Applications of High-Energy Synchrotron Radiation
Generated by a Superconducting Wiggler at SPring-8
超伝導ウィグラによる高エネルギー放射光利用研究提案書

Hiroto Yonehara, Kouichi Soutome, Noritaka Kumagai, Hiroaki UtsunomiyaA), Shinji GokoA),
Toshiyuki ShizumaB), Takehito HayakawaB), Hideaki OhgakiC), Toshitaka KajinoD),
Mamoru FujiwaraE), Nobuhiko SakaiF)
JASRI/SPring-8, A) Konan University, B) Advanced Photon Research Center /JAERI,C)
Institute of Advanced Energy, Kyoto University,
D)
National Astronomical Observatory of Japan,
E)
Research Center for Nuclear Physics, Osaka University, F) Himeji Institute of Technology
米原博人、早乙女
静間

光一、熊谷

俊行、早川

教孝、宇都宮

岳人、大垣

藤原

守、坂井

弘章、後神

英明、梶野

進史、

敏貴、

信彦

JASRI/SPring-8, A)甲南大学, B) 日本原子力研究所 関西研究所 光量子科学研究センター,
C)

京都大学 エネルギー理工学研究所, D)国立天文台,
E)

大阪大学 核物理研究センター, F)姫路工業大学

2004 年 3 月１日

igSPring-8 |sBE2(8 GeV)!~

/.2ASuper-Conducting Wiggler, GK SCW}pbxioX10 T3-pole type -t{SCW !(+k^U

Critical Energy; 430 keV-wP!+]eP^Jj\V$ SCW ^"I^r-]eP_u!
+=B8.vj\-jf+)!3E?9Ec!(+r[W"(n)"k^"l%(*a0;C1-h SCW ^-+F'R&+,)"j\-q`+&!#O

j\584@Ej\<76"Yt*Yt-jf+&!#S<76r

"ZTQ+"&SCW t{+m>DE90E:YtyH<76YtV$y<76Yt" 3 zM!JN"r!Jj\-Ld+

Abstract:
We propose to install a super-conducting wiggler (SCW; 3-pole type with maximum field of 10T) in the 8GeV electron storage ring at SPring-8 and to carry out various kinds of experiments by using high-energy
synchrotron radiation produced by SCW.

Experiments nominated in this proposal are photonuclear reaction

experiments in nuclear astrophysics, parity non-conserving reaction experiments with circularly polarized
photons in the field of nuclear structure and Compton scattering experiments with high-energy photons in theenergy range of about 400keV.

In order to carry out these experiments with high-energy photons it isnecessary to build experimental station and hutch on a full scale after surveying users’ demand and required
specifications of the hutch.

So we propose to divide a construction period into three stages: in the first stage

the SCW is installed in the storage ring and a front-end is built inside the tunnel, in the second stage a primary
hutch is constructed outside the tunnel, and in the final stage a secondary hutch is constructed.
of construction of the hutch suitable experiments will be selected and carried out.

ii

In each stage

目次
題名

頁

超伝導ウィグラによる高エネルギー放射光利用実験提案書

1-36

SPring-8 SCW 放射光による天体核物理の研究

37-52−ｐプロセス研究のメッカをめざして
SCW 放射光を利用した光子散乱実験に関する提案

53-55

400 keV 以上の放射光のコンプトン散乱実験への応用

56-62

超伝導ウィグラによる原子核パリティ非保存実験研究計画提案書

63-76

iii

SCW 利用実験提案 030731, 2004/03/22

超伝導ウィグラによる高エネルギー放射光利用実験提案書
July 31, 2003
天体核物理；宇都宮

弘章、静間

米原

博人、

俊行、後神

進史

原子核パリティ非保存実験；藤原コンプトン散乱による物性研究；坂井守
信彦

Ver.2；August 14, 2003
Ver.3；August 18, 2003
Ver.4; February 12, 2004
提案主旨；
SPring-8 蓄積リング(8 GeV)に超伝導ウィグラ（Super-Conducting Wiggler, 以下、「SCW」と略記
す／中心最大磁場強度；10 T、3-pole type）を設置し、SCW による放射光（Critical Energy; 430 keV）
を利用した天体核物理における原子核光反応実験及び SCW 光の円偏光性を利用した原子核構造におけるパリティ非保存実験を実施する。さらに、コンプトン散乱による物性研究のような、従来からの放射光利用の主要分野へ、より高いエネルギーを持つ SCW 光を利用する提案も含める。これらの実験を遂行するためには、本格的な実験ステーション、実験ハッチの建設が必要であり、建設を実施するためには、利用希望・ハッチ性能などの検討期間が必要である。このため、SCW 設置+収納部内フ
ロントエンド建設、第一ハッチ建設及び第二ハッチ建設の 3 段階に応じて、各々の性能に応じた利用実験を開始する。
＊本提案の主旨は、SPring-8 の 8 GeV と 10-T SCW を組み合わせることにより得られる SCW 光の特異性から、従来の放射光分野にもそれ以外の分野にも適用可能であることを強調し、SPring-8 の潜在的可能性を示すことを主旨としている。

主旨説明；
SCW を、2002 年夏期停止期間に設置し、同 9 月、11 月にビーム試験を実施した。これらのビー
ム実験は、主に SCW がビームに与える影響を調査し、SCW 放射光を利用実験に供するために最低限必要である、SCW を励磁したままビーム入射・蓄積を行うことが出来るパラメータを得ることを目的とした。この他にも、極低電流ビームによる SCW 放射光スペクトラムの観測も試みられた。従来の利用実験と両立した本格的な使用を目指すため、SCW 直下（約 1 m 後方）に放射光吸収体を設
置し冷却水温度の上昇計測を行った。さらに、放射線対策として局部遮蔽体を設置し、収納部壁外への放射線レベル計測が安全管理室により行われた。これらの SCW−ビーム運転期間を通して、冷却性能の実体・遠隔制御など、利用運転を実施する上で貴重な情報を得ることができた。
SCW による放射光密度分布を Fig.1 に、SPring-8 で通常使用されている偏向電磁石及び真空封入型アンデュレータの放射光密度分布と合わせて示す。この図から明らかなように、SCW 放射光は、400 keV 以上のエネルギー領域で有効である。エネルギーの高いほうは、急激に放射光密度が低下するので、6~10 MeV あたりまでが有効な領域となる。比較的エネルギーの低い SCW 放射光利用を主とする場合、エネルギーの高い放射光の発生を抑制するため、SCW 励磁量をそれに合わせて低減し-1-

SCW 利用実験提案 030731, 2004/03/22て使用することも可能である。
（低減した励磁でもビーム入射・蓄積が行えることは試験済みである。）
この領域の光子源（厳密には発生機構により発生した光子の名称は決められているが、利用することを考えた場合、光子エネルギー・個数が重要であるため、来歴を明確にする必要が無い場合は、
光子 で統一する）は、陽電子対消滅γ線(511 keV)、各種核崩壊によるγ線(Na [2.75 MeV], Al [7.72
MeV], Zn [7.88 MeV], Ni [8.53, 9.00 MeV]等)が良く知られている。さらに、電子ビームの制動輻射によるγ線が使用されるが、いずれも、光子ビームの観点から実験に使用する場合に適切とは云い難い点を持つ。近年、レーザ逆コンプトン光の利用が試みられ実施されているが、利用できるレーザの波長
領域・強度の制限あるいは衝突現象を利用していることによる光子数の制限があり、このエネルギー領域における光子源として満足の行く状況ではない。このようなエネルギー領域における光子源として SCW 光を実験に使用することを考え、水平方向、垂直方向密度分布を各々Figs.2, 3 に示す。SCWの性格上、水平方向に分布は広くなっており、ターゲットに有効な分布以外をマスクするためにコリ
メータ／スリットが必要である。垂直方向の分布は狭く、Photon Flux Density (Fig.3)の FWHM を各光子エネルギーの分布についてとると表 1 に示すようになる。
表 1；SCW 光垂直方向の大きさ。Ee = 8 GeV, SCW; 10 T
Photon Energy [MeV]

FWHM [µrad]

30m 地点垂直方向スポットサイズ[FWHM; mm]

0.5

94

2.82

1

64

1.92

2

43

1.29

4

30

0.90

6

24

0.72

10

18

0.54

収納部内のターゲットまでの距離を 30 m と仮定した場合でも、垂直方向スポットサイズ（FWHM）
は数 mm 程度であり、垂直方向の分布の大半を使用することになるだろう。水平方向は分布の中心±0.5 mrad、垂直方向はほぼ全角度をとり、エネルギー幅 100 keV とした時に得られる光子数を Fig.4に、Fig.5 に 2 MeV までの低エネルギー側を拡大して示した。さらに、適当な鉛遮蔽を施すことにより低エネルギー側の光子を遮蔽し、高エネルギー光子を取り出す場合のスペクトル例を Fig.6 に示す。
この図によると、500-keV Photon-Flux は 10 cm の鉛遮蔽（フィルタ）により 8 桁近くも減衰するが、3 MeV 以上の光子は 2 桁程度の減衰を示している。
蓄積されているビーム中の電子は SCW の強い磁場により水平面内で蛇行するため、放出される光子も軌道水平面内では直線偏光している。この偏光は軌道水平面から上下に外れた位置から見ると、それぞれ円偏光成分が現われ（上下では向きが逆になっている）、原子核準位間遷移におけるパリティ
非保存実験に有効であり、エネルギー的にも SCW 光に合致した領域である。偏光の度合い及び光子密度を、光子エネルギー; 430 keV と 1.3 MeV について、密度分布と共に、Figs.7-a, -b,に示した。この図から、1.3 MeV、円偏光度 80 %で、光子密度は、0.8×1011 Photons/s/mrad2/0.1%BW/mA である。
10-T SCW 光の Critical Energy が 430 keV であることから、500 keV あたりの高エネルギー放射光の密度分布は、1012 photons/s/mrad2/0.1%BW/mA を超えており、光子数が多いのでこれを用いたコンプト
ン散乱による実験の分解能を高くした計測を行うことができる。

-2-

SCW 利用実験提案 030731, 2004/03/22

このような SCW−光子分布を利用した天体核物理における原子核光反応実験及び原子核構造におけるパリティ非保存実験、コンプトン散乱による物性実験の提案を添付する。
提案した物理実験の内、建設の段階・実験条件などから、第 1 段階として、SCW をリングに設置し、収納部内だけの BL の建設が終了した時点で実施できる天体核物理／光核反応実験が最適であろうと考える。SCW 光の高エネルギー部は、超新星爆発時の黒体輻射と同じスペクトル形状をしている。このため、SCW 光は、超新星爆発時に光核反応が起こす重元素合成（ｐプロセス）を再現するのに適している。これは SCW 光の天体核物理研究への天性の適合性である。第 3 世代放射光施設の中でも、8-GeV 電子ビームと 10-TSCW の組み合わせが可能な SPring-8 でのみ、高エネルギー部で十分なγ線強度を実現することができる。ナチュラルフォイルの照射とオフライン放射能測定を組み合わせた簡便な実験が可能であり、対象となる核種は、22 天然サンプル（W, Ta, Yb, Lu, Er 等）47
核種にわたる。
収納部内で SCW 光子による照射後、収納部から取り出し、低バックグラウンド環境下で、核励起レベルからの放出光子を高純度半導体検出器でエネルギー計測を行う。照射時間は放射能の半減期に依存し、サンプルによって数分から数日である。ターゲットの取り出しは、圧搾空気による駆動を考えており、ビームを廃棄し収納部内に入室するような時間的損失は避けることを考える。これは、他の従来の利用者との共存を考える上でも必要な措置である。SCW、実験装置などの配置イメージ図を
Fig.8 に示す。
第二段階として、パリティ非保存実験（低エネルギー原子核準位測定）を提案する。この実験は、水平面から外れた円偏光 SCW 光により原子核準位励起にスピン選択性を持たせ、各励起準位からの放出γ線を測定することにより、原子核準位間のパリティによる差を求めるものである。On-Photon
Beam 実験となるため、放射光、中性子などによるバックグラウンドが高い収納部内での実験は不向きであり、低バックグラウンドで測定するため SCW 光を収納部外に取り出す。SCW 光を収納部から取り出す実験ハッチの建設が必要である。このための第一ハッチは、SCW 光を実験ホールに取り出し、ターゲット照射真空槽・γ線計測装置、SCW 光遮蔽体・ダンプなど、最低限の機能を有する設備とする。しかし、このような性能に限定しても、ハッチ建設には、建設費用・期間が掛るため、第二段階に行うことが相当であるとした。この段階で、天体核物理光核反応照射実験装置も収納部から第一ハッチに移設する。
第三段階（最終段階）の SCW 光利用実験として、磁気コンプトン散乱実験による物性研究を挙げる。
このためには第一ハッチ後方に大型実験装置が収納できる第二ハッチの建設が必要である。磁気コンプトン散乱実験までを入れた実験装置の配置イメージを Fig.9 に示す。さらに、第二ハッチを利用した陽電子利用実験などについては第二ハッチ建設実施計画に移るまでの、今後の検討による。

建設計画及び概算；
SCW は、2002 年蓄積リング・セル 05ID に設置（Fig.10）し、ビーム実験に成功した後、この場所で実施することが予定されていた本来の計画に場所を明渡すため、同年冬期停止期間に撤去し、現在、組立調整実験棟に保管している。
本提案では、この SCW を使用することを前提として考える。冷却系の性能から 10 T 励磁では、最長
4 日間程度しか連続運転できないが、非励磁状態ではほとんど液体ヘリウムの消耗はない。この原因-3-

SCW 利用実験提案 030731, 2004/03/22

は、永久電流モード／直接通電モードの切換スイッチ接続部の性能不備が考えられている。永久電流
モードは医療用 MRI のような長期にわたる磁場安定性を要求される場合には有効な手段であると考えられるが、本 SCW のように加速器システムに組み込み、磁場強度を変えなくてはならないことを考慮すると、あまり有効な運転モードとは考えられない。また、永久電流モードに設定した後、電流導入棒を超伝導コイル本体から機械的に接続を外すことにより、外部からの侵入熱の低減を可能にする機構を備えている訳ではない。このような理由から、永久電流モードスイッチ機能を向上することよりも撤去することが通電時の液体ヘリウム消費量を抑制する上で有効な手段と判断し、今後、撤去等の対策をとる予定である。
連続励磁期間を実質的に延長するため、収納部外部から液体ヘリウムを供給することは当面考えない。
このような設備的な改造は、いずれかの時点で利用者の要求と意義に応じて順次改善していく事項である。
設置場所は、現段階で使用計画の無い 30mLSS-C 部上流を想定し、磁石・SCW 配置及び SCW 高エ
ネルギー放射光の放出範囲（水平方向）を、Fig.11 に示す。図に示すように SCW 光の拡がり（水平±25mrad）が大きいため、LSS-C 部下流に放射線遮蔽及び放射光吸収体機能を持つ専用の真空槽を設置する。この場所の直上流部から別途利用目的の BL が予定されていないため、SCW 設置と干渉することがない。
本計画による装置の設置・実験は、本提案が受理され、実施計画及び予算が認められた時点から開始するが、リング本体への設置を考えると、夏期停止期間に実施する以外に作業期間は見当たらな
いので、この点を考慮し、計画のスタートが制約される。計画の大工程を Fig.12 に示す。
＊建設あるいは実験装置類購入のため外部資金獲得に努力するが、獲得できない場合には、JASRI
経費を使用することになる。
応募するためには、JASRI 内部での承認が必要であり、SCW 設置場所、運転が了解されていなけ
ればならない。これら資金の性格上、SCW 設置のための費用獲得はほとんど不可能と思える。）
科研費申請／SCW 光監視装置、半導体検出器及び解析用回路類・ターゲット圧空駆動装置など。

Fig.12 に示したように、計画実現に向けた主な里程標を挙げると、
2004, March; 提案書（本書及び実験計画書）を SPring-8 Internal Report に出版。
May;

SCW 専用ビームライン設置趣意書を JASRI/SPring-8 に提出。
外部資金獲得に応募するためには、加速器部門及び JASRI の実施計画承認が必要。
計画概算案提出（科研費・科技振興調整費などに応募するには、これ以前に本計画案を JASRI に提出しておくことが必須）

専用ビームライン設置検討委員会承認？？？（2004,7 に承認が得られると仮定する。）
2005,9 ビーム調整・利用開始
承認後、放射線変更申請のため、安全管理室等と協議開始
SCW 設置・天体核物理実験；機器の設計及び検討開始、実験ハッチ設計・検討開始。
May-July

