85■研究紹介

二重ベータ崩壊実験 DCBA の現状と将来
高エネルギー加速器研究機構

石 原

素粒子原子核研究所

信 弘

nobuhiro.ishihara@kek.jp
on behalf of DCBA 実験グループ
2007 年 8 月 31 日

1.

のであるということが言われ続けている。その研究の意義

はじめにについては岸本氏の記事[2]にあるので，ここではレプトジ

二重ベータ崩壊が最初に指摘されたのは 1935 年で M.

ェネシスとの関係を少し付け加える。宇宙創生のシナリオ

Goeppert-Mayer によって 2 ニュートリノ二重ベータ崩壊

としてレプトン数非保存に物質優位（反物質がないという（ 2νββ ）の半減期が計算された。その後マヨラナ・ニュー

意味）の根拠を置くレプトジェネシスは大変魅力的である。

トリノの提案（E. Majorana, 1937）を受けて 1939 年にはその根元にはマヨラナ・ニュートリノを仮定することによニュートリノレス二重ベータ崩壊（ 0νββ ）の可能性が W.

って成り立つシーソー機構があるが， 0νββ もまたマヨラ

H. Furry によって指摘されている。実験的には 1960 年代

ナ・ニュートリノの存在を前提に成り立つ。面白いことにから 90 年代にかけて鉱石中でテルルがキセノンに崩壊す

レプトジェネシスの下では， 0νββ 半減期から求め得るニる現象から間接的に半減期が求められた。日本でも N.

ュートリノ有効質量（ mν ）の範囲として，ニュートリノ

Takaoka et al. によって 1966 年と 1996 年に結果が発表さ

振動実験結果から予想される値を含む範囲，すなわちれている。直接測定については 1948 年にカウンター実験が1meV< m ν < 100 meV を予言するモデルも可能である[3]。

行われた記録があるが，信頼に足る実験結果が得られるよ

レプトン数非保存を示す 0νββ を発見し， mν が予言するうになったのは 1987 年の M. Moe et al. による 82 Se の範囲内であったとするならば，レプトジェネシスを強く支2ν
1/22νββ 半減期直接測定（ T

+0.8
−0.3

= 1.1

20

× 10 年）からである。

持することになる。

1979 年に柳田勉，M. Gell-Mann et al. によって提唱された

もう一つ少し泥臭い意義について述べる。前述したようシーソー機構はニュートリノのマヨラナ性を強く示唆するに二重ベータ崩壊実験の歴史は長いので従来の実験技術はものであったので 2νββ 実験に用いられた測定器で 0νββ

極限に近いところまで成熟している。その代表例が 76 Ge をの半減期を求めようとする試みがなされた。しかしながら用いた実験である。Heidelberg and Moscow（HDM）実験

0νββ の半減期は 2νββ のそれに比べて約 6 桁大きいと予測

グループは 10 年以上にわたり 76 Ge を使用して 0νββ 探索されたので本気でやろうとすると新しい測定器の開発が必実験を行ったが発見できなくて 2001 年に mν は 0.3 eV 以

要であることが認識されるようになった。これから述べる

下であると発表した。しかし同グループ内の 4 人（ここでDCBA 実験は，このような背景を持って 1996 年に出発しは頭文字をとって KKDC と称す）は上記と同一の実験結た[1]。

果を用いて異なる解析を行い 2001 年から 2004 年にかけて

二重ベータ崩壊については本誌においても岸本忠史氏の半減期は (0.69 − 4.18) × 1025 年であり，それから導かれるニ

記事[2]があるので，ここではそれと重複しないように話をュートリノ有効質量は 0.24 eV< mν < 0.58 eV であると主進める。岸本氏が推進されている CANDLES は熱量計型で張した。つまり 0νββ を発見したというものである。このあり DCBA は飛跡検出型なので検出原理も実験技術もま

結果に対しては同業実験家から多くの疑問が投げかけられったく異なる。そのため両者は互いに相補うということを議論が続いているが完全に否定する実験結果が他で得られ読者に理解していただけるよう記述したいと思っている。

ている訳ではない。そうこうするうちに KKDC の結果を用いて論文をものにする理論家も出現するようになった。

2.

0νββ 実験の意義

多くの実験家が解析手法に疑問を持ち否定的な見方をしているにもかかわらず，そのような実験結果を信じて理論研

ニュートリノのマヨラナ性と質量の絶対値を探求する現究を続けられるのは真に不本意なことである。早期に確実実的な方法としては 0νββ の探索と半減期測定が唯一のもな実験結果を提供してこの問題に決着をつけることは実験86
家の責務である。多少次元は低いのであるが現在 0νββ 実る。 0νββ 事象数が少ないと滲みだした 2νββ 事象と混在し験を急いでいる当面の意義はここにある。当然のことながて明確なピークを示さないことになる。したがって mν がら，この点だけに留まっている訳にはいかないのであって，小さくなればなるほど優れたエネルギー分解能が要求され次世代の測定器は逆階層質量スペクトルが予言するる。次世代測定器を計画している実験グループはそれぞれ

50 − 30 meV 程度の mν 感度を持ったものでなくてはなら

独自に検討を進めているが Q 値において 5%（FWHM）以ない。その辺の意義についても[2]を参照されたい。

下のエネルギー分解能が得られれば 50 − 30 meV まで mνの探索ができるというのが共通認識である。ただしこれは3.

