であることがわかった。インビームでのスペクトル（第 7 図）を見ると、シングルスペクトルでは見えない 176 Lu のピークが LSO とコインシデンスを取ることによってきれいに見えていることがわかる。S/N 比はだいたい 1000 倍くらい改善している。次に、各 γ 線のピーク位置をビームオ
ン・オフで比較すると、確かに最大で 2 チャンネル、500 eV 程度移動していることがわかった。
h1

spill oncount

Entries 5850300
Mean
RMS

3000
2500

887.7
370.3

2000
1500
1000
500
0

50

100

150

200

250

300

350

count

spill on (LSO trigger)

400
energy[keV]h2
Entries 217846
Mean
958.9
341.2
RMS

140
120
100
80
60
40
20
0

第7図

50

100

150

200

250

300

350

400
energy[keV]

ビームオン時における、ゲルマニウム検出器のシングルスペクトル（上段）と LSO とのコ
インシデンスを取ったときのスペクトル（下段）の比較。上段では見えていない 176 Lu によるピークが下段では 2 本はっきり見えているのと他のピーク（主に 152 Eu 線源による）が強く抑制されているのがわかる。S/N 比はおよそ 1000 倍改善している。

そこで、ビームオン・オフの両方で 133 Ba や 152 Eu で較正を行い、176 Lu のピーク位置をエネルギーに変換した結果が第 3 表である。ビームがオンになった際にピーク位置が移動しても、他のピークも同じように動くため較正後の結果は（統計誤差の範囲内で）変化しないことがわかる。なお、ビーム強度や線源が変わった際に見かけ上 176 Lu の γ 線のエネルギーが変わったように見えるが、これはゲルマニウム検出器がわずかに持つ位置依存性のためである。LSO の位置は変えていないが、133 Ba や 152 Eu 線源はビーム強度に合わせて動かしている。従って、実際の実験で較正を行う際には位置依存性まで考慮する必要があるが、これはオフビームで測定・補正可能であり、大きな問題とはならない。
以上の結果から、この LSO 線源を用いた較正システムは E03 実験が要求する性能を満たしていることがわかった。E03 実験においては 5 時間毎に 50 eV の精度の較正データを取得することができ、放射損傷などによるピーク形状の変化などもモニターすることが可能である。なお、これらのことを 2008 年 1 月のJ-PARC PAC に報告することで、較正の問題が解決したことが認められ、E03 実験は Stage 2 採択を勝ち取ることができた。

59

較正線源（133 Ba または 152 Eu）を用いて求めた 176 Lu γ 線の（有効）エネルギー。線
源の位置によってゲルマニウム検出器の反応がわずかに変わるという効果に対する補正は行っていないため、各測定点で γ 線のエネルギーが見かけ上変わっているように見えるが、ビームのオン・オフによっては統計誤差の範囲内で変わっていないことがわかる。
陽電子ビーム強度 (kHz) 較正線源 ビームオフ (keV) ビームオン (keV)
差 (eV)
20Eu
306.635 ± 0.017
306.684 ± 0.061 −49 ± 635
Eu306.734 ± 0.038
306.725 ± 0.052
9 ± 6410Ba
306.795 ± 0.027
306.776 ± 0.053
19 ± 595Ba
306.817 ± 0.036
306.734 ± 0.046
83 ± 58

第 3表

謝

辞

ケーブル等を貸して下さったり、ビームの調整をして実験を手伝って下さった核理研の皆様、特に石川助教に感謝致します。

参
[1]

考

文

献

K. Tanida et al.: J-PARC proposal P03 (2006);
http://j-parc.jp/NuclPart/pac 0606/pdf/p03-Tanida.pdf[2]

H. Tamura et al.: J-PARC proposal P13 (2006);
http://j-parc.jp/NuclPart/pac 0606/pdf/p13-Tamura.pdf[3]

H. Takahashi: Doctral thesis (Kyoto University, 2003).

[4]

E. Friedman, private communication (2007).

[5]

Y. Ma: Master thesis (Tohoku University, 2006).

Ⅱ．Radiochemistry核理研研究報告

第 41 巻2008

61(LNS Experiment : #2598)

リチウムイオン電池負極中のマンガンの光量子放射化分析
鹿野弘二 1 , 大槻勤 2 , 廣瀬健太郎 2
1 函館工業高等専門学校物質工学科（042-8501 函館市戸倉町 14 番 1 号）

2 東北大学理学部附属原子核理学研究施設（982-0826 仙台市太白区三神峯 1-2-1）

Photon Activation Analysis of Manganese in Cathodes ofLithium Ion Batteries
K. Shikano1 , T. Ohtsuki2 , and K. Hirose2
1

Hakodate National College Technology, 14-1 Tokura-cho, Hakodate, Hokkaido 042-8501
2

Laboratory of Nuclear Science, Tohoku University, Sendai, 982-0826

マンガンスピネルを正極とするリチウムイオン電池における炭素膜負極電極に析出したマンガンの非破壊光量子
放射化分析を行った。動作温度が異なる２種類の電池についてマンガンを定量した結果、マンガン濃度の平均値はそ
れぞれ 0.33%と 0.782%であり、低温で動作した電池のマンガン量が約 1/2 であることがわかった。

§1 . 背景

近年、携帯電話やノートパソコンなどの小型電子機器の普及にともない，軽量で長時間の使用に耐える電源の研究開発が進められている。リチウムイオン電池は高エネルギー密度を有し、これら小型電子器の電源として実用化されてきた。リチウムイオン電池のうち、マンガンスピネルを正極とする電池においては、炭素膜負極電極に析出するマンガンの量が劣化に関係すると考えられているが [1]、マンガン析出量と劣化量との関係については未だ明らかではない。そこで、リチウムイオン電池の炭素膜負極電極上のマンガンを放射化分析により定量した。負極上に析出するマンガン濃度が比較的高いことから、マンガンから生成する放射性核種を化学分離せずに直接放射能測定を行い、定量する非破壊光量子放射化分析を採用することとした。マンガンの光量子照射では、55 Mn(γ,n)54 Mn（半減期 T1/2 ＝ 312.5d，Eγ ＝ 834.8 keV）と即発中性子による 55 Mn(n,γ)56 Mn（T1/2 ＝ 2.579 h，Eγ ＝ 846.76 keV）が生成する。前者は高エネルギーの光量子で長時間照射後、数日冷却し長時間放射能測定を行い、後者は低エネルギーで短時間照射後、数時間冷却し、短時間測定する方が他の元素から生成する放射性核種の妨害を除去できると思われる。そこで、以下の条件で照射を行い、マンガンの定量を行った。

§ 2 . 実験方法
2.1 試

料

測定には以下の 2 種類の試料を約 50 mg 秤量後、アルミニウム箔に包み、分析試料とした。また、市販の純度 99.9%のマンガン金属を約 10 mg 秤量し、分析試料と同様にアルミニウム箔に包み、比較標準試料とした。分析試料と比較標準試料をさらにアルミニウム箔に包んで照射試料とした。

