J. Plasma Fusion Res. Vol.85, No.11 (2009)７
６２‐７７３

解説

核融合中性子の挙動を追跡する！！
〜二重微分断面積に関する最新の研究
村田勲，近 藤 恵 太 郎１），宮 丸 広 幸，落 合 謙 太 郎１）
大阪大学大学院工学研究科，１）日本原子力研究開発機構（原稿受付：２
０
０
９年９月２
４日）

核融合炉の核設計に不可欠な，14 MeV 中性子と核融合炉構成材料核種との核反応断面積の高精度測定をめ
ざし，過去約１０年間に亘って，大阪大学が日本原子力研究開発機構との共同研究を通じて，２つの新しい二重微
分断面積測定手法の開発を進めてきた．日本原子力研究開発機構 FNS 施設において利用可能な世界で唯一の DT
中性子ペンシルビームを用いる本測定手法により，放出中性子スペクトル測定に基づく（n, 2n）反応断面積の直接測定，およびきわめて高精度な荷電粒子放出二重微分断面積測定が可能となった．本解説では測定手法の概要と，これまでに得られた世界初となるベリリウム，ジルコニウム，フッ素の最新の詳細断面積測定結果についてわか
りやすく解説した．
Keywords:
double-differential cross section, DT neutron, nuclear reaction, FNS (Fusion Neutronics Source), (n,2n) reaction,
charged particle, breakup reaction, beryllium, zirconium, fluorine

１．はじめに性子のエネルギーは，弾性散乱の結果反跳する原子核に，

現在研究開発が進められている核融合炉では，重水素

運動エネルギーとして付与される．入射中性子のエネル（D）と三重水素（トリチウム（T））を用いた以下の DT

ギーが数 100 keV を超えると非弾性散乱が起こりはじめ反応を利用することが考えられている．

る．非弾性散乱では原子核が励起され，中性子のエネル

D＋T → 4He＋n＋17.6 MeV

ギーの一部は原子核の回転や振動状態のエネルギーとして（１）蓄えられる．これらのエネルギーは，ほとんどの場合即発DT 反応によって発生するエネルギーは 17.6 MeV で，こ的にガンマ線（光子）として放出される．数 MeV 以上の中のうちおよそ 14 MeV のエネルギーが中性子に付与され性子では，しきいエネルギーの高い核反応が可能となり，る．この中性子は，炉壁，ブランケット，超伝導コイルな結 果 と し て 様 々 な２次 粒 子 が 生 成 さ れ る．た と え ば，どのプラズマ周辺機器に入射し，様々な相互作用を引き起（n, 2n），（n, p）
や（n, !）反応のような原子核の組み替えにこすことでそのエネルギーを失っていく．核融合炉とは，よる２次粒子放出反応が起こるようになる．これらの核反この中性子のエネルギーを取り出し発電に利用するシステ

応によって放出された２次粒子もエネルギーの運び手となムであり，その挙動を正確に把握することは非常に重要にる．ガンマ線は物質との電磁相互作用（光電効果，コンプなる．

トン散乱，電子対生成）によって電子を生成し，その電子

中性子は電荷を持たない．したがって，電磁相互作用をを介してエネルギーを付与する．荷電粒子は物質を構成すすることなく様々な物質を軽々と透過する．今，例としてる原子の軌道電子とクーロン相互作用を繰り返し，運動エ

コンクリート壁への中性子入射を考えてみる．一般に 14

ネルギーを失う．荷電粒子のエネルギーが高い場合，さらMeV中性子の中性子束強度を一桁下げるためには，およそに２次的に核反応を起こすこともあるが，結果として放出

25 cm の厚さの普通コンクリートを必要とすることが知らされる，中性子，ガンマ線および荷電粒子は，上記と同じれている．中性子が止まるのは，その運動エネルギーを周過程によりやがてエネルギーを失う．

囲の物質に付与するためであり，この例の場合は，コンク

以上のように，物質に付与された中性子のエネルギーリートを構成する元素の原子核との相互作用の結果，エネは，最終的にすべて熱に変換される．これを「核発熱」とルギーをコンクリートにほぼ一様に（あらゆる場所に）少呼ぶ．その熱を回収し発電することが核融合炉開発の第１

