中性子飛来方向測定装置の研究

防衛大学校 理工学研究科
境界科学専攻 基礎物理大講座
岡本 皇亮
平成  年  月  日

研究成果の概要

原子力の平和利用や核燃料物質の不拡散を推進するために、核兵器の不拡散に関する条約 を基礎とした核軍縮の努力がなされている。しかし、国際原子力機関  の報告によれば
年から 年の間に

 件にも及ぶ核物質等の不法な輸出入が発生している。このため、それらを利用したテロの発生、軍事目的の核兵器開発等が懸念されており、国家安全保障の観点から、輸出入管理段階における核物質の探知能力を向上し、このような取引を未然に防止することが必要である。核物質に含まれるプルトニウム同位体は、自発核分裂によって高速中性子と即発る。高速中性子は透過力が大きく、即発線を放出す線に比較して遮蔽が難しい。高速中性子と陽子の散乱断面積は数バーン程度と大きく、そのほとんどが検出が容易な弾性散乱なので、核物質から生成される高速中性子を検知することが、核物質の探知において有効である。本研究の目的は、核物質を探知するために、高速中性子を陽子との弾性散乱により検知し高速中性子の飛来方向を特定する測定装置を開発することである。数  程度の広い探索領域での使用を想定し、性能として、核物質の所
在位置を精度 程度で特定することを目標とした。測定装置を構成する中性子検出器としては、標的である水素の含有割合が大きいこと及びバックグランドとなる線を識別する必用性から、液体シンチレーターを選択した。また、装置の移動性の観点から、小型で構造の簡単な飛来方向測定装置を設計、製作し、中性子線源を使用して、線源方向特定性能を評価した。
飛来方向測定の原理は、中性子と陽子の弾性散乱において生成される反跳陽子のエネルギーと散乱中性子のエネルギーを測定することにより散乱角を算定し、散乱中性子の方向と散乱角から飛来
方向を特定するものである。飛来方向測定装置は、 インチ液体シンチレーター中性子検出器で構成され、 台は入射中性子を散乱させる役割の前方検出器、残りのる役割の後方検出器である。後方検出器を台

台は散乱中性子を検出す台にすることで、入射方向の不定性を除くことができる。反跳陽子のエネルギーは前方検出器における電離損失を光出力から算定し、散乱中性子のエネ
ルギーは飛行時間から算定する。

線源を使って中性子検出器のエネルギーの校正、タイムウォー

ク補正を行い、エネルギー及び時間分解能を測定した。得られたエネルギー及び時間分解能を、測定器シミュレーター  へ組み込み、中性子散乱のシミュレーション計算を行ない、実験結果と比較した。
測定装置の性能評価のために核物質の代替として、放射能を用いた。   中性子線源を前方検出器の中心から距離から  度まで

 の   自発核分裂中性子線源
 で、水平面上で線源方向を度毎に変えて線源方向の測定を行った。測定の結果、 波形弁別により

度
線の混入を  程度に抑制し、各線源方向で得られた散乱角分布のピークから、線源方向を前方から度の範囲で測定することができた。測定した中性子弾性散乱の事象数が 方向の測定精度は  度となる。線源方向 度において散乱角の分解能は程度であれば、線源   度、測定した入射中性子のエネルギー範囲はは    !" 以上で、前方検出器に入射する中性子に対する装置の検出効率 であった。線源方向の測定可能範囲が制限されたのは、前方検出器で 

波

形弁別のために  !"、後方検出器で波高弁別回路のしきい値のために  # !" というエネル
ギー下限値があるためであることがシミュレーション計算から確かめられた。
本研究により、液体シンチレーター中性子検出器

台を使って、   自発核分裂中性子源からの!" 以上の中性子を液体シンチレーター中の陽子との弾性散乱により中性子の飛来方向を測定す

ることにより、線源方向を前方から
度までの範囲で特定した。その線源方向の精度は事象数を程度集めることにより  度に抑えることができた。

目次

第

章 序論

                                       



研究の背景



中性子の検出方法                                     

中性子飛来方向の特定                                  

中性子と陽子の弾性散乱                                                               

実験室系での散乱角

重心系と実験室系での散乱角の関係                       

実験室系での散乱角分布                             #

核物質と自発核分裂                                  

液体シンチレーター                                  

発光機構                                      





波形弁別                                   

#

研究の目的

                                       

$

論文の構成

                                       

第  章 中性子飛来方向測定装置




第章



中性子検出器                                       
液体シンチレーター  

荷電粒子に対する光出力                              

中性子検出器の構造                              

#

 

光電子増倍管                                   $ 

散乱確率                                      

装置の設計



                                                                 

 

後方検出器の開き角                               

前後方検出器間の距離                               

飛来方向測定装置                                   中性子線源  中性子線源



中性子フラックス                                     

線フラックス                                                                          $第  章 中性子検出器






エネルギー校正                                      



 

コンプトン散乱                                  



 

線の後方散乱                                  



 

実験セットアップ                                 



 

エネルギー分解能                                 

#

 

エネルギー校正                                  

時間分解能の測定                                      

測定方法                                       

実験セットアップ                                 



 

タイムウォークの補正                              



 

時間分解能                                    #

第章

 による測定器シミュレーション の概要                                       

測定器シミュレーション                                 



 

シミュレーションの概要                             



 

中性子線源                                     

中性子飛来方向測定装置                             



 

電離損失から光出力への変換                         



 

時間分解能の組み込み                              

#

第  章 中性子飛来方向の測定

実験セットアップ                                     $計測システム                                       

中性子散乱事象の選別                                  

#

 

飛行時間 % による選別                             

#

 



波形弁別による選別                             

#

 

中性子散乱事象の選別                              $

シミュレーション結果との比較                             

$



散乱角分布

                                       $

線源方向の測定                                      #

中性子検出効率                                      

第  章 結果に対する考察#

エネルギー下限値と散乱角分布                             #

散乱角ピークのずれ                                  $                              

$

# 

検出器分解能の影響



# 

バックグランドの影響                              # 

散乱角分布に対する考察                             #

核物質探知の性能                                     



#

装置の改良

                                       



#

前方検出器の形状                                 



#

後方検出器の形状                                 



第  章 まとめ



図目次



飛来方向特定の原理：  弾性散乱 事象 & 弾性散乱 事象            

中性子飛来方向測定装置' ( ) !*+   & !*,-            中性子と陽子の弾性散乱 & 運動量保存                     

重心系の散乱角  と実験室系の散乱角                        

角分布'  重心系 & 実験室系                             #  自発核分裂中性子の減弱                              $#

有機分子のエネルギー準位                                $

発光強度の時間依存

ナフタレン、キシレンの構造式                             陽子エネルギーと液体シンチレーター 



荷電粒子エネルギーと液体シンチレーター (.

 の発光量        

中性子検出器                                       #



検出器ヘッドの断面図                                  #

光電子増倍管 ヘッドオン型 の構造#量子効率                                          $

中性子の反応断面積                                  

飛来方向測定の原理                                  

シミュレーション計算のための配置                           



後方検出器の開き角と中性子の検出効率



散乱角分布

                                       

中性子散乱事象数の検出器中心間距離依存性                       

中性子飛来方向測定装置の平面図                            #  中性子線源の構造                                  $  の崩壊図                                         自発核分裂に伴う中性子のエネルギー分布と / の式

コンプトン散乱                                      

散乱角分布の入射線エネルギー依存性                        

線の後方散乱を測定するためのセットアップ                     





線源                                                                              の発光量                                                           

実線          0線の後方散乱に対する中性子検出器応答のシミュレーション         





1

線の後方散乱に対する中性子検出器応答のシミュレーション         #エネルギー校正のための計測システム                          



$

光電子増倍管の印加電圧                                 #

中性子検出器と  , 検出器の 2 値の相関                    $ 0線に対する 2 値                               $ 0線の後方散乱に対応する 2 値                        





1

線に対する中性子検出器の 2 値                       



前方検出器のエネルギー分解能                                0線に対する後方検出器の 2 値                        0線に対する後方検出器の 2 値                        

前方検出器の 2 値のエネルギー校正                                                      # 時間分解能測定のセットアップ



 $

時間分解能測定のための計測システム                          2 値と時間差の相関                                  

前後方検出器の時間差                                  #



前後方検出器の時間差と 2 値の相関                         #

アーム の前後方検出器の時間差と2 値 の相関                $

タイムウォーク補正後の前後方検出器の時間差                     $  前後方検出器の時間差のエネルギー依存性                      

アーム の時間差                                       アームの時間差                                                                                           # 時間分解能 の視覚化ツールキットによる装置への中性子照射

測定器シミュレーションに組み込んだ線源の構造                  

シミュレーションに組み込んだ検出器ヘッドの構造                  

中性子飛来方向測定装置の平面図                            $

飛来方向測定装置の計測システム                            #

検出器信号と同期信号の時間関係                            #2 入力信号とゲートの時間関係                          #

線の飛行時間で補正した飛行時間                           #

線の反応過程と飛行時間                                ##

実験とシミュレーションの飛行時間の比較                       #$

速い成分と全成分の 2 値相関                            #

前方検出器の 2 値相関 %                       

#



後方検出器

0                        #の 2 値相関 %



0 

#

アーム                               #



全成分変換後の後方検出器の 2 値相関                       #                                        

#

 

                                        ## 



線散乱事象  4 シフト                      #$

波形弁別の光出力に対する影響                           $ # 前方検出器の光出力                                  $ $ 後方検出器の光出力                                  $

散乱中性子の飛行時間                                  $

散乱中性子のエネルギー                                 $

反跳陽子のエネルギー                                  $

入射中性子のエネルギー                                 $

アーム での散乱角                                    $                              $$

度での散乱角                                 $$3 事象の散乱角  

  線源方向


線源方向

度での散乱角  線源方向 度での散乱角                              $$ # 線源方向 度での散乱角                              $ $ 線源方向 度での散乱角                              $

線源方向  度での散乱角                              $

散乱角ピークと線源方向の関係                             



線源方向

と

5 の相関                               



線源方向

と 5









の相関                               の相関                                と線源方向度での散乱角                                 

#

線源方向

#

線源方向 度での散乱角                              #

線源方向 度での散乱角                              #

線源方向 度での散乱角                              #

線源方向  度での散乱角                                           

#





の相関 エネルギー下限値が無い条件

#

線源方向

##

分解能の散乱角分布に対する影響                            #$3 事象の散乱角分布                                  #3 事象の混入による散乱角分布と                          #

多重散乱の散乱角分布と前方検出器の光出力下限値の関係             #

多重散乱の散乱角分布と後方検出器の光出力下限値の関係             

#

線源方向

             #

前方検出器の形状の影響                                 #  線源方向度におけるアームの多重散乱による散乱角度での散乱角'前方検出器の直径
$

 

                

#

改良型の飛来方向測定装置の概念図                           



表目次



原子炉級プルトニウムの組成                               #

自発核分裂核種の中性子放出数 6  0                          $

液体シンチレーター (7 の特性                      

光電子増倍管 8#

中性子の液体シンチレーター 

中性子検出器での散乱回数とその散乱確率                       

の特性                               

線の後方散乱  9  による散乱

 での平均自由行程

              

線と反跳電子のエネルギー           

前方検出器のエネルギー分解能                             



後方検出器の反跳電子 #$ !" に対するエネルギー分解能             エネルギー分解能の係数                                 エネルギー校正の結果                                  

波高弁別回路のしきい値                                 #2 入力                                        

$

時間分解能

                                       $

シミュレーションに組み込んだ検出器ヘッドの構成要素                







波形弁別の結果                                    

#



線源方向

度における実験とシミュレーションの比較                 $

各線源方向での測定時間 :+; + と事象数                   

$



測定時間とシミュレーション事象数を換算した時間                  $

実験による散乱角分布のガウス分布フィット                      

$#



シミュレーション結果の散乱角分布のガウス分布フィット               

$#

#

線源方向と 

5 、5

の相関                           の相関                                 

$

線源方向と



中性子検出効率                                      

#

線源方向と

#

自発核分裂で生成される中性子数に対する組み合わせの数と発生確率        







の関係                                 #

第 章 序論



研究の背景

原子力の歴史は、$ 年にドイツでウランの核分裂反応が発見されたことから始まった。核分裂

反応は、 個の重い原子核が分裂して個のより軽い原子核が生成される反応である。その過程で余剰エネルギー、数個の中性子及び線が放出される。  < の核分裂反応の一例を示す。





< 

が放出されるエネルギーで







 
 
    =*  !" 程度になる > ?。この核分裂反応が人類に貢献しているものに原子力発電がある。原子力発電は一定量以上のウラン、プルトニウムに代表される核燃料物質に人
為的に中性子を照射することで、核分裂連鎖反応によりエネルギーを取り出し発電する方法である。
核分裂反応はこのような平和目的の利用の一方で、核兵器のような大量破壊兵器にも利用される現実がある。原子力の平和利用や核燃料物質の不拡散を推進するために、核兵器の不拡散に関する条
約  を基礎とした核軍縮の努力が世界的になされている。しかし、近年、解体核兵器による核物質や原子力発電に用いる核燃料物質等の不法な輸出入が発生しており、それらを利用したテロ行
為、軍事目的の核兵器開発などが懸念されている > ?。国際原子力機関  は核関連物質の不法取引に関するデータベース 2 ,,++ *Æ+6 2&0 を作成しているが、これによれば、年から 年の間に 件の核物質の不法な輸出入が確認されている。そのうち #件で濃縮ウランやプルトニウムが取引されており、 6 の高濃縮ウランが発見されたケースや、プルトニウ
ム換算で   6 の !@A 燃料 ウラン・プルトニウム混合酸化物燃料 が発見されたケース等が含まれている > ?。このような取引を未然に防止するためには、輸出入管理段階における核物質の探知能力向上が、国家安全保障の観点から重要である。電気電子学会  0+- 1 ,*+, B,*1+0 6+*0 の核科学、医療画像に関する会議 -,* C+ CDE10+- B !B+,6+6 1* 等において、その探知能力向上に資するような検出器の開発研究について議論されている >?。
核物質を探知するためには、核物質に含まれるプルトニウム等の自発核分裂によって生成される
高速中性子 を検知することの方が速中性子の透過力が線を検知することに比べて有効と考えられる。その理由は、高線に比べて強いために、遮蔽をすることが容易でないからである。たとえば、!" の中性子の遮蔽に必要な鉛の厚さは約 

約

 で、

!" の

線の遮蔽に必要な鉛の厚さの倍を必要とする。高速中性子を検知するには陽子との相互作用が使われ、その相互作用は弾性

エネルギーが   程度以上の中性子散乱 が主な過程である。本研究は、核物質の探知を目的として、高速中性子と陽子の弾性散乱を測定することで高速中性子の飛来方向を特定する測定装置を開発することである。想定される使用状
況は、数  程度の広い探索範囲で、核物質の所在位置を精度 程度で特定できることを目標とした。測定装置を構成する中性子検出器として、陽子との弾性散乱の点から水素の含有割合が大きい
こと及びバックグランドとなる線を識別する必要性から、液体シンチレータを選択した。また、装置の移動性の点から、小型で構造の簡単なものとした。これらの条件をもとに、中性子飛来方向測定装置を設計、製作し、中性子線源を使用して線源方向を特定する性能を評価した。



中性子の検出方法

中性子の検出方法は大きくつに分類され、 核反応の利用
 放射化の利用
 陽子との弾性散乱の利用がある。
核反応を利用する方法としては、高速中性子に比べてエネルギーが " 程度と小さい熱中性子に対して大きな反応断面積を持つ  8、 :+、  が用いられる。熱中性子とそれぞれ   3 :+、:+ 3 8、 8 3E 8 の反応が起き、中性子はこのとき生成される荷電粒子である陽子 E 及び 線、 :+、 8 から間接的に検出される 。
放射化を利用する方法としては、主として熱中性子捕獲反応 3  により物質中に生成される放射性核種の放射能を線により測定し、熱中性子領域における中性子束密度を求める方法がある。

最も代表的な放射化反応に  - 3  - 反応がある。
陽子との弾性散乱を利用する方法としては、高速中性子と陽子との弾性散乱で生成される反跳陽子から中性子を間接的に測定するものがある。中性子の運動エネルギーを反跳される原子核に効率よく付与することから、標的として中性子とほぼ質量が等しい陽子が適している。
これらの方法のうち、弾性散乱で生成される反跳陽子を利用する方法は散乱中性子の測定により入射中性子の飛来方向、エネルギーを測定できるという長所がある。核反応や放射化を利用する方法では、入射する中性子を熱中性子に減速させるために、入射中性子のエネルギー、飛来方向を測定できない。