62

試料−１ ：25◦ で浮動充電した電池の炭素負極
試料−２ ：50◦ で浮動充電した電池の炭素負極

2.2 照

射

光量子照射は東北大学理学部核理学研究施設の電子ライナックで行った。照射エネルギーが 30MeV では、照射電流を 100 μA とし、照射時間を 15 min，30 min，2 hr として、比較標準試料と 2 つの分析試料を同時に照射した。また、50 MeV では、照射電流を 100 μA，照射時間を 10 hr とし、分析試料毎にそれぞれ比較標準試料とともに石英管に封入して照射した。

2.3 放射能測定
照射後開封し、秤量後、薬包紙に包み、測定試料とした。放射能測定は、Ge 検出器-4096ch 波高分析器により行った。放射能強度に応じて、検出器からの距離を 5〜20 cm と変えて測定した。マンガンの定量は次式で示す比較法により行った。

Cx ＝ (Ax / Wx )/( As /Ws )ここで、A は放射能強度、W は試料重量、x、s はそれぞれ分析試料と比較標準試料を示す。また、Cxは分析試料中のマンガン濃度である§ 3 . 結果と考察
3.1 熱 分 析
照射中、試料の発熱が予想されるため、事前に熱分析を行い、発熱に対する試料への影響を調べた。第１
図は 2 つ試料の TG-DTA 測定結果である。その結果、試料 1 では 100◦ までに 3.3%の重量減、400◦ までに全体で 5〜6%の重量減少が観察されたが、試料 2 では 400◦ までに全体で 0.9%の重量減少が観察された。

第1図

TG-DTA 測定結果 a) 試料１、b) 試料２。

63

3.2 放射能測定結果
第２図は、30 MeV で 2 hr 照射したマンガン金属の γ 線スペクトルである。図からわかるように、54 Mnと 56 Mn が生成することがわかる。

第2図

マンガンの γ 線スペクトル。

第３図は、30 MeV で 15 min〜2 hr 照射した後、4〜5 時間後に測定したそれぞれの試料の γ 線スペクト
ルである。図からわかるように、511 keV の γ 線の強度が非常に強く、半減期から 18 F であることがわかった。これは、バインダーならびに電解質に含まれるフッ素から 19 F(n,γ)18 F 反応によって生成したものと思

第3図

30 MeV、15 min 照射した試料の γ 線スペクトル a) 試料１、b) 試料２。

われる。また、1022 keV 付近の γ 線は 511 keV の γ 線が 2 本同時に検出されて測定されたもので、これによるコンプトン散乱の影響で、54 Mn，56 Mn からの放出される γ 線の測定に影響のあることがわかった。

64

特に 56 Mn の半減期が 2.579 hr と 18 F の半減期 1.83 hr と近いため、18 F の減衰を待っての 56 Mn 測定が困難なことがわかった。第４図は、50 MeV で 10 hr 照射した後、28 日後に測定したそれぞれの試料の γ 線ス
ペクトルである。56 Mn が減衰し、54 Mn のみが測定されていることがわかる。また、いずれの試料からも7 Be と 58 Co が検出された。これは、電池に含まれる Li と Co からそれぞれ 7 Li(p,n)7 Be と 59 Co(γ,n)58 Co

反応によって生成したものと推察される。

第4図

50 MeV、10 hr 照射した試料の γ 線スペクトル a) 試料１、b) 試料２。

以上の結果から、今回は 18 F が減衰した後に放射能測定を行い、54 Mn の放射線強度からマンガン濃度を算出することとした。

3.3 マンガンの定量
第１表は 54 Mn の放射能強度から算出したマンガンの定量結果である。試料 1-4 と 2-4 は放射能強度が大きかったため、測定位置を検出器から 15〜20 cm 離して測定した。その他は全て約 5 cm 離して測定した。
表より、試料 1 のマンガン濃度は 0.2〜0.6% であり、照射時間が長くなるにしたがい濃度が減少傾向にあ

試料名

1-1
1-2
1-3
1-4
2-1
2-2
2-3
2-4

第 1 表 炭素膜電極材料中のマンガンの定量結果。
照射エネルギー 照射時間 比較標準試料 分析試料 マンガン濃度(MeV)(cps/mg)(cps/mg)(%)
30
15 min0.80850.004810.595
30
30 min5.387
0.02016
0.374
30
2 hr
15.54
0.02661
0.171
50
10 hr
24.87
0.04797
0.1924
Average 0.333±0.197
30
15 min0.80850.009031.12
30
30 min5.387
0.02836
0.5264
30
2 hr
15.54
0.051380.3306
50
10 hr
9.332
0.1073
1.150
Average 0.782±0.415

65

ること、バラツキ大きいことがわかった。熱分析の結果から試料 1 では、最大 6% の重量減少が観察されたが、マンガン濃度の減少は 60% 近くもあることから照射中の発熱による重量減少が原因とは考えられない。また、10 hr 照射後の石英管内部には揮発物が付着してないことを目視で確認しており、大きな発熱はなかったと思われる。一方、試料 2 では、マンガン濃度が 0.3〜1.2% であり、照射時間には依存しないこと、バラツキが大きいことがわかった。なお、56 Mn の測定が可能だった試料数 1〜2 についてマンガン濃度算出を試みた結果、試料 1 では 0.2〜0.3%、試料 2 では 0.7%であった。これらは 54 Mn の測定値から得られた濃度とほぼ一致したが、3.2 項で記述したようにバックグランドが大きく、計数値の統計誤差が 16〜17%と高い結果となった。
今回、支給された試料については、試料瓶からその都度採取して照射試料とした。そのため、試料内の均一性について不安がある。また、照射試料と比較標準試料の形状が異なることが、バラツキの要因の一つとも考えられる。幾何効率の点では、検出器から離して測定した 1-4 と 2-4 の結果がより正確と思われる。

§4 . ま と め
マンガンスピネルを正極とするリチウムイオン電池における炭素負極電極に析出したマンガンの非破壊光
量子放射化分析を行った。光量子照射でマンガンから生成する 54 Mn と即発中性子との反応による 56 Mn による定量の可能性を検討した結果、電池に含まれるフッ素から生成する 18 F の妨害のため 56 Mn による定量が困難であることがわかった。そこで、54 Mn による定量を行った結果、動作温度が異なる２種類の電池についてマンガン濃度の平均値はそれぞれ 0.33% と 0.782% であり、低温で動作した電池のマンガン量が約 1/2 であることがわかった。しかし、得られた結果はバラツキが大きく、炭素膜試料内の不均一性のためと思われた。
なお、今回は電極材料が高純度であることから試料中に Fe が存在しないとして実験を進めた。Fe から
54 Fe(n,p)54 Mn（Q = 0.0853 MeV）反応による影響を受ける可能性があるため、Fe が共存する場合にはその影響を別に評価する必要がある。

§5 . 謝辞本研究を進めるにあたり、試料の熱分析をしていただいた函館工業高等専門学校環境システム工学専攻 2
年の三嶋恵太君（現日本化学産業株式会社）に感謝します。また、本報告をまとめるにあたり、ご討論、ご協力頂いた NTT ファシリティーズ総合研究所通信エネルギー技術本部担当部長荒川正泰博士に謝意を表し
ます。

参
[1]

考

文

献

斉藤，佐野，藤田，木舩，高橋： 第４３回電池討論会講演要旨集（2002）164.

