88■研究紹介

J-PARC における中性子基礎物理
KEK 物質構造科学研究所

清 水裕 彦

for NOP collaboration
hirohiko.shimizu@kek.jp
2009 年 9 月 6 日

1 低速中性子
中性子は電荷を持たず，約 15 分という長い寿命を持つ。
このため，数 MeV 程度の運動エネルギーを持って発生しによるバリオン数非保存探索，そして電気双極子能率の探索などがある[1]。

た中性子を，減速体物質中で原子核との散乱を繰り返させ

J-PARC の稼働により，物質生命科学研究施設のスパレーて熱的平衡に近い状態にまで到達させることができ，低速ション中性子源において，冷中性子ビームの供給が始まっ中性子を大量に得ることができる。低速中性子とは運動エた。J-PARC を中心とした中性子基礎物理研究の状況を紹

ネルギーが 1eV 以下の中性子の総称であり，ドブロイ波長介する。

は原子の大きさ程度以上の長さである。なお，運動エネル

2 J-PARC BL05：NOP ビームライン

ギーに応じて，図 1 の様に呼ばれる。
さて，中性子を 1m 持ち上げた時に獲得する地球重力に

J-PARC 物質生命研究施設の中性子ビームライン BL05

よるポテンシャルエネルギーは約 100 neV である。また磁には，中性子光学基礎物理測定装置(NOP：Neutron Optics

場 1T のもとで，スピンが磁場に平行あるいは反平行の二つand Physics)の建設が進んでおり，2008 年 12 月 9 日にビーの状態間のエネルギー差は約 120 neV である。さらに強いムの受け入れを開始した。
図 2 にその構造と概観を示す[2]。

相互作用は原子核のごく近傍でしか影響しない。低速中性

このビームラインは，スーパーミラーを用いてビームを子のドブロイ波長は原子間隔程度にまで長くなっているた三分岐する構造となっている。スーパーミラーとは，ポテめ，核ポテンシャルを原子体積にわたって平均した有効ポンシャルの異なる物質を交互に積層した多層膜のことであテンシャルによって記述される。そのポテンシャルは，干る。

渉性散乱長 b を用いて

冷中性子は，物質表面において式(1)で与えられるポテン

2π 2
U =nbm(1)シャルだけ表面の法線方向に減速される３。冷中性子の入射と与えられる１。m は中性子質量，n は核数密度である。自界面で全反射が起こる。全反射が起こる角度 φ の上限は反然同位体比のニッケルやベリリウムなどが大きい U の値を射臨界角と呼ばれ，ニッケル表面の場合には運動エネルギー持ち，ともにおよそ 250 neV である２。結果的に，われわれ10 meV の冷中性子に対して sin φが実際に実験を行なう環境においては，これらの相互作用∼ 5 × 10−3 である。このような反射鏡を管状に組立てたものがすべて同程度の大きさのきわめて弱いポテンシャルとしを中性子導管といい，発散する中性子ビームを遠方まで輸て働く。この特徴を組み合わせると，電気的な相互作用を送するために用いられる。図 3 に示したように，多層膜界無視できることもあり，他のサブアトミック粒子にはない面における中性子波動の干渉を利用して，単純な物質表面特有の精密測定が可能となる。低速中性子を用いた基礎物

での全反射よりも大きな入射角でも反射できるようにした

理研究には，等価原理検証，スピノル性の検証，核散乱長中性子反射鏡である。スーパーミラーの反射臨界角のニッの精密測定による少数核子系研究，中性子崩壊の寿命およ

ケル反射臨界角に対する比を，スーパーミラーの m 値といびスピン角相関項，中性子電荷測定，中性子反中性子振動い，そのスーパーミラーを mQc ミラーという。スーパーミ方向が界面となす角(図 3 における φ )が充分小さくなると，(250 neV / 10 meV)1/2ラーの作成技術において日本は世界を牽引する成果を上げ
ただし，電子による散乱長は bne = −1.4 × 10 fm であり，数 fmてきた。大きい m 値を持つ多層膜ミラーについては，これの値を取る典型的な核散乱長に比べて充分小さいので，ここでは無視している。

