宮城教育大学

教育学部

中等教育教員養成課程

理科教育専攻卒業論文

FADC を用いた
低エネルギー電子により放射されるチェレンコフ光の波形観測亀井雄斗

平成 29 年 3 月 30 日

要旨
ニュートリノ振動の発見はニュートリノが質量を有することを意味する。しかし，その絶対質量は分かっていない。そのニュートリノの絶対質量を知るための有力な手段として，ニュートリノを放出しない二重ベータ
崩壊事象 (0νββ) を観測する方法が考えられる。ニュートリノを放出しない二重ベータ崩壊は 1025 年以上の非常に長い半減期を持つごく稀な現象であり，未だに観測された証拠は存在しない。このような現象を観測する
ためには極低バッググラウンド環境が必要である。
ZICOS(Zirconium Complex in Organic Liquid Scintillator for double
beta decay) 実験では，二重ベータ崩壊の Q 値が 3351 keV である 96 Zr を用いて 0νββ を探索をする計画である。観測において 208 Tl の崩壊事象がバックグラウンドとなる可能性が高い。そこで，これを除去するために
208 Tl の崩壊時に放出される電子から放射されるチェレンコフ光の波形を観測し，シンチレーション光との分別をすることで事象の区別が可能となると期待される。チェレンコフ光とシンチレーション光とを分別することが重要となる。
本研究では，チェレンコフ光の発光時間がシンチレーション光より短いという特徴に着目し，波形を記録することができる FADC により時間分布を観測した。まず，シンチレーション光の波形を観測し，それらを平均化して得られる波形 (以下，テンプレート波形) をシンチレーション光の波形として代表させ，シンチレーション光とチェレンコフ光とがともに観測されると期待できるセットアップで測定をし，その測定で得られた波形
がシンチレーション光のテンプレート波形とどの程度の差異があるかを χ
二乗値により評価を行った。テンプレート波形とはシンチレーション光の波形のみを平均化して得られた波形のことである。結果として立ち上がり部分に違いがみられ，波形に差異があることが言えた。本研究で 1 MeVの低エネルギーの電子から放射されるチェレンコフ光の影響を確認し，実際にチェレンコフ光とシンチレーション光とを分別することで 208 Tl の崩
壊事象を除去が可能となりえる。

i目次

第 1 章 序論
1.1 ニュートリノ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.2 二重ベータ崩壊とその研究意義 . . . . . . . . . . . . . . .
1.2.1 研究背景 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.2.2 二重ベータ崩壊 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.2.3 ニュートリノの質量 . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.3 世界における二重ベータ崩壊探索実験 . . . . . . . . . . . .
1.3.1 KamLAND-Zen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.3.2 NEMO . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.3.3 EXO-200 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.3.4 Heidelberg-Moscow . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.3.5 GERDA . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.3.6 SNO+ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

1
1
2
2
3
5
6
6
6
6
7
7
7

第 2 章 ZICOS 実験
2.1 ZICOS 実験における検出器 . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.1.1 光電子増倍管 (PMT) . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.1.2 シンチレータ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
208
2.2
Tl によるバックグラウンド . . . . . . . . . . . . . . . .
2.3 バックグラウンド除去の方法 . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.3.1 チェレンコフ光の観測 . . . . . . . . . . . . . . . .
2.3.2 チェレンコフ放射 . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

8
8
9
10
13
14
15
17

第 3 章 チェレンコフ光の観測
3.1 測定原理とセットアップ . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.1.1 NaI 検出器のキャリブレーション . . . . . . . . . .
3.1.2 光電子増倍管の零点補正 . . . . . . . . . . . . . . .
3.2 ADC と FADC . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.3 チェレンコフ光の観測結果 . . . . . . . . . . . . . . . . . .

20
20
24
26
27
28

第 4 章 チェレンコフ光とシンチレーション光の同時観測
34
4.1 FADC での取得データ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 34

ii

4.2
4.3

シンチレーション光のテンプレート波形作成 . . . . . . . . 36
チェレンコフ光とシンチレーション光の同時観測の結果 . . 40

第 5 章 まとめ47付 録 A U/Th の崩壊図

48

付 録 B 測定に使用したモジュール

50

付 録 C FADC でのデータ収集サンプルプログラム
52
C.1 使用したファンクションの説明 . . . . . . . . . . . . . . . 54

iii

図目次

1.1
1.2

二重ベータ崩壊の 2 つのモード . . . . . . . . . . . . . . .
二重ベータ崩壊のエネルギー分布 . . . . . . . . . . . . . .

4
5

ZICOS 実験における検出器のイメージ . . . . . . . . . . . 9
光電子増倍管の概略図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9
アニソールの構造式 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11
テトラキス (アセト酢酸イソプロピル) ジルコニウムの構造式 11
PPO と POPOP の構造式 . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11
アニソールの発光スペクトル . . . . . . . . . . . . . . . . . 12
シミュレーションから作成した KamLAND-Zen のエネル
ギースペクトル . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13
2.8 208 Tl によるバックグラウンド . . . . . . . . . . . . . . . . 15
2.9 208 Tl 崩壊事象による ZICOS 検出器が観測するエネルギー
スペクトル . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17
2.10 チェレンコフ放射の図解 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18
2.1
2.2
2.3
2.4
2.5
2.6
2.7

トリガーロジックの概略図 . . . . . . . . . . . . . . . . . .
アニソールを入れたバイアル . . . . . . . . . . . . . . . . .
遮光フィルターの吸収波長 . . . . . . . . . . . . . . . . . .
測定のセットアップ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
コンプトン散乱 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
133 Ba と 57 Co のエネルギースペクトル . . . . . . . . . . .
エネルギーと ADC チャンネルとの変換式の例 . . . . . . .
アナログ-デジタル変換 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
NaI 検出器による 3 つの測定結果からバッググラウンドを除いた結果をまとめたもの . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.10 PMT による 4 つの測定結果をまとめたもの . . . . . . . .
3.11 光電子増倍管を 10◦ の位置に置いた測定の NaI 検出器による測定結果 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.12 光電子増倍管を 10◦ の位置に置いた測定の PMT による測定結果 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

3.1
3.2
3.3
3.4
3.5
3.6
3.7
3.8
3.9

iv

20
21
22
23
24
25
26
27
30
30
33
33

FADC により記録される波形データ . . . . . . . . . . . . . 34
処理後の FADC により記録された波形データ . . . . . . . 35
テンプレート波形作成のための測定のセットアップ . . . . 36
ガンマ線の後方散乱事象のエネルギーに対応する積分値のスペクトル . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37
4.5 FADC で記録されたサンプルごとに作成した波高のヒスト
グラム . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 38
4.6 シンチレーション光のテンプレート波形 . . . . . . . . . . 39
4.7 同時観測における NaI 検出器による測定結果 . . . . . . . . 40
4.8 観測された 13 イベントの波形 . . . . . . . . . . . . . . . . 41
4.9 観測された 13 イベントの積分値の分布 . . . . . . . . . . . 42
4.10 1 MeV の電子による事象の波形 . . . . . . . . . . . . . . . 44
4.11 シンチレーション光とチェレンコフ光の合成波形のイメージ 45
4.12 1 MeV の電子による事象の波形の立ち下がり部のみを考え
テンプレート波形を重ねたもの . . . . . . . . . . . . . . . 46
4.1
4.2
4.3
4.4

A.1
A.2

238 U の崩壊図
232 Th の崩壊図

. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 48
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 49

B.1 入出力信号の概略図. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 51

C.1 収集サンプルプログラムのフローチャート . . . . . . . . . 53

v

表目次

1.1
1.2

標準模型における素粒子 . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
二重ベータ崩壊核種 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

2.1
2.2

アニソールの物理的および化学的性質 . . . . . . . . . . . . 12
トリウム系列 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14

3.1
3.2

CAEN V1721 の性能 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 27
NaI 検出器による測定結果の解析のまとめ . . . . . . . . . 29

4.1
4.2
4.3

選び出した 13 イベントそれぞれの積分値 . . . . . . . . . . 42
χ2 値および p 値 (上段:早い成分，下段:遅い成分) . . . . . 43
立ち下がり部における χ2 値および p 値 . . . . . . . . . . . 45

14

B.1 使用したモジュールの設定 . . . . . . . . . . . . . . . . . . 51

vi

第1章

1.1

序論

ニュートリノ

物質は究極には素粒子と呼ばれる最小単位から構成されている。素粒子を記述する理論としては現在，実験と理論との整合から標準模型が広く支持されている。素粒子はその性質からフェルミオンとボソンとに分けられ，さらにフェルミオンはクォークとレプトンとに分けられる。ニュート
リノはレプトンに分類される素粒子である。同じくレプトンに分類される
電子，ミューオン，タウオンの 3 つの世代に対応して，電子ニュートリノ
νe ，ミューニュートリノ νµ ，タウニュートリノ ντ の 3 世代が存在する。
表 1.1: 標準模型における素粒子
フェルミオン
ボソン
クォーク
u c t
d s b

レプトン
νe νµ ντ
e
µ
τ

γ
W
H

g
Z

ニュートリノについては電荷を持たず、1/2 のスピンを持ち，弱い相互作用でしか反応しないなどの性質が分かっているが，多くの未解決問題もある。そもそも，ニュートリノはベータ崩壊に関する一連の問題から
1930 年，ヴォルフガング・パウリによって提唱された粒子である。その一連の問題とは，ベータ崩壊で放出される電子のエネルギーが連続スペクトルとなるという 1924 年のジェームズ・チャドウィックの発見に端を発する。ベータ崩壊とは放射線崩壊の 1 種であり，放射線崩壊には他にアルファ崩壊，ガンマ崩壊が存在するがいずれも放出される放射線は核種により決まったエネルギー値を持つことから，ベータ崩壊で放出されるベータ線（電子）の持つエネルギーも核種により決まった値であると考えられていた。当時のベータ崩壊は次の反応式で表される。

n → p + e−

(1.1)

実際には先に述べたように放出されるベータ線のエネルギーは連続スペ
クトルとなる。しかし，この 2 体崩壊において連続スペクトルとなるよう

1

に考えると，エネルギー保存則が成り立たなくなる。そこで，パウリはある粒子がエネルギーを持ち出しているとし、ベータ崩壊がエネルギー保存則にしたがうとした。そのように式 (1.1) を書き換えれば

n → p + e− + ν(1.2)となる。この ν がニュートリノである。パウリは当初，この粒子をニュートロンと呼んだが，この名称は先に見つかった中性子に名付けられたことから，代わって 1934 年にエンリコ・フェルミがニュートリノと名付けた。
フェルミがイタリア出身であるということもあり，ニュートリノは中性を意味するニュートラルと小さいことを意味するイタリア語の接尾語イノとを合わせた造語となっている。
ニュートリノはとても高い透過率を持つので，検出が難しく，存在が確かめられたのは 1950 年代初頭のライネスとコーワンによる発見を待つこととなった。彼らは原子炉内で発生する反電子ニュートリノを，塩化ガド
ミウムを用いたシンチレータ検出器で捉えた。
式 (1.2) は正しくはレプトン数保存則を満たすように，そして反応に電子が関わるということから

n → p + e− + νe

(1.3)

と書かれる。νe は反電子ニュートリノである。

1.2

二重ベータ崩壊とその研究意義

1.2.1

研究背景

標準理論ではニュートリノは質量を持たないと考えられていたが，ニュートリノ振動に関する実験の結果によって，有限な極小の質量を持つことが明らかになった。この事実は，左巻きニュートリノと右巻き反ニュートリ
ノのみが観測されているという事実と矛盾する。ニュートリノが質量を持つということは，ニュートリノを追い越すような観測系からニュートリノ
を見ることができる，つまり巻き方が反転するような観測系から見ることができるため，左巻きと右巻きの両方のニュートリノが観測できるはずである。この矛盾はニュートリノがマヨラナ粒子であれば解消できる。マヨラナ粒子とは粒子と反粒子が同一である粒子で，電荷をもたないフェルミ
オンがなり得る。
また，ニュートリノ振動に関する実験では独立した 2 つの質量 2 乗差
∆m2ν が求まるにとどまり，絶対質量は求まっていない。ここでいう質量はニュートリノの質量固有状態 ν1 ，ν2 ，ν3 に対する m1 ，m2 ，m3 である。電2

