平成 22 年度

修士論文

ガス増幅作用を用いた
紫外線イメージング検出器の開発

谷上幸次郎

京都大学 理学研究科 物理学・宇宙物理学専攻
物理学第二教室

宇宙線研究室平成 23 年 1 月 27 日

概要
現在、高エネルギー実験などでは、スーパーカミオカンデの後継など、検出感度向上のために検出器の大型化が計画されており、それに伴い光検出器の大型化ないしは膨大な数の検出器が必要になってきている。光電子増倍管 (PMT) は位置分解能が数 mm 程度であり、内部を真空に保たなければならない点や増幅機構から検出面積を大きくするのが難し
く、検出器が厚くなってしまう上にコストもかかる。そこで、我々は従来汎用されている
PMT にかわる検出器として 2 次元の位置感度を持つガス検出器、Micro Pixel Chamber(µ-PIC) を用いたガス増幅型光電子増倍管 (ガス PMT) を開発した。さらにこのガス PMTの応用として、紫外発光シンチレータを組み合わせた放射線イメージング検出器を開発した。µ-PIC はプリント配線基板技術を用いて製作されるため、半導体などの放射線検出器に比べて比較的容易かつ低コストで大面積のものを作ることができる。本論文ではガス
PMT の光電面として紫外領域に感度を持つ CsI を採用したが、これはバイアルカリなどに比べて扱いが容易なことと、ダークマター探索実験で今後使用が予定されている液体キ
セノンシンチレータの発光波長が真空紫外領域にあることなどのためである。
より発光量の多いシンチレータを選定するために、種類やサイズの異なる紫外発光シンチレータの発光量を PMT で測定した。サイズの異なる LaF3 (Nd) で発光量を比較すると、(20×20×20mm3 ):(10×10×5mm3 ):(10×10×1mm3 ) =1.0:1.7:2.3 となった。同じサイズ(10×10×5mm3 ) の種類の違う結晶で発光量を比較すると、LaF3 (Nd):LuLiF4 (Nd):LuF3 (Nd)=1.0:2.1:2.6 となった。したがって、用意した結晶の中では LuF3 (Nd) (10×10×1mm3 ) が最も発光量が多い結果となった。
本論文でははじめに透過型光電面のセットアップで入射窓の薄さや素材を変えることによる検出効率の向上を目指した。ガス PMT は、ガス増幅に 10cm 角 µ-PIC と 10cm 角
GEM2 枚を用いて、全体として 2.0×105 のガス増幅率で動作させた。ここで CsI 光電面
は入射窓に蒸着させた。まず、イオンフィードバックの影響をできるだけ抑え、安定してµ-PIC に効率良く電子を収集できる最適な電場構造を、紫外線を照射したときの各電極(ドリフト電極、GEM、µ-PIC) に流れる電流を調べることによって決定した。その結果、ドリフト電場 0.25kV/cm、トランスファー電場 1kV/cm、インダクション電場 3kV/cm を最適値とした。ここで、ガスは Ar/C2 H6 (90:10) を使用し 1atm で封じ切った。
透過型光電面のセットアップで MgF2 入射窓を 5mm 厚から 3mm 厚に薄くすることでLuF3 (Nd) (10×10×1mm3 ) に 5.5MeV の α 線を照射したときの検出効率が 2.7 倍向上した。紫外線がさらに効率良く光電面に到達できるように、入射窓そのものを CsI を蒸着した
LuLiF4 (Nd)5mm 厚シンチレータにすることで、MgF2 窓に LuLiF4 (Nd) (10×10×5mm3 )を置いたときよりも 5.5MeV の α 線の検出効率が 2.5 倍向上し、MgF2 窓を取り除くことに効果があることが分かった。シンチレータ入射窓の厚さを 5mm から 3mm に薄くすることで、シンチレータの自己吸収を抑えることができ、5.5MeV の α 線の検出効率がさらに1.9 倍向上した。また、入射窓での紫外線の広がりが小さくなり、位置分解能が 35% 向上した。放射線の入射位置を変えてイメージングを行なうことにより、この検出器が良い位置感度をもっていることを確認した。透過型光電面では従来使用してきた MgF2 窓 (5mm厚) に LaF3 (Nd) (20×20×20mm3 ) を置いたセットアップに比べて LuLiF4 (Nd) シンチレータ入射窓 (3mm 厚) を導入したことにより、5.5MeV の α 線に対する検出効率はおよそ 43
倍に向上した。
次に、反射型光電面のセットアップで、イメージング性能を評価した。ここで光電面は入射窓側の GEM 上面に蒸着した。本論文で、µ-PIC 使用の反射型光電面ガス PMT でもイメージングに成功した。
ガス PMT の位置分解能は、5.5MeVα 線照射で得た紫外線を φ1mm にコリメートして入射窓に垂直に入射させたときのイメージの広がりから透過型 5mm 厚、3mm 厚 MgF2 窓、反射型 5mm 厚、および 3mm 厚 MgF2 窓でそれぞれ 0.7、0.8、1.0、および 1.0mm(1σ) となり、反射型にすると透過型よりも位置分解能が悪くなった。
LuF3 (Nd) (10×10×1mm3 ) に 5.5MeV の α 線を照射したときのスペクトルを解析することで、透過型光電面の量子効率はおよそ 1.0% 、反射型光電面の量子効率はおよそ 1.5%となり、反射型にすると透過型よりも 1.5 倍量子効率が向上した。

2

目次
第 1 章 序論

3

第2章
2.1
2.2
2.3

光と物質の相互作用
光電効果 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
コンプトン散乱 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
電子陽電子対生成 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

5
5
6
7

第3章
3.1
3.2
3.3

シンチレーション検出器
8
各種シンチレータ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8
光輸送 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11
光電子増倍管 (PMT) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12

第4章
4.1
4.2
4.3

ガス検出器
動作原理 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Multi Wire Proportional Chamber (MWPC) . . . . . . . . . . . . . . . .
Micro Pattern Gas Detector (MPGD) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.3.1 Micro Strip Gas Chamber (MSGC) . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.3.2 Micro Dot chamber (MDOT) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.3.3 Gas Electron Multiplier (GEM) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.3.4 MICRO MEsh GAseous Structure (MICROMEGAS) . . . . . . . .
Micro Pixel Chamber (µ-PIC) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.4.1 読み出しシステム . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.4.2 µ-PIC の性能 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

4.4

17
17
21
22
23
23
24
25
26
27
28

第 5 章 ガス増幅型光電子増倍管 (ガス PMT)
33
5.1 ガス PMT の特徴 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 33
5.2 紫外線検出用ガス PMT 開発の現状 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 34
第 6 章 紫外発光シンチレータ及び µ-PIC の性能評価
416.1 各種シンチレータの発光量測定 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 42
6.2 µ-PIC の性能評価 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 47
第 7 章 透過型光電面を用いた放射線イメージング検出器
7.1 電場の最適化 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
7.2 放射線イメージングの評価とスペクトル解析 . . . . . . . . . . . . . . . . .
7.2.1 MgF2 窓 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

1

52
52
55
55

7.2.2LuLiF4 窓 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 62

第 8 章 反射型光電面を用いた放射線イメージング検出器
66
8.1 電場の最適化 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 66
8.2 放射線イメージングの評価とスペクトル解析 . . . . . . . . . . . . . . . . . 68
第 9 章 まとめと今後

71

付 録 A ガス光電子増倍管の設計図面及び写真

74

2

第1章

序論

放射線イメージング検出器は宇宙物理、素粒子・原子核実験などの学術的分野はもちろんのこと、医療や非破壊検査などの多方面に利用されている。現在でも性能向上に向けて検出器開発は盛んに行われており、発展の目覚ましい分野である。放射線イメージング検
出器にはガス検出器、シンチレーション検出器、半導体検出器など様々な種類が存在し、使用用途もそれらの特性に応じたものとなっている。
イメージング検出器には、検出面積が大きいこと、位置分解能が高いこと、高い計数率で測定できることなどの性能が求められるが、特に検出面積が大きいという点ではガス検出器が有利である。近年の開発では Micro Pattern Gas Detector (MPGD) のような、プリント配線基板技術を用いた微細電極構造をもった検出器も登場したため、比較的容易に検出面積を大きくすることができ、位置分解能もサブミリレベルまで向上してきている。
高い計数率での測定も可能だが、一般的なガスの原子量や物質量は小さいため、ガンマ線のような高エネルギーになると検出効率が悪くなってしまうことが欠点である。
硬 X 線 (20keV∼100keV) やガンマ線 (>100keV) のような高いエネルギーを持った放射線に対しては、検出効率の面で、原子量や物質量の大きいシンチレータや半導体検出器が有利である。半導体検出器はエネルギー分解能が優れている一方で、純度の高い結晶が必要なため、検出面積を大きくするのが難しい。シンチレータの読み出しによく用いられる
光電子増倍管 (PMT) は位置分解能が数 mm 程度であり、内部を真空に保たなければならない点や増幅機構から検出面積を大きくするのが難しく、検出器が厚くなってしまう上にコストもかかる。シンチレータ自身を大きくすることは可能であるが、代表的なシンチ
レータ NaI(Tl) は減衰時間が数百 ns と長いため、高い計数率での測定には向いていない。
最近では減衰時間が 20ns と短いシンチレータ LaBr3 (Ce) などが開発されてきているが、最も減衰時間が短いのは紫外領域に発光するシンチレータであり、数 ns 程度である。したがって放射線イメージング検出器は種類によって一長一短であり、求められる性能を全て満たすものは現在のところない。現在、高エネルギー実験などではスーパーカミオカン
デの後継など、検出感度向上のために検出器の大型化が計画されており、それに伴い光検出器の大型化ないしは膨大な数の検出器が必要になってきている。
そこで放射線イメージング検出器として新たな可能性を秘めているものが、紫外線を出すシンチレータとガス増幅型光電子増倍管 (ガス PMT) を組み合わせた放射線イメージン
グ検出器である。この検出器の原理は、入射放射線をシンチレータで紫外線に変換し、その紫外線によって光電面から叩き出された光電子をガス増幅させることで放射線を検出するというものである。光電面物質として可視領域に感度を持つバイアルカリは反応性が強く取り扱いが難しいが、紫外領域に感度を持つ CsI は比較的安定であるので取り扱いやすい。また、ダークマター探索実験で今後使用が予定されている液体キセノンシンチレータの発光波長が真空紫外領域にあるため、CsI を用いたガス PMT が有効である。

3

これにより、ガス検出器の薄型・大検出面積、高位置分解能、高計数率測定可能という利点と、紫外線を出すシンチレータの高検出効率、非常に短い減衰時間という利点を両方備えた検出器が実現できる。この検出器は例えば、X 線 CT などの撮像装置や宇宙線・素粒子・原子核大型検出器に応用できる。そこで我々は東京大学・東北大学・株式会社トクヤマと共同で、ガス増幅作用を用いた放射線イメージング検出器を開発した。特にシンチレータの開発は東北大学・株式会社トクヤマが担当し、ガス PMT の開発は京都大学・東京大学が担当した。現在開発されている紫外線を出すシンチレータは発光量が一般的な可視光発光の無機シンチレータの 1% 以下であることに加え、ガス PMT の量子効率も数%と低いため、シンチレーション光によるイメージを得るには 105 ∼ 106 もの非常に大きな
ガス増幅率を安定に出せるガス PMT が必要である。このような現状を考慮し、まず大きなエネルギーを持った放射線として 241 Am から出される 5.5MeV の α 線をシンチレータに照射してイメージングを行なった後、57 Co から出される 122keV の硬 X 線でもイメー
ジングを行なった。
第 2 章で光と物質の相互作用について簡単に説明し、第 3 章でシンチレーション検出器と内部を真空に保つタイプの従来の PMT を概説し、第 4 章でガス検出器の特徴を説明した後、第 5 章でガス PMT の特徴や他のグループによる開発状況を紹介する。第 6 章以降
で我々が開発した検出器についての評価をする。

4

第2章

光と物質の相互作用

X 線・ガンマ線は電荷を持たないため物質を直接電離しない。そこで X 線・ガンマ線を検出するためには、検出器を構成する物質と相互作用することにより放出される電子・陽電子を検出しなければならない。主に X 線・ガンマ線と物質との相互作用は光電効果・コ
ンプトン散乱・電子陽電子対生成の 3 つがある。これらの相互作用の起こる確率は X 線・ガンマ線のエネルギーや物質の原子番号 Z に依存する。図 2.1 は光子のエネルギーに対して、原子番号 Z の物質の支配的な相互作用を示しており、図 2.2 は Ar にガンマ線が入射したときのそれぞれの相互作用が起こる確率を表している。本章ではこれら 3 つの相互作用について概説する。
cross section [cm2/g]

104
3

10

102

1

ic
ctr
ele
oto ionPh sorpt
ab

10In
sc coheatt reeri ntng

10-1

To
Att tal
en
ua
tio
n

Coher
en
scatte t
ring

10-2
-3

10

tion
Pair crea ld)
fie(Nuclearn
atio
cre field)
Pair ctron
(Ele

-4

10

-5

10 -3
10

10-2

10-1

1

3

102
10
10
Photon Energy [MeV]

図 2.1: ガンマ線と物質の相互作用 [1]図 2.2: 光とアルゴンの相互作用断面積のエ
ネルギー依存性 [2]

2.1

光電効果

100keV 以下のエネルギーでの物質との相互作用は光電効果が支配的である。光電効果とは光子が物質中の電子に全エネルギーを与えることで、原子に束縛されていた電子が放出される現象である。このとき放出される電子のエネルギー Ke は、
Ke = Eγ − Eb

5

(2.1)

と表される。ここで Eγ は入射光子のエネルギー、Eb は光電子がはじめ存在した原子殻の束縛エネルギーである。この相互作用が起こる反応断面積 σph は一般的に

σph ∝

Zn
Eγ3.5

(2.2)

と表わされる。ここで n は入射光子のエネルギーによって 4∼5 の間の値をとる。Eγ が K
殻の束縛エネルギーよりも大きいとき、K 殻電子との相互作用する確率が最も高くなり、その反応断面積は(√

σK = 4 2Z

8π 2
r
3 e

5

)(

e2
4π²0 h̄c)4 (me c 2
E0

)3.5

(2.3)

2

と表される。ここで re は古典電子半径で re = 4π²0eme c2 である。式 (2.3) から σK が Z 5 と−7/2

E0に比例していることがわかる。Eγ が K 殻の束縛エネルギーよりも小さいときは L
殻電子との相互作用する確率が最も高くなるため、図 2.2 の様に K 殻の束縛エネルギー付
近では反応断面積が不連続になりエッジができる。
光電効果により電子が放出されると高い準位から空いている準位へと電子が遷移し、その準位差に相当するエネルギーの X 線を放射する。またこの蛍光 X 線を自己吸収することによって、同程度のエネルギーの電子が放出されることがあり（Auger 効果）、この電子を Auger 電子と呼ぶ。

2.2

コンプトン散乱数百 keV∼10MeV の領域ではコンプトン散乱が支配的である。コンプトン散乱が起きるとガンマ線は持っていたエネルギーの一部を電子に与えて弾き飛ばし、ガンマ線は与えた分のエネルギーを失い、方向を変える。ガンマ線のエネルギーは電子の束縛エネルギーよりも十分大きいので、原子に束縛されている電子は静止しているとみなせる。このときエネルギー Eγ を持ったガンマ線がコンプトン散乱すると、散乱後のエネルギー Eγ0 は、

Eγ0 =

Eγ
Eγ
1 + me c2 (1 − cos φ)(2.4)

ただし φ は散乱角である。散乱ガンマ線の角度分布は σ を散乱断面積、Ω を立体角として
微分散乱断面積により与えられ、(

1
dσ= Zr02dΩ
1 + k(1 − cos φ))2 (1 + cos2 φ
2)(k 2 (1 − cos φ)2
1+(1 + cos2 φ)[1 + k(1 − cos φ)]

)

(2.5)
ただし、

k=

Eγ
me c2

(2.6)

となる。式 (2.5) より散乱断面積は Z に比例する。この角度分布は図 2.3 のようになり、Eγ が大きいほど前方散乱が支配的になる。

6

図 2.3: 散乱角 φ の単位立体角内へコンプトン散乱される光子数の極座標表示 [1]2.3電子陽電子対生成

ガンマ線のエネルギーが 1.02MeV 以上になると電子陽電子対生成が起こるようになる。
10MeV 以上の領域では電子陽電子対生成が支配的である。入射ガンマ線のエネルギー Eγと電子・陽電子のエネルギー E− 、E+ は

Eγ = E− + E+ + 2me c2(2.7)の関係がある。
反応断面積 σpair は、Eγ ¿ αZ11/3 のとき

σpair ∝ Z 2 (ln Eγ − const)Eγ À αZ11/3 のとき(

σpair ∝ Zとなる。ただし、

α=

2

ln

1
Z 1/3

e2
2²0 hc

(2.8)