核理研研究報告66

第 41 巻2008(LNS Experiment : #2612, #2629)

選択硫化を用いる使用済核燃料再処理法の研究− 236Pu を添加した U3O8 試料の調製−
佐藤修彰, 三頭聰明, 桐島陽
東北大学多元物質科学研究所 (980-8577 仙台市青葉区片平 2-1-1)

Study on Spent Fuel Reprocessing Process by Selective
Sulfurization− Preparation of 236Pu Doped U3O8 Sample −N. Sato, T. Mitsugashira, and A. Kirishima
Institute of Multidisciplinary Research for Advanced Materials, Tohoku University, 2-1-1
Katahira, Aoba-ku, Sendai 980-8577
A novel process by selective sulfurization has been proposed as a reprocessing process for spent
nuclear fuel. In order to know the sulfurization behavior of plutonium in this process, the use of 236 Pu
was considered as a plutonium tracer. In this paper, preparation 236 Pu from 237 Np by bremsstrahlung
irradiation was reported as well as the preparation of 236 Pu doped U3 O8 sample. First, 237 NpO2 sample
was prepared by heat-treatment of 237 Np nitrate solution which was puriﬁed by anion exchange method.
The NpO2 sample in a sealed quartz ampoule was irradiated with a bremsstrahlung from an electronlinear accelerator (LINAC). The irradiated 237 NpO2 was dissolved into conc. HCl and the puriﬁed 236 Pu
nitric solution was prepared by anion exchange method. Then, 236 Pu doped U3 O8 sample was obtainedby heat-treatment of 236 Pu doped ADU in air up to 1000◦ C. Finally, radioactivity and isotope purity of236

Pu in the puriﬁed 236 Pu solution and 236 Pu doped U3 O8 were evaluated by α-ray spectrometry.

§1 . 緒言

我々は、使用済燃料からウランとともにプルトニウムを酸化物として回収・再利用する核燃料サイクルの再処理法として、レアーアース等の核分裂生成物を選択的に硫化して分離し、核燃料物質を酸化物としてリサイクルする再処理法の研究を行っている [1,2]。この方法は以下のような特徴を持っている。
１）使用済燃料である UO2 をボロキシデーション処理により U3 O8 とする。
２）ボロキシデーション処理後の燃料について FP を選択的に硫化し、ウラン等核燃料物質は
酸化物のままにとどめる。この際、U3 O8 はふたたび UO2 へ還元される。
３）FP の硫化物を硝酸に溶解し、硝酸への溶解性がなく固相のままの核燃料物質である
ウラン・プルトニウム酸化物と分離する。
４）ウランやプルトニウムが分離されないので核拡散抵抗性が高い。

67５）FP のみが硫化されるので、使用する反応溶媒量が極めて少ない。
６）核燃料物質は固相であり、臨界管理が液相に比べ緩やかである。
本プロセスの有用性を検討するためには、種々のプロセスや工程におけるその挙動の解明が重要である。
しかしながら、マクロ量のプルトニウムの使用にあたっては規制が厳しく、実験研究の初期段階ではセリウ
ムなどを模擬物質として用い、選択硫化反応や酸溶解における挙動を推定することが行われている。これらはあくまでも模擬物質であり、直接プルトニウムからの情報が得られることが望ましい。そこで、我々は、237 Np の γ 照射により得られ、半減期が 2.5 年、α 線エネルギーが 5763 および 5716 keV という利用しや

すいトレーサー 236 Pu に着目し、プルトニウムの挙動について検討している [3]。本研究ではウラン酸化物
中におけるプルトニウムの選択硫化反応挙動を調べるために、237 Np の (γ,n) 反応により製造した 236 Pu を添加した U3 O8 試料を調製し、α 線スペクトロメトリーにより同位体純度および放射能強度を求めた。

§2 . 実験使用した 237 Np（1.8 MBq）試料溶液を陰イオン交換法で精製し、不純物と崩壊生成物である 233 Pa と
233 U とを除去し、精製 237 Np 硝酸溶液を得た。次に、237 Np 硝酸溶液から 237 NpO ターゲットを作製す
2

る手順を第 1 図に示した。237 Np 溶液を石英管にて蒸発・乾固後、硝酸塩を NOx が出なくなるまで加熱分
解し、237 NpO2 を得た。これを石英アンプル (10 mmφ) に真空封入し、照射 237 NpO2 ターゲット（237 Np
約 30 mg 相当）を作製した。この封入石英管を制動放射照射用の L 字型石英管に封入（L 字管部分は開放）
して、東北大学原子核理学研究施設（LNS）の電子ライナック第 1 ビームコース照射設備の白金コンバー
タの後方に取り付け、水冷しつつ、電子エネルギー 50 MeV(最大電流約 120 μA) で、約 10 時間照射した。

第1図

Preparation of 237 Np target for irradiation.

第２図には照射試料からの 236 Pu の分離精製と α 線源の作製法を示した。照射後、短寿命核分裂生成物（特にグローブボックス内部を汚染させる可能性のある 131 I）を崩壊・減衰させた後、真空封入した石英管を破壊し、濃塩酸と水で漱ぎながらガラスビーカーに移し加熱溶解した。同溶液を蒸発・濃縮し乾固直前に 10 mL の 0.1 M の塩酸ヒドロキシルアミン溶液を加えて乾固後、８ M 硝酸により再溶解し、237 Np と

68
236 Pu を陰イオン交換樹脂に吸着させた。8 M 硝酸でカラムを洗浄し、FP と 233 Pa をできるだけ除去した。

次に conc HCl-0.1M NH4 I および conc HCl-0.05M NH4 I 溶液で 236 Pu を溶離した。溶離液を乾固後、希塩酸溶液で 236 Pu を再溶解させ、塩酸溶液として分離・回収した。精製した 236 Pu 溶液 10 μL を Nb 箔に滴下し、乾燥・焼き付け後、アクリル溶液を滴下して反跳防護膜とし、α 線源を作製した。検出器 (直径 24mm、検出効率 2.315%) から 38 mm の位置にこの線源を置いて 50000 秒測定し、α 線スペクトルを測定
した。

第2図

§3 . 結Flow sheet for 236 Pu recovery and alpha-source preparation.