次世代測定器の必要条件

二重ベータ崩壊の半減期は 2νββ で 1020 年程度であり，
26

他の背景事象がないとしたときのものである。ガンマ線やアルファ線および電子・陽電子線によって Q 値近傍に事象を生じるものや，自然崩壊系列から来る 2 電子過程（たと0νββ の場合は未発見ながら 10 年程度と予測されている。

えばウラニウム系列の 214 Bi がベータ崩壊し 214 Po の励起状

このように極めて稀な事象を捉えようとすると当然のこと

態に遷移し，そこから内部転換電子が放出されるような過ながら背景事象を除去する能力に優れていなければならな程）の影響を完全に除去した後で上記の議論は成り立つ。

い。歴史を辿ってみても 2νββ の半減期を初めて測定したもしエネルギーの違いだけで本物事象を諸々の背景事象とM. Moe et al.の測定器はガンマ線には不感で電子と陽電子区別しようとするなら無限によい分解能を必要とする。

さらにはアルファ粒子の識別が可能な TPC （ Time Pro-

jection Chamber）であった。それに続いて江尻らが行った
ELEGANT-V による 100 Mo の 2νββ 半減期測定実験[4]や，元素の量も重要事項である。半減期 T1/ 2 の崩壊事象の数

n は検出効率 k，元素数 N 0 ，測定時間 t とすると
n = ln 2kN 0t /T1/ 2

現在 100 Mo, 82 Se, 116 Cd, 150 Nd, 96 Zr, 48 Ca について 2νββ の半減(1)期測定を続行している NEMO3 実験[5]はいずれも飛跡検出となる。たとえば 150 Nd の場合， mν = 50 meV を仮定する

器と熱量計を併用している。飛跡を捕らえることによって

0ν
= 1.21 × 1026 年と計算さと V. A. Rodin et al. によって T1/2

二つのベータ線が放出される崩壊点を確定できるのでガンれている。検出効率 30% の測定器で年間 1 個の 0νββ 事象

マ線による背景事象をほとんど除去することができる。

を得ようとすると，(1)式から約 6 × 1026 個，即ち 1000 モル

0νββ 探索実験ではガンマ線事象除去だけに留まらず背景の 150 Nd が必要である。重量にして 150 kg である。実際に事象をほとんど完全に除くためには粒子識別が必要不可欠

は天然のネオジムの中に含まれる 150 Nd は 5.6% しかないであると考えられる。後述するように飛跡検出器を磁場とので，ネオジムの量にすると 2.7 t となる。後述するが最近組み合わせることで，このことが実現可能である。熱量計

フランスで 150 Nd を 60% まで濃縮する装置を使用して大量のみの実験では 2νββ の半減期を求めるのは大変難しい。

生産することが DCBA を含む国際協力で進んでいる。この

なぜならガンマ線による背景事象が多いのですべてを理解話が上手く進んだ場合でも 250 kg となる。年間 2 事象程度して実験で得られたエネルギースペクトルから背景事象をは欲しいので約 500 kg を測定器内に設置しなければなら差し引くのは極めて困難だからである。岸本氏が[2]で指摘ない。 150 Nd 以外の元素の場合はさらに多くの量が必要としたように 3 MeV を越えるとガンマ線による背景事象はなる。これをどのように実現するかは，それほど容易では相当緩和される。そこで測定エネルギー領域が Q 値近傍にない。

限られる 0νββ 探索実験の方が 2νββ 半減期測定よりも熱以上を整理すると次世代の測定器が満たすべき必要条件

量計実験には向いているといえる。しかし，その場合でもは次の三つに集約できる。

何らかの方法で二つのベータ線であることを確定する必要(1) 2νββ 以外の背景事象を完全に近く除去できること。

がある。
もう一つの重要事項はエネルギー分解能である。 0νββ
事象が起きていることを示すには放出される二つのベータ線の運動エネルギー和のスペクトルをとって Q 値におけ

(2) Q 値におけるエネルギー分解能が 5% （FWHM）以下
であること。

(3) 数百 kg 以上の崩壊元素を設置できること。

るピークの存在を確認しなければならない。 2νββ のスペ
クトルはニュートリノが運動エネルギーを持ち去るために

Q 値の半分以下のところにピークを持ち幅広く分布する。
しかしながら Q 値に近いところにも少数ながら存在する。
もしエネルギー分解能が悪ければ Q 値を超えて滲みだして見える。一方 0νββ 事象の数は mν に依存しているが，
概略 2νββ 事象数の百万分の一程度であると予想されてい4.

DCBA 測定器の生い立ち

約 30 年前 KEK1m 水素泡箱の建設と運転・保守に明け暮れていた筆者にとって稀崩壊現象を捉えた実験として記憶に残っているのは 1964 年に発表された Ω− の発見である。
たった一枚の水素泡箱の写真が示す Ω− の生成と崩壊後の87
粒子の同定および運動量測定は実に鮮やかなものであった。

日本で製作されたものとしてはトリスタンの VENUS バー

Gell-Mann−Okubo 質量公式によって質量が予言されていテックスチェンバーがある[6]。この技術を応用すると TPCたので背景事象が入り込む余地はまったくなかった。これの欠点をカバーできる。磁束と平行にソース面を配置すれを 0νββ 探索に重ね合わせると面白い。二つのベータ線のばソース面から鉛直方向に放出されたベータ線はソース内−

運動エネルギー和が Q 値に等しいということは Ω の質量部を最短距離で通過して測定可能な空間に飛び出すことがが予言されていたことに対応する。崩壊点を決め崩壊後の出来るので，ある程度はソースを厚くできる。またドリフ

個々の粒子を同定し運動エネルギーを測ることも類似して

ト電界のアノードワイヤー面近傍とカソードワイヤー面近いる。もし， 0νββ 事象を視覚に訴えた上で運動エネルギ

傍のどちらにもソース面を設置できるので限られた磁場空ーを求めることが出来たなら，事象数は少なくても相当の間内にチェンバーとソースをサンドイッチ状に配置するこ

説得力を持つと考えた。しかし水素泡箱実験は GeV オーダとが可能である。つまり限られた磁場空間内に大量のソーーの運動エネルギーを持った粒子を扱うのに対して 0νββスを設置することが出来る。そして磁束を効率よく返して探索実験では 1MeV 前後の電子が対象であるから，エネル

やるための鉄ヨークを持ったソレノイドコイルにすれば大ギー損失も散乱の様子もまるで違う。また，泡箱では入射容積の一様磁場空間を比較的容易に得られる。

ビームのタイミングが決まっているが， 0νββ 事象はいつ起きるか分からない。必然的に飛跡検出器としては軽いガスを使ったチェンバーを使用すると同時に，いわゆるセル
フトリガーを可能にしなければならない。
実際，先に少し述べたように M. Moe et al. はヘリウムとプロパンの混合ガスを使用した TPC を製作し 2νββ 半減

5.

