2023 年度 修士論文

次世代カロリメータ技術のための高時間分解能チェレンコフ検出器の開発(Development of Excellent Time Resolution Cherenkov Detector
for Next-Generation Calorimetry)

東京大学大学院 理学系研究科 物理学専攻
素粒子物理国際研究センター 大谷研究室

修士 2 年
学籍番号 35-226097

李 維遠
2024 年 1 月 24 日

ii

概要
素粒子物理学では次なる大型実験としてヒッグスボソンを精密測定するための電子陽電子衝突型加速器実験が提案されている．このような実験はジェットのエネルギー分解能に厳しい要求が課せられる．ハドロニックカロリ
メータでは，平均的にジェットのエネルギーの 70% 以上が吸収され，その役割は非常に大きい．しかしながら，ハドロンの複雑なシャワー過程ゆえに飛跡検出器や電磁カロリメータと比べてエネルギー分解能が圧倒的に劣る．これに対し，大きく 3 つのアプローチでジェットのエネルギー分解能向上が研究されている．(1) ジェットを構成する粒子 1 つ 1 つを同定し，それぞれにとって最適な検出器でエネルギーを測定する．(2) ハドロニックシャワーの電磁成分とハドロン成分をそれぞれに対する応答が異なる 2 つの方法で測定する．(3) 粒子の時間情報を取り入れた解析を行う．これら 3 つのアプローチのためにはそれぞれ「高度にセグメント化された読み出し」「シンチレー
ション光とチェレンコフ光による二重読み出し」「高時間分解能な読み出し」が必要となる．
本研究ではこの 3 つ特徴を併せ持つ新しいカロリメータ技術に向けた要素技術の開発を行なった．具体的には，チェレンコフ光を高精細かつ高時間分解能で読み出すためのチェレンコフ検出器の開発である．チェレンコフ検出器はチェレンコフ光を光電面で電子に変換し，RPC で増幅して読み出す．RPC に関しては高いレート耐性を有す
る DLC-RPC の時間分解能を調べ，チェレンコフ検出器に導入した場合，20 − 30 ps の高時間分解能を達成し得ることを示した．また，DLC-RPC を用いたチェレンコフ検出器の試作機を製作し，測定器原理実証に向けた動作試
験を行なった．本研究の試作機では測定器原理実証に至らなかったが，今後の設計方針と動作に関する知見が得ら
れた．

v

目次

第1章

序論

1

1.1

加速器実験 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

1

1.2

カロリメータ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

3

1.3

エネルギー分解能向上のためのカロリメータ技術 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

7

1.4

次世代カロリメータ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

10

高精細・高時間分解能チェレンコフ検出器のコンセプト

13

第2章

2.1

Resistive Plate Chamber . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13

2.2

チェレンコフ放射 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

18

2.3

高精細・高時間分解能チェレンコフ検出器のコンセプト . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

20

2.4

関連する先行研究 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

21

DLC-RPC の時間分解能

25

3.1

測定のセットアップ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

25

3.2

測定結果 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

27

3.3

チェレンコフ検出器で期待される時間分解能 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

33

3.4

まとめ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

38

第3章

第4章

チェレンコフ検出器の開発

39

4.1

試作機の構造 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

39

4.2

試作機およびモックアップ検出器の動作試験の方針 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

44

4.3

動作試験のセットアップ

4.4

モックアップ検出器の動作試験 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

46

4.5

試作機の動作試験 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

49

4.6

まとめと展望 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

57

結論

59

第5章

. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 45

謝辞

61

引用文献

63

vii

図目次

1.1

CMS の検出器システム . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

2

1.2

加速器実験に用いられる検出器の構成 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

3

1.3

ハドロニックシャワーの概念図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

4

1.4

電磁シャワーとハドロニックシャワーで検出されるエネルギーの違い . . . . . . . . . . . . . . . .

5

1.5

物質ごとの放射長と核相互作用長 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

6

1.6

PFA の概念図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

7

1.7

PFA で想定されうる粒子同定のミス . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

7

1.8

二重読み出しカロリメータで測定されたエネルギー分布 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

9

1.9

dE/dx または TOF を用いた π 中間子と K 中間子,K 中間子と陽子の識別能力 . . . . . . . . . . .

10

+ −

−

1.10

CLIC ILD 検出器において e e →H H → tb̄bt̄ のシミュレーションで再構成されたイベント . 10

1.11

次世代カロリメータのコンセプト . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

2.1

RPC の模式図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13

2.2

RPC のアバランシェ増幅過程と電場変化の概念図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14

2.3

異なるガス混合比での Townsend 係数と吸着係数 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

2.4

Weighting ﬁeld の概念図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16

2.5(2.7) 式とシミュレーションから得られた時間分解能の比較 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18

2.6

DLC-RPC の概念図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18

2.7

DLC-RPC の電極 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 19

2.8

DLC-RPC で取得された波形の一例 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 19

2.9

DLC-RPC の印加電圧に対する検出効率と波高分布 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 19

2.10

チェレンコフ放射の概念図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

20

2.11

チェレンコフ検出器が信号を生成する概念図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

21

2.12

PICOSEC MM 検出器の概念図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 21

2.13

GasPM プロトタイプの構成 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22

2.14

GasPM とレーザー光の時間差分布 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 23

3.1

DLC-RPC の時間分解能測定のセットアップ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 25

3.2

DLC-RPC の内部の様子と外部から見た図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26

3.3

DLC-RPC の検出器構造 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26

3.4

PSI アンプの回路図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 27

3.5

取得したの DLC-RPC およびタイムレファレンスカウンタの波形 . . . . . . . . . . . . . . . . . .

3.6

DLC-RPC の波高分布と検出効率 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 29

3.7

異なる波形処理に対する CFT 差分布 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

+

11

15

28
31

図目次

viii
3.8

異なる波形処理のノイズ RMS . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

31

3.9

異なる波形処理の立ち上がり . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

32

3.10

異なる CFT のフラクションに対する DLC-RPC の時間分解能 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

32

3.11

MA3 とその微分波形 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 33

3.12

DLC-RPC のタイムウォーク . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 33

3.13

印加電圧に対する DLC-RPC の時間分解能 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

3.14

DLC-RPC の両側の読み出しの平均とタイムレファレンスカウンタとの CFT 差分布 . . . . . . . . 34

3.15

チェレンコフ検出器と DLC-RPC の信号生成過程の違い . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

3.16

DLC-RPC の波高ごとの時間分解能 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 35

3.17

DLC-RPC の波高でスライスした時間差分布 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 36

3.18

DLC-RPC で波高 95 mV 以上のイベントの時間差分布 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37

3.19

RPC のギャップ内での荷電粒子の相互作用 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37

3.20

90

4.1

試作機検出器の断面図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

4.2

CsI の QE . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 40

4.3

PCB と光電面のコンタクト方法 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41

4.4

光電面付き輻射体 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

41

4.5

試作機に使用された DLC 電極 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

42

4.6

真空デジケータとグローブボックス

4.7

モックアップ検出器の構造 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

43

4.8

線源の位置をずらすことによる on-source,oﬀ-source の切り替え． . . . . . . . . . . . . . . . . . .

44

4.9

宇宙線データのセットアップ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

45

4.10

ピラー付き DLC 電極を用いたモックアップ検出器で取得した宇宙線データの波高分布 . . . . . . .

47

4.11

モックアップ検出器と DLC-RPC の検出効率の比較

4.12

ピラーなし DLC 電極モックアップ検出器の波高分布 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

48

4.13

損傷した光電面と放電を防ぐための対処 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

50

4.14

ピラー付き DLC 電極を用いた試作機のコンディショニング前後のトリガーレート推移 . . . . . . .

50

4.15

モックアップ検出器とピラー付き DLC 電極を用いた試作機の波形 . . . . . . . . . . . . . . . . . .

51

4.16

ピラー付き DLC 電極を用いた試作機の波高とアンダーシュートの関係 . . . . . . . . . . . . . . .

52

4.17

ピラー付き DLC 電極と光電面付き輻射体 B を用いた試作機の波高分布 . . . . . . . . . . . . . . .

52

4.18

ピラーなし DLC 電極を用いた試作機の波高とアンダーシュートの関係 . . . . . . . . . . . . . . .

54

4.19

ピラーなし DLC 電極を用いた試作機の波形 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

54

4.20

コンディショニング後の試作機のトリガーレート . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

55

4.21

ピラーなし DLC 電極と光電面付き輻射体 B を用いた試作機の β 線に対する波高分布 . . . . . . .

56

34
35

Sr 線源の β 線エネルギースペクトラム . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 38
39

. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 43

. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 47

ix

表目次

2.1

PICOSEC MM 検出器の構成 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22

4.1

λ = 0.2 µm での屈折率と透過波長の下端のまとめ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

40

4.2

光電面付き輻射体 A,B のジオメトリの違い . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

41

4.3

モックアップ検出器と DLC-RPC の構造およびエレクトロニクスのパラメータ . . . . . . . . . . .

46

1

第1章

序論
1.1 加速器実験
素粒子物理学の理論を検証するためにはさまざまな素粒子を生成してその性質を調べる必要がある．我々が素粒子を得るにはおもに次の 3 つの方法がある [1]．

1. 宇宙線: 地球に向かって宇宙空間から飛来する高エネルギー粒子は大気と相互作用して地表では µ 粒子や
ニュートリノとして降り注ぐ．これらは原子核反応や粒子加速器では得られないような非常に高いエネルギーをもつものもあり，かつ無料である．ただしフラックスが非常に低いことと飛来する粒子をコントロー
ルすることが原理的に不可能であることが欠点である．

2. 原子核反応: 放射性原子が崩壊するときに β 線や γ 線，中性子，α 線を放出する．
3. 粒子加速器: 電子や陽子を高エネルギーに加速して標的に衝突させることでさまざまな粒子が放出される．
今日ではこのときに発生する粒子のうち興味があるものを抽出して陽電子，µ 粒子，π 中間子，K 中間子，B
中間子，反陽子，そしてニュートリノなどの二次ビームを生成することも可能である [2]．
高いエネルギーとコントロール可能な実験環境を求めて，現代の実験の多くは粒子加速器で得られるビームを正面衝突させて使っている．衝突点の周りを検出器で取り囲み，衝突点で生成された粒子を再構成することでその性質を調べている．

1.1.1 代表的な実験と検出器の構成
代表的な加速器施設として以下が挙げられる．

• 初の超伝導シンクロトロンであり，トップクォークの発見をした Tevatron[3]• 初の電子-陽子加速器である Hadron-Elektron-Ring-Anlage (HERA)[4]• 世界最大の電子-陽電子円形加速器であり，W ボソンと Z ボソンの質量の精密測定をした Large ElectronPositron Storage Ring (LEP)[5]• 唯一の電子-陽電子直線加速器である Stanford Linear Collider (SLC)[6]• そして世界最高エネルギーの陽子-陽子円形加速器である Large Hadron Collider (LHC)[7]
これらの加速器実験に用いられるミクロな検出器技術は異なるが，マクロな検出器の構成 (図 1.2) はほとんど変わらない．例として，図 1.1 は LHC の衝突点の 1 つで実験を行っている CMS 実験 [8] の検出器システムである．最内層の飛跡検出器では，磁場によって曲げられた荷電粒子の飛跡の曲率からその運動量を求める．次に粒子のエネ
ルギーを測定するカロリメータが取り囲む．カロリメータは役割の異なる電磁カロリメータ (ECAL) とハドロニッ第 1 章 序論

2

図 1.1

CMS の検出器システム [9]．衝突点を取り囲むようにして飛跡検出器 (Tracker)，ECAL，HCAL，µ 粒子検出器が配置されている．

クカロリメータ (HCAL) からなり，前者は電子と光子，後者は入射する µ 粒子とニュートリノを除くほとんどすべての粒子のエネルギーを測定することができる．カロリメータについては次節で詳しく述べる．最外層に、µ 粒子のための検出器が取り囲む．

1.1.2 将来実験
2012 年に ATLAS 実験と CMS 実験のグループが標準模型における最後の未発見粒子であったヒッグスボソンの発見をした [11,12] ことにより，素粒子物理学に金字塔が立てられた．一方で，このことは [13] で提起されているようなより根本的な問題へとつながった．

1. 自然界には未だ発見されていない原理が存在するのだろうか？
2. ダークエネルギーの謎を解明するためにはどうしたら良いのだろうか？
3. 空間には余剰次元が存在するのだろうか？
4. すべての力は統一されるのだろうか？
5. なぜこれほど多くの素粒子が存在するのか？
6. ダークマターとは何か？
7. ニュートリノから何が理解できるか？
8. 宇宙はどのようにして始まったのだろうか？
9. 反物質に何が起こったのか？
これらの問題へ取り組むため，高エネルギー物理学コミュニティ [14] では将来実験として次の 2 つの特に重きを置1.2 カロリメータ

3

innermost layeroutermost layer

tracking electromagnetic hadronicsystemcalorimeter calorimetermuonsystemphotons
electrons
muons
protonsKaons
pions
neutrons
K0L
C. Lippmann − 2003

図 1.2

「伝統的」に加速器実験に用いられる検出器の構成 [10]．粒子の種類によって各検出器での反応が異なる．たとえば，ある粒子が電磁カロリメータでのみ検出された場合，それは高い確率で光子である．

くべき方向性が示された．

1. 電子-陽電子衝突型加速器によるヒッグスファクトリー
2. LHC を超えた高エネルギー高輝度の衝突型実験
このうち，前者についてはヒッグスボソン，トップクォーク，W ボソンと Z ボソンのカップリングをこれまでの1 桁以上の精度で測定することを目指している．これを実現するために周長 ∼ 100 km の円形加速器として Future
Circular Collider (FCC-ee)[15] や Circular Electron-Positron Collider (CEPC)[16] が提案されている．また，円形加速器でのシンクロトロン放射による制限を克服するために直線加速器として International Linear Collider(ILC)[17] や Compact Linear Collider (CLIC)[18] が提案されている．
これら実験ではジェットのエネルギー分解能が非常に重要である．240 GeV の電子陽電子衝突の場合，可能な終状態のうち 90% 以上が複数のジェットを含む [19]．たとえば ILC ではジェットのエネルギー分解能に関して，√∼100 GeV まで σ/E = 30%/ E とし，それ以上のエネルギーに対しては σ/E ≤ 3% という基準を設けている[17]．これは LEP や SLC での要求性能の 2 倍に相当する．

1.2 カロリメータ
カロリメータ [20,21, 22,23] は入射粒子がシャワー (詳しくは次節) を引き起こし，カロリメータ体積の中でエネルギーを吸収し，記録された信号から入射粒子のエネルギーを求める測定器である．飛跡検出器では荷電粒子のみ

第 1 章 序論

4

図 1.3 ハドロニックシャワーの概念図 [22]．ハドロンのエネルギーは電磁成分 (Em component) と非電磁成分(Non-em component) の形でデポジットされる．電磁成分は、核反応で生成された中性 π 中間子の崩壊によって発生する．一方で非電磁成分は荷電ハドロンや核破砕生成物によって発生する．後者のエネルギーの一部はカロリメータの信号に寄与しない．図中の λ は核相互作用長．

が信号を残すが，カロリメータでは荷電粒子だけでなく *1 ，光子や中性ハドロンのエネルギーを測定することができる．現代の加速器実験においては高エネルギーな粒子が入射するためその役割は特に重要である．これは入射粒
子のエネルギーが大きいと相対的なエネルギー分解能はおおよそエネルギーの平方根に比例して良くなるが，入射粒子のエネルギーがカロリメータ体積で完全に吸収されるために必要な深さはエネルギーに対して対数的にしか増加しないためである．対比的に，飛跡検出器は入射粒子の運動量が増加するとその測定精度は悪化する．

1.2.1 電磁シャワーとハドロニックシャワー
物質中に高エネルギーな粒子が入射すると電磁シャワーやハドロニックシャワーを引き起こす．
電磁シャワーは荷電粒子と物質の電磁相互作用によって引き起こされる．光子または電子がおもに対生成と制動放射によってその数を指数関数的に増加させ，やがて制動放射ができなくなるクリティカルエネルギー Ec *2 にな√るまで繰り返す．電磁シャワーの特徴量は一般的に放射長 X0 ≈ 716A/Z(Z + 1) ln(287/ Z) [g/cm2 ] と，エネル
ギーの ∼ 85 − 90% が入るシャワーの半径 (Molière 半径) RM = 21X0 /Ec [g/cm2 ] で表される．ここで Z は陽子数，A は質量数である．たとえば，銅では Ec = 19.63 MeV, X0 = 12.86 g/cm2 , RM = 13.76 g/cm2 である．
ハドロニックシャワーはハドロンと原子核との強い相互作用によって引き起こされ、その発達過程はとても複雑である．最初の強い相互作用によって中性子や陽子，π 中間子などのさまざまな二次粒子が放出される．このうち，
中性 π 中間子と η 中間子は 2 つの γ 線に崩壊してそれらは電磁シャワーを引き起こす．残ったハドロンは十分なエネルギーをもつならば次の強い相互作用により新たな二次粒子が放出される．これを繰り返えし，やがて止まる．
これから分かるように，ハドロニックシャワーは電磁成分とそれ以外の非電磁成分から成る．非電磁成分の一部は，励起した核からおよそ 1 µs 遅れて放出されるために測定のタイムウィンドウに入らない光子や低運動量の中性子，原子核の束縛エネルギーであり，これらは原理的に検出が不可能である．また，全エネルギー E に対して，検出可能なエネルギーを Evis として，ηe を電磁成分の検出効率，ηh を非電磁成分の検出効率，fem を全エネルギーに対*1 µ 粒子はシャワーをほとんど起こさずにカロリメータを通過してしまうので例外である．
*2 Rossi[24] による定義では電子のエネルギーが X0 進む間にイオン化によって失うエネルギーと等しくなったときとしている．

1.2 カロリメータ

5

図 1.4 電磁シャワーとハドロニックシャワーで検出されるエネルギーの違い [21]．

する電磁成分の割合とすると，以下のように表せる．

Evis = ηe fem E + ηh (1 − fem )E ．

(1.1)

ここから，同じエネルギーの電磁シャワーとハドロニックシャワーの検出可能なエネルギーの比は次のとおりである．

()
Evis (hadronic shower)
ηe fem E + ηh (1 − fem )Eηh== 1 − (1 − fem ) 1 −．
Evis (EM shower)
ηe E
ηe

(1.2)

一般的に ηe ̸= ηh であり，fem はエネルギー依存性とイベントごとのふらつきがある．これによって検出される
ハドロニックシャワーも大きなふらつきをもつ (図 1.4)．ハドロニックシャワーの特徴量はハドロンと原子核による強い相互作用が起こる平均自由行程である核相互作用長 λI ≈ 35A1/3 で表される．図 1.5 のように，一般的に

λI > X0 であり，電磁シャワーはエネルギー密度が高く，まとまって分布をするのに対して，ハドロニックシャ
ワーは広くまばらに分布する．

1.2.2 エネルギー分解能
カロリメータのエネルギー分解能は，エネルギー依存性が異なるさまざまなプロセスが寄与するため，複雑な観測量である．しかしながら，実用上では次のように 3 つの項の二乗和による表現が十分に役立つことが知られている．

σAB= √ ⊕ ⊕ C.
E
E
E

(1.3)

第 1 項は確率項と呼ばれ，シャワーによる寄与を表す．入射粒子のエネルギー E に比例してシャワーの粒子数や全飛跡距離が増加することによる統計的な効果である．第 2 項は，一般的にエネルギー依存性を持たないノイズによる寄与を表す．第 3 項は定数項と呼ばれ，検出器構造の非一様性や時間的変動，読み出しシステムの不完全性，チャンネルごとの較正ミス，カロリメータ体積からのシャワーの漏れなどが寄与する．

第 1 章 序論

6

50

5

40

4

W Au Pb

U

30

3

λI

20

2

X0

10

0
20

30

40

50

60

X0 /ρ (cm)Ru Pd

λ I /ρ (cm)