果

第３図に作製した 236 Pu 線源の α 線スペクトルを示す。5700 keV 付近には 236 Pu の 5763 および 5716

keV に相当するピークが見られるが、237 Np の 4700 keV 付近のピークは認められず、236 Pu を高い純度で分離調製できたことが判る。236 Pu の娘核種である 232 U のピークも確認できた。予期せぬ 239 Pu (5157

keV) のピークも認められたが、原料の 237 Np の照射前の精製が不十分であったと考えられる。このピーク
を 239 Pu と仮定すると、239 Pu/236 Pu の放射能比は 0.003、重量比は 25.5 である。
第４図に示した手順で、分離した 236 Pu 溶液をウラニル溶液と混合し、重ウラン酸アンモニウム（ADU）
沈殿を作製し、空気中において 1000◦ にて加熱処理することにより、236 Pu 添加 U3 O8 試料を調製した。
調製した 236 Pu 添加 U3 O8 試料のウランとプルトニウムの濃度をサマリウム内標準法で定量した α―ス
ペクトルを第５図に示す。この図を見ると、内部標準としての 147 Sm のピークとともに、天然ウラン中の238 U(419 8keV) および 234 U(4775 keV) の α 線ピークとともに、今回添加した 236 Pu(5764 keV) のピー

クもそれぞれ該当する部分に十分な強度をもったピークとして確認されている。従って、本試料を用いることにより、α 線スペクトロメトリーを利用してウランおよびプルトニウムの定量分析が可能であり、反応前後における物質収支からその挙動を調べることができる。

69

第3図

Alpha-spectrum of recovered Pu-236.

第4図

Preparation of U3 O8 doped by Pu-236.

70

第5図

§4 . 結Alpha-spectrum of U3 O8 doped by Pu-236.

言

以上、 使用済核燃料の硫化物再処理法におけるプルトニウムの硫化挙動を調べるために、236 Pu トレーサーに着目し、同トレーサーの製造・精製およびウランに固溶させた試料の調製とトレーサーとしての評価を行った。結果は以下のようにまとめられる。
１）陰イオン交換法により精製した 237 Np 硝酸溶液から加熱処理により 237 NpO2 照射試料料を調製した。
２）電子線ライナックで照射した 237 NpO2 から塩酸および硝酸溶解と陰イオ交換法により精製し、236 Pu
溶液を調製した。
３）236 Pu および天然ウランの混合硝酸溶液から 236 Pu 添加 U3 O8 を調製した。
４）236 Pu 溶液および 236 Pu 添加 U3 O8 について α 線スペクトロメトリーにより同位体純度や放射能強度を評価し、RI トレーサーとして使用できることを確認した。
得られた結果より、本研究により調製した 236 Pu 添加 U3 O8 試料を用いることにより、硫化物再処理法
におけるプルトニウムの硫化反応の挙動を解明することが可能となった。

参

考

文

献

[1]

N. Sato, G. Shinohara, A. Kirishima, O. Tochiyama: J. Alloys Compds 451 (2008) 669.

[2]

佐藤修彰, 佐藤宗一:素材研彙報 63 (2007) 69.

[3]

H. Yamana, T. Yamamoto, K. Kobayashi, S. Mitsugashira, H. Moriyama: J. Nucl. Sci. Tech.
38 (2001) 859.

核理研研究報告第 41 巻2008

71(LNS Experiment : #2599, #2614)

光量子放射化分析法による大気浮遊粒子中の元素状炭素と有機系
炭素の分別定量の試み
大浦泰嗣, 菅原慈, 海老原充
首都大学東京大学院理工学研究科 （192-0397 東京都八王子市南大沢 1-1）

Determination of Elemental and Organic Carbon in
Atmospheric Suspended Particulate Matters using Photon
Activation Analysis
Y. Oura, S. Sugawara, and M. Ebihara
Graduate School of Science, Tokyo Metropolitan University, 1-1 Minami-Ohsawa, Hachioji,
Tokyo 192-0397
Organic and elemental carbon contents in atmospheric suspended particulate matters (PM10 andPM2.5 ) collected at Hachioji, Tokyo were determined by instrumental photon activation analysis. Elemental carbon was isolated by heating at 350◦ for 30 min under atmospheric air before irradiation.
Carbon was enriched in a ﬁne fraction of PM10 particulates. And more than 50% of carbon constituent
in both PM10 and PM2.5 particulates was found as organic carbon.

§ 1 . はじめに
大気環境は我々の生活に密着しており，非常に関心が高い。大気中には様々な粒径の粒子が漂っているが，直径 10 μm 以下の粒子 (PM10 ) には環境基準が定められている。さらに微小な粒径 2.5 μm 以下の粒子 (PM2.5 ) は，日別濃度変動が日別死亡率と相関するという報告がなされたこともあり，近年特に関心が持たれ，様々な研究が行われており，環境基準設定のための議論が続けられている。首都圏においては，2003
年 10 月より PM2.5 粒子の主な排出源の一つとされるディーゼル車の通行規制がはじまり，PM10 粒子濃度の環境基準達成率が向上した。我々は 2002 年から PM10 大気浮遊粒子 (SPM) を，2005 年からは PM2.5
粒子もポリカーボネートフィルタで捕集し，その元素組成を中性子放射化分析法 (NAA) にて調べている。
また，石英フィルタによる PM10 粒子の採取も行い，NAA 法では定量困難な炭素濃度を光量子放射化分析法にて定量してきた [1]。2006 年からは石英フィルタによる PM2.5 粒子の採取も開始し，その炭素濃度を定量している。
大気浮遊粒子中に存在する炭素には有機化合物を構成する炭素 (有機系炭素) と，煤やグラファイトに代表される元素状炭素の 2 種類ある。(無機炭酸化合物としても存在するが，その割合は小さいとされるので，
ここでは考慮しない。) 放射化分析法は，対象元素の化学形に影響されずその全濃度を定量できるという特徴を持つため，これまで，有機系炭素と元素状炭素を区別せず，全炭素濃度として定量してきた。しかし，

72

浮遊粒子中には有害な有機化合物が多数発見されており，健康を考える上で，有機系炭素の割合を知ることは重要である。そこで，試料に前処理を施し，光量子放射化分析法により，有機系炭素と元素状炭素の分別定量を試みたので報告する。

§2 . 実験

有機系炭素と元素状炭素の分離は，通常，揮発温度の違いを利用して行われているが，研究者間で条件が異なっており [2]，統一された分離条件はない。本研究では，あらかじめ試料を空気中で加熱して有機化合物を揮発させ，残った元素状炭素濃度のみ IPAA にて定量し，有機系炭素濃度は別途定量した全炭素濃度と元素状炭素濃度の差として求めることにした。有機化合物を揮発させる温度は，先行研究結果の検討により 350◦ とした。まず，元素状炭素が 350◦ で揮発しないか調べるため，活性炭の熱重量分析を行った。

5◦ /min の昇温スピードで 1000◦ まで加熱し，重量変化を調べた。また，大気浮遊粒子の炭素成分用標準試料である NIST 1649a を用いて加熱温度に対する残留炭素濃度を IPAA 法にて定量した。加熱は，試料約20mg を石英ビーカにいれ，電気炉にて 30 分間行った。
大気浮遊粒子 PM10 と PM2.5 は，東京都八王子市 (都心から西へ約 40 km) にある首都大学東京 8 号館屋
上にて毎月 1〜2 回石英製フィルタ上に濾過捕集した [1]。PM10 粒子と PM2.5 粒子の採取は，それぞれ個別の装置を用いて行ったが，常に同時に装置を運転して採取を行った。採取した粒子の重量を秤量後，直径 10 mm の円盤状に 2 枚切り出した。元素状炭素測定の場合は，石英ビーカにいれ，電気炉にて 350◦ で