子ニュートリノ，ミューニュートリノ，タウニュートリノの 3 種はそれぞれ質量固有状態の重ね合わせであることが知られている。いま，2 つの質量 2乗差 ∆m221 と ∆m231 とが求まっているとする。ここで，|∆m21 | < |∆m31 |とし，∆m21 > 0 であると仮定しても一般性は失われない。このとき，質量の大小関係には

m1 < m2 < m3

(1.4)

m3 < m1 < m2

(1.5)

m1 ≈ m2 ≈ m3

(1.6)

の 3 つが考えられ，実際にどの関係であるのかは分かっていない。これをニュートリノの質量階層性問題という。式 (1.4) の場合を正常階層型，式(1.5) の場合を逆階層型，式 (1.6) の場合を準縮退型という。

1.2.2

二重ベータ崩壊

ニュートリノがマヨラナ粒子であるかどうかを検証する有力な方法が二重ベータ崩壊の観測である。二重ベータ崩壊は，Z を原子番号，A を質量数として次の 2 つのモードが考えられる。

(Z, A) → (Z + 2, A) + 2e− + 2νe(1.7)(Z, A) → (Z + 2, A) + 2e−(1.8)

式 (1.7) の反応は同一原子核内で同時に 2 つのベータ崩壊が起こる現象
であり，標準理論の枠組みでも許される。これをニュートリノを放出する
二重ベータ崩壊（2νββ ）という。一方で，式 (1.8) はニュートリノがマヨラナ粒子であるという前提のもとで，放出されるはずの反ニュートリノがニュートリノとして同一原子核内の中性子に吸収され，結果として２個の電子のみが放出される現象である。これをニュートリノを放出しない二重ベータ崩壊（0νββ ）という。

3

図 1.1: 二重ベータ崩壊の 2 つのモード

二重ベータ崩壊を起こす核種は，娘核のエネルギー準位が親核のそれよ
りも高くなる，スピン遷移則により抑制されるといった理由で通常のベータ崩壊が禁止されるものに限られ，現在までに表 1.1 に示すような核種が確認されている。
表 1.2: 二重ベータ崩壊核種
核種
自然存在比 (%) Q-値 (kev)
48 Ca →48 Ti
150 Nd → 150 Sm
96 Zr → 96 Mo
100 Mo → 100 Ru
82 Se → 82 Kr
116 Cd → 116 Sn
130 Te → 130 Xe
136 Xe → 136 Ba
76 Ge → 76 Se
128 Te → 128 Xe

0.19
5.6
2.8
9.6
79.2
7.5
34.5
8.9
7.8
31.7

4271
3367
3351
3034
2995
2805
2529
2476
2039
867

0νββ はエネルギーを持ち出すニュートリノが放出されないので 2 つの電子のエネルギーの和は Q 値 (親核の質量エネルギーと娘核の質量エネル
ギーとの差) におけるピークとなって観測される。そのため 2νββ とは容易に区別ができる。しかし，0νββ はベータ崩壊と逆ベータ崩壊との二次の過程による極めて稀な現象であり，いまだに観測された証拠は存在しない。また，半減期は最も短い核種でも 1019 年以上であり，非常に長い半
0ν は自然存在率 a，ターゲット
減期を観測しなくてはならない。半減期 T1/2
質量 M ，観測時間 t，エネルギー分解能 ，バックグラウンドの事象率 B
4

を用いて
0ν
T1/2
〜a

M・t
∆E・B

(1.9)

となることが実験的に予想される。そのため，0νββ の観測には存在率の高い核種を大量に用いること，極低バックグラウンド環境を作ること，検出器のエネルギー分解能を高めることが要求される。

図 1.2: 二重ベータ崩壊のエネルギー分布

1.2.3

ニュートリノの質量

ニュートリノがマヨラナ粒子であることが確かめられれば，柳田とゲルマンとがそれぞれ独立に発表した「シーソー機構」によってニュートリ
ノが極小の質量を持つことを自然に説明できる。また，シーソー機構ではステライルニュートリノという右巻きの非常に重いニュートリノの存在が予言され，これは暗黒物質の候補にもなり得る。さらに，0νββ の半0ν の逆数は位相空間体積 G0ν ，核行列要素 M 0 u ，電子の質量 m ，減期 T1/2e
ニュートリノの有効質量 < mν > を用いて
0ν −1
(T1/2
) = G0ν |M 0ν |2< mν >2m2e(1.10)と表されるので，0νββ の半減期を測定することでニュートリノの絶対質量を示すことができる。また，0νββ はレプトン数が保存しないことから宇宙物質優勢の謎についての解明に繋がる。
0νββ は標準模型を超える新物理学について多くの示唆を与える。以上
がニュートリノを放出しない二重ベータ崩壊探索の意義である。

5

1.3

世界における二重ベータ崩壊探索実験

ニュートリノレス二重ベータ崩壊への関心の高さから世界中で様々な探索実験が行われている。ここでは主な二重ベータ崩壊探索実験について簡単にまとめる。

1.3.1

KamLAND-Zen

Kamioka Liquid scintillator Anti-Neutrino Detector
Zero neutrino double beta decay Search
日本の神岡山地において，0νββ 崩壊核である 136 Xe を液体シンチレー
タに溶解させたものを用い，極低バックグラウンド環境を実現し，ニュートリノレス二重ベータ崩壊を探索している。現在，その半減期について
0ν > 1.9 × 1025 年 (90% Confidence Level(信頼度のこと。以下，C.L.))
T1/2というあらゆる二重ベータ崩壊探索実験の中で最も感度のよい制限を与えている。[2]

1.3.2

NEMO

Neutrino Ettore Mojorana Observatory
フランスのモダーヌにある LSM(Modane Underground Laboratory) で行われている探索実験である。NEMO 実験は 1989 年から始まり NEMO1，
NEMO2，NEMO3 を経て，現在は SuperNEMO を計画している。他の探索実験とは異なり，検出器の周りに崩壊核を含んだ薄い金属膜を設置するという検出器と崩壊核とが独立した手法を取っている。そのため複数の核種に対して同時に測定を行える。NEMO3 により，崩壊核 100 Mo の 0νββ
0ν > 1.1 × 1024 年 (90 %C.L.)，m < 0.33 − 0.62 eV というについて T1/2
ν
結果を得ている。[3]1.3.3

EXO-200

Enriched Xenon Observatory
アメリカ・ニューメキシコの WIPP(Waste Isolation Pilot Plant) にて行われている液体の 136 Xe を 200 kg 用いた探索実験である。粒子によりキセノンがイオン化された際に電離した電子を TPC(time projection
chamber) により捕らえるとともに，キセノンによるシンチレーション光6

を APDs(avalanche Photodiodes) により捉えることで高いエネルギー分
0ν > 1.2 × 1024 年 (90% C.L.) という解能を得ている。2014 年には，T1/2
制限を与えている。[4]1.3.4

Heidelberg-Moscow

イタリアのグランサッソにある LNGS(Gran Sasso National Laboratory) にて 1990 年から 2003 年まで行われていた実験である。0νββ 崩壊核である 76 Ge を使用した半導体検出器を用いており，低バックグラウン
ドかつ高いエネルギー分解能を得ている。2004 年には 0νββ を発見したと0ν = 2.23+0.44 × 1024 年を主張し，2006 年に発表した結果では半減期 T1/2
−0.31
得たとしている。[5] この主張には懐疑的な見方が強く，KK-claim と呼ばれている。KamLAND-Zen と EXO の結果は KK-claim を棄却している。
[2]

1.3.5

GERDA

Germanium Detector ArrayLNGS にて行われている 97 Ge を用いた探索実験である。同一核種を使用しており，Heidelberg-Moscow 実験の検証実験として重要である。20130ν > 2.1 × 1025 年 (90% C.L.) という結果を得ている。これは年には T1/2
2004 年の KK-claim を棄却するものである。[6]

1.3.6

SNO+

Sudbury Neutrino Observatory
カナダのサドバリー近くの鉱山地下にて行われる SNO の後継実験である。フェーズ１として崩壊核である 130 Te を 800 kg 溶かした液体シンチ
レータを用いた検出器で探索を 2017 年から行う予定である。実験感度は
55 - 133 meV で質量逆階層型の領域に達することが期待され，以降さらに感度を高めていくという。また，液体シンチレータとして新たに直鎖アルカリベンゼン (LAB) を導入する。[7]

7

第2章

ZICOS 実験

本研究室では将来的な計画として，96 Zr を含んだ錯体を溶解させた液
体シンチレータを用いた実験 Zirconium Complex in Organic Liquid
Scintillator for double beta decay experiment : ZICOS 実験）により0νββ の探索を目指している。表 1.2 にあるように 96 Zr は 3350 keV という二重ベータ崩壊核種のうち 3 番目に大きな Q 値を持っている。0νββ 探
索に向けて，この 3350 keV におけるエネルギー分解能を 3.5 % まで達成
し，0.1 counts/(ton・year) という低バックグラウンド環境にて，汎用の液体シンチレータ BC505 の発光量に対して 60 % という大きな集光量を得ることを目指す。

2.1

ZICOS 実験における検出器

ZICOS 実験における検出器は東京大学宇宙線研究所の EGADS 実験で用いられている装置を仮定すれば，高さ 5 m，半径 2.7 m の円筒型水槽の中に液体シンチレータが入る半径 1.5 m，容積 14.1 m3 の内部検出器を擁したものとなる。EGADS 実験とは，超新星背景ニュートリノの発見を目指してスーパーカミオカンデにガドリニウムを導入することの影響を調べる実証実験であり，岐阜県神岡の実験施設群の一角をなす。
ZICOS 実験では円筒形型水槽は外部からのガンマ線や中性子を除去するために純水で満たされ，壁面に光電子増倍管が取り付けられる。内部検出器には効率的にシンチレーション光を検出するために，内壁に 40 % の割合で光電子増倍管が取り付けられる。検出器のイメージを図 2.1 に示す。

8

図 2.1: ZICOS 実験における検出器のイメージ

2.1.1

光電子増倍管 (PMT)

光電子増倍管 (Photomultiplier Tube) とは，光子を電子に変換し，その電子を増倍して電気信号として出力する検出器である。光子を電子に変換する過程は光子が光電子増倍管に入射する面での外部光電効果による。
この入射面は光電面という。光電面は陰極となっていて，放出された電子は加速し初めのダイノードへと衝突する。そこで多数の電子が放出される。ダイノードへの衝突が繰り返されることによって 107 個程度まで増倍されたのち，陽極に衝突して電気信号として出力される。したがって，電気信号の強さは光量に比例している。

