6Li 捕獲ゲート付高速中性子スペクトロメータの応答関数

林 真照*1・渡辺 幸信*2,†・加来 大輔*3
中島 秀紀*2・相良 建至*4
(平成17年10月31日 受理)

Response function of a 6Li loaded fast neutron coincidence spectrometer
Masateru HAYASHI, Yukinobu WATANABE, Daisuke KAKU,
Hideki NAKASHIMA and Kenshi SAGARA
E-mail of corresponding author: watanabe@aees.kyushu-u.ac.jp†

We have investigated the response of a 6Li loaded neutron coincidence spectrometer to MeV
neutrons. The spectrometer has a structure consisting of three 6Li-glass scintillators in a liquidorganic scintillator BC-501A, which can detect selectively neutrons that deposit the full energy in the
BC-501A using a coincidence signal generated from the capture event of thermalized neutrons in the
6Li-glass scintillators. The efficiency and response functions were measured using 4.7, 7.2 and 9.0
MeV mono-energetic neutrons, and were compared with those derived by combination with bothneutron transport calculation in the spectrometer and scintillator response calculation. The
calculation results showed fairly good agreement with the measured ones. Finally, the response
function matrices were obtained for 1 to 10 MeV neutrons.
Key words: MeV-region, BC-501A, 6Li-glass scintillator, Capture gate, Coincidence spectrometer,

Full-energy absorption, Response function, SCINFUL code, PHITS code

1. 緒言

これに対して、高エネルギー分解能の測定を行おう

高速中性子のエネルギースペクトル測定についてとすれば、陽子反跳テレスコープが適している。しかは、現在までに多くの研究がなされ、実用化されてきし、陽子反跳テレスコープでは、ラジエータ部分で発た。1)近年の加速器技術の向上に伴った加速器駆動パ

生する反跳陽子のうち、前方の小さな角度へ散乱する

ルス中性子源の開発により、飛行時間（TOF）法を用

成分だけを検出するため、エネルギー分解能は高くないたエネルギースペクトルの測定が主流である。しかるが、小さい立体角が原因で検出効率が極めて低くな

し、RI や環境中性子測定等の分野では TOF が使えなる。これは、環境中性子などの低計数率実験においてい場合も多い。

は不利になる要因である。

TOF を用いないエネルギースペクトル測定には、高そこで、当研究グループでは、テレスコープ方式に

速中性子に対して高感度な有機液体シンチレータが有比べて検出効率を大きくすることが可能であり、全エ効である。しかし、有機液体シンチレータを使用する

ネルギー付与イベントのみを測定可能な捕獲ゲート方

場合、その測定原理から、単色中性子を測定した場合

式中性子スペクトロメータに注目した。

でも、測定スペクトルは連続波高分布を示す。このた

現在までに捕獲ゲートに 10B と 6Li の(n,α)反応を利め、エネルギースペクトル得るためには、既知の応答用したスペクトロメータついて研究・開発が行われて行列を使った測定結果のアンフォールディングが必要である。また、有機液体シンチレータは、その体積をきた。前者（10B タイプ）2, 3)は有機シンチレータ内に10Bを均一に混入させることで、捕獲ゲート測定を可大きくすれば、検出効率は大きくなるが、応答関数の能にしたもので、既に市販されている。一方、後者（6Li

歪みがひどくなりエネルギー分解能が悪化する問題がタイプ）は、(n,α)反応のＱ値が前者に比べて大きいたある。

めに、捕獲パルス波高が高くなり分離しやすい特徴を*1 先端エネルギー理工学専攻博士課程*2 大学院総合理工学研究院 エネルギー理工学部門*3 先端エネルギー理工学専攻修士課程*4 大学院理学研究院 物理学部門有する。これまで、6Li タイプについても研究が行われてきたが、その応答関数の絶対値まで含めた詳細な報告は少ないのが現状である。4, 5)

そこで、本研究では 6Li 捕獲ゲート付高速中性子ス

する測定が可能である。このため単色中性子を測定しペクトロメータの応答関数および検出効率を測定し、た場合、応答関数にピーク構造が観測できると期待さ

高速中性子スペクトロメータとしての特性評価を行うれる。
以下に FNS における捕獲ゲートを用いたエネルギ

ことを目的とする。

ースペクトル測定の原理を示す。Fig. 2 に捕獲ゲート

2.