)

(2.9)

(2.10)である。したがって反応断面積は基本的に Z 2 に比例し、Eγ が高くなるとより複雑に
なる。

7

第3章

シンチレーション検出器

シンチレーションとは、放射線が物質中に入射したときにおよそ 100µs 以下で減衰する
光を放出する現象であり、そのような物質をシンチレータという。特にシンチレーション
光の波長が紫外領域から可視領域のとき、内部が真空である一般的な光電子増倍管 (PMT)などの光検出器を使うことによってシンチレーション光を検出できる。シンチレータは素粒子・原子核・宇宙物理、核医学、資源探査といった多岐に渡る分野で用いられており、本論文で述べる放射線イメージング検出器もシンチレータを利用している。本章では各種
シンチレータおよびシンチレーション検出器の概要を述べる。

3.1

各種シンチレータ

シンチレータには大きく分けて気体、有機、無機シンチレータがある。本節では各種シンチレータ、特に本実験で用いた無機シンチレータを中心に説明する。
気体シンチレータは主に希ガスから成り、原子の遷移により発光する。発光波長は紫外領域で、減衰時間1 がおよそ 1ns と極めて短い。高圧の Xe は原子番号と物質量が大きいた
めガンマ線の検出に用いられるが、一般的なガスは密度が小さいためガンマ線の検出効率は極めて低い。またシンチレーション効率が数%程度しかない。1MeV 当たりの発光量が検出粒子の電荷と質量にほとんど依存しないため、α 粒子や重イオンなどの荷電重粒子のエネルギー測定に適している。
有機シンチレータは分子の遷移により発光する。有機シンチレータにはアントラセンやスチルベンを用いた結晶シンチレータ、キシレンやトルエンといった有機溶媒に有機物質を混合させた液体シンチレータやそれらを重合し、固化させたプラスチックシンチレータがある。一般的に有機シンチレータは減衰時間がおよそ 10ns 以下と短いため計数率が高い実験に利用でき、異なる荷電粒子に対して波形が異なるため波形弁別により粒子を識別できる。また液体シンチレータやプラスチックシンチレータは大型化しやすく、X 線検出器や宇宙線・素粒子大型検出器などに広く用いられている。
気体シンチレータや有機シンチレータよりも硬 X 線・ガンマ線の検出に適しているのが無機シンチレータである。無機シンチレータは NaI(Tl)、CsI(Tl) などに代表されるように原子番号が大きく密度が高い結晶を用いるため、光電吸収断面積が大きい。無機シンチ
レータの発光は物質の結晶格子で決まるエネルギー状態に依存する。電子の原子中におけるエネルギー状態は、図 3.1 のように電子が格子上の位置に束縛された状態にある価電子帯と結晶内を自由に移動するのに十分なエネルギーを持った伝導帯とに分けられ、純粋な結晶中ではこの間の状態（禁止帯）をとらない。価電子帯にある電子が伝導帯に移動できるほどのエネルギーを得た場合、電子は伝導帯に移動し、価電子帯には正孔が残る。その1

最大発光強度から 1/e の強度に減衰するまでの時間

8

電子が再び価電子帯に戻るときに光子が放出されるが、この過程は効率が悪く、放出される光子のエネルギーも禁止帯に相当するエネルギー (8eV 程度) で可視領域ではない。そこ
で可視光の発光効率を上げるために活性化物質という少量の不純物を添加する。代表的な活性化物質として Ce3+ や Tl+ がある。これにより純粋な結晶格子のエネルギー帯の構造が変化し、禁止帯の中に新たなエネルギー帯ができることで電子が価電子帯へ遷移しやす
くなる。また、発光エネルギーを励起エネルギーと異なるエネルギーにすることでシンチレーション光の自己吸収を防ぐことができる。
無機シンチレータの発光波長は励起された電子がどのような過程で基底状態に戻るかに依図 3.1: 無機シンチレータの発光原理存する。この過程は大きく分けて”Exciton (dopant) luminescence”、”Charge-transfer luminescence”、”Core-valence luminescence”の 3 つがある。Exciton(dopant) luminescenceは図 3.2(a) のように活性化物質の励起状態から基底状態への遷移により発光する過程である。Charge-transfer luminescence は Exciton luminescence の一種であるが、活性化物質が異なる価数を持ったときに作る準位間の遷移により発光する。例えば図 3.2(b) のように活性化物質 Yb2+ の励起状態から Yb3+ の基底状態への遷移により発光する。Core-valence
luminescence は図 3.2(c) のように励起によって価電子帯にできた正孔と価電子帯中の電子とが結合することにより発光する。例えば BaF2 は、減衰時間が 0.6ns と非常に短い成分があり、紫外領域に発光する。 無機シンチレータの種類は多く、現在でもその使用用途ご

(a)

(b)

9

(c)

図 3.2: 発光過程概念図 (a)GSO(Ce) の発光過程 Exciton (dopant) luminescence (b)YAGの発光過程 Charge-transfer luminescence(c)BaF2 の発光過程 Core-valence luminescenceとにエネルギー分解能や減衰時間などの性能向上に向けた材料開発が行われている。ここで代表的な無機シンチレータの性能を表 3.1 に示す。また以下にそのいくつかを紹介する。

NaI(Tl) [4, 5]
1948 年に Hofstadter により発表されたシンチレータで、光変換効率がよくエネルギー分解能が優れている。また密度が高く、原子番号も大きいのでガンマ線検出用によく用いられる。その一方で、減衰時間が 230ns と長いため高い計数率での測定には向いていない。
また潮解性があるため結晶を気密容器内に密閉する必要がある。低温になると発光量が少なくなるという短所もあり、例えば 0◦ C で使用したときの発光量は室温よりも 10% 程度少なくなる。
BaF2 [6]Exciton luminescence に由来する遅い成分の発光と Core-valence luminescence に由来す
る速い成分の発光がある。遅い成分は減衰時間が 620ns、発光波長 310nm であるのに対して、速い成分が減衰時間 0.6ns、発光波長 220nm と非常に速い減衰時間で、紫外領域に発光する。
GSO(Ce) [7]
Ce がドープされた Gd2 SiO5 (GSO) は高い阻止能を持っており、減衰時間が 30∼60ns と短く、エネルギー分解能も比較的よい。そのため Positron emission computed tomography(PET) などの医療機器に利用されているほか、放射線耐性が優れているため宇宙環境でも利用されており、X 線天文衛星「すざく」の Hard X-ray Detector (HXD) にも搭載されている [8]。潮解性はないが、へきかい性があるため加工には注意を要する。
10

結晶名

密度
[g/cm3 ]

エネルギー
分解能
∗ [%]

減衰
時間
[ns]

発光
波長
[nm]

光量 ∗∗

屈折率

潮解性

放射耐性
[gray]NaI(Tl)CsI(Tl)BaF2
BGO
GSO(Ce)
LaBr3 (Ce)
LaF3 (Nd)

3.67
4.51
4.89
7.13
6.71
5.29
5.9

6-7
6-7
9
10-12
8-9
3
> 20

230
1050
0.6,620
300
30-60
約 20
7

410
565
220,310
480
440
380
173

100
85
5,16
7-10
20
160
1

1.85
1.8
2.2
2.15
1.85
∼1.9
∼1.59

有
僅か
無
無
無
有
無

10
10
103−4
102−3
106
>3.4 × 103
未測定∗ FWHM@662keV∗∗ NaI(Tl) の光量を 100 としたときの相対値

表 3.1: 各種無機シンチレータの性能

LaBr3 (Ce) [9]2001 年に発見され、潮解性が強いが減衰時間が約 20ns と短く、発光量も NaI(Tl) より
1.6 倍程度多いためエネルギー分解能が非常に優れている。天然 La に含まれる 138 La は1.02×1011 年の半減期を持っており、β 崩壊もしくは軌道電子捕獲によりそれぞれ 739keVと 1436keV のガンマ線を放出しているため検出器の自己バックグラウンドとなる。
LaF3 (Nd) [16]真空紫外線発光のシンチレータで、LaBr3 (Ce) などの Ce+3 ドープ結晶と同様に 5d-4f 遷
移をとり、さらに発光波長が短いために波長の 2 乗に比例する減衰時間は LaBr3 (Ce) よりも短く、約 7ns である。減衰時間が短い真空紫外発光シンチレータは、時間分解能を要求する検出器や高い検出計数を必要とする検出器への応用が期待されている。

3.2

光輸送

シンチレーション光は結晶内で一様等方に発光するため、シンチレーション光を効率良く読み出すためには検出器までの光の経路を考えなくてはならない。結晶自身の自己吸収もあるが、通常は結晶の周囲に反射材を巻いたり、結晶と入射窓の接触面にグリスなどを付けることによって検出器までの光輸送効率を上げる。
反射材としてよく用いられるものとして、金属系反射材（剤）、フッ化樹脂系反射材、多層膜系反射材がある。金属系反射材（剤）は樹脂でできた板に金属を蒸着させて反射シートにしたり、金属粉を適切な溶媒に溶かし込み、結晶に塗布したりする。銀、チタン、アルミニウムなどが反射率が高いためよく利用される。代表的なフッ化樹脂系反射材としてR
R
デュポン社のテフロン °やジャパンゴアテックス社のハイパーシートガスケット °が11

あり、軟らかく伸縮性がある。100∼200µm の厚みで、結晶に巻いて使用する。特にハイR
パーシートガスケット °の反射率は紫外から赤外までの広い波長領域でほぼ 100% である。多層膜系反射材とはポリエステル系樹脂の多層膜構造を持ったもので、代表的なもの
R
として 3M 社の Enhanced Specular Reﬂector (ESR)°がある。ESR は 65µm という薄さだが、硬質で曲げに強いため加工するにはレーザーなどを用いる必要がある。ただし真空紫外領域では ESR も反射率が落ちるので、注意が必要である。
結晶と入射窓の間に空気の層ができないように光学グリスを付けることで、シンチレー
ション光の経路の屈折率をほぼ一定にすることができるため、反射や散乱を防ぐことができ、収集効率を上げられる。例えば応用光研社の OKEN6262 はガラスとほぼ同じ屈折率
である。

3.3

光電子増倍管 (PMT)

光電子増倍管 (PhotoMultiplier Tube : PMT) は微弱な光を検出するための検出器であり、図 3.3 のように、入射した光が光電面中の電子を叩き出し、その光電子をダイノードで増幅する構造となっている。一般的な PMT の内部は真空に保つ必要があるため、形状は真空に耐えられるようにしなければならない。また磁場中では電子が曲げられてしまう
ため、ダイノードから次のダイノードに到達できる電子の数が減り増幅率が減少する。このため強い磁場中では PMT を使うことができない。

図 3.3: PMT（ヘッドオン型）の構造 [10]光電面の多くは仕事関数が低いアルカリ金属を主成分とした化合物半導体でできている。
代表的な光電面物質を以下に紹介する [10]。真空紫外 · 紫外領域に感度をもつ代表的な光電面物質は CsI である。ただし波長 200nm 以上の光に対しては急激に感度が落ち、やや潮解性があるため扱いには注意を要する。紫外から可視領域に感度をもつバイアルカリは
Sb-Rb-Cs、Sb-K-Cs など 2 種類のアルカリ金属を用いている。感度が良く暗電流が小さいためよく用いられる。
光電面の設置方法は大きく分けて反射型光電面と透過型光電面の 2 種類がある。反射型
はサイドオン型 PMT に用いられ、光電面は通常金属板上に取り付けられている。透過型に比べて放出された光電子が光電面に再吸収されにくいため、光電面を厚く取り付けることができる。そのため透過型よりも量子効率がよい。透過型は光電面が入射窓の内側に直12接付けられており、ヘッドオン型 PMT に用いられている。反射型に比べて一様性が高く、受光面積の選択肢が多い。
入射光子一個あたりの発生光電子数を量子効率 (Quantum Eﬃciency : QE) といい、光電面物質の電子親和エネルギーやその厚さ、構造により決まる。代表的な光電面の分光感
度特性および QE を反射型は表 3.2 と図 3.4、透過型は表 3.3 と図 3.5 に示す。 透過型光電表 3.2: 反射型光電面の分光感度特性 [10]面の量子効率は最大で 20〜30% 程度であるが、最近では約 35% の Super Bialkali (SBA)や約 43% の Ultra Bialkali (UBA) が浜松ホトニクス社により製品化されている（図 3.6）。

PMT の長波長限界は光電面に依存するが、短波長限界は入射窓材に依存する。代表的な入射窓材を以下に紹介する [10]。MgF2 は潮解性がほとんど無く、波長 115nm 以上の真13

表 3.3: 透過型光電面の分光感度特性 [10]図 3.4: 反射型光電面の量子効率 [10]空紫外線を透過する。合成石英は波長 160nm までの紫外線を透過する。ただし石英はヘリウムを透過しやすいため、ヘリウムガス雰囲気中では使用できない。硼硅酸ガラスは波長 300nm 以上の紫外線を透過する。これらの波長に対する透過率を図 3.7 に示す。

14

図 3.5: 透過型光電面の量子効率 [10]図 3.6: SBA、UBA の量子効率 [11]15

図 3.7: PMT に用いられる光学入射窓透過率 [10]入射ガンマ線の位置情報を得るために、位置分解能が 1cm 以下で受光面積の広い位置検出型 PMT が開発されている。その一つにメタルチャンネル型ダイノードマルチアノード
PMT があり、図 3.8 のような構造をしている。メタルチャンネル型ダイノードによって 2次電子のクロストークが他の電極に比べて非常に少なく、マルチアノード構造により個別に読み出しができる。ただしアノードごとの増幅率のばらつきが数倍程度ある。例えば浜Rは、受光面積がおよそ 50×50mm2 で約 6×6mm2 のアノード
松ホトニクス社の H8500°
が 8×8 個並んでおり、アノード間の増幅率のばらつき（最小と最大増幅率の比）は 2∼3 倍程度である。現在、PMT の製造販売は浜松ホトニクス社が世界でほぼ独占しており、その中で試作などを除き汎用されている平面型受光面の PMT の受光面積は最大で 50 角である。このため、大型でフラットな受光面が必要な実験では非常に多くの PMT が必要になる。

図 3.8: メタルチャンネル型ダイノード構造 [10]

16

第4章

ガス検出器

我々が開発した放射線イメージング検出器は、前述の PMT とは異なり、電子をガス増幅することで信号を検出する。本章ではこの検出器の基本となるガス検出器の一般的な動作原理と代表的なガス検出器および我々が用いているガス検出器 (µ-PIC) の基本的な性能について述べる。

4.1

動作原理

電離過程と電子のドリフト・拡散ガス検出器は通常、入射放射線がガスを電離し、そのとき生じた電子や陽イオンを電極に集めることによって放射線を検出する。多くの場合、ガス中に生じた電子の数を増やすことによって、信号を電気的なノイズから分離しやすくしている。ガスを電離するために必要な平均エネルギーを W 値といい、これはガスの種類によって異なる。電離作用により生じる 1 次電子の個数 ni は入射放射線のエネルギー Ei と W 値を用いて

ni =

Ei
W値

(4.1)

となる。電離箱の場合は、このようにして生じた 1 次電子を全て読み出すことにより放射線を検出する。
ガス検出器によく用いられるガスの特性を表 4.1 に示す。
ガス

原子番号

原子量

密度 [10−3 g/cm3 ]

He
Ne
Ar
Kr
Xe
C2 H6
CO2

2
10
18
36
54
18
22

4.003
20.18
39.95
83.8
131.3
30.07
44.01

0.165
0.838
1.662
3.478
5.485
1.250
1.829

I0 [eV]
24.59
21.56
15.76
14.00
12.13
11.50
13.79

I0 : 第 1 イオン化エネルギー
表 4.1: ガス検出器に用いられるガスの特性17W 値 [eV]
42.3
36.4
26.3
24.1
21.9
24.4
32.8

Drift velocity [cm/ µsec]

ガス中に電離された電子・陽イオンに電場をかけると、一定の速度 v でドリフトする。
陽イオンのドリフト速度 v+ は電場 E 、ガス圧 P を用いて v+ = µ+ E
P と表せる。ただしµ+ は陽イオンの移動度で、ガスの種類により決まる定数である。一方、電子は陽イオンのように移動度が一定ではなく複雑になる。電子のドリフト速度 v− は、電場を E 、平均
自由時間を τ とすると
eE
τ
(4.2)
v− =
me
となる。τ は E/P に依存するので v− も E/P に依存する。図 6.18 のようにガスの種類や混合比によって v− は大きく変化する。
14
12
CF 4 100%

108
6
Ar 80% + C 2H 6 20%

4Ar 90% + C 2H 6 10%

200

Xe 70% + C 2H 6 30%

200

400

600

800

1000

1200

1400

1600 1800 2000
E field [V/cm]