図 2.2: 光電子増倍管の概略図

92.1.2

シンチレータ

放射線や荷電粒子によって引き起こされる蛍光現象をシンチレーションと呼ぶ。この現象で放出される光 (シンチレーション光) は等方的に発せられるもので，その発光時間はナノ秒のオーダーのものが多く発光物質
によるに異なっている。シンチレータ [17, pp.135-138] とは，シンチレー
ションを起こす蛍光物質のことである。荷電粒子とシンチレータとが電磁相互作用してシンチレータの束縛電子が励起され，それが基底状態へと戻るときに蛍光が発せられる。ガンマ線の場合は物質と光電効果，コンプト
ン効果，電子対生成といった相互作用をしてシンチレータ内に自由電子が発生することで蛍光へと繋がる。相互作用の確率はシンチレータの種類
や荷電粒子，ガンマ線のエネルギーによって異なる。3 つの相互作用のうち，光電効果はエネルギーの全てが束縛電子に与えられるため，発光量とガンマ線などのエネルギーは比例する。また，ガンマ線などのエネルギーが低いときに起こる相互作用は主に光電効果であり，エネルギーが高くな
ると電子対生成の影響が増えてくる。
シンチレータには無機シンチレータと有機シンチレータとがある。無機
シンチレータには NaI(Tl), BGO, BaF2, CsI(Tl), ZnS などがある。これ
らは一般に密度が大きいことから光電効果の割合が高く，発光効率は有機
シンチレータに優る。一方で結晶が潮解性を持つ，衝撃に弱いといった難点もある。有機シンチレータには発光効率の高い芳香族化合物を用いたものが多く，プラスチックシンチレータ，液体シンチレータなどがある。一
般に潮解性を持たず，液体シンチレータは液体のために衝撃や強い放射線に対して強度があり，プラスチックシンチレータは加工や取り扱いが容易である。一方で，ガンマ線による光電効果の割合は小さく，低エネルギーの分析には不適である。
本研究室では，ZICOS 実験を行うことに向けて二重ガンマ崩壊核である 96 Zr を金属錯体として溶解させた液体シンチレータを開発している。その錯体としてはテトラキス (アセト酢酸イソプロピル) ジルコニウム (化学
式:Zr(CH3 CCOCHCOOCH(CH3 )2 )4 ，分子量:663.87) を用いている。溶媒はアニソールを用いる。アニソールは 300 nm 付近に発光波長があるが，より長波長の方が光電子増倍管の吸収効率が高いため，波長変換剤としてPPO(2,5-ジフェニルオキサゾール) と POPOP(1,4-ビス [2-(5-フェニルオ
キサゾリル)]-ベンゼン) も溶解させる。先行研究ではアニソールに Zr 錯
体を 10 w.t.%，PPO を 10 w.t.%，POPOP を 1 w.t.% 溶解させた液体シンチレータを開発し，BC505 の発光量に対して 49 % の集光量を得，3350
keV におけるエネルギー分解能を 3.5 % とすることに成功している。[8]以下に液体シンチレータに用いる各物質の構造式，アニソールの物理的および化学的性質 [9] と発光スペクトル [1] について示す。

10

図 2.3: アニソールの構造式

図 2.4: テトラキス (アセト酢酸イソプロピル) ジルコニウムの構造式

図 2.5: PPO と POPOP の構造式

11

表 2.1: アニソールの物理的および化学的性質
化学名
アニソール
別名
示性式
分子量
形状
色
臭い
沸点/融点
引火点
発火点
密度
屈折率 [10]メトキシベンゼン，メチルフェニルエーテル
C6 H5 OCH3
108.14液体
無色透明
エーテル様臭156 ℃/−37 ℃
43 ℃
475 ℃
0.99 g/cm3 (20 ℃)
1.52

図 2.6: アニソールの発光スペクトル

12

2.2

208

Tl によるバックグラウンド

先に述べたようにニュートリノを放出しない二重ベータ崩壊の探索には低いバックグラウンド環境が求められる。ZICOS 実験においては特に96 Zr の Q 値である 3350 keV 付近のエネルギー領域で低バックグラウン
ド環境を実現したい。ここで図 2.7 としてシミュレーションから作成した KamLAND-Zen のエネルギースペクトルを引用する。[11] これは< mββ >= 150 meV と仮定し，核行列要素の計算に RQRPA モデル [13]を用いてニュートリノを放出しない二重ベータ崩壊の半減期に換算している。また，KamKAND-Zen で使用している液体シンチレータの全領域を有効体積としている。

図 2.7: シミュレーションから作成した KamLAND-Zen のエネルギース
ペクトル
図 2.7 で 3 MeV 以上の領域に 208 Tl の崩壊事象が見られる。208 Tl はトリウム系列に属する放射性元素である。放射性元素が崩壊した後の娘核も放射性元素であることは珍しくなく，娘核が安定したものであるまで順に崩壊していく。この崩壊の順序を崩壊系列といい，トリウム系列は232 Th から始まり 208 Pb に至る系列をいう。表 2.2 にトリウム系列を示す[14, pp.480-481]。トリウム系列は最終的に 208 Pb になるものの途中で分岐する，しかしここでは 208 Tl を含む系列のみを記している。また，付録

13

に U/Th の崩壊図を引用する。[12, pp.133-134]

核種
232 Th228 Ra228 Ac228 Th224 Ra220 Rn216 Po212 Pb212 Bi208 Tl
208 Pb2.3

表 2.2: トリウム系列
崩壊モード
半減期

1.405×1010 yr
5.75 ye6.15 h
1.912 yr
3.66 day55.6 s0.145 s10.64 h60.55 min3.053 min
∞

α
β
β
α
α
α
α
β
α
β
-

バックグラウンド除去の方法

原子が崩壊直後は安定しておらず，ガンマ線を出すことが多い。208 Tl
はベータ崩壊し，さらに必ず 2.6146 MeV のガンマ線を出す。208 Tl は
KamLAND の内部バルーンや検出器表面に付着していると考えられる。
208 Tl が崩壊すると液体シンチレータにより，放出されるベータ線が検出されるため，208 Tl によるバックグラウンドは 3.7 MeV 付近にピークを持つことになる。ZICOS 実験ではこれが大きなバックグラウンドとなる可能性が高く，極限まで除去しなければならない。
また，シンチレーション光は等方的に出されるために 208 Tl による一連の反応が，図 2.8 に示すようにそれぞれの反応が実際に起こった点の中点における 1 事象として見なされ，内部検出器の中で反応したように見えてしまい，0νββ と区別できなくなるという問題が生じる。

14

図 2.8: 208 Tl によるバックグラウンド

2.3.1

チェレンコフ光の観測

本研究は低エネルギー電子により放射されるチェレンコフ光の波形を観測することを目的としている。
前節で述べたようにシンチレーション光の観測では 208 Tl の崩壊による一連の事象と 0νββ とが区別できない。そこで 208 Tl の崩壊時に放出される電子やガンマ線との相互作用で放出される電子により放射されるチェレ
ンコフ光を観測することで 208 Tl の崩壊による一連の事象の反応点を特定することができると考えられる。これはチェレンコフ光がシンチレーショ
ン光とは異なり，方向性を持つことによる。シンチレーション光とチェレ
ンコフ光との分別は，シンチレーション光に比べてチェレンコフ光は発光時間が短く，鋭い波形になるので波形を観測することで行うことができる。実際，液体シンチレータに LAB を用いた，ミューオンによるシンチ
レーション光とチェレンコフ光との分別についてがシャオミンらによって報告されている。[16] それによると彼らの光電子増倍管の時間分解能では，シンチレーション光の立ち上がり時間と立ち下がり時間とはそれぞれ(7.7±3.0) ns，(36.6±2.4) ns であった一方でチェレンコフ光はその全体が12 ns であったという。
したがって，チェレンコフ光を用いた 208 Tl によるバックグラウンドの除去法を確立することに向けて電子の放射するチェレンコフ光の波形を観測することは重要である。チェレンコフ光については次節で解説をする。
チェレンコフ光を用いた 208 Tl によるバックグラウンドの除去法によった場合，EGS5 によるシミュレーションの結果より，信号の損失効率を約78 % に維持しながらバックグラウンドの 93 % 除去できることがわかっている。[15] EGS5 とは，Electron-Gamma Shower 5 の略で，乱数を用いて確率的な現象を再現するモンテカルロ・シミュレーションの手法により

15

1 keV から数百 GeV までのエネルギーを持つ電子・ガンマ線の物質中での振る舞いについて再現するシミュレータである。1970 年代に EGS1 がフォードとネルソンによって発表され，その後高エネルギー物理学研究所(現・高エネルギー物理学研究機構) が開発に加わり，改良を重ねて 2005
年 EGS5 が発表された。
ここで，図 2.9 として EGS5 を用いて得られた 208 Tl 崩壊事象による
ZICOS 検出器が観測するエネルギースペクトルを引用する。[15, p.7] 図
2.9 中の実線は 208 Tl 崩壊事象により観測される全てのイベントのエネル
ギースペクトルである。このうち，次の事象に該当するものが点線，斜線のイベントである。まず，208 Tl のベータ崩壊時に放出された電子が止まった位置と 208 Tl のガンマ崩壊時に放出されたガンマ線による電子が止まった位置とのエネルギーによる重み付き平均を取る。そして，その位置 (光量中心) と事象との距離 d を記録する。光量中心が検出器の中心から 3 m
以内のイベントを選び取ると点線のようになる。続いて，残った事象について d が 10 cm 以内しか離れていないイベントを選び取ると斜線のようになる。発生させた 100000 イベントのうち，2.8 MeV から 4.0 MeV までの領域を見ると 26403 イベントが観測され，点線のイベントは 759 イベ
ント，斜線のイベントは 13 イベントとなった。以上から 208 Tl のベータ崩壊時に放出される電子が止まる位置と 208 Tl のガンマ崩壊時に放出されたガンマ線による電子が止まる位置とが 10 cm 以上離れている場合，検出器の中心から 3 m 以内で生じる 208 Tl 崩壊事象の約 98 % が除去できる
ことがわかったとしている。

16

Number of events/0.01MeV/10000events

208

Tl decay (2.6MeV γ + 1.79MeV β + 0.58MeV γ)

104

103
all eventsr ≦ 3.0m
d ≦ 10cm

102

10

1

10-1
0

0.5

1.0

1.5

2.0

2.5

3.0 3.5 4.0 4.5 5.0
Observed energy in MeV

図 2.9: 208 Tl 崩壊事象による ZICOS 検出器が観測するエネルギースペク
トル
以上のシミュレーションの結果を引用すると，このようにバックグラウ
0ν > 5 × 1025 年が達成でき，ZICOS 実
ンドを除去することで，半減期 T1/2
験において二重ベータ崩壊事象の探索が可能となる。したがって，シンチ
レーション光とチェレンコフ光とを区別して観測することにより光量中心
ではなく事象の発生点を知ることが意味を持つ。
これまでに述べた内容を踏まえ，本研究では低エネルギー電子により放射されるチェレンコフ光の波形を観測することを目的とする。

2.3.2

チェレンコフ放射

チェレンコフ放射とは，荷電粒子が物質中をその物質中での光速を超えて移動するときに光を発する現象である。発せられる光をチェレンコ
フ光という。チェレンコフ放射は 1934 年にパーヴェル・チェレンコフによって水中に置かれた放射性物質から青い光が出る現象として発見された。1937 年には，イゴール・タムとイリヤ・フランクによってこの現象は理論的に説明され，これらの功績で 3 者は 1958 年にノーベル物理学賞を受けている。

17

チェレンコフ放射は簡単には移動物体が音速を超えた際に出されるソニックブームに例えて説明される。粒子が波の速度を超えていることにより，発せられた波は粒子に追いつくことができず，次々と出される波の波面は包絡面を作る (図 2.10 左)。また，出された波は円錐状に広がっていく (図 2.10 右)。

図 2.10: チェレンコフ放射の図解
より詳しくは，荷電粒子が物質中を移動すると電磁相互作用により，その周りの原子が偏極することによる。この偏極が元に戻る際に微弱な電磁波が発せられるが，荷電粒子が物質中での光速を超えて移動する場合には電磁波がある方向 θc （チェレンコフ角）に向けて重なり合うために強められた電磁波となってチェレンコフ光として観測される。シンチレーショ
ン光とは異なり方向性を持ち，光量も比較的小さく発光時間も短い。チェ
レンコフ角は物質の屈折率 n と荷電粒子の速度と真空中の光速の比 β を用いて，

cosθc =

1
nβ

(2.1)