6Li 捕獲ゲート付高速中性子スペクトロメータ

測定を行うための測定回路を、Fig. 3 に捕獲ゲート作

本研究では 6Li 捕獲ゲート付高速中性子スペクトロ

成までのパルス処理の流れを示す。

メータ（以下 FNS と略す）のプロトタイプに対するBC-501A 検出器に入射した高速中性子の多くは一部のエネルギーを付与して検出器から漏れていくが、応答特性を調査した。

その中の一部は検出器内の陽子との多重散乱により熱中性子のエネルギー領域まで減速する。この場合、入2.1 FNS の構造
Fig. 1 に FNS の構造図を示す。FNS のシンチレー

射中性子はその減速過程を通じて、全エネルギーを検タ部分は、BICRON 社製の有機液体シンチレータ

出器に付与することになる。多重散乱による減速は数

BC-501A が 3 枚の 6Li ガラスシンチレータ GS-20 に

10ns 程度の短時間で完了するため、Fig. 3 に示されるより 4 等分された構造となっている。シンチレータ部

ようにシンチレーション光は 1 つのまとまった発光パ

分は直径 12.7cm×長さ 12.7cm の円筒形である。シンルス（以下、反跳パルスと呼ぶ。）として検出される。

チレータから出力されるシンチレーション光は、両側に装着された BURLE 社製の光電子増倍管 S800EM2
で電気信号パルスに変換される。

熱化した入射中性子が検出器内を拡散した後、 6Li
ガラスシンチレータに捕獲されれば、中性子捕獲
6Li(n,α)t 反応により t とαが発生する。これにより、
6Li

Liquid Scintillator
BC-501A

ガラスシンチレータがシンチレーション発光し、捕獲パルスが検出される。このときの拡散時間（Fig. 3
中の①に相当）は平均µs オーダーである。

12.7cm12.7cm反跳パルスと捕獲パルスのコインシデンスにより捕獲ゲートを作り、測定におけるゲート信号とする。最6Li-Glass Scintillator
GS20

24.05cm

PM TubeBURLE S8006EM2

Fig. 1 Construction details of the coincidence spectrometer (FNS).

後に、ディレイ（Fig. 2 中の①）を用いて、先に発生した反跳パルスをゲート内まで遅延させて測定する。
これにより、検出器に全エネルギーを付与したイベン
トのみを選択して測定することが可能となる。

2.2 捕獲ゲートの測定原理
中性子は電荷を持たないため、直接電離作用を利用

測定時には、FNS から出力される信号のうち、反跳したエネルギー測定は行えない。そのため中性子と検パルスと捕獲パルスを弁別する必要がある。また

出器内の水素との散乱で発生する反跳陽子のエネルギ

BC-501A がγ線に対しても感度があるため、これも除ーを測定することによって中性子のエネルギーを求め去する必要がある。この処理には、放射線の種類による。中性子―陽子散乱によって生じる反跳陽子のエネ

り検出されるシンチレーション光の減衰時間が異なる

ルギーは E R = E n cos θ で表されるように散乱角 θ にことを利用したパルス波形弁別法（PSD：Pulse Shape

続の値をとる。この結果、単色中性子を測定した場合れる部分でγ線パルスの除去を、また Recoil Window

でも、測定スペクトルは連続波高分布となる。

及び Capture Window で示される部分で反跳パルス

2

応じて０から入射中性子のエネルギー E n にいたる連

一方 FNS では、捕獲ゲートを使って検出器内に全Discrimination）を用いている。Fig. 2 の PSD で示さと捕獲パルスの分離を行っている。

てのエネルギーを付与した中性子イベントのみを抽出

Fig. 2 Block diagram of electronics.