動作原理

ワイヤーの配置とアノードワイヤー方向の座標決定方法には工夫を要したが，結局は図 1 に示すような基本的配置
で DCBA プロトタイプを製作した。

期を世界で最初に直接測定した。この実験は上記三条件の内(1)を満たしている。ガンマ線とアルファ線は完全に除去できるので，2 電子が生ずるような過程，たとえば二重コ
ンプトン散乱，メラー散乱，および内部転換電子を伴うベータ崩壊というような限られた背景事象を考慮すればよい。
そのような事象の数はエネルギー和が 1MeV を超えると

2νββ 事象に比較すると無視し得る程度に少ない。(2)に関しては分解能は約 9% 程度であるが，2νββ のエネルギー和に限ればスペクトル全体の幅と比較すると十分小さい。この実験は 0νββ 探索実験を行う上で有益なヒントを与えてくれるが，致命的なのは(3)の条件をまったく満たさないことである。TPC では磁束方向に放出されたベータ線（全体Yの約 30% ）は有効な螺旋を描かない。ソースを配置している陰極面は磁束方向と鉛直をなしているので運動量測定可能な空間領域に入ってくるベータ線の放出方向はソース面と平行に近くなる。少しソースを厚くしただけで内部でのエネルギー損失と多重散乱の影響が大きくなるのでソース

Z

X

Gas:He(85%)+CO2(15%)
図 1 DCBA の動作原理の量を増やすのは困難である。また TPC はドリフト電子

図中に座標系を示す。また B と表しているのは磁束の方が磁束に絡みつくので電界中を長距離移動しても横方向に向である。チェンバー内には 1 気圧の 85% ヘリウム（He）

広がらないという長所を持つが，この実験でのドリフト距と 15% 炭酸ガス（ CO2 ）の混合ガスが流れている。ソー離は 10 cm なので長所が活かされていないわりには高価でス板（SOURCE PLATE）には崩壊元素が一様な厚さで配ある。さらに，ヘルムホルツコイルはチェンバーへのアク

置されている。動作原理は次のようになる。ソース板からセスが簡単な反面，大容積や強磁場にするには適していな放出されたベータ線は一様磁場の中で螺旋運動をする。軌い。これらのことから TPC は 0νββ 探索には適していない

道に沿ってガス分子のイオン化が起きるが，生じた自由電と結論された。

子はアノードワイヤー方向へ，イオンはカソードワイヤー

比較的狭い空間で荷電粒子の飛跡を位置精度よく得る方

方向へ電気力線に沿ってドリフトする。電子のドリフト速法としてバーテックス・ドリフトチェンバーがある。歴史

度はガスの種類と圧力および電界の強さに依存するが上記を反映してミニ・ジェットチェンバーとも呼ばれている。

ガスで電界が 200 V/cm とすると約 5 mm/μsec である。そ88
れに比べてイオンの速度は約千分の一程度遅い。ドリフト(2)の「エネルギー分解能」については実際にやってみる

電子がベータ線の軌道からアノードワイヤーへ到達するましかない。そのためテストプロトタイプを試作したが最初での時間を測りドリフト速度との積をとれば X 座標が求まは Z 座標決定にアノードワイヤーの荷電分割法を採用してる。アノードワイヤーへ到達したドリフト電子はワイヤー

位置精度が得られず失敗した。次に上述のピックアップワ

近傍の強い電界で加速されて電子雪崩を起こす。このときイヤーを配置した DCBA-T2 を試作してほぼ満足のいく位生じた多量の電子は直ちにアノードワイヤーに吸収される

置精度とエネルギー分解能が得られるようになった。

が，イオンは電気力線に沿ってアノードワイヤーから遠ざ(3)の「崩壊元素の量」については限られた磁場空間のかる。このイオンの移動がシグナルとなる。適当な時定数中に出来るだけ数多くのドリフトチェンバーを配置したもを持った検出回路（プリアンプ）でこのシグナルをアノーのを 1 標準モジュールとし，多数のモジュールを製作する

ド側で検出すればイオンが遠ざかるので負パルスが得られ，ことで対応できると考えている。個々のドリフトチェンバ

アノード近傍に設けた負電極（今の場合ピックアップワイーとソース板はサンドイッチ構造になっている。

ヤー）で検出すればイオンが近づくので正パルスが得られる。大事なのはこれら二つのパルスのタイミングがまった
く同じであることである。同じタイミングでパルスを記録したアノードワイヤーとピックアップワイヤーの位置を知れば Y と Z 座標が得られる。
トリガー条件はいろいろ工夫できるが，基本的には 8 本のアノードワイヤーのいずれか 3 本以上が数 μ sec 以内にパルスを出せばトリガー信号を出すように設定する。つま以下に標準モジュールへ向けて R&D として進めてきた

DCBA-T2 と現在製作中の DCBA-T3 についてのべる。

6.1

DCBA-T2

表 1 に主要なパラメーター，図 2 に DCBA-T2 外観写真，
図 3 にチェンバーの外観写真，図 4 にチェンバー製作図の概略を示す。

り，個々のワイヤーは常に 1V/8 bits の精度で 100 MHz

FADC（Flash Analog to Digital Converter）でサンプリン
グされており， 4 kwords （ 1 word は 8 bits ）のメモリーを

表１

DCBA-T2 の主要パラメーター• Drift chamber
Source

通過している。すべてのワイヤーは 8 本ずつの組に分かれていて 8 本のワイヤーの内いずれか 3 本がヒットすればト
リガー信号を出す。トリガー信号を適当な時間遅らせて

Sensitive vol.
Signal readout
X-position

FADC のストップ回路に入れワイヤーのサンプリングを一斉に止めた後メモリーを読み出す。メモリー容量は

Y-position

4 kwords なので， 40 μ sec （ドリフト距離にして約 20 cm

Z-position

分）まで遡ってパルス波形と時間を記録することができる。
トリガー信号で FADC を停止した時間を基準として時間を遡って個々のワイヤーのパルス波形を読み出せば相対的に X, Y, Z 座標を求めることができるので三次元空間での飛跡が得られる。

6.