図 4.1: 電場に対する電子のドリフト速度（シミュレーション）[17]
時刻 t = 0 において原点に局在する電子はガス分子との多重散乱により拡散する。時刻t、位置 x において幅 dx 中に存在する電子数 dN は全電子数を N として(N
x2
dN = √
dx
exp −
4Dt
4πDt

)

(4.3)

と表される。ただし D は拡散係数であり、電場やガスの種類・混合比に依存する。した√√がって式 (4.3) から 1 次元拡散の標準偏差は σx = 2Dt、2 次元では σxy = 2 Dt となる。
電子の拡散係数は検出器の位置分解能を決める重要な量であり、拡散が小さいほど位置分解能が良くなる。横方向の電子の拡散を図 4.2 に示す。
ガス増幅
代表的なガス検出器である比例計数管を例にとって、ガス増幅過程について述べる。比例計数管は図 4.4 のように筒状のカソードの中心軸に直径数十 ∼ 数百 µm のアノード線が張ってあり、内部は Ar や Ne などの希ガスで満たされている。アノード線の半径を ra 、カソード管内側の半径を rc 、アノードへの印加電圧を V0 とし、カソードを接地 (電位 0) したときを考えると、比例計数管の中心軸からの距離 r における電場の強さ E(r) および電圧 V (r) はそれぞれE(r) =

1
V0
ln(rc /ra ) r
18

(4.4)

σtrans [µm/ cm]

3

10

Ar 90% + C 2H 6 10%
Ar 80% + C 2H 6 20%

Xe 70% + C 2H 6 30%

102
CF 4 100%

0

200

400

600

800

1000

1200

1400 1600 1800 2000
E field [V/cm]

図 4.2: 電場に対する電子の拡散（シミュレーション）[17]V (r) =rV0lnln(rc /ra ) rc

(4.5)

となる。この式から中心軸付近では電場が非常に強くなることがわかる。電離により生じ

図 4.3: 比例計数管の概念図
た 1 次電子はこの強い電場で加速され、エネルギーを得る。このエネルギーがガスのイオ
ン化ポテンシャルより大きくなるとその電子が他の原子を電離する (2 次電離)。このようにして連鎖的に電子が増幅される過程を雪崩増幅といい、電子がアノード線に達するまで続く。電子の平均自由行程を λ とすると、電子が単位長さあたりに電離する原子の個数は
α = 1/λ とおける。この α は第 1 タウンゼント係数もしくは第 1 イオン化係数という。距離 x を通過した結果、増幅されてできた電子の個数 n は

n = n0 exp (αx)

19

(4.6)

と表せる。ただし n0 は雪崩増幅する種となる最初の電子の個数である。α は電子の通過距離に依存するためガス増幅率 M は第 1 タウンゼント係数を距離 x で積分した値となり、

n
M=
= exp
n0

)

(∫

αdx

(4.7)

と表せる。アノード・カソード間に適切な印加電圧を与えた場合は、このガス増幅率は n0に関わらず一定となる。また n0 は入射放射線のエネルギーに比例するので、得られる信号の電荷も入射放射線のエネルギーに比例する。このような電圧領域を比例領域という。
比例領域からさらに印加電圧を上げると、充填されているガスが不活性ガスのみの場合、増幅率は 103 ∼ 104 程度が限度である。これはガス増幅過程で生じた陽イオンが電子捕獲をして定常状態に戻るときに紫外領域の光子（Ar の場合 11.59eV や 15.76eV）を放出するためである。この光子がカソード管面などに当たると光電効果により電子が放出され、この電子が再び強い電場によって加速されることによって雪崩増幅が生じてしまう。このため出力信号の電荷が 1 次電子の個数に比例しなくなり、ガス増幅率が制限される。この電圧領域をガイガー・ミュラー領域といい、ガイガー・ミュラー (GM) 計数管はこの領域で用いられる。2 次的な光電子の発生を抑制するにはメタンやエタンなどの有機ガスが有効である。これらのガスは紫外領域の光子（メタンの場合 7.9∼14.5eV）を吸収し、分子の振動や回転のエネルギーにする。このような有機ガスを消滅ガス (quench gas) といい、これを加えることで 106 もの高いガス増幅率を得ることができる。

図 4.4: ガス検出器で収集されるイオン対と印加電圧の関係（入射放射線は β 線と α 線）
[19]
I:再結合領域 II:電離箱領域 III:比例領域 IV:ガイガー・ミュラー領域

20

4.2

Multi Wire Proportional Chamber (MWPC)

比例計数管のような検出器を平行に多数配置すると、放射線が入射してきた時間とその放射線が検出器内で落としたエネルギーが測定できる他に、入射した位置も測定できる。
MWPC[20] はこの原理に基づき 1967 年から 1968 年にかけて開発され、多くの位置検出
型ガス検出器はこの MWPC を基礎としている。MWPC は図 4.5 のように 2 枚のカソード
板を平行に配置し、その間に多数のアノードワイヤーを平行に張った構造になっており、それぞれのアノードは独立した比例計数管として動作する。構造が単純なため面積の大きなものが作りやすく、高エネルギー実験や原子核実験に広く用いられている。入射放射線

図 4.5: MWPC の概念図 [21]によって電離された電子は図 4.6 のような電場に沿ってドリフトし、アノードワイヤー付
近の強い電場によって増幅される。アノードワイヤーに達した電子による信号から放射線が入射した位置を 1 次元的に求めることができる。一方、電子が増幅される際に生じた陽イオンはカソードプレートに集められる。そこでカソードプレートの代わりにアノードと垂直なストリップ上の電極を配置し、それぞれのカソードストリップに誘起された電荷を読み出して重心演算すれば放射線が入射した位置を 2 次元的に求めることができる（図4.7）。
MWPC の位置分解能はアノードワイヤーの間隔 s によって決まり、放射線がワイヤーに垂直に入射した場合、位置分解能 σx は σx = √s12 となる。したがってこの間隔を狭くできれば位置分解能が上がるが、狭くするとワイヤー同士の静電気力による反発力が強くなり、力学的に不安定となって図 4.6 中央で見られるように電場構造が歪む。この問題を解決するには静電気力に耐えられる張力でワイヤーを張る必要がある。この張力 T は、

1
T >
4π²0

(

CV l
s

)2

(4.8)

と表せる。
ただし C はワイヤーの単位長さあたりの静電容量、V は印加電圧、l はワイヤーの長さである。ワイヤーを太くすればその分、強い張力でワイヤーを張れるが、径が大きすぎるとガス増幅に必要な強電場領域が作りにくくなってしまう。そのため適切なワイヤーの径と間隔を決定しなければならない。一般的にはワイヤーの直径が間隔の 1%程度となるよう

21

図 4.6: MWPC の電場構造 [19]図 4.7: MWPC による 2 次元イメージングのためのカソードストリップ配置方法 [22]に選ぶ。またワイヤーの間隔は 500µm が限度である。アノードワイヤー付近で雪崩増幅が起こった直後は陽イオンがそこに集まっているため、陽イオンがカソードまでドリフトされるまでは放射線が入射してきてもガス増幅が起こらない。したがって MWPC の場合、入射放射線許容量は 104 counts/(sec·mm2 ) である。

4.3

Micro Pattern Gas Detector (MPGD)

MWPC は大面積かつガス増幅率の高い 2 次元位置検出型ガス検出器であるが、位置分解能や大強度入射に対する検出感度に限界があり、それ以上に改善することが難しかった。
しかし近年では大強度入射に対応でき、かつ位置分解能が高い検出器が求められ、MWPCの性能を上回るものが必要となった。そこでワイヤーを使わずに IC やプリント基板を製
22

造する際の微細加工技術を用いて製造する Micro Pattern Gas Detector (MPGD) が開発された。これにより MWPC では実現できなかった性能を持った検出器が開発され、現在では様々な MPGD が多方面に渡って活躍しており、我々が独自に開発した µ-PIC もその一つである。ここでは各種 MPGD について述べる。

4.3.1

Micro Strip Gas Chamber (MSGC)

MSGC は 1988 年に Oed らが考案した検出器である [23]。2 次元読み出しができる MSGCの場合、図 4.8 のように厚さ 20µm のポリイミド基板上に厚さ 1µm、幅 10µm のアノード
ストリップ、100µm のカソードストリップを 200µm 間隔で配線し、基板の裏にはバックストリップを配置する。アノードストリップからの電荷とアノード付近の雪崩増幅によって発生した陽イオンにより誘起されたバックストリップの電荷を読み出すことにより 2 次
元イメージングができる。アノード付近で発生した陽イオンは、MWPC のときと異なり、近くのカソードストリップに直ちに集められるので陽イオンによって電場構造が影響を受けることがなく、107 counts/(sec·mm2 ) もの入射放射線許容量を持つ。MWPC よりも電極を近づけることができるため位置分解能は向上したが、ストリップが非常に細いのでア
ノード・カソード間の放電により非常に破壊されやすく、ガス増幅率は 103 程度が限界である。

図 4.8: 2 次元 MSGC の概念図 [24]4.3.2

Micro Dot chamber (MDOT)MDOT は MPGD の中で初めてピクセル構造を持った検出器である [25]。ピクセル構造を持った電極の方がストリップ構造よりも電場が密になるので、ストリップ構造型の検出器よりも高いガス増幅率を得ることができる。MDOT は図 4.9 のような構造をしており、
23

IC の技術を使ってシリコンウェハの上に 5µm 厚の SiO2 層が形成されており、アノード電極がその絶縁層内に埋め込まれている。またアノード電極の直径は 20µm、セルサイズ
が 225µm のものが 200µm ピッチで配置されている。これによりガス増幅率は 104 程度に達する。

図 4.9: MDOT の概念図 [26]4.3.3

Gas Electron Multiplier (GEM)

GEM[27] は 1997 年に Sauli によって開発され、MPGD の中でも広く用いられ、現在も様々な研究機関で開発が進められている。ここでは CERN によって開発された GEM（図4.10）について紹介する。GEM の構造は 50µm 厚のポリイミドの両側に 5µm 厚の銅電極を蒸着させてあり、140µm ピッチで直径 70µm の穴が空けられている。この両側の電極に電位差を与えることによって、図 4.11 のように穴の中に強い電場ができるため、穴の中を通る電子が雪崩増幅される仕組みとなっている。GEM は複数枚（主に 2 枚か 3 枚）重ねて使図 4.10: CERN GEM の顕微鏡写真 [28]図 4.11: GEM 付近の電気力線 [28]24

用することにより 105 もの高いガス増幅率を得ることができる。また 105 counts/(sec·mm2 )もの入射放射線許容量をもち、図 4.12 のように読み出し部分は独立に設計できる。

図 4.12: GEM を用いた検出器の例（2 次元ストリップ読み出し）[28]

4.3.4

MICRO MEsh GAseous Structure (MICROMEGAS)

MICROMEGAS は 1996 年に開発され、図 4.13 のようなカソードドリフト電極、メッ
シュ、アノードプレートからなる 2 段平行板型ガス検出器である。アノードプレートから100µm もの短い距離に金属のメッシュを張り、メッシュ・アノード間に 30∼100kV/cm もの強い電場をかけることによって図 4.14 のような電場構造ができ、そこで電子を雪崩増幅させる。MICROMEGAS も様々な研究機関で開発が進められており、メッシュ・アノード間の距離やメッシュのピッチなどの研究がされている。代表的なメッシュとして厚さ 3µm、ピッチが 50µm のものがある。GEM と同様に読み出し部分は独立に設計でき、単体で数万程度のガス増幅率を得ることができる。

25

図 4.13: MICROMEGAS の概念図 [29]4.4

図 4.14: MICROMEGAS 付近の電気力線 [30]

Micro Pixel Chamber (µ-PIC)

MSGC のガス増幅率は 103 程度が限度であり、前置増幅器などで増幅率を稼いだとしても放電により MSGC の電極が破壊され [31]、致命的なダメージを受ける。このような問題を克服するために我々は µ-PIC[32] を独自に開発した。µ-PIC は図 4.15 のように比例計数管を輪切りにしてアレイ状に並べた構造を持ったガス検出器である。基板はポリイミ
ド、電極は銅にニッケルがメッキされている。各ピクセルは 400µm 間隔で配置されており、アノードとカソードは直交する方向にストリップ構造を成している。これにより高い
位置分解能で 2 次元読み出しができる。
(a)(b)

図 4.15: µ-PIC の構造 (a) 概観図(b) 断面図µ-PIC はピクセル状の電極構造であるため、電場はピクセルの中心であるアノード付近
26で非常に強くなり、カソードへ向かうにしたがって急速に弱くなる (図 4.16)。したがって

図 4.16: µ-PIC の電場強度分布 (赤い部分は 100kV/cm 以上、ガス増幅が起こる領域)[40]
強い電場によるカソードからの電子放出が起きにくくなり、放電の危険性が少なくなることが考えられる。また、放電してもその部分に該当するアノード電極とポリイミド部分を削り取り、シリコンで埋めればそのピクセルが使用できなくなるだけで、他のピクセルへの影響がない。つまり MSGC において問題となっていた放電による電極破壊が起きなくな
り、µ-PIC 単体で高いガス増幅率を長時間安定に得ることができる。さらに雪崩増幅がア
ノードのごく近傍でのみ起きるため、107 counts/(sec·mm2 ) もの大強度入射に耐えられる。
プリント配線基板技術を用いて製造するので、安価で大型化しやすく、現在は 10×10cm2（図 4.17）および 30×30cm2 （図 4.18）のものが稼働中である。

図 4.17: 10cm 角 µ-PIC の写真

4.4.1

図 4.18: 30cm 角 µ-PIC の写真

読み出しシステムµ-PIC の読み出し回路にはプリアンプとして、CERN LHC ATLAS 実験の Thin Gap
Chamber 用に開発された時定数 16ns の Ampliﬁer Shaper Discriminator (ASD)[33] chip27

を用いている。また、これを元にして、我々は時定数 80ns の chip[34] を開発した。ASDの構成は図 4.19 のように、プリアンプ出力からアナログ信号を取り出し、プリアンプ、メインアンプ、コンパレータからデジタル信号を取り出している。プリアンプの増幅率は時定数 16ns、80ns ともに 0.8V/pC であり、メインアンプの増幅率はおよそ 7 倍である。また 1chip 当たり 4 チャンネルの入力ラインがあり、図 4.20 のように基板に表裏合計 16 個の chip が実装されている。

図 4.20: ATLAS TGC ASD 64 チャンネル
ボード
図 4.19: ASD の構成概念図 (P:プリアンプ、
M:メインアンプ、C:コンパレータ)
デジタル信号は我々が独自に開発したエンコーダー（図 4.21）に送られる。エンコーダー
は 100MHz の内部クロックを持った 8 つの Field Programmable Gate Arrays (FPGA) から構成されており、µ-PIC のアノードおよびカソードからの信号を 6 つの FPGA で受け取り、残りの FPGA で座標情報（X,Y）へ変換する。座標変換の仕方は 1 クロック (10ns)
内に入ってきた X 座標および Y 座標の最大値と最小値の平均値をヒット座標 (X,Y) としている。この情報はヒットした時間情報と共に VME 上のメモリーボードに送られる。ア
ナログ信号は VME 上の Flash Analog to Digital Converter (FADC) でサンプリングされる。図 4.22 のようなシステムで µ-PIC のヒット位置情報およびアナログ信号の情報を得ることができる。

4.4.2µ-PIC の性能µ-PIC は比例計数管のようにガス増幅を利用して信号を得る検出器である。したがってガス増幅率の大きさは信号とノイズの比（S/N 比）に直接関わるので、検出器の性能を示
す重要な指標である。しかし MPGD のように微細電極構造を持った検出器は、アノードとカソードの距離が数百 µm と非常に近いため放電が起こりやすくガス増幅率が制限される。特にガスと電極と絶縁物が集まっている点（三重点）は放電が起こりやすく、これは28

図 4.21: 位置情報変換する FPGA 搭載エンコーダー

HV
Gas Chamber

AMP-Discri. Board

Anode
Analog256ch
PreAMP

Cathode... Discri.

LVDS
Digital
256ch

16ch sum AMP...

AMP-Discri Board
LVDS

VME-busCPU

Xposition
XwidthYposition
YwidthAnalog Sum

16ch sum AMP

AnalogAnalog256ch

Position
encoding
moduleClockcounter

LVDS
Digital33ch

MemorymoduleEventnumber

Digital
256ch

16ch sum AMP...