30 分間加熱した。粒子採取面を向き合わせて Al 箔で包み，照射用試料とした。炭素定量用の比較標準試料には直径 10 mm の炭素板 (約 2 mg) を用いた。これらをスタック状にしてフラックス補正用金箔とともに石英管に封入し，最大エネルギー 25 MeV の制動放射線で 20 分間照射した。照射後，ただちに試料を Al
箔からポリ袋に移し，厚さ 1 mm の銅板ではさんでから γ 線を 5 分間測定した。減衰曲線を作成するため，
適当な間隔をおいて約半日の間測定を繰り返した [1]。

§ 3 . 結果と考察
第 1 図に活性炭の大気雰囲気下と窒素雰囲気下での加熱温度に対する重量の減少率を示した。大気中と窒素中ともに約 80◦ まで急に重量が減少し，その後約 400◦ までほとんど重量に変化はなかった。450◦ を越えると大気中では窒素中より重量変化が大きく，約 900◦ ですべて無くなった。この結果より，大気中における 350◦ での加熱によっても，元素状炭素はそのまま残存すると判断した。
大気浮遊粒子の炭素成分の標準試料である NIST 1649a をもちいて，加熱後の残留炭素濃度を調べた。異なる加熱温度での炭素濃度を第 1 表に示す。複数回行ったが，どの加熱温度でもよい再現性を示した。加熱をしなかった試料の定量値は，全炭素濃度 (TC) の推奨値 [3] とよく一致した。加熱すると 200◦ までは
炭素濃度は変わらず，有機系炭素と元素状炭素はともに 200◦ まではほとんど揮発しないことがわかった。
一方，350◦ で約 35%，500◦ では約 80%の炭素が揮発した。本研究では，350◦ にて加熱して残った炭素を
元素状炭素と見なすので，NIST 1649a の元素状炭素濃度 (EC) として 11.4%を得た。1649a の元素状炭素
濃度の参考値 [3] は，1.3%，5.0%，8.1%であり，有機系炭素の分離条件によって異なる値が報告されている。本研究で得た値は，これらよりも高い値であった。熱重量分析により元素状炭素は 350◦ では揮発しな
いと考えられるので，有機炭素化合物が全部揮発せず，一部残っていたのかもしれない。よって，本法による EC 定量値は系統的に高めに，有機系炭素濃度定量値は，低めに得られる可能性がある。

73

第1図

第 1表

活性炭の熱重量分析。

加熱温度と炭素濃度 [%]。加熱後の濃度は，試料質量変化をもとに加熱前の試料中での濃度に換算した。
非加熱
200◦
350◦
500◦
1
15.2±0.3
16.1±0.3
12.0±0.2215.2±0.3
17.2±0.4
11.5±0.2
2.92±0.06
314.8±0.4
17.4±0.4
10.9±0.2
2.69±0.06
418.4±0.4
17.5±0.2
12.1±0.2
3.04±0.06
518.2±0.4
18.5±0.3
10.4±0.2
3.25±0.07
平均16.4±0.817.3±0.4
11.4±0.3
2.97±0.12
推奨値 17.68±0.08
1.3, 5.0, 8.1*
*元素状炭素濃度の参考値: 分離の条件により定量値が大きく異なる。

74

2002 年から 2007 年に採集した PM10 粒子の粒子濃度と全炭素濃度を第 2 図に示した。粒子濃度のほとん
どが 20〜60 μg/m3 の間で変動しているが，2006 年 4 月と 5 月は 80 μg/m3 以上という高濃度であった。
この時期に 2002 年以来の激しい黄砂が観測されており，この影響と考えられる。毎年の平均値はほとんど

第2図2002 年から 2007 年に採集した PM10 粒子の粒子濃度と全炭素濃度。

一定 (32 - 34 μg/m3 ) で，2002 から 2007 年の粒子濃度平均値 (2006 年の高濃度は除く) は，33 μg/m3 であった。全炭素濃度もほぼ一定で，平均 7.2 μg/m3 で，PM10 粒子の質量の約 20%を占めた。黄砂による高い粒子濃度の時でも，全炭素濃度の大きな増加は観測されず，黄砂は PM10 粒子の炭素成分にはほとんど寄与していないことがわかった。2003 年 10 月に首都圏でディーゼル車規制が始まり，都心では，特に道路そばの観測地点において粒子濃度の減少が観測された [4] が，本採集地点では，都心から離れていることもあり，粒子濃度と全炭素濃度ともに減少は見られなかった。

2006 年 7 月より PM2.5 粒子と PM10 粒子を毎月 1 度同時に採取した。2007 年までの PM2.5 と PM10 粒子濃度を第 3 図に示した。黒四角と白四角の和が PM10 粒子濃度に相当する。PM10 粒子の質量の 45% –84%が PM2.5 粒子の寄与であった。PM2.5 の質量は経験的にどのような場合でも PM10 の質量の 70%程
度になることが知られている。本研究での平均値は 63%で，経験的事実とよく一致した。2007 年に採取した PM2.5 粒子と PM10 粒子の全炭素濃度 (TC) と元素状炭素濃度 (EC) を定量した。有機系炭素濃度 (OC)は TC と EC の差として求めた。定量結果を第 4 図に示す。6 月と 9 月以降の定量値は各成分の定量値の相互関係に矛盾が生じたため示さなかった。PM10 と PM2.5 の TC の平均値は，それぞれ 6.6 と 4.5 μg/m3で，ともに粒子の質量の約 20%を占めた。粒径別に TC を見ると，PM2.5 の TC は 3 月を除き，PM10 のTC の 6883%を占めており，PM10 粒子中の炭素の多くは，粗大粒子よりも微小粒子に存在していた。このことより，炭素の多くは，人為起源であることが推察される。OC/EC 比をみると，PM10 では 1.12,8，

PM2.5 では，0.852.2 であり，PM10 と PM2.5 のあいだに大きな相違は観測されなかった。また，粗大粒子での OC/EC は 0.9638 と計算された。溝畑と伊藤 [5] は，大阪において 1998 年から 2003 年に採取した

75

第3図

2006 年から 2007 年に採集した PM10 粒子と PM2.5 粒子の粒子濃度。(PM10 -PM2.5 ) と(PM2.5 ) の和が PM10 粒子濃度を表す。

第4図

2007 年に採集した PM10 粒子と PM2.5 粒子の有機系炭素濃度 (OC) と元素状炭素濃度(EC)TC(全炭素濃度) と EC の差を OC とした。各月の左が PM10 ，右が PM2.5 。

76

PM10 粒子の TC，EC，OC を報告した。1998 年から徐々に各濃度は減少しているが，2003 年での EC と
OC は，それぞれ 2.5 μg/m3 と 4 μg/m3 程度で，EC は冬に高濃度，OC は春と秋に高濃度となる季節変動が観測された。八王子での炭素濃度は大阪と同レベルであったが，試料数が十分ではないため季節変動は観測されなかった。今後も測定を継続し，本採取地点での炭素濃度レベルを明らかにしていく。また，矛盾を示す定量値が少なくなかったので，定量の再現性を調べる必要がある。

§4 . ま と め
東京都八王子市において大気浮遊粒子 PM10 と PM2.5 を採取し，光量子放射化分析法により全炭素濃度と元素状炭素濃度を定量した。元素状炭素濃度は，350◦ にて大気中で 30 分間加熱することにより有機系炭素から分離した。PM10 粒子濃度は平均 33 μg/m3 で，PM2.5 粒子濃度は，その約 60%であった。そのうち，炭素成分は質量ベースで約 20%を占めた。炭素成分の 1/2 以上は有機系炭素であった。今後も観測をつづけるとともに，炭素成分の放出起源を推定していく。

§5 . 謝辞

本研究を行うにあたり良質な電子ビームを供給していただいた東北大学原子核理学研究施設マシングルー
プの方々と試料照射ならびに放射線測定でお世話になった大槻勤准教授と廣瀬健太郎博士に深く感謝する。

参

考

文

献

[1]

大浦他:核理研研究報告 37 (2008) 67.