しずつ付与していることになる．このエネルギー移行は，の目的である．しかし，中性子には，それ以外に積極的で中性子とコンクリートを構成する元素の原子核との核反応

重要な役割がある．それはトリチウムの生産である．（１）により行われる．

式の核反応に基づく DT 核融合炉では，トリチウムが燃料として必要になる．しかし，トリチウムは地上に安定に存

中性子による最も基本的な核反応は弾性散乱である．中Tracking the Behavior of Fusion Neutrons !! - The Latest Research on the Double-Differential Cross Sections
MURATA Isao, KONDO Keitaro, MIYAMARU Hiroyuki and OCHIAI Kentaro
corresponding author’s e-mail: murata@eie.eng.osaka-u.ac.jp

７６２!2009 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Commentary

Tracking the Behavior of Fusion Neutrons !! - The Latest Research on the Double-Differential Cross Sections

I. Murata et al.

在しない．この反応を連鎖的に持続させるためには，トリFNS 施設において利用可能な世界で唯一の DT 中性子ペン

チウムの生産が必要になる．これは現在，リチウムとの核

シルビームを用いた２つの新しい二重微分断面積測定手法

反応により実現できることがわかっており，ブランケットについて詳しく述べている．これらを用いることにより，にリチウムの化合物を装荷することが検討されている．ま世界初となる多数のデータが測定されはじめており，今後た，熱回収と相補的な事柄であるが，中性子を適切に遮へも数多くの測定が進められると期待されているものである．

いすることが核融合炉の成立上きわめて重要になる．超伝

２．中性子輸送方程式と核データ

導コイルなど，炉を構成する機器を中性子照射による放射化や損傷から守らねばならないし，さらにその外側で作業

中性子のふるまいは一種の輸送現象として理解できする従事者に対する放射線被曝を十分抑える必要があるかる．３次元空間における中性子の輸送は，ボルツマンの輸らである．

送方程式によって記述される．ボルツマン中性子輸送方程これらのことをきちんと実現できる核融合炉を設計する

式は，微少領域内での中性子の発生，消滅および外部領域

ためには，上記の中性子がエネルギーを失う素過程（核反との出入りを考慮した粒子密度のバランス方程式であ応）が，どこでどのぐらい起こり，その結果さらに（二次り，６次元（空間座標（３次元），中性子の散乱角度（２次的に）何が起こるのかを正確に知る必要がある．その場合元），中性子のエネルギー（１次元））の微積分方程式であに必要となるのが，核反応の発生確率データ（反応断面積，る．この方程式を解き，中性子束強度の分布を計算するこもしくは核データ）である．詳細は２章に譲るが，これらとを一般に「輸送計算」と呼んでいる．

は通常，データベースとして整備されており，これを用い１章でも述べたが，この方程式に基づく輸送計算には，て，実際の中性子の挙動を模擬計算（輸送計算）により予

核反応の確率を与える「反応断面積」と呼ばれるデータが測することができる．この核データは，中性子のエネル必要になる．反応断面積は核反応の起こりやすさを表す物

ギーに対して強い依存性を持つため，あらゆる中性子エネ

理量で，面積の次元を持つ．これは，中性子束（フラック

ルギーに対して準備しておく必要がある．核融合炉ではスとも言う）が面積の逆数の次元を持つことに対応しておDT 反応で発生する中性子はほぼ 14 MeV 単色のエネル

り，中性子束に反応断面積を乗じれば，原子核あたりに起ギーを持つことから，14 MeV 中性子に対する核データのこる反応の個数（無次元量）となる．原子核を的とする中重要性が高いことは予想できる．このような核データは性子から見れば，反応断面積とは「的の大きさ」のような

DT 中性子源を使用して測定することが可能であり，測定ものであり，的の面積が大きければ反応の確率が大きくな

例がかなり存在する．しかし近年，ITER に代表される核

る，というアナロジーとして理解できるだろう．

融合実験機器の設計を高精度で行うため，核データにも更反応断面積や，核反応によって発生する二次粒子のエネなる高精度化が求められており，そのためには高精度な実ルギーおよび放出角度の分布など，原子核反応に関わる

験データが不可欠である．このようなデータは，特に質量データを総称して「核データ」と呼ぶ．核データの作成は数の小さい元素（軽元素）については未だ十分とはいえな

本来実験値の積み上げにより行われる．この場合の実験値aい ．しかも，14 MeV というエネルギーは，核分裂を利用とは，あるエネルギーに対する反応断面積の値であり，一する原子炉の設計で想定される中性子エネルギーよりもか

般に小さなサンプルを用いた，いわゆる微分実験により得なり高く，原子炉の設計で用いられる核データをそのまられる（これを微分実験データと呼ぶ）．しかし，これらのま，もしくは外挿して使用することができないという事情