までに m = 10 程度までの作成技術を確立しており，m = 20

１２−3ダイヤモンド，58 Ni ，および 164 Dy はより大きな U の値を持ち，それぞれ 306, 346, 401 neV である。

３ポテンシャルが負ならば加速される。

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図1

中性子のエネルギー別の名称と運動学的物理量の対応

図3

多層膜中性子スーパーミラー

NOP ビームラインは，スーパーミラーを用いた低発散ブランチ，スーパーミラー曲導管を用いた非偏極ブランチ，磁気スーパーミラー曲導管を用いた偏極ブランチの三つのビームブランチを備え，すべてのブランチは中性子減速体からの直視を避け，直進する高速中性子は 16 m 以内で遮蔽体に止められる。それぞれのビームブランチからのビーム特性の設計値を表 1 示す。
ビームライン建設全般は，KEK の猪野，三島，吉岡，竹谷らが中心となって進めている。
表1J-PARC 物質生命研究施設 BL05 の各ブランチのビーム性能の設計値
ビーム強度5−2

ビームサイズ−1 −1

低発散ブランチ

9.2 × 10 cm μsr s MW

非偏極ブランチ

1.2 × 109 cm−2 s−1MW−1
8−2 −14.0 × 10 cm s MW
偏極ブランチ−1−15 cm × 4 cm
10 cm × 4 cm

偏極度 0.998 ( E ≥ 1.5 meV )0.98 (平均値)
図2J-PARC 物質生命研究施設中性子ビームライン BL05：中性子光学基礎物理測定装置(NOP：Neutron Optics and Physics)

2.1 低発散ブランチ
低発散ブランチでは，中性子干渉を用いた精密測定研究程度まで可能ではないかと考えられている。 mQc スーパーが予定されている。中性子干渉計は，二つの中性子経路に2分波した後に両者を合流させて，双方の経路の光学的距離ミラーで導管を構成すると，光学系のアクセプタンスは m倍だけ大きくなり，より多くのビームを下流に輸送できる。の差に応じた中性子波動の位相差を強度変化として観測す多層膜に磁性体を用いて特定のスピン成分だけを反射するる。二つの経路の間に， ΔE だけのエネルギー差があったようにしたものは磁気スーパーミラーと呼ばれ，出力ビー場合に観測される位相差 Δφ は

ムはスピンが偏極する。

Δφ = 2πmλLΔEh2(2)90で与えられる。ただし， λ は中性子波長， L は相互作用をを大型化することによって，エネルギー感度は feV から aeVしている経路の長さである。 λ および L を大きく取ること領域にまで向上する可能性が期待される。

によって，微小なエネルギー差に対する感度が向上することが分かる。
従来の中性子干渉計は，図 4 上に示すように，シリコン単結晶から三つのブレードを削り出すことによって，分波中性子干渉実験は，京大の北口，関，KEK の竹谷，大阪電通大の舟橋らが中心となって進めている。また，干渉計の波長範囲を極冷中性子領域に拡大するための検討を，東北大の佐貫，鈴木らが中心となって進めている。

結合用の半透鏡や反射鏡の空間的なアラインメントを原子レベルで実現したものが用いられてきた。ただし，干渉計のサイズは単結晶のサイズで制限され，また中性子波長は結晶格子定数で決まってしまう。

2.2 偏極ブランチ
偏極ブランチでは，中性子 β 崩壊に関連した精密測定が予定されており，まず中性子寿命の精密測定の準備が始まっこの難点を克服する一つの可能性が，図 4 下に示した多ている。中性子の平均寿命は，初期宇宙元素合成において層膜を用いた干渉計の登場によってもたらされた[3]。4 枚軽元素比を決定する。また，式(3)を通じてVud の値を与えの独立した多層膜を，中性子波長程度の空間的精度でアラるのだが，CKM 行列のユニタリティ条件(式(4))のうちVudインメントを取る必要がある。この困難は，2 枚の反射鏡だけが大きいので，Vud の誤差がほぼそのままユニタリティを平行になるように向かい合わせた光学素子であるエタロ条件の検証誤差になる。

ンを利用することによって大幅に軽減された。

τ=4908 ± 4(3)2

Vud (1 + 3λ)

従来は，周期一定の多層膜が用いられてきたので，ある定まった波長の中性子しか干渉させることができなかった。

222

Vud + Vus + Vub = 1

J-PARC からの中性子ビームはパルス化されているため，(4)中性子波長(すなわち中性子速度)に従って，ある時刻にはただし， λ = g A / gV は axial vector および vector の結合定ある定まった波長の中性子がやってくる。そこで，多層膜数の比であり，スピン角相関項の測定から導かれる。最低をスーパーミラー化すれば，それに応じた波長範囲の中性次におけるスピン角相関項は次のようなものがある。