Analog Sum

FADC

16ch sum AMP

図 4.22: µ-PIC 読み出しシステムの概念図 [35]

MPGD の構造上避けられない。このため例えば MSGC の場合、ガス増幅率は 103 程度が限界である。一方、µ-PIC は図 4.23 のように最大 2 × 104 のガス増幅率を達成している。
またガス増幅率を 6 × 103 に保ったまま 1000 時間以上も安定動作している。このようにµ-PIC は安定に高いガス増幅率を得ることができるガス検出器である。
10cm 角 µ-PIC は、400µm ピッチでピクセルが配置されているので合計ピクセル数は256×256=65536 個にもなる。これらのピクセルに同じ電圧をかけているが、ピクセルの形状が不揃いであるとガス増幅率が場所より異なってしまい、大面積であることの利点が生かされない。そこで 10cm 角 µ-PIC のガス増幅率の一様性を調べた結果が図 4.24 である。この図からガス増幅率のばらつきは検出器全面で ±7% (RMS) となり、一様性が非常に高いことがわかる。
µ-PIC に薄いガスパッケージを取り付けることにより、高い位置分解能で X 線イメージ
ングができ、スペクトルも同時に得ることができる。図 4.25 は 55 Fe を照射したときに、検出器の 12.8×12.8mm2 の部分で得られたスペクトルである。エネルギー分解能は 5.9keV
で 23% (FWHM) となり、一般のガス検出器と同程度であることがわかる。

29

effective gas gain

Ar 80% + C2H6 20%
Ar 90% + C2H6 10%
104

103

400

420

440

460

480

500

520

540

560

580 600 620
anode HV [V]

図 4.23: µ-PIC のアノード電圧に対するガス増幅率

3500
3000
2500
2000
1500
1000
500
0
10
An 8
od
e[ 6
cm
]

4
2
0 0

2

4

10
8
[cm]
6
e
d
o
Cath

図 4.24: 10cm 角 µ-PIC のガス増幅率場所依存性

X 線ジェネレータで得られたテストチャートの X 線イメージを図 4.26 に示す。µ-PIC√のピクセルピッチは 400µm なので理論的位置分解能は 400µm' 115µm となる。このテ
12
ストチャートの端の部分のプロジェクションを取ると図 4.27 のようになり、位置分解能は120µm と理論値に近い。
このような特徴を生かして、理化学研究所播磨研と共同して大強度放射光施設 SPring-8の BL45-XU において X 線小角散乱実験が行なわれている。X 線小角散乱実験とは、周期的な構造を持っていないような生物試料や産業用材料を溶媒に溶かして、X 線を当てたときの散乱を調べることによってその構造を解析するものである。この実験により MPGD
としては世界最高となる 5×106 もの高計数率での安定動作を実証し、試料としてコラーゲンを用いたときの回折パターンも確認された [37]。X 線小角散乱実験や X 線結晶構造解
析については [37][38] を参照されたい。

30

図 4.25: 55 Fe のスペクトル（12.8×12.8mm2 の部分から取得）[24]

図 4.26: 10cm 角 µ-PIC で得られたテストチャートの X 線イメージ [36]µ-PIC 単体だけでは十分なガス増幅率が得られない場合、我々は µ-PIC の前段に GEMを用いることによって数万 ∼ 数十万のガス増幅率を得る。10 × 10 × 10cm3 の容器にガスを封じ切り、µ-PIC と GEM1 枚を組み合わせて動作させたとき、ガスの劣化のためガス増幅率は 1ヵ月で 10% 程度減少する。

31

図 4.27: テストチャートイメージの端部分のプロジェクション [36]図 4.28: （左）コラーゲンによる回折パターン 2 次元イメージ（X 線の波長 0.9Å）（右）左図の対角線部分（実線）における回折パターン強度 [37]

32

第5章

ガス増幅型光電子増倍管 (ガス PMT)

本章では我々が開発した放射線イメージング検出器の基本要素となるガス増幅型光電子増倍管 (ガス PMT) の概要および現状について述べる。

5.1

ガス PMT の特徴

ガス PMT は主に光電面とガス検出器から構成される。ガス検出器の特性をそのまま生かすことができるため、従来の PMT と比べて以下のような利点がある。

• 検出面積を大きくしやすい。例えば位置検出型 PMT の受光部分は直径 10cm 程度が最大であるが、ガス検出器であれば 30cm 角 µ-PIC のように数十 cm× 数十 cm 以
上のサイズも可能である。
• 内部を真空に保つ必要がないので形状の制限が緩和される。つまり検出面積は大き
く、かつ薄型の検出器をつくることができる。
• サブミリレベルの高い位置分解能がある。
• 磁場中でも使用できる。
従来の PMT にはない利点が多くある一方で光電面物質の不安定性という欠点がある。
光電面がガスと接触するので、光電面物質とガス検出器内のガスとの反応に注意しなければならない。特に可視光の検出に用いられるバイアルカリ光電面は酸素と反応しやすいため検出器の密閉度などに十分注意しなければならない。このようなバイアルカリの反応性を改善するために、CsI などをコーティングすることによって酸素に対して耐性を強化したバイアルカリも開発されている（図 5.1、図 5.2）。しかしこれらの対酸素強化バイアル
カリは通常のバイアルカリに比べ量子効率が格段に下がってしまうため、まだ実用レベルには達しておらず、これからの開発が期待される。紫外領域に感度を持つ CsI も潮解性があり、バイアルカリほどではないものの取り扱いには注意を要する。
またガス PMT には光フィードバックやイオンフィードバックといった欠点もある。
光フィードバック
ガス増幅過程で生じた陽イオンは電子捕獲をして定常状態に戻るときに紫外領域の光子（Ar の場合 11.59eV や 15.76eV）を放出し、この光子が光電面に当たると光電子が叩き出される。このため出力信号の電荷が 1 次電子の個数に比例しなくなり、ガス増幅率が制限される。このような現象を光フィードバックといい、ガス増幅率が高くなると検出器が安定に動作できなくなる。光フィードバックを抑制するにはメタンやエタンなどの有機ガス

33図 5.1: バイアルカリ光電面の量子効率 [39]図 5.2: 酸素の圧力に対するバイアルカリ光
電面の量子効率 [39]が有効である。これらのガスは紫外領域の光子（メタンの場合 7.9∼14.5eV）を吸収し、分子の振動や回転のエネルギーにする。このような有機ガスを消滅ガス (quench gas) という。
イオンフィードバック
ガス増幅過程で生じた陽イオンがドリフト領域まで移動して 1 次電子と再結合してしまう
ことでガス増幅率が低下したり、陽イオンが光電面に当たって電子を叩き出したりする。陽イオンがドリフト電場構造を歪めてしまう可能性もある。このような現象をイオンフィー
ドバックという。光フィードバックやイオンフィードバックは MPGD、例えば GEM を用いることで、ある程度抑制できる。これは陽イオンがドリフト領域まで移動する前に GEMに吸収されるためである。図 5.3 のように、GEM の導入によりイオンフィードバックは
1/3 程度軽減されている。
またガス増幅に µ-PIC を用いると、アノード付近で生じた陽イオンはすぐ近くのカソードに吸収されるのでイオンフィードバックを抑制することができる。
ガス PMT にはこれらの欠点があるものの従来の PMT にはない利点が多くあるため、特に大きな検出面積を必要とするニュートリノやダークマター探索などの宇宙線・素粒子
大型検出器への応用に向けて様々な研究機関で開発されている。

5.2

紫外線検出用ガス PMT 開発の現状

我々が開発したガス PMT は紫外領域に感度を持たせたものなので、ここではガス PMTの中でも紫外線検出用のガス PMT の他のグループの開発状況を述べる。

34

図 5.3: イオンフィードバックの割合 (µ-PIC のアノード電流 IA とドリフトプレーン電流
ID の比 ID /IA )[40]

CsI を用いたものとしては Micro Gap Chamber (MGC)[42] による開発がある。MGC
は位置情報を取得できるガス検出器で、MSGC を改良したものである。その構造は図 5.4のように 1cm 角サイズの 400µm 厚シリコンウェハ上に 0.7µm 厚の SiO2 の酸化膜を引き、その上に Al のカソードストリップ電極、そしてカソード電極上に 3µm 厚の SiO2 層と Al のアノードストリップ電極が配置されている。アノードおよびカソードストリップ
は 200µm ピッチで、アノード・カソードによる 2 次元読み出しができるようになっている。ガスには Ne/C2 H6 O(ジメチルエーテル) (60:40) を用いており、ガス増幅率は数千で

図 5.4: MGC の概念図 [43]ある。シンチレータと光電面の設置の仕方は図 5.5 のようになっており、透過型光電面を使っている。LaF3 (Nd) に照射する放射線源としては 22 Na の 511keV のガンマ線を用いており、電気ノイズを軽減するために検出器の上部に NaI(Tl) と PMT を組み合わせたシン

35

チレーション検出器を置いて 22 Na のガンマ線とコインシデンスを取っている。この手法
により LaF3 (Nd) からの紫外線の信号を得ることに成功している（図 5.6）。しかし図 5.6で見られるピークはノイズによるものであり、信号とノイズの比 (S/N 比）が悪かったた
めイメージングをするには至っていない。

図 5.5: シンチレータと光電面の配置概念図
図 5.6:[43][43]

22 Na+LaF (Nd) によるスペクトル
3

他にも LaF3 (Nd) を用いたガス PMT では MWPC を用いた開発 [44] や Parallel-Plate
Avalanche Chamber (PPAC) を用いた開発 [45] に関する報告があり、検出器はいずれも同じような構成をしている。これらも紫外線の信号を得ることには成功しているが、イメージングまでは到達できていない。
最近では多段 GEM を用いた検出器での紫外線イメージングの報告がある [46]。この検出器では図 5.7 のように 2.8cm 角の 50µm 厚 GEM（絶縁層はカプトン）を 4 枚重ねて、初段 GEM の上面に CsI を蒸着させた反射型光電面を採用している。ガスは Ar/CH4 (95:5)
を用いており、1atm 環境下でガスを流し続けるタイプ（ガスフロー）である。GEM を 4枚使うことにより全体のガス増幅率は 106 以上を達成しており、光フィードバックおよび
イオンフィードバックを抑制する役割も果たしている。入射窓にはクォーツ製のものを用いており、紫外線光源としては Hg(Ar) ランプをちょうど 1 個の光電子が出るような強度にして使用している。この検出器で 1 個の光電子が検出できているとしてガス増幅率を逆算したものが図 5.8 である。この結果からガス増幅率のばらつきを考慮すると平均ガス増
幅率はおよそ 5×105 となっている。スリットを用いての位置分解能測定によると、スリッ
トに垂直な方向に関しておよそ 150µm(FWHM)、スリットに平行な方向に関しておよそ250µm(FWHM) とサブミリレベルの位置分解能を達成している。また紫外線イメージングを試みており、図 5.9(a) のような金属マスクを使用して図 5.9(b) のように 120µm 程度の位置分解能でイメージを得ることに成功している。
光電面物質に CsI を用いずに紫外領域に感度を持った Tetrakis-(Dimethylamino)-Ethylene(TMAE) ガスを用いた検出器も開発されている。この検出器は紫外線光源に LaF3 (Nd)、
ガス増幅部に MWPC を用いている。TMAE はイオン化ポテンシャルが 5.4eV と非常に低36図 5.7: 多段 GEM を用いたガス PMT 概念図 [46]

いため紫外領域の光に対しても、CsI と同等もしくはそれ以上の量子効率がある（図 5.10）。
この検出器で LaF3 (Nd) の紫外線イメージングに成功した報告がある [48]。LaF3 (Nd) に照射する線源として 22 Na を用いており、NaI(Tl) でコインシデンスを取ってイメージングを行なっている。セットアップおよびイメージング結果を図 5.11 に示す。しかし TMAE
は酸素環境下では劣化しやすいため扱いが難しい [47]。
本論文の先行研究として京都大学ではすでに µ-PIC を用いた透過型 CsI 光電面ガス PMTの開発に成功している [49]。さらに、このガス PMT に LaF3 (Nd) シンチレータを組み合わせることにより、ガスよりも高い検出効率で放射線を検出する新しい検出器の開発を行なった。実際、α 線照射によって LaF3 (Nd) シンチレータで発光した紫外線をガス PMTで検出したところ図 5.12 のようなイメージを取得することに成功した。
ここでは透過型光電面ガス PMT の開発を行なったが、ガス PMT の量子効率は反射型の方が良いことが期待される。そこで、本論文では反射型光電面のセットアップでもイ
メージングを行ない、検出効率や位置分解能、量子効率などの性能を調べ、透過型と比較した。また、ガス PMT と組み合わせた LaF3 (Nd) シンチレータは発光量が低いためにガス PMT とシンチレータ全体としての検出効率が低い結果になった。そこで、本論文ではさらに発光量の多いシンチレータを用いてイメージングを行ない、LaF3 (Nd) と比較した

37

図 5.8: 1 光電子から得られたガス増幅率分布 [46]図 5.9: (a) 金属マスクの写真[46](b) 金属マスクにより図 5.7 の検出器で得られたイメージ（6∼8 章）。

38

図 5.10: TMAE の量子効率 [47]図 5.11: (a)TMAE ガスを用いた検出器のセットアップ
れた紫外線によるイメージ [48]39(b)(a) のセットアップで取得さ図 5.12: µ-PIC を用いた透過型光電面のガス PMT で取得した紫外線イメージ (黒い点線
は 20mm 角 LaF3 (Nd) 結晶を置いた位置)。座標軸の単位は µ-PIC アノードのピクセル座標であり、1ch=0.4mm である。

図 5.13: 図 5.12 の 130≤Y≤150 の範囲の X 軸への射影 (1ch=0.4mm)

40

第6章

紫外発光シンチレータ及び µ-PIC の性能評価

我々が開発した放射線イメージング検出器は、紫外線を出すシンチレータとガス PMTを組み合わせたものであり、放射線、特に硬 X 線によるイメージングを目標としている。
ガス PMT にはガス増幅部に 10cm 角 µ-PIC と 2 枚の 10cm 角 GEM、光電面物質として
CsI、入射窓として MgF2 を用いた。本論文では透過型光電面と反射型光電面の両方のセットアップでイメージングを行なった。透過型光電面での評価は第 7 章、反射型光電面での評価は第 8 章で行ない、本章では両方のセットアップに共通する部分としてシンチレータ
や µ-PIC の性能評価をする。
紫外線を出すシンチレータとして LaF3 (Nd)、LuLiF4 (Nd)、LuF3 (Nd) を用いた。これらのシンチレータの特性を表 6.1 に示す。
結晶名

LaF3 (Nd)
LuLiF4 (Nd)
LuF3 (Nd)Nd3+ のドープ量[mol%]
810.048

実効原子番号

53
64
66

密度
[g/cm3 ]
5.9
6.2
8.3

最大発光波長
[nm]

減衰時間
[ns]

173
183
178

7
12
10

表 6.1: 本論文で用いた、紫外発光シンチレータの特性
図 6.1 は Nd3+ のドープ量が 1mol% の LaF3 (Nd) に波長 157nm の F2 レーザーを照射したときの発光スペクトルである。発光波長分布は 157nm および 168∼173nm の部分に来ており、特に 173nm の発光が強いことがわかる。
紫外線を出すシンチレータは減衰時間が非常に短いので高計数率での測定ができるが、発光量は一般的な可視光発光シンチレータに比べ非常に少ない。例えば LaF3 (Nd) は、
15×15×15mm3 のサイズであれば 5.5MeV の α 線に対しておよそ 100 個の紫外線しか出さない [51]。本論文で使用したシンチレータは全て Nd3+ をドープさせた潮解性のない単結晶であり、真空紫外領域に発光するが真空紫外線は多くの材料に吸収されるため、たとえ発光したとしてもシンチレータ自身がそれを吸収（自己吸収）してしまうという問題点がある。LaF3 (Nd)、LuLiF4 (Nd) および LuF3 (Nd) のそれぞれの最大発光波長での吸収係数はそれぞれ 0.013、0.14 および 0.19cm−1 である (株式会社トクヤマ測定値)。

41

図 6.1: LaF3 (Nd) の発光スペクトル [12]6.1

各種シンチレータの発光量測定

ガス PMT とシンチレータを組み合わせたときの評価をする前に、まず各種シンチレー
タの発光量を PMT で測定した。我々は放射線、特に硬 X 線によるイメージングを目標としているが、紫外線を出すシンチレータは一般的な可視光発光シンチレータに比べ発光量が非常に少ないため、大きなエネルギーを持つ放射線として 241 Am から放射される
5.5MeV の α 線をシンチレータに照射して評価をした。
LaF3 (Nd) のサイズは 20×20×20mm3 (図 6.2)、10×10×5mm3 、10×10×1mm3 の 3 種
類、LuLiF4 (Nd) のサイズは 15×15×15mm3 、10×10×5mm3 、10×10×1mm3 の 3 種類、LuF3 (Nd) のサイズは 10×10×5mm3 、10×10×1mm3 の 2 種類あり、合計 8 個のシンチレー
タの発光量を測定した。これらのシンチレータは全て株式会社トクヤマから提供された。