Fe Cu

1

70

80

90

100

0

Z
図 1.5 物質ごとの放射長と核相互作用長 [23]．物質の密度 ρ で規格化されている．

1.2.3 サンプリングカロリメータと全吸収カロリメータ
カロリメータはシャワーを引き起こす吸収層とシャワー粒子に反応して信号を発生させる検出層に分かれている
サンプリングカロリメータ，そして検出層が吸収層を兼ねている全吸収カロリメータに分類できる．
サンプリングカロリメータは多くの場合，吸収層と検出層をサンドイッチ型に交互に配置する．検出層に用いられる物質は一般的に高価なため，吸収層と検出層に分けることで比較的安価に大面積をカバーすることができる．
また，セグメント化されていることにより三次元的なシャワーの観測が可能であることも利点である．そのため，大面積をカバーする必要のある加速器実験ではサンプリングカロリメータが多く採用される．一方で，確率項の係√

数 A は吸収層と検出層にデポジットされるエネルギーの割合 fsamp によっておおよそ 1/

fsamp になる．ゆえに

全吸収カロリメータはより良いエネルギー分解能を示す *3 ．

1.2.4 電磁カロリメータとハドロニックカロリメータ
電磁カロリメータ (ECAL) では光子と電子が電磁シャワーを起こし，そのエネルギーが測定される．ほとんどの
電磁カロリメータは粒子の進行方向に対しておよそ 20X0 の深さで作られており，光子と電子のエネルギーをほと√んど全て吸収できるようになっている．典型的なエネルギー分解能は全吸収型で 2 − 3%/ E ，サンプリング型で√
8 − 20%/ E である．

ハドロニックカロリメータ (HCAL) は電磁カロリメータの下流に配置され，電磁カロリメータで吸収できなかったほぼ全ての粒子のエネルギーを測定する．ハドロニックカロリメータはすべてサンプリング型であり，典型的な*3 ただし信号を出すアクティブな材料はコストがかかる1.3 エネルギー分解能向上のためのカロリメータ技術

図 1.6

PFA の概念図 [25]．従来の再構成ではカロリメータにデポジットしたエネルギーの足し合わせだったが，PFA では粒子を同定し，最適な検出器で測ったエネルギーを用いる．

図 1.7

PFA で想定されうる粒子同定のミス [25]．(左) γ 線によるシャワーが荷電粒子の飛跡の一部と認識してしまっている．荷電粒子は飛跡検出器での信号からエネルギーが計算されるので，このミスが起こるとジェットのエネルギーを過小評価することになる．(中央) 中性ハドロンによるシャワーを近くの荷電ハドロンのシャワーの一部と認識してしまっている．左図同様，ジェットのエネルギーを過小評価することになる．(右) 荷電ハドロンによるシャワーの一部を中性ハドロンのシャワーと認識してしまっている．この場合は飛跡検出器で求めたエネルギーに加えてカロリメータで求めたエネルギーが足されるため，ジェットのエネルギーを過大評価することになる．

√

エネルギー分解能は 50 − 100%/ E である．
近年では次節で紹介するような技術により，より良いエネルギー分解能のカロリメータ技術が開発されている．

1.3 エネルギー分解能向上のためのカロリメータ技術
従来の衝突型加速器実験において，エネルギー再構成はカロリメータにデポジットされたエネルギーを足し合わせることで行っていた．一般的にジェットのエネルギーはおよそ 60% が荷電粒子，30% が光子，そして残りの10% が中性ハドロンによって構成されている．荷電粒子のエネルギーはほとんどがハドロンによって運ばれるため，ジェットのエネルギーのうちおよそ 70% が分解能の悪い HCAL によって測定される．つまり，HCAL の性能向上は実験全体にとって非常に重要である．

1.3.1 Particle Flow
荷電粒子は飛跡検出器でその運動量が測定され，カロリメータよりもはるかに優れたエネルギー分解能で再構成できる．このため，入射粒子の種類を同定し，荷電粒子のエネルギーは飛跡検出器で測定された運動量から再構成することが望ましい．そして，ECAL は γ 線のエネルギー，HCAL は中性ハドロンのエネルギーのみを再構成する(図 1.6)．このように，粒子ごとに最適な検出器を選んでエネルギーの再構成を行う手法が Particle Flow Algorithm

7

第 1 章 序論

8(PFA) であり，ジェットのエネルギー分解能を大幅に向上させることができる．PFA を可能にするためには，検出器でデポジットされたエネルギーを正確に粒子ごとに分別しなければならない．図 1.7 は想定されうる粒子同定のミスである．このようなミスを最小限にするためには高度にセグメント化された読み出しが不可欠である *4 ．たと
えば，ILC で要求されている読み出しセルのサイズは ECAL が 5 mm × 5 mm，HCAL が 10 mm × 10 mm である．このような高精細な"イメージング"カロリメータは CALICE コラボレーション [26] によって先駆的な研究を進めている．

1.3.2 補償カロリメータ
ハドロニックカロリメータのエネルギー分解能は (1.2) 式の fem がイベントごとに大きくふらつくことが寄与している [27]．よって，ηh = ηe として fem 依存性をなくすことでエネルギー分解能の改善が望める．このようなコンセプトで作られたカロリメータは補償カロリメータと呼ばれている．
補償カロリメータを実現する一つの方法は，吸収層と検出層に用いる物質や各層の厚みを調整して ηh = ηe に近い構成とすることである．[28] では吸収層に 238 U，鉛，鉄などの質量数の大きい物質を，検出層に有機シンチレー
タなどの水素を含有する物質を使うことでエネルギー分解能の改善を報告している．ただし，設計にかかる制限ゆえに近年の衝突型加速器実験には採用されていない．
もう一つの方法は，ハドロニックシャワーの電磁成分と非電磁成分を両者のエネルギー密度の違いによって識別し，エネルギーを再構成する際に重み付けをして調整することである．この方法はソフトウェア補償と呼ばれており，PFA と同様に高精細な読み出しによる改善が望める．CALICE は AHCAL を用いて 10 GeV から 80 GeV の

π 中間子に対して 12% − 25% のエネルギー分解能の改善を報告している [29]．

1.3.3 二重読み出しカロリメータ
二重読み出し (dual-readout) カロリメータはイベントごとに fem を測定することでこれに依存しないエネルギーの再構成を可能とする．fem を測定するためには異なる 2 つの信号生成過程を用いる．一般的に，シンチレーショ
ン光とチェレンコフ光である．それぞれで測定された信号の大きさ"S "と"C "は次のように表せる．

[
( )
]
ηh
S = E fem +(1 − fem ) ,
ηe
[
( )S
]
ηh
C = E fem +(1 − fem ) .
ηe C

(1.4)

ここで S, C は電磁シャワーを測定したエネルギーで校正し，⟨S⟩ = ⟨C⟩ = E とした値である (図 1.8 黒点)．

(ηh /ηe ) はハドロニックシャワーの電磁成分と非電磁成分のエネルギー検出効率比であり，ほとんどの場合 1 より小さい．下付き文字を用いて S と C の場合を分けている．加えて fem < 1 であるため，ハドロニックシャワーに対しては S, C < E である (図 1.8 赤点)．二重読み出しカロリメータは (ηh /ηe )S ̸= (ηh /ηe )C であるという事実を利用する．S, C を測定量，(ηh /ηe )S , (ηh /ηe )C を既知のパラメータとして (1.4) 式を解くことで fem に依存しない
シャワーのエネルギー E を得ることができる．

fem =
E=

(ηh /ηe )C − (C/S)(ηh /ηe )S.
(C/S)[1 − (ηh /ηe )S ] − [1 − (ηh /ηe )C ](1.5)

S − χC
1 − (ηh /ηe )S
, χ=
.
1−χ
1 − (ηh /ηe )C(1.6)*4 もちろん，粒子を識別するためのソフトウェアも重要である．

1.3 エネルギー分解能向上のためのカロリメータ技術

図 1.8

9

二重読み出しカロリメータ (DREAM ) で測定されたエネルギー分布 [30]．(中央) S-C ダイアグラム．

両軸とも E で規格化している．黒点が電磁シャワー，赤点がハドロニックシャワーに対応する．(左) チェレン
コフ光のみから得られる分布．(下) シンチレーション光のみから得られる分布．

ハドロニックシャワーのイベント (S, C) は図 1.8 で (1, 1) と ((ηh /ηe )S , (ηh /ηe )C ) を結ぶ直線上に分布する．この直線の角度 θ を用いて χ は cos θ/ sin θ と表すことができ，(1.6) 式はE=

1sin θ − cos θ

( ) (
)
S
sin θ
·
− cos θC

(1.7)

と書ける．これは幾何的には (S, C) を (1, 1) と ((ηh /ηe )S , (ηh /ηe )C ) を結ぶ直線と垂直な軸に射影していると理解できる．こうすることで，fem のふらつきの影響を受けないでエネルギーを求めることができる．
二重読み出しカロリメータは DREAM/RD52 コラボレーション [30] や IDEA コラボレーション [31] でのプロ√トタイプを用いたスタディがされている．DREAM カロリメータではジェットに対して 64%/ E + 0.6% のエネ
ルギー分解能を実現した．このプロトタイプでは体積が小さかったためにシャワーの漏れがあり，二重読み出しの√完全な性能を示しているわけではない．しかし，チェレンコフ光のみを用いた場合は 94%/ E + 7%，シンチレー√

ション光のみを用いた場合は 81%/ E + 2.2% であり，二重読み出しによる性能向上が認められる．IDEA カロリ√

メータでは 38%/ E が報告されており，W ボソンと Z ボソンの 2-ジェット崩壊を区別できることを示した．

1.3.4 時間性能の向上
時間情報の取扱いはシンプルであるが，その応用範囲は広い．たとえば，2 地点以上での時間情報を用いること
で，Time-Of-Flight（TOF）分析により粒子同定に貢献できる (図 1.9)．また，高輝度な実験環境では，時間情報を利用することで，パイルアップやオフタイミングのバックグラウンドイベントを減らすことができる (図 1.10)。4

第 1 章 序論

Separation Power

10

20.0

ILD

IDR-L

15.0

10.0

π/K, dEdx
π/K, TOF100π/K, combined
K/p, dEdx
K/p, TOF100
K/p, combined

5.0

0.0 1

2

4

6 8 1020
Momentum (GeV)

図 1.9 dE/dx または TOF を用いた π 中間子と K 中間子,K 中間子と陽子の識別能力 [32]．TOF は 100 nsの時間分解能を仮定．

CLIC ILD 検出器において e+ e− →H+ H− → tb̄bt̄ のシミュレーションで再構成されたイベント[33] (左) γγ → hadrons のバックグラウンドを重ねた場合．(右) 右図のバックグラウンドに対し，カロリメー

図 1.10

タで再構成されたクラスタによるタイミングのカットを取り入れた場合．

次元 (x, y, z, t) のデータを活用することにより，シャワーのより高度な飛跡解析 *5 をすることや，PFA へ取り入れることでの性能向上も検討されており，その典型的な目標時間分解能は 30 − 50 ps とされている [34]．

1.4

次世代カロリメータ

前節ではエネルギー分解能向上のためのカロリメータ技術を概観した．本研究では「高精細読み出し」
「二重読み
出し」
「高時間分解能」のカロリメータ技術を融合させたこれまでにないエネルギー分解能を実現する次世代のカロ
リメータ技術の開発に取り組む．エネルギーだけでなく，位置と時間を含めた 5 次元 (x, y, z, t, E) 情報を取得する*5 3 次元のデータでは静止画であったところが，時間情報を加えることで動画を用いた解析が可能になるというイメージ．

1.4 次世代カロリメータ

11

図 1.11 次世代カロリメータのコンセプト

5D カロリメータという革新的なカロリメータ技術となる．このカロリメータ技術は 1.1.2 節で紹介したヒッグス
ファクトリーだけでなく，エネルギーの精密な測定が必要となる実験一般に応用することでき，"Precision Physics"
をドライブする可能性を有する．たとえば，量子色力学に基づく核子・原子核の究極的な内部構造を測定し、その基本的な性質の起源を追求することを目的とする電子-イオン衝突型加速器 (EIC)[35] や，η 中間子を精密測定し，標準模型を超える物理の探索を目指す REDTOP 実験 [36] などへの応用が期待できる．
本研究では「高精細読み出し」「二重読み出し」「高時間分解能」のカロリメータ技術の融合を図 1.11 のようにして実現する．まず，二重読み出しのためにシンチレーション検出器とチェレンコフ検出器を検出層として用いる．
シンチレーション検出器は有機シンチレータを SiPM で読み出し，チェレンコフ検出器はチェレンコフ輻射体をガス検出器で読み出す．そして，高精細な読み出しを両者に実装する．さらに，チェレンコフ検出器で ≲ 30 ps の時間分解能を目指す．本稿では次世代カロリメータの要素技術となる高精細・高時間分解能チェレンコフ検出器の開発に注目する．チェレンコフ検出器については次章で詳しく説明する．

13

第2章

高精細・高時間分解能チェレンコフ検出器のコンセプト
本研究では，二重読み出し・高精細読み出し・高時間分解能カロリメータの要素技術として高精細な読み出しか
つ高時間分解能な，チェレンコフ検出器の開発に取り組んだ．本章では，チェレンコフ検出器を構成するチェレン
コフ輻射体，光電面，Resistive Plate Chamber (RPC) について紹介し，チェレンコフ検出器のコンセプトを説明する．加えて，関連する先行研究について述べる．

2.1 Resistive Plate Chamber
Resistive Plate Chamber (RPC) は高抵抗な平板電極を平行コンデンサのように配置し，アノード・カソードのギャップ間にガスを充填したガス検出器の一種である．図 2.1 は典型的な RPC の模式図である．RPC はアノードとカソードの間に電圧を印加し，10 − 100 kV/mm の一様な電場を発生させて運転する．荷電粒子が RPC のガス
ギャップを通過するとガスが電離し，電子と正イオンがキャリアとなる．電場によって電子はアバランシェ (電子雪崩) を起こし，観測可能な大きさまで増幅された信号を読み出し電極に誘起する．

2.1.1 ストリーマーモードとアバランシェモード
RPC は電場による増幅率の違いによってストリーマーモードとアバランシェモードに分けられる．ストリーマー
は電子に加えて励起したガス分子から放出される紫外線が増幅に関与し，やがてアノードからカソードにまたがる
プラズマのフィラメントが形成された状態と定義されている [37]．ストリーマーモードでは 108 を超える増幅率でReadout Strips (X)Insulator

HV
High Resistivity Electrode

Graphite
Coating

Gas Gap
High Resistivity Electrode
GND

Insulator
Readout Strips (Y)図 2.1 典型的な RPC の模式図 [37]

第2章

14

高精細・高時間分解能チェレンコフ検出器のコンセプト++++++++++++++++++++++++++++

Eo

+
+-

a) - - - - - - - - - - - - - - - - -b) - - - - - - - - - - - - - - - - -++++++-+--+++++++++-+--+++++

+
+++
c)

-----------------d) - - - - - - + + - + - - - - - -

図 2.2 RPC のアバランシェ増幅過程と電場変化の概念図 [37]．E0 は印加電圧による電場． (a) ガス分子が荷電粒子によって電離され，初期電子と正イオンに分かれてそれぞれアノードとカソードに向かってドリフトする． (b) アバランシェ増幅によってギャップ内部の電場に変化が生じる．この段階では空間電荷効果によってクラスターの中心部では電場が弱まり，増幅が制限される． (c) 電子がアノードに到達する．一方で速度の遅いイ
オンはゆっくりカソードに向かってドリフトする． (d) イオンがカソードに到達する．高抵抗電極の電荷はアバ
ランシェ増幅が発生した局所的な領域で電場に影響を与える．

ストリーマーを積極的に発生さる．このとき発生する信号は 50 pC [38]-数 nC [39] の大きなものとなる．アバラン
シェモードではストリーマーを抑制し，106 − 108 の増幅率で動作させる．したがって，信号は O(10) pC の小さ
いものとなり，低ノイズの増幅器が必要となる．一方でアバランシェモードは時間分解能やレート耐性において優れており，近年多く用いられている *1 ．本稿で扱うのもアバランシェモードの RPC である．アバランシェモードのRPC はその目的に応じてトリガー RPC とタイミング RPC に分類される．前者は 1 − 2 mm のギャップ厚でトリガー検出器として用いられる．後者は 200 − 300 mm のギャップ厚を積層して 50 ps の時間分解能を有し，TOF 検
出器として用いられる．本稿ではアバランシェモードの RPC，特にタイミング RPC に注目していく．

2.1.2 ガス増幅過程
荷電粒子がガスギャップを通過すると，その飛跡に沿ってガス分子を電離させる (図 2.2(a))．電離で発生した電子と正イオンはキャリアとなり，それぞれ電場によってアノードとカソードに向かって加速してドリフトする．電子は十分に加速されると，ガス分子を電離することができるだけのエネルギーを得る．そうすると，電子はある確率でガス分子を電離し，2 次電子が生じる．2 次電子は加速され，電離を引き起こす．この繰り返しによって電子は増幅される．増幅と並行して，電子はある確率でガス分子に吸着される．吸着される確率は電気陰性度の大きいガ
スほど高い．ガス増幅過程は電子クラスターの成長を表す Townsend 係数と減衰を表す吸着係数によって記述され*1 ストリーマーモードの RPC はエコフレンドリーなガスを用いる研究が進んだことやエレクトロニクスへの要求が易しいことから、主に低レート実験において活用されるケースもある [40][41]

200

15
Townsend and Attachment
Coefficient [1/mm]

Townsend and Attachment
Coefficient [1/mm]

2.1 Resistive Plate Chamber
C2F4H2/i-C4H10/SF6 85/5/10

180

Townsend

160

Attachment

140

Effective
Townsend

120
100
80
60

30

C2F4H2/i-C4H10/SF6 96.7/3/0.3
Townsend
Attachment
Effective
Townsend

25
20
15
10

isobutane

40

5

20
0

0
20

40

60

80

100

120

140

Electric Field [kV/cm]

b)

20

30

40

50

60

70

Electric Field [kV/cm]

nt
m]

a)

0

図 2.3 異なるガス混合比での Townsend 係数と吸着係数 [37]．気温 296.15 K，気圧 1013 mbar での値．

る [42]．Townsend 係数 α は位置 z において n 電子のクラスターが存在して，z + δz においてクラスターが n + 1電子に成長する確率 nαδz で定義される．同様にして，吸着係数 η は電子が 1 つ吸着される確率 nηδz で定義される．これらの係数はガスの種類，電場の大きさ，気圧に依存する (図 2.3)．Townsend 係数と吸着係数の定義から，クラスター中の平均電子数 n̄ は次のように表せる．

dn̄= (α − η)n.
dz

(2.1)

つまりクラスター内の電子数は指数関数的に振る舞う．しかしながら，この指数関数的な振る舞いは増幅の初期段階に限定される．クラスターが十分な大きさに成長すると，その電荷が電場を歪める効果は無視できなくなり，αや η も影響を受けてクラスターは指数関数的な振る舞いから外れていく．この間，正イオンはその大きな質量ゆえに新たな電離を引き起こすことはなく，電子の増幅時間スケールではほとんどその場に滞留している (図 2.2(b))．
電子のクラスターと滞留する正イオンの間では RPC の一様電場とは逆の電場が形成される．これによってクラスターの成長が抑制される効果を空間電荷効果と呼ぶ．RPC のガス増幅過程においてはこの空間電荷効果が重要な役割を果たしていることが [43] でのシミュレーションスタディで明らかになっている．クラスターの大部分が占める中心部では，空間電荷効果によって α − η が負となり，吸着が優勢となる．これによって増幅率の実験値を一定の精度で説明することができる．
ストリーマーを抑えた 106 − 108 のガスゲインにして安定した動作を確保するためには η が大きなガス，言い換
えると電気陰性度の大きいガスが適切となる．一般的にはフロン系の電気陰性度の大きいガスをベースにストリー
マーの原因となる紫外線を吸収する炭化水素系のガスを混合させる [23]．