SCW 本体；永久電流モードスイッチ撤去及び冷却性能試験

October

実験ハッチ建設計画及び予算案提出

November M

天体核物理実験測定装置を科研費に申請

November E

SCW 設置真空ダクト・光吸収真空槽、収納部内 BL；設計検討まとめ-4-

SCW 利用実験提案 030731, 2004/03/22

2005, [ 2 月後半；科学技術振興調整費締め切り；天体核物理及びパリティ非保存核物理実験]
March

発注仕様書；完成（SCW 及び収納部内）
第一実験ハッチ仕様書（パリティ非保存核物理実験）完成

May

SCW 設置真空ダクト・光吸収真空槽、収納部内 BL；製作開始
γ線検出器、測定回路類（天体核物理）発注
第一実験ハッチ製作開始

July-August

SCW 設置及び収納部内 BL；現地工事

Last week

冷却

September

SCW ビーム調整／試験的ビーム実験
天体核物理／光反応照射実験開始

October

最終ハッチ建設仕様書完成［高エネルギー放射光の物性実験、陽電子生成−
利用実験のためのハッチ及び実験装置建設計画を作成］

November

第一実験ハッチ完成；天体核物理／光反応照射実験移設
パリティ非保存実験装置ビーム調整・実験開始

科研費申請／November M; 申請締め切り
最終ハッチ建設。
液体ヘリウム供給装置建設。
天体核物理−光核反応実験装置；更新。
パリティ非保存実験装置・検出器、分析回路など更新。
高エネルギー放射光の物性実験装置。
陽電子生成装置及び利用実験装置製作。
最終ハッチ建設開始
2006, April
May
July-August

最終ハッチ完成
変更申請許可最終ハッチ-BL 接続工事終了
測定機器設置Last week 冷却＊実験テーマを実験ハッチで実施する段階では、SCW 励磁による液体ヘリウム消費量の抑制
あるいは液体ヘリウム外部供給装置などを準備・実施する必要がある。［SCW 冷却系の性能から考えて、SCW 自体の新規製作を考慮すべき時期に当たると考える。］
大工程表 Fig.12 に伴い、項目別費用の概算を表 2 に示す。
表 2；概算予算項目
運転経費 (liq.He；2 回/年)

2,004

2,005

2,006

5,000,000

10,000,000

10,000,000

25,000,000
133,000,000

リング設置費（真空槽含む）
SCW 永久電流ｽｲｯﾁ撤去

項目別合計

3,000,000-5-SCW 利用実験提案 030731, 2004/03/22

50,000,000

ﾘﾝｸﾞ接続真空槽･排気装置
光吸収･遮蔽専用真空槽

30,000,000

SCW 移設･設置工事

40,000,000

付帯設備工事10,000,000BL 真空装置
収納部内 FE･BL

70,000,000
30,000,000

収納部外 BL（ﾋﾞｰﾑｼｬｯﾀ含む）

40,000,000
300,000,000

ハッチ建設
200,000,000

第一実験ﾊｯﾁ

100,000,000

第二実験ﾊｯﾁ

64,000,000

天体核物理/光反応実験
照射装置(ﾀｰｹﾞｯﾄ装置､駆動装置)

30,000,000

γ線検出器(Ge)20,000,000

ﾃﾞｰﾀ収集装置

10,000,000

光反応実験

2,000,000

2,000,000
92,000,000

原子核パリティ非保存実験
γ線偏極方向切替装置

5,000,000

10,000,000

γ線偏極測定装置

5,000,000

設置工事

5,000,000

γ線検出器

30,000,000

高速ﾃﾞｰﾀ収集装置

10,000,000

25,000,000
2,000,000

ﾊﾟﾘﾃｨ非保存実験

144,000,000

コンプトン散乱実験
高ｴﾈﾙｷﾞｰ放射光分光器

50,000,000

測定用ｺﾞﾆｵﾒｰﾀ

50,000,000

X 線･電子線検出器

40,000,000

ｺﾝﾌﾟﾄﾝ散乱実験

4,000,000

建設･実験費用年度別合計（￥）

113,000,000

457,000,000

258,000,000

828,000,000＊建設費総合計は 8 億 2 千 8 百万円となる。実験テーマの性格上、早期に着手することが望まれているので、上記年次計画表は最短期間で 2,007 年度から本格利用を達成することを念頭に作成した。
＊上記金額は、検討の中でさらに最適化される、特にハッチ建設は実験装置の性能を明確にするに伴い、適正化が大幅に進むことを期待している。

-6-

SCW 利用実験提案 030731, 2004/03/22

項目の中で、SCW 及び収納部内設備製作・設置を外的資金で実施する可能性は低いが、実験と密接に結びつく実験ハッチ建設以降の実験装置の製作、購入などは可能性が高いと言える。外的資金獲得に積極的に応募するが、本表は、その獲得とは関係無く作られている。
ビーム実験の成果；
本 SCW は 1999 年 Russia の Budker INP で製作され、2000 年に SPring-8 に搬入され励磁試験・磁場測定を実施した。2001 年に SPring-8 蓄積リング設置を目指し、冷却性能の改善と真空機器類の整備を行い、2002 年 8 月にリング・第 5 セル直線部に設置した。以下に示す 2 回のビーム試験後、2002
年 12 月にリングから撤去し、SPring-8 内組立調整実験棟に保管している。2002 年 9 月、11 月に実施したビーム試験結果を含め､SCW 性能を示す。[1, 2, 3, 4]SPring-8 の他の放射光と同様に SCW 放射光もバンチ状に蓄積されている電子ビームが SCW 磁場を通過する時に発生するので、SCW 光の分布もビームのバンチ形状による。電子ビームは半値幅 40psのバンチ状になっており、最も隣のバンチ中心までの時間間隔は 1.97 ns である。このようなバンチ状の電子ビームが入ることのできる場所（バケット）がリング全周に亘り 2,436 ある。従って、1 周に要する時間(Revolution Period)は 4.79 µs であるから、SCW 光の時間構造は、最短の場合 1.97 ns 間
隔、最長の場合 4.79 µs 間隔であり、いずれの場合でも放射光の時間分布は半値幅 40 ps のバンチ状となる。Fig.13 にリング周上のビーム構造を模式的に示す。電子ビームを詰め込むバケットは任意に選択できるが、１バケット当たりに詰め込める電子ビームは最大 10 mA/bucket 程度であり、実用上 2
mA/bucket 以下である。リング全体としては、200 mA まで電子ビームを蓄積することができる。
本 SCW は、中心磁場 10 T、両端磁場 1.9 T を持つ 3 極構造となっており、電子ビーム軌道を補償している。磁石・電子軌道と放射光の配置を模式的に示し、さらに磁石形状及び SCW 磁石部の写真をFig.14 に示す。磁石本体、He 容器、真空断熱層、冷凍機などの配置を示す組立断面図を Fig.15 に示す。全長約 1.6 m の円筒形状をしており、中心軸はビーム軸に添っている。この円筒の中心部に電流導入端子、冷却用の液体ガス注入管などが取り付けられた円筒が配置され、前後に He 再凝縮機コー
ルドヘッド部が各 1 台設置されている。120 度離れた位置に断熱層を冷却している冷凍機のコールド
ヘッド部がさらに 1 台設置されている。中心磁場付近でビーム軌道が曲げられるため、水平方向の放射光は±25 mrad の拡がり(Fig.2)を、垂直方向には電子ビームの角度拡がりによる放射光の拡がり±
25 µrad（1 MeVγに対して）を持つ。垂直方向の拡がりは、Fig.3 にも示したように、放射光エネル
ギーが高くなれば狭くなる。
磁場中で電子ビームが円軌道を動く時の曲率半径（Bending Radius）ρ[m]は、ビームエネルギーEe[GeV]、
磁場強度 B[T]とすると、
ρ = Ee / (ecB)
i.e., ρ[m] = 3.336×Ee[GeV] / B[T]と表されるから SCW における曲率半径は、
Ee = 8 GeV,

B = 10 T (SCW)⇒-7-ρ = 2.7 m

SCW 利用実験提案 030731, 2004/03/22

B = 0.68 T (Bending Magnet) ⇒ ρ = 39 mとなる。臨界光子エネルギー（Critical Photon Energy） εc = ħωc と表されるが、 ωc = 3γ3c / (2ρ ) であり、 γ = Ee / me を代入すると、
εc [keV] = 0.665×Ee2[GeV]×B[T]と表されるから SCW における臨界光子エネルギーは、
Ee = 8 GeV,

B = 10 T (SCW)⇒εc = 426 keV

B = 0.68 T (Bending Magnet) ⇒ εc =29 keVとなる。Fig.1 に放射光分布を示したが、電子のビームエネルギーを下げ、高エネルギー放射光の分布を見るために光子エネルギーをリニアー軸で表すと Fig.16 になる。高エネルギー側では強度が低エネルギー側の強度に比べ減衰が大きくなっていることがわかる。逆に、Fig.6 に示したように高エネルギー側を使用する場合には、鉛などのフィルターを入れることによる低エネルギー側放射光を除去することが出来る。
SCW を実用運転するためには、励磁したままでビーム入射・蓄積が行えなくてはならない。このため、SCW を励磁したままビーム入射・蓄積実験を実施した。ビーム入射・蓄積が実行できた SCW
主励磁電流値と副励磁電流値を表 3 に示す。中心磁場強度を決めている主電流値（表中 240PS(A)）
に対して、ビーム軌道補償のための副電流値（表中 115PS(A)）の値を微調した。副電流値（115PS(A)）の左欄は磁場測定時に得られた値を、右欄は本ビーム試験時に得られた値である。
入射・蓄積実験は SCW 励磁電源構成上から、（240PS）=

40 A（2.7134 T）から開始した。磁場測定から得られた値に電流を設定しビーム入射を実施した。入射効率が極端に悪く（115PS）= 13.6 A から 13.85 A に変えることで入射が可能になった。徐々に励磁値を増加しながらビーム入射を繰り返した。このようにして得られた値を、2 回目のビーム試験時に用いた。ビーム入射・蓄積が可能であったが、水平、垂直方向とも COD が大きくなっていることがわかる。Fig.17 に中心磁場 9.55 T 時の COD
及び補正の様子を示した。上段は 9.55 T に設定し、補正を行なっていない。左図は水平方向、右図
は垂直方向の COD を示す。水平方向 COD が大きくなっているのは、SCW（240PS）電流に対して、(115PS)電流値の設定があまく、SCW としてビームにキック力を与えていると思われる。垂直方向はSCW 磁場とビームが相対的な角度を持つことによると思われる。この方針に従い、中段は、(115PS)の値 95.90 A を 2 A 程度調整した結果を示す。左図に示す COD はかなり小さくなっているが、原因が異なる右図はほとんど補正されていない。下段では、補正電磁石により軌道補正を実施した後のCOD を示す。水平・垂直方向 COD とも充分小さくなっている。同様にして、SCW の各励磁において、ビームの大きさ、バンチ長、周長、ベータトロンチューンなどを測定した。ビームの大きさ、バンチ長は Fig.18、周長、ベータトロンチューンは Fig.19 に示す。水平方向ビームの大きさが 1.4 倍に大きくなるため、エミッタンスは 2 倍程度に大きくなる懸念がある。

-8-

SCW 利用実験提案 030731, 2004/03/22

表 3; SCW Excitation Currents
240PS(A)115PS(A)(Field Mes.)

B(T)(Beam)

30.00

8.20

2.1491

40.00

13.60

13.85

2.7134

60.00

25.50

25.75

3.8176

80.00

38.10

38.5

4.8898100.00

51.18

51.5

5.9481120.00

64.40

64.9

6.9884140.00

77.19

77.7

7.9920160.00

88.73

89.15

8.9271

175.00

95.68

95.90

9.5545180.00

97.60

97.30

9.7486SCW ビーム試験は放射線線量、放射光熱負荷の懸念があったので、2 回のビーム試験とも蓄積
電流値 1 mA 以下で行なった。SCW 本体から約 2 m 下流に専用の光吸収体真空槽を設置した。この真空槽下流側で最も高い放射線線量が観測された。照射ビーム・時間は、蓄積電流値 0.91 mA から0.86 mA まで 65 分間であり、積算電流時間は 9.8×10-4 AHr であったのにも係わらず、最大線量は 1.1。[4] これは、SPring-8 の年間運転時間: 100 mA×5,000 Hr に換算
×104 Gy 以上を記録した（Fig.20）
すると、6×109 Gy 以上となる。SPring-8 で計画中の蓄積電流 200 mA + TopUp 運転（200 mA×5,000
Hr/year）では、1.2×1010 Gy 以上となる。この線量は加速器要素機器にとり、放射線損傷を無視できる線量ではなく、冷却水路の絶縁によく使用されている比較的放射線損傷に強いゴムホースとされる
EP ゴムの放射線損傷程度は 5×105 Gy とされ、冷却水による加圧・振動下では 1×105 Gy 程度で亀裂が生じている。電磁石コイルの絶縁物、ケーブル被覆の有機材などに与える影響は大きいことが予想されるため、充分な対策が必要である。遮蔽対策に伴う熱負荷も当然大きくなることが懸念され、放射熱発生源の評価を Fig.21 に、ビーム実験時の発光点から 26m 下流における入熱部評価を Fig.22 に示す。現在使用中のフォトンアブソーバ単位面積当たりの入熱量評価値を確保するために、長直線部
C の上流に SCW を配置し、下流側に長い光吸収体・放射線遮蔽体機能を持つ真空槽を配置する。こ
れらの検討は今後の大きな課題である。さらに、蓄積電流を 200mA まで増強する計画もあり、放射線対策、熱負荷対策は、蓄積電流 200mA における使用を前提として、検討しなくてはならない。

-9-

SCW 利用実験提案 030731, 2004/03/22

懸案あるいは問題点；
１）除熱
SCW 光のパワーは、SCW 10 T 励磁・蓄積電流値 1 mA の時、22 W/mrad/mA であり、偏向電磁石（0.68 T）の 1.5 W/mrad/mA に比べ、15 倍にあがるように評価できる。実際に 2002 年 11 月
21 日に実施したビーム試験（10 T、蓄積電流 1 mA に換算）時に専用光吸収体冷却水の温度上昇
は 1.7 ℃であった。[4] 200 mA 蓄積時に、このまま 340 ℃温度上昇することはないことが期待されるが、専用光吸収体を新規に検討し、製作する必要がある。本提案書で候補としているリン
グ設置場所は、幸いなことに、この光吸収体のために長い距離（上記吸収体製作時には設置場所の制約から 170 mm 程度の長さに納める必要があった）を確保することが可能である。いずれにしても、蓄積電流 50 mA 程度が確実な蓄積電流値であり、調整運転当初から一期に 200 mA 蓄積を実施することは困難であろう。以前の運転時の実績から 10 mA 程度から温度上昇を確認しながら、蓄積電流を増加していく確認試験が必要である。
２）放射線防護SCW 光による放射線線量は下流 B1 上流のアブソーバ上面で、年間積算（200 mA, 5,000 hr）
量に換算すると、1.2×1010 Gy 以上になる。これは高分子系絶縁物の大半にとって重大な損傷を与える放射線量である。
SCW 光は、水平方向に±25 mrad の発散角を持っているため、光アブソーバに至るまでにもリング真空ダクトを直撃する。しかもエネルギーが高く鉛遮蔽厚 400 mm を必要とするため、SCW
設置場所下流の A 架台（30mLSS マッチングセクション）四極電磁石真空部を、鉛遮蔽体を組み込んだ構造を持つ真空ダクトを新規設計・製作しなくてはならない。
３）BL第一段階実験で使用する収納部内 BL は、SCW 光の高エネルギー、大きな発散角などの性質
により、従来の設計に基づいた BL では充分な放射線防護が採れない。この部分にも SCW 高エ
ネルギー放射光が真空ダクトを直撃するため、鉛遮蔽体を組み込んだ構造を持つ真空ダクトを新規設計・製作しなくてはならない。
４）エミッタンス増大
SCW を 10 T に励磁することで、エミッタンスは約 2 倍程度に増大すると評価される。[4] これは、ビーム試験時に得られたビームサイズの増大と一致しており、改善を期待することは困難であろう。このため、SCW 運転は、ユーザのビーム条件との合致を考慮しなくてはならない。
５）軌道再現性
SCW は超伝導電磁石により 10 T までの高磁場を作り出す。この磁場漏洩を鉄材で囲み抑制している。このため、SCW 励磁を停止しても相対的に強い残留磁場の影響を無視することはできない。しかも、このような残留磁場は、励磁に完全飽和している部分から低磁場の部分まで連続的に分布しており、再現性が明確ではない。このような効果は、ビーム運転を通して少し時間を- 10 -SCW 利用実験提案 030731, 2004/03/22