中性子飛来方向の特定

中性子の飛来方向からその線源方向を測定することを考える。中性子の飛来方向を測るために、中性子と陽子の弾性散乱を利用する。測定装置は、核物質から装置へ入射する高速中性子の散乱を中性子と陽子の散乱断面積は数バーン程度の大きさがある。バーンは相互作用の確率を表し、その単位は  






である。
原子核物理の分野では、        という反応を、     と表すことがある。

反跳陽子により検知する役割の検出器 散乱体 と、散乱された中性子を検知し、その方向を測定す
る役割の検出器で構成される。反跳陽子と散乱中性子のエネルギーをそれぞれ  、 とすれば、陽子との散乱による中性子の散乱角はエネルギー及び運動量保存則により、

 9  




 

と表される > ?。反跳陽子のエネルギーは散乱体との相互作用による電離損失から、散乱中性子のエ
ネルギーはその飛行時間の測定から算定でき、散乱角  が決定される。
図  は線源から放出された中性子  が装置に入射して、散乱体で散乱された場合に、散乱角  から飛来方向を特定する測定装置の概念図である。図 
は弾性散乱を

 は散乱中性子の弾性散乱を

事象、 &

事象測定した場合を表している。 事象では散乱角  のみしか得られないので、円錐形を つしか描けずに回転面の不定性が残るため飛来方向の特定ができない。この場合、入射中
性子の方向は  以外に  の場合も考えられる。しかし、 & のように異なる弾性散乱を事象測定

すれば、それぞれの散乱角  と  が得られて、それぞれの散乱方向から得られる円錐形の回転面の交わりによって飛来方向を水平面上で特定できる。このことから、散乱体が向を特定するためには少なくとも散乱中性子を検出する検出器が後方に台ならば、飛来方台必要である。

図  ' 飛来方向特定の原理：  弾性散乱 事象 & 弾性散乱 事象

中性子と陽子の弾性散乱を利用して核物質の方向、位置を測定するために、数個の中性子検出器から構成される装置がいくつか考案されている。図  は ( ) !*+ らによる円筒形中性子検出器 本による中性子飛来方向測定装置である > ?。この検出装置は、直径  、長さ
体シンチレーター中性子検出器を間隔測定装置では中性子エネルギー性子エネルギー で前方に台、後方に 台配置したものである。この!" において、エネルギー分解能!" においてエネルギー分解能は  !*,- らによるもので、直径

# 、厚さ

 の液

 、角度分解能 度、中# 、角度分解能 $ 度が得られている。 &#  の円筒形の液体シンチレーター中性子

検出器を前方に  台、後方に # 台配置した中性子飛来方向測定装置で、その角度分解能等は研究中であり報告されていない >?。  先にある核物質の位置を角度分解能 % は約

 の精度で測定することを要求すると度である。液体シンチレーターを中性子検出器に選んでいる理由は、 波

形弁別によって中性子と線の分離ができ、標的となる水素の含有割合が大きく、!" エネルギー

領域の測定に適しているからである >#?。

図  ' 中性子飛来方向測定装置' ( ) !*+   & !*,-  

中性子と陽子の弾性散乱

前述したように、中性子飛来方向測定の原理は、中性子の陽子による散乱角  及び散乱中性子の方向を測定することである。そこで、本節では、実験室系における散乱角  に関する式の導出、中性散乱の重心系と実験室系における散乱角の関係、さらに実験室系における中性子の角分布について説明する。



実験室系での散乱角

実験室系における中性子と陽子の弾性散乱を図 

 に示す。入射中性子 が陽子と弾性散乱図  '  中性子と陽子の弾性散乱 & 運動量保存

して、散乱中性子  と反跳陽子 E を生成する。散乱角を  として入射中性子のエネルギー及び運動量を  、 Ô  、 散乱中性子 及び反跳陽子のエネルギー、 運動量を  、 、 Ô  、 Ô とする。 エネルギー保存則から  9    、 運動量保存則から Ô  9Ô   Ô が成り立つ。これらの関係から、




9




となる。図  

& に示す三角形における余弦定理より、
10  9 

となる。中性子の質量を  、陽子の質量を  とすれば   なので式  より、

 9    となり、∠ @ は直角である。式  を式  に代入すると、
10  9






となる。したがって、
10

9




#

0+

9




$

0+  9




 

が成り立つ。さらに、である。同様に、となる。式 #、式 $ より、式  9  が成り立つ。



重心系と実験室系での散乱角の関係

実験室系における入射中性子の速さを  とする。中性子と陽子の重心系の速さ  は、

 9

 
  である。中性子と陽子の質量はほぼ等しいので、 9   である。重心系における弾性散乱前
後の中性子の速度ベクトルを Ú 、Ú¼ とするなら、重心系における入射中性子の速さは弾性散乱の前後で変化しないので、 9  の関係がある。よって、これらの速度ベクトルは、図  に示すように半径を  とする球面上にある。散乱後の中性子の実験室系における速度 Ú は、図  &¼に示すように

Ú¼ 9 Ú¼  Úであり、Ú ¼ は半径を  とする球面上にあり、実験室系の散乱角

と重心系の散乱角度  の間には、

 9 



の関係がある。

図 ' 重心系の散乱角  と実験室系の散乱角 



実験室系での散乱角分布

自発核分裂で生じる高速中性子のほとんどは!" 以下のエネルギーであるので、中性子と陽子の弾性散乱は重心系において等方散乱と考えてよい。よって、重心系の散乱角  の分布は図 に示すように、
9  
 10 である。一方、実験室系における角分布は、

  10 9
 10  10   10 と表される。式  より、 9  であるこにより、 10 9  10  10 

よって、 実験室系での角分布は図 & に示すように 10  10  となる。このことから、実験室系における散乱中性子の立体角あたりに散乱される数は、 度方向が最大で、度方向に一様に減少する。

図  ' 角分布'  重心系 & 実験室系



核物質と自発核分裂

探知対象の核物質として、核燃料に用いられるプルトニウム同位体を含んだ !@A 燃料を考える。
プルトニウム同位体の組成割合を原子炉級のものであるとする。原子炉級とは原子力発電所の使用
済燃料再処理により取り出されたプルトニウムのことをいい、そのプルトニウム同位体の組成比を表  に示す >$?。プルトニウム組成比と表  に示す自発核分裂核種の中性子放出数 > ? から、この !@A 燃料から放出される中性子数は、  6  0  と算定される。
表  ' 原子炉級プルトニウムの組成
プルトニウム同位体

 -

 -

 -

 -

 -

組成割合 F 



 







  中性子線源からの自発核分裂中性子の減弱を図 に示す >?。中性子に対する遮蔽効果

は、  の水、 & のコンクリート、 B のポリエチレンのような軽い元素からなる物質で大きく、厚 程度で実効線量透過率  は 

さ程度である。対して、  の鉄のように重い元素からなる物質では、中性子の遮蔽効果は小さく、厚さ で実効線量透過率は 

人体の前面から後方へ人体中心軸に垂直方向で一様に入射する平行ビームによる実効線量の透過率#程度である。

表  ' 自発核分裂核種の中性子放出数 6  0  
核 種
中性子放出数6  0 

 <

 

 -





 -



 

 -







 -



図 '   自発核分裂中性子の減弱

$

# 

 











液体シンチレーター

高速中性子の検出用に広く使われている液体シンチレーターの特性についてまとめる。シンチレー
ターは荷電粒子から励起エネルギーを受け取り、そのエネルギーを可視光に変換する代表的な荷電粒子用の検出器である。シンチレーターは、有機シンチレーターと無機シンチレーターの種類に大別される。有機シンチレーターは、アントラセン、スチルベン等の有機結晶シンチレーター、液体シンチレーター、プラスチックシンチレーターに分類される。液体シンチレータは、溶媒と溶質
発光剤 から成っている。溶媒の役割は放射線のエネルギーを吸収して励起し、発光剤として混合した溶質にエネルギーを伝達することである。溶媒に必要な条件としては、
 発光剤へのエネルギー伝達効率が良い
 溶媒の吸収波長領域に、発光剤の発光波長ピークが存在しない
 発光剤を溶かしやすいなどがある >
は?。これらの条件を満たす溶媒として、芳香族化合物が最もよく用いられる。溶質に種類ある。第溶質は蛍光を発する主成分であり、第溶質は波長変換体として使用される。

溶媒として用いる化合物にはキシレン、トルエン、ヘキサメチルベンゼンがある。溶質としては、
E7ターフェニル、 27フェニル7 7 7ビフェニル7 3 3 7オキサゾル、 @@

37ビス7 7

7

フェニルオキサゾリル7 ベンゼン、ナフタレンがある。これらの溶質は、励起された溶媒分子から溶質へのエネルギー移行を素早く行う必要がある。液体シンチレーターは、  や  8 のような低エネルギー  粒子放出核種を溶解することによる  測定、成形の容易性・低コストという利点か
ら宇宙線の検出等に用いられている。



発光機構

有機シンチレーターの大半は電子構造を持つ分子で、その発光過程は単一分子のエネルギー準位間の遷移によって生じ、固体、液体、気体など物理的状態に依存しない。分子中の電子のエネ

ルギー準位を図 # に示す >#?。高エネルギーの荷電粒子が物質中を通過すると、物質中の分子は励起状態になる。このとき、電子はエネルギーを吸収し、多数ある励起状態のうちどれかつに配置される。図 # で、スピン のシングレット状態の系列は  、 、 、・・・と呼ぶ。同様に、スピンのトリプレット状態の系列は  、 、 、・・・と呼ぶ。有機シンチレーターの  と  の間のエネ
ルギー間隔は" から  " で、より高い準位の間隔はもう少し小さい。さらにこれらの準位は分子の振動状態により細かい間隔に分離しており、その間隔は るために、第の添え字を付ける。

とんどすべての分子は 

" 程度である。これらを区別す

は基底電子状態の最低振動状態を表している。室温ではほ状態にある。分子のエネルギー吸収を図 # の上向き矢印で示す。励起された高いシングレット電子状態は発光を伴わない内部転換によりピコ秒程度の高速で  電子状態へ遷移する。 、 などの振動エネルギーを持つ状態は、近傍の電子と熱平衡にないのでそのエネルギーを失う。したがって、有機シンチレーターの励起過程は無視できるほど短い時間に  状

図 #' 有機分子のエネルギー準位

態の励起分子になる。主要なシンチレーション光である即発蛍光は、この  状態と基底電子状態の振動状態との間の遷移によって生じる。この遷移を図 # に下向き矢印で示した。即発蛍光の減衰時間を  とすると、励起後の時刻  における即発蛍光の強度  の減衰は、

 9  GE で表される。ほとんどの有機シンチレーターでは 〜 0 程度である。一方、液体シンチレーターには減衰時間が数百 0 の遅れた蛍光 遅発蛍光 がある。この機構について説明する。励起された
シングレット状態 例えば   は系間遷移によりトリプレット状態   となる。 から  への遷移は強く禁止されるため、その寿命は ミリ秒程度と長い 。しかし、 状態にある分子が 個あると、 分子間相互作用        フォノン

により、いくつかの分子が  状態に戻されそれが  状態へ遷移する際に遅発蛍光が放出される。



このとき放出される光を燐光という。

 波形弁別

上述したように、液体シンチレーターからの発光強度は、即発蛍光から由来する速い成分、遅発蛍光に由来する遅い成分から構成されている。速い成分の減衰時間は数 0、遅い成分の減衰時間は
数百 0 である。

図 $' 発光強度の時間依存

液体シンチレーターとの反応において、主に線は電子を、中性子は陽子を生成する。電子と陽子の遅い成分の発光割合を比較すると、陽子の方が大きくなる。これは、同じ運動エネルギーの電子と陽子を比べると、シンチレーター中における単位長さあたりで電離損失するエネルギー割合  
は陽子の方がはるかに大きく、陽子の方が遅い成分の発光となるシンチレーター分子のトリプレッ
ト状態への遷移をより高い密度で起こさせるからである >?。したがって、シンチレーター分子に励起エネルギーを与える荷電粒子の種類によって遅い成分の割合が変化し、図 $ に示す速い成分と遅い成分に相対的な強度比が生じる。よって、遅い成分の発光割合の違いを測定することで、中性子と線を分離することができる。これが、 波形弁別の原理となっている >#3

?。

研究の目的

本研究の目的は、核物質から生じる中性子の飛来方向を特定できる装置を設計、製作し、その性能を評価することである。中性子飛来方向特定の原理は、中性子と陽子の弾性散乱で生成する反跳
陽子のエネルギーと散乱中性子のエネルギーから、その散乱角及び散乱中性子の方向を測定し、入射方向を再構成することである。装置を構成する中性子検出器として  波形弁別が可能な液体シンチレーターを選択した。

線源を用いて中性子検出器のエネルギー分解能、時間分解能のエネル

ギー依存性を測定し、それらを組み込んだ測定器シミュレーター  で中性子散乱のシミュレー
ション計算を行い、実験との比較を行なう。自発核分裂中性子線源を用いて、中性子飛来方向測定

装置における散乱中性子の飛行時間及び  波形弁別による線抑制の効果、線源方向の特定可能範囲、角度分解能、検出効率などを評価する。



論文の構成

第 章は、中性子飛来方向測定装置を構成する液体シンチレーター中性子検出器の特性、測定装置の設計及び飛来方向特定装置の概要について説明する。第中性子線源の自発核分裂により生じる中性子、即発

章は、核物質の代替に用いた  

線の特性について説明する。第  章は、装置に用いた中性子検出器のエネルギー校正と飛行時間の補正及びエネルギー分解能、時間分解能の測定方法とその結果について説明する。第 章は、実験結果を理解し妥当性を確認するために用いた測定器シミュレーター  の概要について説明する。第  章は、装置により測定されたデータから中性子線源の方向を求める解析および特定された線源方向の結果について記述する。第 # 章は、中性子線源の方向特定結果に対する考察と装置の改良について議論する。第 $ 章は本研究を通してのまとめをする。

第  章 中性子飛来方向測定装置
本章では、まず、中性子飛来方向測定装置を構成する中性子検出器の液体シンチレーターの特性と検出器の構造について述べる。次に、中性子飛来方向測定に最適な中性子検出器の配置の設計について議論する。



中性子検出器 

液体シンチレーター 

本実験では、C+.1&+ 社製液体シンチレータ  を使用する。  はキシレン（ 8 ）を溶媒、ナフタレン（ 8 ）を溶質とする液体シンチレーターで、炭素原子数に対するで、密度は $# 6 である > ?。キシレンとナフタレンは芳香族炭

水素原子数の割合は 

化水素化合物で、分子中にに示す。キシレンは電子の寄与による二重結合が存在する。それぞれの分子構造を図 

分子中に個、ナフタレンは１分子中に個の二重結合が存在する。液体シンチレーターは、溶存酸素が存在する環境においては、 酸素が消光剤として作用するため蛍光効率が低下する。そのために、液体シンチレーターは溶液をアルミニウムケースとパイレックスガラス等で密閉し、酸素の侵入を防ぐ構造になっている。
液体シンチレーター  は、

波形弁別が可能である特徴を活かして中性子のエネルギー測定に用いられている。光出力はアントラセンの #$ であり >#?、最大放出波長 
衰時間は、  3 3

#0 というの特性を表  にまとめる > 3

、発光の減

つの成分が存在し、 # 0 は遅発蛍光に対応する。 ?。

図  ' ナフタレン、キシレンの構造式

  と同様の特性を持つ液体シンチレーター  も従来から広く用いられている。しかし  を製造していた        社は  ! 社へ、 ! 社は " #$! 社と合併された。現在の   は " #$!
社が製造している。なお、% 社の &#  も  ! 社の   と同品質の製品である

表  ' 液体シンチレーター (7 の特性

キシレン（ 8 ）成分

ナフタレン（ 8 ）アントラセン比 #$

光出力
密度 （6  ）$#

水素炭素比

最大放出波長

発光減衰時間（0）

 3



 3

#

 

荷電粒子に対する光出力

電子に対する液体シンチレーターの光出力は、シンチレーター内での電離損失に比例する。しかし、 粒子や陽子のような重い荷電粒子に対する光出力は、その荷電粒子のシンチレーターに対する電離損失   に依存する。光出力の電離損失の依存性の原因は、粒子の飛跡に沿った高い電離密度の部分にある損傷を受けた分子の消光効果により、シンチレーション効率の低下を招くからと考えられている >?。そこで、光出力を表わすための単位として !" !" ,*1 -+;,

が用いられる。これは電子のエネルギー!" に対応する発光量を!" と定義したものである。多くの液体シンチレーターの光出力 !" と入射した陽子のエネルギー !" の関係は、約!" 以下ではエネルギーの

乗に比例し、それ以上では直線的になる >#?。  8F0 らに

よって測定された陽子エネルギーに対する液体シンチレーター 

 の光出力の関係を図

に示す > ?。
液体シンチレーター  は水素及び炭素で構成されているので、水素との弾性散乱以外に炭素との弾性散乱も存在する。図  に液体シンチレーター  の電子、陽子、 粒子及び炭素イオンのエネルギーと発光量の関係を示す > #?。図  からわかるように   の大きな炭素イオン
は、シンチレーション効率が低いので検出器の光出力にほとんど寄与しない。 !" のエネルギーを持つ電子、陽子、炭素イオンによる発光量を比べると、陽子は電子の  、炭素イオンは電子のになっている。

図  ' 陽子エネルギーと液体シンチレーター  の発光量

図  ' 荷電粒子エネルギーと液体シンチレーター (.