データを使用しても核データの作成（評価）は，実際にはもある．なぜなら，上記したとおり，中性子のエネルギー困難である．実験値の中には測定誤差が含まれている上，が上昇すると，様々なしきい核反応チャンネルが開き，反エネルギーや放出角度に対して連続的な値が得られている

応の結果放出される２次粒子の角度分布も非等方性が強くわけではないためである．そこで，実験値を基に構築したなるからである．このため，核融合炉設計では「二重微分現象論的な理論モデルによる計算や，統計学を利用した推断面積」と呼ばれる多少特殊な核データテーブルを準備定が行われる．このようにして得られた核データを評価済し，それを用いた精度の高い計算を行う必要がある．これ

核データと呼ぶ．これらのデータは利用しやすいように一については３章で詳しく述べる．

定の書式にしたがって電子ファイルにまとめられている．

本解説では，核融合炉設計用核データのうち最も重要で，これを評価済核データライブラリと呼ぶ．

高精度なものが要求される 14 MeV 中性子核反応断面積にこの核データライブラリを用い，ボルツマン方程式を解

ついて，過去約１０年間に亘って，大阪大学が日本原子力研

く（輸送計算を行う）ことで，炉内の中性子束分布，発熱究開発機構（以下，原子力機構）の FNS（Fusion Neutron-

分布等が計算できる．しかし，問題は簡単ではなく，６次ics Source）グループと共同研究として測定を進めてきた

元のボルツマン方程式を解析的に解くことはきわめて困難

成果 をわかりやすくまとめた．特 に４章 と５章 においては，であることが知られている．一般的な解法としては，空間a 核反応の起こり方（メカニズム）は原子核の質量数により大きく変化することが知られている．特に 14 MeV という高いエネル
ギーの中性子との相互作用では，軽い原子核になるほど直接反応と呼ばれる，少数の核子と中性子が直接相互作用する過程が支配的となり，量子力学的な効果が強く現れる．結果として，放出される粒子の角度分布やエネルギー分布は複雑となり，測定や理論計算を困難にする．反対に，原子核の質量数が大きくなれば，多数の核子が集団的に振る舞う過程の寄与が支配的になり，統計的な扱いに基づく核反応模型を適用することができるようになる．

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Journal of Plasma and Fusion Research Vol.85, No.11 November 2009やエネルギーを群化して数値計算によって解を求める方法（SN 法や直接積分法，いわゆるディスクリート・オーディ
ネート法），および粒子の輸送をありのまま模擬して統計的な収束解を得る方法（モンテカルロ法）がある．なお，ボルツマン方程式をある適当な近似を仮定して解くと，濃度勾配による物質の流れを取り扱う拡散方程式に帰着させることができる．原子炉の場合は中性子のエネルギーが低く
散乱の非等方性が小さいので，拡散方程式に基づく輸送計
算でも十分精度の高い設計を行うことが可能である．
ディスクリート・オーディネート法とモンテカルロ法にはそれぞれ優劣があり，状況に応じて相補的に使い分けられる．ディスクリート・オーディネート法の欠点として

図１

二重微分断面積とは？

は，エネルギーや空間座標の群化に伴う誤差が避けられな
いこと，および空間座標を離散化するため，複雑な計算体

ネルギーと角度で微分した断面積なので二重微分断面積と系に適用する際に大きな困難を伴うことが挙げられる．一呼ばれている（図１参照）．二次放出中性子に関する二重方，モンテカルロ法にはこのような欠点はないが，非常に微分断面積は，散乱後の中性子のエネルギーと角度を与え長い計算時間が必要となることが知られている．しかし近るので，中性子輸送計算に重要なデータであるということ

年，コンピュータ技術の進歩に伴い，モンテカルロ法によは直感的に理解できるだろう．さらに，中性子の核反応でる連続エネルギー輸送計算が実用的となり，様々な応用分

二次的に生じたガンマ線や（n, p），（n, !）反応などで生じ

野で広く用いられるようになった．本解説で取り上げている荷電粒子の輸送も中性子と同様にボルツマン方程式にる核融合炉施設のようなきわめて複雑な体系も，ディスクよって記述することができる．ガンマ線の計算には２次ガ