掛けて確立していく必要がある。
30mLSS 部に設置することを提案しているが、以前ビーム試験を実施したセル ID 部のβ関数と比較すると、水平方向β関数は 20 %程度の増大であるが、垂直方向β関数は設置場所の採り方によっては、4 倍程度（βV = 21.3 m）にまで大きくなる。従って、SCW の残留磁場などによる unknown
な成分の寄与は、特に垂直方向に対して、前回よりも数倍程度大きくなると推測される。これら
SCW のビームへの影響に関しては、設置場所のパラメータを使い、事前に検討することが必要である。
６）寒剤、特に液体ヘリウム消費量抑制或いは完全再液化
本 SCW は、設計当初からリード線（棒）からの熱侵入が大きいことが配慮されていた節があり、励磁電流は直接通電とするのではなく電流減衰量を追加する電源が附加されている。しかし、損失補正量が 10-4 程度であり、定格励磁量 10 T は偏向電磁石 0.68 T の 14.7 倍であることからす
ると、偏向電磁石の安定度 10-3 程度の磁場変動が 15 分程度に一度急激に起きることになり、ビームの軌道安定が崩れることになる。このため、ビーム運転時には直接通電による励磁を行った。
このため、リード線（棒）の材質・構造の改善を実施したが、部分的な改造であり、充分満足のいくところまでの冷却系性能改良とはなっていない。さらに、ビーム試験運転を実施することを優先させたため、収納部外部に液化装置・循環系などを設置していないので、10 T 励磁時にリード線（棒）からの励磁電流に伴う入熱が大きく、最長でも 4 日間程度の連続励磁しか実施できない。しかし、非励磁状態では、消費した液体ヘリウムは再凝縮器によりほぼ再液化している模様で、液体ヘリウムの消費（内臓液面計による）はほとんどないため、サイクル間停止期間に液体ヘリウムを貯槽しておき、液体ヘリウム消費による液面低下が許す限り SCW 光使用実験を実施することは可能である。液体ヘリウム液面計の最低リミットは超伝導コイルの半分以上が容器
内で液体ヘリウムに浸っているレベルに設定されており、励磁を停止すれば低温に保つことができる。このため、残留磁場の再現性は良くなるように考えられる。また、液体ヘリウム温度に保たれているので、サイクル間のビーム運転停止期間中に、液体ヘリウムの再補給を容易に行うことができる。
＊当初計画である 100 mA、10T による SCW 高エネルギー放射光を完全にユーザ利用とするためには、SCW の新規製作あるいは収納部外部から液体ヘリウムの補給装置などの設備化が必要である。
７）SCW 光本格運用分野
SCW 高エネルギー、偏極放射光利用実験者ソサイエティの確立を当初実験の成果を持って、図らねばならない。SCW 設置直後は、SCW 光をターゲットに照射することにより実験が遂行できることから、天体核物理／光核反応断面積の測定を行なうことを提案しているが、SCW 光を収納部外に取り出し、本格的な利用を考えなくてならない。さらに、高いエネルギーの放射光を用いる結晶解析、あるいは陽電子生成などの物性実験に供するために本格的な実験ハッチを建設する必要がある。上に述べた天体核物理及びパリティ非保存原子核実験などは実験装置の規模がさほど大掛かりにならないことが見込まれるので、第一ハッチとして先行する。この第一ハッチ- 11 -SCW 利用実験提案 030731, 2004/03/22

で実験を行ないながら、磁気コンプトン散乱、陽電子利用実験などの利用実験に供するために第二ハッチを計画し実行しなくてはならない。このビームラインを使用する実験者の集まりを作らなくてはならない。

人員構成（案） (各人の了解はまだ取れていないが、候補としてあげている。)
計画統括 ； 米原
計画検討 ； 早乙女SCW 設置； 真空関係：大石、依田
磁石関係：松井、妻木、武部
遮蔽関係：小路、成山、谷口
制御関係：細田、増田、田中良、福井、高嶋、谷内友
モニタ関係：佐々木、小路、青木
ビーム解析：早乙女、田中均、高雄、深見、大島
利用実験
物理実験

；伊達、高雄、福井、細田

天体核物理；宇都宮、静間、後神ﾊﾟﾘﾃｨ非保存；藤原高エネルギー放射光利用コンプトン散乱による物性研究；坂井
安全
放射線安全

：高城

高圧ガス安全：藤原
ガス監視装置：施設管理部門

まとめ
本提案は、既存の SCW を利用し、SPring-8 を従来からの放射光利用分野のエネルギー領域を広げるのみに留まらず、天体核物理、原子核物理分野にまで利用を広げることを目論む。このような分野において数 MeV 以下の適当なγ線源がなく、SCW 光は、近年のレーザ逆コンプトンで得られるγ線より、従来の放射光エネルギーに近いエネルギー領域で有効であることから、光子エネルギーの連続性を確保し、実験者に供することを可能にする。また、従来からの放射光利用分野においても、本提案の SCW 光は、陽電子生成が充分可能なエネルギーを有しており、SCW 光と陽電子とを組み合わせた実験が可能であり、新しい研究対象・実験手法が開発できる可能性を有する。さらに、単純に現在の放射光の光子エネルギーが高くなったものとして、結晶研究の利用への高い可能性を有している。
本文中では触れなかったが、9Be ( γ , n ) 8Be 反応により、中性子 1012 /s を発生する中性子源としての可能性もある[5]。光子エネルギーが 1.1 MeV を超えた分布からは対生成による陽電子源（1012 /s）としても期待できる[1]。このような粒子生成は低バックグラウンドで行なわれるため、実験に使用で- 12 -SCW 利用実験提案 030731, 2004/03/22

きる可能性が高い。本書作成には間に合わなかったが、これらの利用実験に関して今後も検討の余地を残しておきたい。
SCW を設置し定常的に運転することはエミッタンス増大などを生じさせるなどビームへの強い影響があり、このような意味において既存の放射光利用者との利害が相反する面も想像に難くは無い。しかし、上記したような天体核物理、原子核物理分野への応用及び従来の放射光利用分野の拡大は、ま
さしく SPring-8 潜在的能力の具現化であり、実現に向け JASRI の英知を結集すべきである。
この提案を行う上で、SCW 光を用いた実験として何があるのか、考えられるのか、内部スタッフだ
けでは、多少なりとも具体性のある物理（科学）を提案するには至らなかったので、2003 年 3 月に
従来の物性及び新規に物理分野でγ線利用実験を実施している多方面の研究者に集まって頂きミニ
ワークショップを開いた。その中から、現在の SPring-8 の実情から、SPring-8 + SCW による放射光実験の実現性が高いと思われる天体核物理、パリティ非保存実験を提案していただいた、宇都宮・静間・後神、藤原各氏に再度セミナーをお願いし、実験条件など実情に合わせて検討した。このような結果、本提案の SCW 光実験計画は、天体核物理／光核反応実験計画を宇都宮氏（甲南大）、パリテ
ィ非保存実験計画を藤原氏（阪大核物理センタ）に作成して頂いた。さらに、従来の放射光利用分野
研究者のなかでも特に強い関心をお持ちであった坂井氏に、高エネルギー放射光利用の可能性が高いと思われるコンプトン散乱による物性研究の実験計画を作成して頂いた。このようなテーマを中心に、2003 年 12 月にテーマ関係研究者にお集まりいただき、再度、JASRI/SPring-8 サイト内で実験を実施することを目的として検討会を開いた。［6］
本提案は、SPring-8 蓄積リングにおける SCW 光の天体核物理光反応実験・パリティ非保存原子核実
験に主眼を置いているが、提案内容は従来の放射光分野の枠を広げ、SPring-8 内で別途行われている
レーザ逆コンプトン光生成と合わせると、数 keV から 8 GeV 弱までの光子ビームを各種実験に供することのできる光子科学実験施設／HFR 計画への可能性をも示唆している。[7]References;[1] 早乙女光一

他「超伝導ウィグラーを用いた高エネルギー放射光の発生と陽電子生成−SPring-8
蓄積リングでのビーム実験−」、京都大学原子炉実験所専門研究会「陽電子ビームの形成と物質科学への応用」 2002/11/16.

[2] K.Soutome et al., “Generation of High-Energy Synchrotron Radiation with a 10-T Superconducting
Wiggler installed in the SPring-8 Storage Ring”, PAC2003.
[3] M.Shoji et al.,“Radiation Measurement about a 10-T Superconducting Wiggler at SPring-8”, PAC2003.

[4] Mini-Workshop「超伝導ウィグラーによる高エネルギー放射光の発生とその応用」
2003 年 3 月 24､25 日、SPring-8。
[5] D.A. Gryaznykh, V.A. Lykov, V.V. Plokhoi, NIM A448 (2000) 106-108.
[6] SCW 検討会「超伝導ウィグラーによる高エネルギー放射光利用実験検討会」
2003 年 12 月 24 日（水）, SPring-8 中央管理棟１階 講堂.
[7] 米原、伊達、早乙女、大島、熊谷；SPring-8 Internal Report; ”SPring-8 High Flux Ring 検討書”, 2003.

- 13 -

Flux Density [photons/s/mrad2/0.1%BW/mA]

Photon Flux Density
E = 8GeV

1018

STD. IN-VAC. UNDULATOR
1016

1st
3rd

1014

5th
1012

1010

DIPOLE MAGNET
0.675T

10T

108

106

104
0.0001

0.001

0.01

0.1

1

10

Photon Energy [MeV]
!




 !

 

   
IF24.%P=J?E7(D:N>;-4013/%TSC&98"$*
QB<'RKOM,5LG%@#   )6H!+*RKOM,AG%@#-  -

Photon Flux Density
E = 8GeV, B = 10T

Flux Density [photons/s/mrad2/0.1%BW/mA]

1013

0.01MV
0.05MV
0.1MV
0.5MV
1MV
2MV
4MV
6MV
10MV

1011

109

107

105

103

101
-30

-20

-10

0

10

20

30

x'[mrad]  !' # # $%"#& ! 
>CEzDGFg\?k ^yH\cIKLJ,>e7*IKLJ,
@)U~eIKLJ,?>;89.F*qOmHWy}a!:~X69.F1)
jt ^?Wy}a@) >e7C/>)!NP:-F?:)f`>b:2F
 # l@jt ^?f]w=Wy}a0D(Yvyi53=F*smx HqO
;69.F?:){S+gnph=<[Md_1TZ:2)uVxr :b1R|;=GA)4G>CEyB YoQ7F*- 5 -

Photon Flux Density
E = 8GeV, B = 10T

Flux Density [photons/s/mrad2/0.1%BW/mA]

1013

0.01MeV
0.05MeV
0.1MeV
0.5MeV
1MeV
2MeV
4MeV
6MeV
10MeV

1011

109

107

105

103

101
-0.3

-0.2

-0.1

0

0.1

0.2

0.3

Vertical Angle [mrad] "$!$! %& #$'! "  
>CE{DGFi]?lu _zH]dIKLJ,>f7*IKLJ,
@)VfIKLJ,?>;89.F*rOnHXz~b":Y69.F1)
lu _?Xz~b@)Pg>f7C/>)"NQ:-F?:)ha>c:2F
!$! m@lu _?h^x=Xz~b0D(Zwzk53=F*tny HrO
;69.F?:)|T+ioqj=<\Me`1U[:2)vWys :c1S};=GA)4G>CEzB ZpR7F*- 6 -

Photon Flux per 0.1MeV Band-Width
E = 8GeV, B = 10T

Flux [photons/s/mrad/0.1MeV-BW/mA]

1014

1012

1010

108

106

104

0.1
0.6
1.1
1.6
2.1
2.6
3.1
3.6
4.1
4.6
5.1
5.6
6.1
6.6
7.1
7.6
8.1
8.6
9.1
9.6

102
Photon Energy [MeV]  #  $%%!#"  " 2W.0<*5& S7iafd8\ghT5U-&[`hT5O)0:&"
bN28&GBDI]@L_5cK.,64)72&YV7YQPM@j1?Z2GBDI]@f,>;/-bR/?0:5&[`hTfd@^f.&AEHC(e@3.0'
AEHC(FI8&k+9&,=3.1JX@N.0'- 7 -

Photon Flux per 0.1MeV Band-Width
E = 8GeV, B = 10T

Flux [photons/s/mrad/0.1MeV-BW/mA]

1015

1014

1013

1012

0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
0.9
1
1.1
1.2
1.3
1.4
1.5
1.6
1.7
1.8
1.9
2

1011
Photon Energy [MeV]   !""   6MN>AD?%`F<& 5KW-#>AD?%CE<#a*8#+: 3-1GO<I-/$\P7#J_#^XNSR<]Y3-1 TL
'V>AD?%U7B=@(6MNQ<[H.;/95I-/62#,6>AD?%`F6ZI3401);$- 8 -

Photon Flux per 0.1MeV Band-Width
E = 8GeV, B = 10T

Flux [photons/s/mrad/0.1MeV-BW/mA]

1014

1012

without filter
Pb 1cm

1010

5cm
10cm

108

106

104

102
0

1

2

3

4

5

6

7

8

9

Photon Energy [MeV]

  4%).0+6B'8"#93'5;7/*-1<%>@).0+='2A'/(0,$ #:?!&- 9 -

10

Polarization of Photons
E = 8GeV, B = 10T, ω/ωc = 1(1/γ = 64µrad, εc = hωc = 0.43MeV)
2 1012

1

0.9

Circular
Polarization


1.6 1012

0.8

1.4 1012

0.7

1.2 1012

0.6

LinearPolarization


1 10120.5

8 1011

0.4

6 1011

0.3

4 1011Degree of Polarization

Flux Density [photons/s/mrad2/0.1%BW/mA]

1.8 1012

0.2
Flux
Density 

2 1011

0.1

0

0
0

0.2

0.4

0.6

0.8

1

1.2

1.4

1.6

1.8

γψ
 #     >'>@6:<8&3$   "$6:<8&G(2H>D/;79=ID5A-%γψ 3 25A,$γψ2FCB.3 !# 2?+*FC104$H>D3E,)%- 20 -

Polarization of Photons
E = 8GeV, B = 10T, ω/ωc = 3(1/γ = 64µrad, εc = hωc = 0.43MeV)
5 1011

1
Circular
Polarization
4 10110.8

0.7
LinearPolarization

3 10110.6

0.5

2 1011

0.4

Degree of Polarization

Flux Density [photons/s/mrad2/0.1%BW/mA]

0.9

0.3

1 1011

0.2
Flux
Density
 

0.1

0

0
0

0.1

0.2

0.3

0.4

0.5

0.6

0.7

0.8

0.9

1

γψ
!%" " A)AC9=?;(6& !" !$5+I5 &9=?;(K*5LAG2>:<@MG8D0'γψ 6 5 8D/&γψ5JFE16
!#!!%"5B.-JF437&LAG6H/,'- 21 -

Ge検出器

超伝導電磁石

Ge検出器

照射試料移送装置
偏向電磁石

電子ビーム

電子ビーム
光吸収真空槽
光吸収真空槽Fig.8：天体核物理・光核反応実験（２００５年）‑ 22 ‑

ターゲット

収納部

実験ホール

第一実験ステーション

超伝導電磁石
コリメータ
電子ビーム

ターゲット
駆動装置
コリメータ

ビーム
シャッター
照射装置
ターゲット

第二実験ステーション

高エネルギー光子分光器

ターゲット
水平ゴニオメータ
ビームダンプ

検出器台座

Ｘ線／電子線検出器

Fig.9: 実験ハッチ（2006年）‑ 23 ‑)#
'&!
 -' * "  $+,%(- 2 -!()     

 %#





 

 






 

 




 











 

*+&'$",)  





 

      

!%&











 















 

'(



#$")& 

 


（単位：mm）
- 25 -

Fig12.xls, 2004.2.27

SCW«©eP,U (ver.3)
2,004
1
2
e^L2
|mj#SCWT/£v©cz|/

,k

3

4

5

6

7

8

9

10

11

12

2,005
1
2

3

4

SCWT /¤f~®/ePNi>"!§[,
\¨M|L2,

,kYt

i

February 9, 2,003

5

6

7

8

9

10

11

12

2,006
1
2

3

4

5

6

7

Q

8

9

10

11

\¨NJASRI
px#l$

7JOBaG:

nX

1O

5]

{
nX



oEu

{
nX

TAh

¤f~¥SSCW|.@­SWChBL}©TAh30LSS qH eP*)(M|
 -6

N
3y

N&

¤f~¡Vpx=I

5]

'

~®/

CYF
|LN

s`P
wY\¨kYt

|LN
|LN

8&

wY

K¦|LwY5]g  RrYF

'

|LN

 6
eP
SCWT;_ 4h
3y

5]

{

N

\¨kYt

wY

L2,Yt

,

\¨k

wY



RrYF
\¨kYt

M|

¢9¬ePc? ZªeP+<¬d%bW¡Vpx¡VpxD0-6wY¡VpxbW¡VpxD0Fig. 12; Construction of SCW Beam Line and Experimental Plan

- 26 -¡VpxD0

12

2,007
1
2

3

+1   
$/+2,    ,
'& +%+( #0-!"*').
- 27 -

(")"$!')'&&( *.
+  #[GB.
+O_bF0± %(
+NUbF0± ?('(> &)""$




















& )!%

"  IQZT,IL^\197VHCW5AXM<=/5S]^6(")"$!')'&&( *3E8:KYPR
@!5D`4aJ2;:

- 28 -

  
- 29 -



$,-(!'+'&**%)#%





















!'+'&&) .

"  JM689PN3:QLG7BD?=>/
OIA0C7;@E<02  7FMH6415K3/- 30 -





ZD

VJ*&

HUW@

GOW@































 



 

















5"68M=E:,TA





ZD

437KQRXLNI>



 



























 























 



 

















5"68M=E:,TA





ZD

RXLNI



 



 



5"68M=E:,TA

;SVJ>













5"68M=E:,TA







PRX+01
$Y%*#(/!











PRX+01
$Y%*#(/!



 



 









5"68M=E:,TA











 



 



5"68M=E:,TARC5"6-,9<!
?BDF+02;S,[.)',VJ!

- 31 -

'!!&"$ (!&σ  #%&












!&

"$("!& ("$ ((σ 

&









!&

 MC:+;42=B*
9<8L,HI-1NFO02JP:+;657,>I-2Q?*
GE3)D2K0A@?./R*- 32 -

*!),!'*$+$('("$*,&"!*!'!