図 6.2: 20mm 角 LaF3 (Nd)
発光量評価用の PMT として浜松ホトニクス社の R8778 ASSY（図 6.3）を用いた。R8778
ASSY はクォーツ窓を用いており、光電面には真空紫外領域に特化したバイアルカリを用いて量子効率を高めている。図 6.4 より、波長 173nm に対して量子効率は 33%である。

42

図 6.3: R8778 ASSY の写真

図 6.4: R8778 ASSY の量子効率（浜松ホトニクスによる評価）
シンチレータを PMT に取り付ける際には、シンチレータと入射窓の接触部分に空気層が入らないように紫外線を透過するグリスとしてデュポン社製の Krytox 16350 を使用しR
をシンチレータに巻いた (図 6.5)。
た。反射材としてテフロン °測定のセットアップは図 6.6 のようにした。
図 6.7 が LaF3 (Nd) (20×20×20mm3 ) に 5.5MeV の α 線を照射したときのスペクトルである。赤のスペクトルのピークをガウシアンでフィットするとピークの位置は ADC 値 1620となり、黒のペデスタル (信号の基準となるレベル、すなわち信号が入力されていないと
きの ADC 値) のピークの位置は ADC 値 264 となった。この結果から 5.5MeV の α 線によるシンチレータの発光を確認できた。
同じセットアップで他の種類・サイズのシンチレータの発光量を測定した。結晶のサイズが異なる LaF3 (Nd) で発光量を比較したのが図 6.8 である。
サイズを 10×10×5mm3 に揃えて各シンチレータの発光量を比較したのが図 6.9 である。
全てのシンチレータの発光量をまとめたのが表 6.2 である。同じ種類のシンチレータの中で比較すると、厚みが薄くなるほど発光量が多くなることがわかる。これは薄くすることで自己吸収が減るためと考えられる。表 6.2 の 5mm 厚結晶と 1mm 厚結晶の発光量を比較することで自己吸収係数を求めると、LaF3 (Nd)、LuLiF4 (Nd) および LuF3 (Nd) それ
ぞれ 0.79、1.1 および 0.63cm−1 となる。ただし、自己吸収係数は I = I0 e−µ×d (I0 および43

R
図 6.5: テフロン °で巻かれた LaF3 (Nd)(20×20×20mm3 ) (α 線を入射させるために上面
5×5mm2 部分は切り取り)

図 6.6: シンチレータの発光量測定時のセットアップ概念図
結晶名 (サイズ)

発光量

LaF3 (Nd)(20×20×20mm3 )LaF3 (Nd)(10×10×5mm3 )LaF3 (Nd)(10×10×1mm3 )LuLiF4 (Nd)(15×15×15mm3 )LuLiF4 (Nd)(10×10×5mm3 )LuLiF4 (Nd)(10×10×1mm3 )LuF3 (Nd)(10×10×5mm3 )LuF3 (Nd)(10×10×1mm3 )

100
169
232
199
357
551
440
565

表 6.2: 各種・各サイズのシンチレータの相対発光量。20mm 角 LaF3 (Nd) を 100 とした。

I は吸収前後の紫外線強度、µ は吸収係数 [cm−1 ]、d は通過距離 [cm]) の式を用いて求めた。株式会社トクヤマによる測定では、LaF3 (Nd)、LuLiF4 (Nd) および LuF3 (Nd) それぞ
れ 0.013、0.14 および 0.19cm−1 であったので、本実験での結果と大きな相違がある。株

44

180
160
140

counts

120
100
80
60
40
20
0
0

500

1000 1500 2000 2500 3000 3500
ADC

図 6.7: LaF3 (Nd) (20×20×20mm3 ) に 5.5MeV の α 線を照射したときのスペクトル (赤)、LaF3 (Nd)(20×20×20mm3 ) に何も照射しなかったときのスペクトル (青)、ペデスタル (黒)

2
1.8
1.6

counts

1.4
1.2
1
0.8
0.6
0.4
0.2
0
0

1000

2000

3000
ADC

4000

5000

6000

図 6.8: LaF3 (Nd) 発光量の結晶サイズ依存性。20×20×20mm3 (黒)、10×10×5mm3 (赤)、10×10×1mm3 (緑)式会社トクヤマでは外部で発生させた紫外線を結晶の中央に垂直に入射させて、その紫外線の減衰量から吸収係数を求めているのに対し、本実験では、結晶が発光した紫外線の減衰量から吸収係数を求めているため、発光紫外線の結晶側面での反射による減衰の影響も含まれている。そのため、株式会社トクヤマの測定値よりも全体的に大きな値になったと考えられる。
同じサイズで比較すると、LaF3 (Nd)、LuLiF4 (Nd)、LuF3 (Nd) の順に発光量が多いことが分かった。これはエネルギー輸送効率の違いなどが影響していると考えられるが、定

45

4
3.5
3

counts

2.5
2
1.5
1
0.5
0
0

2000

4000

6000
ADC

8000

10000

図 6.9: LaF3 (Nd)(黒)、LuLiF4 (Nd)(赤)、LuF3 (Nd)(緑) の発光量比較
量的な理由はよく分かっていないのが現状である。
実際には 5.5MeV の α 線が全てのエネルギーを結晶中の電子の遷移に使うわけではなく、一部のエネルギーは原子核の振動などに使われ、発光に寄与しない。電子にエネルギーを与える割合は結晶の種類や入射放射線のエネルギーに依存するが、LaF3 (Nd) などのシンチレータに対して 5.5MeV の α 線がどの程度の割合で電子にエネルギーを与えるかは今までに測定された報告がない。そこでこの実験結果からおおよその値を見積もってみる。
まずこれらのシンチレータに対する 5.5MeV の α 線の飛程を計算する。標準温度・圧力の空気中における α 線の飛程 R[mm] は α 線のエネルギー T[MeV] が 4≤T≤15 のときはR = (0.05T + 2.85)T 1.5 と表せる (半経験式)[50]。これを使うと、5.5MeV の α 線の空気中での飛程はおよそ 40mm と求まる。ある物質に対して飛程が分かっている場合、次のブラッ
√
ρ2
A1
1
グ・クレーマン則を用いて他の物質中の飛程を求めることができる。 R=
R2
ρ1A2 ただし3
ρi と Ai はそれぞれ物質 i の密度と原子量である。LaF3 (Nd) の密度 5.9g/cm と原子量 139から LaF3 (Nd) に対する 5.5MeV の α 線の飛程はおよそ 1.9×10−2 mm となる。本章の最初で述べたように LaF3 (Nd) は 15×15×15mm3 のサイズであれば 5.5MeV の α 線に対しておよそ 100 個の紫外線を出す [51]。20×20×20mm3 のサイズでもこれと同程度 (実際には数%少ない) の紫外線を出すとすると、表 6.2 から 10×10×1mm3 の LaF3 (Nd) はおよそ 230
個の紫外線を出すことが分かる。先ほどの計算で 5.5MeV の α 線は結晶のすぐ表面でエネ
ルギーを落としきることが分かったので発生した紫外線が 1mm 厚を通過したのちに 230個の紫外線になったと考えられる。1mm 厚の薄さであるので結晶の側面での反射による紫外線の減衰は考えない。波長 173nm の紫外線は LaF3 (Nd) 中を 1mm 通過すると 8%程度吸収されてしまうので結晶表面で発生した紫外線はおよそ 230/0.92=250 個である。波長173nm の紫外線は 7.2eV なので発生した紫外線のエネルギーは 7.2[eV]×250[個]=1.8[keV]である。つまり 5.5MeV の α 線は全エネルギーのうち 1.8×10−3 /5.5=0.03[%] しか紫外線の発光に寄与していないことが分かる。同様の計算を LuLiF4 (Nd)、LuF3 (Nd) についても行なうと、どちらも 5.5MeV の α 線の全エネルギーの 0.08%が紫外線の発光に寄与する

46

ことが分かる。

6.2µ-PIC の性能評価

光電面に透過型の CsI を用いた場合、量子効率は図 3.5 の曲線 100M から LaF3 (Nd) の中心発光波長 173nm に対しておよそ 2%となっており、期待される光電子数はおよそ 2
個/5.5MeVα である。ここで 2 個の光電子を増幅して、外来ノイズと分離できる信号として検出するために必要なガス増幅率を見積もる。増幅率 700pC/pC の ASD（時定数 80ns）を読み出しに用いた場合、ガス増幅率が 1.8 × 105 であれば読み出し時には 40pC 程度の電荷となる。これはサムアンプの時定数を考慮すると 50Ω 抵抗終端で 10mV 程度の波高となり、信号として検出できる。よってガス増幅率 1.8×105 以上を安定に出すことができれば紫外線イメージングが可能となる。我々が開発したガス PMT には、ガス増幅部に 10cm
角 µ-PIC を用いた。第 4 章で述べたように µ-PIC が安定に動作できるガス増幅率はおよそ 6000 程度であるため、µ-PIC 単体では 2 個の光電子を検出するのに必要なガス増幅率を安定に出すことができない。そこで µ-PIC の前置増幅器として 10cm 角 GEM を 2 枚入れることにより、目標のガス増幅率を得ることを試みた。ただし GEM1 枚当たりのガス
増幅率が 10 倍程度になるように電圧をかけた。GEM を入れることで光フィードバック
およびイオンフィードバックを抑制することもできる（図 5.3）。その中でも我々は東京大学原子核科学研究センター (CNS) で開発されたもの [52] を用いた。この構造は 50µm のカプトンフォイルの両側に 5µm の銅を蒸着させ、70µm の円柱状の穴を六角状に 140µm
ピッチで空けたものとなっており、CERN で開発されたものと穴の断面形状が異なる（図6.10）。

図 6.10: 50µm 厚 GEM の顕微鏡写真
図 6.11: 50µm 厚 GEM の断面
実験用の容器を設計し、組み立てた (図面や写真などの詳細は付録 A にまわす)。
ガス増幅率測定
ガス増幅率の測定では線源に 55 Fe を用いた。またガスは Ar/C2 H6 (90:10) を使用し 1atm
で封じ切った。なお本論文では、ドリフト電極と初段 GEM の間をドリフト領域、初段 GEMと後段 GEM の間をトランスファー領域、µ-PIC のアノードと後段 GEM の間をインダク
ション領域と呼ぶことにする。まず図 6.16 のようにセットアップを組み、できるだけ大きなガス増幅率を得るために、ガス増幅率のドリフト電場依存性、トランスファー電場依存47図 6.12: µ-PIC と高電圧供給基板の接続概念図

図 6.13: ガス封じ切り容器底面の内側 (µ-PIC と GEM を取り付けた様子)
性およびインダクション電場依存性をそれぞれ調べた。このとき初段 GEM(100µm 厚) には 400V(ガス増幅率およそ 10)、後段 GEM(50µm 厚) には 300V(ガス増幅率およそ 10) を与えた。
オシロスコープで記録した 55 Fe による信号を図 6.17 に示す。
結果をそれぞれ図 6.18、図 6.19、図 6.20 に示す。ドリフト領域やトランスファー領域
はある一定の電場を越えるとガス増幅率は一定となった。これらの領域では電子をほぼ収集したと考えられる。インダクション領域も電子を収集しきることができればガス増幅率が一定になるはずであるが、図 6.20 を見ると、電場を強くすればするほどガス増幅率が大きくなっていった。これはインダクション領域でもガス増幅が起こり始めたためだと考えられる。第 7 章と第 8 章で光電面に紫外線ランプを照射し、ドリフト電極、GEM および µ-PIC それぞれに流れる電流を詳しく調べることでそれぞれの領域の電場を最適化する

48

図 6.14: 入射窓を容器の内側に取り付けた様子

図 6.15: 完成した容器の写真

図 6.16: ガス増幅率評価時のセットアップ概略図
が、今は暫定的にドリフト電場 0.25kV/cm、トランスファー電場 1.25kV/cm とした。イ
ンダクション電場は µ-PIC のアノードの電圧に依存するが、放電の危険性が少ない程度の電場として後段 GEM 下側に-200V を与えることにした。この電場設定でガス増幅率のµ-PIC のアノード電圧依存性を調べた結果を図 6.21 に示す。
µ-PIC のアノードに 420V 以上かけるとアノードに大きな電流が流れ始め検出器が不安
定になってしまったので、安全を優先して 400V で動作させることにした。このときのガス増幅率は全体として 2.3 × 105 となり、目標値の 1.8 × 105 には到達することができた。

49

図 6.17: µ-PIC で読み出した 55 Fe の信号 (初段 GEM:400V、後段 GEM:300V、µ-PIC ア
ノード:300V) (100mV/div、400ns/div)50

図 6.18: ガス増幅率のドリフト電場依存性

図 6.19: ガス増幅率のトランスファー電場依
存性

図 6.21: ガス増幅率の µ-PIC アノード電圧依
図 6.20: ガス増幅率のインダクション電場依
存性
存性

51

第7章

透過型光電面を用いた放射線イメージ
ング検出器

内部を真空に保つ従来の PMT と同様にガス PMT も透過型光電面と反射型光電面のセットアップが可能である。まずセットアップの簡易性と検出器の安定性を考えて透過型光電面を採用した。透過型光電面は入射窓に光電面物質が蒸着されている。φ54mm の MgF2の片面に CsI と周囲 10mm 部分にドリフト電場を与えるための Ni 電極を浜松ホトニクス社に依頼して蒸着した (図 7.1)。したがってこの入射窓の CsI 蒸着部分の有効径は 34mmである。蒸着された CsI の厚みは数十 nm 程度である。1 比較のため、3 種類の異なる厚さ(5mm、3mm、1mm) の入射窓を用意した。CsI は潮解性を持っているため入射窓を容器に取り付ける作業はクリーンルーム内で短時間で行ない、CsI の劣化を防ぐためにすぐに真空を引いた。1mm 厚の入射窓は強度が弱く、容器に取り付ける際に割れてしまったた
め、本論文では 5mm 厚と 3mm 厚での評価をした。この検出器の概念図を図 7.2 に示す。

54㎜

図 7.1:
CsI と Ni 電 極 が 蒸 着 さ れ た
図 7.2: 透過型光電面を用いたガス PMT(入MgF2 (5mm 厚)
射窓 5mm 厚) の概念図

7.1

電場の最適化

イメージングを行なう前に、イオンフィードバックの影響をできるだけ抑え、電子を効
率良く µ-PIC に到達させるためにドリフト電場、トランスファー電場、インダクション電場の最適な値を求める実験を行なった。紫外線光源として浜松ホトニクス社の高輝度 VUV
1

具体的な CsI の厚みは浜松ホトニクス社の企業秘密

52

光源ユニット L10366series を用いて、これをガス PMT に照射したとき µ-PIC に流れる電流が大きくなるような電場値をそれぞれの領域で探した。なお、この光源の発光スペクト
ルは図 7.3 に示したとおりで、窓は MgF2 であり、発光点のサイズは φ0.5mm である。この光源は傾けることができないので図 7.4 のように検出器を傾けてセットした。光源と入射窓の間は紫外線が空気に吸収されないように真空状態にした。また光源の強度を調節するために穴の径が 1mm のコリメータを光源と入射窓の間に 2 つ挿入した。 この光源を用

図 7.3: 紫外線光源の発光スペクトル

図 7.4: 紫外線光源を検出器にセットした様子

いて検出器の入射窓に紫外線を入射させたときにドリフト電極、初段 GEM 上、初段 GEM53

下、後段 GEM 上、後段 GEM 下、µ-PIC アノードおよび µ-PIC カソードに流れる電流を富士ダイヤモンド社の微小電流モニター 0812A で測定した。ただし、µ-PIC カソードの電流は KEITHLEY 社のピコアンメーターで測定した。ドリフト電場、トランスファー電場およびインダクション電場を変化させたときの各電極に流れる電流を示したのが、それぞれ図 7.5、図 7.6 および図 7.7 である。電流の符号は電子が電極に入るとき正になる。ただしピコアンメーターで測定した µ-PIC カソードは逆で、陽イオンが電極に入るとき正になる。これらの図全体から、各電極に流れる電荷の収支が 0 になっていることが確認で

図 7.5: 各電極に流れる電流のドリフト電場 図 7.6: 各電極に流れる電流のトランスファー
電場依存性
依存性

図 7.7: 各電極に流れる電流のインダクショ
ン電場依存性きた。よって、検出器外部との電荷のやりとりはないので、検出器内で発生した電荷のふるまいを考察することができる。図 7.5 よりドリフト電場を強くすると初段 GEM で増幅される際に発生した陽イオンがドリフト電極に到達しやすくなる。この現象はドリフト電場が 0.25 kV/cm 以上で数 nA(絶対値) の電流がドリフト面に流れ始め、イオンフィード
バックが無視できないということが示唆された。一方、ドリフト電場が小さいと µ-PIC に集まる電子の量が少なくなってしまった。図 7.6 よりトランスファー電場は 1kV/cm 以上
では各電流値は安定し、逆にそれ以下では µ-PIC に集まる電子の量がトランスファー電場の値に大きく依存してしまい、電子の収集効率が場所や時間によって大きく異なってしま54