Fig. 3

Timing relationship for a typical neutron event.

3. 実験とデータ解析

ーは 7.2MeV と求まった。また、中性子源シミュレー

本研究では KUTL 中性子源システム 6)を用いて d-D

ションコード NSR9)で計算した結果との比較を行った反応により発生させた単色中性子に対する FNS の応結果、ピークエネルギー、中性子収量共に±10％程度

答関数測定および FNS 内部での熱中性子拡散時間分の違いであった。

布の測定を行った。
ここで、実験の概要を説明する。実験は 2 度行った。

以上の結果より d-D 反応を用いて 7.2MeV 単色中性子の発生を確認できた。

以下実験Ⅰ、実験Ⅱとする。実験Ⅰでは中性子源の性能確認と FNS の特性調査を、実験Ⅱでは MeV 領域の3 つのエネルギー点、4.7、7.2、9.0MeV で、単色中性子に対する応答関数を測定した。すべての実験で、連続ビームを使用し、ガスセルと検出器の距離は 2 m に設定した。また、応答関数の測定では、ガスセル入射窓、ガスセルビームストッパーおよび壁･床・天井での散乱によるバックグラウンド中性子を差し引くため、鉄製の遮蔽体（20×20×40cm3）を用いたバックグラ
ウンド測定を追加して行った。なお、本測定方法の詳
細は文献 6)に報告されている。
3.1 実験Ⅰの結果
中性子源の性能確認のため、直径 5.08cm×長さ5.08cm の小型 BC-501A 検出器を用いて応答関数の測定を行い、測定結果のアンフォールディングを行い、発生中性子のエネルギースペクトルと中性子収量を求めた。Fig. 4 にアンフォールディングによって得られた線源スペクトルを示す。Fig. 4 はターゲットガス圧 1
気圧、入射重陽子のエネルギー4.3MeV、0°方向の線
源スペクトルである。アンフォールディングは
FORIST コード 7)にて行い、その際に必要な応答行列は
SCINFUL コード 8)を用いて計算により求めた。アンフォールディングによって得られたエネルギースペクト
ルをガウスフィッティングした結果、ピークエネルギ

Fig. 4

Incident neutron energy spectrum of 7.2 MeV generated
into 0° for the D(d,n)3He reaction at 4.3 MeV, which was
obtained using the unfolding method with the response
matries calculated by the SCINFUL code.

次に、FNS を用いた測定を行い、捕獲ゲートを作成する測定回路のイベント分離性能を調べた。Fig. 5 にPSD の測定結果を示す。γ線パルス、反跳パルス、捕獲パルスがきれいに分離されている様子が確認できる。
これにより、Fig. 2 で示した測定回路で、捕獲ゲートを用いた測定が可能であると判断された。

のことから、時間に依存しない裾野成分は、反跳パル
スと偽の捕獲パルスのコインシデンスによる偶発同時計数事象であると推定された。
以上の議論より、バックグラウンドが測定に入り込
むことが確認されたので、バックグラウンドとフォア
グラウンドの比、つまり S/N を求め、その結果から捕獲ゲート幅を 5µs とした。このときの S/N は 4:1 程度である。

Fig. 5 Two-dimensional plot of light output from the PMT
dynode and the pulse height of the PSD output signal(upper panel) and the projection plot (lower panel).

capture pulses. The background line corresponds to theequation of chance coincidence event.

さらに、捕獲ゲート幅を決定するため、反跳パルスの発生から捕獲パルスの発生までの時間間隔（以下、中性子の拡散時間分布と呼ぶ）を測定した。Fig. 6 に測定結果を示す。横軸が反跳パルスから捕獲パルスまでの経過時間、縦軸が収量を示している。収量の分布を見ると、時間の経過と共に、収量が指数関数的に減衰している様子がわかる。
また、測定結果には、時間に依存しない成分があり、裾野が形成されている。この成分は、実験室内に存在するバックグラウンド中性子によってランダムに発生する捕獲パルスが原因の偶発同時計測事象であると考えられた。このため、次式で記述できる偶発事象の発生数 N (t ) を計算し、拡散時間分布の測定結果との比較を行った。