[2]

J. C. Chow et al.: Aerosol Sci. Technl. 34 (2001) 23.

[3]

L. A. Currie, et al.: J. Res. National Bureau Standards 107 (2002) 279.

[4]

東京の環境 2008: (2008) 41.

[5]

溝畑と伊藤: 第 21 回エアロゾル科学・技術研究討論会講演論文集 (2004) 59.

Ⅲ．List of Publication

Research Report of Laboratory of Nuclear Science, Tohoku University Vol. 41 (2008)

77（200７.1～200７.12）
List of Publication（論文リスト）
Papers Published in Refereed Journals
Photo-Production of Neutral Kaons on 12C in the Threshold Region.
T. Watanabea, P. Bydvzovsky, K. Dobashi, S. Endo, Y. Fujiia, O. Hashimoto, T. Ishikawad,
K. Itoh, H. Kanda, M. Katoh, T. Kinoshita, O. Konno, K. Maeda, A. Matsumura,
F. Miyahara, H. Miyase, T. Miyoshi, K. Mizunuma, Y. Miura, S.N. Nakamura, H. Nomura,Y. Okayasu, T. Osaka, M. Oyamada, A. Sasaki, T. Satoh, H. Shimizu, M. Sotona,
T. Takahashi, T. Tamae, H. Tamura, T. Terasawa, H. Tsubota, K. Tsukada, M. Ukai,
M. Wakamatsu, H. Yamauchi and H. Yamazaki
Phys. Lett. B651 (2007) 269--274.
→p → K +Λ Reaction at Backward Angles.
Measurement of the γ
K. Hicks, T. Mibe, M. Sumihama, D. S. Ahn, J. K. Ahn, H. Akimune, Y. Asano, W. C. Chang,
S. Date, H. Ejiri, S. Fukui, H. Fujimura, M. Fujiwara, S. Hasegawa, A. Hosaka, T. Hotta,
K. Imai, T. Ishikawa, T. Iwata, B. Juli´a-D´ıaz, Y. Kato, H. Kawai, Z. Y. Kim, K. Kino,
H. Kohri, N. Kumagai, T.-S. H. Lee, S. Makino, T. Matsuda, T. Matsumura, N. Matsuoka,
M. Miyabe, Y. Miyachi, M. Morita, N. Muramatsu, T. Nakano, M. Niiyama, M. Nomachi,
Y. Ohashi, T. Ooba, H. Ohkuma, D. S. Oshuev S. Ozaki, C. Rangacharyulu, A. Sakaguchi,
T. Sasaki, P. M. Shagin, Y. Shiino, A. Shimizu, H. Shimizu, Y. Sugaya, Y. Toi, H. Toyokawa,
A. Wakai, C. W. Wang, S. C. Wang, K. Yonehara, T. Yorita, M. Yoshimura, M. Yosoi, andR. G. T. Zegers
Phys. Rev. C 76 (2007) 042201(R).
Backward-angle Photoproduction of π0 Mesons on the Proton at Eγ =1.5-2.4 GeV.
M. Sumihama, J. K. Ahn, H. Akimune, Y. Asano, W.C. Chang, S. Date, H. Ejiri,
H. Fujimura, M. Fujiwara, K. Hicks, T. Hotta, K. Imai, T. Ishikawa, T. Iwata, H. Kawai,
Z. Y. Kim, K. Kino, H. Kohri, N. Kumagai, S. Makino, N. Matsuoka, M. Miyabe, Y. Miyachi,
M. Morita, N. Muramatsu, T. Nakano, M. Niiyama, M. Nomachi, Y. Ohashi, H. Ohkuma,
T. Ooba, D.S. Oshuev, C. Rangacharyulu, A. Sakaguchi, T. Sato, P. M. Shagin, Y. Shiino,
H. Shimizu, Y. Sugaya, H. Toyokawa, A. Wakai, C.W. Wang, S. C. Wang, K. Yonehara,
T. Yorita, M. Yosoi, R. G. T. Zegers,
Physics Letters B657 (2007) 32-37.
Forward Coherent φ -meson Photoproduction from Deuterons near Threshold.
W. C. Chang, K. Horie, S. Shimizu, M. Miyabe, D. S. Ahn, J. K. Ahn, H. Akimune, Y. Asano,
S. Date, H. Ejiri, S. Fukui, H. Fujimura, M. Fujiwara, S. Hasegawa, K. Hicks, T. Hotta,
K. Imai, T. Ishikawa, T. Iwata, Y. Kato, H. Kawai, Z. Y. Kim, K. Kino, H. Kohri,
N. Kumagai, P. J. Lin, S. Makino, T. Matsuda, T. Matsumura, N. Matsuoka, T. Mibe,
Y. Miyachi, M. Morita, N. Muramatsu, T. Nakano, M. Niiyama, M. Nomachi, Y. Ohashi,
H. Ohkuma, T. Ooba, D. S. Oshuev, C. Rangacharyulu, A. Sakaguchi, T. Sasaki,