2.1.3 高抵抗電極
高抵抗電極は体積抵抗率 ρ が 109 − 1013 Ω · cm の材料が用いられる．代表的なものはガラスとベークライトであり，それぞれ ≈ 1012 Ω · cm と 1010 Ω · cm である [37]．ガスギャップで増幅された電荷が高抵抗電極に到達す
るとその高い抵抗率ゆえに電荷が移動して再充電されるまで回復時間を要する．高抵抗電極上の電荷 Q は，

Q(t) = Q0 e−t/ρϵ0 ϵr ,(2.2)

で表される．Q0 は高抵抗電極に到達した電荷量，ϵ0 は真空中の誘電率，ϵr は比誘電率である．このとき τ = ρϵ0 ϵrが回復時間であり，ガラスの場合は τ ≈ 1 s，ベークライトの場合は τ ≈ 10 ms である．電荷が到達してから回復

第2章

16

高精細・高時間分解能チェレンコフ検出器のコンセプト

F=0

a

b

F=0

F=1V
i(t)

i(t)
a)
図 2.4

t

F=0

b)

t

Weighting ﬁeld の概念図 [37]．青点線は Ew の等高線．黒直線は電気力線．図下部のグラフ a), b) は

図中部 a,b に沿ってドリフトするクラスターによって下部中央のストリップに誘起される電流の時間変化を表している．

時間が経つまでの間はガスギャップの電場は弱められ，不感となる (図 2.2(d))．ただしこれはアバランシェ増幅が発生した局所的な領域に限られており，その他の検出器領域は有感なままである．単位面積あたりのレート耐性は一般的な大面積の RPC に用いられるソーダ石灰ガラス (> 1012 Ω · cm) の場合で 500 Hz/cm2 [44]，レート耐性の良い比較的低い抵抗値のガラス (109 Ω · cm) で 90 kHz/cm2 [45] が報告されている．
高抵抗電極への電圧供給は通常，ガスギャップとは逆の面に塗られた表面抵抗率 200 − 300 kΩ/□ のグラファイ
トコーティングによってなされる．グラファイトコーティングは十分に抵抗が大きいため，読み出し電極への電流誘起を阻害することはないが，電圧勾配が発生しないほど小さい抵抗となっている．
近年ではレート耐性に特化した RPC の開発も進んでおり，表面抵抗率 O(10) MΩ/□ の炭素薄膜 (Diamond-Like

Carbon, DLC) を高抵抗電極とした DLC-RPC が 1 MHz/cm2 のレート耐性を達成している [46]．DLC-RPC については 2.1.6 節で詳しく述べる．

2.1.4 信号誘起検出器内部で N (t) 個の電子のクラスターが速度 ⃗v (t) = ⃗x˙ (t) で移動したときに読み出し電極に誘起される瞬間的な電流 i(t) は以下のように表すことができる [47,48]．

⃗ w (⃗x(t)) · ⃗v (t)e0 N (t).
i(t) = E(2.3)

2.1 Resistive Plate Chamber

17⃗ w は weighting ﬁeld である．Weighting ﬁeld は定性的には複数の読み出し電極あるとき，
ここで e0 は素電荷，Eそれぞれの読み出し電極に誘起される電流の分配のされ方を決めるものと理解できる．注目する読み出し電極が 1

V，それ以外は 0 V の電位にあるときの電場を考えることで計算できる．図 2.4 では読み出しストリップが RPC の上下に直交する方向で配置され，下側中央の読み出しストリップに注目した時の weighting ﬁeld が青点線で描かれている．
読み出される信号電圧については，誘起電流と読み出し電極の特性インピーダンスの積で求められる．特性イン
ピーダンスはインダクタンス L とキャパシタンス C を用いて一般的に√L/C と表される．たとえば距離 d でアノード側とカソード側に 1 つずつ幅 W の読み出し電極が配置されている場合，インダクタンスは

L=

µd
，
W

(2.4)

と表される．ただし µ は透磁率．キャパシタンスは厚み di ，誘電率 ϵi の各物質層のキャパシタンス

Ci =
から，

ϵi W
di

∑ 1
1
=
C
Ci

(2.5)

(2.6)

layersによって求めることができる．アノード側とカソード側の読み出し電極では weighting ﬁeld が反転するが，それ以外は同一であるため，同じタイミングに同じ大きさの信号が異なる極性で誘起される．

2.1.5 時間分解能
RPC の時間分解能は電離や増幅率の統計的なふらつきや信号の S/N 比によって決定される．一般的にはより大きな電場で運転が可能な狭いギャップ厚の RPC は時間分解能が良い．さらに，狭いギャップを積層することによっても時間分解能を向上させることができる．典型的なタイミング性能は，2 mm のガスギャップで 1 ns，数層の100 µm ガスギャップを積層して 20 ps となっている [49]．
RPC 固有の時間分解能 σRPC は [50] で以下の式により一定の精度で表すことができることが示されている (図2.5)．
σRPC ∼

1.28(α − η)v(2.7)

2.1.6 DLC-RPC
近年，1 MHz/cm2 の高レート耐性をもつ非常に低物質量な RPC (DLC-RPC) が登場した [46,51,52,53,54]．

DLC-RPC は，Diamond-Like Carbon (DLC) の薄膜を高抵抗電極に用いる．DLC は導体であるグラファイトを構成する sp2 結合と絶縁体であるダイヤモンドを構成する sp3 結合が混在した状態で構成されている．図 2.6 は

DLC-RPC の概念図である．DLC-RPC の高抵抗電極は 50 µm のポリイミドフィルムに 100 nm 程度の DLC をス
パッタリングすることによって作製する．RPC はアノードとカソードの電極間に形成する高電場の一様性が動作の安定に重要である．一様な電場をつくるには電極が平坦かつ電極間のギャップ厚が一様であることが求められる．

DLC-RPC のギャップ厚を確保するスペーサーはフォトリソグラフィー技術で電極上につくったピラーによって実現している (図 2.7 中ドット)．ピラーは 2.5 mm 間隔の格子状に配置しており，その直径は 400 µm である．先行研究で開発された電極は検出効率の要請からピラーの厚みが 384 µm となっている．DLC-RPC に使用するガスは

R134a (C2 F4 H2 ) と SF6 とイソブタン (i-C4 H10 ) を 94:1:5 で混合したものである．電圧は図 2.7 のように DLC に接着された導電テープから供給されており，高抵抗電極の裏から供給する従来の RPC(図 2.1) とは異なる．図 2.8

第2章

18

高精細・高時間分解能チェレンコフ検出器のコンセプト

1.8
simulation 960mbar
formula 960mbar

1.6Time Resolution (ns)1.4
simulation 980mbar
formula 980mbar

1.2
1
0.8
0.6
0.4
0.2
0
8.8

(b)

9

9.2 9.4 9.6 9.8

10 10.2 10.4 10.6

HV (kV)

図 2.5 (2.7) 式とシミュレーションから得られた時間分解能の比較 [49]図 2.6 DLC-RPC の概念図

は β 線の照射に対して取得された信号波形である．動作電圧は最大で 3100 V であり，検出効率は 60%(図 2.9(a))，
波高分布 (図 2.9(b)) は従来の RPC と同じような振る舞いである．[52] では DLC-RPC の β 線に対しての時間分解能として 171 ps を報告している．ただし，この測定は時間分解能の最適化を行なったものではないことに注意す
る必要がある．

2.2

チェレンコフ放射

荷電粒子が媒質中を進むと，媒質中の分子は局所的に偏極される．偏極された状態からもとの状態に戻る際，媒質中の光の位相速度 vc で電磁波が放出される．荷電粒子の速度 β が vc 以下の場合，この電磁波が互いに干渉するスーベス型ーN ベ型N スーベス型ーP ベ型P

K

エサキ・ダイオード バックワード
A
K
A
K
トンネル・ダイオード

アバランシェ P I N

A

定電流ダイオード

K

K

A

A

K

K

K1
K2

K

K
A

K
A

A

K

ツェナー・ダイオード A（定電圧ダイオード）

単素子
A

K

対向
A
K

A

K
A

A

PINダイオード

フォト・ダイオード

可変容量ダイオード

ショットキー・バリ
ア・ダイオード

ガン・ダイオード

複合カソード・コモン 複合アノード・コモン

A1
A2
K

60

B2
G A

E

A

K

B2

D

Tr1

G

Tr1

D

S

D

S

図 4.16 取得された波形の一例

図 2.8 DLC-RPCで取得された波形の一例 [52]‫ݕ‬ग़‫ث‬ͷ‫ج‬ຊతͳಛੑ

第Efficiency [%]

(a)
90
80

2900 V3

10

3000 V

アンプ

3100 V

RPC

70

2

60

DRS

10

50

reference
counter40
30
20

trigger
10

1

10
0

章 上流側輻射崩壊同定用検出器

(b)

Sr90

100

count [a.u]

1

1

E

A

LED

Tr1

K
●ダイオード，サイリスタ
（その1）
A
K
ダイオード

D

D

06

06 06

Tr1

S

K1
K2

ドーオイダ・ンガ

A ーオ
A ドイーダオ・インダガ・ンガ
K K A ドTEFSGOMS ）TEFGI（ S

D

※2

TBGI

A

K

K

DEL

PUT

Tr1

K

クション・トラン
ジスタ）

D

S

ドーオイダ・アA

図 2.7 DLC-RPC の電極 [51]．ポリイミドフィルムに DLC がスパッタされており，中央に見えるドットがピラー．
図 4.15 RPC バの信号増幅に用いたアンプの回路図[5]。Pole-zero cancellation の可変抵抗の値は 0 Ω としている。
ア
ンェラシバンアラバア
N I P ェシンラN I P NェI Pシドーオ
フ ダ・トォフ
ドーオドイーダオ・イトダォ・フトォイ
AKK K A AAK K AK AK K A AA

S ・モード ディプリーション・モード エンハンスメント・モード エンハンスメント・モード
ディプリーション

TrS
1

※1

複合カソード・コモン 複合アノード・コモン

A1
A2

リバ・ーキ
A
Kトッョシ

ドーオイダ流電定

KPole-zero cancellation
P attenuator
ドイーダオド
NIPオイダNIPNイIPダーK K K A AA ドーオ

Nチャネル・
Pチャネル・
Nチャネル・
Pチャネル・
デュアル・ゲート・ディ デュアル・ゲート・ディ デュアル・ゲート・エン デュアル・ゲート・エン
プリーション・モード プリーション・モード ハンスメント・モード ハンスメント・モード

示表略簡

S

A

100 nF

39S

MOSFETS（IGFET）

1※

C

KA

KA

Out

MAR-6SM 10 k

ドーワクッバ ドーオイダ・キサドエ
ーオドイーダオ・イルダネ・ンルトネント
ドーオイダ・ルネ0–2
ント
K K A KAK K A AAk
KA
SiPM chain

100 nF

S

S

+12 V

簡略表示

K
A

K

A
K

単素子 子素単 対向
ドーオイダ
A
K
A
K量容変可

K

K

ドーワドクーッワバクッドーバオイドーダ・オキイサダエ・キサエMAR-6SM

2※

1A
2A

A

K

定 nF 22 pF 100 nF
ド
A ーnFオドイーダオ流イ電ダ定流電100
100 nF K150
K A 100
ドーオイダ流電定
K 10 k A
50



C 示表略簡G

G 簡略表示 C
E
E C
IGBT
G
スーベ型N GB スー
Eベ型P ンャジ・
E ニユ（
TJU
1B
1
ンラトB・ンョシク
UJT（ユニ・ジャン P型ベース B1 N型ベース
1
E
E
）タスジ
クション・トラン
2B
2B
E
E
ジスタ）
B
B
A
2
2
G
TUP
G A
PUT
K
K スリイサ，ドーオイダ●）1のそ（タ●ダイオード，サイリスタ
（その1）
K
A
K
A
ドーオイダ
A
K
A
K

ダイオード

+U

1.2ド
kーオドイーダオ・イアダ・ア

LED K

ショットキー・バリKA
ア・ダイオードAK

向対
可変容量ダイオード

ドーオイダ・ーナェツ）ドーオイダ圧電定（

A

A

ドーオイダ
アバランシェP IN
N IP

エサキ・ダイオード バックワード

K

A

K

ドーオイダ・トォフ

ドーオイダ・ンガA

ツェナー・ダイオード A（定電圧ダイオード） K

定電流ダイオード

トンネル・ダイオード

A

1.2 k

DEL

リバ・ーキトッョシ
A 向対K向対100子nF
A
単 nF ドーオイダ
素単子素
100
100・
nF
100 nFア1 mF
可ドーオドイーダオ量イ容ダ変量可容変560
100 pF
K
A
K
A
K
A
K
A
子素単
向対
ドーオイダ量容変可AKA
10 k
TCCH-80+
TCCH-80+ドーオ・イーダナ・ェーツナェツ
ド
ー
オ
イ
ダ
K K A A
1.2 k
ー
オ
イ
ダ
圧
電
定
（
）ドー）オドイダ
圧電定（KA ドーオイダ・ーナェツ
In）ドーオイダ圧電定（

A

KA

A

A
Kエ A
K
ドーワクッバ ドー
オ
イ
ダ
・
キ
サ
ドーオイダ・ルネント
K
A
K
A

PINダイオードK

フォト・ダイオード

K
A

K

06

K

K K A AK K A AAN I P ェシンラバア
Aガン・ダイオードK
A60

DEL DEL

K K1A 1A K K A A
1K
1K ・ド
ンモコ・ドーノア合複 ンモ2コ
K 2KーAソカA合複 2A 2A
4.3 先行研究における RPC 開発
K
1K
1A
K
A
A
2K
2A
リバ・リーバキ・トーッキョトシッョシK

ンモコ・ドーノア合複 ンモコ・ドーソカ合複）1のそ（
タスリイサ，ドーオイダ●
A
ドーオイダ

ンモK
コ・ドンーモノコア・ド合ーA
複ノアン合モ複コ・ドンーモソコカ・ド合ー複ソカ合K複

K

19

TUP
1K
2K

K

1（のタそス
タイスサリ，イドサー，オドイーダオ●イダ●
）1の）そ
A
G（リ
K AK A K AK A
ドーオドイーダオイダ
KS

2.2 チェレンコフ放射

・ルネャチN・ルネャチN・ルネャチP
ルネャチP Tr1
Tr1 ・D
ンエ・トーゲ・ルアュデ ンエ・トーゲ・ルアュデ ィデ・トーゲ・ルアュデ ィデ・トーゲ・ルアュデ
ドーモ・トンメスンハ ドーモ・トンメスンハ ドーモ・ンョシーリプ G
ドーモ・ンョシーリプ G
D 1rT
D S
D 1rT
D 1rT
1rT

S

1B 1B ンャジン・ャニジユ・（ニTJユU（TJU
C 示表略1B簡1B
C
TBGI
ンラトン・ラントョ・シンクョシク
G
E EE
E GE
E
）
タ
ス
ジ
）
タ
ス
ジ
2B 2B
2B 2B
ス
ー
ベ
型
N
スーベ型P ンャジ・ニユ（
TJU
1B
1B A G A Gンラ
P ンョシク
TUト
P TU・
E
E
）タスジ
2B
2B K K

図 4.17 先行研究における性能評価のための測定セットアップ [5]
2700

2800

2900

3000

3100
Voltage [V]0(a) 384

0.1

0.2

0.3

0.4

0.5
height[V]ͷΪϟοϓͰిѹΛม͑ͨ࣌ͷ೾ߴ෼෍ͷৼΔ෣͍

ઌߦ‫ڀݚ‬

層での検出効率層での検出効率ͪ͜Β͸
出し電極とは反対方向に向かってドリフトするように電圧を印加しているため、この波形は正の極性を持つ。パルスの図 2.9 DLC-RPC の印加電圧に対する検出効率 (a) と波高分布 (b)[51]ਤ೾ߴ෼෍ͷҹՃిѹґଘੑ
幅はおよそ 5 ns となっており、従来型の RPC で観察された典型的な波形と同様のものである。また、最初のピークが生じた直後に共振しているような振る舞いが確認できる。この振る舞いと改善方法については、7.2 節で議論する。
まとめ཯Ͱ࠷దͳ஋͸ଘࡏ͠ͳ͍ɻ

d when the velocity
n the light in some
Cherenkov radiamatching the wave
electron bunch was
g cavity.20 We tested
targets that haveof THz region. As
chieved using this
nciple of this techure prospects at theNspective.

COHERENT CHRENKOV RADIATION BY
ELECTRON BUNCH TILTING
The schematic of Cherenkov
radiation is shown in Fig.
第 2 章 高精細・高時間分解能チェレンコフ検出器のコンセプト
1.

013Hz) has a prope so that it considas material science,d so on. Recently,
d to be usable forause the frequency
ion and rotation of
Figure1: Schematic of Cherenkov radiation.
図 2.10 チェレンコフ放射の概念図 [55]．
ed THz source has
ower THz pulse. At
Cherenkov radiation radiates
when the velocity of
ことはないが，
θc でチェレンコフ放射 *2 が発生する *3 ．β と θc は，
on acceleratorsys- vc を上回る場合は波面が干渉しあい，放出角
than the radiation in the medium
The energy of the charged particle is fastercos θc = 1/nβ,
(2.8)
at
an
angle
determinedbythefollowing:
gh to produce THz
で関係付けられる．ここで n は媒質の屈折率である．また，放出されるチェレンコフ光子数
N は次のように表せ
cos =
(1)
erent THz
generaる [23]．
nsition radiation[3] where is radiating
the refractive index of thed2 N angle,
2πQ2 α is=sin2 θc .
(2.9)
2λeneration methods, medium and β isdxdλthe Lorentz
factor of the electron. In
ここで x は荷電粒子が進む経路長，λ はチェレンコフ光の波長，は荷電粒子の電荷，owerful source
be- order to achieve
the coherentQ radiation,oneα は微細構造定数である．
will thinkNはλと反比例の関係にあり，短波長の光子が多く発生することが分かる．ただし，
X
線領域以下の波長では一般
medium inside the how to produce the ultra-short electron bunch, which
的に n < 1 であり，(2.8) 式を満たすような θc は存在しないためチェレンコフ光は発生しない．
bunch length is much shorter than the radiation wavefirstly reported in length. Using such electron beam, the coherent Cheren2.3 高精細・高時間分解能チェレンコフ検出器のコンセプト
city of electron
is kov radiation can be produced partially in the medium.
ium. The radiation
However, if the medium is longer than the wavelength of
チェレンコフ検出器は荷電粒子がチェレンコフ輻射体を進行する際に発生するチェレンコフ光を検出する検出器
beam which
deter- the radiation, the radiations generated
fromthe different
である．チェレンコフ光を輻射体に蒸着された光電面で電子に変換し，DLC-RPCで読み出す(図 2.11)．この構造
refractiveが高時間分解能かつ高精細読み出しを実現することが可能な理由を以下に述べる．
index of position of the medium cannot be coherently overlapped.
RPC
の時間分解
そもそも RPC は時間分解能が良いことが特徴で，O(10) ps の時間分解能
herenkov radiation
To overcome this phenomenon,
electronbunch tilting
can*4 を実現している．
能は，アノードとカソードのギャップで荷電粒子がガス分子と相互作用する位置のばらつきが一因となっている．
ation in wholepart would be useful to enlarge the area of the medium, which
nomenon, we
em- contributes to generate the coherent radiation. The idea of*2 "チェレンコフ放射"の英語学術表記には 4 通りもの表記揺れが存在する．(1) Čerenkov radiation．(2) Vavilov- Čerenkov radiation．(3)this paper, we
willradiation
Cherenkov．(4)bunch
Cerenkov radiation．いずれも文献で広く見受けられるものであるが，本稿の英語表記では(3) の表記を採用
thetiltingtechnique is originally tested in the laser
する．なぜならば，この表記は現象を発見したロシア人物理学者の Pavel Čerenkov が自身の論文中で使用したことがあり，かつノーベル
herenkov radiation
terahertz
generation
by で認められた表記であるからだ．ただし，引用先の表記に関してはもとのusing wave front tilting. [6] We
財団や Nuclear Instruments
and Methods
in Physics Research
表記を遵守している．
results of genera- apply this idea to the electron bunch. Here we consider*3 しばしば飛行機が音速を超えて飛行した時に発生するソニックブームに例えられる
about
the Cherenkov RPC
radiation
fromRPCthetilted bunch. Fig.
µm で積層したアバランシェモードのの場合．タイミングと呼ばれている．
*4 ギャップ厚 O(100)
2 shows the Cherenkov radiation from the tilted bunch.
The left side of the Fig. 2 shows the Cherenkov radiation