リート・オーディネートコードによって計算するには限界

ンマ線放出に関する二重微分断面積とガンマ線の物質とのがあることから，連続エネルギーモンテカルロコードが用

相互作用断面積が必要となる．ガンマ線は中性子と同様にいられるようになってきており，ITER の設計ではモンテ

電荷を持たないことから，その輸送計算は中性子に近い取カルロコードがほぼ全面的に採用されている．なお，ここ扱いになる．一方，荷電粒子は中性子やガンマ線に比べてで言う連続エネルギーとは，エネルギーの取扱をディスク

はるかに飛程が短いため，一般的に局所的な発熱源と考え

リート・オーディネート法や拡散法のように群化しない，ることができる．そのため，詳細な二重微分断面積は，輸という意味であり，元々群平均データ（群定数）ではない

送計算よりはむしろ発熱量などのいくつかの物理量の正確

核データb をほぼそのまま（精度を劣化させないで）使用でな計算に必要となる．局所的なエネルギー吸収量を与える

きるアドバンテージを持つ．最も代表的なモンテカルロ輸

KERMA（Kinetic Energy Release in MAtter）ファクタ，生

送計算コードは米国ロスアラモス研 究 所 で 開 発 された

成 し た 荷 電 粒 子 に よ る 損 傷 量 DPA（Displacement Per

MCNP［１］である．日本では，原子力機構により開発されAtom）やガス生成量などはすべて二重微分断面積に基づた MVP［２］がほぼ同等の機能を備えている．モンテカルロ

いて計算されている．このように，二次放出中性子，ガン

コードを用いることで，核データの群化に伴う誤差がほぼ

マ線および荷電粒子についての二重微分断面積は核融合炉排除できることとなり，核データの不確かさがそのまま計の核特性評価のために必要不可欠な基礎データであると言算結果に現れる．つまり，モンテカルロ計算により，いわえる．

ゆる参照解が得られることを意味する．核融合炉の設計精１９７０年代後半になると，加速器型の DT 中性子源を用い，度の向上は結局，とりもなおさず核データの精度向上を如

核融合炉のブランケット体系を模擬した基礎的な実験が行何に進めるかにかかっていることになる．

われはじめた．この頃は，輸送計算による核特性の予測精度はまだきわめて低かった．これは，二重微分断面積が核３．DT 中性子ビームを用いた二重微分断面積測定

データライブラリに格納されておらず，これを利用した輸２章で説明したボルツマン方程式に基づくモンテカルロ

送計算が行えるコード自体も存在しなかったためである．

輸送計算により核融合炉の設計を高精度で行うためには，

その後，14 MeV 中性子の輸送計算には二重微分断面積が二重微分断面積（double-differential cross section，DDX）

必要であり，核融合炉の核特性の評価にも重要であることと呼ばれるデータが必要となる．反応断面積は，ある反応が指摘された［３］．二次放出中性子に対する二重微分断面がおこる確率であるが，二重微分断面積は，その反応の結積の測定が大阪大学［４］や東北大学［５］のグループにより多果放出される二次粒子が，「どのようなエネルギーでどの数行われ，高精度の微分実験データに基づく理論解析が可方向に放出されるか」を与えるデータである．つまり，エ能になり，核データライブラリの精度は大きく向上した．

b 核データでは，離散エネルギーに対する断面積値が１対１で与えられている．ポイントワイズデータとも言われる．したがって，離散エネルギー間の断面積はすべて内挿により求められる．これに対して，群定数に代表されるグループワイズデータとは，
エネルギーを群化し各群内の平均断面積を与えている．平均断面積は，通常中性子スペクトルを重みとして評価されており，原理的に中性子スペクトルを仮定することに起因する誤差を避けられない．

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I. Murata et al.

二重微分断面積を格納した核データライブラリが利用可能になったことによって，輸送計算の精度も飛躍的に向上した．これらの核データライブラリは，ベンチマーク実験と呼ばれる積分的な実験によって精度の検証が行われ，評価に対するフィードバックが行われてきた［６］．２章でも述べたとおり，核データの評価のためには，微分実験データが必要である．ベンチマーク実験とは，微分実験よりもかなり大きな体系を用いた実験を指し，ある特定のエネル
ギーに対する反応断面積をテストするのではなく，体系内
で中性子が何度も核反応を起こしながら減速する物理過程を利用し，ほぼすべてのエネルギー範囲をカバーする核データ検証をめざすものである．しかし，実験で得られる測定値は，それらの効果すべてを積分した結果であり，積分実験と呼ばれる意味がそこにある．多数の微分実験と積分実験がこの３０年あまりの間に実施および蓄積され，高精度な二重微分断面積データの評価とその検証が進んだ．し図２