 の発光量図 ' 中性子検出器

 

中性子検出器の構造

中性子検出器は、液体シンチレーター 

 が封入された直径、厚さともに$  の検出器

ヘッド 応用光研工業社製、型式 $:$ と光電子増倍管 浜松ホトニクス社製 8# を支持リング黒アクリル、外径 $  、厚さ を用いて、光学グリース @=  、屈折率 

、

応用光研工業社製 で接合したものである 図 。支持リング接合部分は、遮光のために黒色の脱オキシムタイプ一液型 )" ゴム 信越シリコン社製 で隙間を埋めた。
図  に示す、検出器ヘッド部は、一体型で加工したアルミニウム容器とガラス窓で液体シンチ
レーターを封入する構造になっている。

図  ' 検出器ヘッドの断面図

封入部分は、内径$ 、深さ$  となっている。封入部分の内面は反射材として 7# が厚さ  〜   で塗布されている。光電子増倍管と接合する方向に対して、テフロン @リング 7

 を挟んだ光学窓パイレックスガラス

イドの役割をするパイレックスガラス 直径

直径  、厚さ   で封入し、ライトガ

、厚さ



 を被せている。パイレックスガ

ラス同士は光学グリースで接合し、パイレックスガラスと上部アルミニウム容器を固定するために下部アルミニウム容器を接合し、ステンレスネジで $ 箇所固定している。液体シンチレーターの温度変化による体積増減の影響を吸収するためにリザーバ用チューブが接続され、内部には不活性ガスのアルゴンが封入してある。リザーバ用チューブは液体シンチレーター容器部分の円筒沿いに巻きつけ、反射材塗料、遮光のためのブラックシートで保護してある。さらに、これらを外径 #  、

内径 # 、高さ   の円筒形アルミニウムキャップで覆った構造をしている。このアルミニウ
ム容器キャップは取り外しが可能である。中性子検出器のアルミニウムキャップを含んだ検出器ヘッ
ド全体の質量は 6、液体シンチレーター封入部分$ 、深さ

直径

密度から、この部分に封入される液体シンチレーターは

$  の体積と

# 6 で、これは検出器ヘッド部分の質

量の  になる。

 

光電子増倍管光電子増倍管 411-,+E,+* -&3! は数光子程度の微弱な光も捕らえる高い感度と、サ
ブナノ秒の時間分解能を有する光検出器である。図  に示すように、その構造は、光を電子に変換する光電陰極（光電面）、集束電極、電子増倍部（ダイノード）、電子を集める陽極（アノード）
を真空のガラス管に納めたものである > $?。光が光電面に入射すると、光電効果により光電面から真空中に光電子が放出される。放出された光電子は集束電極によってダイノードに導かれる。ダイ
ノードに向かって加速された電子は、次のダイノードと衝突することによってその数が増倍される。
多数のダイノードとの衝突を繰り返すことにより、電子数は指数関数的に増加する。増倍された電子が、出力信号としてアノードに収集される。電子増倍部における増幅率は程度である。

光電子増倍管の光電面は、その種類により固有の量子効率 -- Æ+D を有す >?。量子効率とは、 個の入射光子に対して光電子が放出される確率であり、図 # に見られるように光子の波長に依存する。通常の光電子増倍管では、波長 は 付近で最も高い量子効率を有し、その値 程度である。

中性子検出器に用いた浜松ホトニクス社製の光電子増倍管 8#
カス型、ダイノードは

は、電子増倍部はラインフォー

段で、時間応答特性が速く、時間分解能や光量に対するパルスリニアリ

ティが重要な用途に広く使われている。管径は直径

  

、外径    、受光面サ

イズは最低値で直径  、光電面の種類はバイアルカリ、受光面はホウ珪酸ガラスである。有感
波長は、

〜

まとめた >?。

 の範囲で、極大値を  に持つ。表" #$! 社製の反射材塗料で、化学成分はポリウレタンレジン。
$

に光電子増倍管 8#の特性を

図 ' 光電子増倍管 ヘッドオン型 の構造

図 #' 量子効率

 

散乱確率

シンチレーター中における中性子の弾性散乱回数は回のみでなく、 回以上の散乱 多重散乱

を起こす場合もある。その割合はシンチレーターの厚さに依存する。中性子が水素と多重散乱した
場合、検出器で観測される反跳陽子の電離損失は大きくなり、散乱中性子のエネルギーは低下し、式  で得られる値は散乱角を反映しなくなる。また、炭素と弾性散乱した場合、検出器応答として観測されることがなくても、中性子のエネルギー、運動方向が変わることになる。従って、中性子飛来方向測定装置の散乱体検出器は多重散乱の確率を少なくすることが重要である。
中性子エネルギーに対する水素、炭素の反応断面積を図 $  及 $ & に示す >?。

  '  図 $' 中性子の反応断面積

表  ' 光電子増倍管 8#
 

外径
管径

の特性

    

受光面

  ホウ珪酸ガラス

光電面

バイアルカリダイノード構造

ラインフォーカス

段数

段

印加電圧限界



ゲイン

#

"
"

上昇時間

# 0

走行時間



0

中性子のエネルギーに対応する水素及び炭素との反応断面積  &* と  &* 、液体シンチレーター  を構成する水素原子数と炭素原子数の比、それぞれの原子量、密度$# 6  、アボガドロ数  1,   から巨視的断面積 H    を以下のように求めた。
H 9

$    $        









 

ある物質に入射した中性子が原子核と衝突するまでの平均距離は平均自由行程   と呼ばれ、巨視的断面積 H    と、

9

H



 

の関係式がある。エネルギー  における反応断面積、巨視的断面積 H   、平均自由行程  を表  に示す。
表  ' 中性子の液体シンチレーター 




 

 での平均自由行程  





 

















































 





 

 

自発核分裂により生成する中性子は連続分布で平均エネルギーは、  !" である >と液体シンチレーター 

 との反応断面積は、 ?。中性子!" 付近で水素は炭素の約 # 倍であり、エネルギーの低下とともに水素との衝突割合が大きくなり、炭素との衝突割合が小さくなる。それに従って、平均自由行程が小さくなる。また、炭素と水素の衝突割合は、 !" 以下ではほとんど一定である。多重散乱及び炭素との弾性散乱の影響を小さくするには、液体シンチレーター厚さを薄くすればよいことがわかる。しかし、シンチレーター厚さを薄くすることは、中性子が散乱される割合が小さくなるので中性子検出効率が低下する。本研究で使用した液体シンチレーターの厚$  では、平均エネルギー さ!" 程度の中性子に対して、中性子の散乱回数がポアソン

分布 に従うとすれば、  $  での平均衝突回数  は平均自由行程とシンチレーター厚さから、

9

 $
9 
$

となり、 回散乱の確率   は、

  9   
Iとなる。散乱回数を計算した結果を表  に示す。 回散乱以上の多重散乱確率は $  になる。
回散乱の確率は散乱確率のほぼ半分と考えられる。
表 ' 中性子検出器での散乱回数とその散乱確率
散乱回数

散乱確率  

#

$

 回以上





装置の設計

中性子と陽子の弾性散乱における散乱角を測定し、中性子の飛来方向を特定するためには、図 で示したように、前方検出器が台の場合、後方の検出器が台であれば入射中性子の飛来方向の不定性を除くことができる。中性子の飛来方向を水平面上で最小限の検出器数で特定し、その性能を評価することを考えて、前方の散乱体検出器を台、後方の散乱中性子の検出器を台とした。

本論文では、中性子を散乱させる役割の検出器を 前方検出器 、散乱中性子を検出する検出器をそれぞれ 後方検出器

及び 後方検出器と呼称する。また、前方検出器と後方検出器

わせを アーム１ 、前方検出器と後方検出器
アームの組み合わせを アームとする。

における弾性散乱事象を図  に示し、飛来方向測定の原理について説明する。入射中性子  が前方検出器において散乱角  で散乱され、散乱中性子  は後方検出器
性子の飛来方向 、弾性散乱の散乱角  、アーム の開き角


の組み合

、散乱方向

へ到達する。中の関係を示す。散乱角

 が非常に大きく   ∞、 が非常に小さい   、かつ分布の平均値  が、ある極限値  をとるような二     の極限を考えるとき、   となる。このような確率分布をポアソン

項分布、  
分布という。

図  ' 飛来方向測定の原理

 は式
角



により、反跳陽子と散乱中性子のエネルギーから求められ、飛来方向 、アーム の開きとの関係は、散乱中性子の方向散乱

は、

≒

で近似し、



9

となる。測定においては、中性子散乱方向を検出器の開き角とする。したがって、飛来方向測定の精度は、前方検出器で散乱され、後方検出器 に入射する中性子の方向の広がり アクセプタンス
に起因するものと、散乱角を測定するための反跳陽子及び散乱中性子のエネルギーの測定精度に起因するものがある。後方検出器に入射する方向の広がりは、中性子検出器の大きさと検出器間距離に依存する。測定装置における中性子検出器の配置を決めるために、第 章で説明する測定器シミュ
レーションを用いて計算を行った。測定器シミュレーションによる計算では、十分遠くにある核物質を模擬した中性子源の探索を想定して、一定の方向で一様に広がりを持つ中性子を測定装置に対して入射させて、弾性散乱の事象数を求めた。線源から発生させた入射中性子数に対して、前後方検出器で散乱した中性子割合を中性子検出効率として、アーム の開き角、検出器間距離を変えて得られた中性子検出効率から、アーム の開き角と検出器間距離を決めた。



後方検出器の開き角

最適な開き角の設定方法について説明する。散乱中性子の散乱角分布は散乱角の 10  に依存し、弾性散乱で生成される反跳陽子のエネルギーは式 $ から散乱角  に依存することがわかる。したがって、測定装置の中性子検出効率は、散乱角分布と反跳陽子のエネルギーの測定におけるしきい
値に依存する。そこで、中性子検出効率が最大になる開き角を、測定装置のアーム定する。アームとアーム適用する。図 のように、前方検出器と後方検出器の検出器間距離をき角を度から $ 度までの開き角の対称性を考えて、アームの開き角に設に最適な開き角をアームにも とし、アームの開度毎に変えた。このとき、中性子は前方検出器に対して 度方向から一様な広がりで入射するとした。前方検出器と後方検出器で散乱し、また両検出器において得られる反跳陽子のエネルギーが  $ !" 以上という条件で中性子検出効率の変化を調べた。  $ !"以上という条件は、測定回路のしきい値を反跳陽子のエネルギーに換算したものである。図 は開き角と中性子の検出効率の関係である。  度付近で中性子の検出効率は最大になっており、検出器間距離を あるいは に変化させても 

度付近で最大になる傾向は変わらない。このことから、アームの開き角は  度とした。



前後方検出器間の距離

前後方検出器間距離が小さければ散乱中性子の方向に対する装置のアクセプタンスは大きくなり、
検出器間距離が大きければそのアクセプタンスは小さくなる。このことから、検出器間距離は検出効率と飛来方向の測定精度に影響する。測定器シミュレーションにより、中性子を度で入射した場合の最適な検出器間距離を決定した。そのために、前方及び後方それぞれの検出器内において最初に散乱した位置

点と線源の位置点の計点から、中性子の散乱した幾何学的な角度を余弦


図 

図 

' シミュレーション計算のための配置' 後方検出器の開き角と中性子の検出効率定理で計算した。得られた散乱の幾何学的な散乱角分布をガウス関数でフィットし、その標準偏差を中性子の散乱角の広がりとした。散乱角の広がりをアームの開き角  度に固定して、検出器間距
 から

離

 で 

第 まで、

  度

 、

章で述べるが放射能 は   度

  で、  度   であった。測定に使用する中性子線源は、

 であり、この線源で得ることができる事象数と実験時間も考慮しなければならない。検出器間中心距離を
事象数の変化を示したものが図 

 から

 まで、

 毎変えたときの中性子散乱

で、この図の縦軸は検出器間距離

出効率、横軸は検出器間距離である。散乱角の広がりを図 と中性子検出効率の減少割合から検出器間距離を で 

 毎変えて調べた。その結果は、 で規格化した中性子検に示す。散乱角の広がりの変化割合

 とした。

飛来方向測定装置

前述したように、アームの開き角を  度、検出器中心間距離を に設定した。前方検出器は、架台と中性子、 線の散乱を低減するために固定具で検出器高さを架台面より上方へ    に設40deg_50cmh500

Entries

3950

Mean

38.8

RMS

300

h

120

14.17

χ2 / ndf

400

Event

Event

40deg_10cm

49.45 / 13

Constant

549.7 ± 10.5

Mean

38.84 ± 0.23

Sigma

14.22 ± 0.16

100
80
60

Entries

384

Mean

37.93

RMS

5.727

χ2 / ndf

42.36 / 3

Constant

116.3 ± 8.0

Mean37.41 ± 0.36

Sigma

5.961 ± 0.282

200
40
100

00

20

10

20

30

40

50

60

00

70
80
90
100
Detector Angle(deg)10 検出器間距離 

30

40

50

60

70
80
90
100
Detector Angle(deg) 検出器間距離 

図 

図 

20

' 散乱角分布' 中性子散乱事象数割合の検出器中心間距離依存性

とする



検出器間距離 の場合の事象数を定した。このとき、前方検出器ヘッド部の中心の高さを基準とし、後方検出器及び中性子線源中心の高さを発砲スチロールブロックによって同じにセットした。飛来方向測定装置の平面図を図  に示す。

図  ' 中性子飛来方向測定装置の平面図

#

第章




 中性子線源



中性子線源

プルトニウムが含まれる核物質は、そのプルトニウム同位体の自発核分裂により中性子を放出する。中性子線源には、代表的なものとして   線源や) 線源のような3 反応を利用したものの他に、プルトニウム同位体と同様に、自発核分裂により中性子を放出する   がある > ?。

図  '   中性子線源の構造  中性子線源 * J K+6,* 社製 は円筒形のステンレス容器に密封されており、容器直径 #$ 、長さ で線源部分は直径

 $ 、長さ  #  である。本研究で使用した線源の構造を図  に示す。線源は図上方を検出器へ向けて使用した。 この際、線源容器の検出
器方向への厚さは  になる。放射能は年である。崩壊図を図  に示す >#年$月日を基準日として

、半減期は?。 崩壊は   の割合で、そのうち $  は基底状態の   に崩壊する。残りは、励起状態の   を生成し、 崩壊することで   $ " の線等を放射する。自発核分裂は   の割合で、分裂が起きて分裂片が飛散するのとほぼ同時に中性子を放出する。中性子の放出前後において、分裂片は励起状態であることが多く、それらから多くの線 即発

線 を放出する >?。分裂片から中性子が放出される機構は、蒸発モデルで説明される。このモデルによると、自発核分裂１回あたり連続なエネルギー分布で平均  !" の高速中性子を平均値 $ 個、標準偏差  のガウス関数に従い放出する > 3
線を個ほぼ同時に放出する > ?。