"−  .



 
 
 
 



#'!+$$!% !++*(','!

*+$('%*+("!++*(','!




















#'!+$$!% 

$# ZPE1G><KO0NXS\V2TU3:F1BDIJCH1J2LU3<]M0
^RQ<NXS\V<]M= .94?/5A=SY<]M;68 &&;W[7@0- 33 -

 # "!/'))0*+
".%,&( -$

- 3 -

 !#" " 




















 

 ).,D;14%,CB& ?=9'$5:2%3<7E6,8@0A*$ ?=9,>14%-+(/$- 35 -

S=)HCJR 





 



∆∆'∆((












 

 







?@.FA1BO6G'  P>:?@.FA/1%"!"&#!$%(,8KOQL-*
3+4;9,25 IEN0DG-<1M7*- 36 -

SPring8-1 実験提案書_040211 宇都宮

SPring‑8 SCW 放射光による天体核物理の研究‐p プロセス研究のメッカをめざして
2003 年 9 月 29 日、2004 年 2 月 11 日改訂
宇都宮弘章（甲南大）、静間俊行（原研関西研）、後神進史（甲南大）
早川岳史（原研関西研）、大垣英明（京大エネルギー理工学研究所）
梶野敏貴（国立天文台理論天文学研究系）
１．研究の概要
原子核物理学で利用されてきた実光子源には、放射性同位元素の遷移ガンマ線、制動放射ガンマ線、飛行陽電子対消滅ガンマ線があるが、最近、新世代のガンマ線源が放射光施設で生成されるようになった。甲南大の宇都宮グループは、新ガンマ線源の出現に最大の注意を払いつつ、その天体核物理研究への利用を推進してきた。産業技術総合研究所のレーザー逆コンプトンガンマ線は、100％直線(円)偏光、準単色であり、フラックスは比較的弱いものの（毎秒 105 光子程度）、光核反応断面積の励起関数測定に威力を発揮している。
SPring-8 超伝導ウイグラー（SCW）放射光は、その高エネルギースペクトル部が超新星爆発時に生成される黒体輻射スペクトルに酷似しており、天体核物理反応のうち特にｐプロセス核（35 種の陽子数に富んだ安定核）の光核反応率を決定する役目を担うことが最大の特徴である。8 MeV 領域の強い放射光による放射化実験を行なうことができるため、安価な数種のナチュラルサンプルを照射し、多数の反応チャンネルを測定することができる。この特徴は、専用 SCW 放射光ビームラインを構築することによって SPring-8 がｐプ
ロセス天体核反応研究のメッカとなる潜在能力を有することを示す。研究対象となる 47
種の光核反応を表１に示す。天体光核反応データベース構築という知的基盤整備事業が可能である。表中で、天然に存在する唯一の核異性体でかつ最稀少元素である 180mTa の消滅
反応断面積 [180mTa(γ,n)179Ta] を測定することは、ｐプロセス研究の最重要課題の一つである。
天体核反応の特殊な応用として、180mTa 核異性体の基底状態への光脱励起と 176Lu の核異性体への光励起とがある。前者は 180mTa の特殊なｓプロセス起源、後者は s プロセス温度計の物理に関連している。どちらも励起エネルギー1 MeV 領域の中間状態を経て起こり、ベータ崩壊によって消滅する。SCW から発生する大強度の 1 MeV 領域放射光を利用した放射化実験が可能である。
星の内部のような高温の熱浴中では、原子核は基底状態だけでなく低励起状態にも存在する。この低励起状態からの光中性子反応(γ,n)には、中性子しきい値直下の E1（M1）共鳴状態（ピグミー共鳴）が関与する。天体核反応に関与するピグミー共鳴励起強度の測定
は、励起状態からのｐプロセス研究に欠くことができないが、これまで系統的な実験的研究はなされていない。使われる実験手法は、原子核構造研究のパリテイ非保存実験（藤原）- 37 -

SPring8-1 実験提案書_040211 宇都宮と共通の NRF（nuclear resonance fluorescence）法であり、先述の放射化法実験と同じ核種が研究対象となる。
以下で、放射化法と NRF 法による天体核物理研究について述べる。
表１

SPring-8 SCW 放射光の研究対象となる天体核反応（ｐプロセス）

SamplesSe

Photoreactions

p-nuclides

76Se(9.36%)(γ,n)75Se(T=120 d)

74Se

Kr

80Kr(2.25%)(γ,n)79Kr(T=1.46 d)

78Kr

Sr

86Sr(9.86%)(γ,n)85Sr(T=65 d)

84Sr

Ru

98Ru(1.88%)(γ,n)97Ru(T=2.9d)

94Ru

Pd

104Pd(11.1%)(γ,n)103Pd(T=17 d)

102Pd

Cd

110Cd(12.5%)(γ,n)109Cd(T=1.27 y)

108Cd

74Se(0.89%)(γ,n)73Se(T=7.15 h)
78Kr(0.35%)(γ,n)77Kr(T=1.24 d)
84Sr(0.56%)(γ,n)83Sr(T=1.35 d)
96Ru(5.52%)(γ,n)95Ru(T=1.64 h)
102Pd(1.02%)(γ,n)101Pd(T=8.47 h)
108Cd(0.89%)(γ,n)107Cd(T=6.50h)

106Cd(1.25%)(γ,n)105Cd(T=55.5 m)

96Ru

106Cd

In
Sn

113In(4.29%)(γ,n)112In(T=20.6 m)

113In

114Sn(0.65%)(γ,n)113Sn(T=115 d)

114Sn

Te

122Te(2.60%)(γ,n)121Te(T=154 d)

120Te

Ba

132Ba(0.101%)(γ,n)131Ba(T=11.5 d)

130Ba

Ce

140Ce(88.5%)(γ,n)139Ce(T=138 d)

138Ce

112Sn(0.97%)(γ,n)111Sn(T=35.3 m)
120Te(0.096%)(γ,n)119Te(T=4.70 d)
130Ba(0.106%)(γ,n)129Ba(T=2.23 h)
138Ce(0.25%)(γ,n)137Ce(T=1.43 d)

136Ce(0.19%)(γ,n)135Ce(T=17.7 h)

112Sn

136Ce

Sm
Gd

144Sm(3.1%)(γ,n)143Sm(T=8.83 m)

144Sm

154Gd(2.18%)(γ,n)153Gd(T=242 d)

152Gd

Dy

160Dy(2.34%)(γ,n)159Dy(T=144 d)

158Dy

152Gd(0.10%)(γ,n)151Gd(T=124 d)
158Dy(0.10%)(γ,n)157Dy(T=8.14 h)
156Dy(0.06%)(γ,n)155Dy(T=9.9 h)

Er166Er(33.6%)(γ,n)165Er(T=10.4 h)
164Er(1.61%)(γ,n)163Er(T=1.25 h)
162Er(0.14%)(γ,n)161Er(T=3.21 h)

156Dy
164Er
162Er

Yb

170Yb(3.05%)(γ,n)169Yb(T=32.0 d)

168Yb

Hf

176Hf(5.21%)(γ,n)175Hf(T=70 d)

174Hf

Ta

181Ta(99.988%)(g,n)180Tags(T=8.15 h)

180Ta

W

182W(26.5%)(γ,n)181W(T=121 d)

180W

Os

186Os(1.58%)(γ,n)185Os(T=93.6 d)

184Os

Pt

194Pt(32.9%)(γ,n)193Pt(T=4.33 d)

190Pt

168Yb(0.13%)(γ,n)167Yb(T=17.5 m)
174Hf(0.162%)(γ,n)173Hf(T=23. 6 h)
180Ta(0.012%)(γ,n)179Ta(T=1.82 y)
180W(0.12%)(γ,n)179W(T=37.1 m)
184Os(0.020%)(γ,n)183Os(T=13.0 h)
192Pt(0.79%)(γ,n)191Pt(T=2.96 d)

190Pt(0.01%)(γ,n)189Pt(T=10.9 h)

Hg

198Hg(9.97%)(γ,n)197Hg(T=2.67 d)
196Hg(0.15%)(γ,n)195Hg(T=1.73 d)- 38 -

196Hg

SPring8-1 実験提案書_040211 宇都宮

２．研究内容と意義（2.1）ｐプロセス核と光核反応データ
重元素合成に係わる核反応プロセスには、2 種類の中性子捕獲反応があり、反応の速さ
をベータ崩壊の速さとの比較で遅い（slow）プロセスと速い（rapid）プロセスと呼ばれている。A<90 の s プロセス核は大質量星のコアヘリウム燃焼で作られ、より重い 90<A<204のｓプロセス核は小質量 AGB 星（巨大漸近分枝星）のヘリウム殻燃焼で作られると考えられている。一方、r プロセス核生成に関しては、重力崩壊型超新星爆発で発生するニュートリノ駆動風を最適の宇宙環境とする説が有力である。
表 2 p プロセス核に分類される 74Se から 196Hg までの 35 種類の核種とその太陽組成比（Si = 106）。
p プロセス核は各図表中でベータ安定線の陽子過剰側に存在する存在量が非常に少ない安定核で、中性子捕獲では合成されない重元素である。

天然には中性子捕獲では生成されない 74Se から 196Hg に至る 35 種の陽子数が豊富な安定核（proton‑rich nuclei）が存在し、これらはｐプロセス核と呼ばれている。表２にｐプロセス核とその太陽組成（Si＝106）を示す。A<100 のｐプロセス核は、連星系の白色矮星
または中性子星表面での爆発的陽子燃焼（速い陽子捕獲：rp‑process)が、一方、A>100 の- 39 -

SPring8-1 実験提案書_040211 宇都宮

ｐプロセス核は、大質量星の超新星爆発直前または超新星爆発中に O/Ne 層で起こる光核反応（γ‑process）が関与していると考えられている。図１に重元素の存在比とそれらの s,r,p
プロセスによる分類を示す。ｐプロセス核の存在量は、s,r プロセス核に比べて遥かに少ないのが特徴である。

図１ s, r, p プロセス起源元素の存在量（Si = 106）。２種類の中性子捕獲反応（s, r プロセス）に比べて、p プロセス核の存在量は遥かに少ない。

図２ s, r プロセス起源の重核を p プロセス核に変換する種々の核反応ルート。光核反応(γ,n)(γ,p)(γ,α)の他、(p,γ)反応と陽電子ベータ崩壊の役割も示されている。

図２は、s,r プロセス核（黒丸）がどのようにしてｐプロセス核（黒角）に変換される
かを模式的に示す。不安定核は白丸で示されている。(γ,n)(p,γ)反応による変換ルート②と①、(p,γ)とβ+崩壊によるルート③、(γ,n)(γ,α)または(γ,p)とβ+崩壊によるルート④が見られる。このように、ｐプロセスは一般に光核反応、粒子（陽子、中性子）捕獲、β崩壊が関与する複雑な過程であるが、光核反応が主役を演じる。温度領域は 1.7<T9<3.3（T9は 109K を単位とする温度表記）に狭く限定される。この限定された温度領域は、定性的に- 40 -

SPring8-1 実験提案書_040211 宇都宮

は、より低い温度では光核反応が有効に起こらず、高いと光核反応が速く進行し過ぎ、核はばらばらに分解されてしまうと理解される。図３に、核図表上で p,s,r プロセスがどのように進行するかを模式的に示す。中性子過剰領域を駆け上がる r プロセスと引き続いて起こるβ‑崩壊、β安定線（ハイゼンベルグの谷）を駆け上がる s プロセス、ｐプロセスは下向きに進む濃い矢印で表されている。超新星爆発時のニュートリノ（ν）プロセスや AGB星での特殊な s プロセスの寄与の不定性が大きいこともあり、ｐプロセス核の生成機構は十分に理解されていない。

図３ 重元素合成のシナリオ。白四角は s, r プロセス核、黒四角は p プロセス核を示す。核種の存在領域は、陽子と中性子の結合エネルギーが 0 になる、陽子、中性子ドリップラインに挟まれた領域であり、s プロセスはベータ安定線に沿って駆け上がる。r プロセスは中性子過剰領域を駆け上がり、電子ベータ崩壊を経て安定核の合成に寄与する。p プロセスは下方に向かう濃い黒線で示されている。

ｐプロセスモデル計算に関与する核種は 2000 種、核反応は弱い相互作用を含めると20000 種に上る。ｐプロセスで主役を演じる光中性子反応は、図４に示されるように中性
子しきい値のすぐ上の狭い（幅約 1 MeV）エネルギー領域で起こる。原子核物理実験では、
光中性子反応断面積は主として巨大双極子共鳴（GDR）のピーク領域で測定されてきた。この領域は天体核反応にはほとんど寄与しない。言い換えると、既存の原子核データは有用ではなく天体核物理学に必要な光核反応データは事実上存在しない。このため、天体モデ
ル計算においては、光核反応断面積は中性子捕獲反応断面積から相反定理に基づいて導き出すのを常とする。中性子しきい値すぐ上のエネルギー領域で精度の高い光核反応データの取得が必要なゆえんである。このようなデータは原子核の基底状態からの(γ,n)反応において重要である。一方、恒星の熱浴中では原子核は基底状態だけでなく、低励起状態にも存在する。励起状態からの(γ,n)反応では、その励起エネルギーが基底状態からのガンマ遷移に積み増すため、中性子しきい値以下の(γ,γ’)強度が励起状態からの(γ,n)反応に寄与する。（低励起状態からのガンマ遷移応答関数は基底状態からのそれと同じとしてよい。）特に E1 ピグミー共鳴へのガンマ遷移強度が強く寄与する。このように、天体核物理において- 41 -

SPring8-1 実験提案書_040211 宇都宮

は、中性子しきい値のすぐ上の(γ,n)反応断面積だけでなく、すぐ下の(γ,γ’)強度関数が重要な実験データとなる。

AstrophysicalEnergy Window
Planckdistr.

Cross Section

2
E2
1 3
n γ(E,T ) = 1
π hc exp (E / kT) – 1∞

λ(T) =

c nγ (E,T) σ γ(E) dE

0EParticle threshold
図 4 光中性子反応率。単位時間に一対の光子と原子核が光中性子反応を起こす確率λ(t)は、高温の熱浴中のガンマ線スペクトル nγ(E,T)（黒体輻射のプランク分布）と光中性子反応断面積σγ(E)の積をエネルギ
ー積分して与えられる。被積分関数である nγ(E,T)とσγ(E)の積を模式的に表したのが図４である。プラン
ク分布と E1 巨大共鳴断面積の積は、中性子しきい値のすぐ上の狭いエネルギー領域（幅約 1 MeV）でピークを持ち、このエネルギー領域は荷電粒子反応で定義されるガモフピークに対応する。励起状態からの光中性子反応に寄与するしきい値直下のピグミー共鳴も示されている。

（2.2）SCW 放射光の特徴
10 テスラ超伝導ウイグラー(SCW)からの高エネルギー放射光の特徴は、強いフラックスと指数関数型エネルギースペクトルにある。フラックスは 1 MeV 領域で 1012 photons/ s/mrad2 /0.1%BW/mA、中性子しきい値領域（〜8 MeV）で 105 photons/s/mrad2/0.1%BW/mA に達する。これらは本計画で提案する光核放射化実験に十分な強度である。一方、指数関数型スペクトル exp(‑E/kT)の有効温度は 109K（ケルビン）に達する。図 5 に、SCW 放射光のスペクトルをいくつかの磁束密度について示す。磁束密度 4〜10 テスラの範囲で、有効温度は T9 = 1.8 〜 3.9)である(T9= は 109K を単位とする温度を表す)。この温度領域は p プ
ロセス環境（超新星爆発時に O/Ne 層で発生する）の黒体輻射の温度（T9 = 1.7 〜 3.3）に対応している。この SCW 放射光が、p プロセスに関与する超新星黒体輻射とスペクトル上類似しているという事実は、SCW 放射光を光核反応率の直接決定のために利用できることを保証する。図 4 で既に述べたように、光核反応率は黒体輻射のプランク分布 nγ(E,T)と光核反応断面積σγ(E)の積のエネルギー積分で与えられるが、SCW 放射光がプランク分布とスペクトル形状を同じくするので、SCW 放射光照射によって生成される放射能の絶対値を測定すれば、光核反応率を決定することができる。SCW の磁束密度を下げることによって、有効温度を下げることができるが同時にフラックスも下がる。このガンマ線フラック
スの低下は放射化実験では、十分に考慮されなければならない。
光核反応率の直接決定には、制動放射光（bremsstrahlung）を用いた手法が開発されている。この方法では、いくつかの異なるエネルギーの電子を物質中で止めて発生させる制- 42 -

SPring8-1 実験提案書_040211 宇都宮

動放射光を重ね合わせて、超新星黒体輻射スペクトルを再現する。この様子を図 6 に示す。
重ね合わせにおいて、終端エネルギー付近のエネルギースペクトルの寄与が大きいが、この部分は制動放射光スペクトル形状の不定性が最も大きいという欠点がある（電子の 1 回相互作用を仮定するモンテカルロ計算では再現されない。
）これに反して、8 GeV 電子が強磁場中で曲率半径の小さな鋭い半回転運動をすることで生じる SCW 放射光は、数十億ケルビンの等価温度を持つため、重ね合わせのような不定性を伴う技巧を用いることなく、光核反応率を直接決定することができる。
Plank Dis tribution
Plank Dis tribution