2.4 関連する先行研究

21

図 2.11

図 2.12

チェレンコフ検出器が信号を生成する概念図

PICOSEC MM 検出器の概念図 [56]．増幅層として Micromegas を使用している．

チェレンコフ検出器では光電面でチェレンコフ光から変換された電子は一様にカソードの表面からアバランシェ増
幅を引き起こすためそのようなばらつきはほとんどないと期待できる．また，カソードの表面から増幅がはじまっ
た信号は波高の大きいものとなるためアバランシェの統計的精度や S/N の観点からも有利である．さらに，チェレ
ンコフ検出器を通過するひとつの荷電粒子から発生した複数のチェレンコフ光は RPC で複数の増幅を引き起こた√め，それらが独立な増幅である場合に時間分解能は光電子数の 1/ n で向上する．

RPC で増幅した信号はアノードの外側に取り付けられた読み出し電極から取得する．高精細化するにはこの読み
出し電極をストリップ状に分割すれば良い．

2.4 関連する先行研究
2.4.1 PICOSEC Micormegas (MM) 検出器
PICOSEC MM 検出器 [57] はチェレンコフ輻射体に光電面をとりつけ，Micromegas (Micro Mesh Gas Detector)
をカップリングさせて増幅層とした高時間分解能ガス検出器である (図 2.12)．Micromegas は RPC のギャップ間に数 10 µm ピッチの細かい金属メッシュを配置した構造になっており，カソードとメッシュの間をドリフト層，

第2章

22

高精細・高時間分解能チェレンコフ検出器のコンセプト

表 2.1 PICOSEC MM 検出器の構成

物質

厚み

輻射体

MgF2

3 mm

光電面

CsI

18 nm

ドリフト層

-

180 µm増幅層-

128 µmCopper sheet (50 mm)

Synthetic quartz plate (2.0 mm)

LaB6/ITO

Kapton sheet (120 mm) TEMPAX Float glass (1.1 mm)
Graphite electrode
PCB (0.4 mm)
Copper electrode
HNBR packing (1 mm)
Stainless steel chamber

図 2.13 GasPM プロトタイプの構成 [60]．

メッシュとアノードの間を増幅層としたガス検出器である [58]．ただし，PICOSEC MM 検出器では，時間分解能を良くするためにドリフト層の厚みを一般的な Micromegas よりも大幅に狭くしている．PICOSEC MM 検出器は80 GeV/c のミューオンビームに対して，時間分解能 18 ps[59] を報告している．このときの平均光電子数は 10 である．チェレンコフ光をガス検出器で読み出すというコンセプトは本研究のチェレンコフ検出器と共通しており，その違いはガス増幅において，ドリフト層を有するかという点である．
チェレンコフ検出器では光電面表面の電場が大きいため光電面の量子効率 (Quantum Eﬃciency, QE) が向上し，さらにドリフト層がないことにより PICOSEC MM 検出器よりも良い時間分解能が期待できる *5 ．一方でガス増幅で発生したイオンがカソード側へドリフトし，光電面に直接当たることで光電面の損傷が起こるリスクもある．

PICOSEC MM 検出器の構成は表 2.1 のようになっており，本研究のチェレンコフ検出器もこれに近い構成で組み立てることになる．

2.4.2

Gaseous photomultipliers

Gaseous photomultipliers は光電面とガス検出器を用いた光検出器である [60]．従来の PMT では真空中にダイノードを 10 個程度配置して電子の増幅を行っていたのに対し，Gaseous photomultipliers はガス増幅を用いる．その強みは非常に広い面積を適度な位置分解能および時間分解能でカバーできることである．一方で，ガス増幅過程で発生するイオンや紫外線が光電面を劣化させる影響が開発課題とされている *6 ．[61] では LaB6 を光電面として
合成石英ガラスに蒸着し，アノード電極としてテンパックスフロートガラスを使用している．この構成は光電面が*5 RPC は Micromegas よりもシンプルな構造なので安価に作ることができることもメリットである．
*6 GEM や Micromegas を用いた対策が 61 で紹介されている

2.4 関連する先行研究

図 2.14

GasPM とレーザー光の時間差分布 [60]．"Main"の標準偏差からレーザー光の寄与 22.3 ps を差し引

いて 25.0 ps の時間分解能が得られる．"Delayed"はフォトンフィードバックによる信号．

非常に低い QE であるものの，扱いやすさと動作の安定性に重きを置いている．増幅層のギャップ厚は 170 µm であり，R134a と SF6 を 9:1 で混合したガスを封入している．レーザー光の照射により，1 光子あたり 25 ps の時間分解能が得られたと報告されている (図 2.14)．この測定ではガス増幅過程で発生する紫外線がカソードで新しい増幅を引き起こすフォトンフィードバックによってレーザー信号から遅れた信号がピークを作っている．このフォトンフィードバックは 2.1.2 節で述べたようにイソブタンを混合することで抑制することができる可能性がある．

23

25

第3章

DLC-RPC の時間分解能
チェレンコフ検出器の増幅層として DLC-RPC が候補として挙げられる．この章では，DLC-RPC の時間分解能に着目して測定した性能を述べる．2.1.6 節の先行研究では検出効率の要請から 384 µm のギャップ厚であったが，本研究では時間分解能の観点でより有利な狭いギャップ厚 (192 µm) の DLC 電極を用いた結果である．さらにその結果からチェレンコフ検出器に応用した場合の時間分解能を推定する．

3.1 測定のセットアップ
DLC-RPC の時間分解能測定のセットアップを図 3.1 に示した．DLC-RPC の有感領域に β 線を照射し，下流側配置したにタイムレファレンスカウンタによってイベントをトリガーした．

DLC-RPC
DLC-RPC の高抵抗電極の表面抵抗率はアノードが ∼ 10 MΩ/□，カソードが 40 − 50 MΩ/□ のものを使用した．アノードとカソードの電極間ギャップは前述したように 192 µm のピラーにより厚みが定義される．アノード
は銅テープを通して正極の HV モジュールから電圧供給されており，カソードは銅テープを通してグラウンドに落とされている．アノードの銅テープからカソードの銅テープまでは 1.5 cm，これに対して垂直な方向は 2 cm の有感領域となっている (図 3.2(a), 図 3.3)．
信号は 7 mm 幅のアルミストリップを有感領域に対応する位置でカソード側のポリイミドに密着させて両端から読み出した (図 3.2(b))．測定の際にはノイズ低減のために全体をアルミで覆い，ピークピーク値でおよそ 5 mV 以
下の環境で測定を行った．
本稿を通して，DLC-RPC の運転に用いたガスは先行研究と同様に C2 H2 F4 ，SF6，iso-C4 H10 を体積比 94:1:5

Sr90

Amplifierand shaper

RPC
DRS
TC
図 3.1

trigger

DLC-RPC の時間分解能測定のセットアップ ([51] をもとに改変)．

第 3 章 DLC-RPC の時間分解能

26
(a)

(b)

2 cm
1.5 cm

図 3.2 (a) DLC-RPC チェンバー内部の様子．チェンバーの窓として DLC を蒸着したポリイミドフィルムを張っており，カソードとなっている．これにピラーがついたアノードの DLC 電極を貼り合わせた．(b) 時間分
解能測定に用いた DLC-RPC を上から見た図．アルミのチェンバーにカプトンの窓が開けられており，中央に読み出しアルミストリップが配置されており，その両端から信号を読み出す．

図 3.3 DLC-RPC の検出器構造．図 3.2(a) とは上下が一致しているが，図 3.2(b) とは上下が逆になっている．

で混合したものである．ガスは 50 mL/min. で導入した．チェンバー内が混合ガスに置換されるまで 30 分ほど必要
であり，その後印加電圧を数時間かけて少しずつ大きくした．このようないわゆるコンディショニングをすることで安定した動作が得られることが経験的に知られている．

線源
線源は 90 Sr を使用した．線源は穴径 2 mm のコリメータを通して，DLC-RPC の有感領域に照射した．

TUP

エサキ・ダイオード バックワード
A
K
A
K
トンネル・ダイオード

A
K

A

定電流ダイオード

K

K

A

A

K

K

K

K

K

対向
A
K

A

A

A

単素子
A

ツェナー・ダイオード A（定電圧ダイオード）

A

K
A

ガン・ダイオード

PINダイオード

フォト・ダイオード

可変容量ダイオード

ショットキー・バリ
ア・ダイオード

K

A1
A2
K

A

K
●ダイオード，サイリスタ
（その1）
A
K
ダイオード

LED

D

※2

TEFSGOMS ）TEFGI（ S

D

S

PUT

Tr1

※1

60

Tr1

Tr1

A

DEL

ਤN6.12:૿෯ʹ༻͍ͨΞϯϓͷճ࿏ਤ([77] ͷਤΛҰ෦վม)ɻճ࿏ਤதͷ MAR-6SM ૉࢠ͸ 20 dB ͷ૿෯཰ͱシンラ
ア
ンェラシバンアラバア
IP ェ
NェI PシN I Pバ
図ド
3.4
PSI
アンプの回路図オ
ダ・トォフ [51]ダォ[78]
・フ
トォイ
フɻ
ドーオド
イーダオ
・イトー
A ͷK
2 GHz
bandwidth
BAV99 ૉࢠ͸ɺRF ΞϯϓΛೖྗͰͷաେͳిѹ͔Βอ‫ޢ‬K AK AKRFKΞϯϓͰ͋Δ
K K A AA
KΛ࣋ͬͨ
A AA

D

D

S

K

K1
K2

͢ΔͨΊͷπΣφʔμΠΦʔυͰ͋Δ [79](͜Ε͸‫ݩ‬ʑΞϯϓʹ͸࣮૷͞Ε͍ͯͳ͔͕ͬͨɺ
RPC Ͱൃੜ͢Δ์ి
ドーオイダ・ンガKAドーオドイーダオ・インダガ・ンガ
KAKAʹΑͬͯҰஈ໨ͷ RF Ξϯϓ͕ഁյ͞ΕΔ͜ͱ͕౓ʑ͋ͬͨɻͦͷͨΊɺ͜ͷΑ͏ͳอ‫ޢ‬ճ࿏Λ௥Ճ͢Δվ଄Λ

G

Tr1

D

S

D

06

Tr1

タイムレファレンスカウンタߦͬͨ)ɻ·ͨɺΞϯϓதͷ pole-zero cancellation ʹ͍ͭͯ͸Մม఍߅ͷ఍߅஋Λ 0 ͱͨ͠ɻ
[mV]

S

06 06
タイムレファレンスカウンタは 1 辺 5 mm の立方体のプラスチックシンチレータを
SiPM で読み出している．タ002
60
イムレファレンスカウンタの時間分解能は32.7 ± 0.7 ps で，Waveform
DLC-RPC:のそれに対して十分に小さい値である．タイムレファレンスカウンタは
DLC-RPC の有感領域を通過したベータ線のみをトリガーするためにコリメータの直40
線上に配置した．
20

データ取得

S ・モード ディプリーション・モード エンハンスメント・モード エンハンスメント・モード
ディプリーション

D

G A

アバランシェ P I N

K

K1
K2

複合カソード・コモン 複合アノード・コモン

K
A

B2

E

1

N型ベース B

S

TrS
1Nチャネル・
Nチャネル・
Pチャネル・
Pチャネル・
デュアル・ゲート・ディ デュアル・ゲート・ディ デュアル・ゲート・エン デュアル・ゲート・エン
プリーション・モード プリーション・モード ハンスメント・モード ハンスメント・モード

示表略簡

S

K

TBGI

ドーオイダ・ア

Pole-zero cancellation
3 attenuator
ドイーダオド
NIPオイダNIPNイIPダーK K K A AA ドーオ

C G 簡略表示 CG

複合カソード・コモン 複合アノード・コモン

A1
A2

リバ・ーキ
A
Kトッョシ

ドーオイダ流電定

MAR-6SM 10 k

MOSFETS（IGFET）

C

E

A

100 nF

簡略表示

G

KA

KA

K

Out

定 nF 22 pF 100 nF
ド
A ーnFオドイーダオ流イ電ダ定流電100
100 nF K150
K A 100
ドーオイダ流電定
K
A
50
10 k



1※

100 nF）ドーオイダ圧電定（

ドーワドクーッワバクッドーバオイドーダ・オキイサダエ・キサエMAR-6SM

SiPM chain

100 nF

TCCH-80+

ドーワクッバ ドーオイダ・キサドエ
ーオドイーダオ・イルダネ・ンルトネント
ドーオイダ・ルネ0±2
ント
K K A KAK K A AA
k
K
A
K

UJT
（ユニ・ジャン P型ベース B1
クション・トラン
E
ジスタ）
B2

S

E

A

K
A

A
K

K

A

C 示表略簡G

K

1A
2A

単素子 子素単 対向
ドーオイダ
A
K
A
K量容変可

ドーオイダ量容変可A
TCCH-80+
ドイーダオ・イーダナ・ェーツナェツ
ドーオ

2※

IGBT

スーベ型N
スーベ型P
E ニユ（
ン
ャジ・
TJU
1B
1B E
P型ベース
N型ベース
ンラト・ンョシク
UJT（ユニ・ジャン
B
B
1
1E
E
）タスジ
クション・トラン
2B
2B
E
E
ジスタ）
B2
B2
A G
TUP
G A
PUT
K
K スリイサ，ドーオイダ●）1のそ（タ●ダイオード，サイリスタ
（その1）
K
A
ドーオイダ
A
K
A
K

ダイオード

LED K

ショットキー・バリKA
ア・ダイオード

A

K

+12 V

10 k
K K A A
ーダオー
ダ定圧（
電定ダ
（・ーナェツ）ドー）オドイ
圧イ電オ
ド
イ

K

K

ドーオイダ・トォフAA アバランシェ
ドーオイダI N
P
N IP
A

K

ドーオイダ・ンガ

AK

向対
可変容量ダイオード

K

K

A

1.2 k

エサキ・ダイオード バックワード

A

A

In

KA

A

ドーオイダ・ーナェツ）ドーオイダ圧電定（

A

A

K

27
RPC ࢼ࡞‫ػ‬ͷ੡࡞

ୈ6ষ

DEL

リバ・リーバキ・トーッキョトシッョシ
K K A AK K A A
1.2 k
1.2ド
kーオドイ+Uーダオ・イアダ・ア
リバ・ーキトッョシ
A 向対K向対100子nF
A
単 nF ドーオイダ
素単子素100
100・
nF
ア1 PF
可
ドーオドイーダオ量イ容ダ変量
可容変560100 pF
K
A
K
A
K
A
K
A
向対
子素単

K

A

K
A

K

K

06

K

K

1A
2A

トンネル・ダイオード

K

Aオイダ・キK
K
ドーワクッバ ドー
サエ A
ドーオイダ・ルネント
K
A
K
A

A

PINダイオード

1K
2K

フォト・ダイオード

60

K A A

ツェナー・ダイオード A（定電圧ダイオード） K

K K1A 1A

定電流ダイオード

N I P ェシンラバア
Aガン・ダイオード
K
A

60

1K 1K

K
A A
ンモコ・ドーノア合複 ンモ2コ
K ・ド
2Kーソカ合複 2A 2A
3.2 測定結果

S

ンモコ・ドーノア合複 ンモコ・ドーソカ合複）1のそ（
タスリイサ，ドーオイダ●
ンモK
コ・ドンーモノコア・ド合ーA
複ノアン合モ複コ・ドンーモソコカ・ド合ー複ソカ合K複
A
ドーオイダ

ャチN
・ルネャチP・ルネャチN
ルネャチP Tr1
Tr1 ・Dアュデ ンエ・トーゲ・ルアュデ ィデ・トーゲ・ルアュデ ィデ・トーゲ・ルアュデ
スンハ ドーモ・トンメスンハ ドーモ・ンョシーリプ G
ドーモ・ンョシーリプ G
D 1rT
D S
T
D 1 rT
1rT

DEL DEL

A

K

2 K K
1（のタそス
タイスサリ，イドサー，オドイーダオ●イダ●
）1の）そ
A
G（リ
K AK A K AK A
ドーオドイーダオイダ
K

1K
2K

2

0
- 20

DLC-RPC とタイムレファレンスカウンタから読み出した信号はポール・シェラー研究所(Paul
Scherrer Institut,
150
160
170
180
190
200[nsec]
PSI) で開発されたパルス増幅器(以後 PSI アンプ，図 3.4) を用いて 38dB の増幅と 1.7 kΩ の Pole-zero cancellation
ਤ 6.13: ΞϧϛৠணΧϓτϯΛಡΈग़͠ి‫͍ͨ༻ʹۃ‬ঢ়ଶͰऔಘ͞Εͨ೾‫ܗ‬ͷҰྫɻ
(PZC) による波形整形を行った．波形デジタイザー DRS4 Evaluation Board[62] でデータ取得した．サンプリング
速度は 2.5 GSPS とした．本測定はチェンバーを開けることなく連続した 3 日間で行ったものである．

300 fC ఔ౓Ͱ͋ͬͨɻ

3.2 測定結果
6.33.2.1‫ݕ‬ग़‫ث‬৴߸ͷ֬ೝ
解析手法
RPC図ͷ৴߸͸
PSI Ͱ SiPM༻ʹ։ൃ͞Εͨ૿෯‫ث‬Λ༻͍ͯ૿෯ͨ͠
(ਤ 6.12)ɻ͜Ε͸ɺߴ଎Ԡ౴ɺ௿ϊΠζͱ
3.5(a) は取得した
DLC-RPCの波形の一例であり，図 3.5(b) はその拡大図である．また，図3.5(c) はタイム͍ͬͨ໘ʹ͓͍ͯ༏Ε͓ͯΓɺ
RPC ͷ৴߸ΛಡΈग़͢ͷʹ΋े෼ͳੑೳΛ༗͢Δ΋ͷͰ͋Δɻ·ͨɺ೾‫ܗ‬৘ใ͸
レファレンスカウンタの波形である．トリガーしたタイムレファレンスカウンタの波形が−220 ns から −190 ns

2.2.6અͰ঺հͨ͠ DRS ೾‫ܗ‬σδλΠβʔΛ༻͍ͯαϯϓϦϯά଎౓ 2.5 GSPS Ͱऔಘͨ͠ *5 ɻҎ্ͷଌఆηοτ
にピークが来るようにセットアップしたため，この範囲でタイムレファレンスカウンタの検出時間
tTRG を求めた．

90
DLC-RPC からの波形に対してはtTRG − 10 ns から tTRG +6.13
20 nsの範囲でパルスのピークを求めた．取得した波ΞοϓΛ༻͍ͯ
Sr ઢ‫ʹݯ‬ରͯ͠ಘΒΕͨ೾‫ܗ‬ͷҰྫΛਤʹࣔ͢ɻ͜ͷ೾‫ܗ‬͸ਖ਼ͷ
polarity Λ࣋ͬͨ೾‫Ͱܗ‬形に対してソフトウェア上で次の処理を行なった整形波形に対して解析を行なった．
͋Δ͕ɺిࢠ͕ಡΈग़͠ి‫ͱۃ‬͸൓ରͷํ޲΁޲͔ͬͯυϦϑτ͢ΔΑ͏ʹిѹΛҹՃͨ݁͠ՌͰ͋Δɻ͜ͷ೾‫ܗ‬ͷ࠷ॳͷύϧεͷ෯͸໿ 4 ns ఔ౓ͱͳ͍ͬͯͯɺઌߦ‫[( ڀݚ‬67]) Ͱ‫͞࡯؍‬Εͨ৴߸ͱಉ༷Ͱ͋Δɻ