78
P. M. Shagin, Y. Shiino, A. Shimizu, H. Shimizu, Y. Sugaya, M. Sumihama, Y. Toi,
H. Toyokawa, A. Wakai, C. W. Wang, S.C. Wang, K. Yonehara, T. Yorita, M. Yoshimura,
M. Yosoi, R. G. T. Zegers
Phys. Lett. B658 (2007) 209-215.
Development and Application of Micro-beam Nuclear Reaction Analysis for Observation of Hydrogen
Distribution.
D. Sekiba, H. Yonemura, T. Nebiki, S. Ogura, M. Wilde, M. Matsumoto, T. Okano,J. Kasagi, T. Narusawa, S. Kuribayashi, Y. Iwamura, T. Ito, H. Matsuzaki and K. Fukutani
J. Vac. Soc. Jpn. 50 (2007) 574-578 (in Japanese).
The Screening Effect of D-D Fusion in Sm in a Sub-Low Energy Region (< 20keV).
T. S. Wang, Z. Yang, H. Yonemura, A. Nakagawa, H. Y. Lv, J. Y. Chen, S. J. Liu,and J. Kasagi,
J. Phys. G34 (2007) 2255-2263.
Measurement of D (d,p) T Reaction Cross Sections in Sm Metal in Low Energy Region (10<Ed< 20keV).
T.S. Wang, Z. Yang, H. Yonemura, A. Nakagawa, H.Y. Lv, J.Y. Chen, S.J. Liu, and J. Kasagi
Chinese Phys. Lett. 24 (2007) 3103-3106.
Radioactive Decay Speedup at T = 5K: Elctron-Capture Decay Rate of 7Be Encapsulated in C60.
T. Ohtsuki, K. Ohno, T. Morisato, T. Mitsugashira, K. Hirose, H. Yuki, and J. Kasagi
Phys. Rev. Lett. 98 (2007) 252501(1-4).
Comparative Study of Activation Analysis for the Determination of Trace Halogens in Geological andCosmochemical Samples.
T. Nakamoto, Y. Oura, and M. Ebihara
Analytical Science, 23 (2007) 1113-1119.
Study of Activation Cross Sections of Deuteron-Induced Reactions on Erbium for Applications.
F. Tarkanyi, A. Hermanne, S. Takacs, F. Ditroi, F, B. Kiraly, M. Baba, T. Ohtsuki,
S.F. Kovalev, and A.V. Ignatyuk
J. Label. Compd. Radiopharm. 50 (2007) 487-488.
Half-life Measurement and Production of Sm-146 Nuclide.
N. Kinoshita, T. Hashimoto, T. Nakanishi, A. Yokoyama, H. Amakawa, T. Mitsugashira,T. Ohtsuki, N. Takahashi, I. Ahmad, J.P. Greene, D.J. Henderson, C.L. Jiang, L. Jisonna,
M. Notani, R.C. Pardo, N. Partel, E.K. Rehm, R. Scott, X.D. Tang, R. Vondrasek, P. Collon,
Y. Kashiv, M. Paul
J. Nucl. Radiochem. Sci. 8 (2007) 109-112.
Measurement of Evaporation Residue and Fission Cross Sections of the Reaction 30Si + 238U at
Subbarrier Energies.
K. Nishio, S. Hofmann, H. Ikezoe, F. P. Hesberger, D. Ackermann, S. Antalic, V. F. Comas,
Z. Gan, S. Heinz, J. A. Heredia, J. Khuyagbaatar, B. Kindler, I. Kojouharov, P. Kuusiniemi,
B. Lommel, M. Mazzocco, S. Mitsuoka, Y. Nagame, T. Ohtsuki, A. G. Popeko, S. Saro,
H. J. Schott, B. Sulignano, A. Svirikhin, K. Tsukada, K. Tsuruta, and A. V. Yeremin

79
J. Nucl. Radiochem. Sci. 8 (2007) 73-78.
Radioactive Decay of Be-7 Speed up by Placing inside C60 Cages.
T. Ohtsuki, K. Hirose, and K.Ohno
J. Nucl. Radiochem. Sci. 11 (2007) A1-A7.
Study of Activation Cross-Sections of Deuteron Induced Reactions on Erbium: Production ofRadioisotopes for Practical Applications.
F. Tarkanyi, A. Hermanne, B. Kiraly, S. Takacs, F. Ditroi, M. Baba, T. Ohtsuki,
S.F. Kovalev, and A.V. Ignatyuk
Nucl. Instrum. and Meth. B259 (2007) 829-835.
Radioactive Decay Speedup at T = 5 K: Electron-Capture Decay Rate of Be-7 Encapsulated in C60.
T. Ohtsuki, K. Ohno, T. Morisato, T. Mitsugashira, K. Hirose, H. Yuki, and J. Kasagi
Phys. Rev. Lett. 98 (2007) 252501 (1-4).
Lifetime Measurement of Be-7 in Beryllium Metal Crystal.
T.Ohtsuki, K.Ohno, T. Morisato, and K. Hirose
Mater. Trans. 48 (2007) 646-648.
Precise Measurement of First Townsend Coefficient, using Parallel Plate Avalanche Chamber.
M. Nakhostin, M. Baba, T. Ohtsuki, T. Oishi, and T. Itoga
Nucl. Instrum. and Meth. A572 (2007) 999-1003.
Production of Longer Lived Radionuclides in Deuteron Induced Reactions on Niobium.
F. Takanyi, A. Hermanne, F. Ditroi, S. Takacs, B. Kiraly, M. Baba, T. Ohtsuki,
S. F. Kovalev, and A. V. Ignatyuk
Nucl. Instrum. and Meth. B255 (2007) 297-303.
Target Preparation by the Precipitation Method for Nuclear Reactions.
K. Takamiya, T. Ohtsuki, H. Yuki, T. Mitsugashira, N. Sato, T. Suzuki, M. Fujita,
T. Shinozuka, Y. Kasamatsu, H. Kikunaga, A. Shinohara, S. Shibata, and T. NakanishiAppl. Rad. Iso 65 (2007) 32-35.
Reductive Atmosphere of Supercritical Water with RuO2 Resulting in TcO2 Colloid: Spectroscopic,
Morphological and Crystallographic Study on Solutions and Precipitates in Hasteroy C-22.
T. Yamamura, K. Yubuta, I. Satoh, Y. Yoshida, Y. Shiokawa, T. Sekine, W. Sugiyama,
K.-C. Park, and H. Tomiyasu
J. Supercritical Fluids 43 (2007) 317-323.
C60 のなかは魔法の空間（軌道電子に影響を受ける原子核の壊変 ).
大槻勤，廣瀬健太郎，大野かおる，森里嗣生
化学同人

月刊化学 62 (2007) 18-23.

Papers Published in International Conference Proceedings
Narrow Resonance at Eγ = 1020 MeV in the D (γ,η) pn Reaction.
F. Miyahara, J. Kasagi, T. Nakabayashi, H. Fukasawa, R. Hashimoto, T. Ishikawa,T. Iwata, H. Kanda, T. Kinoshita, K. Maeda, K. Nawa, T. Nomura, H. Shimizu, T. Shishido,