う可能性が分かった。図 7.7 より、インダクション電場は強いほど µ-PIC に集まる電子は多くなった。
上記のことから今後の実験ではドリフト電場 0.25kV/cm とした。また、トランスファー
電場およびインダクション電場は放電の危険性も考慮して、それぞれ 1 および 3kV/cm を
採用した。

7.2

放射線イメージングの評価とスペクトル解析

各領域の電場は、ドリフト電場 0.25kV/cm、トランスファー電場 1kV/cm、インダク
ション電場 3kV/cm に設定してイメージングを行なった。GEM にかける電圧差は初段
GEM(100µm 厚) が 400V、後段 GEM(50µm 厚) が 300V とし、µ-PIC アノードには 400Vをかけた。なお、ガス増幅に 2 枚の GEM を用いた場合、安定に高いガス増幅率を得るた
めには初段に 100µm 厚、後段に 50µm 厚を使用するのが適しているという研究成果がある (KEK、宇野氏) ので、我々もその組み合わせを採用した。このときの全体のガス増幅
率は第 6 章で行なった測定からおよそ 2.0×105 である。用意した入射窓は MgF2 窓 5mm
厚と 3mm 厚、LuLiF4 窓 5mm 厚と 3mm 厚の 4 種類である。それぞれの入射窓を用いたセットアップでの評価を行なう。

7.2.1

MgF2 窓LaF3 (Nd) を用いたイメージング
まずは入射窓として 5mm 厚の MgF2 を用いたセットアップでイメージングを行なった。
図 7.2 のようなガス PMT の入射窓に Krytox16350 を用いて LaF3 (Nd)(20×20×20mm3 )を接着させ、その上に 5.5MeV の α 線源である 241 Am (8kBq) を置いて取ったイメージが
図 7.9 である。このときの計数率は 124Hz であった。
次に、LaF3 (Nd)(20×20×20mm3 ) と入射窓の間にブラックシートを挿入して LaF3 (Nd)(20×20×20mm3 ) が発光する紫外線を遮断して結晶に 5.5MeV の α 線を照射した (図 7.10)。
このとき取れたイメージは 241 Am が出す 59.5keV の X 線あるいは環境ガンマ線がガスを電離したことによるものと考えられる。このときの計数率は 77Hz であった。図 7.9 と図7.10 を比較することでシンチレータが発光した紫外線によるイメージが取れていることが確認できた。シンチレータが発光した紫外線による計数率は 124-77=47Hz となる。これ以降のイメージと計数率はブラックシートを挿入しなかったときと挿入したときの差を取ってシンチレータが発光する紫外線に由来するものだけを示す。
LaF3 (Nd)(20×20×20mm3 ) を 45 度回転させたときのイメージも取得した (図 7.12)。シンチレータの置き方でイメージが変わっているのでこの結果からもシンチレータ由来の紫
外線でイメージングできていることが分かった。

α 線照射時の位置分解能評価
次に、この検出器の位置分解能を評価するために LuF3 (Nd)(10×10×1mm3 ) に 5.5MeVの α 線を照射してイメージングをした。このときのイメージが図 7.13 である。図 7.13 の

55

0.06

100
90

0.05

80

Y [mm]

70

0.04

60
0.03

50
40

0.02

30
20

0.01

10
0
0

10 20 30 40 50 60 70 80 90 100
X [mm]

図 7.8: 入射窓に LaF3 (Nd)(20×20×20mm3 )
図 7.9:
透 過 型 MgF2 (5mm 厚) 窓 に結晶を取り付けた様子
LaF3 (Nd)(20×20×20mm3 ) を置き、5.5MeVの α 線を照射したときのイメージ
0.06

100
90

0.05

80

Y [mm]

70

0.04

60
0.03

50
40

0.02

30
20

0.01

10
0
0

10 20 30 40 50 60 70 80 90 100
X [mm]

0

図 7.10: LaF3 (Nd)(20×20×20mm3 ) が出す紫外線をブラックシートで遮断して 5.5MeVの α 線を照射したときのイメージ

44≤Y≤55 の部分をスライスすると図 7.14 のようになる。図 7.14 をガウシアンでフィッ
ティングし、イメージの広がりを求めると σ=6.2±0.1mm と求まった。α 線はシンチレー
タのすぐ表面でエネルギーを落としきるので紫外線はシンチレータ上面表面で広がり、かつ入射窓中でも広がる。つまりこの σ はシンチレータ内・入射窓中での紫外線の広がり・ガ
ス中での電子の拡散の 3 つの影響をみていることになる。電子の拡散については図 4.2 を√参考にすると Ar/C2 H6 (90:10) ガス中では、電場の強さが 0.25kV/cm のとき 500µm/ cm
だけ水平方向に拡散する。入射窓から µ-PIC までおよそ 12mm あるのでその間に電子は0.5mm 程度拡散する。
X 線照射時の位置分解能評価
56

0

0.06

100
90

0.05

80

Y [mm]

70

0.04

60
0.03

50
40

0.02

30
20

0.01

10
0
0

10 20 30 40 50 60 70 80 90 100
X [mm]

図
7.11:
入 射 窓 に LaF3 (Nd)3
(20×20×20mm ) を 45 度 回 転 さ せ て 取 図 7.12: LaF3 (Nd)(20×20×20mm3 ) を 45 度り付けた様子
回転させて 5.5MeV の α 線を照射したときの

100

2

180

90

1.8

160

80

1.6

140

70

1.4

60

1.2

50

1

40

0.8

30

0.6

20

0.4

10

0.2

20

0

0
0

0
0

10 20 30 40 50 60 70 80 90 100
X [mm]

120
counts/sec

Y [mm]

イメージ

100
80
60
40

10 20 30 40 50 60 70 80 90 100
X [mm]

図 7.13:
LuF3 (Nd)(10×10×1mm3 ) に 図 7.14: 図 7.13 の 44≤Y≤55 の X 軸へのプ
5.5MeV の α 線を照射したときのイメージ ロジェクション
次に、X 線に対する位置分解能を評価するために、LuF3 (Nd)(10×10×1mm3 ) に図 7.15 のようなコリメータを用いて 122keV の X 線 (57 Co 7.7×105 Bq) を入射させた。コリメータ
による立体角の制限を考慮すると実際に結晶に向かう X 線の強度は 245Bq 程度になる。
このときのイメージが図 7.16 であり、計数率は 33Hz であった。この結果から LuF3 (Nd)
(10×10×1mm3 ) を用いたとき、122keV の X 線に対する検出効率は 33/245∼13%と求められる。図 7.16 の 44≤Y≤55 の部分をスライスすると図 7.17 のようになる。 図 7.17 からイメージの広がりは σ=3.8±0.5mm と求まった。α 線照射のときと同様、この σ もシンチ
レータ内・入射窓中での紫外線の広がり・ガス中での電子の拡散の 3 つの影響をみていることになる。ただし X 線がシンチレータのどの部分でエネルギーを落とすのかはイベント毎に異なるので、シンチレータのすぐ表面で紫外線を発生させる α 線の場合とは、シンチ

570図 7.15: 122keV の X 線のコリメータ

0.08

100

5

90

0.07

4.5

80
0.06

4

0.05

3.5

60

0.04

50
40

0.03

counts/sec

Y [mm]

70
3
2.5
2

30
0.02

1.5

20
0.01

10
0
0

10 20 30 40 50 60 70 80 90 100
X [mm]

0

1
0.5
0
0

10 20 30 40 50 60 70 80 90 100
X [mm]

図 7.16:
LuF3 (Nd)(10×10×1mm3 ) に
図 7.17: 図 7.16 の 44≤Y≤55 の X 軸へのプ
122keV の X 線を垂直入射させたときのイ
ロジェクション
メージ
レータ内での広がり方が異なる。
ガス PMT の位置分解能評価
次に、シンチレータ内での紫外線の広がり方に依存しない「ガス PMT としての位置分解能」を評価するために、LaF3 (Nd)(20×20×20mm3 ) と入射窓の間に φ1mm の穴を空けた
ブラックシートを挿入し、シンチレータの上面中央に α 線を照射した。こうすることでシンチレータ内で発光した紫外線のうち、入射窓にほぼ垂直に入射した紫外線のみを検出できる。紫外線を入射窓にできるだけ垂直に入射させるために、用意した結晶の中で最も厚58

い 20mm 厚の LaF3 (Nd) を使用した。また、結晶の側面で反射した紫外線が入射窓に到達しないように結晶の側面にブラックテープを巻いて反射しないようにした。このときのイメージが図 7.18 である。図 7.18 の Y=50 の部分をスライスすると図 7.19 のようになる。
図 7.19 からイメージの広がりは σ=0.7mm と求まった。この実験で求まるイメージの広が
100

×0.5
10-3

90

0.45

80

0.4

0.001870

0.35

0.001660

0.3

0.0014

50

0.25

40

0.2

30

0.15

20

0.1

10

0.05

0
0

0

10 20 30 40 50 60 70 80 90 100
X [mm]

0.002

counts/sec

Y [mm]

0.00220.00120.001
0.00080.00060.00040.000200

10 20 30 40 50 60 70 80 90 100
X [mm]

図 7.18: 入射窓に垂直に入射した紫外線によ 図 7.19: 図 7.18 の Y=50 の X 軸へのプロジェ
るイメージ (コリメータの穴径は 1mm)クション
り σ は入射窓での紫外線の広がりとガス中での電子の拡散の 2 つの影響をみていることになる。本論文ではこの σ を「ガス PMT の位置分解能」と定義する。
これら位置分解能の実験結果からイメージの広がりはほとんどシンチレータ内での紫外線の広がりによるものであり、ガス PMT そのものの位置分解能はサブミリレベルである
ことが分かった。
スペクトル測定
次に、µ-PIC からのアナログ信号のスペクトルを解析した。信号の読み出しには時定数80ns の ASD を用いており、アノードの中央 128 チャンネルのストリップの信号を足し合わせて反転した信号の波形データを FADC で取得した。アノード・カソードそれぞれの中央付近 128 チャンネル sum の信号を閾値 10mV に設定したディスクリミネーターに通してコインシデンスをとったものをトリガーとした。スペクトル測定時のセットアップを
図 7.20 に示す。LaF3 (Nd)(20×20×20mm3 ) に 5.5MeV の α 線を照射したときのスペクト
ルは図 7.21 のようになった。このスペクトルからもシンチレータが出す紫外線による信号を取得できていることが確認できた。
以上の測定を他のシンチレータでも行なった。その結果を表 7.1 にまとめる。ただし、*印の欄は測定していない。α 線は結晶に入射するとほぼ 100%の確率でエネルギーを落としきるが、同じ強度の α 線を用いても結晶ごとに計数率が異なることが分かった (表 7.1の A 欄)。まず、ガス PMT のガス増幅率 2.0×105 から、イベントを検出するには 2 個以上の光電子が発生する必要がある。ポアソン確率を考慮すると、発生する光電子数の平均が 10 個程度であれば、ほぼ確実に 2 個以上の光電子が発生し、イベントを検出できる。現状ではシンチレータの発光量が少なく量子効率も悪いので、発生する光電子は数個である

59

UV
↓
electron

μ-PIC

e h
d c
o 6
5
n
a 2

ASD

cathode256ch

μ-PIC center 128ch
analog sum

FADC
discriminator

μ-PIC center 128ch
analog sum

ASD

start

discriminator
Coincidence

図 7.20: µ-PIC からのアナログ信号取得の概念図

98counts/sec

7
6
5
4
3
2
1
0
0

5

10
15
photoelectron2025

図 7.21: LaF3 (Nd)(20×20×20mm3 ) に 5.5MeV の α 線を照射したときのスペクトル (赤)と紫外線を遮断したときのスペクトル (黒)(詳しくは後のスペクトル解析で説明する)。したがって、α 線がエネルギーを落としきっても 2 個以上の光電子が発生しない場合があるため、計数率はシンチレータの発光量に依存することになる。
MgF2 窓 3mm 厚60結晶名
LaF3 (Nd)(20×20×20mm3 )LuLiF4 (Nd)(15×15×15mm3 )LuF3 (Nd)(10×10×5mm3 )LuF3 (Nd)(10×10×1mm3 )

A
47
65
1555
2236

B
1050
711
9137
12064

C
*
*
49
33

D
*
*
*
6.2±0.1E***
3.8±0.5

表 7.1: 透過型 MgF2 (5mm 厚) 窓での計数率と位置分解能 A:5.5MeV の α 線 (8kBq) を直に結晶に当てたときの計数率 [Hz] B:122keV の X 線 (7.7×105 Bq) を直に結晶に当てたときの計数率 [Hz] C:122keV の X 線 (7.7×105 Bq) をコリメートして結晶に当てたときの計
数率 [Hz] D:5.5MeV の α 線 (8kBq) を直に結晶に当てたときの位置分解能 [mm] E:122keVの X 線 (7.7×105 Bq) をコリメートして結晶に当てたときの位置分解能 [mm]次に、MgF2 入射窓を 5mm 厚から 3mm 厚にすることで計数率や位置分解能がどう変わるかを調べた。8 個全ての結晶について調べた結果が表 7.2 である。透過型 MgF2 入射窓 3mm厚の場合、ガス PMT の位置分解能は σ=0.8mm であった。5mm 厚のときよりも 14%程
度位置分解能が悪くなってしまったが、これは入射窓が 2mm 薄くなった分だけ逆にドリ
フト領域の長さが 2mm 増えたため電子の拡散による効果が大きくなったことが考えられ√る。実際にドリフト領域が 12mm から 14mm に長くなると拡散の影響は √1.4
∼1.08、つま1.2
3
り 8%大きくなる。表 7.2 の A 欄をみると、LuF3 (Nd)(10×10×1mm ) に 5.5MeV の α 線
結晶名

LaF3 (Nd)(20×20×20mm3 )LaF3 (Nd)(10×10×5mm3 )LaF3 (Nd)(10×10×1mm3 )LuLiF4 (Nd)(15×15×15mm3 )LuLiF4 (Nd)(10×10×5mm3 )LuLiF4 (Nd)(10×10×1mm3 )LuF3 (Nd)(10×10×5mm3 )LuF3 (Nd)(10×10×1mm3 )

A
179
294
331
154
423
526
4923
6043

B
2473
1732
1258
1895
3177
2957
24941
29039

C
*
17
2
*
18
0
147
78

D
*
*
3.0±0.1**
3.2±0.1*
3.7±0.0E**
3.8±0.7**
3.1±0.5*
3.1±0.2

表 7.2: 透過型 MgF2 窓 3mm 厚での計数率と位置分解能 A:5.5MeV の α 線 (8kBq) を直に結晶に当てたときの計数率 [Hz] B:122keV の X 線 (7.7×105 Bq) を直に結晶に当てたときの計数率 [Hz] C:122keV の X 線 (7.7×105 Bq) をコリメートして結晶に当てたときの計数
率 [Hz] D:5.5MeV の α 線 (8kBq) を直に結晶に当てたときの位置分解能 [mm] E:122keVの X 線 (7.7×105 Bq) をコリメートして結晶に当てたときの位置分解能 [mm](8kBq) を照射したときの計数率は 6043Hz となり、MgF2 窓 5mm 厚のときよりも 2.7 倍向上した。これは入射窓を薄くすることで MgF2 による紫外線の吸収が抑えられたためと考えられる。図 3.7 を参考にすると MgF2 1mm 厚に対する紫外線の透過率はおよそ 90%である。5mm 厚を通過すると紫外線は 0.95 ∼59%に減衰し、3mm 厚では 0.93 ∼73%に減衰するので、光電面まで届く紫外線の数は 3mm 厚の方が 5mm 厚よりも 73/59∼1.2 倍多く61なる。この違いが計数率の違いに反映されていると考えられる。
次に、透過型 MgF2 窓 (3mm 厚) での量子効率を評価する。LuF3 (Nd)(10×10×1mm3 )に 5.5MeV の α 線を当てたときのスペクトルを図 7.22 に示す。表 6.2を見ると、LuF3 (Nd)
(10×10×1mm3 ) は 5.5MeV の α 線に対しおよそ 565 個の紫外線を出す。入射窓での紫外線の減衰を考えると、実際に光電面まで届く紫外線は 565×0.93 ∼412 個と考えられる。
図 7.22 から、およそ 4 個の光電子が発生しているので、透過型 CsI 光電面の量子効率は

500
450
400

counts/sec

350
300
250
200
150
100
50
0
0

5

10
15
photoelectron2025

図 7.22: LuF3 (Nd)(10×10×1mm3 ) に 5.5MeV の α 線を照射したときのスペクトル (赤)と紫外線を遮断したときのスペクトル (黒)4/412∼1.0%であることが分かる。