$?。また、平均 !" の即発

図  '   の崩壊図



中性子フラックス

自発核分裂で生成される中性子のエネルギー分布は、図  に示すように、/ の式によって低エネルギーまでよく実験データを再現している >?。/ の式は、 !" から!" までに至る広い範囲で連続的な分布で # !" 付近にピークを持ち、平均値は  !" である。/ の
式は、中性子のエネルギーを  、中性子数を   として  9     



GE



GE

     で表される。パラメータ  及び  は実験値をフィットすると、  9  #  $ !"、 9

図  '   自発核分裂に伴う中性子のエネルギー分布と / の式 実線

  $ !" が得られる。

  の崩壊系列の半減期 以下の式で求めることができる。

! 9



 から  年後の放射能 ! は



 

年、基準日における放射能  



自発核分裂の分岐比は   で、放出される中性子数は平均 $ 個であるから、単位時間で放出される中性子数    0   は、   9 !  $年となる。主に実験データを収集した時期は
子数は $



 $ 0  

月で、このときの単位時間で放出される中性個0 である。

­ 線フラックス

自発性核分裂とほぼ同時に放出される即発線は、分裂片の励起状態の下方遷移によって放出されるため、その準位間の差に相当する離散的なエネルギー分布をしている。しかし、核分裂によって生じる核種の組み合わせは多数あり、それぞれの励起状態にたくさんの準位があることが確認されており、それらが重なり合うことで、連続的なエネルギー分布として観測される。エネルギーの平均値は  !" 程度で蒸発モデルによれば、 核分裂あたり、平均 # 個のしたがって、単位時間で放出される即発

線数  0 は、 9 !  となる。主に実験データを収集した時期は
数は線が放出される。

$年

個0 である。



 #

0

月で、このときの単位時間で放出される 線

第  章 中性子検出器
入射中性子の飛来方向は、陽子との弾性散乱により生成された散乱中性子の方向と散乱角から特定することができる。中性子の散乱角は反跳陽子の電離損失と散乱中性子のエネルギーから求めることができる。反跳陽子の電離損失の測定はエネルギーの測定精度が重要で、飛行時間による散乱
中性子のエネルギーの測定は時間の測定精度が重要である。そこで、本章では中性子飛来方向測定装置に用いる３台の液体シンチレーター中性子検出器の線源を用いたエネルギー分解能、時間分解能の測定について説明する。


第エネルギー校正章で述べたように、液体シンチレーターは荷電粒子がエネルギーを付与することで発光し、その光は光電子増倍管により電気信号に変換され測定される。荷電粒子のエネルギーと液体シンチ
レーターの光出力の関係は、図  で示されている。この関係を用いることにより、電子のエネル
ギーと液体シンチレーターの光出力を対応させることで、液体シンチレーターの光出力から反跳陽
子のエネルギーを求めることができる。 !" 領域の線と液体シンチレーターの相互作用は、コンプトン散乱が主な過程であるので、コンプトン散乱に注目した。中性子検出器でコンプトン散乱
し、後方へ散乱する線を線検出器で検出することで、一定エネルギーをもつ反跳電子に対する応答を測定することができる。この方法で中性子検出器の電子に対するエネルギー校正を行い、エネルギー分解能を測定した。

 

コンプトン散乱

コンプトン散乱は、物質へ入射した線が軌道電子により散乱される現象である。入射線のエ

ネルギーに比べて軌道電子の結合エネルギーが無視できる場合、 線と軌道電子の散乱は線と自由電子との弾性散乱として扱うことができる。この場合、図  のように、入射線のエネルギー の一部が軌道電子に与えられることで電子が運動エネルギー  で反跳され、 線はエネルギー 、散乱角  で散乱される。散乱線、反跳電子のエネルギーは、

 9


 


10  

 9 



 

 

図  ' コンプトン散乱となる。 は電子の静止エネルギーで !" である。散乱線のエネルギーに等しい。また、後方散乱  9のとき最大で入射

 9



線のエネルギー  は、 9のとき最小で、
 



 

反跳電子のエネルギーはこのとき最大で、



9






 





となる。よって、コンプトン散乱で生成される電子のエネルギーはから  までの連続した値をとることになる。入射物質中の原子あたりのコンプトン散乱の確率は、物質中の電子の数 " に比例し、散乱線の角分布は以下に示す微分散乱断面積  L に対するクライン・仁科の式で与えられる >#?。


9" #
L



   10  

10  

ここで、 は電子の静止エネルギーで規格化された入射


 10



10   >

10  ?

線のエネルギー  9   、# は電子の静止エネルギーが静電エネルギーと等しいとした場合の古典電子半径# 9
 $ 9$である。クライン・仁科の式から求めた散乱角分布のエネルギー依存性を図  に示す >#?。この図からわかるように、入射 

線のエネルギーが大きくなるほど前方散乱の確率が高くなる。

 線の後方散乱

コンプトン散乱で生成される散乱線及び反跳電子のエネルギーは散乱角に依存する。散乱線の角分布は、前述したように図  に示すエネルギー依存性を示し、 !" 領域では後方  9 $図  ' 散乱角分布の入射線エネルギー依存性度 において散乱γ線エネルギーの散乱角に対する依存性が大きい。中性子検出器で後方にコンプトン散乱した線を  , γ線検出器で検出することでほぼ単一エネルギーの反跳電子を選別することができる。その一定エネルギーの反跳電子を使って中性子検出器のエネルギー分解能を測定した。式  及び  から計算される  0の散乱角  9での散乱

表  '

!" 及び

1

線

 # 3



!"

線のエネルギー  及び反跳電子のエネルギー  を、表  に示す。

線の後方散乱  9  による散乱



 

線

!"

 !"

線と反跳電子のエネルギー



!"



 $

#$

 #



 









実験セットアップ

後方散乱

線を検知するために直径、厚さともに社製 を用いた。 , は無機シンチレーターの$  の  ,

線検出器 C+.1&+

つで、タリウムを活性化物質としてモル比で

 程度加えた潮解性のある無機化合物である。 , は比重 #、最高放出波長 

衰時間 %0、絶対光収率$

、減光子!" である >?。 , 検出器は光電子増倍管と接合し、外側をアルミニウムケースで保護しており、アルミニウムケースを含めた大きさは直径  、全長 である。図 

のようにら中性子検出器中心までを距離
出器は、架台による線源を挟んで両方の検出器を向かい合わせに置き、、 , 検出器の表面までを距離 線源か にした。両方の検線の散乱を低減させるために発砲スチロールブロックで検出器中心を架台面図  '

線の後方散乱を測定するためのセットアップ

より高さ    にした。図  の中性子検出器の配置は飛来方向測定装置における後方検出器のものである。前方検出器は、飛来方向測定装置での使用と同様に、アルミニウムキャップを外して円面を上方に向けた。
1 線源

線源はエネルギーが !" 領域で標準的なした 図 > #?。図  は、上記のセットアップで  0

図 '

 と  0 線源#  を使用

線の後方散乱により中性子検出器に線源付与されるエネルギーを測定器シミュレーションによって求めたものである。図   において、
!" から  !" に見られる裾は、線が中性子検出器のシンチレーター境界部分で反応し、反跳電子が液体シンチレーターに全エネルギーを付与できなかったものである。図  & において、ピークは #$ !" 付近にあり、広がりは 

合の測定器シミュレーションの結果で、 種類の

 !" 程度である。図  は

1

線源の場

線に対応した２つのピークが見られる。実際に

中性子検出器でこのピークに対する応答を測定することにより、エネルギー分解能を算定することができる。

 (  領域

 ピーク領域

図  '  0線の後方散乱に対する中性子検出器応答のシミュレーション

図 '

線の後方散乱に対する中性子検出器応答のシミュレーション

1図 #' エネルギー校正のための計測システム

図 # に中性子検出器のエネルギー校正に使用した計測システムのブロック図を示す。 ! 規格 の論理回路、! 規格 のアナログ−デジタル変換回路 ,16 2+6+, 1;**3 2と ! 規格のデータ収集システムから構成されている。! 回路の論理回路を使って、それぞれの検出器の出力信号から方形波を生成し、両方の検出器の信号を同期させてデータ収集の起動信号を生成した。検出器からの出力信号は ! 規格の 2 でデジタル量に変換した。!
の 2 データは、 7:+-G 環境で起動信号によるパソコン  の割り込み処理によって収集記録された。
中性子検出器の光電子増倍管 8#使用して からの出力信号はつあり、一方は分岐回路 2+;+B* をつに等分割し 2 に入力し、もう一方は波高弁別回路 2+0*++1* を使って方形波に変換し、同時計数回路 1++B へ入力した。2 は豊伸電子社製の  4 電荷積分型
 &+2 豊伸電子社製 8 を台使用した。この回路は、ゲートが開放されている間に入力された信号の電荷量の積分値をデジタル量として出力する。波高弁別回路の出力信号からゲート生
成回路  *1* で幅%0 のパルスを生成し、この波高弁別回路の背面の "1 入力に入力

し、波高弁別回路が多重に出力パルスを生成しないようにした。 , 検出器の波高弁別回路についても同様な処理をした。 , 検出器の高電圧は、

" に設定した。その光電子増倍管からの出力信号は１つしかないので、分岐回路で２つに等分割し、等分割された一方は増幅率  倍の増幅回路 E,+M*、林栄精器製 )7

 で増幅して波高弁別回路へ入力し、もう一方は 2

に入力した。
両方の検出器からの信号が同期したとときに、同時計数回路から同期信号が出力される。この同) は   )    ! !* " * * という素粒子・原子核物理分野の標準規格であり、 +,+ 年に米原子力委員会が制定したものである。
+,+ 年に "- ! " * * !.     ! 子核物理分野の標準的な規格である。


欧州原子核電子規格 により制定された素粒子・原時計数回路から "1 回路を構成する波高弁別回路へ信号が出力されると、それ以後の同時計数回路の出力が禁止される。この同期信号は、ゲート出力用の波高弁別回路を通し 2 へのゲート入力及びデータ収集システムの起動信号として使用した。ゲート生成用の波高弁別回路から出力される同期信号は、ゲート生成回路でそれぞれのゲート幅で 2 ゲートに入力した。ゲート幅は、そ0、 , 検出器で 

れぞれのシンチレータの減衰時間より、中性子検出器で
2 はゲート入力により入力信号の処理を開始し、処理に%0 にした。

%0 程度を要するので、波高弁別回路からの出力をゲート生成回路でその処理時間だけ遅延させて、割り込み回路 **-E )6+0*
に入力した。割り込み回路に信号が入力されると、 ! クレートコントローラー  を経由するパソコンの割り込み処理による 2 データの収集が開始される。データ収集終了後に、出力回
路 @-E- )6+0* から "1 回路へリセット信号が出力され、新たな事象の処理が可能になる。
出力回路から "1 回路への遅延時間は 2 のリセットに必要な %0 にセットした。

中性子検出器の波高弁別回路のしきい値は、ほぼ最低値に設定した 表 。 : 検出器の波
高弁別回路のしきい値は、増幅回路を使っているので

" に設定した。それぞれの中性子検出器の光電子増倍管の印加電圧は、2 値が  以内で一致するように、前方検出器を
後方検出器 を

"、後方検出器を& に設定した。中性子検出器の  '



"、

線による

後方散乱ピークの 2 値と印加電圧の関係を図 $ に示す。中性子検出器、波高弁別回路、 2
の入力番号の組み合わせは、飛来方向測定装置に用いるときと同一になるようにした。

図 $' 光電子増倍管の印加電圧 
 0エネルギー分解能
線源によって得られた中性子検出器と  , 検出器の 2 値相関を図  に示す。中性子検出器の 2 値 #7

事象に対応する。この散乱
7 

4 の密度の高い部分は、線が中性子検出器で後方に散乱された線が  , 検出器で検出された事象が  , 検出器の 2 値

4 付近の事象である。  , 検出器で後方散乱された
#線が中性子検出器と反応したの

図  ' 中性子検出器と  , 検出器の 2 値の相関が、中性子検出器の 2 値
には、
た

4 と

7

4 の事象である。 , 検出器の 2 値の分布

4 付近にピークがある。

線事象に対応し、

図 



4 付近の事象は中性子検出器での後方散乱され4 付近の事象は  , 検出器で後方散乱された

4 付近に見られるなだらかな肩は周囲の構造物で散乱された線事象に対応する。

線に由来すると考えられる。

中性子検出器の 2 値の分布 図 & においては、きる。中性子検出器の 2 値 #4 に対応した  , 検出器の 2 値の分布を見ると、

7

4 付近に後方散乱のピークが確認で )/ 検出器

図 

図 

 中性子検出器'  0線に対する 2 値

 の電子のエネルギー  $ !" に対応するピークが確認できる。中性子検出器におけるエネルギー分解能を得るために、  , 検出器の 2 値の 2 値分布が図 & である。

7

7

4 をもつ事象の中性子検出器

4 の裾はシンチレーター境界で反応した電子が全エ

ネルギーをシンチレーターに付与する前に外部へ漏れた事象と考えられる。このバックグランドは$図   のシミュレーション計算による結果でも確認できる。

 )/ 検出器

 中性子検出器'  0図 線の後方散乱に対応する 2 値

このバックグランドを平坦であると仮定して、分布に対して裾がピークに及ぼす影響を考慮し、ガウス関数と相補誤差関数 から構成される    ( 9  GE  *   

を使ってフィットを行った。エネルギー分解能 ) はピークにおける中央値 *
に対して

)

 9



*

と定義した。このときの #$ !" に対する分解能は  #

 %* 、標準偏差   %

  であった。エネルギー分解能の誤差はそれぞれのフィットの誤差から誤差の伝播式%))
より計算した。また、 1

 %*   % 

9

*





線源による 2 値分布には線が 個あるのでピークが つ現れる。

このときも同様に、 , 検出器の後方散乱の光電ピークのチャネルで事象を選別した中性子検出器の 2 値分布をダブルガウス関数と相補誤差関数を組み込んだ関数

    ( 9  GEを使ってフィットした 図 きのエネルギー分解能は #$      GE  *   。それぞれのピークは、   、 







 

  $ 、 #   $ である。飛来方向測定装置の前方検出器

出器に使用した中性子検出器のエネルギー分解能は  0
結果を図   に、後方検出器２の結果を図 
相補誤差関数  .  は  .    !" に対応しており、そのとを用いた測定で得られたエネルギーとエネルギー分解能の関係を図   *

 0及び表  に示す。後方検線源のみで測定した。後方検出器１のに示す。それぞれ、（ は条件なし、（& は  ,
で定義される。
検出器の 2 値がは、後方検出器 で 7

4 の事象の分布である。 #$ !" に対応するエネルギー分解能の値

   、後方検出器 で $  $ であった 表  。エネルギー

分解能はシンチレーターの発光量に依存し、その発光量はエネルギーの大きさに比例する。そこで、エネルギー  とエネルギー分解能 )  の関係)9  
から、係数  をそれぞれの検出器で算定した。前方検出器については、表  の結果をフィットして、 9 # が得られた 表 。後方検出器のエネルギー分解能に関する係数  は、 0 の結果 表   を式  代入して、後方検出器 で   $ 、後方検出器 で     であった。前方検出器と後方検出器で  の誤差が大きく異なるのは、その導出方法の違いよるものである。

図 

'

1

線に対する中性子検出器の 2 値

表  ' 前方検出器のエネルギー分解能線のエネルギー !"#$ !"
 

!"



!"

ピーク値 4
$

 

 
$  $




4

 #
##
 
$$ $  エネルギー分解能 
#$   $#   $
 #

図 

' 前方検出器のエネルギー分解能

表  ' 後方検出器の反跳電子 #$ !" に対するエネルギー分解能
検出器
後方検出器
後方検出器

 4

ピーク値 4 $#   $

 $#
$  

エネルギー分解能  $  $

表 ' エネルギー分解能の係数 
係数  

検出器

 

前方検出器

#

後方検出器



後方検出器



 
 $
 

エネルギー校正

それぞれの中性子検出器に対応する後方散乱ピークに対応する 2 の 4 数とそのエネルギーから、エネルギーと 2 の変換関係を算定した。前方検出器のエネルギー校正においては、図  に示すフィットから算定した。これは図 & と 

のピーク値に対する 2 値とエネルギーの関係をプロットし、原点を通る一次関数でフィットしたものである。その結果、2 値の換算係

 

数として $ 

4!" が得られた。後方検出器のエネルギー校正においては、表 

ら算定した。後方検出器 の換算値として $
$







4!" が得られた

4!"、後方検出器の換算値として表  。

次にそれぞれの測定回路の波高弁別回路のしきい値を算定した。図 
における からか&、   及び 4 付近のピークで事象数が半分になる 2 値をしきい値に対応する 2 値と 条件なし

図  '  0 条件なし

図 '  0 )/ 検出器  (線に対する後方検出器

1

の 2 値 )/ 検出器  ( 1

線に対する後方検出器の 2 値

すると、前方検出器、後方検出器 及び後方検出器 で、それぞれ # 4、  4及び # 4であった。先に算定した換算値 表   から、エネルギーを算定した 表 。

図  ' 前方検出器の 2 値のエネルギー校正

表  ' エネルギー校正の結果
換算値 4!"