と表せる。
また，電荷 ze の荷電粒子によって，単位長あたりにチェレンコフ放射で放射される光子の数 N は，微細構造定数 α，チェレンコフ角 θc ，チェレンコフ光の波長 λ を用いて
∫

λ2 dλ
dN
1
1
= 2παz 2 sin2 θc= 2παz 2 sin2 θc ( − )
2
dx
λ2 λ1
λ1 λ

(2.2)

と表せる。
液体シンチレータに用いているアニソール (屈折率 n = 1.52) 中の電子によって放射されるチェレンコフ光の光子数を考えるには，まずチェレン

18

コフ角を求めなければならない。電子 (質量:0.511 MeV) のエネルギーを√
1 MeV 程度だと仮定すれば mc2 = m0 c2 / 1 − β 2 より√β=(mc2 )2 − (m0 c2 )2=(mc2 )2√(1.511)2 − (0.511)2= 0.941(1.511)2(2.3)となるので，式 2.1 より θc = 45.6◦ と求まる。式 (2.2) において，電子は1
z = 1 であり，α = 137
を用いて

1
1
dN
= 0.0234( − )
dx
λ2 λ1

(2.4)

となる。適宜必要な波長域で計算すればアニソール中で低エネルギー電子
によって放射されるチェレンコフ光の光子数が求められる。

19

第3章

チェレンコフ光の観測

本章ではチェレンコフ光の波形の時間分布を観測するために使用した実験装置などを説明し，その結果について述べる。

3.1

測定原理とセットアップ

本研究では，放射線源からのガンマ線を液体シンチレータを入れたバ
イアルに照射してバイアル中で θ = 150◦ の後方へコンプトン散乱（後方散乱）したガンマ線を NaI 検出器で観測しながら，弾かれた電子によるシンチレーション光・チェレンコフ光を光電子増倍管で同時に観測した。
2 つの信号をコインシデンスに入れ，事象が重なったときのみゲートジェ
ネレータでゲートが作られるようにしている。このようにすることでバッ
クグラウンドをある程度除去することができる。コインシデンスやゲート
ジェネレータなど，測定システムを構成する要素をモジュールという。各モジュールについては付録で説明する。図 3.1 には本研究での基本的なト
リガーロジックを示す。このロジックにさらに FADC を導入し，光電子増倍管からの信号を収集した。

図 3.1: トリガーロジックの概略図

20図 3.2: アニソールを入れたバイアル
図 3.2 は測定に用いた液体シンチレータである。シンチレーション用バ
イアルにアニソールを 30 mL 程度入れている。蓋には調整日，内容，容量，
通しでつけているサンプル番号が記載してある。PhOMe とはアニソールのことである。容量は 20 mL とあるが後に瓶全体を有効に利用するためにアニソールを加えているので実際は 30 mL 程度入っている。チェレン
コフ光観測のため，波長変換剤などを入れずにアニソールのみを用いた。
また，図 2.6 に示したようにアニソールは 300 nm 付近に発光のピークを持ち，400 nm 以上でほとんど発光が見られないのでチェレンコフ光のみを観測するために富士フイルム社製の光学フィルター SC-37 をバイアルの大きさに切り取り，バイアルに巻きつけて用いた。
SC-37 は 400 nm 以下の紫外領域の光を遮光するフィルターである。図3.8 として縦軸に透過率 (%)，横軸に波長 (nm) を示したグラフを引用する。[18, p.7] 図中の一番左の曲線が SC-37 のものであり，400 nm において透過率が 90% であることが分かる。

21

図 3.3: 遮光フィルターの吸収波長
チェレンコフ光も 400 nm 以下の波長域で光量があり，遮光フィルターによって損失することになる。式 (2.4) により，400 nm 以上・以下それぞれの波長域での光子数を求め，次に示す。200 nm から 400 nm までの範囲と 400 nm から 600 nm までの範囲で積分を行えば，それぞれdN= 5.85 × 10−5 nm−1 = 585 cm−1 (200nm ∼ 400nm)
dx

(3.1)

dN
= 1.95 × 10−5 nm−1 = 195 cm−1 (400nm ∼ 600nm)
dx

(3.2)

と求まる。遮光されるチェレンコフ光の方が多いことになる。しかし，ア
ニソールによるシンチレーション光を遮光できることを鑑み，SC-37 を用いた。
続いて図 3.4 に測定のセットアップを示す。

22

図 3.4: 測定のセットアップ
図 3.4 中に見えるブロックは鉛である。鉛は放射線を遮蔽する目的や，
バイアルに照射するガンマ線を直線的に飛来したものに限ったり，自然放射線などを遮蔽したりする目的で置いている。バイアルは赤い実線と点線の交点の位置にセットされている。そして自然光などが入らないよう光電子増倍管とバイアルとを黒いテープで巻き，遮光している。光電子増倍管
はガンマ線の進む直線の法線に対して 90◦ の位置に設置している。この角度はチェレンコフ光が最も多く光電子増倍管に入る位置である。 [19]
放射線源には 60 Co を用いている。60 Co は 1.17 MeV と 1.33 MeV の 2
本のガンマ線を放出する。一般にコンプトン散乱したガンマ線のエネル
ギーは，

E=

Er
1 + (1 − cosθ)Er /mc2(3.3)

で表される。ここで，Er は飛来したガンマ線のエネルギー，mc2 は電子の質量エネルギー，θ は散乱角である。

23

図 3.5: コンプトン散乱
60 Co が放出するガンマ線のエネルギーを 2 つのエネルギーを平均した1.25 MeV だとして E を求める。θ = 180° − 30° = 150°， mc2 = 0.511
MeV としてE=

1.25 MeV= 225 keV
1 + (1 − cos150° ) × 1.25 MeV/0.511 MeV(3.4)

より E は 225 keV である。つまり，NaI 検出器では 225 keV のガンマ線を観測することになる。観測後は得られたエネルギースペクトルの 225 keV
付近のピークをガウス分布でフィッティングをし平均値 (mean)± 標準偏差 (sigma) の範囲で光電子増倍管のデータを選び取ったものを評価した。

3.1.1

NaI 検出器のキャリブレーション

NaI シンチレータ検出器ではガンマ線が検出器内に入ることで，そのエネルギーに応じて主に光電効果により電子を放出しシンチレーションへと繋がる。数百 keV の電子の飛程は NaI 中では 0.53 mm なので，電子の全エネルギーをシンチレータ内で観測できる。発せられたシンチレー
ション光の光子は光電子増倍管によって電子に変換後，増幅されて信号として出力される。そして，信号の大きさに対応するチャンネルに記録される。結局，ガンマ線のエネルギーは ADC のチャンネルと比例するといえる。この性質を用いれば，正確にエネルギーが分かっているガンマ線を観測することで ADC チャンネルとガンマ線のエネルギーとを一対一に結びつけることができる。これをエネルギー較正（キャリブレーション）という。本研究では 133 Ba が放出する 81 keV，303 keV，356 keV のガンマ線と 57 Co が放出する 122 keV のガンマ線とを観測して，エネルギースペクトルを得た。そのエネルギースペクトルのピークに対してガウス分布でフィッティングをし，得られる ADC チャンネルの平均値 (mean) と標準偏差 (sigma) から検量線を求めることで ADC チャンネルとエネルギーとの変換式を求めた。
24

図 3.6: 133 Ba と 57 Co のエネルギースペクトル25図 3.7: エネルギーと ADC チャンネルとの変換式の例

3.1.2

光電子増倍管の零点補正

光電子増倍管のデータに関してはチャンネルで比較するが，その都度，零点補正（ペデスタル）を必要とする。ペデスタルとは，イベントが発生していない状態で意図的にゲートを開くことによって記録される数値のことである。NaI 検出器からの信号自身でコインシデンスを取ることでゲー
トジェネレータに信号を入れることでゲートを開いて測定を行う。得られたピークをガウス分布でフィッティングし，その平均値 (mean) をペデスタル値として分析の際にデータから減じる。
前項のキャリブレーションとペデスタルは，測定の開始前と終了後の 2回行う。原則，解析には終了後に行ったキャリブレーションとペデスタルの値を用いる。しかし，開始前と終了後の 2 つの値が大きくずれているときは，その平均値を用いることとした。

26

3.2

ADC と FADCADC とは Analog to Digital Convertor の略で，アナログ-デジタル変換回路ともいう。連続的なアナログ信号を離散的なデジタル信号へと変換する。計測器からの出力信号の多くはアナログ信号であり，これをコンピュータで処理することができるようにデジタル信号に変換する必要があるため用いる。ADC の中には，入力信号の電圧と基準電圧とを比較して基準よりも高いか低いかに対応した出力をするコンパレータ (比較器) が内蔵されており，これ 1 つが 1 bit のアナログ-デジタル変換を行なっているといえる。

図 3.8: アナログ-デジタル変換

FADC とは，Flash ADC の略であり ADC の一種である。日本語では
並列比較型 ADC とも言われる。n bit の出力をする FADC は，2n − 1 個のコンパレータが内蔵されている。入力信号を 2n − 1 個のコンパレータ
で同時に比較することで，コンパレータの動作のみで出力信号を作れるた
め，高速処理が可能となる。つまり，他種の ADC と比べて FADC は時間分解能が高いという利点がある。
本研究では，CAEN 社の V1721 という FADC を用いた。これはサンプリングレートが 500 MHz で 2 ns ごとに電圧を記録することができる。
V1721 の主な性能をまとめたものを表 3.1 に示す。
表 3.1: CAEN V1721 の性能
サンプリングレート
500 MHz
分解能
チャンネル
インプットレンジ

8 bit
8 ch
±500 mV

PC との接続は，VME バスに FADC とオプティカルリンクブリッジ(CAEN 社の V2718) とをセットし，PC に挿入した PCI カードと V2718とを光ケーブルで繋ぐことで行った。データ収集には CAEN 社が用意しているサンプルプログラムの一部を書き換えて用いた。サンプルプログラ
ムは付録に示す。
27

3.3

チェレンコフ光の観測結果

SC-37 を用いて 300 nm を極大とするアニソールのシンチレーション光を遮光し，チェレンコフ光のみの観測を試みた。観測されるものがチェレ
ンコフ光であることを確かめるためにまず次の 4 つの測定を行なった。
・SC-37 を巻いたアニソールを用いた測定・線源を置かない場合の，SC-37 を巻いたアニソールを用いた測定
・SC-37 を巻いた空のバイアルを用いた測定
・SC-37 を巻かずにアニソールのみを用いた測定
SC-37 を巻いたアニソールを用いた測定からチェレンコフ光が観測され，SC-37 を巻かずにアニソールのみを用いた測定からはチェレンコフ光とシンチレーション光とが観測されると考えられる。SC-37 を巻かない場合には巻いた場合に比べてチェレンコフ光の光量も増加するので，事象が見られる ADC チャンネルは大きい方へシフトする。したがって 2 つの測定結果を比較することでチェレンコフ光が観測されたかどうかの確認が取れる。また，線源を置かない測定では，自然な状態でのイベント (バックグラウンド) を知ることができ，空バイアルを用いた測定では液体シンチ
レータと放射線との相互作用による事象であることを確認できるので以上の 4 つを踏まえて考察を行なった。
測定は原則 1 週間行なったが，線源を置かない場合の，SC-37 を巻いた
アニソールを用いた測定のみ 6 日間の測定であったため，そのデータは統
計量を 67 倍して解析に用いた。
まず，NaI 検出器のキャリブレーションと光電子増倍管のペデスタルの結果を上記の測定の順に示す。