10 3 9Planck Distribution

10 3 5
10 3 1

T 9 =3.0

10 2 7
10 2 3

10 23
10 19
10 15

SCW Radiation

10 7
10 3
10 ‑ 110 ‑ 5

10 39
10 35
10 31
10 27

T 8 =3.0

10 1 910 1 5
10 1 1

T8=3. 0T9=3. 0

10 11
10 7
10 3

10 ‑ 910 ‑1310 ‑17

B=10[T]

T9=3.9

B=8[T]

T9=3.2

B=6[T]

T9=2.6

10 ‑1
10 ‑5
10 ‑9
10 ‑1310 ‑17

B=4[T]
T9=1.8B=7.41[T] T9=3.0

10 ‑21
10 ‑2510 ‑290246E γ [MeV]

10 ‑21
10 ‑258

10 ‑2910

図 5 SCW 放射光のエネルギースペクトル。磁束密度を変えることで、p プロセスに関与する超新星爆発黒体輻射スペクトル（プランク分布）のいくつかの温度を再現することができる。

図 6 いくつかの異なった終端エネルギー制動放射ガンマ線（bremsstrahlung）を重ね合わせて、黒体輻射スペクトルを再現した例。スペクトル形状で最も不定性が大きいことが知られている終端エネル
ギー-部分の寄与が大きい。

- 43 -

SPring8-1 実験提案書_040211 宇都宮３．研究計画
以下では、2 期（第 1 期 SCW 収納部フロントエンド実験と第 2 期 SCW 第 1 ハッチ実験）に分けて、研究計画を記述する。本計画のテーマである p プロセスの系統的研究は第2 期の SCW 第 1 ハッチの完成によって遂行されるが、第 1 期にいくつかの重要なトピッ
クスを SCW 収納部フロントエンド実験として行なうことを提案する。
(3.1)

SCW 収納部フロントエンドでの初期実験(a) SCW 放射光スペクトル測定方法
放射化実験（SCW 放射光による試料サンプル照射と生成された放射能の絶対量測定）では、SCW 放射光のスペクトル形状と絶対強度を実験的に決めておく必要がある。その精密な測定は第 2 期の第 1 ハッチ完成を待たねばならないが、ここでは信頼性の比較的高い
簡便な方法を採用する。
スペクトル形状は、蓄積電流値を少なくして実測する。この方法で磁束密度とスペクト
ル形状のデータベースを作成する。結果はモンテカルロ計算と比較する。
蓄積電流を増加したときスペクトル形状は変化しないと仮定し、絶対強度を測定する。
これは光中性子断面積が既知で中性子しきい値（反応 Q 値）が異なる核を放射化することで行なう。この目的に使用できる核種を表 3 に示す。この中で 181Ta と 197Au は断面積が既知であるが、他は産総研の準単色逆コンプトンガンマを使って断面積を事前に測定しておく必要がある。Mn, Pr, Ho, Tm は存在量が 100％、58Ni は 68％で断面積測定のための標的物質（2〜3 g）を安価に入手できる。いくつかの異なる反応 Q 値を利用できるが、エネルギー範囲はそれほど大きくない。しかし、スペクトル形状に関する上記の仮定をチェックする機能は果たすことができると思われる。

表３

SCW 放射光フラックスの絶対強度とスペクトルの決定に使うことができる光核反応

Sn

反応

半減期

(MeV)

崩壊様式

崩壊比率

ガンマ線のエネ（生成核種）

（％）

ルギー

(keV)

KX 線のエネルギー(100K-Shell Vacancies）

Kα1

Kα 2

Mn(γ , n) 54 Mn

10.226312.1dEC ( 54 Cr )

100

(2+)

834.84(→gs)

5.415(16.4)

5.405(8.3)

Ni (γ , n) Ni

12.21935.6h

EC ( Co)

64.5 (3/2-)

77.63

(→gs)

6.930(11.2)

6.915(11.2)

141

Pr(γ , n)140 Pr

9.397

3.39m

EC (140 Ce)

99.4

(gs)

34.720(47.0)

34.279(25.9)

165

Ho(γ , n) Ho

7.989

29m

EC (

41

(gs)

45.998(47.5)

45.208(26.8)

19

(2+)

73.39

(→gs)

169

Tm(γ , n) Tm

8.033

93.1d

EC (168Er)

43.2

(4-)

198.24(→3+)

49.128(47.5)

48.221(27.0)

42.0

(3-)

447.51(→4-)

Ta (γ , n) Ta

7.577

8.152h

EC (

180

60.9

(gs)

55.790(47.1)

54.611(27.3)

Au (γ , n)196 Au

8.071

6.183dEC (19666.831(46.5)

65.122(27.4)

55

58

57

164

168

181
197

180

57

164

Dy)

Hf )

Pt )

- 44 -(2+)

355.68(→gs)

24.1 (2+)

332.98(→2+)

67

SPring8-1 実験提案書_040211 宇都宮(b) ｐプロセスの研究：180mTa
p プロセス核の 1 つと考えられている 180mTa は、天然に存在する唯一の核異性体でかつ最稀少元素である。起源としては、p プロセスの他、特殊な s プロセス、ニュートリノプ
ロセスが指摘されている。
図 7 に 180mTa の p プロセス起源を模式的に示す。
生成過程は 181Ta(γ,n)180Ta 反応であり、180Ta の終状態は励起エネルギー75

keV の核異性体 180mTa（9‐）と半減期 8.15 時間の基底状態（1+）の２つである。天然に存在している 180Ta は半減期が宇宙年齢より遥かに長い（> 1.2 ・ 1015 年）核異性体である。p プロセスが起こるとされる超新星爆発時の O/Ne
層は高温の熱浴であるため、2 つの終状態は熱平衡状態にあり、温度が下がるにつれて熱平衡から外れてくる。
熱平衡は励起エネルギーが 1 MeV 領域の中間状態（未同定）を経て成り立っているという実験的証拠がある。熱平衡の条件では、生成量は 181Ta(γ,n)180Ta 全反応断面積の測定によって見積もることができるが、熱平衡の条件が成り立たない低い温度では、180mTa を終状態とする光中性子部分断面積が必要となる。我々は、産総研の準単色逆コンプトンガ
ンマ線を用いて、p プロセス生成に関与する 181Ta(γ,n)180Ta 全反応断面積を測定し、データに基づいて E1 光励起強度のモデル計算を検証し、p プロセス起源の 180mTa 量を求めた。
以上の研究成果により、p プロセスモデル計算の最大の不定性として、180mTa の消滅反応 180mTa(γ,n)179Ta 断面積が残った（図 7 参照）。標的物質が最稀少である、この消滅反応
断面積の測定は困難であり、未測定の光核反応の中でもとりわけ重要な反応である。現在、
濃縮サンプルは 150mg の Ta2O5(濃縮度 5.45%)が世界資産と称されている。

intermediate states

9‑消滅
180 Ta(γ,n)179 Ta
1.82 yEC (100%)

180 TaEC (86%)8.15 hβ‑(14%)

2+

2+

0+

180 W

0+
9/2 +

> 1.2 x1015 y
熱平衡

1+ 0

7/2 +
179 Ta75

生成 181 Ta(γ,n)180 Ta

180 Hf179 Hf
図 7 180Ta の生成と消滅に係わる反応。生成反応と消滅反応は、放射性同位元素 180Ta(基底状態、半減期 8.15 h)と 179Ta（半減期 1.82 y）を生成し、ともに電子捕獲（EC）に伴うハフニウム（Hf）原子の特性 X 線が観測される。両者を区別するのは、半減期だけである。

- 45 -

SPring8-1 実験提案書_040211 宇都宮

SCW 放射光により天然の Ta サンプルを照射することによって消滅断面積を測定する。
天然の Ta サンプル中には 99.973%の 181Ta と 0.012%の 180Ta（奇奇核）が存在する。中性子しきい値は、181Ta が 7.758 MeV、180Ta が 6.645 MeV と約 1 MeV の差があり、SCW
放射光のフラックスは 180Ta の光核反応に有利である。厚さ 100µm の 10 枚のナチュラル
Ta フォイルを 10 テスラ SCW 放射光（蓄積電流は最大 100mA と仮定）で 100 時間照射して得られる放射能の時間変化を図 8 に示す。未知の 180Ta 光中性子反応断面積は、中性
子しきい値近傍で、181Ta 断面積と同じ振る舞いをすると仮定した。

Activity

Activity[decay/hour]

108

179Ta
180Ta
181W

106
104
102
100
10‑2

0

2

4

6

8

10

Time[day]
図 8 Ta ナチュラルサンプル（100µm 10 枚の Ta フォイル）を 10 テスラ SCW 放射光で照射したときに作られる放射能の時間変化

180Ta の生成と消滅反応が起こり、放射性同位元素 180Ta(基底状態、半減期 8.15 h)と 179Ta（半減期 1.82 y）を生成し、ともに電子捕獲（EC）に伴う Hf 原子の特性 X 線が観測される。180Ta(基底状態)は大量に生成されるが半減期が短いため急速に消滅する、一方、179Ta
は少量しか作られないが半減期が長いためほとんど崩壊せずに生き残る。照射後 6 日経つと両者の放射能が等しくなり、10 日を越えると 180Ta(基底状態)放射能は 179Ta に比べると0.1%以下になる。生成される 179Ta 放射能は十分に測定可能な量である。標的物質中には不純物として W が最大 0.01%存在し、なかでも 182W(γ,n)反応によって生成される 181W は
EC により Ta 原子の特性 X 線放出を伴う。その放射能量は 179Ta の EC による Hf 原子特性 X 線の約 1/3 に匹敵するが、原子番号が１異なることによる X 線のエネルギー差によって、区別することができる。
図 9 に特性 X 線の予想されるスペクトルを示す。180Ta 消滅反応の信号である Hf-Kα1 X
線は W 不純物の信号である Ta-Kα2 X 線と重なるが、Hf-Kα2 X 線と Ta-Kα1 X 線は分離される。
- 46 -

SPring8-1 実験提案書_040211 宇都宮

X-ray Spectra
Ta→Hf Kα1

16

Ta→Hf Kα2

14

W→Ta Kα1

Count

12

W→Ta Kα2

10

Total

8
6
4
2
0
50

52

54

56

58

60

Ephoton[keV]

図 9 特性 X 線の予想されるスペクトル。

産総研では現在、180Ta（基底状態）を終状態とする 181Ta 光中性子部分断面積の測定を行なっている。図 10 に示されているように、準単色逆コンプトンガンマ線で照射されたTa ナチュラルフォイルはエンドキャップに直接取り付けられ、180Ta（基底状態）の ECで放出される Hf 原子特性 X 線は、セミプレナータイプの Ge 検出器（直径 70mm、厚さ30mm）で測定されている。

図 10 産総研での放射能測定の様子(c) 核異性体に関する話題:：176Lu, 180mTa
176Lu は半減期 1.2x1010 年をもつ準安定元素であり、励起エネルギー123keV に半減期3.7 時間でベータ崩壊する核異性体が存在する（図 11）。この原子核は、恒星内における遅い中性子捕獲反応過程（ｓプロセス）のみによって生成され、その実効的半減期、したがって、生成量が環境の温度に依存するため、ｓプロセスの原子核温度計と呼ばれている。
一方、 180Ta は半減期 8.1 時間のベータ崩壊核種であるが、励起エネルギー75keV に半減
期 1.2x1015 年以上をもつ核異性体（180mTa）が存在する（図 11）。180Ta 核異性体は、自然界に存在する唯一の核異性体で、その存在量が最も少ない元素として有名である。さらに、- 47 -

SPring8-1 実験提案書_040211 宇都宮

恒星内における元素合成過程が解明されていないため、特に注目されている原子核である。
これまでのところ、(γ,n)反応（前節参照）や、特殊なｓプロセス等によって生成されたと考えられている。ここでは、180Ta 核異性体のｓプロセス起源について明らかにする。

図 11 光による 176Lu, 180Ta 核異性体の励起及び脱励起の概念図

ｓプロセスで重要な赤色巨星（AGB 星等）における強いガンマ線輻射の下では、光核共鳴散乱(γ,γ’)により、中間状態を経由して、176Lu 核異性体への励起や 180Ta 核異性体の脱励起が生じる（図 11）。両原子核ともに、ベータ崩壊する状態が生成されるため、実効的半減期が変化する。図 12 に示しているように、180Ta 核異性体の実効的半減期は、ｓプロセ
ス温度（2〜3x108K）において急激に減少する。また、実効的半減期は、中間状態の励起エ
ネルギー及びその状態を経由する励起断面積に依存し、1MeV 以下の中間状態が存在する場
合、ｓプロセスにおいて、180Ta 核異性体は生成されないことになる。

図 12180Ta 核異性体の実効的半減期の温度依存性。図中に、中間状態の励起エネルギーとその励起断面積を示している。

176Lu、180mTa は、その天然存在比が小さく、光核反応断面積も小さいため、大強度の光源が必要とされる。また、光核反応(γ,γ’)率は、高温の熱浴中のガンマ線スペクトル nγ(E,T)（黒体輻射のプランク分布）と光核反応断面積σγ(E)の積のエネルギー積分として与えられるため（2.1 節、図 4 参照）、ｓプロセス中では、１MeV 領域のガンマ線が重要であると- 48 -

SPring8-1 実験提案書_040211 宇都宮考えられる。１MeV 以上のガンマ線については、これまで、制動放射光を用いた光核反応実験が行われている。しかしながら、１MeV 以下のガンマ線については、適当な光源がな
いため、光核反応断面積測定は行われていない。そこで、１MeV 領域光源では、世界最大強度の能力をもつ SCW 高エネルギー放射光を用いて、176Lu、180Ta 核異性体の励起･脱励
起の反応断面積測定を行う。
実験では、放射化法を用いて、核異性体の励起･脱励起断面積測定を行う。Ta 核異性体
脱励起実験では、天然 Ta サンプル（181Ta:99.988%, 180mTa:0.012%）に SCW 高エネル
ギー放射光を照射し、試料の放射化を行う。時間的効率を考慮し、照射時間は 180Ta 基底状態の半減期（8.1 時間）と同程度とする。180Ta がベータ崩壊した後に放出する Hf の特性 X 線を高純度 Ge 検出器により測定する。図 13 に示しているように、SCW 高エネルギ
ー放射光は、光子数が指数関数的に減少する連続スペクトルであるため、SCW の磁場（すなわち、高エネルギー放射光の臨界エネルギー）を変え、断面積の励起関数を測定し、差分法により各エネルギーにおける積分断面積を求める。測定にあたっては、181Ta からの(γ,n)反応（しきい値 7.577MeV）や、エネルギー準位の高い（3MeV 以上）中間状態を経由する脱励起の影響を十分に考慮しなければならない。

図 13

SCW 高エネルギー放射光のエネルギー分布。上から、10、8、6、4T に対応する。

一方、176Lu については、天然に 2.59%存在するため（残り 97.41%は 175Lu）、光子数に対する制限は、180Ta 実験の場合よりも軽くなり、必要な光子数は、108~109/keV/cm2/s 程度と見積もることができる。また、天然試料中には、177Lu が存在しないため、(γ,n)反応による 176Lu 核異性体の生成の可能性はない。この場合も、照射時間は 176Lu 核異性体の半減期（4.1 時間）程度とする。

- 49 -

SPring8-1 実験提案書_040211 宇都宮(3.2)

SCW 第 1 ハッチでの実験

第 1 ハッチの建設によって、SCW 放射光による実験は空間的な制約と強いバックグラ
ンドガンマ線や中性子から解放される。特に、光子散乱実験 NRF（Nuclear ResonanceFluorescence）装置の設置が可能となり、この装置によって同時に SCW 放射光のスペク
トルと絶対強度が測定される。こうして、表１に示された(γ,n)反応断面積測定と、表１の同位体核種を標的とした(γ,γ')反応によるピグミー共鳴の測定からなる、p プロセスの系統的研究が可能となる。

(a)

SCW 放射光のエネルギースペクトル・フラックス測定用 NRF 装置

図 14 にシュツットガルト ダイナミトロン加速器施設に設置された制動放射照射装置を示す。この装置は、本計画でも提案[(3.1)(c)参照]している 180mTa の光脱励起放射化実験のために用いられたものである。NRF 装置は、電子ビームを止め制動放射光を発生させるラ
デイエーターおよびその直後に置かれた照射サンプルと、2m のコンクリート壁と鉛コリメーターで隔てられている。2 つの NRF 装置とビームラインの終端にガンマフラックス測定用の電離箱が設置されている。

図 14 シュツットガルト ダイナミトロン加速器施設の制動放射照射装置

下流の NRF 装置は制動放射光の終端エネルギー測定用であり我々には不要であるが、上流の装置はエネルギースペクトルの決定とフラックスの絶対値測定のためのものであり、- 50 -