現状

必要条件のうち(1)の「 2νββ 以外の背景事象を完全に近く除去する」点については，本来ドリフトチェンバーは荷• Magnet
Magnetic field
Uniform Vol.
• Veto-counters

Multi-track capability
Nd2O3 (40 mg/cm2 )(150Nd = 0.008 mol)
(9(X) × 26(Y) × 26(Z)) × 2 cm3Flash ADC
Drift velocity × Drift time(σX ≈ 1 mm)
Anode wire position (6 mm pitch)(σY ≈ 0.2 mm)
Pickup wire position (6 mm pitch)(σZ ≈ 0.2 mm)
Solenoid coil (normal cond.)+
Flux return yoke
0.8 kG (Max.)
40 dia. x 70 cm3 (δB/B0 < 1%)
Scintillation counters

表１にある multi-track capability とは次のような意味である。このチェンバーはシグナル読み出しに FADC を使用しているのでパルス波形を記録することが出来る。パルス幅

電粒子にのみ有感なのでガンマ線から直接影響を受けるこは 100 − 200 nsec 程度であるから二つのパルスが 200 nsecとはない。また，自然崩壊元素から来る 2 電子事象は一方以上離れていれば分離可能である。これは空間距離にすれの電子が内部転換電子で定まった運動エネルギーを持つから特定することができる。避けられないのはソース内で生ずる二重コンプトン散乱とコンプトン散乱に引き続いて起きたメラー散乱（電子‐電子散乱）である。大方の場合これらの全運動エネルギーは小さいが Q 値近傍の値を取る
ものが完全にないとは言い切れない。これらについては詳
細なシミュレーションによる検討を行っている。

ば約 1mm に対応する。つまり 1mm 以上離れている飛跡を分離することができる。このことは螺旋軌道を描く電子の飛跡を記録する上で基本的に重要なことである。この表にはないが，アノードワイヤーの材質は金メッキを施したタ
ングステンで直径は 20 μm である。ピックアップワイヤー，
カソードワイヤー，電界を整えるためのフィールドワイヤ
ーはすべて金メッキアルミニウムで直径は 80 μm である。

89
この研究は KEK 富士実験棟 B4 で行っているが背景事象の多くは宇宙線である。表中 Veto-counters とあるのはこの宇宙線を除去するためのカウンターである。カウンターをすり抜けて入ってくるものも在るが，飛跡を見れば一目で除去できる。
図 2 で見えているのはソレノイドマグネットのエンドキ
ャップと磁束リターンヨークである。磁場空間は直径50 cm , 長さ 1m の円筒状である。中心磁場は最大 0.8 kG で
チェンバーが納まる領域（直径 40 cm 長さ 70 cm ）は ±1% の公差で一様である。鉄を利用したマグネットなのでヒステリシスが有るため内部磁場は常に NMR でモニターされている。このマグネットは KEK 工作センターで製作された。
水冷のホローコンダクターには市販のいわゆるなまし銅管にカプトンテープを巻いたものを使用しているので安価に均一磁場が得られるのが特徴である。

図 3 DCBA-T2 チェンバーがガス容器に設置された写真
ドリフトチェンバーは図 4 に示すように有感領域が中央のソース板の両側にあって，片側の有感体積は92(X) × 264(Y) × 246(Z)mm 3 である。磁場が弱いため本来よりも X 方向のドリフト距離を大きくしてある。また，アノードワイヤーのピッチは 6 mm であるが，これも磁場が弱いからである。後述するように磁場が強くなればドリフト
距離を小さくしアノードピッチを 3 mm にして，同一磁場空間でソース板とチェンバーを増やすことが出来る。
540

DCBA-T2
360

Pickup440

TOP VIEW

図 2 DCBA-T2 の外観
ソレノイドマグネット内には図 3 に示すようにガス容器に入れられたドリフトチェンバーが設置されている。ガスの使用圧力は 1 気圧であるが，容器は空気の混入を防ぐために必要である。チェンバーガス中の酸素濃度が約

Source Anode
CathodePlate
FRONT VIEW

SourcePlate
SIDE VIEW

図 4 DCBA-T2 ドリフトチェンバー製作図概略

100 ppm を超えるとシグナルは得られないが，ガス容器を

表１で少し触れたがシグナル読み出しには波形を記録す使えば容易に 1ppm 程度は達成できるし流量が少なくて済ることが出来る FADC を用いている。最初はトリスタン

むのでガスの節約にもなる。チェンバー自身の気密性を考VENUS のバ ーテックス・ チェンバーに 使用していた慮しなくてよいのでチェンバーの設計製作が簡単になるの

TKO-FADC を譲り受けて使用していたが現在は時代の流が利点である。図 3 の写真に見えているのはアノードシグ

れ に 沿 っ て DCBA メ ン バ ー の 加 藤 義 昭 が 設 計 し た

ナル読み出し用のケーブルとアノードとカソードの高電圧

Compact PCI (cPCI)-FADC を 使 っ て い る [7] 。 1 枚 の配線である。コネクターはガス容器の蓋に取り付けられた

cPCI-FADC には 8 チャンネル分が搭載されているが，そコネクターと接続される。写真の反対側はピックアップシのうち 1 チャンネル分のフローダイヤグラムを図 5 に示す。