7.2.2

LuLiF4 窓

MgF2 は紫外線をよく透過するとはいえ、透過率は 100%ではない (図 3.7)。また入射窓を通過する際に紫外線が広がるので位置分解能が悪くなる。そこでシンチレータから出る紫外線をさらに効率良く光電面に到達させるために、シンチレータそのものを入射窓にしてイメージングを行なった。今回用いたシンチレータ入射窓は LuLiF4 である。材質がMgF2 から LuLiF4 に変わっただけで、サイズや CsI・Ni の蒸着の仕方は同じである。以降では、CsI が蒸着されている LuLiF4 窓を CsI-LuLiF4 窓と表記する。
α 線照射イメージング
まず、CsI-LuLiF4 (5mm 厚) 窓の中央に 5.5MeV の α 線を照射してイメージングをした。線
源部分のサイズは φ2.5mm である。このときのイメージが図 7.23 であり、計数率は 1070Hz

62

であった。表 7.2 の A 欄を見ると、MgF2 (3mm 厚) 窓に LuLiF4 (Nd)(10×10×5mm3 ) を置いたときの計数率は 423Hz であったので、MgF2 (3mm 厚) 窓を取り除いた効果で計数率が 2.5 倍向上したことが分かる。図 7.23 の 44≤Y≤55 の部分をスライスすると図 7.24のようになった。比較のため、MgF2 (5mm 厚) 窓の中央に 5.5MeV の α 線を照射したときのイメージを図 7.25 に示す。 図 7.23 と図 7.25 を比較することで確かに CsI-LuLiF4 窓
25

100
1

90

20

80
0.8

Y [mm]

70

15

60
0.6
50
40

0.4

10

30
20

0.2

5

0

0
0

10
0
0

10 20 30 40 50 60 70 80 90 100
X [mm]

10 20 30 40 50 60 70 80 90 100
X [mm]

図 7.23: CsI-LuLiF4 (5mm 厚) 窓に 5.5MeV 図 7.24: 図 7.23 の 44≤Y≤55 の X 軸へのプの α 線を照射したときのイメージ
ロジェクション

100
1

90
80

0.8

Y [mm]

70
60

0.6
50
40

0.4

30
20

0.2

10
0
0

10 20 30 40 50 60 70 80 90 100
X [mm]

0

図 7.25: MgF2 (5mm 厚) 窓に 5.5MeV の α 線を照射したときのイメージが発光した紫外線でイメージできていることが分かる。図 7.24 からイメージの広がりは
σ=5.2±0.2mm と求まった。図 7.24 のカウントは 34mm≤X≤68mm の部分に集中しているが、この範囲は CsI が蒸着されている範囲 34mm とちょうど一致している。このことか
らも CsI から出た光電子は µ-PIC に到達するまでミリスケールでは広がっていないことが分かる。つまりドリフト領域の電気力線は外向き (放射状) には広がっておらず、イメージは主に入射窓による拡散で広がっていると考えられる (図 7.26)。

63

図 7.26: CsI-LuLiF4 窓に 5.5MeV の α 線 (線源部分 φ2.5mm) を照射したときの紫外線と電子の動き

X 線照射イメージング
次に、LuLiF4 (5mm 厚) 窓の中央に 122keV の X 線をコリメートして入射させた。このときのイメージが図 7.27 である。図 7.27 の 44≤Y≤55 の部分をスライスすると図 7.28 のようになった。図 7.28 からイメージの広がりは σ=5.1±2.1mm と求まった。

25

100
1

90

20

80
0.8

Y [mm]

70

15

60
0.6
50
40

0.4

10

30
20

0.2

5

0

0
0

10
0
0

10 20 30 40 50 60 70 80 90 100
X [mm]

10 20 30 40 50 60 70 80 90 100
X [mm]

図 7.27: CsI-LuLiF4 窓に 122keV の X 線を 図 7.28: 図 7.27 の 44≤Y≤55 の X 軸へのプ照射したときのイメージ
ロジェクション

LuLiF4 窓 3mm 厚
次に、LuLiF4 窓を 5mm 厚から 3mm 厚に変えて中央に 5.5MeV の α 線を照射してイメージングをした。このときのイメージが図 7.29 であり 44≤Y≤55 の部分をスライスしたものが図 7.30 である。計数率は 1653Hz となり、5mm 厚の場合のおよそ 1.5 倍になった。これは LuLiF4 窓が 2mm 薄くなることで紫外線の自己吸収の影響を抑えることができたためと考えられる。図 7.30 からイメージの広がりは σ=3.4±0.1mm と求まり、5mm 厚の場
合のおよそ 33%向上した。このことからシンチレータ入射窓厚を薄くすればするほどシン64

チレータ入射窓での紫外線の広がりを抑えることができ、位置分解能が良くなることが分かる。
放射線入射位置感度
次に、LuLiF4 窓の放射線入射位置感度を調べるために、α 線源を置く位置を中心から 3.5mm
だけ右にずらしてイメージングをした。 図 7.30 のピーク位置は X=50.9mm、図 7.32 の

80

100
5

90

70

80

60
3
50
40

2

counts/sec

Y [mm]

60

4

70

50
40
30

30
20
20

1
10

10
0
0

10 20 30 40 50 60 70 80 90 100
X [mm]

00
0

10 20 30 40 50 60 70 80 90 100
X [mm]

図 7.29: CsI-LuLiF4 (3mm 厚) 窓の中央に 図 7.30: 図 7.29 の 44≤Y≤55 の X 軸へのプ
5.5MeV の α 線を照射したときのイメージ ロジェクション

100
80

90
5

70

80

60

4

60
3

50
40

2

30
20

1

10
0
0

counts/sec

Y [mm]

70

50
40
30
20
10

10 20 30 40 50 60 70 80 90 100
X [mm]

00
0

10 20 30 40 50 60 70 80 90 100
X [mm]

図 7.31: CsI-LuLiF4 (3mm 厚) 窓の中央から
図 7.32: 図 7.31 の 44≤Y≤55 の X 軸へのプ
紙面向かって 3.5mm 右に 5.5MeV の α 線を
ロジェクション
照射したときのイメージ
ピーク位置は X=54.3mm となり、確かに 3.5mm 程度ピーク位置が移動したことが分かる。
この結果から CsI-LuLiF4 窓を用いた検出器が良い位置感度を持っていることが分かる。

65

第8章

反射型光電面を用いた放射線イメージ
ング検出器

光電面に CsI を用いた、内部を真空に保つタイプの PMT の紫外領域での量子効率は透過型光電面よりも反射型光電面の方が 2 倍程度優れている (図 3.4、図 3.5)。そこで反射型
光電面を用いたセットアップでもイメージングを行なった。透過型では入射窓に光電面物質が蒸着したが、反射型では初段 GEM の入射窓に近い面に蒸着した。この蒸着も浜松ホ
トニクス社に依頼した (図 8.1)。入射窓には CsI や Ni 電極が蒸着されていない φ54mm のMgF2 を用いた。今回も比較のため、5mm 厚と 3mm 厚の入射窓を用意した。

10 cm

図 8.1: CsI が蒸着された GEM の写真
この検出器の概念図を図 8.2 に示す。

8.1

電場の最適化

第 7 章で行なった方法で反射型光電面のセットアップでも電場の最適化を行なった。ドリフト電場、トランスファー電場およびインダクション電場を変化させたときの各電極に流れる電流を示したのが、それぞれ図 8.3、図 8.4 および図 8.5 である。電流の符号は電子が電極に入るとき正になる。ただしピコアンメーターで測定した µ-PIC カソードは逆で、陽イオンが電極に入るとき正になる。図 8.3 より、ドリフト電場を強くした場合、透過型とは異なり、ドリフト電極に流れる電流が大きくなる現象は見られなかった。これは、光電66

図 8.2: 反射型光電面を用いたガス PMT(入射窓 5mm 厚) の概念図

図 8.3: 各電極に流れる電流のドリフト電場 図 8.4: 各電極に流れる電流のトランスファー
依存性
電場依存性

図 8.5: 各電極に流れる電流のインダクショ
ン電場依存性67

子が発生する場所が透過型ではドリフト電極であるのに対して、反射型では GEM 上であるためと考えている。ここで GEM で発生した陽イオンがどのように移動しているのかについては現在より詳細な電場計算などで調査中である。図 8.4 からトランスファー電場は1kV/cm 程度で µ-PIC に流れる電流値が極大になり、それよりも電場が強いときはほぼ一定の電流値になった。この結果は透過型と同じであり、トランスファー電場が約 1kV/cm
よりも弱いと、光電子がうまく µ-PIC に向かって輸送されないことが分かった。インダク
ション電場に関しても、透過型と同じ結果が得られ、電場が強いほど µ-PIC に集まる電子が多くなることが分かった。
上記のこと、および強い電場での放電の危険性を考えて、各領域の電場は、ドリフト電場 0.25kV/cm、トランスファー電場 1kV/cm、インダクション電場 3kV/cm が最適である
とした。

8.2

放射線イメージングの評価とスペクトル解析

各領域の電場を最適化した結果、透過型光電面のセットアップのときと同じであったので、透過型と同じ電場設定にしてイメージングを行なった。GEM にかける電圧差や µ-PIC
アノードにかける電圧も透過型のセットアップのときと同じであり、全体のガス増幅率も透過型のセットアップのときと同程度でおよそ 2.0×105 である。用意した入射窓は MgF2
窓 5mm 厚と 3mm 厚の 2 種類である。それぞれの入射窓を用いたセットアップでの評価を行なう。

LaF3 (Nd) を用いたイメージング
透過型のときと同じように、まずは入射窓として 5mm 厚の MgF2 を用いたセットアップ
でイメージングを行なった。図 8.2 のようなガス PMT の入射窓に Krytox16350 を用いて
LaF3 (Nd)(20×20×20mm3 ) を接着させ、その上に 5.5MeV の α 線源である 241 Am (8kBq)
を置いて取ったイメージが図 8.6 である。LaF3 (Nd)(20×20×20mm3 ) を 45 度回転させた
ときのイメージが図 8.7 である。この図から分かるように反射型でもシンチレータからの紫外線によるイメージングに成功した。
位置分解能評価
第 7 章で行なった計数率や位置分解能を調べる実験を反射型 MgF2 (5mm 厚) 窓のセット
アップでも行ない、その結果を示したのが表 8.1 である。ただし、*印の欄は測定していない。ガス PMT の位置分解能は σ=1.0mm であった。

MgF2 窓 3mm 厚
次に、MgF2 入射窓を 5mm 厚から 3mm 厚にすることで計数率や位置分解能がどう変わるかを調べた。8 個全ての結晶について調べた結果が表 8.2 である。反射型 MgF2 入射窓
3mm 厚の場合、ガス PMT の位置分解能は σ=1.0mm であり、5mm 厚のときと比べて位置分解能はほとんど変わらなかった。透過型 MgF2 入射窓 3mm 厚の場合のガス PMT の位置分解能は σ=0.8mm であったので、反射型のガス PMT の位置分解能は透過型よりも

68

0.04

100
90

0.04

100
90

0.035

80

0.035

80
0.03

0.03
70

0.025

60

0.02

50
40

0.015

30

Y [mm]

Y [mm]

70

0.025

60

0.02

50
40

0.015

30
0.01

20
0.005

10
0
0

0.01
20

10 20 30 40 50 60 70 80 90 100
X [mm]

0.005

10

0

0
0

10 20 30 40 50 60 70 80 90 100
X [mm]

図 8.6:
反 射 型 MgF2 (5mm 厚) 窓 に 図 8.7: LaF3 (Nd)(20×20×20mm3 ) を 45 度
LaF3 (Nd)(20×20×20mm3 ) を置き、5.5MeV 回転させて 5.5MeV の α 線を照射したときのの α 線を照射したときのイメージ
イメージ
結晶名

LaF3 (Nd)(20×20×20mm3 )LuF3 (Nd)(10×10×5mm3 )LuF3 (Nd)(10×10×1mm3 )

A
148
3335
4738

B
2346
1461
34185

C
*
96
34

D
*
*
10.3±0.2E**
7.3±1.1

表 8.1: 反射型 MgF2 窓 5mm 厚での検出率と位置分解能 A:5.5MeV の α 線 (8kBq) を直に結晶に当てたときの計数率 [Hz] B:122keV の X 線 (7.7×105 Bq) を直に結晶に当てたときの計数率 [Hz] C:122keV の X 線 (7.7×105 Bq) をコリメートして結晶に当てたときの計数
率 [Hz] D:5.5MeV の α 線 (8kBq) を直に結晶に当てたときの位置分解能 [mm] E:122keVの X 線 (7.7×105 Bq) をコリメートして結晶に当てたときの位置分解能 [mm]25%悪くなった。これは、反射型の場合は紫外線が CsI に届くまでにガス中を通過しなければならず、その間に紫外線のビームが広がってしまうためと考えられる。さらに紫外線に対する入射窓の屈折率とガスの屈折率が大きく異なるため、入射窓とガスの境界面で紫外線が屈折してしまうことが考えられる。LaF3 (Nd)(20×20×20mm3 ) に 5.5MeV の α 線を照射させたときのイメージが透過型 (図 7.9) よりも反射型 (図 8.6) の方が拡大しているのは光電子が発生する位置の違いと、入射窓とガスの境界面での紫外線の屈折によるものと考えられる。
次に、透過型と反射型の量子効率を比較するために LuF3 (Nd)(10×10×1mm3 ) に 5.5MeVの α 線を当てたときのスペクトルを図 8.8 に示す。図 8.8 から反射型ではおよそ 6 個の光電子が発生しているので、反射型 CsI 光電面の量子効率は 6/412∼1.5%であり、透過型よりも 1.5 倍高いことが分かった。ただし反射型のセットアップの場合、発生した紫外線は入射窓だけではなくガス中も通過するのでガスでの吸収も考慮しなければならない。しかし Ar/C2 H6 (90:10) の真空紫外線吸収係数が不明であったため、ここでは考慮していない。

69

0

結晶名

LaF3 (Nd)(20×20×20mm3 )LaF3 (Nd)(10×10×5mm3 )LaF3 (Nd)(10×10×1mm3 )LuLiF4 (Nd)(15×15×15mm3 )LuLiF4 (Nd)(10×10×5mm3 )LuLiF4 (Nd)(10×10×1mm3 )LuF3 (Nd)(10×10×5mm3 )LuF3 (Nd)(10×10×1mm3 )

A
252
156
436
240
351
586
5427
6282

B
3022
2150
1553
2531
3645
3272
28687
35713

C
*
8
10
*
17
4
141
54

D
*
*
7.4±0.3**
8.8±0.4*
9.2±0.2E**
6.9±2.1**
8.0±1.8*
6.7±0.9

表 8.2: 反射型 MgF2 窓 3mm 厚での計数率と位置分解能 A:5.5MeV の α 線 (8kBq) を直に結晶に当てたときの計数率 [Hz] B:122keV の X 線 (7.7×105 Bq) を直に結晶に当てたときの計数率 [Hz] C:122keV の X 線 (7.7×105 Bq) をコリメートして結晶に当てたときの計数
率 [Hz] D:5.5MeV の α 線 (8kBq) を直に結晶に当てたときの位置分解能 [mm] E:122keVの X 線 (7.7×105 Bq) をコリメートして結晶に当てたときの位置分解能 [mm]

600

500

counts/sec

400

300

200

100

0
0

5

10
15
20
photoelectron2530

図 8.8: 反射型 (赤) と透過型 (黒) のセットアップで LuF3 (Nd)(10×10×1mm3 ) に 5.5MeVの α 線を照射したときのスペクトル