SPring8-1 実験提案書_040211 宇都宮

同種の装置が SCW 放射光ビームラインにも必要となる。この NRF 装置は、2 台の高純度
Ge 検出器（3” X 3” NaI(Tl)の相対検出効率 100％）を備え、7Li, 13C, 19F, 27Al, 63,65Cu の混合標的からの散乱ガンマ線を測定する。これら標的は 0.5 – 4 MeV のエネルギー領域で、絶対強度がよく知られたガンマ線を放出する。これによって、エネルギースペクトルとフラックスの絶対強度が決定される。これより高いエネルギー領域では、11B が標的として用いられる。表 4 に 11B(γ,γ’)測定で観測されるガンマ線と崩壊幅Γ、エネルギー積分した断面積を与える。
表4(b)

11B(γ,γ’)測定で観測されるガンマ線

p プロセスの系統的研究１：

光中性子反応断面積の測定

光放射化実験によって、表１の光中性子反応断面積を測定する。照射サンプルは別室の低バックグランド計測室に移され、放射能のオフライン測定を行なう。
図 15 はシュツットガルト加速器施設で使われている、低エネルギーX 線計測装置である。バックグランドガンマ線に対してよくシールドされた 2 台の LEP-Ge(Low-energy
photon Germanium)検出器によって、放射化されたサンプルをサンドイッチして測定している。高いエネルギーのガンマ線を測定するときは高純度 Ge 検出器を用いる。

図 15 低エネルギーX 線計測装置（シュツットガルト加速器施設）- 51 -

SPring8-1 実験提案書_040211 宇都宮(c)ｐプロセスの系統的研究 2：E1 ピグミー共鳴の測定

中性子しきい値直下に存在する E1 ピグミー共鳴の測定には、電子軌道面内で直線偏光した SCW 放射光を利用する。

標的として同位体核種を入手する必要があるため、表１中の存在比が比較的大きい核が研究対象となる。光子散乱実験及びピグミー共鳴
測定用 NRF 装置の詳細については、提案書「SCW 放射光を利用した光子散乱実験に関する提案」（大垣、宇都宮）を参照のこと。
(d)

問題点と今後の課題

第 1 期 SCW 収納部フロントエンド実験では、バックグランドガンマ線と中性子線を実測し、それらの放射化実験に及ぼす影響について注意を払う必要がある。特に、176Lu(1‐)
状態の光励起実験では、バックグランド中性子捕獲反応 175Lu(n,γ)の寄与は無視できない可能性がある。
第 2 期の本格的な光放射化実験及び光子散乱実験では、次の３つの測定ステージ、(1) 試料照射ステージ、(2) SCW 放射光のエネルギー・フラックス測定ステージ、(3) 光子散乱
実験ステージ、を備えた実験ハッチを建設する必要がある。各ステージの原案を、この提案書及び別途提案書「SCW 放射光を利用した光子散乱実験に関する提案」（大垣、宇都宮）
で提示した。他提案書（藤原）（坂井）で記述されている実験との共存を考慮し、将来、R&D を行なう必要がある。

４．まとめ
超伝導ウイグラー（SCW）放射光の高エネルギー部は、超新星爆発時に生成される黒体
輻射のスペクトルに酷似しているという、天体核物理研究への天性の適合性を有する。このため、SPring-8 は、光核反応が主役を演ずるｐプロセス天体核反応研究のメッカとなり得る。第 1 期の SCW フロントエンド収納部での放射化法実験だけでも、世界をリードす
る成果を十分に出すことが可能である。
第 3 世代放射光施設である SPring-8 で、ビームエミッタンスを劣化させる超伝導ウイグ
ラーの設置は、放射光ユーザーである物質生命科学研究者の理解と合意なくしては不可能である。ビームエミッタンスの劣化をできるだけ押さえるための技術の進展が望まれる。
第 2 期の専用実験ハッチ建設は、そのような合意と技術を得て初めて可能となろう。
最後に、MeV 領域の高エネルギー放射光利用の立場から、今後、単色化が最大の課題となることを指摘したい。

- 52 -SCW-NRF_040212 大垣宇都宮

SCW 放射光を利用した光子散乱実験に関する提案
2004 年 2 月 12 日
大垣英明（京大エネルギー理工学研究所）
宇都宮弘章（甲南大学理工学部）
１．はじめに
実光子ビームを用いた原子核共鳴実験（NRF）は、運動量移行が小さいため、原子核準位のうち核スピンが小さい J=1,2 の準位を選択的に励起する特徴を有する。また、散乱する光子を精密に測定する事が可能であるため、励起エネルギーの正確な決定はもとより、散乱光子量から励起準位の遷移強度を、散乱光子の角度分布から核スピンが、それぞれ核モデルに依存することなく
観測量のみで決定できる。更に、直線偏極（偏光）した光子ビームを用いることで励起準位のパ
リティを直接測定することも可能である。この理由から、古くは大強度の放射性同位元素（RI）からのγ線を用いる NRF 実験が行われてきた。近年は加速器の発達と共に、大強度の光子ビームが得られる制動放射を用いる方法が、主流を占めるようになった。しかしながら、この手法で得られる光子は無偏極ビームであり、上記のようなパリティの測定は不可能である。これに対し、散乱光子の偏極性を利用したコンプトン検出器を用いることで、パリティの測定を行なう方法が開発された。しかし、この手法を用いても、得られる偏極分解能は数%であり、パリティの決定は不確実であった。これに対し、最近レーザーと蓄積リング中の電子ビームを正面衝突させることで、ほぼ完全偏極した光子が得られるようになった。このようなビームを使用すると、決定的なパリティ測定が可能である。図１に産総研でのレーザーコンプトンγ線を用いたパリティ測定の例を示す。
原子核の巨大共鳴に見られるような E1、M1 集団励起状態は、光核反応の通り道（パスウェイ）
として重要であり、それぞれの正確な励起関数測定が必要である。通常の光核反応では困難なパ
リティの直接測定は、上述のように完全偏極光子による NRF 実験を行なうことで可能であるが、競合関係にある核子放出過程に大部分の反応が奪われるため、これまで中性子
12C(γpol,γ) Eγ=15.5 MeV, 90°

しきい値以上の巨大共鳴領域で NRF 実験

ベクターE1 巨大共鳴とは異なり、E1 渦共鳴の可能性が理論的に指摘されてい

+

30
20
Counts/ 4 keV的に現れる。この状態は原子核のアイソ15.1 MeV, 1

40

一の例である 208Pb 核では中性子しきい
値を跨ぐようにして E1 励起強度が集中SE50が成功した例は、208Pb を除いて無い。唯

M1

10
0
50

Ay=0.91±0.16

40

E1

30
20
10

る。
また、一般にピグミー共鳴と呼ばれる

0
12

13

14

15

16

Photon Energy (MeV)

主として E1 励起状態が、いくつかの中重 原 子 核 (116,124Sn, 138Ba, 140Ce, 144Sm,
206,208Pb)において観測されている。E1 ピ

図１ 産業技術総合研究所レーザーコンプトン散乱γ線を用いた NRF 法による 12C の 15.1 MeV レベルのパリティ測定。
上図が M1 励起状態を示し、下図が E1 励起状態を示す。

- 53 -SCW-NRF_040212 大垣宇都宮

グミー共鳴はエネルギー荷重和則の１％程度を占めるに過ぎないが、中性子しきい値より低い励起エネルギー領域(6‑8 MeV)に集中して観測されるため、特別な核構造を反映していると考えられている。中性子スキンがコア核に対して行なう双極子振動がその一例であるが、他に多くのモデルがあり、核構造の解明は今後の系統的な研究を待たねばならない。
E1 ピグミー共鳴に比べて微弱な M1 ピグミー共鳴に関するデータは著しく不足している。
今後、
完全直線偏光 NRF 実験によるパリティ測定が不可欠である。
ピグミー共鳴の天体核物理における重要性は、r プロセス（速中性子捕獲反応）での励起状態に対するガンマ線透過係数において指摘された。ピグミー共鳴が安定核領域では中性子スキンのコア核に対する双極子振動であるなら、中性子過剰核では中性子ハローのソフト双極子振動がピグミー共鳴の起源となり得る。
一方、安定線の中性子欠乏側の中重安定核にピグミー共鳴が存在するかどうかは、大変興味深
い問題である。恒星の熱平衡下で低エネルギー励起状態にある原子核がピグミー共鳴へ光励起されると、中性子しきい値を超え、(γ,n)反応が出口チャンネルとなり得る。恒星の黒体輻射は低エネルギー光子をより多く含むため、ピグミー共鳴は、光核反応が主役を演ずる p プロセス元素
合成に大きな寄与をもたらす。このように、ピグミー共鳴の研究は p プロセス研究の重要な側面である。
２．研究の概要
上記の状況から、SCW からの強力な完全偏極連続光子ビームを利用することが可能となれば、
1)巨大共鳴領域での直線偏極 NRF 実験による E1‑M1 分布の決定、2)ピグミー共鳴状態の系統的探索、を実現できる。このほかにも、多重フォノン励起状態の直接測定のような実験も可能になるかもしれない。ここでは 1)、2)について主な実験として提案する。
2.1) 巨大共鳴領域での直線偏極 NRF による E1‑M1 分布の決定
本提案は、原子核の巨大共鳴領域での E1 遷移と M1 遷移の励起関数を、ほぼ 100%直線偏極した
SCW からの連続放射光用いた NRF 法により測定するものである。核子放出過程の反応断面積に比べ NRF の反応断面積は 5‑6 桁低く、通常の実光子ビームの 105‑6γ/s 程度のフラックスでは測定が不可能であるが、1010 前後のフラックスが得られる SCW 放射光を用いれば、検出器の検出効率を数%と仮定しても測定が可能である。本提案ではパリティ測定を行い、E1 と M 状態の分別をすることが重要であり、このためには同等の検出効率と分解能を有する半導体検出器を散乱角 90
度に最低 2 台（水平、垂直方向）設置する必要がある。更に、SCW 放射光のエネルギースペクト
ルが均一あるいは単色ではないため、これらの検出器はコンプトン抑制型にして、低エネルギー側のオーバーカウントを除去する必要がある。また、
NRF では基本的に J=1 が支配的ではあるが、J=2 の成分が励起される事もあるため、散乱角 127 度方向にやはりコンプトン抑止型の半導体検出器を用意する必要がある。更に、SCW の光子ビームの量とエネルギースペクトルを正確に測定する必要がある。SCW のエネルギースペクトルが SPring‑8 の蓄積電流量によらないと仮定し、蓄積電流の少ないときに、上記のコンプトン抑止型半導体検出器を用いて、エネルギースペクトルを測定しておき、これを用いて励起関数を導出することが可能である。

- 54 -SCW-NRF_040212 大垣宇都宮

SCW ビームを用いる事で考えられる問題点は、低エネルギー側のフラックスの多い部分が、照射ターゲットにより原子（アトミック）散乱することで生じるバックグラウンドである。この問題を軽減するためには、ターゲットと検出器の間にターゲットと同じ核種材料のハードナー（hardener）をおく必要があり、これらの配置の最適化を行なう必要がある。図２に本実験のセットアップを示す。
2.2)ピグミー共鳴状態の系統的探索
本提案は、これまでいくつかの原子核において、中性子しきい値以下の励起エネルギー領域において、その集中的な存在が知られている E1 及び M1 ピグミー共鳴を、系統的に研究することを目指す。核構造解明と天体核物理研究の両方にとって重要なテーマであるが、これまで天体核物理の視点から研究が行われていないことは、今後の研究戦略上、重要なポイントとなる。実験は2.1)と全く同じものが使用可能である。

コンプトン抑制型
大型Ge検出器

referencetargethardener

SCW光targethardener

beam dump/
flux monitor
コンプトン抑制型 コンプトン抑制型
大型Ge検出器 大型Ge検出器
図２

コンプトン抑制型
大型Ge検出器

SCW における NRF 実験のセットアップ図。

- 55 -SCW 提案_040210 坂井

10, Feb. 2004

400keV 以上の放射光のコンプトン散乱実験への利用
坂井信彦 姫路工業大学理学研究科
コンプトン散乱実験は物性研究に応用されている。散乱Ｘ線のエネルギ−を精密に測定することから、物質中の電子の運動量分布が得られ、量子力学的電子状態が議論される。この際、電子スピンに依存する散乱を利用すると、磁性電子の量子力学的運動量状態が明らかとなる。1970 年代よりガンマ線源と半導体検出器と組み合わせた研究が世界的に始められ、現在では放射光源による研究が最も盛んである。
SPring-8 でも BL08W で 300ｋｅV 以下のエネルギ−を用いて活発な研究が行われている。この提案書では、さらに高エネルギ−の 400keV 以上のＸ線がコンプトン散乱実験にもつ価値を述べる。
はじめに高エネルギ−Ｘ線がコンプトン散乱実験にどのように有効かを列記し、ついで BL08W の現状、
新しい光源にたいする期待、今後開発すべき技術的要素について述べる。
１．コンプトン散乱実験に対する高エネルギ−X 線の有効性(1) 試料の有効厚さの増加
入射Ｘ線のエネルギ−が高くなるにつれて、光電効果によるＸ線の吸収とコンプトン散乱の比は、図−１のように変わる。入射Ｘ線のエネルギ−が低く、照射される物質の原子番号が大きい場合に、光電効果の影響でコンプトン散乱実験の試料の有効厚さ（全吸収係数 μ の逆数）は小さくなり、コンプトン散乱強度が減る。このことから原子番号の大きな試料のコンプトン散乱実験には、高エネルギ−Ｘ線が有効である。

図‑1. 光電効果、コンプトン散乱、電子陽電子対生成の断面積が等しくなる原子番号とＸ線エネルギ‑の関係．

(2) コンプトン磁気散乱断面積の増加
コンプトン散乱断面積（光子数）は

 E
 

dσ r02  E  E E 0
E  cos θ  =  
+− sin 2 θ  + PL sin 2 θ − PC σ  0 −dΩ 2  E 0  E 0 E
 E E 0  - 56 -(1)

SCW 提案_040210 坂井である。ｒ０は電子古典半径を、Ｅ０、Ｅはそれぞれ入射および散乱Ｘ線のエネルギ−を、θ は散乱角を表す。この式では電子スピンσ は入射Ｘ線の方向と平行とし、散乱前の電子は仮想的に静止していると仮定している。大カッコ内の（）でまとめられた第１項と２項はそれぞれ入射Ｘ線の偏向に依存しない断面積と直線偏向（スト−クスパラメ−タＰＬ）に依存する断面積を表す。第３項は入射Ｘ線の円偏向（スト−クスパラメ−タＰＣ）と電子スピンσ に依存する断面積である。この第３項について、コンプトン散乱でよく知られた

E=

E0

(2)

E
1 + 02 (1 − cos θ )mcの関係式を代入すると、

 2mc 2 + E (1 − cos θ ) r02
 dσ 
0E 0 cos θ (1 − cos θ ) 


 =
2
2
2
 dΩ  spin mc + E 0 (1 − cos θ ) 

(

)

(3)

となり、入射Ｘ線のエネルギ−Ｅ０とともに次第に増加し、一定値に達することが分かる。電子スピンに依存しない断面積もＥ０とともに僅かずつ増加する。図-２に両者の比 Φ spin / Φ 0 を示した。相対的に見ても、やはりスピンに依存する散乱が増加することが分かる。 以上より入射Ｘ線のエネルギ−を高めることは、磁性電子の電子状態の研究、すなわちミクロな磁性研究に有効である。

図-2 スピン依存コンプトン散乱断面積のエネルギ−依存性。 実線： Φ spin / Φ 0 、破線： Φ spin /( Φ 0 + Φ spin )(3) コンプトン反跳電子のエネルギ−の増加
コンプトン反跳電子のエネルギ−は入射Ｘ線エネルギ−から散乱Ｘ線のエネルギ−（式２）と束縛エネ
ルギ−EB を引いて与えられ、Ee = E0 − E − E B =E 0 (1 − cos θ )E0 − E B
mc + E 0 (1 − cos θ )2(4)である。EB≪Ｅ０≪mc２の範囲では Ee は E０の 2 乗に比例し、徐々に E０に比例するようになり、やがてE０に達する。

- 57 -SCW 提案_040210 坂井

Energy & Momentum of Recoiled Electronfor 165-deg. scattering angle with P x,y= 1 a.u.
400
350

E (keV) ,K (atomic units)

300
250

E of Scatt. X (keV)
E of rec. Ele. (keV)
P of rec. Ele. (a.u.)