検出器

 
$ 

$  

$ 

前方検出器
後方検出器
後方検出器



時間分解能の測定



測定方法

1

線源からほぼ同時に放出される本の線が、線源を挟んでそれぞれ等距離にある中性子検出器に検出された時間の差から検出器の時間分解能を求める。前方検出器で検出した時間を  、
後方検出器で検出した時間を  、前方検出器の時間分解能を  、後方検出器の時間分解能を とすれば、検出時間の差  のゆらぎ  は、
 9



  

0

#

と表すことができる。双方の検出器の時間分解能がほぼ等しい  9   とすれば、ゆらぎ 
は個々の検出器の時間分解能  を用いて

 9





0

$

表 ' 波高弁別回路のしきい値
 値

エネルギー







 



 



 



 

検出器

波高弁別回路

前方検出器
後方検出器 後方検出器 





と表すことができる。前後方検出器の性能はほぼ等しいと考えられるので、反応時間差のゆらぎ 
を測定することによって、検出器の時間分解能  を算出することができる。



実験セットアップ

中性子検出器の中心間距離を
架台からの散乱 として、それらの中心位置に

1 線源を置いた

線の影響を低減させるために、前後方検出器の検出器ヘッド部及び図  #。
1の中心位置を架台面より上方    にセットした。前方検出器は固定具で円面を上向きに、後方検出器は発泡スチロールブロックで円面を線源に向けて、線源は発砲スチロールで円面をそれぞれの検出器に向けてセットした。時間分解能の測定は、前方検出器と後方検出器

あるいは

の組み合

わせで２回行った。

図  #' 時間分解能測定のセットアップ

時間分解能測定のための計測システムのブロック図を図  $ に示す。本研究で用いた 2 +
1 2+6+, 1;** は豊伸電子製の で、測定時間のフルスケールが

0、出力は&+ であった。2 はスタート信号からストップ信号までの時間一定電流を内部のコンデンサーに流し、電荷量をコンデンサーの出力電圧で測定することにより時間間隔を測定する。中性子飛来方向測定図  $' 時間分解能測定のための計測システム

装置の計測システムでは 2 のつの入力チャネルを使用した。各入力チャネルの電荷量と時間差の変換係数を求めるために、クロック信号
出力を測定した。その結果が図 

8N で 

0 の時間差を遅延回路で生成しで、それぞれの入力チャネルでの時間差と出力の関係はほぼ一致しており、各入力チャネルの時間差と出力の換算係数を表 # に示す。
中性子検出器からの出力信号はつあり、 つは分岐回路を使用して等分割し 2 に入力した。

もう つは、波高弁別回路を通して方形パルスを生成しし同時計数回路へ入力し、2 のゲート信号、2 のスタート及びデータ収集システムの起動信号として使用した。 2 のストップ信号はスタート信号に対して $  0 遅延させて入力した。2 値を後で述べるようにタイムウォークの補正に用いたが、そのゲート幅はゲート生成回路で

0 に設定した。

表 #' 2 入力
検出器

2 入力時間差への変換係数 04

前方検出器

  # 

後方検出器

 

後方検出器

 
  # 

図 



' 2 値と時間差の相関

タイムウォークの補正

本実験の測定システムでは、光電子増倍管からの出力信号をリーディングエッジ型の波高弁別回路を用いて方形パルスに変換した。リーディングエッジ型の波高弁別回路は入力パルスの波高が設定されたしきい値を越えたときに方形パルスを出力するために、入力パルス波高の大きさにより、方形波出力時間に違いが生じる タイムウォーク。この時間差のエネルギー依存性を補正するために、2 値を用いた。
タイムウォーク補正の方法をアーム
およびアームで説明する。アーム での前後方検出器の時間差 

での前後方検出器の時間差  の分布を図  は、それぞれ前方検出器、後方検出器１及び後方検出器に示す。ここで、 3 及びでの検出時間である。時間差の標準偏差はアーム１で $ 0、アーム２で、 # 0 であった。図 

は縦軸を前後方検出器の時間差

 、横軸はそれぞれ  前方検出器及び & 後方検出器 の 2 値とした 次元分布で、前後方検出器の時間差とそれぞれの検出器の 2 値との相関が確認できる。時間差に対して、横軸
を



前方検出器

の 2 値 として２次元分布をつくり 図 でフィットして前方検出器
対する

、得られた相関を一次関数の 2 値の依存性を補正した。同様に、図 & で示した時間差に

後方検出器の 2 値 の依存性を補正した。アーム のタイムウォーク補正は、







$ 

!+'

 $

!+'



0

 

!+' および !+' は、前方及び後方検出器１の 2 値である。 アーム においても、後方検出器２と前方検出器の時間差 

 に対するタイムウォーク補正を以下のように求めた。



!+'



$ $ 
!+'



0





!+' は後方検出器２の 2 値である。それぞれの検出器の 2 値に対する補正を行った後の時間差の分布が図 である。両アームとも分布のゆらぎが図 いる。
に比べて半分程度に改善して アーム１2  アーム 2 

図 ' 前後方検出器の時間差

 前方検出器

図 





 後方検出器 ' 前後方検出器の時間差と 2 値の相関

時間分解能

タイムウォーク補正後の時間差の分布のエネルギー依存性を図   に示す。ゆらぎがエネルギー
によって異なるので、エネルギー領域を  つに分けて各領域で時間分解能を求めた。アーム１および２における各領域での時間差の分布を図 

及び   に示す。各エネルギー領域の時間差の分布をガウス関数でフィットし標準偏差を求め、前後方検出器の時間分解能は等しいとして、その標準偏差をで割ることにより検出器の時間分解能を求めた 表 $。 エネルギー領域の中点における時間分解能としてプロットし、 でフィットしたものが図  # である。この結果から、アー

ム１では検出器の時間分解能  のエネルギー依存性を以下のようにした。

 9 !"0  , !" 9     !"0#

 前方検出器

図 

 後方検出器 

' アーム



2 値 の相関の前後方検出器の時間差と アーム 図  アーム ' タイムウォーク補正後の前後方検出器の時間差

表 $' 時間分解能
エネルギー

アーム１

!"

0



,





,





,



 - $

$$         

アーム２
0

 
  
    
$エネルギーが  !" 以上では  9  0 となるが、図 $ !" 以上の時間分解能は  9   0 であるので  9$

B の測定されたエネルギー領域  0 となるエネルギー !" 以 前方検出器

 後方検出器

図  ' 前後方検出器の時間差のエネルギー依存性





 

 

 

, 



 

*  

図 

' アーム

の時間差

 

3 





 

 

 

, 

 



*  

 

3 

図  ' アーム の時間差上において、時間分解能  を一定値   0 とした。アーム２では、

 9 !" 0  , # !" 9    #!"0とした。ここで、エネルギーが $ !" では  9 

 0 となるが、図   B に示す実際に測定されたエネルギー領域 $ !" 以上での時間分解能は  9   0 であるので、 9   0 となるエネルギー # !" 以上において、時間分解能  を一定値   0 とした。

 アーム  アーム 

図  #' 時間分解能第章 

 による測定器シミュレーション

測定データの妥当性の確認及びデータの解釈をするために、シミュレーション計算が必要である。
本研究ではこの目的のために、 1*D B *+6 ;*0+1 シミュレーターを用いた。
この章では、  の概要と中性子飛来方向測定装置の測定器シミュレーションについて説明する。  節 測定器シミュレーションでは、反跳陽子のエネルギー付与と液体シンチレーターの光出力の関係、エネルギー分解能と時間分解能のシミュレーションへの組み込みについて説明する。

 の概要

 は、欧州原子核研究機構 ) を中心に開発されたモンテカルロ法による測定器シミュ

レーターであり、高エネルギー物理、原子核物理、宇宙科学、放射線医学など様々な分野で使用されている。このシミュレーターは、物理プロセスや検出器の幾何学的な形状、データの生成や保存、視覚化等の多くのツールキットから構成された クラスライブラリーである。
 においてユーザーが定義すべき項目はつある。

入射粒子の情報 種類、位置、方向、運動エネルギー、発生時刻
検出器などの形状及び物質特性考慮する物理プロセス
これらを定義した上で入射粒子を発生させると、その粒子の物質中での飛跡を追いかけること ト
ラッキング により、検出器へのエネルギー付与、反応の位置・時間・種類等の様々な情報を知ることができる > $?。粒子の移動は、ステップに区切られて扱われる。粒子は測定器の物質と相互作用することによってまわりの物質にエネルギーを与えエネルギーを失う。その際、二次粒子を発生させる場合もある。これらの粒子のエネルギーが設定したしきい値以下になるか、設定した仮想空間
領域の外に出ることで、その試行が終了する。
粒子が物質中のどこで相互作用するかは、その粒子と物質の相互作用によって決まる。その粒子が物質中をどこで相互作用するかを相互作用の反応断面積から決定する。なお、標準に用いられている乱数は、周期が の )- 乱数である >中性子に関する物理プロセスとして、ハドロン相互作用
崩壊（中性子の寿命は、 $$ # $ 0?。

がある。低エネルギー中性子の反応を高精度で計算させるために、!" 以下での中性子の輸送に対応した OC O-*7,-1 C*+6 !1B, ) 8 パッケージが用意されている。このパッ
ケージにはハドロン相互作用として、弾性散乱、非弾性散乱、捕獲反応、核分裂が含まれており、反応断面積は、ブルックヘブン国立研究所の核データベース 2P7">? が用いられている。

ハドロン相互作用によるステップ長 . を説明する。標的粒子密度を 、あるエネルギーにおける相互作用の反応断面積を  とすれば、平均自由行程 / は、

/9

 



で、距離  の移動後に反応する確率 0  は、

0  9

/

GE

 
/

 

である。1 を から の一様乱数として、

19

0  となる。したがって、反応距離  は、

9

/ ,

1



となる。
崩壊に要する距離  は以下によって算定される。時間  に崩壊する確率 0  は、崩壊に要する平均時間を  として、静止系では

0  9

 



GE



 

である。実験室系における、崩壊に要する平均時間を   として、

 9





であり、崩壊するまでの時間  は、1 を から の一様乱数として、

  ,

9

1

#

である。実験室系の反応距離  は、 9 
9  ,

1

9

  ,

1

  ,

1

9となる。これらから最も小さい  をステップ長さ . とする > $?。
$ では、電離損失の計算に積分法を用いている。ある粒子のステップ長 . における電離損

失   は、47,14 の式から

"3

92

!
となり、2 9   #  9 ,    である。エネルギーが
% 9

.



Æ



 

になるまでの全電離損失 % は、 . .



となる > $?。 は粒子が止まるまでの距離である。

図  '  の視覚化ツールキットによる装置への中性子照射

測定器シミュレーション



シミュレーションの概要

本研究で作製した中性子飛来方向測定装置のジオメトリーを  で定義した。図  は 
の視覚化ツールキットによって表示される検出器に対する中性子照射の画面である。一辺が真空中に、実際の装置と同様の位置関係で検出器
方検出器間の距離は、アームの開き角は ある。   線源は前方検出器から距離の台が設置されている 。ここで、前方検出器と後度である。前方検出器と線源の距離は

 で

 の位置に配置した。それぞれの中性子は線源から等方に 個ずつ、自発核分裂のエネルギー分布に従って放出される。計算では、各検出器における荷電粒子によるエネルギー付与、反応時間、反応した位置、衝突した粒子の種類、散乱回数が得られるように設定した。 で得られるエネルギー付与や反応時間は、検出器の分解能の寄与を含んでいない。そこで、第  章で得られた中性子検出器のエネルギー分解能、時間分解能を組み込んだ。


速中性子の空気中における平均自由行程は約 +なので、計算時間の短縮のために真空とした。




中性子線源

シミュレーションで定義した線源の構造を図  に示す。   中性子線源容器は材質を鉄とし、その形状は直径 #$ 、長さ  の円筒形である。線源は容器表面から の位置にある点線源とした。線源から放出される中性子の方向は等方であり、そのエネルギーは  節で述べたように / の式で与えられる。

図  ' 測定器シミュレーションに組み込んだ線源の構造

中性子飛来方向測定装置

装置を構成する中性子検出器は図



の検出器ヘッドのみとした。中性子の散乱に対する影響が少ないと考えられる光電子増倍管及びサポートリングは組み込まなかった。図  はシミュレー
ションにおいて定義した検出器ヘッドである。第章で説明した実物と同様のアルミニウム容器に液体シンチレーターを入れ、光学窓で封入した構造になっている。液体シンチレーター封入部分は、 内径$ 、厚さ$  となっている。光学窓はパイレックスガラス

直径  、高さ   枚で近似し、外径 # 、内径 # 、厚さ   の円筒形アルミニウムキャップで覆った構造をしている。容器内部は反射材を無視して液体シンチレーター  をトルエンで近似し、側面部分がリザーバーなどの存在で複雑な形状であることから重量比に対応した厚さの円筒で近似し、シンチレーター封入のアルミニウム容器を覆う形状にした。なお、トルエンの化学式は  8 で、炭素原子数に対する水素原子数の割合は   である。これは、数に対する水素原子数の割合  の炭素原子より # 小さい。表  に組み込んだ物質、密度、体積、重量を示す。検出器のアルミニウムキャップを含んだ検出器ヘッド全体の質量は 
ミュレーションに組み込んだ検出器ヘッドは重量 6 であるが、シ # 6 で、実物より $ 軽い。前方検出器はアルミニウムキャップを取った状態で、円筒形状の円面を上方に、後方検出器は前方検出器に対して円面を向けて実験と同様に配置した。

図  ' シミュレーションに組み込んだ検出器ヘッドの構造

表  ' シミュレーションに組み込んだ検出器ヘッドの構成要素
物質

密度 6 

アルミニウム

#





トルエン

$#

 

#

シリコン







テフロン







パイレックスガラス





##





$ #



アルゴン



空気



#

  $

合計



体積  

重量 6



 #

電離損失から光出力への変換

シミュレーション計算で得られる反跳陽子の電離損失を測定データで得られる反跳陽子の光出力に変換するために、図  の陽子のエネルギーと光出力の関係を使用した。第 章で述べたようにに対する光出力  は、陽子の電離損失  の  乗に比例するので、図  の関係をその関数でフィットして、 9  $を得た。反跳陽子の電離損失を  、得られる光出力を  とした。エネルギー分解能は、エネルギー!" を中央値、表 

の各検出器のエネルギー分解能を使って、式  によって得られる標準偏差  を、 9   !" !"
とするガウス分布で生成した。解析過程においては、実験データと同様に、式 !" から反跳陽子のエネルギー 







を使って光出力!" に変換した。

時間分解能の組み込み

入射中性子と検出器の液体シンチレーターを構成する陽子とが反応し、最初に電離損失がより大きくなったときの時間を反応時刻  とする。その時刻  に対して、反応時刻を中央値、時間分解能
を標準偏差とするガウス分布で生成した。時間分解能は第  章で測定した結果を使用した。アームの時間分解能  と中性子検出器の光出力  の関係は、

 9



 

 !" 9  00 ,  !"   !"

アーム の時間分解能  と検出器の光出力  の関係は、

 9





 !" 9  00 , # !"  # !"