子を干渉させることができ，統計精度を向上させることがd Γ ∝ 1 + a(βe ⋅ βν ) + σ ⋅ (Aβe + B βν + D βe × βν )可能となる。現在までの検討では，パルスビーム利用によって定常ビームに比べて最大 200 倍程度の中性子を干渉させることが可能になると見積もられている。現状で位相差 2π(5)ただし， βe = pe / Ee , βν = pν / E ν で σ は中性子スピンに平行な単位ベクトルである。に対応するエネルギー差は約 20 peV である。J-PARC のビー

中性子寿命測定の変遷を図 5 に示す。図から分かる通り，ムを用いて位相決定の統計精度を向上するとともに干渉計

最新の蓄積中性子によるデータは他の測定から大きくずれており，その影響は図 6 に示した通り大きな差異を生む。

図5
図4

中性子寿命測定値の変遷

上はシリコン単結晶を用いた中性子干渉計，

白丸は飛行中性子を用いた測定で，黒丸は蓄積された中性子を用

下はエタロンを利用した多層膜中性子干渉計

いた測定である。

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るようになる。よって，その物質で作られた容器内に閉じ込められる。容器に閉じ込めることによって，1 回の測定時間は一挙に延びることとなり，測定感度が急激に向上した。しかし，実際には容器閉じ込めは不完全であり，容器の壁によって吸収されたり，壁面との衝突の際に中性子が非弾性散乱することによってエネルギーを獲得して容器外に脱出する。この補正量は大きく，補正の精度が最終的な実験精度を支配する。そこで，この困難を克服するために，物質壁ではなく磁場勾配による閉じ込め方法に改良が進められている。
さて，飛行中性子の崩壊数測定を一つの検出器で行なう方法も過去に試されている[5]。ガス検出器に中性子を入射し，崩壊によって生じた電子を検出する。ガスに 3 He を混入させておくと，3 He(n, p) 3 H によって生じる陽子数を計数することによって，入射中性子数を同じ検出器で計測できる。検出器には time projection chamber を用いて，単色化した中性子をバンチ化して入射することによって，中性子の存在する領域からの信号をバックグラウンドから区別しながら計測する。
中性子がいつどこを飛行しているかを知っているため，検出器の有効体積をよく定義することができるとともにバックグラウンドの低減にも寄与する。この実験では定常ビームを機械式チョッパーを用いてバンチ化するのに加え，結晶回折を用いて単色化するために，中性子の総数はとても少なくなってしまうという難点があった。
しかし，J-PARC の場合には，もともとパルス中性子であるために各時刻の中性子速度は決まっており，各時刻の中性子数は過去の実験に比べてきわめて多い。そこで，われわれは，図 7 に示すような磁気スーパーミラーとスピンフリッパーを組み合わせて電磁的に中性子ビームをチョッピ
図6

Vud および λ の変遷

上は 2003 年当時の状況で，下は文献[4]によって導かれた。

寿命測定は，大きく分けて二つの方法に分類される。
一つ目は，崩壊によって生じる粒子を検出して崩壊数を数える方法で，これまではおもに飛行する中性子を用いて行なわれてきた。崩壊によって生じる電子または陽子を数えるのだが，この方法の場合には入射中性子数を計測するングできるような spin flip chopper を開発した。これによって，およそ μs 程度の切れのよいチョッパーを実現することができて有効体積が正確に決まる。さらに，動作パターンを非常に自由に選べるので，中性子が検出器の窓を通過している時やビームキャッチャーに吸収される時に γ 線が発生する時刻を速度に応じて変化させることも可能となる。
このような特性を生かして，飛行中性子による寿命測定の精度を蓄積中性子を用いた方法と同等，あるいはそれ以上に向上させることを目標としている。

検出器と崩壊粒子の検出器の二つの異なる検出器を用いる必要がある。入射中性子の検出器の検出効率の較正精度が最大の系統誤差となってきた。
二つ目は，蓄積された中性子の現象を計測する方法である。中性子の寿命はとても長いため，ほとんど崩壊しない。
冷中性子の速度は約 1000 m/s 程度であり， 1m を通過する時間は 1ms 程度である。さて，中性子の運動エネルギーが式(1)で与えられるポテンシャル以下にまで下がると，中性子はその物質の表面ですべての入射角について全反射され

図7Time projection chamber と spin flip chopper を用いた
飛行中性子の寿命測定

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寿命測定とともに，電子非対称度などのスピン角相関項d=−3の測定への拡張も予定している。現在の測定精度は 10 程Δν
4E(7)度である [6] 。測定精度が 10−4 程度にまで向上すると，として求めることができる。N 個の中性子に対して，時間tree-level を超えた図形の効果が明確に計測できるようにな