200
150
100
50

0

0

0

0

42

46

50

0
34

38

0

0
22

30

0
18

0

0
14

26

0
10

60

20

0

E 0 (keV)
図３．散乱角 165°の場合の反跳電子のエネルギ−(△)とその運動量(◇),および散乱Ｘ線のエネルギ−(□)。

図３にコンプトン散乱した X 線と反跳電子の運動エネルギ−が入射 X 線のエネルギ−E0 とともにどのように変わるかを示した。
E0 の増加につれてそのエネルギ−は散乱 X 線よりも反跳電子に移されていくことが読み取れる。たとえば E0＝500 keV では反跳電子の運動エネルギ−は約 350 keV である。
このような高速電子が物質中を通過する際に、コンプトン散乱直後の状態を失わずに物質の外に出てこられるかは、たとえば高速電子線の実験から判断することができる。

図４a．Al 中での高速電子線のプラズモン

図４b．Mg，Cu 中での高速電子線の発生によるエネルギ−損失

プラズモン発生によるエネルギ−損失

図４a,b はその観測例である。高速電子が金属を透過するとプラズモンを励起する。図から 100 keV の電子の場合、
15μg/cm2 (=5.5μm) 厚の Al フォイルからは励起を伴わない電子が放出されることが分かる。
平均自由飛程（放出される電子線強度がほぼ無くなる厚さ）では図５のようなエネルギ−依存性がある。
電子のエネルギ−が 100 keV から 400 keV になると、飛程は１０倍になっている。プラズモン励起を伴わない電子の割合もそれに比例していると概算すると、400 keV の電子線では 55μm 厚の試料

- 58 -SCW 提案_040210 坂井

図５．Al 中の電子平均自由飛程

で、反跳電子を捉えることが出来そうである。単結晶試料などの厚さを 10-20μm に加工することはそれほど困難ではなく、反跳電子を観測する実験はエネルギ−の増大とともに容易になる。
２．物質中の電子の運動量密度分布測定
物質中の電子の運動量分布の情報はコンプトン散乱したX線のエネルギ−スペクトルの精密測定から得られるが、反跳電子の測定から次のような処方で得ることができる。
コンプトン反跳電子の運動量ｐ’ は自由電子を想定すれば、運動量保存則から、

p ′x = p x
p ′y = p y
p ′z = p z + hKとなる。散乱前の電子の運動量を p とし、X 線の散乱ベクトルを K とし、その方向をｚ軸とした。散乱
ベクトルの大きさは、散乱前の電子の運動エネルギ−が X 線のエネルギ−に比較して充分小さいと見なせば、

chK = E 02 + E 2 − 2 EE 0 cos θである。そこで、散乱 X 線を同時測定して、散乱角 θ と K を決めた上で、反跳電子のｘｙ面上の強度分布を測定すれば、それは、運動量のｚ成分が積分された２次元(x-y)運動量密度分布になる。さらに散乱 X
線のエネルギ−スペクトルから特定のｐｚに対応する X 線のシグナルとのみ同期させて測定すれば、物質中での電子の 3 次元運動量密度が得られる。
図６には、E0 を大きくした場合に、コンプトン散乱前の x 方向の運動量が 1 atomic units (a.u.)の電子が上記の散乱ベクトル K の方向からどれ程ずれるかを示している。

- 59 -SCW 提案_040210 坂井

Displacement of electron with Px=1 a.u. at 1M

D (x 0.1 mm)

400
300
200
100

0

56

0

52

0

48

0

44

0

40

0

36

0

32

0

0

28

0

24

0

20

0

16

12

80

40

0

0

E0 (keV)
図６．試料から１M 離れた位置で１a.u.の運動量を持った電子が観測される、横方向の距離．コンプトン散乱角は１６５度としている．

E0=500 keV のときは、試料から１M 離れた距離でずれは約 1cm である。10a.u.までの運動領域を測定す

るには、10×10 cm2 の平面上の計測となる。そして 0.1a.u.の精度で測定するためには 0.02a.u.刻み程度は必要であろうから、200μｍの精度の測定となり、検出器としては 500×500 チャネルの２次元位置敏
感型電子検出器を使うことになるであろう。
入射X 線ビ−ムの径も200μm 程度にすることが要求される。
これらの条件はそれほど容易ではない。一方、ビ−ム径や位置検出精度の制約は逆に E0 を下げる方向、あるいは試料からの距離を長くすることで緩やかになる。
３．コンプトン散乱実験の現状
世界的にみてもっとも進んだ研究環境を整えているのは SPring-8 の BL08W であるので、その現状を概観する。挿入光源としては楕円多重極ウィグラ−が用いられ、現在、入射 X 線は 300keV 以下 100keVまでが利用できる。円偏光度も平均 0.6 が得られる。コンプトンプロファイル測定での運動量分解能は、
エネルギ−分光器に Ge 半導体検出器を用いて 0.4a.u.、結晶分光器で 0.15a.u.が得られている。磁性研究に要求される試料の温度は室温から６Ｋまで、外磁場は０Ｔから∓３Ｔが使用可能である。BL08W で設定した最高エネルギ−300keV は、ウランを試料とした際、ウィグラ−からの入射光強度が激減しないエネ
ルギ−範囲で、また、ウランの蛍光Ｘ線がコンプトンエネルギ−プロファイルに重畳しない最高入射エネ
ルギ−として決定された。光強度として試料位置で 1010photon/s が必要である。その後明らかになったよ
うに現状では 300keV では光強度が不足で、主に 175keV の入射エネルギ−で測定が行われている。ウラン化合物等の測定ではウランのＫ吸収端のエネルギ−(116keV)より入射エネルギ−を下げ、蛍光Ｘ線の影
響を避けて測定がなされている。
国内外でなされたコンプトンプロファイル研究では、フェルミ面計測や、電子系のバンド構造の 1 電子
近似に基く数値計算の評価、あるいは水素吸蔵物質の水素の電子状態の検証などが行われている。具体的には Li, Be, Na, Li-Mg 合金、Al, Si, Cr, V, Cr-V 合金、Fe, Cu, CoSi2, FeAl, CoAl, NiAl, Al-Li-Cu 準結晶など多彩で、金属電子論の研究に貢献している。
磁気コンプトンプロファイルの実験は、磁性元素として代表的な３ｄ遷移元素では、その化合物を含め、
Fe, Co, Ni, FeNi-alloy, Fe3Al, Fe3Si, Fe3Pt, Pd1-xCox, Cu2MnAl, Co2FeGa, Ni2MnSn,
La2-2xSr1+2xMn2O7, MnSb, Fe1-xCuxCr2S4, amorphous-Gd6Fe2Al2, amorphous-Gd4Y2Fe2Al2 などが、４ｆ- 60 -SCW 提案_040210 坂井

希土類元素では CeSb, Gd, Sm, RFe2 (R=Ce, Dy, Ho, Er), Ce(Fe0.96Ru 0.04)2, SmCo5, SmMn2Ge2 、アクチ
ナイド元素の金属化合物では UFe2, USe, UTe 等、多彩な磁性物質が研究対象となり、主に磁性の研究に貢献している。多くの測定が我国の SPring-8 および KEK-AR 放射光施設でなされてきたことは特筆に価する。
反跳電子分光実験は主に KEK-AR 放射光施設で研究が進められている。1998 年の報告では、65 keVの入射 X 線により、K ベクトル方向のみの反跳電子（p’x=0,p’y=0）を捉え、その速度を TOF 法で測定して、グラファイトの(0,0,p’z)の 3 次元運動量密度の観測に成功している。 ビ−ム形状は 0.5mm(垂直)×3mm(水平)で、試料の厚さは 20 nm である。運動量分解能は 0.3 a.u.であった。最近、散乱Ｘ線の２次元分布を 2 次元検出器で測定した実験が KEK-AR で行われた。入射 X 線のエネルギ−は 115.6 KeV で、
2 次元検出器には 2.2mm×2.2mm×15mmt の Bi4Ge3O12 シンチレイタ−が 25×21 個並べられて用いられた。この測定では、散乱ベクトル方向(ｚ軸)を反跳電子の検出で決め、その信号に同期させて散乱Ｘ線の角度広がりから(px,py)分布を２次元検出器で測定している。原理的には反跳電子の広がりの測定と同様の情報が得られる。SPring-8 の BL08W では 21 バンチモ−ドの放射光で XeX(0,0,pz)の実験が Si 単結晶で成功している。
図７にこれまで BL08W で行われた一般課題のコンプトン散乱実験課題数の年度変化を示す。このビ−
ムラインではコンプトン散乱実験以外に、微量分析や核励起の実験も行われている。年度を追って、コンプトン散乱実験の課題数が顕著に増加していることが判る。
SPrin g -8 , BL 0 8 W Ex p e r ime n t s

2002

2001

Year.

2000
系列2

1999

1998

1997
0

5

10

15

20

25

N umber of Ex p.
図７．SPring-8，BL08W で実施されたコンプトン散乱実験の年度毎の課題数

４．新しい光源に期待する条件
磁気コンプトン散乱実験を想定すれば、高エネルギ−の円偏向ビ−ムが必要である。反跳電子計測を想定すれば細いビ−ムサイズが要る。
反跳電子計測では試料厚さが薄くなるので、散乱強度を保つには約 100
倍入射強度を増加させる必要がある。さらに２次元分布測定を行うと、１ピクセル当りの計数率は減少するので、現在の計数時間内で統計精度のよいデ−タを確保しようとすると、さらに 100 倍もの入射強度が- 61 -SCW 提案_040210 坂井望まれる。具体的には BL08W と比較して以下の表１のようにまとめられる。
表１： BL08W と新光源の性能比較。MCP は磁気コンプトンプルファイル計測を XeX
は反跳電子計測を意味する。
EnergyPhoton flux (ph/s)⊿E/E

beam size at sample

BL08W< 300 keV

円偏光

5 x 1010

5 x 10-3

1mm x 1mm

新光源

> 400 keV

円偏光

5 x 1010

5 x 10-3

1mm x 1mm for MCP

４直線偏光 5 x 101

5 x 10-3

0.1mm x 0.1 mm
for XeX５．開発が必要な技術的要素
ビ−ム形状：
挿入光源として超伝導ウェイブシフタ−を想定した場合には、坑熱・高エネルギ−集光型モノクロメー
タ−およびスリットの開発が必要である。反跳電子計測に要求される 0.１ｍm ビ−ムサイズ以下を実現す
るには、現在提案のあるミニポ−ルアンジュレイタ−がその用途に適していると思われるが、電子ビ−ム
入射条件が厳しく実現にはさらに検討が必要であろう。高エネルギ−仕様のアンジュレイタ−光源と適当な集光系を構築することが望まれる。
高エネルギ−円偏光ビ−ム：
マイクロビ−ムとは別個の光源特性として高エネルギ−円偏光を発生させるには、曲率半径の小さな楕
円型マルチポ−ル-ウィグラ−（ないしはウェイブシフタ−）が求められる。この場合でも坑熱・高エネル
ギ−集光型モノクロメータ−およびスリットの開発が必要である。エネルギ−を高めることで、重元素を含む磁性体のコンプトンプロファイル計測の計数率が向上することが期待できるが、一方で 130-keV 前後の高エネルギ−X 線に対して高エネルギ−分解能・高感度の検出器が要求される。

- 62 -

超伝導ウイグラーによる原子核パリティ非保存実験研究計画提案書
提案者（代表者）

大阪大学核物理研究センター
藤原守

1. 提案趣旨
パリティ非保存現象は自然界における基本的対称性と深く関係している。
ニュートンの万有引力の発見に象徴される古典力学は１８世紀―１９世紀に完成され、マクスウエルの電磁気学と統合的に考えることにより、光の黒体輻射の問題に象徴されるような矛盾が明らかになった。この問題を解決するために、２０世紀初めに、相対性理論、量子力学が発展し、２１世紀における輝かしい科学発展に結びついた。この流れは１９６０年代になって、まったく新しい方向へと発展した。電磁気学とベータ崩壊を記述する理論の統合である。電弱統一理論では、ベータ崩壊を媒介する粒子として荷電ウィー
クボソン（W+, W-）とニュートリノを散乱させる中性ウィークボソン（Z0）があり、物理現象での、パリティ非保存現象を引き起こす。
現在、物理学の標準理論では、図１に示すように、物質を構成するのは６種類のクォークとレプトン族から出来、相互作用の媒介はグルーオン、ウィークボゾン、重力子の交換から起こる。
図１：６個のクォークと６個のレプトンからなる自然界の基本物質要素。クォーク同士の力はグルーオ
ン、レプトンとクォークはウィークボゾンを媒介して相互作用のやり取りが起こる。（アメリカ・フェルミ研究所パンフレットから引用）

一方、わが国、日本でのスーパーカミオカンデのニュートリノ振動の発見に象徴されるように、ニュートリノ振動が明らかになりつつある。また、クォークの世代も混合していることは確かである。２１世紀初期には、J-PARCなどの実験により、ニュートリノ混合機構が、より明確にされるであろう。
次の物理の課題は、クォークの世界と、レプトンの世界を統一的に考え、- 63 -

宇宙の物質構造の根源を探ることである。このためには、考えられる統一理論に必要な物理実験データを集積することであろう。もちろん、統一理論構
築のために必要なデータが何かということは、現時点ではっきりしていない。
しかし、はっきりとしていないことを考えるのがわれわれ基礎物理をやっている科学者の生き方でもある。クォークの世界とレプトンの世界が繋がる現
象は、原子核のパリティ非保存現象に現れる。この物理的考察に基づき、世界ではさまざまなパリティ非保存実験が行われつつある (JLAB, ロスアラ
モス、Mainz、ボン、KVI、など)。
図 2 に示すように、パリティ非保存実験では、鏡のなかの世界を人工的に作り、鏡映変換に対しての物理現象の破れを測定する。よく知られたベータ崩壊の現象では、弱い力が関与し、非対称を起こす。
図２：(a)ｙ軸に関する鏡映変換。古典物理では自然現象は鏡映変換に関して不変。
(b)スピンなどの擬軸性ベクトルは鏡映変換に関してその方向を変える。したがってベータ崩壊などを観測すれば、パリティの破れが観測される。
実際にＷｕらの実験（C.S. Wu et al., Phys. Rev.
105 (1957) 1413）により、ベータ崩壊ではパリ
ティ破れていることが確認された。

これはクォークとレプトン間でファイマン図（上図）に示されるウィークボソンが交換されることによる。

ベータ崩壊によるパリティ非保存現象はすでに４０年以上に渡る詳細な研究により調べられてきた。この古い問題は本研究提案では無い。
本研究でのテーマは、弱い力と強い力が絡むパリティ非保存現象を研究する。この過程では図３に示すような、弱い力を媒介する中性ウィークボソンと強い力を媒介するパイ中間子、ロー中間子、オメガ中間子が絡む現象を解明でき、強い力と弱い力の統一理論構築にとっての基礎データを提供することになる。もちろん、現在の標準理論の枠外の現象であり、基盤のしっかり- 64 -

した理論はまだ無い。パリティ非保存現象を解析する理論的枠組みはすでに、構築されている [1,2,3,4,5,6,7]。 ＤＤＨの相互作用として知られている、弱い力と強い力の結合を表現している、パイ中間子（π）、ロー中間子（ρ）、オメガ中間子（ω）と中性ウィークボソン（Z0）がスカラー型、ベクトル型に結合する６個の結合定数である [1]。これらの結合定数を実験的に求めるべく理論の粋を凝らした努力が行われたが、現在のところ、無矛盾な値を求めるには至っていない。
図３：原子核中の相互作用についてのファイマン図。
(a)核子間力、(b)パリティ
非保存を引き起こす相互作用、(c)、(d)、(e)、電弱統一理論から予想される電子散乱。ベータ崩壊での過程は記述されていない。

図４に過去、現在、未来までの統一理論に至る過程を示す。われわれ科学者にとって、物質の究極の根源を統一した概念で理解することは、まだまだ、かなわぬ夢としても、それに至るための基礎データの構築は実験データを積み上げることが、科学発展の常道であり、統一理論に向けては、弱い力と強い力が絡むパリティ非保存現象を実験的に集積することの意味は極めて大きい。

Interaction

Carriers

Gravitation

Graviton
W+, W−, Z0

Weakact onElectromagnetic Photon
Gluon
StrongParticle
Leptons
Quarks)Grand
Unification
Time

図４：統一理論へ向けての基本相互作用を媒介するボソンと基本粒子の関わり。

- 65 -

SPring-8 は、世界最高のビーム安定性、エミッタンスを誇る放射光施設である。この施設での１０ MeV 以下の円偏向ガンマ線を用いることにより、今まで考案されなかった新しい高精度実験により原子核パリティ非保存実
験を行うのが本計画の趣旨である。SPring-8 蓄積リング中に周回する電子
ビームの特徴を最大限に生かした初めての実験が行われる。
2. 超伝導ウイグラからの円偏向光
これまでの研究では、SPring‑8 における低エネルギー・逆コンプトン・ガ
ンマ線発生として、8 GeV 蓄積電子と遠赤外レーザーを衝突させる手法を考察してきた。低エネルギー・逆コンプトンガンマ線発生では、散乱によって損失される電子エネルギーは 30 MeV 以下で 8 GeV に比べて遥かに低く、散乱された電子は再度、蓄積リングを周回するという特徴がある。従来の放射光利用との摩擦が発生するのではないかの危惧があったが、これまでの研究での計算結果では、8 GeV 電子ビームには影響はなく、原理的にはレーザー強度を増しても無制限にガンマ線を発生させることが可能となることが分かった。SPring‑8 では、超伝導ウイグラによる大強度・高エネルギー放射光発生にも成功した。この放射光をＰＮＣ実験に使用可能かどうかを検討する。
図５：ウイグラ光発生に関すεπる座標。電子ビームの運動量ベクトルは n 軸。電子の回転方向（εσ軸）に垂直な軸はεπ軸と定義する。