とした。

#

第 章 中性子飛来方向の測定

中性子検出器台で構成される中性子飛来方向測定装置の線源方向特定性能を   中性子線源を用いて評価した。本章ではその方法と結果について述べる。


第実験セットアップ章で述べたように、

 の   中性子線源を用いて飛来方向測定装置の性能を評価した。中性子飛来方向測定装置は、散乱体として前方にの同形の中性子検出器 直径、長さ共に台、散乱中性子の検出用として後方に台

$ の円筒形 から構成されている。ただし、中性子が通過する不感物質の量を抑えるために前方検出器の厚さ

 の円筒形のアルミニウムキャップは取り外して使用した。後方検出器の開き角は  度、前方と後方の検出器中心間距離は

 とした。線源の放射能が弱いので１日程度の測定で散乱角分布を得る必要から、若干の分解能を犠牲にして線源と前方検出器の距離をから

 の距離で、方向

線源設置の精度は に設定した。図 

を水平面上でで示すように、中性子線源を前方検出器〜 度まで

度毎に変えて線源方向を測定した。

 程度に抑えた。線源からの中性子が前方検出器、後方検出器で反応した時間の差及びそれぞれの検出器における光出力を測定するための計測システムを構築した。中性子検出器のエネルギー校正は、第  章で説明した

線の後方散乱を用いた表  にもとづき、反跳陽子のエネルギーは図  の関係を使って光出力から算定した。

図  ' 中性子飛来方向測定装置の平面図

$



計測システム図  に飛来方向測定装置の計測システムのブロック図を示す。計測システムは第  章における中性子検出器の性能の評価に用いたシステムを、３個の検出器用に増補した。ぞのために、計測シ
ステムは、! 規格の論理回路、! 規格のアナログ−デジタル変換回路及びデータ収集用回路から構成されている。検出器の出力信号から ! 規格の論理回路を用いて論理パルスを生成し、前方検出器及びいずれかの後方検出器に同期して信号があることを使って中性子あるいは線が散乱した事象の選別を行い、7:+-G 環境で割り込み処理により ! データの収集を行った。
トリガー数は、線源方向によるが  8N 程度以下であった。
前後方検出器の中心間距離がエネルギーに依存し、  0

 なので!"〜

線の飛行時間は  0 で、中性子の飛行時間はその0

!" 程度であった。 

出力信号の速い成分と全成分を測定した。各検出器から回路 2+0*++1* を通して時間幅

波形弁別のために、つの出力があり、一方の出力を波高弁別

0 の方形波を生成した。前方検出器と後方検出器の同期をとるために、P7 回路で 個の後方検出器の信号の @) をとり、前方検出器からの信号とともに 1++B

へ入力した。前方検出器および後方検出器は、別々の波高弁別回路を用いた。前方検出器では波高弁別回路の出力から直接、後方検出器では P7 回路の出力からゲート生成回路
を用いて幅%0 のパルスを生成し、それぞれの波高弁別回路の背面の "1 入力に接続し、波高弁別回路が１つの入射粒子に対して多重にパルスを出力するのを抑制した。図  に器でコンプトン散乱し、さらにその散乱の時間関係を示す。1++B

線が散乱後方検出器でもコンプトン散乱した場合の信号は後方検出器の信号で出力時間が決定されるように、後方検出器の信号を  0 遅延させた。そのために、この 1++B
ン散乱した

線が前方検出の出力では、前方検出器でコンプト線の反応時間から最大 # 0 遅延して後方検出器に到達する中性子までを選別した。

この 1++B

の出力をデータ収集システムに対する起動信号とした。 1++B

の出力は後方検出器の信号に同期し、前方検出器の信号に同期していないので、前方検出器の信号を #  0
遅延させて 1++B

の出力と前方検出器の信号と同期する 1++B

各検出器からの光出力を測定するために役割の異なる 2 を
いずれも電荷積分型で 2 と 2 が豊伸電子製の )78を生成した。

台使用した。使用した 2 は
 &+、2

が林栄精器製の&+ である。前方検出器からの光出力の速い成分を測定する 2 、後方検出器の光出力の速い成分を測定する 2 、前方と後方検出器の光出力の遅い成分を含む全成分を測定する 2 に対して各検出器からのアナログ信号をそれぞれの 2 入力へ、2 のゲート信号をそれぞれの時間幅で入力した。 2 のゲートへは 1++B
2

のゲートへは 1++B1++B

からの出力を時間幅

からの出力を時間幅

0 で入力した。 2

0 で、のゲートへはからの出力を時間幅  %0 で入力した。各 2 におけるゲートと入力信号の時間関係を図  に示す。検出器からの信号の対応は第  章のエネルギー測定に準じた。 2 のストップ信号はスタート信号に対して $  0 遅延させて入力し、反応時間測定のために、2 のスター
ト信号は 1++B

から入力し、ストップ信号はそれぞれの検出器の出力信号を波高弁別回路

で方形波を生成しそれぞれの入力チャネルに入力した。使用した 2 豊伸電子製 
チャネルと検出器の対応を、表 # に示す。


 の入力

図  ' 飛来方向測定装置の計測システム#

図  ' 検出器信号と同期信号の時間関係

図 ' 2 入力信号とゲートの時間関係

#



中性子散乱事象の選別収集された事象には、中性子散乱事象だけではなく
線源方向度におけるアーム

線の散乱事象も含まれている。以下では、の場合について、収集されたデータから中性子散乱事象を選別する

方法を示す。まず、中性子の速さが線に比べて遅いことを利用して飛行時間により中性子を選別する。次に、液体シンチレーターによる  波形弁別により中性子を選別する。なお、第 章で述べたが、検出器での光出力を表すために、 !" の電子に対する光出力を単位とする !" を用
いる。



飛行時間  による選別測定で得られた 2 値は、 2 値と時間差の相関 図  を用いて飛行時間 0 に変換し、式  によりタイムウォークを補正した。 線が前方、後方検出器間距離0 であることを用いて補正した飛行時間分布が図  に要する飛行時間である。図  & に示すように  0 付

つのピークから構成されている。これは、 線が前後方検出器と反応するパターン

近のピークは



 〜3



図  '

付近

線の飛行時間で補正した飛行時間の違いによる。図  には、その反応パターンを 種類示した。パターン  は前方検出器でコンプトン散乱を起こし、さらに後方検出器で散乱となる。パターン & は後方検出器で散乱された

その時間差は線が検出された場合で、その時間差は  0線が、さらに前方検出器でも検出された場合で、

0 となる。パターン  は核分裂に伴う個の線が双方の検出器で検出された場合で、その時間差は  0 となる。図  & をダブルガウス関数で   ( 9  GE     GE  *     *   でフィットした結果は飛行時間差  # 0 の標準偏差は  0、  0 の標準偏差は 
あった。

#

線が

 
0 で

図 '線の反応過程と飛行時間

図 # は実験及び中性子散乱の測定器シミュレーションの飛行時間の分布で、前後方検出器で波高〜

弁別器のしきい値以上の出力のあった事象のて線のピークが

0 の飛行時間分布を示した。実験におい0 付近に、中性子のなだらかなピークがションは中性子の分布をよく再現しているが、

0 以上で確認できる。シミュレー

線のシミュレーション計算を行っていないために線のピークは存在しない。実験で得られた分布から、飛行時間

0 を境に線と中性子の分布が分離していることがわかる。このことから、飛行時間 % による中性子弾性散乱事象の選別条件
を0 以上とした。

図 #' 実験とシミュレーションの飛行時間の比較#

図 $ は飛行時間による選別条件が無い場合の前方検出器及び後方検出器の速い成分と全成分の
2 値の相関である。ここで、 !" は前方検出器の光出力の速い成分を、   !" 前方検出器

 後方検出器

図 $' 速い成分と全成分の 2 値相関は後方検出器からの光出力の速い成分を表す。また、全成分の光出力については、前方検出器では

 

4、後方検出器では  

ンドが明確に分離している。中性子はバンドのうち上側が中性子で下側が飛行時間が4 とする。図からわかるように、中性子及び線に比べて遅い成分の割合が大きいので、 本に分かれた線の事象である。

0 より大きいという条件で前方及び後方検出器の 2 値相関を図 示す。 & は、  で  あるいは   が 

 

行時間

線のバ

に

!" より小さい領域を拡大したものである。 飛   

図  ' 前方検出器の 2 値相関 %



0 以上で、前方検出器においては

及び 



 0 線のバンドが残存しているが、後方検出器ではバンドが消失している。これは、中性子あるいは#

線が前方検出器で散乱したとき飛行時間が線の0    図   ' 後方検出器の 2 値相関 % 

0 

以上で後方検出器に到達するのは中性子のみであることから説明できる。従って、後方検出器 では

波形弁別をしなくても、飛行時間による選別で中性子を選別できる。一方、前方検出器で見られる線事象のバンドは、前方検出器でが、後方検出器で検出されたかつ  線が検出され、この線と同時に線源で生成された中性子

3 事象 と考えられる。アーム  # !" の散乱角分布を図 

の3 事象  !"に示す。この分布は  度付近を最大として度から $ 度まで分布しており、中性子散乱のバックグランドになる。従って、 波形弁別により、
前方検出器における線由来の事象を除くことで

図 



'

3 事象を排除する必要がある。

3 事象の散乱角

アーム 

 波形弁別による選別

3 事象を排除するために、前方検出器に対して 

波形弁別を行った。図   で両バンド間の中点を通る直線  9   

本論文では、前方検出器で  線が散乱し、後方検出器で中性子が散乱した事象を    事象と表現する。
#

を求めて、直線より上の事象を中性子、下の事象を線とした。 が大きいほど中性子と線の分離がよく、 が小さい領域では分離が悪くなっている。縦軸を 
として、 

 9

 

 9 





 

が分離の境界線としたのが図 & には  が である。図   

図 

4

 



 

' 全成分変換後の後方検出器の 2 値相関以下の分布を示した。 波形弁別による分離が  に依存するので、 を 
 !"、  〜 !"、  〜 !"、  〜  !"、  〜 !" 以下、 !"、  〜 !" 以上の $ つの領域に分け、弁別の度合いを検証した。各領域での   に示す。

 



!"

     

図 

' 



#





  

〜!"、

 を図 と                

*    

 

.     

図  '  

##





横軸は   4 を表し、点線で示した分布は図 # で飛行時間差 %

前方及び後方検出器でコンプトン散乱した線事象である。この別した事象に比較して多いので、事象数を 線のピークを飛行時間 %

トン散乱
乱



, 

線事象の数が % -にスケールしている。また、図 0 の分布の0 で選別した
0 で選では、コンプ

線ピークを合わせるためにコンプトン散線事象のピークを  4 右へずらした。この数値は、他の  領域でのコンプトン散乱

象とのピークの差の平均値で、この差は、中性子と線事線の全成分測定におけるゲート幅のタイミン

グの相違によると考えられる。

    
図 

' 



      

線散乱事象  4 シフト各  の領域における  弁別の分離状況を以下にまとめる。

   

以下 図 



線と中性子の分布が重なり弁別できない。

 〜  

図 

&

この領域ではピークの重なりが顕著であるので、コンプトン散乱

線事象のピーク、中性子事象のピークをそれぞれガウス関数でフィットした。中性子領域のピークから平均値 $ 4 と標準偏差4 が得られ、コンプトン散乱

線事象の分布から平均値れた。これより中性子事象の中性子領域  
$

及び 

、 線事象の## 4 と標準偏差 #4 が得ら , の割合は  及び 線領域  線領域及び中性子領域の割合は $  及び 

 と算定された。中性子事象数を  、 線事象数を  として、中性子領域の事象数が $ 、 線領域の事象数がであることから、

$    9 $   $  9が成り立ち、これを解いて  9 $## 及び  9

象のうち #  事象が中性子で、残り線と考えられた。

  〜  

$ 事象が図   #$が得られた。これより、中性子領域の $ 事中性子および

線事象が重なっているので、   ( 9  GE     の分布をダブルガウス関数

  GE    でフィットし、それぞれの成分を算定した。中性子領域のピークに対して平均値 


4、



線領域のピークに対して平均値

4 と標準偏差  $ 4 が得られた。この結果か

ら、中性子事象の中性子領域及び線領域の割合は 

子領域への割合は、  と算定された。中性子領域及 及び 

4 と標準偏差及び   、 線事象の線領域及び中性線領域の事象数は $ 及び

であるので中性子事象数を  、 線事象数を  とすると、

  

 9 $

     9が成り立ち、これを解くと  9

、 9 となる。よって、中性子領域の $ 事象のうち$$

事象の混入と算定された。

事象が中性子で残り $ 事象が 〜   図   &〜 

ピークが分離しているので、それぞれのピークをガウス関数でフィットし3 それぞれの領域での事象数を算定した。

 〜  

図    

事象数が少ないためフィットをしなかったが、中性子と$ つの各領域における 

線の分布は十分に分離している。

弁別の結果を表  に示す。 のエネルギー範囲を !" 以上

表  '  波形弁別の結果



全体

!"

事象数



7



  

中性子領域

中性子数

検出効率

線

線領域

 ,

中性子数





7



$

# 

$

$



7



$

$$



$



7













7



#

#



$





7



$

$



#





7







 #







7



 $











- 
合計



$

にすることで、中性子の選別条件  







#










 を満たす $ 事象のうち
#







 事象が中性子で、線の混入が 事象

  と算定された。 

事象が存在することにより、  



 

 

!" で



線領域に事象の中性子!" での中性子の検出効率は と算定される。

 の選別条件による検出器の光出力を比較した。図    に前方検出器、図   &に後方検出器の光出力の分布を示す。前方検出器においては  弁別のしきい値が 
方検出器は波高弁別回路のしきい値、 # !" の影響が見られる。また、 !"、後!" 以下の領域

においては、波形弁別による選別条件により事象数が減少が見られる。

 前方検出器

 後方検出器

図  '  波形弁別の光出力に対する影響

中性子散乱事象の選別

飛行時間と  波形弁別による中性子散乱事象の選別条件をまとめる。
 飛行時間 % による選別条件 %

 前方検出器の中性子に対する 波形弁別条件 



0

 





後方検出器は波高弁別回路のしきい値によって    * & 

  # !" となっている。この条件において、選別された中性子事象に対する検出効率は   - !" 、

線混入率は   で

あった。



シミュレーション結果との比較

線源方向度の測定で得られた結果と中性子散乱の測定器シミュレーションによる結果を比較した。この測定器シミュレーションの詳細については第$章に示している。シミュレーションでは、

中性子を線源から  方向に式  の / 式のエネルギー分布に従って、  
実際の線源からは第 章で述べたように中性子生成数は $ 個生成した。

個0 であるから、実験時間に換算して 時間に対応する。実験で得られたデータ量は測定時間にして

時間であり、シミュレーショ

ンの中性子数は実験の # 倍である。実験及びシミュレーションの結果を単位時間あたりの事象数41-* で規格化した。シミュレーションに対して補正した 

波形弁別の補正について説明する。 波形弁別による中性子事象の損失影響の補正を、表  で得られた各エネルギー領域における中性子損失率から行った。具体的には、エネルギー領域 

, 



, 

中性子損失率が  なので、シミュレーションに対して!" の範囲では!" の事象数の重みを $ とした。
比較した項目は、
 前方検出器の光出力  図  #
 後方検出器の光出力   図  $
 散乱中性子の飛行時間 % 図  散乱中性子の飛行時間から変換したエネルギー  図 

 前方検出器における光出力を電離損失に変換した反跳陽子のエネルギー分布  図  入射中性子のエネルギー # 中性子の散乱角  図 

図 





である。

図  #' 前方検出器の光出力$図  $' 後方検出器の光出力

図 

' 散乱中性子の飛行時間

シミュレーションと実験で得られた分布の平均値、標準偏差及びそれらの比 実験／シミュレーション を表  に示す。シミュレーション結果は実験結果をほぼ再現している。特に、飛行時間、入射中性子のエネルギー、散乱角分布のようにピークを持つものは、ピーク値においても再現できており、散乱角分布の平均値は  の精度で一致した。

$



図 

' 散乱中性子のエネルギー図 ' 反跳陽子のエネルギー

散乱角分布

収集した各線源方向での事象数と測定時間 :+; + を表  に示す。:+; + は実際の時間から、計測システムがデータ収集に使用できなかった時間 2B + を除いたものである。2B+ は 程度であった。また、各線源方向について、測定器シミュレーションを行った。中性子フラックスで  倍から６倍の統計量に対応する。実験との比較のために対応する測定時間を表  に示す。各線源方向ごとに第  章