70

第9章

まとめと今後まとめ
我々は紫外線を出すシンチレータとガス PMT を組み合わせた放射線イメージング検出器を東京大学・東北大学・株式会社トクヤマと共同で開発した。特にシンチレータの開発は
東北大学・株式会社トクヤマ、ガス PMT の開発は京都大学と東京大学が行なった。
まず、種類やサイズの異なる紫外発光シンチレータの発光量を PMT で測定した。サイズの異なる LaF3 (Nd) で発光量を比較すると、(20×20×20mm3 ):(10×10×5mm3 ):(10×10×1mm3 )=1.0:1.7:2.3 となり、薄い結晶の方が多くの紫外線を取り出せることが分かった。これは結晶の自己吸収と結晶側面での紫外線の減衰によるものと考えられる。同じサイズ(10×10×5mm3 ) の種類の違う結晶で発光量を比較すると、LaF3 (Nd):LuLiF4 (Nd):LuF3 (Nd)=1.0:2.1:2.6 となった。したがって、用意した結晶の中では LuF3 (Nd) (10×10×1mm3 ) が最も発光量が多い結果となった。
本論文では透過型光電面のセットアップと反射型光電面のセットアップでイメージングを行なった。ガス PMT は、ガス増幅に 10cm 角 µ-PIC と 10cm 角 GEM2 枚を用いて、全体として 2.0×105 のガス増幅率で動作させた。イオンフィードバックの影響をできるだけ抑え、安定して µ-PIC に効率良く電子を収集できる最適な電場構造を、紫外線を照射したときの各電極 (ドリフト電極、GEM、µ-PIC) に流れる電流を調べることによって決定した。結果、透過型および反射型ともにドリフト電場 0.25kV/cm、トランスファー電場
1kV/cm、インダクション電場 3kV/cm を最適値とした。ここでガスは Ar/C2 H6 (90:10)を使用し 1atm で封じ切った。透過型および反射型両方のセットアップで紫外線によるイ
メージングに成功し、量子効率、検出効率および位置分解能を評価し、透過型と反射型の比較、入射窓 (5mm 厚) と入射窓 (3mm 厚) の比較をした。
透過型のセットアップで MgF2 入射窓を 5mm 厚から 3mm 厚に薄くすることで LuF3 (Nd)
(10×10×1mm3 ) に 5.5MeV の α 線を照射したときの検出効率が 2.7 倍向上した。これはMgF2 入射窓での紫外線の吸収を減らすことができ、効率良く光電面に紫外線を届けることができたためと考えられる。
紫外線がさらに効率良く光電面に到達できるように、入射窓そのものを LuLiF4 (Nd) シ
ンチレータにすることで、MgF2 窓に LuLiF4 (Nd) (10×10×5mm3 ) を置いたときよりも検出効率が 2.5 倍向上し、MgF2 窓を取り除くことに効果があることが分かった。シンチ
レータ入射窓の厚さを 5mm から 3mm に薄くすることで、シンチレータの自己吸収を抑えることができ、検出効率がさらに 1.5 倍向上した。また、入射窓での紫外線の広がりが小さくなり、位置分解能が 33% 向上した。全体として、透過型では従来使用してきた MgF2 窓(5mm 厚) に LaF3 (Nd) (20×20×20mm3 ) を置いたセットアップに比べて LuLiF4 (Nd) シ
ンチレータ入射窓 (3mm 厚) を導入したことにより、5.5MeV の α 線に対する検出効率はおよそ 43 倍に向上した。放射線の入射位置を変えてイメージングを行なうことにより、この

71

検出器が良い位置感度をもっていることを確認した。5.5MeV の α 線をシンチレータに照射したときの位置分解能は透過型 5mm 厚 MgF2 窓では 6.2mm、透過型 3mm 厚 MgF2 窓
では 3.7mm、反射型 5mm 厚 MgF2 窓では 10.3mm、反射型 3mm 厚 MgF2 窓では 9.2mmとなり、反射型にすると透過型よりも位置分解能が悪くなった。これは、反射型の場合は紫外線が CsI に届くまでにガス中を通過しなければならず、その間に紫外線のビームが広がってしまうためと考えられる。さらに紫外線に対する入射窓の屈折率とガスの屈折率が大きく異なるため、入射窓とガスの境界面で紫外線が屈折してしまうことが考えられる。
ガス PMT としての位置分解能 (紫外線を 1mm にコリメートして入射窓に垂直に入射させたときのイメージの広がり) は透過型 5mm 厚 MgF2 窓では 0.7mm、透過型 3mm 厚
MgF2 窓では 0.8mm、反射型 5mm 厚 MgF2 窓では 1.0mm、反射型 3mm 厚 MgF2 窓では1.0mm となり、シンチレータを含んだ検出器の位置分解能は、シンチレータ内での紫外線の広がりの寄与が 99%以上悪くさせていることが分かった。
LuF3 (Nd)(10×10×1mm3 ) に 5.5MeV の α 線を照射したときのスペクトルを解析することで、透過型光電面の量子効率はおよそ 1.0% 、反射型光電面の量子効率はおよそ 1.5%となり、反射型にすると透過型よりも 1.5 倍量子効率が向上した。ただしガス中の紫外線の吸収を考慮していないため、実際には反射型光電面ではこの値以上の量子効率があると考えられる。
今後
紫外線イメージング検出器を実用的にするにはまず多くの光電子が発生する必要がある。
ガス PMT の安定性を考えても、出来るだけ低いガス増幅率でイメージングを行なうためにもシンチレータから取り出す紫外線の光量とガス PMT の量子効率を向上させることは必須である。具体的にシンチレータ関係でしなければいけないことは以下のようなことがある。

• 発光量の多いシンチレータの開発。
• 自己吸収の少ないシンチレータの開発。多くの紫外線を発光しても自己吸収が大きければ結晶から取り出せる紫外線は少なくなってしまう。シンチレータに α 線を照射した場合は紫外線が結晶のすぐ表面で発生するので入射窓に届く紫外線はイベン
トごとに同程度の距離を通過することになり同程度の吸収を受ける。しかし硬 X 線の場合、紫外線が結晶のどこで発生するかはイベントごとに異なる。すると発生場所
によって紫外線が入射窓に届くまでに吸収される割合が変わってしまいエネルギー
分解能が悪くなる。
• 原子番号・密度の大きいシンチレータの開発。紫外線の自己吸収の影響を抑えるた
めにはシンチレータをできる限り薄くすればよいが、硬 X 線がシンチレータと相互作用するためには、高い阻止能をもった結晶が必要である。
• シンチレータに巻く最適な反射材の調査。
• 発光波長の短いシンチレータの開発。図 3.4 や 3.5 を参照すると CsI の量子効率は反射型では 120nm の光に対して最大となり、透過型では 130nm の光に対して最大と72なる。今回用いたシンチレータの発光波長は 170nm 以上なのでこれより短い波長の紫外線を出すシンチレータであれば発光量が少なくても量子効率が良くなり光電子が多く発生する可能性がある。
また、ガス PMT の量子効率を向上させるために必要なことは以下のようなことがある。

• ドリフト電極に正の電圧をかける。我々の検出器は容器を接地してドリフト電極に負の高電圧をかけている。このため透過型光電面に用いる入射窓の内部には下向きの電場ができていることになり電子は上方向に力を受けることになる。すると光電子が放出されにくくなることが考えられる。逆にドリフト電極に正の電圧をかければ光電子が放出されやすくなる可能性がある。
• CsI に導電性をもたせる。CsI は半導体であるため、接触しているドリフト電極に電圧を与えても CsI には電圧が一様にかかっていないことが考えられる。すると CsIへの電荷の供給が起こりにくくなり光電子が発生しにくくなる可能性がある。
• 使用するガスを最適化する。光電面と接触しているガスの種類・圧力によっても量子効率は変化する。その際、ガス増幅率が十分に稼げるかどうかも考慮しなければならない。
反射型光電面のセットアップで調査すべき点を挙げる。

• ガス中での紫外線の吸収を抑える。反射型光電面のセットアップでは紫外線がガス中を通過してから CsI に当たるためそこで紫外線が減衰する可能性がある。特にクエンチャーとしてガスに混入させているエタンは紫外線を吸収するためのものであるので、シンチレータからの紫外線も同時に吸収してしまう。
• CsI を蒸着する GEM の穴径・ピッチを最適化する。上で述べたように紫外線が効率良く CsI 面に当たる必要がある。

73

付 録A

ガス光電子増倍管の設計図面及び写真µ-PIC を取り付ける容器の底面部分には図 A.1 に示されるアルミ製のものを用いた。
この底面部分に取り付けるものとして µ-PIC の他に、µ-PIC に高電圧を供給するための中継基板がある（図 A.2）。この基板と µ-PIC をガス封じ切り容器に取り付けるときの概念図を図 A.3 に示す。底面部分に取り付けるものとして GEM とドリフト電極に高電圧を与えるための SHV 端子を取り付けられるフランジ（図 A.5）と真空を引いたりガスを導入するためのバルブがある。

74

図 A.1: ガス封じ切り容器底面部分（製作図面）75

図 A.2: 高電圧供給基板の写真と回路図

76図 A.3: µ-PIC と高電圧供給基板の接続概念図

77

図 A.4: SHV 端子を取り付けるフランジ（製作図面）

図 A.5: SHV 端子を取り付けるフランジ（写真）

図 A.6: SHV 端子を取り付けるフランジ 2（製作図面）

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図 A.7: SHV 端子を取り付けるフランジ 3（製作図面）

図 A.8: ガス封じ切り容器底面の内側と外側の様子
これらのものを全て容器底面に取り付けた様子が図 A.8 である。GEM の電極とドリフ
ト電極にそれぞれ独立に電圧を与えることができるように SHV 端子を計 8 個と多めに配置している。 この容器底面に µ-PIC と GEM2 枚を取り付けた様子が図 A.9 である。
次に入射窓を取り付けるアルミ製のフタを製作した（図 A.12）。窓を取り付けるためのO リングの規格は V40 となっており、入射窓の大きさが φ54mm であるが、この O リングの規格からフタに空けた穴径は 34mm とした。入射窓に圧力が加わって割れてしまうのを防ぐために、入射窓の内外で同時に排気できるようにした。容器のフタにティーを取り付けられるように図 A.10 のようなフタを用意した。 またドリフト電極は 1mm 厚の銅リング（図 A.17）を入射窓に接触させ、この銅リングに電圧を与えることにした。入射窓を押さえるための治具は図 A.18 のようなポリ塩化ビニル製のものを用いた。図 A.17 と A.18

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図 A.9: ガス封じ切り容器底面の内側 (µ-PIC と GEM を取り付けた様子)

図 A.10: 入射窓保護フランジ (製作図面)と入射窓をフタに取り付けた様子が図 A.19 である。

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図 A.11: 入射窓保護フランジ (写真)

図 A.12: 入射窓を取り付ける蓋（製作図面）

図 A.13: 入射窓を取り付ける蓋（製作図面）

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図 A.14: 入射窓を取り付ける蓋（製作図面）

図 A.15: 入射窓を取り付ける蓋（写真）上から82

図 A.16: 入射窓を取り付ける蓋（写真）下から

図 A.18: 窓押さえ (5mm 厚窓用)（製作図面）

図 A.17: ドリフト電場を与えるための銅リン
グ（製作図面）83図 A.19: 入射窓を容器の内側に取り付けた様子

図 A.20: µ-PIC と GEM を底面に取り付けた様子

図 A.21: 完成した容器の写真

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関連図書
[1] G.F.Knoll 「放射線計測ハンドブック 第３版」 日刊工業新聞社 (2001)[2] http://physics.nist.gov/PhysRefData/Xcom/Text/XCOM.html[3] M.Kobayashi ”Introduciton to scintillators” Proceedings of KEK-RCNP International School and Mini-workshop for Scintillating Crystals and their Applicationin Particle and Nuclear Physics[4] H.Hofstadter, Phys. Rev. 74(1948)100[5] H.Hofstadter, Phys. Rev. 74(1948)628[6] E.Dafni, NIM A254(1987)54[7] Y.Kurata et al., IEEE Nuclear Science Symposium and Medical Imaging Conference Record 3(1994)1367[8] M.Tashiro et al., IEEE Trans. Nucl. Sci. 49(2002)1893[9] E.V.D. van Loef et al., NIM A486(2002)254[10] http://jp.hamamatsu.com[11] 「UBA(Ultra Bialkali) SBA(Super Bialkali) PMT Series」浜松ホトニクス株式会社[12] E.Sarantopoulou et al., Microelectronic Engineering 57-58(2001)93[13] P.Dorenbos et al., IEEE Tran. Nucl. Sci. 37(1990)119[14] P.Schotanus et al., NIM A284(1989)531[15] R.Visser et al., J.Phys.:Condens. Matter 5(1993)8437[16] P.Dorenbos et al., Journal of Luminescence 69(1996)229[17] A.Takada, Doctoral Thesis Kyoto University(2007)[18] A.V.Zarubin, NIM A283(1989)409[19] F.Sauli ”Principles of operation of multiwire proportional and drift chambers”
CERN Report 77-09(1977)[20] G.Charpak et al., NIM 62(1968)262
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[21] 永吉勉 修士論文 東京工業大学 (2001)[22] G.Charpak et al., NIM 148(1978)471[23] A.Oed, NIM A263(1988)351[24] T.Nagayoshi Doctoral Thesis Kyoto University(2004)[25] S.F.Biagi, T.J.Jones, NIM A361(1995)72[26] S.F.Biagi et al., NIM A366(1995)76[27] F.Sauli, NIM A386(1997)531[28] http://gdd.web.cern.ch/GDD/[29] Y.Giomataris et al., NIM A376(1996)29[30] Y.Giomataris NIM A419(1998)239[31] V.Peskov et al., NIM A392(1997)89[32] A.Ochi, NIM A471(2001)264[33] O.Sasaki, M.Yoshida, IEEE Trans. Nucl. Sci. 46(1999)1871[34] R.Orito et al., IEEE Trans. Nucl. Sci. 51(2004)1337[35] H.Kubo, NIM A513(2003)94[36] A.Takeda et al., IEEE Trans. Nucl. Sci. 51(2004)2140[37] K.Hattori et al., Journal of Synchroton Radiation 16(2009)[38] K.Hattori, Doctoral Thesis Kyoto University(2009)[39] E.Shefer et al., NIM A419(1998)423[40] 服部香里 修士論文 京都大学 (2006)[41] C.L.Melcher, NIM A537(2005)6[42] F.Angelini et al., NIM A335(1993)69[43] J.van der Marel et al., NIM A410(1998)229[44] M.Gruwé & S.Tavernier NIM A311(1992)301[45] W.Kononenko et al., NIM A396(1997)172[46] J.M.Maia et al., NIM A580(2007)373[47] J.Va’vra et al., NIM A370(1996)352
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[48] P.Schotanus et al., NIM A272(1988)913[49] 井田知宏 修士論文 京都大学 (2008)[50] ニコラス ツルファニデス 放射線計測の理論と演習 (上巻)[51] H.Sekiya et al., NIM A18(2010)[52] M.Inuzuka et al., NIM A525(2004)2140

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謝辞
本修士論文は著者が京都大学大学院理学研究科物理学・宇宙物理学専攻修士課程に在籍中の研究成果をまとめたものです。本論文を作成するにあたり、多くの方のご指導とご協力を賜りました。同専攻教授谷森達先生には研究者としての物理に対する考え方を根本から学びました。同専攻助教窪秀利先生は私の 2 年間の研究生活に全て関わっていただき、常に気にかけてくださいました。研究内容のご指導はもちろんのこと、仕事の取り組み方など、これから社会人となる上で大切なことを学びました。同専攻助教身内賢太朗先生は会う度に私を笑顔にしてくださり、研究しやすい環境を作ってくださいました。実験結果
に対する非常に鋭い考察は大変参考になりました。株木重人博士にはどんなにささいな質問でも非常に丁寧なご指導をいただき、出来の悪い私にとってはとても頼りになりました。
大変後輩思いの方で、研究者としても人間としても尊敬しております。パーカージョセフ
博士には主にデータ取得や解析の方法をご指導いただきました。イベントの際には私の稚拙な英語でのやりとりに付き合っていただき英語の勉強にもなりました。岸本祐二博士は本当に穏やかな方で、私との共通の趣味である魚釣りの話題でいつも楽しく接することができました。博士課程 3 年の黒澤俊介さんは私が大学院に入学してから最も身近な存在であり、私の研究生活の土台を作ってくれました。多大なご迷惑をおかけしたときもありましたが私を見捨てずに最後まで面倒を見ていただきました。博士課程 2 年の岩城智さんは最も気軽に話しかけることができる先輩で、普段から仲良くさせていただきました。私の至らない実験知識をたくさん補っていただきました。同期の澤野君、中村君、東君とは非常に多くの時間を共有しました。幾度となく実験に行き詰った時も同期の存在があったか
らこそ乗り越えられたと確信しています。感謝してもしきれません。後輩の青野君、松岡
君からも学ぶことは多くありました。X 線グループの鶴先生、信川さん、澤田さん、劉さん、大西君、中島君にも優しく接していただき大変お世話になりました。東京大学宇宙線研究所助教関谷洋之先生には本当にお世話になりました。私の研究の何から何まで面倒を見てくださり私の研究生活を充実させてくださいました。私が神岡に出向いた際も非常に丁寧に案内してくださり、こういう方に出会えて本当によかったと思います。京大生存圏
研の高田淳史博士は不勉強な私に嫌な顔一つせず丁寧にアドバイスをくださいました。博
識で穏やかな高田さんのような研究者になりたいと思います。株式会社トクヤマ様、東北大学からは結晶に関して様々なデータを提供していただき私の研究をスムーズに行なうことができました。私と関わってくださった全ての皆様に改めて感謝いたします。最後に、私をここまで育ててくれた両親、そしていつも私を支え続けてくれた妻祥世に感謝いたします。

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