Wiggler lightΨnεσ
8 GeV electron beam

図５はウィグラ光発生の座標系を示す。ウィグラ光は電子の進行方向に最大強度を持つ [SCW 利用提案０３０７３１、図７(a)参照]。発生放射光の偏向はΨ=0でεσ方向に最大となる。これは、電子から放射される光の向きが遠心力方向に向くことによる。επ方向への成分はΨ=0から放射光の方向が有限となるに従い増加し、発生角度γΨ=1（ローレンツ因子1/γ）の条件を満たすところでεπ方向、εσ方向の偏向ベクトルがほぼ同じとなり、円偏向度が１００％に近くなる。
問題はγΨ=1の角度でも、十分な放射光強度があるかどうかである。早乙女らの計算によると、γΨ=1を満足する角度（Ψ=60µrad）でも放射光強度は０度に比較して 1/4 程度となる。また、1 MeV 以下の低いエネルギー領域の不必要- 66 -

な光を１０センチメートル程度の鉛シールドを用いて遮蔽しても、1 MeV 以上の放射光は相対的にはあまり減少しない。したがって、1 MeV‑3 MeV の円偏向
光でも１０１１個/秒の強度が得られる。この光を収納部から取り出し、余分なバックグランド光なしに実験室に取り出せれば、円偏向ガンマ線による、原
子核パリティ非保存実験が可能となる [9,10,11,12]。
以下では、原子核パリティ非保存実験の歴史を簡単に紹介し、SPring‑8 で実験する時、今までと違うユニークなアイデアと超伝導ウィグラを用いた時の可能性について考察する。
３）ＰＮＣ実験のこれまでの歴史と SPring‑8 での実験のメリット
アメリカ・コロンビア大学の Lee と Yong の理論[12]に触発され 60Co のベータ崩壊のパリティ非保存を実験していた Wu らは１９５７年に、確実な実験証拠を発表した[13]。その直後、ロシアでは Zel dovich が、もしパリティが破れているならば、電気モーメントと磁気モーメントの二つのベクトルからの外積としての第３のモーメントが存在するはずであることを論じている [14]。このモーメントは Anapole モーメントと呼ばれ、１９９７年になって、ボーズ・アイ
ンシュタイン凝縮でノーベル賞をもらった、Wieman グループによって、その存在の確実な実験的証拠が得られた [15,16]。133Cs の 6s1/2 →7s1/2 遷移（これはパリティ混合が無い限り禁止）にＥ１遷移が混合するという実験証拠を提示した
この実験は、長年、原子物理学者が追及してきたもので[17,18]、レーザー技術の粋を結集して行われた輝かしい業績である
図６：Tanner[19]や Lobashov[20]らによって初めて測定された原子
核パリティ非保存。482 keV 5/2+準位から基底状態への遷移（主にＭ１
遷移）にパリティの違うＥ１遷移が約１００，０００分の１混合していた。180Hf [21]では 1/300 程度の混合が見つかっている。

。

原子核中での核子―核子相互作用レベルでのパリティ非保存についての実験研究の歴史も長い。この実験研究の最初の報告は Tanner らによって１９５７年- 67 -

に行われて以来、１９８０年代半ばまで精力的に行われた [19‑25]。また、さまざまな理論的検討も加えられてきた。PNC 効果については、すでにさまざまな
review 論文が出版されているので紙面の都合で、あえてここでは繰り返さない[1,6,26,27]。図６では、181Ta で PNC 効果が初めて発見された準位を紹介している。482 keV 5/2+準位は主にＭ１遷移で基底状態の 7/2+にガンマ崩壊するのであるが、Lobashov ら[20]はきわめて精巧な長期にわたるベータ・ガンマ線測定
実験の結果、6・10‑6 のＰＮＣ効果を報告している。 482 keV 準位は他の準位とは相当に離れているので、上記に述べた原子核中でのパリティを破る相互作用の生の効果がこの程度であることを示している。一方、その後に行われた、180Hf[21]に対する 1142 keV 8‑から 641 keV 6+準位への遷移では、1/300 程度の破れが見つかっている。これは、43 keV 離れた 1085 keV 8+準位と混合するからであると考えられている。この混合機構を用いて、波動関数の計算できる軽い核でのＰＮＣ効果探索は１９７５年代から開始された [23‑25]。ここで採用されたトリックは、Ｅ１とＭ１混合によってＰＮＣ効果が enhance される事実である。

二準位 摂動計算∆E

図７：２つの準位が接近したときのパリティ混合機構。二つの準位が接近すると混合が起こる。この因子にさらに B(M1)/M(E1)の enhance 効果が期待される。

図７では、パリティ混合の起こる機構と摂動計算のスキームを説明している。
これまでの研究では、ガンマ崩壊を測定し、ガンマ崩壊の非常に小さい円偏向度を測定し、円偏向度Ｐγを測定していたが、ガンマ崩壊を測定し小さな１％以- 68 -

下の円偏向度を測定するのはきわめて困難で、かつ、長時間の測定を余儀なくさせれた。これは、ガンマ線円偏向度を測定するためにはコンプトン偏極装置
といった、効率の悪い原理を使わざるを得なかったことによる。
SPring‑8 でのＰＮＣ実験のアイデアを図８に示す。

E1 excitation

1.
2.
3.
4.

M1 excitation

Direct counting of NRF yields
Both E1 and M1 excitations are used.
Self-corrections for experimental error
Circular polarized beam with high stability andHigh emittance is needed.
1 eV|γr> =( εx + iεy ) exp(ikz)T(E1)Αγ = 2T(M1)|γl> = (εx – iεy) exp(ikz)
10 – 100 keV

10 - 300

図８：右まき、左巻きの円偏向ガンマ線を原子核に照射し、核蛍光反応で原子核準位を励起する、励起準位は崩壊ガンマ線を放出。このときの非対称度は Aγとして書け、パリティ非保存のマトリックスとΕ1,Μ1遷移のマトリックスの比で決まる。

図８に物理実験のすべてのエッセンスをまとめている。手順や実験の有利さについてしては以下に簡単にまとめた。
1. 右巻き、左巻きの円偏向ガンマ線を原子核ターゲットに照射する。
2. 原子核の励起準位をガンマ線で励起（Ｍ１またはＥ１励起）
3. 核蛍光過程で励起された準位からの崩壊ガンマ線を高分解能ゲルマニウム
検出器で測定。崩壊ガンマ線は空間的に等方的に放出される。

- 69 -

4. 右巻き、左巻きのガンマ線での励起非等方性Ａγを測定する。
5. 励起非等方性Ａγは直接にパリティ混合のマトリックスおよびＥ１、Ｍ１マ
トリックスと関係つけられる。
6. 励起非等方性Ａγは大きいものでは１％程度、小さいものでは 10‑5 となる。
7. ほとんどあらゆる原子核の励起準位のパリティ混合が検出可能であり、軽い原子核から重い原子核にわたる系統的研究が可能となる。
8. 長期にわたって安定した電子ビームとエミッタンスの良いガンマ線、放射光が供給できる SPring‑8 のような施設のみで、この研究が可能である。
9. パリティの破れのすくない準位が励起準位として必ず存在するので、実験精度、系統的誤差の評価はきわめて信頼出来る。
10. 同じスピン・パリティの準位が接近して存在していれば、Ｅ１、Ｍ１励起にのいずれかが、大きなパリティ非保存効果を示すと期待できる。
3. 超伝導ウィグラ・高エネルギー放射光での実験
図９には、超伝導ウィグラ・高エネルギー放射光での実験計画を示す。
ここでは、超伝導ウィグラ・放射光でのエネルギーとして１−３ＭｅＶのガ
ンマ線を考える。ほぼ１００％の円偏向光は約６０µrad に放射される。中心軸の放射される光はシールドブロックにより完全に遮蔽し、γΨ=1の６０µrad
近辺の２０µrad の角度幅に放射される光を上下二つに分離する。
実験はウィグラ放射光から５０ｍ離れた実験室に光を導き行う。５０ｍ離れた地点での２つの光は約６ｍｍ程度分離され、それぞれのビームサイズは１ｍｍ程度となる。ターゲット（たとえばＬｉＦ結晶）を用意し、ガンマ線照射によって励起準位を励起する。ウィグラ光はエネルギー的に連続スペクトルであるが、原子核の励起準位からのガンマ線をウイグラ光の進行方向で測定することによってバックグラウンドは激減できる。また離散準位からの単色ガンマ線を測定することによってもバックグランドは低減できる。
右まき円偏向と左巻き円偏向ガンマ線の核蛍光反応は、機械的に二つのビーム位置に周期的に動かすことによって、崩壊ガンマ線を測定し、同定できる。実験の系統誤差を小さくするためには、２つのコンプトン・シールド付
きゲルマニウム検出器を用意し、左右の位置で測定する。

- 70 -

(a)50 mshieldSPring-8
120 µrad

1 mmφ

Wiggl
er ligh
t

6 mm
1 mmφ

120 µrad

(c)
(b)

3/2+

3908.173/2+
3/2-

1554.038 3.5 fs
1458.762 fs

1/21/2+Ge detector

6 fs

109.894 0.591 ns
0

19

F

target oscillate
6 mmt
ligh rized)
r
e
l
la
g
NRF γ-ray
Wig ircular Po

Ge detector(C

図９：(a)ウイグラ光の分離はウイグラから適当な距離の位置に設置した二つの穴をもつシールドで行う。(b)ターゲット駆動装置とゲルマニウム検出器。(c)19F の励起レベル。
19F の基底状態は 1/2 のスピンでパリティが異なる 109.89 keV の第一励起準位と接近しているので大きなパリティ非対称効果が観測される。

この実験を成功させるためには、長時間精度良く放射されるウィグラ光と、信頼できる測定系が必須である。このために我々は、超高速のデータ処理装置を開発し、実験する。図１０に示すのはそのデータ処理装置である。

- 71 -

CC7700

SCALERAD413A

OUTREGDAQ System
S-AMP

GDG

TFA

CFD

Present System

PC

CAMAC

NIM

SCALER

VME - ehternet

WS

SCALER

VME - ehternet

MemoryI/O REGWS

I/O REGVME

ADC

CC7700

S-AMP

GDG

TFA

AD413A

CAMAC

NIM

CFD

OUTREG

S-AMP

GDG

TFA

CFD

Planning System

VME

NIM

図１０：ＶＭＥモジュールを用いた高速データ処理装置。

現在、テスト的に用いているデータ収集系は多くても1000 counts/sec がやっとである。この性能を１０倍以上に伸ばすためにはＶＭＥを導入する必要がある。
4. 測定装置のための必要予算
表１と表２に必要予算と研究計画の概略を示す。

- 72 -DAQ システム構築のために必要な物品リスト
物品

製造

コメント

価格（千円）VME crate

Pentek７スロット

Buffer Memory

PentekCrate controller

Pentek16 ch Scaler

CAEN

300

I/O Register

CAEN

300

Peak

CAEN

600

VME

ADC

300
500

ehternet 接続

500

ラック

100

ノイズカットトランス

300

Work Station
DAQ 用サーバー

JCS

250

解析用サーバー

JCS

1500

端末

JCS

300

RAID システム

JCS

2,000

サーバーラック

JCS

300

Ge 検出器30,000２式

1,200

ケーブル/コネクター
NIM`回路Timing filter amp.

ORTEC

2

800

CFD

Phillips2

1,600

Shaping amp

ORTEC

2

1,600

GDG

Phillips

3

1,800

Delay

CAEN

4

1,000

Rate meter

ORTEC

2

500

NIM-TTL-ECL

Phillips

2

1,000

NIM-TTl

テクノランド

2600

NIM ビン

林栄

2

1,800

Fan in/out

テクノランド

2

600

HV

ORTEC

2

1,000

ターゲット駆動装置

リフテック

１式

500

検出器架台

リフテック

１式

790

Level translator

合計- 73 -

52,040千円

研究計画（年度毎の目標と研究実施計）及び予算の年度計画（主要機器も含めて）
16年度

研究項目
低エネルギーγ 1.
線の発生技術の改良に関する研
究2.

ガンマ線検出器システムの製作

ウィグラ
光の挿入
に関する
開発
ガンマ線
輸送系の
製作

17年度

18年度

19年度

20年度

50,000 千円

60,000 千円

超高速データ収集システム製作
8,000 千円
測定回路系の製作
ガンマ線偏極方向切り替え制御9,000 千円

15,000 千円

10,000 千円

ガンマ線偏極測定器

5,000 千円

原子核の光吸収反応によるスピン励起、基本対称性に関する研
究

光核反応による
宇宙物理の研究2,000 千円
パリティー
の破れの研
究
2,000 千円（大学等の外部資金）
16O 光核反応

208Pb 、 56Fe

測定テスト

光反応測定

実験室の整備
30,000 千円- 74 -

181Ta,

180Ta

光核反応測
定

4. 研究グループの構成
グループ員： 與曾井 優（京都大学理学部）、秋宗 秀俊（甲南大学理）、
宇都宮弘章（甲南大学理）、山県民穂（甲南大学理）、嶋 達也（大阪大学核物理研究センター）、永井泰樹（核物理研究センター）、伊藤 正俊（大阪大学核物理研究センター）、内田誠（核物理）、中山信太郎（徳島大学）、川畑貴裕（東大ＣＮＳ）、川瀬啓悟（核物理Ｄ１）、中西康介（核物理Ｄ１）、奥村 瞬（核物理Ｍ１）、その他、高輝度光科学研究センターグループの協力が期待できる。
研究協力グループ： オランダ国立原子核研究所、韓国ポハン放射光研究所
核物理グループ、ドイツ・ダームスタット工科大学グループ、
Duke 大学などの研究が期待される。また、国立天文台の梶野グ
ループ、会津大学・佐川グループなどから理論的側面の援助が期待できる。また、現在、SPring‑8 に滞在中の A.I.Titov 氏とγ+dÆp+n 重水素光分解反応についてのパリティ非保存についての論文を書いている。
参考文献
1.

B. Desplanques, Phys. Rep. 297, 1 (1998).

2.

W.C. Haxton et al., Phys. Rev. Lett. 86, 5247 (2001). Anaople moment について

3.

C.S. Woods et al., Science 275, 1759 (1997). アナポール・モーメントの発見

4.

R. Hasty et al., Science 290, 2117 (2000). 核子のストレンジネスと Anapole moment.

5.

H. Ejiri and M.J.A. de Voigt, Gamma-ray and electron

spectroscopy in Nuclear

Physics, Oxford studies in Nuclear Physics, Clarendo Press, Oxford 1989.
6.

W. Haeberli and B.R. Holstein, “Parity violation and the nucleon-nucleon system”,
World Scientific Pub. Co. Pte. Ltd, edited by W.C. Haxton and E. M. Henley, 1995,
pp. 17-67..

7.

B. Holstein, in “Weak Interaction in Nuclei” Princeton University Press.

8.

Mamoru Fujiwara, Nuclear Physics News 11 (2001) 28-32.

9.

M. Fujiwara, Heavy Ion Physics 12 (2000) 131-142.

10. M. Fujiwara, T. Hotta, T. Kinashi, K. Takanashi, T. Nakano, Y. Ohashi, S. Dat'e, H.
Okuma, and N. Kumagai,

Acta Physica Polonica B 29 (1998) 141—156.

11. M. Fujiwara, Progress in Particle and Nuclear Physics, 50 (2003) 487-497.
12. T.D. Lee and C.N. Yang, Phys. Rev. 104 (1956) 254.

- 75 -

13. C.S. Wu et al., Phys. Rev. 105 (1957) 1413.
14. Ya. B. Zel’dovich, Sov. Phys. JETP 6, 1184 (1957).
15. C.S. Wood, S.C. Bennett, D. Cho, B.P. Masterson, J.L. Roberts, C.E. Tanner, andC.E. Wieman, Science 275 (1997) 1759.
16. C.S. Wood, S.C. Bennett, J.L. Roberts, D. Cho, and C.E. Wieman, Can. J. Phys. 77(1999) 7.
17. Anapole モーメントについての最初の実験については M.A. Bouchiat and C. Bouchiat,
J. Phys. (Paris) 35 (1974) 899.を参照。
18. 理論的側面については、たとえば、R.R. Lewis, Phys. Rev. A 48 (1993) 4107, R.R.
Lewis, Phys. Rev. A 49 (1994) 3376, A.J. Silenko, Prog. Theor. Phys. 101 (1999) 875.などを参照。および参考文献[2].
19. (181Ta): N. Tanner, Phys. Rev. 107 (1957) 1203.
20. (181Ta): V.M. Lobashov et al., JETP Lett. 5, 59 (1967); Phys. Lett. 25B 104 (1967).
21. (180Hf): K.S. Krane et al., Phys. Rev. Lett. 26 (1971) 1579.
22. (159Tb): W.P Pratt et al., Phys. Rev. C2 (1970) 1499.
23. (18F): Ahrens et al., Nucl. Phys. A390 (1982) 486.
Evans et al., Phys. Rev. Lett. 52 (1985) 791.
Bini. et al., Phys. Rev. Lett. 55 (1985) 795
24. (19F): Adelberger et al., Phys. Rev. Lett. 34 (1975) 402.
Adelberger et al., Phys. Rev. C 27 (1983) 2833.
Elsener et al., Phys. Rev. Lett. 52 (1984) 1476.
25.

(19Ne): Earle et al., Nucl. Phys. A 396 (1983) 221c.

26. E.G. Adelberger and W.C. Haxton, Ann. Rev. Nucl. Sci. 35 (1985) 501.
27. W.C. Haxton et al., Phys. Rev. C 65 (2002) 045502. 引用文献参照- 76 -