グナルの取り出しに使用されている。見て分かるように簡チェンバーからのシグナルはガス容器蓋部に取り付けられ単な構造なので大型化や量産化も容易である。

たプリアンプを経て図 5 上部のアナログ部に入り FADC で処理されて下部のディジタル部メモリー（RAM）に移動する。サンプリング・レートは 100 MHz である。トリガー条

90件が満たされると STOP 信号が外部から入りシグナルの受

この場合ベータ線はソースプレートから互いに反対側にけ入れを停止した後，cPCI バスを通してメモリーからデー

飛び出しているが，その方向に出る確率が高いというだけ

タを読み出す。このような道具立てで DCBA-T2 は構成さであって，同じ側に飛び出すことも当然ある。その場合運れているが， 0νββ 事象がどのように見えるかを模式的に

動量保存則が失われるのではないかと疑問を抱く向きもあ表したのが図 6 である。

るかもしれないが，ほとんど動かない娘核が運動量を担うことによってバランスは保たれている。
図 6 においてベータ線の飛跡を三次元再構成することによって螺旋の半径 r (cm) とピッチ角 λ を求めると，磁束密
度 B (kG) は既知なので次式から運動量 p (MeV/c) が得られる。

p cos λ = 0.3rB(2)電子の質量を me とすると次式から運動エネルギーを得る。

T = (p 2 + me2 )1/ 2 − me(3)

ここで注目すべきは熱量計実験などで行われるようなエ
ネルギー校正を必要としないことである。実際に得られた生データを図 7 に示す。上がアノードワイヤーで得られた
パルス群，下がピックアップワイヤーのパルス群で横軸は時間（FADC サンプリング時間： 10 nsec 単位）である。共にワイヤー数は 40 本（ピッチ 6 mm ）で上下に縮んで見えているが実際は X-Y 平面では円，Z-X 平面では sin 曲線を描いている。蛇足ながら動作原理のところで，アノードパ
ルスは負，ピックアップパルスは正と記したが，ディスプ
レー上では共に上向きパルスになるように変更してあるので誤解がないようにして欲しい。

207

Bi point source

図 5 cPCI-FADC１チャンネル分のダイヤグラム

y

X

B

VTX

Z
β1

β2

x

Y
Z

150Nd

207

Bi point source

X

plate

VTX

VTX
β2

β1

β2

Y

Y
β1

z

Z

X

図 6 DCBA-T2 における 0νββ 事象の模式図

x
図 7 実際に得られたデータの表示910νββ によって放出される個々のベータ線は Q 値の半分

既知のドリフト速度と相対時間差の積から X 座標を求め，共通のタイミングのパルスを持つアノードとピックアップの処にピークを持ってなだらかに分布する。その全領域にのワイヤー番号から Y, Z 座標を求めれば図 8 に示すようなわたって 150 keV(FWHM) の分解能が得られると仮定すれ三次元再構成ができる。少し分かりづらいが図中の＋印がば二本のベータ線のエネルギー和の分解能は約 210 keV に

三次元空間のデータ点である。図には直径 3 mm のステンなると期待される。 150 Nd(Q =3.37 MeV) の場合には 6.2%

207

Bi を電着した約 1Bq のソースである。前述したように次世代の測定器は 5% 以下の分解をチェンバーの中心に設置した様子や，X-Y, Z-X 平面へ投能が要求されているので，もう少し改善しなければならな

影した飛跡も示してある。この事象について(2), (3)式からい。

レススチール円板の上に運動エネルギーを求めると 1073 keV が得られた。
今回はエネルギー分解能を測定するのが主目的であった
ため図 8 のセットアップにおいて 207 Bi ポイントソースは
厚さ 2 mm のアルミニウム板に取り付けられている。

6.2 バックグラウンド（背景事象）
DCBA-T2 で目的とした事象は図 7 で示したようなものであったが，実際には宇宙線をはじめとして多くの背景事
象が記録された。それらは発生点を特定することですべて除去されるが，興味あるものとして二つ紹介する。一つは207

Bi point source214

Bi から来たと思われる 2 電子事象で図 10 に示す。

e2
e1

Y

Y
X

Z

Energy = 1073 keVX

図 8 図 7 の三次元再構成
ワイヤーピッチが 6 mm なのでポイントソースの台座（直径 3 mm のステンレススチール）以外のアルミニウム部
からも電子が背景事象として入ってくる。それらも含めて得られた電子の運動エネルギースペクトルを図 9 に示す。
これから分かるように 0.5 MeV と 1MeV 近傍にピークが見られる。これらは

207

Z

Bi か ら 放 出 さ れ る 0.48 MeV,

0.56 MeV, 0.98 MeV, 1.05 MeV の内部転換電子によるもの

Xと思われる。一番強度が高い 0.98 MeV と二番目に高い

1.05 MeV の電子（強度比は 7 : 2 ）は分離できないが合わせたピーク幅は約 150 keV(FWHM) であることが分かった。

e2
Including BGD

P

ry
na
i
im
rel

FWHM ≈ 0.15MeV@ 0.98 MeV

Z
e1

FWHM( E sum ) ≈ 0.21 MeV
FWHM( Esum )≈ 6.2%
QY
0.48(1.5%)

0.56(0.6%)

0.98(7.0%)

X

1.05(2.4%)

図 9 電子の運動エネルギースペクトル

図 10 2 電子事象

92
このデータを解析すると放出点はポイントソースの207

Bi とは異なった場所でアルミプレートからであった。そして図中の e1, e2 に対応する飛跡はそれぞれ 0.57 MeV と1.47 MeV の電子であった。214 Bi はベータ崩壊して 214 Po の励起状態に行き，そこから約 1.4 MeV の内部転換電子を放出することがある。飛跡 e2 はその内部転換電子と思われ，

ye1 はベータ崩壊で出たベータ線と思われる。
ところで 214 Bi は自然放射性元素のウラニウム系列に属xしており自然界のいたるところに潜り込んでいる。特に空気中には一定の割合で同じ系列の 222 Rn ガスが存在するので空気が触れるところにはその子孫である 214 Bi が必ず存在する。チェンバーガスに空気が混入することも考えられる。
214