T だけ測定を行なった場合の測定精度は，る[7]。標準理論の枠を超えた効果が見えるかもしれないとσd =いう論文もある[8]。この精度になってくると，統計精度が向上した後に最大の系統誤差となるのが中性子偏極度の決/2
ET N(8)である。

定精度である。勾配磁場中での Stern-Gerlach 効果を用いた測定は ILL で行なわれ，原子炉内部減速体から鉛直上方

高精度スピン計測の実証実験を，仏 Institut Laue Langevinに冷中性子を取り出し，地球重力で減速した後にドップラー研究所(ILL)の極冷中性子ビームを用いて実施し，測定精度シフターで減速して得られる超冷中性子が用いられた。
ドッは 10−3 を超えて 10−4 程度にまで高まった４。

プラーシフターとは，入射中性子が遠ざかる鏡によって反中性子寿命測定は，東大の音野，生出，山下，KEK の三射されると，反射後の速度が小さくなることを利用するも島，吉岡，阪大の嶋らが中心となって進めている。スピンのである。鏡の後退速度が入射中性子速度の半分のときにフリップチョッパーは，京大の北口，KEK の竹谷，または，反射後の中性子は静止する。

勾配磁場による高精度スピン計測は，京大の岩下，山田，物質容器に超冷中性子を閉じ込めることによって，個別KEK の吉岡らが中心となって進めている。の測定サイクルにおいてスピンを追跡する時間 T を圧倒的2.3 非偏極ブランチに長くできるようになり，現在の測定精度に至っている。
実際の測定条件は，B ∼ 1 μT, E ∼ 10 kVcm−1, T ∼ 130 s, 蓄

このブランチの最大の特徴は，ビーム強度が最大である点である。このブランチでは，希ガス原子による中性子散乱の微分散乱断面積の精密測定によって，中性子と原子の間に働く未知の中距離力の探索を行なうことが予定されており，阪大の嶋らが中心となって進めている。

積体積が約 104 cm 3, 超冷中性子密度は約 10 cm−3 程度であった。実験誤差は系統誤差が支配的であり，磁場の不定性に起因する部分が大きい。磁場の精度も当然含まれるが，超冷中性子が蓄積体積中での飛行経路を推定する際の誤差も含まれる。
測定精度の向上の方策には，電場の強化，1 回の測定時3 検討を進めている項目

間 T の延長，超冷中性子数の増加，そして磁場強度計測精3.1 電気双極子能率度および一様性の向上，磁場分布の推定精度の向上などが

中性子電気双極子能率は，P-odd かつ T-odd の物理量である。また，超冷中性子密度を高めれば，蓄積体積を小さあり，なおかつ時間発展しない量なので，直ちに時間反転くできて系統誤差が抑制できるものと考えられる。そのた対称性を破る。標準理論が与える電気双極子能率はめには，専用のスパレーション発生標的に減速体を配備し，−30−31e cm と き わ め て 小 さ く ， 現 在 の 測 定 精 度

さらに冷中性子を非弾性散乱で超冷中性子領域にまで下方

e cm(90 %C.L) [9]よりも桁違いに小さい。電気双散乱させる変換材を配置することが望ましい。現在，スイ極子能率の探索は，標準理論を超えた物理の探索の主要なス Paul Scherrer Institute ではこのような超冷中性子源の建10∼ 10−262.9 × 10

手段の一つである。この量は，図 8 に示すように，既に 50年近く測定精度の向上の努力が続けられてきたけれども，未だ有限値が発見されていない。
測定原理は次の通りである。
中性子はスピン 1/2 なので，磁気双極子能率 μ と電気双極子能率 d は中性子スピンに平行または反平行である。中性子のスピン歳差振動数 ν は，磁場および電場を B，E とおくと，h ν = −2μ ⋅ Β − 2d ⋅ E(6)で与えられる。電場と磁場を平行にした場合の振動数を ν+,
反 平 行 に し た 場 合 の 振 動 数 を ν− と す る と ， 両 者 の 差Δν = ν + − ν− を測定することによって，４核偏極 3 He フィルターを用いたスピン偏極の場合に適用可能な方法が知られていたが，われわれの場合には偏極方法が異なるために適用には開発が必要であった。

図8

中性子電気双極子能率の上限値の変遷

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設が進められており，カナダ TRIUMF でも建設の議論が進が必要である。もっと速い速度領域では結晶を用いて反射められている[10]。これらの超冷中性子源への投入ビームパすることもできるが，それに応じて速くなる結晶後退速度