1. 生波形 (Raw)࠷ॳͷϐʔΫ͕ੜͨ͡௚‫ʹޙ‬൓ࣹ΍ൃৼ͕ੜ͍ͯ͡ΔͱࢥΘΕΔৼΔ෣͍͕‫ݟ‬ΒΕΔɻετϦοϓͷ৴߸͸ಉ࣠
2. 生波形の各サンプリング点に対し，連続する 3 点の移動平均を取った波形 (MA3)έʔϒϧʹ઀ଓͯ͠ಡΈग़͞Ε͍ͯΔ͕ɺͦͷ઀ଓ෦෼ʹ͓͚Δి‫ؾ‬ճ࿏্ͷϛεϚονʹΑͬͯɺ͜ͷΑ͏ʹৼ
3. 生波形の各サンプリング点に対し，連続する 5 点の移動平均を取った波形 (MA5)Δ෣͍ͬͯΔͱߟ͑ΒΕΔɻ࣮ࡍɺಡΈग़͠ηοτΞοϓΛมߋ͠ͳ͍৔߹ʹ͸ɺ൓ࣹ೾ͷ೾ߴ΍Πϕϯτ͝ͱͷ
4. 2 からハイパスフィルタとして各点直前の 31 点の平均を引いた波形 (Shaped)೾‫ܗ‬ͷҧ͍͕‫ݟ‬ΒΕͣɺΠϕϯτ͝ͱͷ RPC Ԡ౴ͷ͹Β͖ͭͰ͸͋Γ͑ͳ͍ɻ*5 ͨͩ͠ɺ2.2.6 અͰ 950 MHz ͱ঺հͨ͠ bandwidth ʹ͍ͭͯ͸ɺ͜ͷଌఆ‫͍͓ͯʹܥ‬͸ҟͳΔɻ࣮ࡍʹ͸ɺDRS evaluation board ͱ‫ݺ‬͹ΕΔ૷ஔΛ༻͍͓ͯΓɺΞφϩάೖྗͷ bandwidth ͸ 700 MHz ఔ౓ͱͳ͍ͬͯΔͱ‫ݟ‬ΒΕΔ

第 3 章 DLC-RPC の時間分解能

28
[mV]

(a)

Waveform : 000

40
30
20
10
0

−10
−20

−400

−300

−200

−100

[nsec]0[mV](b)

Waveform : 000

40
30
20
10
0

−10
−20

−210

−205

−200

−195

−190

[nsec][mV](c)

Waveform : 002

40
30
20
10
0

−10
−400

−300

−200

−100

[nsec]0

図 3.5 取得した DLC-RPC およびタイムレファレンスカウンタの波形の一例．赤の領域はパルスに対する解析，青の領域はベースラインの決定，緑の領域はノイズ状況の調査を行った．(a) DLC-RPC の波形．(b) (a) のパルス近傍の拡大図．緑線はピーク時間，赤線はピーク波高に対して 50% の高さで求めた CFT の位置を示す．

(c) タイムレファレンスカウンタの波形．

波高は −400 ns から −300 ns の範囲で定めたベースラインをピークの高さから差し引くことで求めた．ノイズレ
ベルについては −300 ns から −270 ns の範囲で高さの最も大きい値を調べた．同じ範囲でノイズの二乗平均平方
根 (RMS) についても調べた．
パルスの検出時間は，コンスタントフラクション法 (Constant Fraction Method) によって求めた．これは波高に対して一定の割合 (フラクション) の高さを与える位置を検出時間として採用する手法であり，検出時間の波高依存性を抑制することができる．この手法によって求めた検出時間を Constant Fraction Time (CFT) とする．CFT を求めるにあたって，サンプリングポイント間は 3 次式で補間している．例えば，図 3.5(b) では，緑線で示したピー
ク波高 40 mV に対して 50% の高さである 20 mV における CFT の位置を赤線で示している．

3.2 測定結果

29

(a)

(b)
DLC-RPC Efficiency

DLC-RPC HV: 1760 V

10−1

DLC-RPC HV: 1810 V

10−2

DLC-RPC HV: 1860 V

Efficiency

Normalized Entries

DLC-RPC Height Spectrua

DLC-RPC HV: 1910 V

10−3

DLC-RPC HV: 1960 V
Noise Height (1960 V)

10−4

0.5
0.45
0.4
0.35
0.3
0.25
0.2
0.15

10−5

0.1
0.05

10−6
0

0.1

0.2

0

0.3
Height [V]

1750

1800

1850

1900
1950
DLC-RPC HV [V]図 3.6(a) DLC-RPC の印加電圧ごとの信号とノイズの波高分布．縦軸はエントリー数をタイムレファレンス
カウンタのトリガー数で規格している．(b) DLC-RPC の印加電圧ごとの検出効率

3.2.2 信号の波高分布とノイズレベル
DLC-RPC の電極間ギャップに 1760 V から 1960 V の電圧を 50 V ごとに印加したときの信号とノイズの波高分
布を図 3.6(a) に示した．1960 V よりも大きい電圧を印加するとガスギャップ間で放電してしまい，安定した運転は不可能であった．印加電圧を大きくするごとに波高分布のプラトーな領域が増えている．これは DLC-RPC を含むアバランシェモードの RPC の特徴であり，期待した動作が確認できた．ノイズ分布から，信号のスレッショルド
は 10 mV とした．ノイズ分布でスレッショルドを超えるイベントは 0.1% 未満であり，そのほとんどは RPC にはヒットしたがタイムレファレンスカウンタにはヒットしていないイベントであったと考えられる．トリガーされた全イベントのうち，DLC-RPC でスレッショルドをこえるヒットがあった割合を図 3.6(b) に示した．印加電圧を大きくすることで検出効率が増加し，やがて頭打ちになる振る舞いは先行研究 [51] と一致している．このデータセッ
トでは 1810 V での検出効率が全体的な傾向に対して小さい *1 ．これは印加電圧にして 5% 以内のずれであり，気圧やギャップ厚の変動，HV モジュールの操作のずれによって電場が小さくなったと考えられるがその原因を特定することは難しい．これによって 1810 V については後述するように時間分解能にもその影響が見られる．しかしながら DLC-RPC の最も良い時間分解能は最大印加電圧である 1960 V で達成されるためこの結果に与える影響は限定的である．

3.2.3 時間分解能
DLC-RPC の時間分解能は DLC-RPC とタイムレファレンスカウンタの CFT 差の分布をガウス分布でフィッ
ティングして標準偏差を求め，そこからタイムレファレンスカウンタの寄与を差し引いた．
時間分解能はおもに次ような寄与に分けることができる [23]．

(
σt2 =

σS
(dS/dt)trig

(

)2
+

σn
(dS/dt)trig

)2
2
2
2
+ σarrival+ σdist+ σdigit.

(3.1)

σS は波高のばらつき，(dS/dt)trig はトリガーされた時点でのパルスの立ち上がりの速さ，σn はノイズの RMS である．第一項は一般的にタイムウォークと呼ばれ，波高のばらつきによってトリガーされるタイミングがずれる*1 1760 V での検出器効率を過大評価している可能性もあるが，次節の (2.7) 式との比較からずれているのは 1810 V のデータ点であると判断した．

第 3 章 DLC-RPC の時間分解能30

効果を表す．これは波高情報を活用することによって最小限に抑えることができ，前述したコンスタントフラクション法が有効である．第二項はノイズのジッターである．第一項と第二項はともにパルスの立ち上がりを急峻にすることで抑制できる．第三項は入射粒子が検出器内で相互作用する位置の違いによる効果であり，第四項はWeighting Field の非一様性によって生じる波形の歪みや電子のドリフト速度のずれに起因する．最後の項は波形のデジタル化によって発生するふらつきである．解析の最適化によって小さくすることができるのははじめの二項である．つまり，• 波高のばらつきが最小であり，• ノイズ RMS が抑えられ，• 信号の立ち上がりが最も急峻な解析パラメータを求めることが方針となる．
ここではソフトウェアによる波形整形，CFT の最適化，そして波高に対するタイムウォークの補正について検討した．それぞれ最も良い時間分解能を与える印加電圧 1960 V のデータに注目する．
波形整形
図 3.7 は生波形または波形整形後の DLC-RPC とタイムレファレンスカウンタの時間差分布である．最も良い時間分解能が得られたのは連続する 3 点の移動平均を取った波形であった．移動平均を取ると，パルスの立ち上がりは鈍る (図 3.9)．一方で，ノイズ RMS は抑えられる (図 3.8)．3 点の移動平均ではパルスの立ち上がりは生波形に対して 61% になり，ノイズ RMS は 76% となった．この場合，σn /(dS/dt)trig が生波形よりも大きくなってしまうが，波形が平均化されたことにより，σS が小さくなる効果があったのだと考えられる *2 ．また，ハイパスフィル
タを加えることはパルスの立ち上がりやノイズ RMS に与える影響は小さく，時間分解能の改善にはならなかった．

CFT のフラクション

0.1 間隔で 0.1 から 0.9 まで CFT のフラクションを変えて DLC-RPC の時間分解能を求め (図 3.10)，フラク
ションが 0.5 のときの最も良い時間分解能を与えることが分かった．一方でパルスの立ち上がりが最も急峻な位置
はフラクションが 0.5 のときであり，σn /(dS/dt)trig を大きくすることによって良い時間分解能が得られたのだと理解できる．
タイムウォークの補正

Constant Fraction 法を用いることで波高に対するタイムウォークは一般的に抑制されるが，依然として DLCRPC の波高が大きいイベントは遅れる傾向が確認できる (図 3.12(a))．波高でスライスした CFT 差分布の中心をtime = a(height)b + c の形でフィット *3 し，これを揃えるように補正をかけることでタイムウォークの効果はさらに抑制することができた．
時間分解能のまとめ
図 3.13 では印加した電圧に対する時間分解能をプロットしている．ここではソフトウェアで整形した波形を用いて解析を行った．CFT のフラクションは 0.6 を採用し，さらに波高に対するタイムウォークを補正している．赤点
は DLC-RPC の読み出しストリップの両端にあるチャンネルのうちの一方のみから，黄点は両端の平均から求めた
時間分解能である．印加電圧 1810 V での結果は全体的な傾向や式 (2.7) から計算した RPC の時間分解能からずれ
σS を評価することは難しい*2 波高はガウス分布しないので√*3 一般的には time = a height − b + c の形でフィットするが，今回はこれでうまくフィットすることができなかったため，平方根の部
分を拡張した．

3.2 測定結果

31

(a)

(b)

400
350

CFT Difference of DLC-RPC and TC (MA3)χ2 / ndf

5893 / 3920

Constant

365.1 ± 0.8

Mean1.396 ± 0.000

Sigma

0.09713 ± 0.00013

Entry

Entry

CFT Difference of DLC-RPC and TC (Raw)500

χ2 / ndf

1.134e+04 / 4186
396.1 ± 0.9

Constant

400

Mean

1.309 ± 0.000

Sigma

0.08816 ± 0.00013

300
300

250
200

200
150
100

100

50
0

0.5

1

1.5

0

2
2.5
tRPC - tTRG [ns]

(c)

0.5

1

1.5

2
2.5
tRPC - tTRG [ns]

(d)

400

χ2 / ndf

9889 / 4507

Constant

347.4 ± 0.8

Mean
Sigma

350

CFT Difference of DLC-RPC and TC (Shaped)

Entry

Entry

CFT Difference of DLC-RPC and TC (MA5)0.9432 ± 0.0002

χ2 / ndf

450400

0.1009 ± 0.0001

1.194e+04 / 4239
389.7 ± 0.9

Constant
Mean

1.292 ± 0.000

Sigma

0.08946 ± 0.00013

350

300

300

250

250

200

200
150

150

100

100

50

50

0

0.5

1

1.5

0

2
2.5
tRPC - tTRG [ns]

0.5

1

1.5

2
2.5
tRPC - tTRG [ns]図 3.7

印加電圧 1960 V，CFT のフラクション 0.5 で比較した DLC-RPC とタイムレファレンスカウンタのCFT 差分布．タイムウォークの補正はしていない．(a) 生波形 (Raw)．(b) 連続する 3 点の移動平均 (MA3)．
(c) 連続する 5 点の移動平均 (MA5)．(d) 連続する 3 点の移動平均とハイパスフィルタ (Shaped)．

1000
800

χ2 / ndf

5645 / 1476

Constant

887.9 ± 1.9

Mean0.001369 ± 0.000000

Sigma

9.995e −05 ± 1.268e − 07(c)
χ2 / ndf

1000

Constant

800

1.055e+04 / 1864
935.2 ± 2.0

Mean0.001048 ± 0.000000

Sigma

9.376e −05 ± 1.182e − 07

Entry

(b)
Entry

Entry

(a)

χ2 / ndf

1000

600

600

400

400

400

200

200

200

0.00050.001

0.00150.002
NoiseRMS [V]000.00050.001

0.00150.002
NoiseRMS [V]000.0005

1.071e+04 / 1877
970 ± 2.1

Mean

0.001025 ± 0.000000

Sigma

9.026e −05 ± 1.157e − 07

800

600

0
0

Constant

0.001

0.00150.002
NoiseRMS [V]

図 3.8 ノイズ RMS．(a) 生波形: 1.37 mV．(b) 連続する 3 点の移動平均: 1.05 mV．(c) 連続する 3 点の移動
平均とハイパスフィルタ: 1.03 mV．

第 3 章 DLC-RPC の時間分解能

32

A.U.

600
500
400

Raw Waveform
MA3 Waveform
Shaped Waveform

300
200
100
0
−100
−200

−1

0

×10−9

1
[sec]

図 3.9

異なる波形処理の立ち上がり．ピークに対して 50% の高さでの立ち上がりの速さは Raw に対して

MA3 が 0.61，Shaped が 0.58 であった．

Time Resolution [ps]DLC-RPC Time Resolution CF Scan

130
120
110
100
90
80
70

0.2

0.4

0.6

0.8
Fraction

図 3.10 異なる CFT のフラクションに対する DLC-RPC の時間分解能．印加電圧 1960 V，3 点の移動平均を取った波形を用いて比較している．タイムウォークの補正はしていない．

ているが，これは波高分布や検出効率からも見受けられるように DLC-RPC の実効的な電場が小さくなった影響によるものと理解している．
図 3.13 の青点は (2.7) 式から求めた RPC の時間分解能を示している．1810 V の点を除いて，印加電圧に対するDLC-RPC の時間分解能の振る舞いは式 (2.7) から計算した値と良く一致していることが確認できた．
1960 V では図 3.14 で示したような結果となり，ギャップ厚 192 µm の DLC-RPC で得られた時間分解能以下の値である．

σRPC = 75.2 ± 0.1ps.

A.U.

3.3 チェレンコフ検出器で期待される時間分解能

33600
MA3 Waveform

500
Differential Waveform

400
300
200
100
0
−100
0

2

4
[sec]

×10−9

図 3.113 点の移動平均を取った波形 (赤) とその微分波形 (青)．緑線は微分波形のピークを示し，MA3 のピー
クに対して 50.0% の位置に当たる．
(a)(b)
Time Walk After Correction

0.2
0.18

100

0.16
80

0.14
0.12

60

0.1
0.08

40

0.06
0.04

20

0.02
0
0.5

図 3.12

DLC-RPC Pulse Height [V]DLC-RPC Pulse Height [V]Time Walk Before Correction

0.2
100

0.18
0.16

80

0.14
0.12

60

0.1
0.08

40

0.06
0.04

20

0.02
1

1.5

2
t RPC - tTRG [ns]

0

0
0.5

1

1.5

2
t RPC - tTRG [ns]0DLC-RPC とタイムレファレンスカウンタの CFT 差と DLC-RPC 波高の 2 次元分布．(a) タイム

ウォーク補正する前．(b) タイムウォーク補正した後

3.3 チェレンコフ検出器で期待される時間分解能増幅層として DLC-RPC を用いたチェレンコフ検出器の時間分解能を考察する．ここでは本測定とチェレンフ
検出器の信号生成過程の違いに注意しなければならない (図 3.15)．本測定のように DLC-RPC 単体で運転する場
合は，荷電粒子がギャップ中でガス分子と相互作用した位置から初期電子がアバランシェ増幅を起こして信号をつくる．一方で，チェレンコフ検出器の増幅層として用いる場合は，光電面から出た光電子がカソードの表面からアバランシェ増幅を起こして信号をつくる．よって，本測定でカソードの表面近くからアバランシェ増幅が始

第 3 章 DLC-RPC の時間分解能

34

Time Resolution [ps]RPC Time Resolution HV Scan

130

DLC-RPC Single
DLC-RPC Average

120

Calculation

110
100
90
80
70
60
1700

1800

1900
2000
DLC-RPC HV [V]

図 3.13 印加電圧に対する DLC-RPC の時間分解能．(赤) 片側読み出し．(黄) 両側の平均．(c) 式 (2.7) から計

Entry

算した RPC の時間分解能．

300

χ2 / ndf

8967 / 5534

Constant

271.3 ± 0.6

Mean1.225 ± 0.000

Sigma

0.08197 ± 0.00012

250
200
150
100
50
0
0.5

1

1.5
2
(tRPC ch0 + tRPC ch1)/2 - tTRG [ns]図 3.14 印加電圧 1960 V における DLC-RPC の両側の読み出しの平均とタイムレファレンスカウンタとのCFT 差分布．MA3 の整形波形を用いており，CFT のフラクションは 0.5 を採用した．タイムウォークの補正済
み．標準偏差 82.0 ps からタイムレファレンスカウンタの寄与を差し引いて，DLC-RPC の時間分解能は 75.2 ps

3.3 チェレンコフ検出器で期待される時間分解能

Cherenkov
photonCherenkov
Detector

35

DLC-RPC
Charged particle

photocathodePrimaryelectron

Avalanche

図 3.15

チェレンコフ検出器の増幅層として DLC-RPC を用いる場合と DLC-RPC 単体 (本測定) の場合の信号生成過程の違い．(左) チェレンコフ検出器．光電子が光電面の表面から飛び出し，増幅される．(右) DLC-RPC．
ガスギャップ中で電離電子が発生して増幅される．

Time Resolution [ps]DLC-RPC Time Resolution Height Slice110

Single100

Average

90
80
70
60
50
0

図 3.16

0.05

0.1
0.15
DLC-RPC Height [V]DLC-RPC の波高ごとの時間分解能．片側読み出し (赤) と両側読み出しの平均 (青)まったイベント，すなわち波高の大きいイベントに注目する．図 3.16 の波高が大きい領域の時間分解能 σlarge は

σlarge ≤ 60 ps となっている．なお，図 3.17 で確認できるように，95 mV よりも波高が大きい領域では CFT 差分
布の遅れたピークが無視できなくなったため，ダブルガウシアンでフィットしたコアを示している．このような高い波高イベントでの CFT 差分布の遅れたピークは印加電圧 1860 V 以上のデータにはっきりと見られる．その原因として，フォトンフィードバック (2.4.2 節) である可能性が考えられるが，この測定でははっきりとした結論が出せていない．DLC-RPC の波高が 95 mV よりも大きいイベントのうち，遅れたピークはメインピークに対して10% ほどである (図 3.18)．
チェレンコフ検出器の時間分解能は 2.3 節で述べたように光電子 1 個あたりの時間分解能 σ1 を光電子数 np.e. の第 3 章 DLC-RPC の時間分解能

36

1

1.5

0

2
tRPC - t TRG [ns]