N (t ) = n1 r2 exp(− r2 t )Fig. 6 Distribution of the time difference between the recoil and(1)

ここで、n1 は反跳パルスの全発生数、r2 は偽の捕獲パ

3.2 応答関数測定
実験Ⅱでは 4.7, 7.2, 9.0MeV 単色中性子の入射に対して捕獲ゲートを用いた測定を行い、検出器の応答関数を測定した。
測定結果から、捕獲ゲートを使用した場合の応答関数と検出効率を導出する方法を示す。ここで、必要になってくる値は、実験時の検出器に入射してきた中性子数である。実験Ⅱでは、小型 BC-501A 検出器を用いた入射中性子数の測定結果と、NSR コードでの計算結果に矛盾が認められ、その絶対値をデータ処理に使えなかったので、入射中性子数 N EI を、捕獲ゲートなしの場合の応答関数の測定結果から推定した。
入射中性子数を求めるために、まず実験における応答関数の閾値を設定した。この閾値をバイアスと呼ぶ。
今回の実験では、バイアスを 1.0MeVee に設定した。
そこで、SCINFUL コードを用いて 1.0MeVee バイア

ルスの単位時間当たりの発生率、 t は反跳パルスの発スでの捕獲ゲートなしの検出効率を計算し、この値と生から偽の捕獲パルスの発生までの経過時間である。

1.0MeVee バイアスでの捕獲ゲートなしの場合の測定

Fig. 6 に式(1)より計算したバックグラウンド成分を結果から入射中性子数 N EI を求めた。次に、捕獲ゲー

重ねてプロットしている。偶発同時計数事象の計算結トを用いた場合の応答関数 REG L と、1.0MeVee バ

果が拡散時間分布の裾野部分をよく再現している。こ( )イアスでの実験効率 ε EG を先に求めた入射中性子数

N EI を用いて算出した。

の影響がほぼ無視できるはずであるが、バックグラウ

Fig. 7 に 7.2MeV 単色中性子に対する FNS の応答関数について捕獲ゲート有無の比較を示す。捕獲ゲートなしの場合の応答関数は連続波高分布を示しているが、ンドの影響で、他の 2 つのエネルギー点と同様に、実験値が計算値を上回っている。
SCINFUL の計算には、6Li による熱中性子の吸収捕獲ゲートを使用した場合には応答関数の高光出力部割合、即ち捕獲確率は含まれていないが、(2)式の η でにはっきりとしたピーク構造が観測された。また、応規格化して比較した場合は、実験を再現可能である。

答関数の右肩の位置が同じであることから、検出器のこのことから、6Li での捕獲反応率を計算できれば捕エネルギー較正が適正に行われたことが確認された。

獲ゲート付スペクトロメータの応答関数が導出できる。

捕獲ゲートを使用した場合の応答関数のピークは、低次章で述べるように、この部分の計算は中性子輸送計

エネルギー側に広がって見えるが、これは BC-501A

算コードを用いて行った。

の光応答特性が非線形であることが原因と考えられる。
Fig. 8 に BC-501A の光応答特性を示す。横軸が反跳陽
子のエネルギー、縦軸がシンチレーション光の強度である。エネルギーが比較的高いところでは、両者は線形関係にあるが、低エネルギー側で特に非線形となっている。
SCINFUL コードによる応答関数の計算を行い、測定した応答関数との比較を行った。ここで、捕獲ゲー
ト測定に対応させるため、SCINFUL を一部改造して、検出器に入射した中性子のうち、熱化したイベントのみを抽出して応答関数を求めた。改造した SCINFUL
コードで求めた捕獲ゲート使用時の応答関数をR(L ) とする。SCINFUL の計算では入射中性子とSG
6Li の反応を考慮していないため、中性子捕獲確率が入っていない。そこで、1.0MeVee バイアスでの効率の計算値が、実験値 ε EG と等しくなるように、次式にFig. 7 Comparison of measured FNS response functions with andwithout capture gate for 7.2 MeV neutrons.