節で述べた中性子散乱選別条件を科して、図   から
$

図 

' 入射中性子のエネルギー

図 

図 

' アーム

での散乱角

に示す散乱角分布が得られた。これらをガウス分布でフィットしてピーク値を求めた。しかし、得られた散乱角分布の形状はガウス分布からずれているものがあった。ガウス分布によるフィット及び領域が妥当であるかは、 5 検定 で評価した。特に、線源方向 

 から

度、

 までの範囲でフィットを行うときの  値は、次の式で求めることができる。





 




$

  

度ではアーム表  ' 線源方向 度における実験とシミュレーションの比較 
 
 

実験
平均値
標準偏差

シミュレーション
平均値
標準偏差

比

























 



 

 









 

  
 度























 



 



 

 

 

 

でピークの右側の領域に肩が見られる。この部分は第 # 章で説明するが、多重散乱による事象によるものである。従って、フィットを行う際にはこの部分を除外した。
表  は実験で得られたアームでの散乱角のピーク値 5 、アームで、表  は測定器シミュレーションで得られたアームでの散乱角のピーク値 5での散乱角のピーク値 5 、アーム での散乱角のピーク値 5 である。横軸は散乱角 度、縦軸は単位時間当たりの事象数、実線が実験、破線がシミュレーションの結果である。散乱角のピーク値は線源方向に対応して変化すると予想したが、線源方向が度に近づくとともに、その変化は小さくなり、度より大きい線源方向ではピー

クの変化と散乱角の変化に相関が見られなかった 表  、表 。線源方向 

度とそれぞれのアームに対して分布の形状、ピーク位置に対称性が確認されたため、は度以降の結果から推定できる。

シミュレーションでは線源方向 度から化が確認できるが、が大きくなる傾向があった。このことから、線源方向が 度から

度の変

度に対して

度、 度では標準偏差度と大きくなることでピーク部

度、 度では線源方向に対応する散乱角のピークが存在してないと考えられる。測定可能範囲の線源方向

度以上では散乱角ピークの変化量が小さかった。ピークに対する標準偏差の標準偏差は小さくなり、ピークの変化と散乱角の変動に相関が見られない

ら

度以上の方向度の変化に対応して、ピーク位置もほぼ変化傾向について説明する。シミュレーション、測定結果ともに、線源方向 度から分の欠損がおきて、度では度における角度分解能は、アーム とアーム  度であった。これらを踏まえて、線源方向の標準偏差の平均か度以下の範囲で線源方向特定を試みた。

ここで、  は観測事象、   は期待される事象である。この値は、観測数と期待数（ここではガウス関数からのずれ）を、フィットした領域で足し合わせるものである。ガウス分布で期待される事象数と実際の事象数が完全に一致すれ
ば、 値はになる。両者のずれが大きいほど、 値は大きくなる。自由度はフィット範囲に含まれるビンの数から変数の数を引いたものである。 値をこの自由度で割る理由は、 分布が自由度によって変化するためで、この操作をすることで  値を規格化して大小を評価しやすくなる。これを踏まえて、フイットの範囲は自由度    で規格化した   が十分小さくなることを確認してフィットした。

$

表  ' 各線源方向での測定時間 :+; + と事象数
線源方向 度

測定時間 41-*

事象数

 

#







#



$





 

#



 

#



#

線源なし

表 ' 測定時間とシミュレーション事象数を換算した時間
線源方向 度

測定時間 41-*

シミュレーション時間 41-*

 

$







#





$

$ 



  

$ 



 

  

$

表  ' 実験による散乱角分布のガウス分布フィット
アーム度

5 度   ##  $  
$    







アーム

 度

 
  #  #  
$    #


5 度





$

 #
   #         

度 #      $  #  

表 ' シミュレーション結果の散乱角分布のガウス分布フィット
アーム
度






アーム

5 度

 度



$

 
     
$#  #  $$  

 
  
  
  
  
  

$#

5 度

 
 #      
$  # $  


 度

 
  
$  $  
#    
 アーム  アーム 

図  ' 線源方向度での散乱角hdata3
EntriesMean
RMS
χ2 / ndf
Constant
Mean
Sigma

1.4
1.2
1

395
45.12
11.76
25.06 / 6
1.335 ± 0.091
42.85 ± 0.69
8.964 ± 0.420
hMC3

0.8

EntriesMean
RMS
χ2 / ndf
Constant
Mean
Sigma

0.6
0.4

1431
43.86
11.94
105.9 / 5
1.279 ± 0.047
41.65 ± 0.37
9.319 ± 0.259

0.2
0
0

10

20

30

 アーム 

40

50

60

 アーム 

図 

' 線源方向度での散乱角 アーム  アーム 

図  ' 線源方向 $$度での散乱角

70

80

90

100

hdata2
1

Entries

297

Mean

41.25

RMS

13.51

χ2 / ndf

31.48 ± 1.23

Mean
Sigma

7.865 ± 1.058

hMC2

0.6

Entries
1200
Mean
41.36
RMS
14.01
χ2 / ndf
4/1
Constant 0.718 ± 0.040
Mean
28.65 ± 0.43
Sigma
5.394 ± 0.321

0.4

0.2

00

1.288 / 2

Constant 0.9386 ± 0.0960

0.8

10

20

30

40

50

60

70

80

90

100

 アーム  アーム 

図  #' 線源方向 度での散乱角 アーム  アーム 

図  $' 線源方向 度での散乱角 アーム  アーム 

図 

' 線源方向 

$度での散乱角

線源方向の測定

線源方向に対して、それぞれのアームに対する散乱角分布のピークの平均値を 5 、5 とすれば、アームの開き角が  度であることから図 

で示すように

9

5

9 5



となる。したがって、
9

5

5

 

と表される。散乱角分布で得られたピーク値から線源方向

図 

を特定する方法として' 散乱角ピークと線源方向の関係5 、5

 得られた散乱角ピークの平均値から、 をそれぞれ算定し、線源方向

を特定

する方法
 得られた散乱角ピークの平均値と式 

を使って線源方向を特定する方法がある。
実際の線源方向に対して、上記の方法から算定された線源方向をを表 # に示す。これらの関係をプロットしたものが、図 



、図 

として、

向がある。また、線源方向

に対する



度に近づくにつれての変化量において、線源方向

ン結果はピーク位置が対応したが、実験結果ではである。線源方向の変化量と散乱角ピーク変化量の相関関係は一次関数になると予想されたが、線源方向
降ではその相関関係は確認されず、 が 度から

5 、5



の大きさが

度以

の変化量が収縮する傾度ではシミュレーショ

の変化量が線源方向の  及び   であった。一次関数の相関がある範囲を測定可能な範囲と考えて、
 9  5 、5

表 #' 線源方向と 
実験 度

 
  ##  $$  $    

' 線源方向との相関シミュレーション 度

5



 
  
    
#  $$  



5 の相関

5



 #
  #        



7

図 

5



線源方向





図 

5



$  

#     $  #$  
' 線源方向

と 5



の相関

によってフィットした。●点が測定値、▲点がシミュレーション結果である。
線源方向に対する測定された線源方向をプロットしたものが図 




として、





を算定したものが表 $ で、これらである。相関関係が確認できるのが線源方向度までで、 に対するの変化量が測定値のほうが小さくなる傾向がこの場合にも確認された。実際の線源方向

フイット関数のパラメーターの誤差を考慮すれば、測定した線源方向
9と表せる。図 

、図 



に対して、

  %   %

の 通りの相関のうち、 5  の最も小さい相関は、図 



 9

  

#  $

である。このことから、 番目の方法を選択した。線源方向



%

となる。



9

%  



 $

は、

の
 

の誤差 % は、式  から


図 

線源方向 度に対しては、





'





と線源方向

のフィットの誤差 %の精度は  度になる。これは得られたアーム

の相関



は、表 $ から で $ 事象 アーム  及びなので、このとき
事象 アーム  による結果で、中性子弾性散乱の事象数  と %  の関係は、%  9



#



であるから、 が大きくなるほど精度は向上する。例えば、両アームでそれぞれ中性子弾性散乱事
象数を事象収集すれば、図 

における、それぞれのアームに対応した  から%  9

 





 





＝ #

となり、式  より、そのときの線源方向特定の精度は  度程度である。
表 $' 線源方向と線源方向 度







の相関

実験値

シミュレーション                  #  #
  #




$



中性子検出効率度範囲における中性子検出効率を表  に示す。中性子検出効率

線源方向が測定可能であった/ は以下の式から計算した。

/9
線源方向

度アーム

数は 秒間に $中性子散乱選別条件で得られた散乱事象数：
前方検出器に到達した中性子数 '  個になる。前方検出  $  の正方形に見えるので、正方形の立体角の公式


L 9  0+より、前方検出器への入射確率は 

時間、線源から放出される中性子個である。したがって、放出された全中性子数は 

器は、線源から  $ $を例に挙げて説明する。測定時間は

 

 
  





 となる。よって前方検出器に到達した中性子数は、

 個になり、中性子散乱選別条件で得られた散乱事象数は $ なので、/ 9  なる。線源 度における中性子検出効率はアーム出される。検出効率の誤差 %/ は、
%/

/

9

とアーム の合計から

 $         




度及び

実験
アーム 

  
    
 






アーム 

度ではかなり異なる結果となった。

        

シミュレーション合計       
 

アーム 

  
     


アーム 

  
     
 

 と算





合計

  
     

度においてはほ表  ' 中性子検出効率



と





である。表  に、実験およびシミュレーションの検出効率を示す。線源方向がぼ一致しているが、線源方向

比         

第  章 結果に対する考察
散乱角分布から線源方向を特定するために、中性子散乱事象を飛行時間及び  波形弁別によりと選別された事象から得られた両アームの散乱角分布のピーク 5 、5選別した。実際の線源方向から算定したとの間には、実験及びシミュレーション結果ともにた。しかしながら、算定した







度程度まで相関があっの変化量は実際の線源方向の   であった。本章では、以下の点を考察する。
測定可能な線源方向が実験、シミュレーションともに前方から度程度に限定されたこと測定された線源方向の変化量は実際の線源方向の変化量に一致しないこと
中性子検出効率から算定した核物質探知能力
装置の改良



エネルギー下限値と散乱角分布

シミュレーション計算において、光出力  及び   に対応する下限値をつけない場合に散乱    

角分布と関数( 9  GE  *   

によるフィットの結果を図 # から図 # に示す。 それぞれの散乱角分布のピークから算定した




と線源方向

る。線源方向角ピーク値が
の関係を表 # に示す。これらを一次関数を用いてフィットしたのが図 # であ

度 図 #  を見ると、アーム で散乱角ピーク値が $#  # 度でピークが線源方向!" の場合

図   度、アーム で散乱度からさらに変化しており、エネルギー下限値が

 に見られたほどの変化量の減少がなかった。

ここで、散乱角  度以上を大角度、それ以下を小角度と呼ぶことにする。線源方向、 度では、小角度から大角度に角度が増加するにつれて、大きくなるテールが見られる。これは、中性子が液体シンチレーターで回以上散乱した多重散乱によるものであることがシミュレーションの結果からわかる。散乱角  が式  の  9   で求まることからわかるように、散乱中性子のエネルギー  が小さくなるほど散乱角  は大きくなって、中性子のエネルギーが低くなるほど反応断面積が増加することから事象数の割合が大きくなった。このことから、大角度においては多重散乱の影響により散乱角分布が影響を受けることが考えられ、実際、線源方向

度、 度ではアーム の散乱角ピークが多重散乱によって影響を受けている。大角度ではアームのピークがこの多重散乱の影響を受けてガウス分布によるフィットが悪化し、






の誤差が大きくなった。エネ アーム  アーム 

図 # ' 線源方向 度での散乱角

 アーム  アーム 

図 # ' 線源方向 度での散乱角 アーム  アーム 

図 # ' 線源方向 度での散乱角 アーム  アーム 

図 #' 線源方向 度での散乱角 アーム  アーム 

図 # ' 線源方向  度での散乱角ルギー下限値に条件が無い場合でも、線源方向

度から  度ではピーク変化量の線源方向変化量に対する減少が見られた。これは、線源方向  度に対応するアームの散乱角 度、アーム の散

乱角 $ 度に対応しており、散乱角が 度は、弾性散乱において反跳陽子に対して付与されるエネル
ギーが になりで検出されない結果である。
光出力  、  に対する下限値 
より線源方向が!" の条件が無ければ、散乱角分布のピークから

 度の領域で特定できることがわかった。
表 # ' 線源方向と



 $
#
 $
    








の関係

 #  



と




線源方向 度図 #' 線源方向の相関 エネルギー下限値が無い条件

#







散乱角ピークのずれ

散乱角ピークに影響する要因として、検出器のエネルギー及び時間分解能あるいはバックグランドの影響が考えられる。以下ではそれぞれの影響について考察する。



検出器分解能の影響

測定器シミュレーションでは、中性子に対するエネルギー分解能、時間分解能は、電離損失から光出力を算定し、光出力に対して線の測定結果を再現するようにに組み込んでいる。電離損失と光出力の関係がずれて、その結果、低エネルギー領域で分解能が異なっている可能性を考えて、エ
ネルギー分解能と時間分解能を変えて、散乱角分布への影響を見てみた。線源方向 度の場合にアーム のシミュレーション計算をした。中性子散乱の選別条件は、実際の測定と同じ飛行時間が0 以上、検出器の光出力  が !" 以上、  が # !" 以上とした。シミュ

レーションで設定したエネルギー分解能を  倍、  倍、  倍に劣化させて、線源方向 度の散乱角分布のピーク位置、角度分解能の変化を比較した。図 ##  から図 ##  が、エネルギー分
解能を変えた場合の結果である。エネルギー分解能を  倍まで変えてもピーク位置、標準偏差に大きな変化が見られなかった。次に、時間分解能を  倍、  倍に変えて計算した結果を図 ## B、
図 ##  に示す。時間分解能を変化させても、ピーク位置の変動は確認されなかった。エネルギー
分解能と時間分解能が複合していることを考えて、時間分解能を倍、エネルギー分解能を倍にして計算をしたのが図 ##   である。複合した場合でも変動は確認できなかった。事象数の変化は、分解能の変化により、エネルギーと時間の選別条件を満たす事象が変化したことによる。以上のことから、分解能の散乱角分布への影響は少ないと考えられる。

$

h_e12120

h_e15

Entries

471

Mean

38.37

RMS

13

χ2 / ndf

100
80

100

3.437 / 1

Constant

124.5 ± 9.2

Mean28.87 ± 0.39

Sigma

4.249 ± 0.246

80

Entries

475

Mean

38.84

RMS

13.78

χ2 / ndf

8.939 / 1
108.8 ± 8.1

Constant

60

Mean

29.02 ± 0.55

Sigma

4.872 ± 0.332

60
40
40
20

20

0

10

20

30

40

50

60

70

80

90

100

0

10

 エネルギー分解能  倍

20

30

40

50

60

70

80

h_t12

Entries

453

Mean

39.9

RMS

13.57

χ2 / ndf
80

60

120

100

0.9567 / 1

Constant

107.9 ± 8.8

Mean28.98 ± 0.42

Sigma

4.261 ± 0.290

80

40

20

20

10

20

30

40

50

60

70

80

90

100

Entries

477

Mean

38.6

RMS

13.26

χ2 / ndf

3.245 / 2

Constant

115.9 ± 8.7

Mean29.62 ± 0.35

Sigma

5.137 ± 0.277

60

40

0

0
0

10

20

  エネルギー分解能  倍

30

40

50

60

70

80

475

Mean

38.69

RMS

13.35

120
100

1.23 / 2
107.6 ± 8.1

Constant
60

100

h_c

Entriesχ2 / ndf

8090

* 時間分解能  倍
h_t20

100

100

 エネルギー分解能  倍
h_e30

100

90

Mean

29.51 ± 0.38

Sigma

5.524 ± 0.317

80

Entries

472

Mean

38.9

RMS

13.82

χ2 / ndf

12.57 / 2

Constant

105.9 ± 7.6

Mean

30.18 ± 0.43

Sigma

5.507 ± 0.282

60

40
40
20

0
0

20

10

20

30

40

50

60

70

 時間分解能  倍

80

90

100

0

10

20

30

40

50

60

70

80

90

100

. 時間分解能  倍、エネルギー分解能  倍

図 ##' 分解能の散乱角分布に対する影響

バックグランドの影響

中性子散乱の事象を飛行時間と  波形弁別により選別したが、この選別条件では排除できない
種類のバックグランドが混入している可能性がある。
3  事象

同一の核分裂で生成された線が前方検出器、中性子が後方検出器で反応した事象

多重散乱
入射中性子が前方検出器の液体シンチレーターと回以上散乱した事象

異なる中性子散乱 3  事象
同一の自発核分裂で生成された個の中性子が前方検出器及び後方検出器で反応した事象

これらのピーク変動に対する影響を調べた。

   事象
3 事象の混入割合は表 

大きい場合を考えた。
からから   であった。このバックグランドの混入が何らかの原因で3 事象による分布は図 

度まで分布する形状をしている。シミュレーション計算は中性子のみでされていないので、シミュレーションの線源方向
度からに示すように、 度付近を最大として度まで分布する図 