E = (ch − 424.45)/5.4290, pedestal = 881.13(3.5)

E = (ch − 381.21)/5.3374, pedestal = 849.10(3.6)

E = (ch − 395.11)/5.3217, pedestal = 866.52(3.7)

E = (ch − 426.38)/5.3408, pedestal = 875.55(3.8)

以上のキャリブレーションの結果を用いて，横軸をエネルギーに換算した NaI 検出器の測定結果 4 つをまとめて図 3.9 に示す。ここで，そのままの測定結果ではバックグラウンドによって，後方散乱事象によるガンマ線の示すピークが隠れてしまっているため，225 keV 付近にピークがよく見えない。そこで，図 3.9 に示すものは，線源を置かない場合の測定結果が28

バッググラウンドを示すと考えて各測定結果から線源を置かない場合の測定結果を減じている。また，図 3.9 上段右図は線源を置かない場合の，SC-37 を巻いたアニソールを用いた測定における NaI 検出器による測定
結果そのものが示してあり，’no src’ は’no source’，つまり線源を置いていないことを表す。それ以外の 3 つの図を見ると，225 keV 付近にピークが現れた。これが後方散乱事象によるガンマ線の示すピークだとしてガウ
ス分布でフィッティングすると表 3.2 のような値を得た。
表 3.2: NaI 検出器による測定結果の解析のまとめ
測定の種類

平均値

標準偏差

平均値 ±1 標準偏差

SC-37 を巻いた
アニソールを用いた測定
SC-37 を巻いた
空のバイアルを用いた測定
SC-37 を巻かずに
アニソールのみを用いた測定

223.22

16.168207.05∼239.39

224.7816.113208.65∼240.87

221.1734.394186.78∼255.56

それぞれの平均値 ±1 標準偏差の範囲で光電子増倍管により同時計測された測定の結果をまとめて図 3.10 に示す。線源を置かない場合の測定結果において 200 ch のところにイベントが見られたが，これはバッググラ
ウンドであると考え，このヒストグラムを他のデータに重ねて示した。網掛けのヒストグラムがそれである。

29

図 3.9: NaI 検出器による 3 つの測定結果からバッググラウンドを除いた結果をまとめたもの

図 3.10: PMT による 4 つの測定結果をまとめたもの

30

線源を置かない場合の測定結果を差し引いても，100 ch 以下にイベントが見られた。これらは線源からのガンマ線との事象だと考えられる。ただ，物質との相互作用が少なくイベントが比較的少なくなると予想される
空のバイアルを用いた測定において 100 ch 付近のイベントが最も多い結果となった。SC-37 を巻いたアニソールを用いた測定と空のバイアルを用いた測定とを比較すると，100 ch では前者が 7 イベントであり後者が 15√イベントであるので計数を N ± N とした評価で差が見られる。この理
由は明らかではない。時間的余裕があるのなら，再度空のバイアルを用いた測定を行いたい。よって，100 ch 付近のイベントが液体シンチレータとガンマ線との相互作用であるとは，これらのデータからは言うことができない。一方で，SC-37 を巻かずアニソールのみを用いた測定では遮光されない分の光量が増えると考えられるから ADC ch は大きい方へイベントがシフトしてくると考えられる。図 3.10 を見ると，160 ch 付近にイベン
トが他の結果よりも増えている。しかし，これらのデータからは 160 chに見えてきたイベントについて詳述することはできない。結局，以上の測
定でチェレンコフ光が観測されたとは断定できない。
チェレンコフ光が観測できていると言うために，以上で述べた 4 つの観測に加えてチェレンコフ光の θc の方向性を利用し SC-37 を巻かずに，光電子増倍管の向きをチェレンコフ光の少ない角度へ変えた観測を行うことを考えた。これまでの測定では光電子増倍管はガンマ線の進む直線の法線に対して 90◦ の位置に設置していたがその法線に対して 10◦ の位置になるように設置し直した。SC-37 を巻かずにアニソールのみを用いた測定
ではシンチレーション光とチェレンコフ光との両方が観測されていると考えられるがこの測定により，チェレンコフ光によるイベントが減少しシン
チレーション光のみが観測されることが期待される。この測定の結果を次に示す。ここで留意したいのが，この測定を行う前にクロックが故障した
ことによりペデスタルの取り方を変更していることである。ゲートジェネ
レータでゲートを作るために，NaI 検出器からの信号同士でコインシデンスを取った。クロックを用いた場合に比べ，信号のレートが小さくなるのでペデスタルの測定はより長い時間行うこととした。
まず，測定開始前と終了後のキャリブレーション・ペデスタル結果を示す。キャリブレーションの結果から得られた換算式は，開始前の結果から
E = (ch − 665.97)/5.1950，終了後の結果から E = (ch − 540.78)/5.1606となった。切片について 23.1 % と大きな差が見られたので，換算式は切片・傾きともに両者を平均した E = (ch − 603.38)/5.1778 を解析に用いることにした。このキャリブレーションの結果を用いて，横軸をエネルギーに換算した NaI 検出器の測定結果を図 3.11 に示す。キャリブレーション
結果に大きな差が見られたことについては，クロックの故障により測定系

31

の一部を変更したことが影響したと考えられる。また，この影響はキャリ
ブレーションに用いた各エネルギースペクトルのピークやペデスタルが先の測定時よりも大きくなっていることにも表れている。ペデスタルについては測定開始前と終了後とで 3.5 % の違いであったので終了後に取った値
1109.6 を解析に用いた。
先と同様にして，NaI 検出器の測定結果の 225 keV 付近のピークにガウス分布でフィッティングをすることで平均値 (mean)225.13 keV, 標準
偏差 (sigma)15.612 keV を得た。平均値から ±1 標準偏差の範囲は 209.52
keV∼240.74 keV である。この範囲で光電子増倍管により同時計測された測定の結果を図 3.12 に示す。
図 3.12 には 100 ch 付近にイベントがあることが分かる。光電子増倍管を 90◦ の位置に置いて測定した結果である図 3.10 の右下図と比較すると，
100 ch 付近のイベント数に差は見られないが，160 ch 付近のイベント数
が統計的に減っている。シンチレーション光は等方的に出されるので，光電子増倍管の向きにはよらないはずである。したがって，図 3.10 の右下図および図 3.12 における 100 ch 付近にあるイベントはシンチレーション
光によるものであり，光電子増倍管を 10◦ の位置に置いたときの測定で減少した 160 ch 付近のイベントがチェレンコフ光によるものである。シンチレーション光に関しては，光量が多いため 300ch より大きいチャンネルに見られると考えられる。以上より，本研究でチェレンコフ光が観測できたと言える。

32

図 3.11: 光電子増倍管を 10◦ の位置に置いた測定の NaI 検出器による測定結果

図 3.12: 光電子増倍管を 10◦ の位置に置いた測定の PMT による測定結果

33

第4章

4.1

チェレンコフ光とシンチレー
ション光の同時観測

FADC での取得データ

FADC は 2ns ごとに電圧を 1 サンプルとして記録する。サンプル番号を横軸に，FADC の記録した値 (FADC カウント) を縦軸にとると図 4.1 のように波形分布が記録されていることが分かる。2ns ごとの記録であることからサンプル番号を 2 倍すると記録を始めてからの時間 [ns] に換算できる。

図 4.1: FADC により記録される波形データ
図 4.1 から分かるようにペデスタルは 130 前後にあり，実際のデータは130 サンプルほどから記録され，215 サンプルあたりで記録が終わっている。波が負の方向へ立ち上がるのは不便であるため，解析の際は式 4.1 によってペデスタルの値 130 からデータを減じて，波形を反転させたものを用いた。

wave height = 130 − F ADCcounts

34

(4.1)

また，不要なデータサンプルを含めないために波形のピークが必ず 41
サンプル目にくるよう各イベントを合わせて処理をした。図 4.2 に FADCのにより記録されたデータを処理した後の波形の一例を示す。

図 4.2: 処理後の FADC により記録された波形データ

FADC と ADC とで同時に計測を行なった場合，FADC の記録する時刻と ADC の記録する時刻とには 10 秒以内のずれがあることが分かっており，データは FADC の方が遅く記録される。さらに FADC の一方のみに記録されるイベントもあり，FADC の記録するデータ数の方が ADC の記
録するデータ数よりも多くなる。しかし，イベントが短時間に連続して起こることはまれであり，上述のずれを考慮して記録時刻によるイベントの対応を 1 対 1 でつけることができる。

35

4.2

シンチレーション光のテンプレート波形作成

FADC でシンチレーション光のみを観測して得られた波形を平均化して，代表的なシンチレーション光の波形を作成した。この波形を以下ではテンプレート波形と呼ぶ。テンプレート波形は次のように作成した。
まず，シンチレーション光を観測するために図 4.3 のようなセットアップで近距離から 60 Co のガンマ線をシンチレータに当てて，数十秒の測定を行った。アクリル製のライトガイドでチェレンコフ光が発生することが懸念されるため，ライトガイドに当たらないように鉛板で遮蔽し直線的なガンマ線のみを照射している。

図 4.3: テンプレート波形作成のための測定のセットアップ
シンチレータはアニソール 20 mL に PPO 1 mg，POPOP 10 mg，Zr(iprac)4 2.24 g を溶解させたものを用いた。また，シンチレータを入れたバイアル瓶を空のバイアル瓶に変えたセットアップでの測定も行った。
この測定から得られるものがバックグランドだと考え，シンチレータを入れた測定結果から統計的に減じた上で解析を行った。
まず，得られた波形を時間積分した値がエネルギーに対応することから，38 サンプルから 48 サンプルの値を足し上げたものを積分値と定義し，その分布を作成した。そして積分値の分布からガンマ線が 180◦ の方向に
コンプトン散乱した際に観測されるコンプトンエッジを確認した。図 4.4を見ると，積分値が 250 から 300 の間で傾きが異なっているため，ここがコンプトンエッジだと考えられる。また積分値が 50 付近以下で下がっているのは検出器の分解能によるためである。解析にはコンプトンエッジ付
近にある積分値が 299 以上 300 以下のイベントを選んだ。

36

図 4.4: ガンマ線の後方散乱事象のエネルギーに対応する積分値のスペク
トル
次に，サンプルごとに波高についてヒストグラムを作り，得られた平均
値と二乗平均平方根をそのサンプルでの波高と標準偏差とした。ここで，ヒストグラム作成の際，空バイアルの測定結果を減じてイベント数が負の値となったものは 0 として扱った。また，波形が立ち上がる以前の 37 サ
ンプル目で波高が 5 以上を記録しているイベントはノイズとしてカットした。

37

図 4.5: FADC で記録されたサンプルごとに作成した波高のヒストグラム
ヒストグラムには図 4.5 のように立ち上がり部分で 2 つの構造が見られた。FADC がデータを 2ns 毎に記録しているので，時間変化が大きい立ち
上がりの部分では実際に同様のデータであったとしても前後どちらのビンにそのデータが含まれるかによって 1 ビンのずれが生じる。このビンニン
グのずれによってヒストグラムに 2 つの構造ができる。そのため，ピークの一つ前の 40 サンプル目において波高が 45 以下のイベント，45 超のイベントの 2 つに分けて立ち上がりの遅い成分，立ち上がりの早い成分として 2 つのテンプレート波形を作成した。波の立ち上がりから崩壊し波形に乱れのない部分である 38 サンプルから 49 サンプルにおいてテンプレート
波形を作成している。2 つのテンプレート波形の崩壊部 (42 から 46 サン

38プル) を，指数関数でフィッティングをし崩壊時間 τ (波高がネイピア数の逆数にまで減少するまでの時間) をそれぞれ求めるとτearly = 6.466 ns(4.2)

τslow = 7.181 ns

(4.3)