Bi は Q 値が 3.27 MeV であり 150 Nd の 3.37 MeV に近い。

ベータ崩壊したときにベータ線のエネルギーが最大の

1.85 MeV に近いと 214 Po の励起状態からの内部転換電子はz

約 1.4 MeV で あ る か ら， 両 方 の 電 子の エ ネ ル ギ ー 和 は

3.25 MeV 程度になる。このような場合エネルギー分解能がx

100 keV 程度だと判断に迷うことになる。一方の電子が内部転換電子のエネルギーに近いから背景事象であると決め

図 11 アルファ粒子の飛跡てもよいが，本物の 150 Nd からの 0νββ 事象である可能性も捨てきれない。そのようなとき娘核の 214 Po は 164 μ sec の半減期でアルファ崩壊をするので，このアルファ粒子（運動エネルギーは 7.7 MeV ）を検出すれば背景事象であることが確定できる。

DCBA-T2 で使用している cPCI-FADC はメモリー領域

6.3

DCBA-T3

DCBA-T2 では十分なエネルギー分解能が得られなかったので，さらに向上させるために DCBA-T3 を製作することとした。図 12 に DCBA-T3 の概念図を示す。

を二つ持っていて，最初のトリガーがかかると一番目のメ
モリー領域の読み込みを停止すると同時に二番目の領域が読み込みを開始する。したがって一番目の領域のデータを読み出しているときに次のデータが入って来ても二番目の領域で記録することができるように設計されている。つまりいわゆるデッドタイムレスであるので，214 Bi からの 2 電子事象を記録した後 214 Po からのアルファ粒子を記録することが可能である。この機能は現在調整中であるが，見通しは立っている。
そこで，興味ある二番目の背景事象としてアルファ粒子の飛跡を図 11 に示す。アルファ粒子は自然崩壊元素系列かYら来るものが多い。ガス中のエネルギー損失が大きいので
図 11 からも分かるようにパルスが大きく，また運動量も大きいので直線状であるところから，電子や陽電子と明瞭に区別することが可能である。

X

図 12 DCBA-T3 の概念図
エネルギー分解能を劣化させる主要因はガス中におけるベータ線の多重散乱とエネルギー損失である。これらの影響を少なくするには測定に必要な飛跡の長さを短くすればよい。つまり磁場を強くして螺旋半径を短くする。このとき測定点数を確保するためにアノードワイヤーとピックア
ップワイヤーのピッチを小さくしなければならない。

93
このような考えから DCBA-T3 ではマグネットの最大磁上図が運動エネルギー 976 keV で下図が 1500 keV のとき場を 2 kG としワイヤーピッチを 3 mm とした。このようにである。磁束密度は共に 1.8 kG である。エネルギー分解能

すれば表 2 の主要パラメーターに示すように最大ドリフト

はどちらも約 80 keV(FWHM) が得られた。検出効率は共に距離を 4 cm に縮めることが可能なのでソースプレートの約 50% であるが 1500 keV の方が少しよい。これは磁場が間隔を 5 cm にすることができる。つまり磁場空間が同じ体

強いと空間のアクセプタンスという点でエネルギーが高い積であるなら DCBA-T2 と比較してソースプレートの枚数ほど有利であることを反映している。シミュレーション通を約 2 倍にすることができる。

りだと 150 Nd の Q 値では FWHM で約 3% のエネルギー分

表 2 DCBA-T3 の主要パラメーター• Drift chamber
SourceMulti-track capability
Nd2O3 (40 mg/cm2 ×13,760 cm2 = 550 g)(150Nd = 0.18 mol)Sensitive vol.
4(X) × 48(Y) × 48(Z) cm3/chamber: 8 chamber
4(X) × 28(Y) × 48(Z) cm3/chamber: 4 chamber
Anode wire pitch 3 mm
Pickup wire pitch 3 mm
Signal readout
Flash ADC
X-position
Drift velocity × Drift time (σX ≈ 0.5 mm)
Y-position
Anode wire position (σY ≈ 0.2 mm)
Z-position
Pickup wire position (σZ ≈ 0.2 mm)

解能が得られることになる。これは計画されている熱量計型の CANDLES や EXO に匹敵する値である。
データ収集系の改善も DCBA-T3 で解決すべき大きな問題点である。DCBA-T2 のように測定器側プリアンプから
アナログ出力を長いケーブルで FADC まで引いてくると途中の浮遊容量の変化によって電気的ノイズが入りやすく，
ときには発振状態さえ引き起こすことがある。大量のケー
ブルとコネクターを使うのでコスト面でも問題がある。そこで図 14 に示すように 32 チャンネル分のプリアンプ，• Magnet
Magnetic field
Uniform Vol.

Superconducting Solenoid + Flux return yoke
2.0 kG (Max.)
80 dia. x 80 cm3 (δB/B0 < 1%)

Array（FPGA）を用いて 1 本のシグナル読み出しケーブル• Veto-counters

Scintillation countersを用いて行うことを計画している。測定器から送られてく

FADC およびメモリを内蔵した Field Programmable Gate

るディジタルシグナルは cPCI 規格のデータ処理ボードおDCBA-T3 のエネルギー分解能はどこまで向上が期待でよびクレートにセットされたコンピューターからの指令にきるか，実際の製作に先立ち Geant4 を使用してシミュレ

よってデータ保存機器に保存される。データ収集回路系にーションを行ったのでその結果を紹介する。図 13 は運動エ関する技術進歩は著しいので，出来るだけ新しくかつ信頼