2200
2000
1800
1600
1400
1200
1000
800
600
400
200
0

hTdiffSlice0-4
Entries
37763
Mean
1.324
Std Dev
0.08466
χ 2 / ndf
275.7 / 87
Prob1.766e − 21
Constant
2090 ± 13.9
Mean
1.324 ± 0.000
Sigma
0.08102 ± 0.00034

1

1.5

2
tRPC - t TRG [ns]

2200
2000
1800
1600
1400
1200
1000
800
600
400
200
0

hTdiffSlice0-8
Entries
17800
Mean
1.342
Std Dev0.08914χ 2 / ndf
475.9 / 88Prob0Constant
1136 ± 11.2
Mean
1.337 ± 0.001
Sigma
0.06888 ± 0.00043

1000
800
600
400
200
0

1

1.5

120
100
80
60
40
20
0

1

1.5

2
tRPC - t TRG [ns]

1.5

600
500
400
300

1600
1400
1200
1000

11838
1.344
0.09651
92.16 / 81
0.1863748.8 ± 9.3
1.333 ± 0.001
0.06536 ± 0.00060
18.51 ± 1.48
1.467 ± 0.013
0.2308 ± 0.0084

100
1.5

400
200

EntriesMean
Std Dev
χ 2 / ndf
Prob
p0
p1
p2
p3
p4
p5

70
60
50
40
30

10
1

1.5

RPC height: 0.035000 - 0.045000 V

1000
500

1.5

400
300
200

8062
1.348
0.1061134.3 / 80
0.0001389
501.4 ± 8.0
1.328 ± 0.001
0.06113 ± 0.00079
26.91 ± 1.94
1.442 ± 0.009
0.1949 ± 0.0057

100
1

1.5

2
tRPC - t TRG [ns]

40
30
20

988
1.384
0.1391
83.57 / 60
0.02385
41.07 ± 2.49
1.296 ± 0.004
0.06184 ± 0.00382
21.11 ± 1.68
1.507 ± 0.007
0.07343 ± 0.00699

10
0

1

1.5

2
tRPC - t TRG [ns]2tRPC - t TRG [ns]

1400
1200
1000
800
600
400
200
1

1.5

2
tRPC - t TRG [ns]Time difference b/w RPC ch0 and TRG

350

hTdiffSlice0-11
EntriesMean
Std Dev
χ 2 / ndf
Prob
p0
p1
p2
p3
p4
p5

300
250
200
150

5073
1.356
0.1176110.1 / 79
0.01186306.5 ± 6.5
1.321 ± 0.001
0.06258 ± 0.00114
26.77 ± 1.52
1.559 ± 0.018
0.1218 ± 0.0141

100
50
0

2
tRPC - t TRG [ns]hTdiffSlice0-14
EntriesMean
Std Dev
χ 2 / ndf
Prob
p0
p1
p2
p3
p4
p5

50

1.5

hTdiffSlice0-7
Entries
25090
Mean
1.342
Std Dev
0.08312χ 2 / ndf
395.6 / 95
Prob
2.581e − 38
Constant
1575 ± 12.9
Mean
1.339 ± 0.000
Sigma
0.07081 ± 0.00037

1600

0

2
tRPC - t TRG [ns]hTdiffSlice0-10
EntriesMean
Std Dev
χ 2 / ndf
Prob
p0
p1
p2
p3
p4
p5

1

Time difference b/w RPC ch0 and TRG

Time difference b/w RPC ch0 and TRG

1662
1.386
0.139374.4 / 67
0.25
70.68 ± 4.44
1.304 ± 0.004
0.06257 ± 0.00304
26.72 ± 1.73
1.5 ± 0.0
0.103 ± 0.012

20

0

1

500

0

2
tRPC - t TRG [ns]hTdiffSlice0-13

80

1500

0

2
tRPC - t TRG [ns]

800
600

hTdiffSlice0-3
Entries
41419
Mean
1.311
Std Dev
0.08696χ 2 / ndf
458.9 / 88Prob0Constant
2242 ± 14.5
Mean
1.31 ± 0.00
Sigma
0.08256 ± 0.00034

2000

Time difference b/w RPC ch0 and TRG

200

1

1.5

hTdiffSlice0-6
Entries
30646
Mean
1.34
Std Dev
0.08245
χ 2 / ndf
348 / 95
Prob
1.514e − 30
Constant
1839 ± 13.5
Mean
1.339 ± 0.000
Sigma
0.07444 ± 0.00034

2000
1800

0

2
tRPC - t TRG [ns]hTdiffSlice0-9
EntriesMean
Std Dev
χ 2 / ndf
Prob
p0
p1
p2
p3
p4
p5

1

2500

Time difference b/w RPC ch0 and TRG

Time difference b/w RPC ch0 and TRG

RPC height: 0.135000 - 0.145000 V

RPC height: 0.125000 - 0.135000 V

140

3084
1.363
0.1309115.4 / 73
0.001161
169.5 ± 4.8
1.309 ± 0.002
0.06153 ± 0.00153
30.56 ± 1.83
1.534 ± 0.010
0.09685 ± 0.00840

1

700

0

2
tRPC - t TRG [ns]hTdiffSlice0-12
EntriesMean
Std Dev
χ 2 / ndf
Prob
p0
p1
p2
p3
p4
p5

160

0

2
tRPC - t TRG [ns]hTdiffSlice0-5
Entries
34774
Mean
1.333
Std Dev
0.08241
χ 2 / ndf
301.1 / 91
Prob
2.629e − 24Constant
1998 ± 13.8
Mean
1.333 ± 0.000
Sigma
0.07796 ± 0.00034

800

Time difference b/w RPC ch0 and TRG

180

500

Time difference b/w RPC ch0 and TRG

RPC height: 0.095000 - 0.105000 V

RPC height: 0.085000 - 0.095000 V

Time difference b/w RPC ch0 and TRG

1200

1.5

1000

Time difference b/w RPC ch0 and TRG

RPC height: 0.055000 - 0.065000 V

RPC height: 0.045000 - 0.055000 V

Time difference b/w RPC ch0 and TRG

1

1500

RPC height: 0.075000 - 0.085000 V

0

500

2000

Time difference b/w RPC ch0 and TRG

RPC height: 0.115000 - 0.125000 V

200

1000

hTdiffSlice0-2
Entries
47220
Mean
1.292
Std Dev
0.09019
χ 2 / ndf
551.7 / 95
Prob0
Constant
2475 ± 15.0
Mean
1.291 ± 0.000
Sigma
0.0852 ± 0.0003

2500

1

1.5

2
tRPC - t TRG [ns]Time difference b/w RPC ch0 and TRG

RPC height: 0.155000 - 0.165000 V

400

1500

RPC height: 0.025000 - 0.035000 V

600

2000

54182
1.269
0.1018863.7 / 10502543 ± 14.5
1.268 ± 0.000
0.09471 ± 0.00035

RPC height: 0.065000 - 0.075000 V

800Time difference b/w RPC ch0 and TRG

hTdiffSlice0-1
EntriesMean
Std Dev
χ 2 / ndf
Prob
Constant
Mean
Sigma

RPC height: 0.105000 - 0.115000 V

1000Time difference b/w RPC ch0 and TRG

2500

RPC height: 0.145000 - 0.155000 V

hTdiffSlice0-0
Entries
36106
Mean
1.228
Std Dev
0.1396
χ 2 / ndf
1010 / 119Prob0Constant
1232 ± 9.0
Mean1.232 ± 0.001
Sigma
0.1261 ± 0.0006

RPC height: 0.015000 - 0.025000 V

RPC height: 0.005000 - 0.015000 V

Time difference b/w RPC ch0 and TRG

1200

hTdiffSlice0-1530

EntriesMean
Std Dev
χ 2 / ndf
Prob
p0
p1
p2
p3
p4
p5

25
20
15
10

547
1.383
0.124758.19 / 52
0.258
21.1 ± 3.6
1.313 ± 0.014
0.06513 ± 0.00712
10.44 ± 1.59
1.481 ± 0.038− 0.08223 ± 0.02645

5
0

1

1.5

2
tRPC - t TRG [ns]図 3.17 DLC-RPC の波高でスライスした DLC-RPC(片側読み出し) とタイムレファレンスカウンタの時間差
分布．左上のヒストグラムは DLC-RPC の波高が 5 mV から 15 mV のイベントを選んだものである．1 つ右が15 mV から 25 mV であり，この小さい順にこのように並んでいる．波高が 95 mV 以上 (11 番目以降) のヒス
トグラムはダブルガウシアンでフィッティングしている．

平方根で除算することで得られる．σlarge は 90 Sr の β 線を照射した結果であるため，単一クラスターあたりの初期電子の個数とクラスター数で規格する必要がある．[49] より，単一クラスターあたりの初期電子の期待値は ∼ 2.8
である (図 3.19(a))．90 Sr 線源から放出される β 線のエネルギースペクトラムは図 3.20 のようになっており，最頻値は ∼ 500 keV，平均値は ∼ 800 keV である．よって，β 線の相対論的運動エネルギー γ − 1 は 1 以上である
ため，図 3.19(b) より，平均クラスター数は ≲ 10 /mm である．RPC でスレッショルドを超える大きさの信号となるのは初期電子がギャップのカソード側数 10% の領域で発生したもの [51] であることを考慮すると，本測定のギャップ厚 192 µm では信号に寄与する平均クラスター数は 1 として良い *4 ．ここから σ1 ∼√2.8 × 1 · σlarge である．PICOSEC MM 検出器で報告されている np.e. = 10 を仮定すると，2.3 節よりチェレンコフ検出器の時間分解能は ∼ 30 ps と推定される．この計算は単一クラスター内の初期電子は独立なアバランシェを生成した場合と同じ寄与としているが，クラスターが成長した際の空間電化効果の存在を考慮するとその限りではない可能性がある．
単一クラスター内の初期電子数に依存しない場合のチェレンコフ検出器の時間分解能は ∼ 20 ps と推定される．一連の計算は σlarge = 60 ps を仮定しているが，図 3.18 のテール成分がチェレンコフ検出器で実際にどの程度寄与す
るかは現時点では不明であり，注意が必要である．

*4 実際，[23] においても 500 µm 以下のギャップ厚において平均クラスター数は 1 としている．

Entry3.3 チェレンコフ検出器で期待される時間分解能

37

300
250
200

χ2 / ndf

627.1 / 596

p0263.2 ± 2.3

p11.325 ± 0.000

p2

0.06215 ± 0.00048

p3

25.68 ± 0.92

p4

1.44 ± 0.00

p5

0.166 ± 0.002

150
100
50
0

図 3.181

1.5

2tRPC - tTRG [ns]波高 95 mV 以上のイベントの DLC-RPC(片側読み出し) とタイムレファレンスカウンタの時間差分

布．ダブルガウシアンでフィッティングしている．コアの標準偏差は 62.2 ps であり，タイムレファレンスカウ
ンタの寄与を差し引いた時間分解能は 52.9 ps である．テール成分はコアの 10% ほどである．

10

2
C2F4H2/i-C4H10/SF6 96.7/3/0.3
C2F4H2/i-C4H10/SF6 85/5/10
i-C4H10 100

10

1
-1

10

-2

10

-3

10

1

10

2

10

Electrons per Cluster

Average Number of Clusters/mm(b)

Probability [%]

(a)

16

i-C4H10 100
C2F4H2/i-C4H10/SF6 85/5/10
C2F4H2/i-C4H10/SF6 96.7/3./0.3
CH4 100

14
12
10
8
6
4
2
0 -1
10

1

10

2

10

g-1

2.3: Cluster size distributions for two typical RPC gas mixtures and
図 3.19 RPC のギャップ内での荷電粒子の相互作用 [49]．(a) 単一クラスター内の初期電子数の確率分布．本
測定のガス混合比は赤丸のデータセットと最も近く，平均して 2.8 電子/クラスターである．(b) 単位長さあたりの平均クラスター数．横軸は荷電粒子の相対論的運動エネルギー γ − 1the National Physical Laboratory,tion was 78.66"I06 Bq/g.

Teddington,UK.

and 50 ~g yttrium per gram solution as carrier.
that the equilibrium

The activity concentration

The 90St is in equilibriumof the solu-

with 90y and there were 50 #g strontium

No chemical treatment has been applied so

is maintained.

From that material

three sources have been prepared by depositing

with a micropipetteon gold-coateddrops of 5, 10 and 20 ~i(2 x 15 ~g/cm 2) VYNS foils (70 ~g/cm2).

The deposited

activities were 3.93-105, 7.87" lO5 and 1.57-lO 6 Bq spread on central spots with diametersof 0.3, 0.3 and 0.4 cm, respectively.
assumption

38

The source thicknesses were estimated under theof a uniform carrier distribution

to be respectively

7 #g/cm 2, 14 ~g/cm 2 and第 3 章 DLC-RPC の時間分解能

16 ~g/cm 2.
I

" u~"

I

I

~3
3

0

|

i

A

z 2

V

C
0
U

o 1
0

E01

0

E

(b)

Z

0
0

S[arbitrary

units]

II0

p [moc I

1000

6

!

Fig. 2.

J

20 F" [keVl
図 3.202000.......

!

|

1000

2000

Number of electrons, N(p), recorded with the magnetic ~-ray spectrometer

as a

90

Sr 線源の
β 線エネルギースペクトラム[63]．
線の分布であり，
functionof the potentiometer reading,
S. (a)The のデータ点がcorresponding β
electronmomentum, p, (b) のデータ点
90
90 E, are also given.
and the electron kinetic
energy,(a) shows the spectrum
はバックグラウンドの分布である．
Sr 線源はSr が崩壊した 90 Y Curveも崩壊してエネルギースペクトラムは両者
as measured with an unscreenedの重ね合わせとなる．

distribution

E C = 90 keV is the electronic
gies of the 9%

3.4

source whereas curve (b) represents

the backgroundas measured with the same source screened by a copper disk.
cut-off energy. EOI and EO2 are the endpoint ener-

and 90Sr ~-ray spectra, respectively.

まとめ

本章ではギャップ厚 192 µm の DLC-RPC の時間分解能を調べ，その結果からチェレンコフ検出器で期待される時間分解能を推定した．DLC-RPC の時間分解能は安定動作する上限である印加電圧 1960 V で 73 ps であった．本測定で波高の大きいイベントに注目して推定したチェレンコフ検出器の時間分解能は 20 − 30 ps であり，

PICOSEC MM 検出器と同程度か少々悪い性能である．ただし，本測定からさらに良い時間分解能を得るための余地は以下に挙げられるように依然として多分にある．

1. 検出器ハードウェア• ギャップ厚をさらに狭くする (PICOSEC MM 検出器の増幅層は 128 µm であった)• 時間分解能に最適な混合ガスの選択 (PICOSEC MM 検出器ではネオンガスを用いている)
2. 読み出しエレクトロニクス• 波形のサンプリング速度を最大化 (DRS4 の場合 5 GSPS)• ノイズ低減のためのグラウンド層を有する読み出し基板
3. 検出時間の解析方法• 波形のフィッティングを行って検出時間を求める (PICOSEC MM 検出器の場合は一般化ロジスティッ
ク関数を用いている [64]．テンプレート波形によるフィッティングを行う手法も存在する．)• タイムウォーク補正の最適化

39

第4章

チェレンコフ検出器の開発
本章では，DLC 電極を採用したチェレンコフ検出器の試作機の開発過程について詳述する．この試作機による動作試験は，チェレンコフ検出器の測定器原理の実証を目指してチェレンコフ光由来の信号の存在を証明することを目的に行われた．本稿では，原理実証には至らなかったものの，試験を通じて得られた運用上の知見と今後測定器
原理実証のための必要事項をまとめる．

4.1 試作機の構造
図 4.1 は試作機の断面図である．試作機は DLC-RPC と同様，チェンバーで気密になっており，DLC-RPC を運転させるための混合ガスが導入される．チェレンコフ輻射体には光電面が蒸着されており，光電面付き輻射体として一体になっている．光電面と輻射体の間には光電面の電位を定義するために非常に薄い導電層が下地として蒸着されており，基板 (図中 PCB) を通して接地したチェンバー枠に接続されている．光電面付き輻射体は基板と機械的にも固定されており，光電面と DLC が向かい合うようにして配置されている．光電面付き輻射体の機械的な安定性のために基板はチェンバーにネジで固定した．一方で，DLC 電極は電圧供給ラインや読み出しラインが組み立ての邪魔にならないようにリジッドな台のうえに載せている．信号は DLC 電極の背面に蒸着したアルミ箔電極を同軸ケーブルに接続して読み出した．

図 4.1

試作機検出器の断面図．光電面付き輻射体 B(4.1.3 節参照) を用いた構成．

第4章

40

チェレンコフ検出器の開発

表 4.1 λ = 0.2 µm での屈折率と透過波長の下端のまとめ

屈折率 [65]

透過波長の下端

MgF2

1.42

0.11 µm[66]

石英 (SiO2 )1.54

0.17 µm[67]サファイア (Al2 O3 )1.91

0.15 µm[68]

図 4.2 CsI の QE [69]4.1.1 チェレンコフ輻射体
時間分解能の良いチェレンコフ検出器をつくるためには荷電粒子が通過した際に放出されるチェレンコフ光子数が多い輻射体が有利である．(2.9) 式から，sin2 θc が大きい，つまり屈折率が大きい媒質で，なおかつ短波長の光に対して高い透過性を示す物質が良い候補となる．表 4.1 では石英，フッ化マグネシウム，サファイアの 0.2 µm での屈折率と透過波長の下端をまとめた．MgF2 とサファイアでは屈折率の違いは光子数にしておよそ 30% の違いであるのに対して，透過波長の違いは (2.9) 式で積分範囲の違いであるため，4.1.2 項で積分範囲の上端が 200 nm であることを考慮するとファクターレベルの違いとなる．

4.1.2 光電面
輻射体で発生したチェレンコフ光を電子に変換するため，光電面の素材は紫外領域においても有感であることが求められる．ヨウ化セシウム (CsI) は，200 nm 以下の波長に対して QE が大きく (図 4.2)，チェレンコフ光のための光電面素材として広く使われている．また，CsI は潮解性を示すが緩やかなため，光電面素材としては取り扱いが比較的簡単であることもメリットである．

4.1 試作機の構造

41
表 4.2

光電面付き輻射体 A,B のジオメトリの違い

輻射体の寸法 [mm]CsI の厚み [nm]Cr の厚み [nm]A

ϕ25 × 3−t

10

3

B

□30 × 2.4−t

18

18

(a)

(b)

図 4.3 PCB と光電面のコンタクト方法．(a) 下地の Cr を輻射体の側面まで伸ばし，側面で PCB と銀エポキシ
接着剤で機械的および電気的に接続する．(b) 光電面のある面の端に電気的コンタクト用の Al 層を用意し，輻
射体の上からネジで締めて PCB に押し当てる．

(a)

(b)

図 4.4 (a) 光電面付き輻射体 A．(b) 光電面付き輻射体 B．透明な MgF2 の端にコンタクト用の Al 層が確認できる．これが基板と接触して導電性を確保する．実際には光電面付き輻射体を基板に押しつけるための板が輻射体の上にあてがわれる．

4.1.3 カソード基板と光電面とのコンタクト
2 つの光電面付き輻射体がそれぞれフェルミ国立加速器研究所 (Fermi National Accelerator Laboratory, Fermilab)と浜松ホトニクス株式会社 [70] で製作された *1 ．以降前者を光電面付き輻射体 A，後者を光電面付き輻射体 B と*1 両者のジオメトリの違いはテクニカルな問題によるものであるため，機能面の違いは想定していない．サンプルを複数用意して試行回数を増やすという意味合いが強い．

第4章

42
(a)