となった。

図 4.6: シンチレーション光のテンプレート波形

39

4.3

チェレンコフ光とシンチレーション光の同時観測の結果

シンチレーション光とチェレンコフ光との両方の観測が期待される図
3.4，の測定セットアップにおいて，図 3.1 の ADC へ向かう信号の 1 つを
FADC へと変えた上でテンプレート波形作成時に用いたシンチレータを用い，3 日間の測定を行なった。
第 3 章で述べたように NaI 検出器で後方散乱したガンマ線を捉え，そのイベントデータを記録時刻の比較により，FADC で同時に記録したデー
タと対応させた。そのようにして，得られる後方散乱時の 1.0 MeV の電子による事象の波形に対してテンプレート波形とどの程度一致しているかを評価し，チェレンコフ光の影響を調べた。一致度合いの評価には χ2 値を用いた。
では，実際の測定結果について述べる。測定終了時の NaI 検出器のキャ
リブレーション結果はE = (ch − 422.29)/5.9263(4.4)

であった。この結果を用いて得られるエネルギースペクトルにおいて，後方散乱事象による 225 keV 付近のピークに対してガウス関数でフィッティ
ングし平均値 222.41 keV，標準偏差 14.005 keV を得た。

図 4.7: 同時観測における NaI 検出器による測定結果

40

平均値 ±1 標準偏差の範囲 (208.41 keV から 236.42 keV) には 13 イベ
ントが存在し，これらのイベントを FADC の記録したデータに対応させた。この 13 イベントの波形を図 4.8 に示す。横軸はサンプル番号である。

図 4.8: 観測された 13 イベントの波形
以上，13 イベントの波形の積分値を表 4.1 に示す。

41

表 4.1: 選び出した 13 イベントそれぞれの積分値
イベント 積分値
イベント 積分値

(1)
(2)
(3)
(4)
(5)
(6)
(7)

51
80
63
301
256
352
63

(8)
(9)
(10)
(11)
(12)
(13)

66
79
202
384
38
158

今回測定した後方散乱時の 1 MeV の電子による事象は，シンチレーショ
ン光に加えて，チェレンコフ光が含まれるはずであるため，図 4.4 のコン
プトンエッジにおける積分値以上のものである。ここで，観測された 13
イベントの積分値の分布を示す。

図 4.9: 観測された 13 イベントの積分値の分布
図??より，積分値が大小の 2 つのグループに分けられ，積分値が大きい
イベントを選ぶと (4),(5),(6),(10),(11) である。以下，この 5 イベントが後方散乱時の 1 MeV の電子による事象だと考える。
5 イベントそれぞれの χ2 値とそれをもとに帰無仮説下で極端な統計量42が観測される確率である p 値を求めて評価をした。ここで χ2 値は次式で
表される。

χ2 =

n (
∑
yi − af (xi ) )2
i

aσi

(4.5)

n はサンプル数，yi はデータ，f (xi ) は理論値（ここではテンプレート波形），σi は標準偏差，a は任意定数である。サンプル数については，39 サ
ンプル目から 49 サンプル目を計算に用いたため n = 11 である。これによりデータの理想的な値からのずれを評価することができ，ずれが大きいほど χ2 は大きくなる。任意定数を 0.001 から 10 まで，0.001 刻みで変化させて χ2 値が最小となる a を探し，それをそのイベントの χ2 値とした。
p 値は Excel2011 の関数 CHIDIST によって計算した。この関数の引数は値と自由度であり，値には χ2 値が入り，自由度は n − 1 と表され，ここでは 10 が入る。
表 4.2: χ2 値および p 値 (上段:早い成分，下段:遅い成分)
χ2 値
p値

(4)
(5)
(6)
(10)
(11)

13.40
136.4
4.449
35.59
12.70
10.12
21.46
202.7
17.07
4.242

0.20192.343×10−24
0.92489.917×10−50.24110.43000.01808
4.389×10−38
0.07280
0.9358

図 4.10 として，5 イベントにテンプレート波形を重ねたものを示す。一方の χ2 が大きくなった理由は図 4.10 をみればわかるように，(4),(5),(10),(11)はピーク前の立ち上がり部分でデータの方がテンプレート波形より大きいからである。

43

図 4.10: 1 MeV の電子による事象の波形

44観測された波形はシンチレーション光，チェレンコフ光の波形のはずである。チェレンコフ光は立ち上がり時間と立ち下がり時間がシンチレー
ション光よりも早い。したがって，シンチレーション光とチェレンコフ光とがともに観測されると図 4.11 に示す模式図のように立ち下がりの部分
は主にシンチレーション光であり，立ち上がり部分にチェレンコフ光が含まれ，大きくなった波形となる。

図 4.11: シンチレーション光とチェレンコフ光の合成波形のイメージ
そこで χ2 値が大きかった遅い成分のテンプレートとデータとについての立ち下がり部である 42 サンプルから 49 サンプルまで (n=8) で χ2 値，
p 値を計算し表 4.3 に示す。
表 4.3: 立ち下がり部における χ2 値および p 値
χ2 値
p値

(4)
(5)
(6)
(10)
(11)

15.31
1.247
1.728
11.47
0.17030.03218
0.98980.97330.11881.000

すべてのイベントについて，χ2 値，p 値が大きくなり，データとテンプ
レート波形との差が小さくなったことがわかる。

45

図 4.12: 1 MeV の電子による事象の波形の立ち下がり部のみを考えテン
プレート波形を重ねたもの
波形の立ち下がり部においてデータとシンチレーション光のテンプレー
ト波形とには差がみられない。また，立ち下がり部にテンプレート波形を合わせると全体でテンプレート波形を合わせたときと比べて立ち上がり部
分においてデータがより上側にきていることがわかる。
したがって，データは立ち下がり部は主にシンチレーション光であり，立ち上がり部はチェレンコフ光が含まれるためにテンプレート波形より波形が大きくなるという図 4.11 のような構造をしているといえる。

46

第5章

まとめ

アニソールをシンチレータとして，光電子増倍管の配置をガンマ線の進
行方向の法線方向に対して 90◦ ，10◦ と変えることでガンマ線の後方散乱事象により放出される 1 MeV の低エネルギー電子により放射されるチェ
レンコフ光が観測できることを確認した。その上で高い時間分解能を持つ
FADC を用いて，シンチレーション光とチェレンコフ光とを同時観測した。そして，得られた波形と作成したシンチレーション光のテンプレート
波形との χ2 値，p 値を求めることでチェレンコフ光の影響を評価した。その結果，シンチレーション光とチェレンコフ光とを同時に観測するとチェ
レンコフ光が立ち上がり部分に含まれ，純粋なシンチレーション光の波形とは差があるがわかった。
さらに実際にチェレンコフ光とシンチレーション光とを分別することで208 Tl の崩壊事象を除去が可能となりえる。

47

付 録A

U/Th の崩壊図

図 A.1: 238 U の崩壊図

48

図 A.2: 232 Th の崩壊図

49

付 録B

測定に使用したモジュール

ここでは本研究で用いたモジュールについての一般的な説明を行う。モ
ジュールとは測定システムを構成している各要素のことで，本モジュール
は NIM 規格に準拠している。NIM とは Nuclear Instrument Modules の略で，アメリカ原子力委員会 (AEC) において 1968 年に制定された放射線測定モジュール標準規格 TID-20893 に準拠したもので，原子核物理学や高エネルギー物理学の分野で広く用いられている。
アッテネータ
信号が大きすぎてオーバーフローすることを防ぐために入力信号を減衰して出力する装置である。どれだけ減衰するかはいくつかの値から選択ができて，単位には dB を用いる。
ディバイダ
入力信号をいくつかの信号に分配して出力する装置である。出力信号の大きさは分配しただけ小さくなる。
ディスクリミネータ
入力信号があらかじめ設定した閾値 (スレッショルド) を超えた際に決まった任意の時間幅の矩形波を出力する装置である。あるスレッショルド
以下のノイズを除去する目的などで用いられる。出力矩形波は NIM 規格
で大きさが −0.7 V と定められている。
コインシデンス
2 つ以上の入力信号が時間的に重なった際に決まった任意の時間幅の矩形波を出力する装置である。
ゲートジェネレータ
入力信号に対して，任意の時間幅，遅延時間 (ディレイ) で信号を出力する装置である。

50

図 B.1: 入出力信号の概略図

表 B.1: 使用したモジュールの設定
モジュール
アッテネータディスクリミネータ
ゲートジェネレータ

設定 (PMT からの信号)

設定 (NaI からの信号)

4 dB
0
スレッショルド：約 24 mV スレッショルド：約 25 mV
時間幅：100 ns
時間幅：250 ns
時間幅：700 ns

51

付 録C

FADC でのデータ収集サン
プルプログラムプログラムは，CAEN 社が提供するファンクションのライブラリ”CAENDigitizer” を用いたサンプルプログラムをもとにした。CAENDigitizer は使用者が容易に ADC を操作し，データ収集ができるようにすることを目的で提供されるライブラリであり，DPP(Digital Pulse Processing) ファー
ムウェア上で動く装置の動作を制御する。
以下に，収集サンプルプログラムのフローチャート，使用したファンクションの説明，ソースコードを示す。フローチャート中の丸囲いのものがCAENDigitizer のファンクションを表す。ソースコードを参照されたいが，ファンクションは全て”CAEN DGTZ ” を冠する。

52

図 C.1: 収集サンプルプログラムのフローチャート

53

C.1
1

使用したファンクションの説明
CAEN DGTZ OpenDigitizer(CAEN DGTZ PCI OpticalLink,0,0,0x32100000,handle[b])

このファンクションはデジタイザを開き，デジタイザを識別するためのハンドルを得るためのものである。第一引数にはダジタイザとの接続方法に関するものである。本研究室では PC → PCI → CONET(Chainable
Optical NETwork) → V2718 → VME → Digitizer と接続している。この場合，第一引数には CAEN DGTZ PCI OpticalLink を入れる。これは下に示すように typedef によって定義されている。第二引数には A2818 のどのリンクが使われているかを示す Link Number を入れる，本プログラ
ムでは最初のものが使われているということで 0 を入れる。
第三引数には CONET node というデイジーチェーン中のどのデバイスかを特定するもので，最初のデバイスを 0 とする。本プログラムでは 0 を入れる。
第四引数には VME ベースアドレスを入れる。これはボードの方で設定でき，本プログラムでは 0x32100000 である。
第五の引数はこの関数で返されるハンドルのポインタである。ハンドルはデバイスを識別するもので，これを用いれば他の関数もそのデバイスへ
読みにいけるようになる。
typedef enum CAEN_DGTZ_ConnectionType {CAEN_DGTZ_USB =0,
CAEN_DGTZ_OpticalLink =1,
CAEN_DGTZ_PCI_OpticalLink =1, // Deprecated use’
CAEN_DGTZ_OpticalLink’
5
CAEN_DGTZ_PCIE_OpticalLink =1, // Deprecated use ’CAEN_DGTZ_OpticalLink’
6
CAEN_DGTZ_PCIE_EmbeddedDigitizer =1, // Deprecated use’CAEN_DGTZ_OpticalLink’7 } CAEN_DGTZ_ConnectionType;
1
2
3
4

1

CAEN DGTZ GetInfo(handle[b],&BoardInfo)

ボードの情報を得るためのファンクションである。情報としてはシリア
ルナンバー，モデル，チャンネル数，ファームウェアのリリース情報やデバイスのパラメータが得られる。
第一引数にどのボードかを識別するためのハンドルを入れる。
第二引数にはボード情報が代入される変数 BoardInfo のアドレスを入れる。BoadInfo の型は CAEN DGTZ BoardInfo t 型であり，各情報を代入する変数をメンバにもつ構造体が typedef で CAEN DGTZ BoardInfo tと名付けられている。次にその構造体を示す。