80
K. Suzuki, Y. Tajima, T. Takahashi, H. Ueno, H. Yamazaki, and H. Y. Yoshida,
Prog. Theor. Phys. Suppl. 168 (2007) 90-96.
S11 Resonance Observed in the C, Cu (γ,η) Reactions.
H. Yamazaki for the SCISSORS II collaboration
Prog. Theo. Phys. Supp. 168 (2007) 552--555.
A Narrow Baryon Resonance Observed at LNS, Sendai.
H. Shimizu
International Workshop on Hadron and Nuclear Physics (HNP2007),
Pusan, Korea, Feb. 22-24, 2007 (invited talk).
N*(1670) Observed at LNS, Sendai.
H. Shimizu,
11th Workshop on the physics of excited nucleons (NSTAR2007),
Bonn, Germany, Sep. 5-8, 2007 (invited talk).
Measurement of Evaporation Residue Cross Sections of the Reaction at Subbarrier Energies.
K. Nishio, S. Hofmann, F. P. Hesberger, D. Ackermann, S. Antalic, V. F. Comas, Z. Gan,
S. Heinz, J. A. Heredia, H. Ikezoe, J. Khuyagbaatar, B. Kindler, I. Kojouharov,
P. Kuusiniemi, B. Lommel, M. Mazzocco, S. Mitsuoka, Y. Nagame, T. Ohtsuki,
A. G. Popeko, S. Saro, H. J. Schott, B. Sulignano, A. Svirikhin, K. Tsukada, K. Tsuruta,
and A. V. Yeremin
AIP Conference Proceedings 891 (2007) 71-77.
Screening Potential for Low-Energy Deuteron-Nucleus Collisions in Quantum Electron Plasmas.
H. Yonemura, Y. Ishikawa, M. Honmo, A. Nakagawa, J. Kasagi, Y. Zhang, and T. Wang
Proceedings of International Nuclear Physics Conference INPC2007, vol. 2, 476-479.
Development of an Injector to Generate a Very Short Bunch for a Super Coherent Terahertz Light
Source Project.
T. Tanaka, T. Muto, F. Hinode, M. Kawai, K. Nanbu, K. Kasamsook, K. Akiyama,
M. Yasuda, H. Hama, H. Tanaka, and N. Kumagai
Proc. 4th Asian Particle Accelerator Conference APAC07 (2007) 178-180.
Study on Compact DC Electron Gun Using Single Crystal Cathode of LaB6.
K. Kasamsook, K. Nanbu, M. Kawai, K. Akiyama, F. Hinode, T. Muto, T. Tanaka,
M. Yasuda, and H. Hama
Proc. 4th Asian Particle Accelerator Conference APAC07 (2007) 181-183.
A Study on the Applicability of Landau Cavity to the 1.2 GeV Booster Synchrotron at Tohoku
University.
F. Hinode, K. Akiyama, H. Hama, M. Kawai, K. Kasamsook, A. Kurihara, T. Muto,
K. Nanbu, Y. Shibasaki, S. Takahashi, T. Tanaka, and M. Yasuda
Proc. 4th Asian Particle Accelerator Conference APAC07 (2007) 375-377.
Development of a Low Emittance DC Gun for Smith-Purcell BWO FEL.
K. Kasamsook, K. Akiyama, K. Nanbu, M. Kawai, F. Hinode, T. Muto, T. Tanaka,81
M. Yasuda, Y. Mori, and H. Hama
Proc. 29th International Free Electron Laser Conference FEL07 (2007) 417-420.
Coherent THz Light Source Using Very Short Electron Bunches from a Thermionic RF Gun.
T. Muto, T. Tanaka, F. Hinode, M. Kawai, K. Nanbu, K. Kasamsook, K. Akiyama,
M. Yasuda, Y. Mori, and H. Hama
Proc. 29th International Free Electron Laser Conference FEL07 (2007) 476-479.

Review
Low-energy Nuclear Cross Sections in Metals.
J. Kasagi
Surface and Coatings Technology 201 (2007) 8574-8578.

Ⅳ．Approved Experiments

83

平成 19 年度前期採択課題一覧表
課題番号

研究代表者

課

題

名

採択シフト

＜原子核関連分野＞
2588

石川

貴嗣

４π 立体角 多重ガンマ線検出器群 FOREST の建設

10

2589

石川

貴嗣

APD による磁場中でのシンチレーション光の読み出し
新 STB Tagger 開発のための基礎研究

2

2590

清水

肇

π0 electromagnetic transition form factor の決定

20

2591

神田

浩樹

550 < Eγ < 920 MeV 領域における重水素原子核標的での２π光生
成反応の研究

72

2592

高橋

俊行

J-PARC Beamline MWPC のテスト

2

2593

須田

利美

Pure CsI 検出器及び BaF2 検出器の電子線に対する応答関数測
定実験

2

2594

河合

秀幸

高屈折率シリカエアロゲルの光量測定

2

L2595

Jung Keun
Ahn

Mesurement of γ+ 12C → 9Li + 3p reaction below 1 Gev

2601

鳥居

国際宇宙ステーション搭載用電子、ガンマ線観測装置（CALET）
の基礎開発

祥二

Letter of
Intent2＜放射化学物性関連分野＞
2596

大槻

勤

標識化による金属内包フラーレンの製造及び その応用研究

2

2597

中西

孝

Sm-146 の製造と半減期測定

2

2598

鹿野

弘二

光量子放射化分析法による光通信用材料中の不純物評価

1

2599

大浦

泰嗣

宇宙化学的試料および環境試料の光量子放射化分析

2

2600

鈴木

達也

固体抽出剤を用いた希土類元素とアクチノイド元素の分離に関す
る研究

1

84

平成 19 年度後期採択課題一覧表
課題番号

研究代表者

課

題

名

採択シフト

＜原子核関連分野＞
J-PARC E15 実験のためのビーム VETO カウンターの開発

4

純

APD 読み出しによる CsI（Tl）カロリーメータの開発

3

谷田

聖

J-PARC 実験のための各種検出器のテスト

10

2606

河合

秀幸

低密度シリカエアロゲルの放射線損傷試験

1

2607

河合

秀幸

低屈折率シリカエアロゲルの光量測定

1

2608

イム

ケヨブ

ワイヤーサンプリングカロリーメーターモジュールのビームテス
ト

3

2609

石川

貴嗣

４π立体角 多重ガンマ線検出器群 FOREST のデータ収集系整備

6

2610

中村

哲

水チェレンコフ検出器 および シンチレータホドスコープのテス
ト

6

2603

大西

宏明

2604

今里

2605

＜放射化学物性関連分野＞
2611

大槻

勤

2612

佐藤

修彰

2613

中西

孝

2614

大浦

2615
2616
＜そ
2617

の

標識化による金属内包フラーレンの製造及びその応用研究

2

選択硫化を用いる使用済燃料の再処理法の研究

2（γ,η）146Sm 反応の断面
Sm-146の製造と半減期測定および 147Sm
積測定

2

泰嗣

宇宙化学的試料および環境試料の光量子放射化分析

3

鈴木

達也

３価アクチノイドとランタノイドの分離に関する研究

1

鹿野

弘二

放射化分析法による通信用材料中の不純物評価

1

雅美

岩塩ニュートリノ検出器におけるレーダー法の開発研究

2

他＞
千葉

＜随時申込，原子核関連分野＞
2618

岩田

高広

電子ビームによるゼオライト中での格子欠陥の生成

1

2620

石川

貴嗣

鉛ガラスチェレンコフ検出器のエネルギー応答性の測定

6核理研研究報告第41巻

2009年3月発行
発行所

東北大学大学院理学研究科
附属原子核理学研究施設
仙台市太白区三神峯1-2-1（郵便番号982－0826）
電話 022－743－3400

印刷所

株式会社 東北プリント
仙台市青葉区立町24番24号
TEL 022（263）1166㈹RESEARCH REPORT OF
LABORATORY OF NUCLEAR SCIENCETOHOKU UNIVERSITY
Volume 41 March 2009
Laboratory of Nuclear Science, Tohoku University,
1-2-1, Mikamine, Taihaku, Sendai 982-0826, Japan