度

線の影響は付与度の散乱角分布に  度付近を最大としてを模擬した平均値 # 、標準偏差

のバックグランド 図 #$を事象数の $ 、 #  混入させて変化を調べた。その結果が図 # で、 3 事象の混入に対してピーク位置、標準偏差に実験で見られたような大きな変動が見られなかった。図 # で、実線は混入がない場合である。バックグランド混入割合の増加とともに全事象数が増加するがピーク部分の位置、標準偏差にほとんど変化がなかった。このことから、

3 事象による影響はないと考えられる。

図 #$'

3 事象の散乱角分布

図 # '

3 事象の混入による散乱角分布

図 #' 多重散乱の散乱角分布と前方検出器の光出力下限値の関係

多重散乱
多重散乱の散乱角分布は、先の光出力の下限値と散乱角分布の関係に述べたように、小角度から大角度に増加する。多重散乱の散乱角分布が、検出器の光出力  、  に対する下限値の変化によりいかに変化するかを、シミュレーション結果りより調べた。図 #

は後方検出器の光出力  に対する条件が無い場合と前方検出器の光出力  の下限値を  、  、  、 した場合の散乱角分布である。図 #

!" とは、前方検出器の光出力  に対する条件が無い場合と後方検出器の光出力   の下限値を  、 、  、  !" とした場合の散乱角分布である。前方検出器に対する下限値が大きくなると、小角度の事象が減少する。後方検出器に対する下限値が大きくなると、大角度の事象が減少する傾向がある。これは、前方検出器の光出力は反跳陽子の電離損失に依存し、後方検出器の光出力は散乱中性子のエネルギーに依存するためである。散乱角は 9  式   で求められるために、反跳陽子エネルギーの増加によって   が大きくなり、散乱中性子のエネルギー増加によって   が小さくなる。さらに、多重散乱の回数が多いほど散乱中性子のエネルギーが小さくなることで、散乱断面積がエネルギーが小さいほど大きいために、散乱中性子と後方検出器との反応確率が大きくなるからである。
線源方向 

度において、多重散乱の散乱角分布を測定器シミュレーションから求めた（図 #

図中の実線は散乱回数）。

回以上、点線は 回以上の散乱をした条件の分布である。この図から、散乱角分布における  度から $ 度までの肩は多重散乱によるもので、その割合は全体の であることがわかる。この肩は実験から得られた分布にも存在する。シミュレーションにおいては中性子検出器の構造を第章で示したように、質量を $ の精度で実際の装置に一致させている。多重散乱の分布と 回散乱の分布は 度において分離しているので、ピークの線源方向に対する変化量の相違の要因にはならないと考えられる。

図 #

' 多重散乱の散乱角分布と後方検出器の光出力下限値の関係

図 #

' 線源方向度におけるアームの多重散乱による散乱角

異なる中性子散乱     事象
異なる中性子散乱 3  事象は、同一の核分裂生成された個の中性子が前方検出器及び後方検出器で反応した事象である。第 章でも説明したが、自発核分裂によって同時に生成される中性子数は平均 $、標準偏差  のガウス関数に従う >?。同時に生成される中性子数が  個あれば、つの検出器に到達し反応する組み合わせは   通りである。したがって、生成される数が大きいほど 6   事象の影響は大きくなることがわかる。表 # に生成される自発核分裂中性子の個数  から 個選ぶときの組み合わせ数   、その発生確率 0!" をまとめた。これらから、自発核分裂で個の中性子を選ぶ組み合わせの数の期待値は、
#

0!"   9 

# 

となる。
表 # ' 自発核分裂で生成される中性子数に対する組み合わせの数と発生確率
中性子数 













組み合わせ 





















 

 

発生確率



シミュレーションによって中性子弾性散乱事象に対する異なる中性子散乱 3  事象の割合を求めた。線源から 

ルギーカットを  で 個の中性子を等方に個同時放出した。それぞれの検出器におけるエネ!"、  で !" とした。このとき、中性子散乱事象が生じる事象数は  事象だった。 6   事象がおきる条件は、 つの中性子が前方検出器で弾性散乱

し、後方検出器で反応する時間までに、後方検出器で別の中性子が反応する必要がある。この時間
条件と、 が 
ルギー条件をとも !"、  が !" というエネルギー条件では!" まで下げるとた。エネルギー条件をとも 

事象になり、中性子弾性散乱事象は!" で考えると、生成した中性子が発生する中性子数がガウス分布に従い、その中から個のとき!"、   が 事象になっ事象だから、個の中性子を選ぶ組み合わせの期待値が であることを考慮すると $ 個になる。これは、中性子弾性散乱事象に対して が 

事象だった。エネ

 に相当する。
。

!" というエネルギー条件でも、この割合が変わらないとす

れば、散乱角分布に影響を与えることが考えられる。したがって、シミュレーションの試行回数を増やして、 3  による散乱角分布を計算し、ピークに対する影響を考慮する必要性がある。



散乱角分布に対する考察

分解能による影響とバックグランドによる影響を考えたが、確定的な原因はわからなかった。分
解能による変動の影響は小さいと考えられる。バックグランドとしては、異なる中性子散乱事象の影響を考察する必要があり、これは今後の課題である。



核物質探知の性能

第  章で示したように、線源方向
効率は    

度で飛来方向測定装置の前方検出器に入射する中性子の検出 であった。この結果をもとに、 !@A 燃料

6 が探知可能な距離を算定

した。第 章で示したように、 !@A 燃料から放出される中性子数は、  

したがって、 6 の !@A 燃料からは $

0  の中性子が放出される。 !@A 燃料と飛来方向測定装置の前方検出器間の距離を G  とすれば、前方検出器
確率は立体角より、

$9

0+





 6  0  である。







  



9





      に入射する



# 

となる。!@A 燃料から、中性子が等方に放出されるから、前方検出器に入射する中性子数  は、 9 $ $となる。核物質方向の特定に中性子弾性散乱事象が

0





# 

事象程度必要とすれば、それに要する測定時間  分 は、中性子検出効率 $ から、

 9



9

 



となる。このことから、  先の !@A 燃料



装置の改良



前方検出器の形状

 $ 



+

#

6 を検知するのに要する時間は、分程度となる。

多重散乱の散乱角分布から大角度においては散乱角ピークに対して多重散乱が影響することがわかった。多重散乱の影響を小さくするために、散乱体の前方検出器の高さを径を半分の方検出器直径  に変えてシミュレーション計算を行った。図 #$  及び  の場合のアーム

度で直径

は線源方向

度における前での散乱角分布である。この結果から、直径を半分にすることで弾性散乱事象の割合は、直径を変える前に比べて合は #$ 減少した。図 #  は線源方向

$  のままで、直 減少し、多重散乱の割  の前方検出器で算定したアームとアーム の散乱角分布である。多重散乱角分布は大角度方向に多く存在するので、検出器の直径を半分にすることで多重散乱割合が減少し、大角度での多重散乱による影響を小さくできる。

 直径  3

 直径 4図 # アーム 

図 # ' 線源方向

' 前方検出器の形状の影響

 アーム 

度での散乱角'前方検出器の直径

 



後方検出器の形状

光出力に対する下限値が散乱角分布に影響することにより、測定可能範囲が制限される。これを回避するには中性子散乱選別における光出力の下限値を下げることが考えられが、現状の下限値以
下では  波形弁別が有効に機能しない。そこで、後方検出器の形状を長い円筒形にし、検出できる散乱方向を広げることにより、広範囲の線源方向の測定を可能にすることが考えられる。このこと及びこの円筒形の後方検出器の本数を上下方向に増やすことにより、前方検出器の  波形弁別を現状の状態で検出効率の増加が見込まれる。これらに基づく改良型の測定装置の概念図を図 #
を示す。

図 #

' 改良型の飛来方向測定装置の概念図第  章 まとめ
核物質の探知を目的として、核物質の自発核分裂で生成される高速中性子と陽子の弾性散乱を測定することにより高速中性子の飛来方向を特定する装置の設計と製作を行い、中性子線源を使ってその性能を評価をした。
中性子の飛来方向は、中性子と陽子の弾性散乱における散乱角と散乱中性子の散乱方向から算定できる。その散乱角  は、弾性散乱で生じる反跳陽子のエネルギー  と散乱中性子のエネルギー を測定し、 9   の関係から求めることができる。中性子飛来方向測定装置を構成す

る中性子検出器に要求される性能は、標的である水素の含有割合が大きいこと及び自発核分裂で中性子と同時に生成される線を識別できることである。この点から、中性子検出器として、 波

形弁別が可能な液体シンチレーター 

 を選択した。

飛来方向測定装置は、中性子を散乱させる役割の前方検出器の不定性を除くための後方検出器

台と散乱中性子を検出し入射方向台で構成された。中性子検出器の配置は、シミュレーション計

算による散乱中性子の収量と散乱角分布の分解能より、中性子検出器の大きさを２インチ、前方・後
、後方検出器の開き角を 方の検出器間距離度とした。

散乱角の算定には、反跳陽子のエネルギーと反応時間が必要なので、  0 及び

1

線源を

使って中性子検出器のエネルギー校正、タイムウォーク補正及びエネルギー分解能と時間分解能の測定を行なった。得られたエネルギー分解能と時間分解能を、測定器シミュレーター  へ組
み込み、中性子散乱のシミュレーション計算を行ない、実験結果と比較した。
測定装置の性能評価のために、放射能の距離で、水平面上で線源方向を

 の   中性子線源を前方検出器の中心から度から  度まで



度毎変えて線源方向の測定を行った。

中性子散乱事象を散乱中性子の飛行時間と  波形弁別により選別した。飛行時間による選別条件
のみでは、同じ核分裂からの中性子と性子が反応した
ルギー 

線によって、前方検出器で3 事象を排除できなかった。そこで、 !" 以上で行うことで、線が反応し、後方検出器で中波形弁別を前方検出器に対してエネ

3 事象の混入を  程度に抑えることができた。

各線源位置で得られた散乱角分布のピークから線源方向を測定した。その結果、線源方向の測定
可能範囲は前方から度で、中性子散乱選別条件で得られる事象数が となった。線源方向度において散乱角の分解能程度で測定精度は  度  度、測定した入射中性子のエネルギーで範囲は !" 以上、前方検出器に入射した中性子に対する中性子検出効率は     あった。シミュレーション計算から、前方検出器に対する光出力の下限値 度以下の信号を制限し、後方検出器に対する光出力の下限値 !" は散乱角

# !" は散乱角 号を制限することが確認できた。この影響によって、線源の測定可能範囲が前方かられたと考えられる。

#

度以上の信
度に限定さ

本研究では、中性子と陽子の弾性散乱における散乱中性子の方向と散乱角を測定することで、線
源方向を前方から度の範囲において特定できた。前方検出器の厚さを薄くし、後方検出器の散乱

中性子に対する散乱角のアクセプタンスを広げることにより、現状の光出力の下限値でも線源方向の測定可能領域を広げることが期待できる。中性子と陽子の弾性散乱を測定する液体シンチレータを用いた中性子飛来方向測定装置は、検出効率を上げることにより核物質探索のための実用化が期
待される。

$

謝

辞

私が放射線に興味を抱いたのは、大学学部時代に高レベル放射性廃棄物の貯蔵容器として利用が考えられていたチタンの耐腐食性に関する研究を卒業論文として選んだことがきっかけでした。その後、自衛隊に入隊し、化学科職種の幹部として勤務するうちに原子力・放射線に関する資格試験のように表面的に学ぶだけでなく物理学の側面から放射線を学びたいという気持ちが強くなりました。そのために、理工学研究科で研修するにあたり、放射線計測の研究室を選び、本研究テーマである中性子の飛来方向測定の研究に着手しました。
本研究は、指導教官・新川孝男教授のご指導のもと行われました。大学時代は応用化学を専攻しており、物理学の基本的な知識に乏しい私を辛抱強く指導していただきました。修士論文の執筆においても、様々な素粒子実験に参加されたことによる豊富な経験に基づき多くのアドバイス、そして、多忙な中でも熱心で緻密な添削指導をしていただきました。
松村徹助教には研究に関わるアドバイス、修士論文の添削だけで無く、ソフトウェアの指導をして頂き大変感謝しております。特に、放射線計測器シミュレーター  を利用したプログラミ
ング作成は松村先生のご指導がいなければ研究に役立てるレベルに到達させることはできませんでした。
境界科学基礎物理大講座の先生方からは講義を通じて多くの知識を得ることができました。とくに、尾高先生の講義で学んだ相対論、荒井先生の講義で学んだシミュレーション科学、!4+の使用法は研究を進める上でも大変役に立ちました。
この研究科の年間で、多くの先生方から得た様々な知識はこれからの自衛隊生活でも役立つことは間違いないと思います。また、私が研究科研修中に研究室の研究分野に関係する素粒子物理学に関連して名の日本人がノーベル物理学賞を受賞するという歴史的な瞬間に立ち会えたことが感慨深いです。
また、理工学研究科境界科学専攻の学生である渡辺武実

等陸尉、宮沢壽志大等陸尉、尾上伸輔 等陸尉には入校当初から、バーベキュー大会など、公私ともにお世話になり、妻である岡本香
預子 等陸尉の生活面でのサポートにも助けられました。
最後になりましたが、本研究を行う上でお世話になった全ての方々に心からの感謝を申し上げます。

引用文献> ? 社団法人

電気学会'

原子力発電 改訂版 3 オーム社3 第版3> ? 板倉周一郎、中込良廣'

核防護システムの評 価の 視 点か ら み た核 防 護制 度 の課 題 3 日本原子力学会和文 論文
誌3





> ? ,,++ *Æ+6 2&0'
4E'FFF+1*6F0*P-*0)BC1-*0P P+6-*04,>? -,* C+ CDE10+- B !B+, 6+6 1*'4E'FFF007+1*6> ? ( ) !*+# '

4 P0 -*1 6+6 ,01E P78*BF* 2;,1E B *11DE 0+6
3#  -,* C+ CDE10+- 1* )1*B3 

7#>?  !*,-3 ( *3 = =*N3  !0*403 C !*1F'B;0 + 6+6 P+00+1 -*10 F+4  -*1 C* * 3
C+ CDE10+- 1* )1*B3 

7#  -,*#>#?  P =1,,'

放射線計測ハンドブックQ，木村逸郎3 阪井英次 訳3 日刊工業新聞社3 第 版>$? 社団法人 原子燃料政策研究会'
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日本アイソトープ協会'刷

放射線物理と加速器安全の工学 第 版 3 地人書館

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アイソトープ手帳 第>版 3 丸善株式会社3 第? 中村尚司'>? 石川寛昭：最新 液体シンチレーション測定法 3 南山堂>

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? 浜松ホトニクス株式会社'

光電子増倍管と関連部品
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ラマーシュ原子炉の初等理論 上 3 武田允司3 仁科浩二郎 訳3 吉岡書店3 第 $ 刷>? )  P+*013 " C C4+*,D '&, 1 011E0 $4 B 3 F T1*'(14 /+,D
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素粒子・原子核物理入門 3 柴田利明 訳3 シュプリンガー・フェアラーク東京株式会社> ? 2  81U-*1 '!-,+E,++D$   ##!0-*

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口頭発表

岡本 皇亮、新川 孝男、松村 徹、「小型有機液体シンチレータによる中性子線7 線の弁別」、$ 年春季第回応用物理学関係連合講演会3

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岡本 皇亮、新川 孝男、松村 徹、「中性子飛来方向測定装置の開発」、
用物理学会学術講演会3$年$ 年秋季 第 月  日

岡本 皇亮、新川 孝男、松村 徹、「中性子飛来方向測定装置の性能評価」、
回応用物理学関係連合講演会3回応年  月 日

年春季 第 