かし，依然として精度に問題のあるデータが残されている

原子力機構 FNS 施設の DT 中性子ビーム．

のも事実である．ベンチマーク実験によって評価済核デー
タの不備が指摘されている元素は数多く存在する．さらには，データによっては微分実験データがほとんど存在せず，核データライブラリに格納されたデータに対する微分的な検証が全く行われていないものも存在する．ベンチ
マーク実験により，核データの不備が指摘されてはいても，それが具体的にどの部分であるかは，微分実験によら
ねばはっきりさせられない．これが，微分実験による高精度な二重微分断面積測定が重要視される本質的な理由である．微分実験データの蓄積が進んでいない主な理由は，測定自体が原理的に難しいことにある．特に二重微分断面積
測定の困難さは，主として等方中性子源の利用に由来するものであった．微分実験では，通常小さなサンプルを使用

図３

する．そのサンプルにソース中性子が入射し，二次的に放DT 中性子ビームのエネルギースペクトルの計算値．

出される粒子をサンプルの周りに設置された検出器で検出する．これが微分実験データになる．中性子源が等方の場

体の構造および中性子源の配置を図２に示す．DT 中性子

合，発生した大部分のソース中性子はサンプルには入射しビームの性能については，モンテカルロ法による計算で評ない．サンプルは一般的に中性子源から少し離れた場所に価している．得られた中性子スペクトルを図３に示す．図設置されるからである．このため，サンプルに入射しないの２つの中性子スペクトルは，ビーム中心部分とビーム中中性子が大量の２次粒子を作り出し，それが検出器のバッ

心からビーム方向と垂直な方向に 5 cm 離れた場所でのス

クグラウンドになる．通常は，これを避けるため，検出器

ペクトルである．ビーム出口での DT 中性子の中性子束強は厳重に遮へいされる．必要な遮へいを施すためには，検度は最大 1×106 /cm2/s 程度であり非常に強力である．一出器はサンプルからある程度離す必要がある．したがっ方，この時のビーム外側の散乱中性子の高速（14 MeV 近て，測定の信号雑音比（Signal-to-Noise（S/N）ratio，以下

傍）成分は４桁近く低く，最大で 5×102/cm2/s 程度であS/N 比）は必然的に著しく低下する．以上の問題は，まさり，等方中性子源を利用した場合に比べて非常に小さい．

に等方中性子源を使用していることによっているのであ

これにより，これまで不可能であった様々な断面積測定実る．

験を高精度で行う可能性が開けた．次章以降では，このDT 中性子ビームを利用した新しい二重微分断面積の測定

次章以降で紹介する断面積測定では，原子力機構の FNS

手法について詳述する．

施設に設置されている DT 中性子ビームを利用する．FNS
施設は世界最高性能の加速器型の DT 中性子源を有している．本研究で利用した DT 中性子ビームは，今から約１０年

４．中性子増倍反応断面積測定

前に世界で初めて FNS 施設で供用が開始された．これは，

４．
１ （n, 2n）
反応断面積測定の現状と課題

大型の回転型トリチウムターゲットで等方に発生した中性

中性子増倍反応である（n, 2n）反応は 14 MeV 中性子に対子を，厚さ 2 m の大型コリメータ遮蔽体で直径 2 cm のペン

して断面積が大きいことが知られており，核融合炉の中性シルビーム状に整形することで実現されている．この遮蔽子輸送計算において非常に重要である．これまでは，一般
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的に（n, 2n）反応断面積の測定は放射化法により行われて適用したのでは現実的な測定時間での測定は絶望的であきた．放射化法とは（n, 2n）反応によって生成した残留核のる．

放射能を測定することにより，間接的に（n, 2n）反応断面積

そこで，本研究では，点線源ではなく，ビーム状の中性を求める手法である．しかし，放射化法による測定は，子源を用いることで直接測定の実現をめざした［７］．中性（n, 2n）反応により適当な不安定核が生成しない同位体に子ビームが十分に細くコリメートされ，ビーム周りのバッ

ついては適用することができない．したがって，天然で複クグラウンドが低く抑えられていれば，検出器をサンプル数の安定同位体を含む元素に対してはその一部の同位体にの近くに配置できるので，２個の中性子を効率的に同時計数できる可能性が生まれるわけである．