54

typedef struct {char ModelName[12];uint32\_t Model;
uint32\_t Channels;
uint32\_t FormFactor;
uint32\_t Familycodechar ROC\_FirmwareRel[20];char AMC\_FirmwareRel[40];uint32\_t SerialNumber;uint32\_t PCB\_Revision;
uint32\_t ADC_NBits;
uint32\_t SAMCorrectionDataLoaded; //used only forx743 boards
13
int CommHandle;
14
char License[MAX\_LICENSE\_LENGTH];
15 } CAEN_DGTZ_BoardInfo_t;
1
2
3
4
5
6
7
8
9
10
11
12

1

CAEN DGTZ Reset(handle[b])

このファンクションはデジタイザをリセットするものである。全ての内部レジスタと状態がデフォルトの値に再設定される。引数にはボードを識別するハンドルを入れる。
1

CAEN DGTZ SetRecordLength(handle[b],4096)

このファンクションはアクイジションウィンドウのサイズを決める。第一引数にはボードを識別するためのハンドルを入れ，第二引数にはアクイ
ジションウィンドウのサイズ [ns] が入る。
1

CAEN DGTZ SetChannelEnableMask(handle[b],1)

このファンクションはチャンネルをデータ収集に有効か無効かを決める。無効としたチャンネルはトリガーを受けないし，イベントデータへも関与しない。
第一引数にはボードを識別するためのハンドルを入れ，第二引数にはどのチャンネルをマスクするかが入る。bit[n] と channel n の n は一致していて，本プログラムでは ch0 のみを有効とするため，20 = 1 より 1 が入る。例えば，ch5 と ch7 とを有効とするには 25 + 27 = 160 なので 160 を
16 進数で表し，0xA0 を入れれば良い。
1

CAEN DGTZ SetChannelTriggerThreshold(handle[b],0,32768)

このファンクションは特定のチャンネルに対してトリガーのスレッショ
ルドを設定する。スレッショルドは AD 変換後のデジタル信号に適応され，それは ADC カウントで表される。アナログ入力での電圧レベルに応55

じたデジタルスレッショルドに変換するときには DC オフセットに注意しないといけない。
第一引数にはボードを識別するためのハンドルを入れ，第二引数にどのチャンネルに設定するかチャンネルの番号を入れる。本プログラムでは
ch0 なので 0 である。第三引数には ADC カウントでのスレッショルド値
を入れる。

1

CAEN DGTZ SetChannelSelfTrigger(handle[b],CAEN DGTZ TRGMODE ACQ ONLY,1)

このファンクションはチャンネル全体へのセルフトリガー (グローバルトリガー) を作ることと RRG-OUT コネクタを通してトリガーの出力を行う。セルフトリガーとはプログラムで決めたスレッショルドを入力信号が超えたときのようにチャンネルがある状態となったときにデジタイザにより作られる内部信号である。
第一引数にはボードを識別するためのハンドルを入れ，第二引数にはチャンネルセルフトリガーモードを設定するものを入れる。第三の引数にはどのチャンネルをマスクするかを入れる。
モードはチャンネルセルフトリガーからグルーバルトリガーを作らず，
TRG-OUT でトリガーを出力することもしない CAEN DGTZ TRGMODE
DISABLED，作らないが，TRG-OUT から出力することは行う CAEN
DGTZ TRGMODE EXTOUT ONLY，作るが，出力はしない CAEN
DGTZ TRGMODE ACQ ONLY，作るし，出力もする CAEN DGTZ
TRGMODE ACQ AND EXTOUT の 4 つがある。これらは以下のよ
うに typedef によって CAEN DGTZ TriggerMode t 型として名付けられている。本プログラムではセルフトリガーを，グローバルトリガーを作る
ことのみに用いる CAEN DGTZ TRGMODE ACQ ONLY を入れている。
1
2 typedef enum {3
CAEN_DGTZ_TRGMODE_DISABLED =0,
4
CAEN_DGTZ_TRGMODE_EXTOUT_ONLY =2,
5
CAEN_DGTZ_TRGMODE_ACQ_ONLY =1,
6
CAEN_DGTZ_TRGMODE_ACQ_AND_EXTOUT =3,7 } CAEN_DGTZ_TriggerMode_t;

1

CAEN DGTZ SetSWTriggerMode(handle[b],CAEN DGTZ TRGMODE ACQ ONLY)

このファンクションはトリガーソフトウェアがアクイジショントリガーを作ることだけに使われるか，トリガーを出力することだけに使われる

56

か，またその両方かを決めるものである。
第一引数にはボードを識別するためのハンドルを入れ，第二引数にはモードを設定する。上のファンクションの引数と同様の形になっている。
本プログラムではアクイジショントリガーを作るのみで出力は行わない
CAEN DGTZ TRGMODE ACQ ONLY に設定している。
1

CAEN DGTZ SetMaxNumEventsBLT(handle[b],100)

このファンクションはデジタイザからデータを PC に移す (トランスファー) ときのイベントの最大数を決めるものである。接続方法に関係なく，ブロックトランスファー (BLT) の間，デジタイザはイベント数が設定値を超える（もしくは，メモリが空になる）とトランスファーを止める。移されるイベント数が多い，つまりブロックのサイズが大きいほど，プロトコルオーバーヘッドが少なく済むので効率が上がる。対照的に MaxNumEventsBLT の高い値はとても大きい読み出しのためのメモリ
バッファを配置する必要があることを意味する。
第一引数にはボードを識別するためのハンドルを入れ，第二引数にはBLT で移すイベントの最大数を入れる。
1

CAEN DGTZ SetAcquisitionMode(handle[b],CAEN DGTZ SW CONTROLLED)

このファンクションはアクイジションのモードを設定するためのものである。モードはアクイジションの開始と終了をソフトウェアコマンドにより行う CAEN DGTZ SW CONTROLLED，S-IN コネクタからの外部信
号が高くなったときにアクイジションを開始し，低くなったときに終了す
る CAEN DGTZ S IN CONTROLLED，TRG IN コネクタから入った最初のトリガーパルス（エッジの立ち上がり）でアクイジションを開始する
CAEN DGTZ FIRST TRG CONTROLLED の 3 つがある。最後のモードは最初のトリガーがアクイジション開始のために使われるため，実際のトリガー開始は 2 つ目のパルスからとなる。また，終了は SW コントロー
ルで行う。
本プログラムではアクイジションの開始と終了をソフトウェアコマンドにより行う CAEN DGTZ SW CONTROLLED に設定している。
12 typedef enum {3
CAEN_DGTZ_SW_CONTROLLED =0,
4
CAEN_DGTZ_S_IN_CONTROLLED =1,
5
CAEN_DGTZ_FIRST_TRG_CONTROLLED =2,6 } CAEN_DGTZ_AcqMode_t;57

1

CAEN DGTZ MallocReadoutBuﬀer(handle[0],&buﬀer,&size)

このファンクションはデジタイザから PC へデータブロックを移すためのメモリバッファを割り当てることを行う。割り当てたバッファのサイズ
はイベントの大きさ，有効なチャンネルの数，BLT のイベント最大数によりファンクションが計算したものである。そのため，このファンクションは
デジタイザをプログラムした後に呼びださなければならない。また，バッファーのサイズを決めたパラメタを変更した場合は FreeReadoutBuﬀer 関
数を呼び出し，バッファを解放してその後再び割り当てを行う必要がある。
第一引数にはボードを識別するためのハンドルを入れ，第二引数には割り当てたバッファへのポインタが入る。ここで，このポインタは NULLに初期化しておかなければならない。第三引数には割り当てたバッファのbyte 単位でのサイズを格納する変数のアドレスが入る。
1

CAEN DGTZ SWStartAcquisition(handle[b])

このファンクションはソフトウェアコマンドによりアクイジションを開始することを行う。開始されたとき，フロントパネルの RUN LED が点灯する。引数はボードを識別するためのハンドルだけである。
1

CAEN DGTZ SendSWtrigger(handle[b])

このファンクションはデジタイザへソフトウェアトリガーを送るためのものである。SetSWTriggerMode 関数で設定したことにより，ソフトウェ
アトリガーが利用できる。引数はボードを識別するためのハンドルだけである。
1

CAEN DGTZ ReadData(handle[b],CAEN DGTZ SLAVE TERMINATED READOUT MBLT,buﬀer,&bsize)

このファンクションはデジタイザから PC ヘ BLT を行うものである。
データブロックは 1 つかそれ以上のデータを含んでいる。データは先にMallocReadoutBuﬀer 関数によって割り当てられたメモリバッファへ移される。この関数では，bsize に読み出したデータブロックのサイズが byte
単位で戻される。
第一引数にはボードを識別するためのハンドルを入れ，第二引数には
VME へのアクセスのためのモード，第三引数にリードアウトバッファへのポインタ，第四引数にはバッファサイズを格納する変数のアドレスを入れる。第二引数にあるモードは次のように typedef されている。

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1 typedef enum {2 CAEN_DGTZ_SLAVE_TERMINATED_READOUT_MBLT = 0,
3 CAEN_DGT_SLAVE_TERMINATED_READOUT_2eVME = 1,
4 CAEN_DGTZ_SLAVE_TERMINATED_READOUT_2eSST = 2,
5 CAEN_DGTZ_POLLING_MBLT = 3,
6 CAEN_DGTZ_POLLING_2eVME = 4,
7 CAEN_DGTZ_POLLING_2eSST = 5,8 } CAEN_DGTZ_ReadMode_t;

CAEN DGTZ SLAVE TERMINATED READOUT MBLT で VMEにアクセスした場合は，BLT の最中にデータ移動が十分でないのにサイクルが早期に終了したり，Set / GetMaxNumEventsBLT 関数で定めたイ
ベント最大数の移動が完了していたりといった際に VME バスエラーを警告するようにプログラムされている。バスエラーの使用は VME の標準として与えられるもので特別ではなくとても一般的である。しかし，いくつかの VME はこのような目的でバスエラーを出すことに適していない。
CAEN DGTZ POLLING MBLT で VME にアクセスした場合は，警告は出せない。たとえデータが移せていなくてもバッファが満たされていても要求された byte 数を完了するまではトランスファーをし続ける。
本プログラムではモードを CAEN DGTZ SLAVE TERMINATEDREADOUT MBLT としている。
1

CAEN DGTZ GetNumEvents(handle[b],buﬀer,bsize,&numEvents)

このファンクションは以前にリードアウトバッファから ReadData 関数
で読まれたデータブロックに含まれるイベント数を得るものである。イベ
ントの数は numEvents に戻される。
第一引数にはボードを識別するためのハンドルを入れ，第二引数にはリードアウトバッファへのポインタ，第三引数にはリードアウトバッファに含まれるデータブロックのサイズを格納するポインタ，第四引数にはリードアウトバッファに含まれるイベントの数を格納する変数を入れる。
第三引数は ReadData 関数によって与えられたものである。
1

CAEN DGTZ GetEventInfo(handle[b],buﬀer,bsize,i,&eventInfo,&
evtptr)このファンクションはリードアウトバッファに含まれる 1 つのイベントに関した情報を得るためものである。情報として得られるものはイベン
トサイズ，ボードの ID，パターン，チャンネルマスク，イベントカウン
ター，トリガータイムタグである。
第一引数にはボードを識別するためのハンドルを入れ，第二引数にはリードアウトバッファへのポインタ，第三引数にはリードアウトバッファ

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にある含まれるデータブロックのサイズを格納する変数，第四引数にはリードアウトバッファで要求しているイベントの数を格納する変数，第五引数には要求しているイベントについての情報を含んだ構造体へのポイン
タ，第六引数にはリードアウトバッファにある要求しているイベントデー
タへのポインタを入れる。イベントについての情報を含んだ構造体とは次のものである。
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typedef struct {uint32_t EventSize;uint32_t BoardId;
uint32_t Pattern;
uint32_t ChannelMask;
uint32_t EventCounter;uint32_t TriggerTimeTag;
CAEN_DGTZ_EventInfo_t;