チェレンコフ検出器の開発(b)pillars
spacerDLC
Covered by
Kapton tape

DLC
Covered by
Kapton tapespacer

図 4.5 試作機に使用された DLC 電極．(a) 放電を防ぐために DLC の端に近い領域をカプトンテープで覆ったピラー付き DLC 電極．カプトンテープはピラーの上から被せている．ただし，モックアップ検出器の試験ではカプトンテープによる保護はない．(b) ポリプロピレンファイルをスペーサーに用いたピラーなし DLC 電極．
スペーサーはカプトンテープで固定している．

する．両者のジオメトリの違いは表 4.2 にまとめた．光電面付き輻射体 A は円柱形の輻射体の側面で基板と接続しており，光電面付き輻射体 B は直方体の輻射体の光電面の端にある Al 層が基板と接触している (図 4.3,4.4)．

4.1.4

DLC 電極DLC-RPC は先行研究において低物質量という開発要請があったためにフィルムの電極を用いていた．これは β線を DLC-RPC の下流に配置したカウンタでトリガーしてデータ取得ができるというメリットがあり，第 3 章の時
間分解能測定ではフィルムの電極同士を向かい合わせてギャップをつくった．ギャップ厚は有感領域にピラーを立てることで担保したが，この方法は，先行研究含めた動作実績がある一方で，ピラーの頭と DLC が接触する付近の電場が局所的に歪められやすく，放電の原因になった．チェレンコフ検出器ではリジッドな面を向かい合わせる
ため，必ずしもピラーを用いる必要はない．よって有感領域外にスペーサーを配置することによってギャップをより安定した状態で担保することが可能である．本測定ではピラー付き DLC 電極およびピラーなし DLC 電極の双方を用いて動作試験を行った．ピラー付き DLC 電極は第 3 章と同じ 192 µm 厚のピラーがついた DLC 電極を用いた (図 4.5(a))．ピラーなし DLC 電極では 200 µm 厚のポリプロピレンファイルを 50 µm 厚のカプトンテープで固定することで 250 µm 厚のスペーサーとした (図 4.5(b))．

DLC の表面抵抗率については抵抗率 50 MΩ/□ のものを使用することで，放電のリスクを減らし，動作の安定性を優先した．

4.1.5 光電面付き輻射体の取扱い
CsI の潮解性は緩やかではあるが，光電面に用いる CsI 層は非常に薄いため，光電面付き輻射体を保管する場所
から試作機の組み立て，試験のセットアップを組み上げるまでの間で空気に触れないように細心の注意を払って取り扱った．光電面付き輻射体は窒素を封入した真空容器もしくは真空デジケータで保管し，真空引きしたのちに窒素充填したグローブボックス内で試作機の組み立てを行った (図 4.6)．

4.1 試作機の構造

43

真空デジケータ

グローブボックス

図 4.6 真空デジケータとグローブボックス

図 4.7 モックアップ検出器の構造

4.1.6 モックアップ検出器
試作機の機械的な構造の試験と試作機から得られる信号との比較のために，試作機の構造を模し，DLC 電極を向かい合わせに配置するモックアップ検出器を作製した．図 4.7 はモックアップ検出器の構造である．輻射体はアルミニウムのブロックで模し，ブロックの底面には DLC 電極を貼り付けた．アルミブロックの中央には DLC-RPCの有感領域に β 線を照射して動作試験を行うため，直径 1.1 mm の穴を開けた．穴の径は十分に小さく，カソードの DLC 電極の平坦性を損なうことはない．

第4章

44
(a)

チェレンコフ検出器の開発(b)

図 4.8 線源の位置をずらすことによる on-source/oﬀ-source の切り替え．黒枠内にあるのが 90 Sr 線源．(a) on-

source．(b) oﬀ-source．アルミブロックに空けられた直径 1.1 mm の穴が確認できる．

4.2

試作機およびモックアップ検出器の動作試験の方針

チェレンコフ検出器は荷電粒子が輻射体を通過する際に発生するチェレンコフ光を光電面で電子に変換し，電子を RPC で増幅して読み出すことがコンセプトとなっていることは 2.3 節で述べたとおりである．一方で，RPC はチェレンコフ光由来であるかに関係なく入射する荷電粒子を一定の効率で検出する．そのため，チェレンコフ光由
来の信号と RPC で検出した信号の区別はできない．このことに注意して動作試験を行う必要がある．たとえば，光電面の QE が不十分であることや輻射体と光電面の間の光学的な接続不良によって光電子が RPC のギャップ間に到達しない場合は信号が観測されたとしてもそれは RPC からの信号であって，チェレンコフ検出器としての動作は失敗している．ゆえに本研究では荷電粒子が試作機に入射した際に得られる信号がチェレンコフ光由来の信号か

RPC のみの信号かを切り分けることが重要となる．そのために次のような方法を検討した．
1. 光電面付き輻射体と光電面を取り除いた輻射体で対照実験
2. 荷電粒子が輻射体のみに入射するようなセットアップでの動作試験（a）輻射体に十分な厚みを持たせ，荷電粒子がほとんど完全に輻射体で止まるようなセットアップ（b）荷電粒子が光電面と並行な方向に飛行するようにコリメートしたセットアップ
本稿では材料調達の面で上記の方法のいずれについても完全に満たすセットアップを実現することはできなかったが，モックアップ検出器の結果と試作機の結果を比較することで方法 1 に近い考察を行う方針を取る．なお，試作機の動作までのチェックポイントとしては次の点が挙げられる．

1. 過剰な電流なしに DLC-RPC の動作試験から予想される動作電圧の印加ができる
2. β 線の照射に対してなんらかの信号が確認される
3. 波形やレートが妥当である
4. 時間経過によって目に見える損傷や明らかな波形・レートの変化が確認されない

4.3 動作試験のセットアップ

45
Cosmic ray
coincidence

Counter

WDB

Prototype or Mockup
coincidence
Counter

Triggered bycountersʼ conincidence
図 4.9

宇宙線データのセットアップ

4.3 動作試験のセットアップ
試作機およびモックアップ検出器では β 線がアルミニウムのチェンバー枠によって遮蔽されてしまうため，検出器よりも下流側に配置するカウンタでトリガーしてデータを取得することが難しい．よって，基本的には β 線を照射して試作機またはモックアップ検出器のセルフトリガーでデータ取得を行った．モックアップ検出器の場合は β線を通過させるアルミブロックの穴が小さいため，図 4.8 のように線源をアルミブロックの上面に直接置き，β 線を照射する際は線源の中心をアルミブロックの穴に合わせ (on-source)，バックグラウンドのデータを取る際は線源が完全にアルミブロックで遮蔽される位置に滑らせた (oﬀ-source)．線源の移動は検出器全体を傾けることによって行った．試作機の場合は β 線をチェンバー窓のポリイミドフィルムの上に載せ，トリガーレートが高くなかったた
めコリメートせずに照射した．チェンバー窓から MgF2 の上面までの距離はおよそ 35 mm であり，この距離離して β 線を MgF2 に向かって照射し，MgF2 を通過して下流の 15 mm 角カウンタにヒットしたレートは ∼ 300 Hz
であった．この値は後述する DLC-RPC の予想信号レートを求めるために使う．
図 4.9 の宇宙線をカウンタでトリガーするセットアップでのデータ取得も行ったが，カウンタとの立体角による宇宙線フラックスの制限により非常に低いトリガーレート *2 となったため，このセットアップで取得したデータセットは限られている．
検出器から読み出された波形は WaveDREAM Board (WDB)[71] で取得した．WDB には DRS4 Evaluation

Board のチップと PSI アンプ *3 が内臓されており，3 章と同様なセットアップを簡単に実現することができる．トリガーロジックも WDB の中で組むことができ，ディスクリミネーターやコインシデンスモジュールを必要とな
い．波形取得のサンプリング周波数は WDB の上限である 5 GSPS とし，波形増幅は 50 倍とした．また，まずは

DLC-RPC として正しい波形が取得できているかを確認する必要があるため，PZC による波形整形はオフにした．
セルフトリガーで波形を取得する際はノイズレベルを考慮して 50 mV をトリガースレッショルドとした．

*2 たとえば DLC-RPC の信号を数 100 イベント取得する場合は宇宙線をトリガーする立体角の制限に加えて DLC-RPC の検出効率が制限
して数週間にわたってデータ取得を続けなければならなかった．

*3 DRS4 Evaluation Board，PSI アンプ，そしてこの直後に述べる PZC については 3.1 節参照．

第4章

46
表 4.3

チェレンコフ検出器の開発

モックアップ検出器と DLC-RPC の構造およびエレクトロニクスのパラメータ．DLC-RPC の読み出し

電極とチェンバー窓との隙間に発生する空気層は手作業であったために幅を持たせた．

モックアップ

DLC-RPC

ガスギャップ

192 µm

192 µmポリイミドフォイル

100 µm

150 µm空気層0 − 0.1 mm

0

読み出し電極幅

38.5 mm

7 mm

50 倍

80 倍

増幅率

4.4

モックアップ検出器の動作試験

4.4.1 ピラー付き DLC 電極
ギャップの制御
ピラー付きの電極はギャップの制御が重要である．なぜならば，4.1.4 節で述べたようにピラーと DLC が接触する付近で電場の歪みが発生しやすいからである．ギャップの制御不良は放電のみならず，不安定な動作を引き起こす原因となりうる．ここでの不安定な動作とは，荷電粒子の入射なしに検出器がストリーマーモードやアバラン
シェモードの RPC で見られる信号のような波形のイベントが発生することである．このようなイベントをそれぞれ"ダークストリーマー"，"ダークパルス"と呼ぶことにする．DLC は表面系において負の電子親和力を有するため電場を加えると電子を外部へ放出しやすいことが知られており [72]，ダークストリーマーやダークパルスはカソードから放出されたこの電子によって発生すると考えられる．
ピラー付き DLC 電極を用いたモックアップ検出器においてもダークストリーマー，ダークパルスが観測された．
光電面付き輻射体を DLC 電極に押し付けるネジ (図 4.7 中"Screw") を締めると 1/8 回転，厚みにして ∼ 60 µm の範囲で一致する位置で止まる．この状態でセルフトリガーのセットアップを組んだ．動作電圧は第 3 章での結果からおよそ 1900 V であると推定されるが，モックアップ検出器の DLC 電極に電圧を印加すると 1400 V 付近から
ダークストリーマーが発生した．これに対し，モックアップ検出器においてネジによる電極の固定は，これまでのDLC-RPC においてカプトンテープによる電極の固定と比較すると，圧力が大きくピラー付近の電場がより歪められやすいと考え，ネジを緩める処置を行った．ネジを締めて止まる位置から半周戻した状態で再びセットアップを組むとダークストリーマーを抑制した状態で印加電圧 2000 V まで放電を起こさずに運転することができた．この他のセットアップでも同様の処置を行っている．この処置によってネジは ∼ 250 µm 上方向に移動するが，基板は通し穴になっているため電極の自重により電極間ギャップ厚は変化しない可能性がある．ギャップ厚に関しては印
加電圧や波高分布による考察が必要である．
宇宙線データセルフトリガーでは依然としてダークパルスが高頻度でトリガーされた．ダークパルスの影響を低減するため，

β のセルフトリガーではなく宇宙線をカウンタでトリガーしたデータに注目する．図 4.10 は印加電圧 1800 V から

2000 V での波高分布である．印加電圧が大きいほど波高が大きい傾向は確認できるが，2000 V においてもプラトーな領域は確認できなかった．これは誘起電流の大きさや増幅器のゲイン，ノイズレイベルの違いによってノイズに埋もれてしまったものと考えられる．これらの違いを考慮したスレッショルドを用いて 3.2.2 節の検出効率を再度計算し，モックアップの検出効率と比較した．取得される信号の大きさの比は表 4.3 のパラメータと 2.1.4 節の方法を用いて計算することができる．モックアップ検出器に対して DLC-RPC の波高の比 rheight は 1.6 − 1.7 と4.4 モックアップ検出器の動作試験

47

Normalized Entry

Height Spectrum (Threshold = 15 mV)
RPCHV = 1800, eff 10.1%, mis 0.0%
RPCHV = 1900, eff 25.6%, mis 1.8%
RPCHV = 1950, eff 30.0%, mis 0.7%

−1

10

RPCHV = 2000, eff 32.0%, mis 1.0%
noise height (RPCHV = 2000 V)

10−2

10−3

0

Efficiency

図 4.10

0.05

0.1

0.15

0.2
0.25
0.3
pulse height [V]

ピラー付き DLC 電極を用いたモックアップ検出器で取得した宇宙線データの波高分布

45
40
35
30

DLC-RPC r=1.6
DLC-RPC r=1.0
Mockup

25
20
15
10
5
0
1750

図 4.11

1800

1850

1900

1950

2000
HV [V]

モックアップ検出器と DLC-RPC の検出効率の比較．DLC-RPC の検出効率は図 3.6(b) のスレッショ

ルドを 15 mV × rheight にしたときの検出効率．

第4章

48
(a)

チェレンコフ検出器の開発(b)

Normalized Entry

pulse height [V]1on-source, Rate: 5.20 Hz

10−1

RPCHV = 3000 V

off-source, Rate: 1.29 Hz

RPCHV = 3100 V

diff
RPCHV = 3200 V−1

RPCHV = 3300 V

10noise height (RPCHV = 3000 V)

10−2
10−2

10−3

10−3
0

図 4.12

0.2

0.4

0.6

0.8
1
pulse height [V]

0

0.2

0.4

0.6

0.8
1
Normalized Entry

モックアップ検出器の波高分布．(a) 3200 V での on-source と oﬀ-source の波高分布差．それぞれ全

イベント数でヒストグラムを規格化し，トリガーレートでスケールした単位時間あたりに得られる波高分布となっている．(b) 印加電圧ごとの on-source 波高分布．全イベント数で規格化している．

なった．DLC-RPC は PZC を有効にした状態で測定をしており，低周波成分がカットされるため波高に関しても80 倍の増幅率が得られていなかった可能性がある．ここではその正確な値を測定することができていないがパルスの立ち下がりが数 10 ns ある SiP の信号では 1.7 kΩ の PZC による増幅の抑制はおよそ 40% である．DLC-RPCの立ち下がりは図 2.8 のように数 ns 程度であり，PZC による増幅の抑制は低周波成分が少ない分 SiPM よりは効かないと考えられる．図 4.11 では DLC-RPC のスレッショルドをモックアップに対して rheight = 1.0, 1.6 倍した
ときの検出効率をプロットしている．モックアップの検出効率は rheight = 1.0 の場合と比較すると印加電圧にして

2 − 3% のずれとなっている．よってモックアップの検出効率は概ね DLC-RPC と一致していると言える．
ダークパルスの影響に関してはカソードに DLC 電極を用いていることやピラーを用いてギャップを制御していることが発生の原因として考えられ，試作機およびピラーなし電極によって緩和される可能性がある．動作面は動
作電圧，波形，検出効率について DLC-RPC と概ね一貫性があり，この試験ではモックアップ検出器の機械的な構造は問題ないと言える．

4.4.2 ピラーなし DLC 電極
ピラーなし DLC 電極を用いた構成では，ダークパルスが少なかったため，モックアップ検出器のセルフトリ
ガーでデータ取得をした．電圧は 3300 V まで放電することなく印加することが可能であった．これはギャップ
厚 384 µm での動作電圧 2750 V をも大幅に上回っている．図 4.12(a) は印加電圧 3200 V での単位時間あたりの

on-source, oﬀ-source, そしてその差分の波高分布である．差分の波高分布から β 線の信号がトリガーされていることは認められる．また，図 4.12(b) では印加電圧を大きくすると波高分布にプラトーな領域が現れている．動作電圧が大きい点に関しては以下が原因として考えられる．

• ギャップ厚がスペーサーとして配置した 250 µm の厚みよりも大幅に広くなった．スペーサーとして釣り糸を用いた先行研究 [51] では 435 µm 厚のときに 3400 V まで電圧を印加することができている．ネジを緩めたことによって 250 µm までの増加が想定され，435 µm はこの範囲内である．

• ピラーがなくなったことによりウィークポイントが解消され，放電が起きにくくなった．

4.5 試作機の動作試験

49

ピラーなし電極を用いた動作試験はこれまでの経験が浅く，正確な理解のためには今後より丁寧な調査が必要である．ただしどちらの場合でも β 線照射に対して信号が得られることから DLC-RPC としては動作しているため，チェレンコフ検出器の増幅層としては成立するはずである．

4.5 試作機の動作試験
4.5.1 光電面付き輻射体 A
光電面付き輻射体 A については印加電圧 4000 V 以上まで試作機からの応答がなかった *4 ．DLC 電極と光電面のギャップ間に電圧を印加することができなかった可能性が高い．このサンプルは製造過程で空気に晒されており，Cr 層が酸化されて Cr2 O3 になっていることが確認されている．通常，Cr は空気中では表面に Cr2 O3 の不動態皮膜を形成するが，光電面付き輻射体の Cr 層は非常に薄いためにほとんどが絶縁体となってしまった可能性がある．
光電面付き輻射体の製造・運搬の過程は真空中または窒素などの不活性ガス中で行う必要があり，今後気をつけなければならない．また，Cr の代わりに銅を用いることで絶縁体となることを防ぐことも検討している．以後の試作機に関する内容は光電面付き輻射体 B を用いたものとなっている．

4.5.2 ピラー付き DLC 電極を用いた光電面付き輻射体 B
光電面付き輻射体 B は DLC 電極との間で放電を起こしやすかったため，後述する電極の保護をして動作試験を行った．この対処により，DLC 電極と光電面の間の有感領域ではギャップがピラーによって支持されないという機
械的な構造においてはピラーなし DLC 電極を用いた場合と変わらない．しかし，本節とピラーなし DLC 電極を用いて動作試験を行った次節では試作機の振る舞いに違いがあるため両者の結果を示す．本節の動作試験は 10 日間のコンディショニング *5 の前後で 90 Sr 線源を用いて実施した．
電極の保護

CsI 光電面とコンタクト用 Al 層の間は Cr が幅 2 mm 剥き出しになっている．はじめの動作試験でアノードのDLC 電極とカソードの剥き出し Cr 面の間で放電が起こり，剥き出し Cr 面に近い CsI 光電面を損傷してしまった(図 4.13(a)) ため，暫定的な処置として図 4.5(a) のように対応するアノードの領域をカプトンテープで覆うことで放電から保護した．カプトンテープはピラーの上から貼ったため，ギャップ厚は 192 µm からカプトンテープ 2 層
分の厚みが加わり 292 µm に変化する．この対応により有感領域は 14×14 mm2 となった．動作電圧については先行研究で 384 µm のギャップ厚が 2800 V で運転していたことを考慮すると，2350 V 付近であると予想される．また，ピラー上面とカソードとの間に隙間が生じるため電場構造が歪み，この部分でストリーマーや放電などの予期しない動作となるリスクを負うことを念頭におかなければならない．
運転電圧

DLC-RPC と同様に 1 時間以上かけてゆっくりと印加電圧を大きくすると，予想運転電圧である 2350 V まで安定して電圧印加が可能であった，このとき電圧供給モジュールの電流値は 0.01 µA 以下であった．2400 V では突
発的な電流が流れた．印加電圧 2350 V の状態で 10 日間のコンディショニングを経たのち，3000 V まで安定して電圧を印加することが可能であった．3050 V では突発的な電流が流れ始め，ギャップ間で小さな放電が確認され*4 DLC 電極はピラーなしのサンプルを用いた．
*5 実際には宇宙線データの取得を試みていた期間であったが，WDB においてカウンタ信号のクロストークに対して適切な対処ができなかったため結果が得られなかった．しかしながら，試作機は印加電圧 2350 V で運転させ続けていたのでコンディショニングと捉えることができる．

第4章

50
(a)

チェレンコフ検出器の開発(b)