ネルギーが 976 keV と 1500 keV の電子について DCBA-T3性があるものを取り入れていかなければならない。

で飛跡測定を行い三次元再構成後に求めた運動エネルギーがどのように分布するか Geant4 を用いてシミュレーショ
Triggerンを行ったものである。

DAQ for DCBA-T3
32ch
Preamp&FADC
Card

T=976 keV

FWHM
≈80 keV
Eff = 53%

Start/Stop
Trigger
Board
CPU Board

MagnetSignalDetectStart

Pickup

Anode

Stop
FADC
LVDS
out

SignaldetectMemory

Start

STOP

Anode / 160ch
Pickup / 160ch

DC Power
6U CompactPCI

T=1500 keV

FWHM≈80 keV
Eff = 56%

図 14 DCBA-T3 用データ収集システムの概要

DCBA-T2 ではマグネットに常伝導コイルを用いたために冷却水と電力上の制限があった。同じ空間容積であれば，磁束密度を 2 倍にしようとすると 4 倍の電力が必要となり，それに見合った冷却水も用意しなければならない。したがって将来後述するような直径約 2 m ，長さ 3 m という大空図 13 シミュレーションによる DCBA-T3 のエネルギー分解能と検出効率

間容積を持ったマグネットを運転するには常伝導コイルの限界を越えているために超伝導マグネットを製作しなけれ94ばならない。 DCBA-T3 用超伝導マグネットを図 15 に示

MTD の標準モジュールの基本的考え方は次のようなこす。有効磁場空間は直径 80 cm, 長さ 80 cm である。手前のとである。

フランジ部に冷凍機が設置され，2007 年末までには試運転(A) 製作と大きな修理作業は KEK 富士実験室で行う。

が行われる予定である。

(B) 実験は地下実験室(海外も含む)で行うので KEK から
地下実験室までの運搬は簡単にできること。

(C) 環境に配慮して電力や冷却水といった付帯設備は出来るだけ少量ですむこと。
このような基準に基づいて仮設計した標準モジュールの検討図と検討用パラメーターを図 16 に示した。図中ソースの厚さが 15(40)mg/cm2 となっているのは，ソースの厚みとエネルギー分解能を考慮した結果である。即ち15 mg/cm2 まで薄くすると量が少ないので 1 モジュールを

1 年間運転して到達する質量感度は、天然ネオジムの場合
は 0.8 eV, 60% 150 Nd の場合は 0.2 eV にしかならないが、厚みがエネルギー分解能に影響を与えないのでモジュール台
図 15 無冷媒超伝導マグネット

数を増やせばニュートリノ有効質量を 20 meV 程度まで探索できる。一方、 40 mg/cm2 の場合は 1 モジュール当たり

最近の冷凍技術の進歩により，無冷媒冷凍システムが可の量が増えるので、1 年間の運転で 0.5 eV （天然ネオジム

能となった。これは液化ヘリウムの供給をしなくても，冷使用時）と 0.1eV （ 60% 150 Nd 使用時）まで到達する。し凍機のスイッチを ON するだけで超伝導状態まで冷却でき

かし、台数を増やしてもエネルギー分解能がソースの厚みるというものである。このことは測定器を地下実験室で運によって劣化しているので 50 meV 程度までしか到達しな転する上で大変好都合である。

い。

これまで述べてきたように DCBA は 0νββ 探索を目的にR&D を続けているが DCBA-T3 をもって一応の区切りをつける。それは R&D プロジェクトとして所期の目的であった（イ）背景事象を除去するために必要な粒子選別が可能であることを確認する，（ロ）測定器のエネルギー分解
能としては 150 Nd の Q 値の 5% 以下という目標達成を確認する，（ハ）大型標準モジュールを製作するための技術的問題をクリアーする，という三点について見通しを得たか
らである。
3500

7.

将来

本番では技術的には DCBA の延長でまったく問題ない

Source plate: 80 m2/module
Thickness: 15 (40) mg/cm2 Source weight: 12 (32) kg/module< mν > sns ≈ 0.8 (0.5) eV for normal Nd/mod.yr< mν > sns ≈ 0.2 (0.1) eV for 60% 150 Nd/mod.yrと考えるが，新しい実験チームは国際協力で結成される点や資金調達の点では新たな問題が出てくると思われる。そのとき R&D プロジェクトの印象が残る DCBA を名乗るよりも新しいグループとして新しい名前で出発する方が新鮮

図 16 MTD（仮称）標準モジュールの検討用図面とパラメーター
このようにソースの純度と厚さが将来の製作費にも大きくでよいだろうし，新たに加わる方々にとっても参加しやす影響してくる。入手可能と思われるソースは Q 値が 3 MeV

いのではないかと思われる。

以上では表 3 に示すようなものである。表では 50 モジュー

ここでは DCBA を踏み台にして本番の標準モジュール0ν
ル運転したときの半減期の到達感度 T1/2
sns とニュートリノ

を設計するとどうなるかを考えてみるが，名前がないと不有効質量の到達感度 mν

便なので，単純に Magnetic Tracking Detector（MTD）との値は A. Staudt et al. の計算結果[8]を使用した。

いう仮の名前で話を進めることにする。

snsを示す。このときの核行列要素

95
表 3 ソースの種類と到達ニュートリノ有効質量感度
150Nd
100Mo
82Se
Natural Nd(5.6%150Nd) (80% enr.) (90% enr.) (90% enr.)

MTD Amount (mol)190(600 kg : 50 modules of 15 mg/cm2)
9 × 1024
T10/ ν2 sns (yr)0.06
< mν > sns (eV)

150

2700

5400

6600

1 × 1026
0.02

2 × 1026
0.07

3 × 10260.04

Nd(80% enrich) については現在次のような状況にある。フランスでウラン濃縮に使われていた MENPHIS と呼ば れ る 装 置 は Atomic Vapor Laser Isotope Separation（AVLIS）という原理に基づく濃縮装置であるが，これを150

Nd 濃縮に転用する計画が進んでいる。MENPHIS では

既に 150 Nd を 60% 濃縮した実績があるので 80% も期待できる。生産能力としては 2 週間で 100 kg 程度が期待できそではどうしてもソースの厚みを薄くしなければならないことと，検出効率が精々 30% 程度なので不利である。このよ
うに MTD と他の熱量計実験とは互いに相補うものなので，共に進める必要がある。

8.