1

CAEN DGTZ DecodeEvent(handle[b],evtptr,&Evt)

デジタイザによりイベントデータフォーマットは異なっている。このファンクションは特定のイベントデータをデコード（アンパック）し，各
チャンネルのデータをイベント構造体のメンバに格納する。
イベントデータをアンパックする方法は 2 つある。1 つ目は，もし関数で与えられたイベントの構造体へのポインタ**Evt が NULL に初期化されているなら，デコードするイベントデータのサイズを正確に知っている
DecodeEvent 関数によって自動的にイベントは配置される。したがってメモリに無駄がなく行える。この場合，ユーザーは使用後にイベントメモ
リーバッファを解放しなくてはならない。
次に 2 つ目を説明する。デコードのためのメモリバッファはアクイジ
ションの初めに一度 AllocateEvent 関数によって配置しておける。結果はより読み出しレートが効率化されるが，バッファは最大イベント数を含めなければならないため，さらにメモリを要求される。この場合，ユーザー
はアクイジション終了時にメモリを解放しなくてはならない。
本プログラムでは前者の方法をとっている。
第一引数にはボードを識別するためのハンドル，第二引数にはリードア
ウトバッファにある要求しているイベントデータへのポインタ，第三引数に要求しているイベントについての情報を含んだ構造体へのポインタを入れる。第三引数は NULL に初期化されていなければならない。
1

CAEN DGTZ FreeEvent(handle[b],&Evt)

このファンクションは DecodeEvent 関数か AllocateEvent 関数によって配置されたイベントメモリバッファを解放する。引数はボード識別のた

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めのハンドルとイベント構造体へのポインタである。

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CAEN DGTZ FreeReadoutBuﬀer(&buﬀer)

このファンクションの MallocReadoutBuﬀer 関数により配置されたメ
モリバッファを解放するためのものである。
引数は解放するバッファへのポインタである。

1

CAEN DGTZ CloseDigitizer(handle[b])

このファンクションはデジタイザを閉じるためのものである。引数はボードを識別するためのハンドルである。

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Listing C.1: 収集サンプルプログラムのソースコード
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#include <stdio.h>#include "CAENDigitizer.h"#include "keyb.h"#define CAEN USE DIGITIZERS#define IGNORE DPP DEPRECATED#define MAXNB 1 /∗ Number of connected boards ∗/int checkCommand() {int c = 0;if(!kbhit())
return 0;}

c = getch();switch (c) {case ’s’:return 9;
break;
case ’k’:
return 1;
break;
case ’q’:
return 2;
break;}
return 0;

int main(int argc, char∗ argv[]){/∗ The following variable is the type returned from most of
CAENDigitizer
library functions and is used to check if there was an error infunction
execution. For example:
ret = CAEN DGTZ some function(some args);
if(ret) printf(”Some error”); ∗/CAEN DGTZ ErrorCode ret;/∗ The following variable will be used to get an handler for thedigitizer. The
handler will be used for most of CAENDigitizer functions to
identify the board ∗/int handle[MAXNB];CAEN DGTZ BoardInfo t BoardInfo;
CAEN DGTZ EventInfo t eventInfo;
CAEN DGTZ UINT16 EVENT t ∗Evt = NULL;
char ∗buﬀer = NULL;
int i,b;
int c = 0, count[MAXNB];
char ∗ evtptr = NULL;
uint32 t size,bsize;
uint32 t numEvents;i = sizeof(CAEN DGTZ TriggerMode t);

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for(b=0; b<MAXNB; b++){
ret = CAEN DGTZ OpenDigitizer(
CAEN DGTZ PCI OpticalLink,0,0,0x32100000,&handle[b]);if(ret != CAEN DGTZ Success) {printf("Can’t␣open␣digitizer\n");goto QuitProgram;}/∗ Once we have the handler to the digitizer, we use it to callthe other functions ∗/ret = CAEN DGTZ GetInfo(handle[b], &BoardInfo);
printf("\nConnected␣to␣CAEN␣Digitizer␣Model␣%s,␣
recognized␣as␣board␣%d\n", BoardInfo.ModelName, b);
printf("\tROC␣FPGA␣Release␣is␣%s\n", BoardInfo.
ROC FirmwareRel);
printf("\tAMC␣FPGA␣Release␣is␣%s\n", BoardInfo.
AMC FirmwareRel);

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}

ret = CAEN DGTZ Reset(handle[b]); /∗ Reset Digitizer ∗/ret = CAEN DGTZ GetInfo(handle[b], &BoardInfo); /∗Get Board Info ∗/ret = CAEN DGTZ SetRecordLength(handle[b],4096); /∗Set the lenght of each waveform (in samples) ∗/ret = CAEN DGTZ SetChannelEnableMask(handle[b],1);/∗ Enable channel 0 ∗/ret = CAEN DGTZ SetChannelTriggerThreshold(handle[b],0,32768); /∗ Set selfTrigger threshold ∗/ret = CAEN DGTZ SetChannelSelfTrigger(handle[b],CAEN DGTZ TRGMODE ACQ ONLY,1); /∗ Set
trigger on channel 0 to be ACQ ONLY ∗/ret = CAEN DGTZ SetSWTriggerMode(handle[b],CAEN DGTZ TRGMODE ACQ ONLY); /∗ Set the
behaviour when a SW tirgger arrives ∗///ret = CAEN DGTZ SetExtTriggerInputMode(handle[b],CAEN DGTZ TRGMODE ACQ ONLY); /∗ Set the
behaviour when a External tirgger arrives ∗/ret = CAEN DGTZ SetMaxNumEventsBLT(handle[b],3);/∗ Set the max number of events to transfer in a sigle
readout ∗/ret = CAEN DGTZ SetAcquisitionMode(handle[b],CAEN DGTZ SW CONTROLLED); /∗ Set theacquisition mode ∗/if(ret != CAEN DGTZ Success) {printf("Errors␣during␣Digitizer␣Configuration.\n");goto QuitProgram;}printf("\n\nPress␣’s’␣to␣start␣the␣acquisition\n");printf("Press␣’k’␣to␣stop␣␣the␣acquisition\n");printf("Press␣’q’␣to␣quit␣␣the␣application\n\n");while (1) {c = checkCommand();if (c == 9) break;if (c == 2) return;Sleep(100);

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}
/∗ Malloc Readout Buﬀer.∗/
ret = CAEN DGTZ MallocReadoutBuﬀer(handle[0],&buﬀer,&size);for(b=0; b<MAXNB; b++)/∗ Start Acquisition∗/
ret = CAEN DGTZ SWStartAcquisition(handle[b]);// Start acquisition loop
while(1) {for(b=0; b<MAXNB; b++) {ret = CAEN DGTZ SendSWtrigger(handle[b]); /∗Send a SW Trigger ∗/ret = CAEN DGTZ ReadData(handle[b],CAEN DGTZ SLAVE TERMINATED READOUT MBLT
,buﬀer,&bsize); /∗ Read the buﬀer from thedigitizer ∗//∗ The buﬀer red from the digitizer is used in the otherfunctions to get the event data
The following function returns the number of events in the
buﬀer ∗/
ret = CAEN DGTZ GetNumEvents(handle[b],buﬀer,bsize,&numEvents);
printf(".");
count[b] +=numEvents;for (i=0;i<numEvents;i++) {/∗ Get the Infos and pointer to the event ∗/ret = CAEN DGTZ GetEventInfo(handle[b],buﬀer,bsize,i,&eventInfo,&evtptr);/∗ Decode the event to get the data ∗/ret = CAEN DGTZ DecodeEvent(handle[b],evtptr,&Evt);//∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗

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// Event Elaboration//∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗∗

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ret = CAEN DGTZ FreeEvent(handle[b],&Evt);

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}
c = checkCommand();if (c == 1) goto Continue;
if (c == 2) goto Continue;} // end of loop on boards} // end of readout loop

Continue:for(b=0; b<MAXNB; b++)printf("\nBoard␣%d:␣Retrieved␣%d␣Events\n",b, count[b]);

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goto QuitProgram;/∗ Quit program routine ∗/QuitProgram:// Free the buﬀers and close the digitizers
ret = CAEN DGTZ FreeReadoutBuﬀer(&buﬀer);
for(b=0; b<MAXNB; b++)
ret = CAEN DGTZ CloseDigitizer(handle[b]);printf("Press␣’Enter’␣key␣to␣exit\n");c = getchar();return 0;
}

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参考文献

[1] 那仁格日楽，ジルコニウムを用いた二重ベータ崩壊実験用液体シンチレータの開発，修士論文，宮城教育大学 (2015)[2] A.Gando et al. (KamLAND-Zen Collaboration) Phys.Rev.Lett
110,062502 (2013)[3] R.Arnold et al. (NEMO3 Collaboration) Phys.Rev. D 92(2015)
072011 (2015)[4] J.B.Albert et al. (EXO-200 Collaboration) Phys.Rev. D 90,092004(2014)[5] H.V.KLAPDOR-KLEINGROTHAUS
Mod.Phys.Lett A 21,1547 (2006)

and

I.V.KRIVOSHEINA[6] M.Agostini et al. (GERDA Collaboration) Phys.Rev.Lett111 (2013)
122503[7] S.Andringa et al. (SNO+ Collaboration) arXiv:1508.05759v3[physics.ins-det] (2016)[8] Y.Fukuda, Journal of Physics: Conference Series 718 (2016) 062019[9] キシダ化学株式会社, 製品安全データシート アニソール 整理番号0511 (2005)[10] 東 京 化 成 工 業 株 式 会 社, Anisole,
http://www.tcichemicals.com/eshop/ja/jp/commodity/A0492/(2017/01/04 閲覧)[11] H.Yoshida, Limit on Mjonara Nutrino Mass with Nutrinoless
Doubule Beta Decay from KamLAND-Zen, PhD thesis, 東北大学
(2013)[12] A.Gando, First Results of Neutrinoless Double Beta Decay Searchwith KamLAND-Zen, PhD thesis, 東北大学 (2012)66

[13] V. Rodin et al. Nucl. Phys. A 766 (Feb, 2006) 107131,
arXiv:0706.4304.
[14] 国立天文台 編，理科年表 平成 26 年 (2013)[15] 福田善之，EGS5 シミュレーションコードを用いた 208 Tl 崩壊事象を除去する手法の開発，宮城教育大学紀要，2017/01/08 現在執筆中(2017)[16] Mohan Li et al. Nucl. Instrum. Methods Phys. Res. A 830 (2016)
303-308[17] 浜松ホトニクス, 光電子増倍管 その基礎と応用 第 3a 版 (2007)[18] 富士フイルム，FUJIFILM PHOTO HANDBOOK
光学フィルター

富士フィルム[19] 福 田 義 之 ，日 本 物 理 学 会 2016 年 秋 季 大 会 発 表 資 料 p.10
http://masamune.miyakyo-u.ac.jp/gakkai/jps2016-fall.pdf(2017/01/10 閲覧)67

謝辞
指導教官の福田善之先生にはお忙しい中自分が三年生の頃からご指導いただきました。実際にカミオカンデを見学させていただけたのも貴重な思い出です。卒業研究を行うにあたっては物理学の知識や科学的な思考力など，どれを取っても不足していた自分ではありますが，最後までご指導いただきましたこと，大変感謝しております。研究室に配属されてからの二年間を充実して過ごすことができました。ありがとうございました。特にこの一年間で学んだことを活かし，大学院，またそれ以降も勉強や研究を重ねていきたいと思います。

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