従って規格化を行った。

η = ε EG (1.0 MeVee) ∫∞1.0 MeVee

RSG ( L)dL (2)ここで η は規格化定数である。
Fig. 9 に３つのエネルギー点での応答関数の測定結果と、SCINFUL での計算結果((2)式の ηRSG (L ) )の比較を示す。各エネルギー点で、測定した応答関数にピーク構造が観測されている。BC-501A 中には水素以外に炭素も存在しており、炭素の第一励起状態以上のエネルギーを持った中性子が入射してきた場合、入射中性子と炭素との非弾性散乱の影響が現れてくるが、Fig. 9 では、7.2, 9.0MeV でシンチレーション光の低出力部分にその影響が大きく現れている。SCINFULの計算結果は、測定された応答関数のピーク構造を良好に再現できていることがわかる。
Fig. 9 を見ると、低エネルギー領域において、測定
結果が、計算結果よりも大きくなっていることが確認できる。これは、拡散時間分布において観測された時間に依存しないバックグラウンド成分の影響であると考えられる。特に 4.7MeV では、炭素との非弾性散乱

Fig. 8 Relationship on light output and recoil proton in BC-501A
scintillator.

Fig. 9 Response functions of FNS. Comparisons between experimental response functions of FNS and those calculated by the SCINFUL
code.

4. PHITS による計算に示す。

本研究では入射中性子と 6Li ガラスシンチレータとの反応を解析するため、粒子・重イオン汎用モンテカ

4.1 中性子捕獲反応率の時間変化(Particle and Heavy Ion

捕獲効率を計算するために、6Li ガラスシンチレー

Transport System)を用いて検出器内の中性子挙動シ

タによる中性子捕獲確率の時間変化を計算した。これ

10)

ル ロ コ ー ド PHITS

ミュレーションを行った。本計算では 20MeV 以下の断面積データとして JENDL-3.111)を用いた。
本解析では、FNS 内部での熱中性子拡散時間分布と、捕獲ゲートの発生率である熱中性子の捕獲効率の計算を行った。計算体系として実験室は模擬せず、中性子源と検出器を考え、その他は空気で満たした。中性子源は角度分布を持たせた点線源を用い、入射エネルギ
ーは実験と同様 4.7、7.2、9.0MeV の単色とした。計
算ヒストリーは 107 である。具体的な計算方法は以下

は Fig. 6 の拡散時間分布に相当する。検出器に高速中性子が入射した時刻を起点として、経過時間 t において熱化した中性子が 6Li ガラスシンチレータに吸収される反応率は次式で与えられる。

R(t ) = N ∫

Emax
0

r

r

∫ φ (r , E, t )σ (E )dEdr
V(3)

ここで、N は 6Li の原子数密度、V は検出器の有感r

体積、 E max は中性子の上限エネルギー、 φ (r , E , t ) は
中性子束、 σ (E ) は 6Li(n,α)反応断面積である。

4.2 捕獲効率計算(3)式の捕獲反応率の時間変化を、ゲート幅 τ [s]までわかる。また、MeV 領域単色中性子に対する応答関数
は、各エネルギーで特徴的なピーク構造を持っている

時間積分したものを中性子捕獲効率 ε [%]と定義するのが確認できる。測定を行っていないエネルギーに対と、次式で与えられる。

しても計算により応答関数が求めることができた。

τε = ∫ R(t )dt × 100 [%](4)

0

捕獲ゲートは熱化した入射中性子と 6Li ガラスシンチレータの反応により発生するため、(4)式で計算した捕獲効率が検出器の 0-バイアス効率となる。そこで、実験で得られた 1.0MeVee バイアス実験効率 ε EG と、改造した SCINFUL コードで計算した応答関数 RSGを用いて、次式より実験での 0-バイアス効率を求めた。
∞