おわりに

二重ベータ崩壊実験は半減期が長いので大変難しいものとされてきたが，M. Moe によって 2νββ の半減期が測定されて以来次々と新しい測定器が提案されている。これはニュートリノのマヨラナ性や質量の問題を解く上で， 0νββ
探索実験とその半減期の測定は避けて通れないと強く認識されているからである。そして 0νββ の半減期を 1025 −26 年のオーダーで確実に測定できる実験装置の R&D がいくつかうである。最近は SuperNEMO グループも 150 Nd に興味をの実験グループによって長期間行われてきたが，ほとんど持っているので，日仏共同で MENPHIS を稼動する計画がすべての計画はエネルギー測定に熱量計を用いるものであ進んでいる。余談だが，これには SNO+を念頭にカナダかった。そのような状況下にあって，一様磁場中で特徴的ならも参加することになっている。

0νββ が見つかりニュートリノはマヨラナであることが確定したとして，その先 MTD で出来る物理を概観してみる。これまではニュートリノ質量項が大きいという仮定で話を進めてきたが実は右巻きの弱い相互作用があっても0νββ は生ずる。質量項と右巻き相互作用項の混合割合を定量的に調べる方法としては 0νββ の個々のベータ線のエ
ネルギー分布測定，また二つのベータ線間の角分布測定がある[9]。

飛跡を描くベータ線を捕らえ，運動量測定からエネルギーを求める DCBA は特異な存在であり説得力のある実験として注目されてきた。しかしながら長い飛跡を必要とした

M. Moe et al. による TPC 実験の影響からか，飛跡検出器
はエネルギー分解能が悪いという誤解が定着していたようである。その誤解を解くべく，これまで約 10 年にわたってR&D を行い，DCBA-T2 で手掛かりを得たので DCBA-T3
で駄目を押そうとしているところである。二重ベータ崩壊
実験の R&D は DCBA-T3 で終止符を打ち，本番実験装置

MTD の建設にとりかかりたい。そして世界各地の地下実

また最近では超対称性粒子（SUSY）の媒介による可能

験室で MTD モジュールが運転されることを望んでいる。

性も指摘されている。これを調べるには 0+ （基底状態）→

この記事を読まれた方々には，物理的意義の高い二重ベー

0+ （基底状態）の半減期と 0+ （基底状態）→ 0+ （励起状タ崩壊実験が身近で可能であることを知っていただき，出態）の半減期の比を測定すればよいとの指摘がある。基底来れば DCBA-T3 や MTD に参加していただくことを切に状態から励起状態への遷移を検出するには励起状態からのお願いしたい。

ガンマ線を捕らえる必要があるので MTD と熱量計を組み合わせた測定器が考えられる。このような測定器は標準

MTD モジュールにおける二重コンプトン散乱やコンプト
ン散乱の反跳電子によるメラー散乱の影響を調べるのにも謝辞

大いに役立つので，背景事象を理解するために少なくともこの稿を執筆するにあたりデータを提供して頂き，また1 台は製作すべきである。熱量計についてわれわれは経験

相談に乗ってくださった DCBA グループ（下記）の皆さんが乏しいので他の方々の援助を求めたい。熱量計に限らず，に感謝します。その他にも大勢の皆様にお世話になりまし

MTD を進めるには大勢の協力が必要となるのは明らかでたが，特に 207 Bi ポイントソースを作ってくださった佐々木ある。

慎一氏，DCBA-T2 マグネットとチェンバー製作に尽力く

最後に熱量計実験との優劣を比較してみる。必要条件のださった小林芳治氏，坂本信博氏，高富俊和氏，岩井正明

うち背景事象の除去については崩壊点検出と粒子選別が明氏，マグネット設計に協力していただいた土屋清澄氏，チ瞭に出来る分 MTD が断然有利である。エネルギー分解能

ェンバーのワイヤー張りを指導してくださった高力孝氏，については Ge やボロメーターには及ばないが，シンチレ

富士実験室での作業を常に助けてくださっている林浩平氏，ーター（CANDLES, SuperNEMO, MOON, EXO など）に若い力を注入して論文を仕上げ社会に巣立った 10 人の修は肩を並べることができる。ソースの量については MTD

士諸氏に，この場を借りて心よりお礼申し上げます。また，

96
鈴木厚人高エネルギー加速器研究機構長，高崎史彦素粒子
原子核研究所長，山内正則物理第一研究系主幹には研究遂行にあたり支援をいただき感謝しております。本研究は文部科学省科学研究費補助金（基盤研究），財団法人山田科学振興財団からの助成金を受けて行われています。

DCBA メンバー
石原信弘，石川達也，伊藤倫太郎，稲垣隆雄，岩井剛，
小濱太郎，加藤義昭，川井正徳，喜多村章一，坂本泰伸，
住吉孝行，竹田繁，田中耕一，田村詔生，寺本吉輝，
長坂康史，中野逸夫，春山富義，槇田康博，山田善一

参考文献[1] N. Ishihara, T. Ohama, Y. Yamada, Nucl. Instr. Meth.,
A 373 (1996) 325.
[2] 岸本忠史, 高エネルギーニュース, 24 巻 3 号 182 ページ,
2005 年[3] W. Buchmuller, R. D. Peccei and T. Yanagida, Annu.
Rev. Nucl. Part. Sci., 55 (2005) 311.
[4] H. Ejiri et al., Nucl. Instr. Meth., A 302 (1991) 304.
[5] R. Arnold et al., Nucl. Instr. Meth., A 536 (2005) 79.
[6] Y.Yamada et al., Nucl. Instr. Meth., A 330 (1993) 64.
[7] Y. Kato et al., Nucl. Instr. Meth., A 498 (2003) 430.
[8] A. Staudt et al. Europhys. Lett., 13 (1) (1990) 31.
[9] H. Ejiri, J. Phys. Soc. Japan, 74 (2005) 2101.