ワーは概ね 10 kW のオーダーで，加速器中性子源としてはを実現できるかを検討する必要がある。そこで，京大の藤小規模であるが，ILL の超冷中性子源に比べておよそ 2 桁

岡，今城，北口，日野らが中心になって検討を進めている。

以上の超冷中性子密度の増加が期待されている。J-PARC

最終的な超冷中性子強度にもよるが，このような超冷中性の線形加速器には最大で 250 kW のビーム余力が存在すると子源は前述の専用超冷中性子源に比べれば強度は弱い。し期待されるので，これを利用した超冷中性子源の可能性がかし，専用超冷中性子源の建設に先立って手許で電気双極検討されている[11]。

子能率測定技術の開発研究を開始できる。また，東大の川崎，市川，神谷，駒宮および東北大の佐貫らが進めている，

3.2 その他

超冷中性子の地球重力ポテンシャルにおける量子準位の精物質内部には，きわめて強い電場が存在している。その

密測定実験は，開発の比重が大きいにも拘わらず国内にテ電場は 108 ∼ 109 Vcm−1 に達する。電場中を中性子が進むと，ストできる環境がない。このような開発研究を加速する意

ローレンツ変換によって中性子から見た時には磁場が作用味でも，検討を急ぐ必要がある。

して，それに伴った散乱が生じる。この散乱は Schwinger 散乱と呼ばれる。単一の原子による散乱は，入射中性子の波References

数を k，散乱中性子の波数を k ′, 移行波数を q = k - k ′, 原子[1] “Low Energy Neutron Physics”, Landolt-Börnstein

形状因子を F (q ), 原子番号を Z とおくと
f = fnucl + fSchw (q ) + fEDM (q )Numerical Data and Functional Relationships in(9)σ ⋅ (k ×q )2μfSchw (q ) = i e(Z − F (q ))cq2
fEDM (q ) = i2dem
2

σ ⋅qe(Z − F (q )) 2qScience and Technology, Group I Volume 16,
Springer-Verlag Berlin Heidelberg, 2000.
[2] K. Mishima et al., Nucl. Instrum. Methods A600
(2009) 342.
[3] M. Kitaguchi et al., Phys. Rev. A67 (2003) 33609-1.
[4] A. Serebrov et al., Phys. Lett. B602 (2005) 72.

で記述される。単結晶回折を用いることによってこの効果[5] R. Kossakowski et al., Nucl. Phys. A503 (1989) 473.

が積み重なり，スピン回転の計測によって電気双極子能率[6] H. Abele et al., Eur. Phys. J. C33 (2004) 1.の測定が可能になる。この方法は 1960 年代の測定に用いら[7] S. Ando et al., Phys. Lett. B595 (2004) 250.

れた方法であるが，これをより効率的に計測する方法が研究されている[12,13,14]。これは超冷中性子を必要としないので，現状でもよい単結晶を得ることさえ出来れば測定を開始できる。そこで，理研の大竹，KEK の吉岡らを中心に検討を行っている。
最後に，J-PARC の冷中性子ビームに含まれる極冷中性子成分を，ドップラーシフターで減速して超冷中性子を発生させる可能性についての検討が議論されている。旧来の中性子反射鏡は m = 1 ∼ 2 程度のものが主流であった。これは入射する中性子速度の鏡面法線方向の成分が14 ∼ 28 m/s 以下でないと反射できないことを意味し，その速度領域の中性子量はきわめて少ない。よって ILL の場合には，地球重力で減速することによってこの難点を補っている。しかし，京大グループの多層膜作成技術の進歩は，これを一挙に m = 10 ∼ 20 程度の領域にまで拡げた。つまり，中性子速度 140 ∼ 280 m/s の領域の中性子をそのまま減速できる可能性が出てきたことを意味する。鏡を70 ∼ 140 m/s の速度で後退させられること，またそのような大きな m 値の多層膜に充分な反射率が保てるか，さらに作成の再現性を確保できるかなどの問題が解決されること[8] M. J. Ramsey-Musolf and S. Su, Phys. Rep. 456(2008) 1.
[9] C. A. Baker et al., Phys. Rev. Lett. 97 (2006) 131801.
[10] http://ucn.web.psi.ch/[11] “Summary of the J-PARC UCN Taskforce”,
arXiv:0907.0515.
[12] C. G. Shull and R. Nathans, Phys. Rev. Lett. 19(1967) 384.
[13] C. M. E. Zeyen and Y. Otake, Nucl. Instrum.
Methods A440 (2000) 489.
[14] V. V. Fedorov, Nucl. Instrum. Methods B227 (2005)
11.