ε EG (0 MeVee) = ∫ ηRSG (L )dL(5)0

ここで、 η は(2)式で与えられる規格化定数である。
Fig. 10 に測定結果から求めた 0-バイアス効率とPHITS での計算結果との比較を示す。また、ゲート幅5µs における両者の比較を Table 1 に示す。Fig. 6 に示
すように、拡散時間分布には偶発同時事象によるバッ
クグラウンド成分が含まれている。この結果、5µs のゲート幅に入るイベントの中にも一部バックグラウン
ド成分が入ってくることになる。4.7MeV と 7.2MeVに対する実験値と計算結果との差はこれが原因と考え

Fig. 10

Measurement and calculated 0-bias efficiency of FNS for
4.7, 7.2, and 9.0 MeV neutrons using capture gate.

られる。

Table 1Comparisonofmeasuredandcalculated0-biasefficiencies of FNS for 4.7, 7.2 and 9.0 MeV neutrons.
PHITS 捕獲効率

中性子エネルギー

測定効率

[MeV]

(0 バイアス) [%]

[%]

4.7

0.45

0.35

7.2

0.28

0.23

9.0

0.16

0.17

4.3 応答行列の計算
Fig.11 に PHITS で計算した 0-バイアス検出効率のエ
ネルギー依存性を示す。これに、SCINFUL で計算した応答関数を組み合わせて MeV 領域での応答行列を計算した。Fig. 12 にその結果を示す。検出効率を入射エ
ネルギー別に比較すると、入射エネルギーが高くなる
につれ陽子－中性子弾性散乱断面積が小さくなるので、Fig. 11 The 0-bias efficiency of FNS for MeV-region neutrons

熱化成分が減少し捕獲反応率が小さくなっているのがusing capture gate calculated by the PHITS code.

Fig. 12

FNS response functions for MeV-region neutrons calculated using both the PHITS code and the SCINFUL code.

7. 結論と今後の展望

応答測定が必要であろう。

本研究では 6Li 捕獲ゲート付高速中性子スペクトロ
参考文献

メータの MeV 領域中性子に対する応答関数を測定し、その特性評価を行った。得られた結果をまとめると次の通りである。
1.

捕獲ゲートを用いて FNS の 4.7, 7.2, 9.0MeV 単
色中性子に対する応答関数を測定した。さらに測定結果と SCINFUL での解析から 1.0MeVee バ
イアスでの検出効率を求めることが出来た。

2.

拡散時間分布の測定結果から、時間に依存しない
偶発同時計数事象によるバックグラウンド成分が観測され、この成分が応答関数の低エネルギー1)

聞社 (2001).
2)

T. Aoyama et al., Nucl. Inst. and Meth. A333, 492-501(1993).

3)

W. C. Feldman et al., Nucl. Inst. and Meth. A306,
350-365 (1991).

4)

J. B. Czirr et al., Nucl. Inst. and Meth. A284, 365-369(1989).

5)

J. B. Czirr et al., Nucl. Inst. and Meth. A349, 532-539(1994).

6)

領域に影響を及ぼすことが確認できた。

3.

G. F. Knoll, "放射線ハンドブック 第 3 版" 日刊工業新

Y. Watanabe et al., Engineering Science Reports,
Kyushu University Vol.23, No.3, 285-290 (2001).

２つの計算コード SCINFUL と PHITS を組み合

7)

R. H. Jhonson et al., Nucl. Sci. Eng. 73, 93 (1980)

わせて、MeV 領域中性子に対する応答関数を計

8)

J. K. Dickens, ORNL-6452 (1988).

算することが可能になった。

9)

松岡靖明, 九大院総理工修士学位論文, (2000).

本研究によって、FNS の基本的な中性子応答特性を把握することが出来た。今後の実用化に向けた取り組
みとして、S/N 比の改善と検出効率向上を目指した改良や、より広範なエネルギー領域の標準中性子場での10) H. Iwase et al., J. Nucl. Sci. and Technol., 39, 1125
(2002).
11) T. Nakagawa et al., J. Nucl. Sci. Technol., 32, 1259
(1995).