剥き出しCr層

放電によるCsI層の損傷

図 4.13(a) 放電により損傷した光電面．(b) 光電面付き輻射体 B をロの字にカプトンテープでカバーを掛けた

ピラー付き DLC 電極に組み合わせた様子．黒枠は輻射体のコンタクト用 Al 層を基板に押しつけるための固定

Trigger Rate [Hz]具の役割を果たす．MgF2 結晶は透明なため，その先にある DLC 電極やカプトンテープが見えている．

40

Before long conditioning
35

After long conditioning

30
25
20
15
10
5
0

図 4.14

2000

2200

2400

2600

2800

3000
HV [V]

ピラー付き DLC 電極を用いた試作機のコンディショニング前後のトリガーレート推移

た．3050 V は予想運転電圧を 700 V 超えており，384 µm ギャップ厚の DLC-RPC の運転電圧よりも大きい．一方で，コンディショニング前後のどちらの場合も β 線照射に呼応してパルスがトリガーされているため，DLC 電極と光電面の間で初期電子が増幅されていることは確かめられた．イベントがトリガーされ始められる電圧と印加可能な最大電圧はコンディショニング前と後でそれぞれ先行研究 [51] の DLC-RPC でギャップ厚 284 µm と 384 µmに近く，コンディショニング期間でのギャップ厚の変化が示唆される *6 ．
*6 これはネジを緩めた副作用と言える．

4.5 試作機の動作試験

51

[mV]

(a)

Waveform : 008

10
0
−10
−20
−30
−40
−50
−60
−70
−200

−150

−100

−50

[nsec]0−50[nsec]0−50[nsec][mV](b)

Waveform : 007

200
100
0

−100
−200
−300
−400
−500

−200

−150

−100

[mV]

(c)
20

Waveform : 007

0
−20
−40
−60
−80
−200

図 4.15−150−100

モックアップ検出器とピラー付き DLC 電極を用いた試作機の波形．(a) モックアップ検出器．(b) コ

ンディショニング前の試作機．(c) コンディショニング後の試作機．

トリガーレート
図 4.14 は印加電圧に対するトリガーレートの推移を表している．2000 V でダークパルスが ∼ 0.08 Hz 以下の状態で β 線の照射に対して信号が確認でき，印加電圧の上昇に応じてトリガーレートも増加した．コンディショニン
グ後は 2450 V まで信号はほとんどトリガーされず，2500 V からトリガーされはじめた．コンディショニングの前後ともに印加電圧に対するトリガーレートはほとんど比例する形で増加しており，DLC-RPC で見られる最大印
加電圧付近の検出効率が頭打ちになる様子は確認されなかった．頭打ちになる前に動作が不安定になった可能性がある．
90

Sr 線源の β 線エネルギースペクトル (図 3.20) と (2.9) 式から，期待されるチェレンコフ光子数を見積もることができる．波長が MgF2 を透過する 110 nm 以上 (表 4.1) から CsI で光電子に変換され得る 210 nm(図 4.2) までのチェレンコフ光子数は，90 Sr 線源由来の電子 1 個あたり 43 個である．CsI 光電面の QE は PICOSEC MM 検

第4章

52
(a)

チェレンコフ検出器の開発

(b)

0.35

Pulse Height vs Undershoothist

Entries
Mean xMean y10029
0.11750.05836
Std Dev x 0.07266
Std Dev y 0.03336

0.3
0.25

22
20
18
16
14

Undershoot [V]Undershoot [V]Pulse Height vs Undershoot

0.35

0.25

12

0.2

0.15

10
8

0.15

0.1

6

0.1

0.2

0.4

0.6
Pulse Height [V]

80
70
60
50
40
30

4

0
0

10178
0.12340.007088
Std Dev x 0.0872
Std Dev y 0.007201

0.3

0.2

0.05

hist
Entries
Mean xMean y

20

0.05

2
0

0
0

10
0.2

0.4

0.6
Pulse Height [V]0図 4.16 ピラー付き DLC 電極を用いた試作機の波高とアンダーシュートの関係．赤線はカット条件である(Pulse Height = 0.45 × Undershoot + 0.026)．(a) コンディショニング前．赤線より上側にあるピークはバー
ストノイズ．(b) コンディショニング後．

(a)

(b)
Height Spectrum
RPCHV = 2000

10−1

RPCHV = 2100
RPCHV = 2200
RPCHV = 2300

−2

noise height (RPCHV = 2000)

10

Normalized Entry

Normalized Entry

Height Spectrum

RPCHV = 2500
RPCHV = 2750

−1

10

RPCHV = 2850
RPCHV = 2950
RPCHV = 3050
noise height (RPCHV = 2500)

10−2
10−3

10−3

10−4
0

0.2

0.4

0.6
pulse height [V]

0

0.2

0.4

0.6
pulse height [V]

図 4.17 ピラー付き DLC 電極と光電面付き輻射体 B を用いた試作機の波高分布．(a) コンディショニング前．
(b) コンディショニング後．

出器と同じ値 9%[64] を仮定すると，平均光電子数は 3.9 個となる *7 ．この光電子は増幅層の初期電子となりほとんど 100% 信号として得られると考えられるため，試作機で期待されるトリガーレートは入射する β 線のレート，
本測定では O(100) kHz である．
本測定で得られたトリガーレートは上記の計算からで得られたトリガーレートとオーダーレベル大きく乖離しており，期待する動作が得られていない．この原因として QE が想定しているよりも小さいことや輻射体と光電面の間で光学的な接続不良が発生していること，なんらかの原因で初期電子がガス分子に吸着される効果が非常に大きいことなどが考えられる．期待されるトリガーレートは得られなかったが，一方でチェレンコフ光由来の信号が存*7 10 GeV の µ 粒子に対して同様の計算をすると平均 39 個の光電子が得られる．この値は PICOSEC MM 検出器の実測値である平均 10個とファクターレベルで一致する．

4.5 試作機の動作試験

53

在する否定にもならないことには注意したい．
波形
図 4.15(b) はコンディショニング前，2350 V での信号波形の一例である．図 4.15(a) のモックアップ検出器の波形と比較すると，前者では見られないアンダーシュートが後者でははっきりと確認でき，アンダーシュートはパル
ス波高に比例した大きさとなっている (図 4.16(a))．一方でコンディショニング後で得られた波形はアンダーシュー
トがなくなり，モックアップ検出器の波形に近い波形であった (図 4.15(c),4.16(b))．図 4.15(b) のようなアンダー
シュートを含む波形は先行研究においても経験がなく，原因の特定は難しいが，得られている信号が β 線の照射に呼応するものであること，ギャップの構成方法が新しいことを考慮すると電場構造の歪みによって生じた可能性がある．一般的にガス検出器はコンディショニングによって動作が安定することが経験的に知られており，本測定でもそのような効果が現れていると理解している．
波高分布
図 4.17 はコンディショニング前後での β 線照射で得られた波高分布である．コンディショニング前の波高分布
はその印加電圧に 400 − 500 V 加えた印加電圧のコンディショニング後の波高分布に近い振る舞いをする *8 ．コン
ディショニング前後ではギャップ厚と入射する荷電粒子は変わっていないが，同等の波高分布になる印加電圧が変化ということは，同じ印加電圧に対する実行的な電場が小さくなっていることを示唆する．これはギャップ厚の変化に起因すると考えられる．
考察
本測定からは，ネジ固定を緩める方法ではギャップ厚のコントロールが不十分となることが示唆される．よって，
ダークパルスやダークストリーマーの発生を抑制した状態でより適切なスペーサーの配置方法が必要となる．たとえば，本測定ではフィルムの DLC 電極を用いたが，平坦かつリジッドなバルク素材に DLC を蒸着することが考えられる．
モックアップ検出器の波高分布と試作機の波高分布についてはギャップ厚，トリガー方法，β 線の荷電粒子のエネルギーが異なる *9 ため，比較をすることが難しい．

4.5.3 ピラーなし DLC 電極を用いた光電面付き輻射体 B
運転電圧
ピラーなしの DLC 電極を用いた試作機では動作立ち上げ段階の数時間の短いコンディショニングで 3600 V ま
で電圧を印加することが可能であった．ピラーなし DLC 電極での試験と同様により長期のコンディショニング *10を行い，その前後で β 線照射のデータを取得した．
トリガーレート
コンディショニング後のトリガーレートは図 4.20(a) にまとめられている．本測定においても 4.5.2 節の計算から期待されるトリガーレートからはオーダーレベルで大きく異なる結果となった．

β 線を照射するとその直後にオシロスコープのハードウェアスケーラーでは 40 − 50 Hz のトリガーレートを示*8 波形が変わっているのでここから実際にかかっている電場の大きさの違いを推定することはできない*9 試作機では β 線は MgF2 で多くのエネルギーを落とすため，エネルギースペクトルが変化する．低エネルギーの荷電粒子ではガス分子を電離するときに発生する初期電子数が増加する (図 3.19(b)) ため，より大きな信号になりやすい．
*10 時間的な制約によりピラー付き DLC 電極では 10 日間だったがピラーなし DLC 電極では 4 日間である．

第4章

54

(b)
0.22

h
Entries
Mean xMean y25173
0.28050.08832
Std Dev x 0.1478
Std Dev y 0.05526

0.2
0.18
0.16
0.14

12

8

0.1
0.08

6

0.06

4

0.04
0.02

図 4.18

14

10

0.12

0

16

0.2

0.4

0.6

0.8
1
Pulse Height [V]Undershoot [V]Undershoot [V](a)チェレンコフ検出器の開発

0.22h
Entries
Mean xMean y12903
0.14220.01255
Std Dev x
0.132
Std Dev y 0.02066

0.2
0.18
0.16
0.14

30
25

0.1
0.08

20
15

0.06

10

0.04

2

0.02

0

0
0

5
0.2

0.4

0.6

0.8
1
Pulse Height [V]

ピラーなし DLC 電極を用いた試作機の波高とアンダーシュートの関係．(a) コンディショニング前．

グ後．

(a)

(b)

ピラーなし DLC 電極を用いた試作機の波形．(a) 図 4.18(a) の黄枠内のイベント．(b) 図 4.18(a) の赤

枠内のイベント．

35

0.12

赤枠内のイベントはアンダーシュートなし．黄枠内のイベントはアンダーシュートあり．(b) コンディショニン

図 4.1940

0

4.5 試作機の動作試験

55

Trigger Rate [Hz]

(a)

5
4.5

4
3.5

3
2.5

2

3200

3250

3300

3350

3400

3450

3500

3550

3600
HV [V](b)

図 4.20コンディショニング後の試作機のトリガーレート．縦軸の単位は Hz．(a) 印加電圧に対するトリガー

レートの推移．(b) 印加電圧 3600 V でのトリガーレートの時間推移．縦軸の単位は Hz．16:38 付近でレートが急激に増加するのはノイズ状況が悪化したためである．緑線以降 (run 1409) が (a) の印加電圧 3600 V のデー
タ取得期間である．

第4章

56

チェレンコフ検出器の開発

Normalized Entry

Height Spectrum

10−1

RPCHV: 3200 V, Rate: 1.80
RPCHV: 3300 V, Rate: 2.28
RPCHV: 3400 V, Rate: 2.82
RPCHV: 3600 V, Rate: 4.73

10−2

RPCHV: 3201 V, Rate: 0.19

10−3

10−4
0
図 4.21

0.2

0.4

0.6

0.8
1
pulse height [V]

ピラーなし DLC 電極と光電面付き輻射体 B を用いた試作機の β 線に対する波高分布．全イベント数で規格化している．RPCHV:3201 V の波高分布は印加電圧 3200 V で β 線の照射をしなかったデータである．

していた．図 4.20(b) ではオシロスコープからデータ取得のセットアップに切り替えてからのトリガーレートが記録されている．数分間のタイムスケールでトリガーレートが O(10) Hz から O(1) Hz に減少していることが分かる．β 線照射を止めてしばらくしたのちに再度照射するとトリガーレートは回復した状態から再び減少する傾向が見られる．このような現象が起こる原因としては，光電面に電荷が溜まり，電場が弱まることで増幅層の検出効率が低下すること，ガス増幅過程で発生するフッ素が光電面の劣化を引き起こすことが考えられる．しかし前者はトリガーレートの減少が分単位のタイムスケールで起きているため，2.1.3 節で見たような高抵抗電極上での電荷移動のタイムスケールと比較しても長すぎるため不適当である．後者についても β 線の照射を止めた際にトリガーレー
トが回復することを説明できない．これまでの DLC-RPC の先行研究においてはこのような検出効率の減少は経験がない．したがってチェレンコフ光由来のイベントが隠れている可能性があり，今後の試験においてもこのような現象については注意していく必要がある．
波形
コンディショニング前ではアンダーシュートなしの波形 (図 4.19(a)) とアンダーシュートあり (図 4.19(b)) の波形の両方ともが観測された．このことは図 4.18(a) でも確認できる．ただし，この測定では 1 日かけてゆっくり電圧を印加した．コンディショニング後でアンダーシュートありの波形が大幅に抑制されるという傾向はピラー付き

DLC 電極を用いた試験と一致している．ピラーなし DLC 電極を用いた試験ではコンディショニング後でもアンダーシュートありの波形が一定割合残っているが，これはコンディショニング時間の差によるものと考えられる．
コンディショニングはピラー付き DLC 電極の試験では 10 日間であったのに対し，ピラーなし DLC 電極では 5 日間であった．よって検出器が完全に安定な動作に至るまで 10 日近いコンディショニングが必要であることに注意しなければならない．また，図 4.18(a) から図 4.18(b) の構造の変化に注目すると，コンディショニングを通してパルスのアンダーシュートが緩和されていくのではなく，2 つの異なる要因で発生する信号であると考えられる．ア4.6 まとめと展望

57

ンダーシュートを発生させるような原理は不明であるが，DLC-RPC の波形として不適当であるため，今後の試験ではコンディショニングを経てアンダーシュートのイベントが十分に抑制されるのを待つべきである．
波高分布
図 4.21 はコンディショニング後の波高分布である．印加電圧の違いや β 線照射の有無にかかわりなくほとんど同じような分布となっている．
考察
ピラーなし DLC 電極を用いた試作機の試験では印加電圧の上昇に対してトリガーレートは増加するが波高分布は変化しなかった．これはこれまでの DLC-RPC で全く経験のない挙動であり，どのような解釈をすれば良いかわ
からない状態である．これはそもそもピラーなし DLC 電極を用いた DLC-RPC やトリガー方法の違いに対する理解が十分でないことに起因しており，より基本的な試験に立ち返る必要がある．

4.6 まとめと展望
本研究ではチェレンコフ検出器の測定器原理実証を目指して進められ，ここまでの測定結果から原理実証に至ることはできなかったが，検出器の振る舞いについての理解や運転の知見，今後の方針に関わる考察が得られた．

DLC 電極と光電面を組み合わせるに当たって，最大のポイントはダークパルスやダークストリーマーを抑制した状態でいかにしてギャップ厚をコントロールするかであった．本測定ではネジを緩めてしまったがためにギャップ
厚のコントロールができなかった．また，現在の DLC 電極はフィルム状であるがゆえに変形しやすく，電場を歪めてしまう．これに対しては一般的な RPC と同様なバルク状の材料に DLC をスパッタした電極を用いることで対応が可能である．また，ピラーはダークパルスやダークストリーマーを生じさせやすいため，ピラーなしで有感領
域外に安定な形状のスペーサーを配置する形でのギャップ厚コントロールが望ましい．光電面付き輻射体の固定方法も工夫が必要である．ネジを手で締める行為はどうしても人間の手による系統誤差ついてしまうため，クリップなどの決まった力で構造を保持するものが良い．
また，モックアップ検出器は測定器原理を実証をするためには不十分な構造であった．モックアップ検出器のア
ルミブロックは実際の輻射体 (MgF2 ) で置き換える必要がある．その上でセルフトリガーでデータ取得した際のDLC-RPC の振る舞い，特にトリガーレート，波形，波高分布についてよく理解する必要がある．DLC-RPC はこれまで下流に配置したカウンタでトリガーしてデータ取得していたためトリガー方法の違いによりバイアスを生まないようにするためである．
このほか，今後の試験で注意しなければならない点として以下が挙げられる．

• カソードの Cr 層とアノード電極の間で放電を起こしやすいため，あらかじめカプトンテープなどで保護しておく必要がある．

• コンディショニングを通して検出器が完全に安定するまで 10 日ほど必要となる．パルスにアンダーシュー
トがある波形の有無で判断する．

• β 線照射によってトリガーレートが減少する挙動が確認されており，照射時間依存性に注目する必要がある．
• 試作機で得られたトリガーレートはいずれも期待されるトリガーレートに対して大幅に小さいため，光電面や輻射体の品質，使用するガスに注意を払う必要がある．

59

第5章

結論
本稿では，
「高精細読み出し」「二重読み出し」「高時間分解能」のカロリメータ技術を融合させた次世代のカロリ
メータ技術に向けて，チェレンコフ光を光電面で電子に変換し，RPC で増幅して読み出すチェレンコフ検出器の開発について記述した．チェレンコフ検出器の増幅層として用いる DLC-RPC の時間分解能はギャップ厚 192 µm で73 ps であった．このうち波高の大きいイベントに注目して，チェレンコフ検出器の時間分解能は 20 − 30 ps と推定される (第 3 章)．ただし，ギャップ厚をより狭くすることや，波形取得のサンプリング周波数を大きくすることなどでさらに時間分解能を良くすることも期待できる．第 4 章では光電面付き輻射体と DLC 電極を組み合わせてチェレンコフ検出器の試作機をつくった．動作試験では β 線照射に呼応した信号が確認されたが，チェレンコフ光
由来の信号であることの証明には至らなかった．チェレンコフ検出器の動作に関しては，ダークパルスやダークス
トリーマーを抑制した状態でギャップ厚をコントロールすることがポイントとなる．今後はより機械的に安定な電極とスペーサーを用いた試験を行う予定である．

61

謝辞
本稿の作成にあたり、多くの方々にご指導ご鞭撻を賜りました。
まず，本研究を行う機会を与えてくださった森俊則教授，大谷航准教授に心よりお礼申し上げます．本研究室での恵まれた環境において，不自由なく研究生活を送ることができ，修士課程においてたくさんの学びがありました．
研究活動において，指導教員である大谷航准教授には研究方針や学会発表に関して熱心にご指導くださり，日夜親身に相談に乗ってをいただきました．チェレンコフ検出器のガス検出器としての側面について，神戸大学の越智敦彦准教授にさまざまな助言をいただきました．また，光検出器としての側面からは信州大学の竹下徹教授，高エネルギー加速器研究機構の松岡広大准教授にこれまでの開発に基づいたアドバイスをいただきました．日米科学技術協力事業のプログラムとして，フェルミ国立加速器研究所の James Freeman 氏，ノーザン・イリノイ大学の Corrado Gatto 氏ともミーティングで議論させていただきました．大矢淳史氏，山本健介氏，高橋真斗氏には

DLC-RPC の開発の経験から的確なご指摘やアイデアをいただきました．小川拓泰氏と神山大樹氏には本プログラムに共同で研究に取り組んでくださっています．
その他研究室の皆様にもお世話になりました．PSI に渡航した際は岩本敏幸助教に研究面に加え，生活面においても多大なるサポートをしてくださりました．内山祐介助教には現地での測定に協力してくださりました．潘晟特任助教，Gerritzen Lukas Gerhard 特任助教にはミーティング等でコメントをいただきました．また，PSI での滞在
では米本拓氏，松下彩華氏に現地での生活の勝手を教えていただきました．ILC の研究に携わる増田隆之介氏，村田樹氏，上田裕介氏にはカロリメータについて教えていただきました．池田史氏には実験室での作業でたびたびお世話になりました．馬越隆成氏，高津大誠氏には研究に励む姿から刺激を受けました．そして唯一の同期である横田凛太郎氏とは研究だけでなくその合間の時間においてもとても楽しい時間を過ごさせていただきました．素粒子物理国際研究センターの秘書の方々には出張申請や物品購入などの事務手続きで大いに助けていただき，研究に集中することができました．心よりお礼申し上げます．
最後に，ここまで支えてくれた両親と弟にこの場を借りて感謝申し上げます．

63

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