関する測定値しか得られないことが多い．

４．
２ DT 中性子ビームを用いた（n, 2n）反応断面積の直接

この よ う な 放 射 化 法 の 欠 点 を 解 決 す る 方 法 と し て，測定（n, 2n）反応により放出される中性子を直接測定することが考えられる．（n, 2n）反応により発生する中性子は同時本測定の検出器等の配置図を図４に，実際の測定準備のに（厳密には全く同時ではないが，最長でも 10−12 s 程度の様子を図５に示す．本測定では，中性子検出器として直径

時間差内で）放出されることから，同時計数により選択的

4 cm の球形の NE２
１３液体シンチレーション検出器を２台に測定できる可能性がある．しかし，この反応は入射粒子用いた．NE２１３検出器は応答パルスの立ち上がり時間の違も放出粒子も中性子であることから，サンプルから放出さいによるガンマ線の計数の除去（波形弁別）が可能なことれる中性子よりもはるかに多くの，中性子源から直接もしが大きな特徴である．中性子源からサンプル中心までの距

くは数回の散乱後に検出器に入射する中性子が大きな問題

離は約 5 m，ビーム出口からサンプル中心までの距離はとなる．３章でも述べたが，等方中性子源を用いた二重微

135 cm とした．このときサンプル位置でのビーム直径は分断面積の測定では，検出器を中性子源からできるだけ離2.8 cm である．２つの検出器はサンプルから 15 cm と非常し，かつ厳重な遮蔽体付きコリメータを用いて，直接線のに近い位置にそれぞれ設置した．この距離の近さが重要な影響をできる限り減らしている．しかし，結果としてサン特徴であり，中性子ビームを利用することによって初めプルが検出器を見込む立体角は非常に小さくなる．本測定て，検出器を遮蔽することなくサンプルのごく近くに配置の場合，さらに相関を持って放出される２個の中性子を同でき，必要な収量を短時間で得ることが可能となった．ま時計数するため，立体角は二乗で効くことになり，測定効

た，測定可能な中性子のエネルギー範囲を広くとるため，率はさらに著しく低下する．つまり，従来手法をそのまま増幅器は異なるゲインのものを２系統用い，それぞれに対して波形弁別回路を設けた．ゲインは約１桁異なる設定とし，２系統合わせて１桁を越えるエネルギー範囲（0.5〜
14 MeV）での測定をめざした．この回路を２つの検出器それぞれに対して用意し，かつそのすべての信号の同時計数を取るので，測定回路は非常に複雑なものとなった．詳細は文献［７］を参照していただきたい．
NE２
１３検出器は，単色の中性子に対してもピークを持つ応答を示さない．一般には，中性子によって NE２１３シンチ
レータに多く含まれる水素が反跳され，その反跳陽子が検出器にエネルギーを付与することから，検出器の応答（測図４DT中性子ビームを用いた（n, 2n）断面積測定の実験配置図．

定される波高スペクトル）は反跳陽子のエネルギー分布形状に近い矩形状になる．このため，測定される波高スペク

図５

図６ （n, 2n）断面積測定における角度パラメータ "
"，
!の関係．
0，

DT 中性子ビームを用いた（n, 2n）断面積測定の様子．

７６６

Commentary

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I. Murata et al.

トルから中性子スペクトルを導出するには検出器の応答関いる核データライブラリである JENDL-3.3［１２］の評価値と数（多数の単色中性子に対する検出器応答から作成された

よく一致し，データ処理まで含めた本測定手法の妥当性が応答行列）でアンフォールディング処理を行う必要があ確認された．一方，ベリリウムとジルコニウムは，どちらる．本研究では SCINFUL コード［８］を用いて計算された応も核融合炉のブランケット候補材料として重要な元素であ

答関数を用い，アンフォールディングには FORIST コード

る．特にベリリウムは，核融合炉ブランケットの中性子増［９］を用いた．

倍材としての使用が期待されており，（n, 2n）反応断面積

本測定から直接得られるのは（n, 2n）反応によって放出はその全断面積だけではなく，エネルギー微分断面積もきされる２つの中性子の角度相関スペクトルである．ここ

わめて重要である．しかし，いずれの元素も（n, 2n）反応にで，検出器の配置位置に関して $!，$，"という３つの角度

よって適当な放射性同位元素を生成しないことから，放射パラメータを定義する．サンプルと検出器の位置関係およ化法によって断面積を測定することができなかった．ジル

び角度パラメータの定義を図６に示す．$!，$は２n それぞ

コニウムについてはしかも，これまでに実施されたベンチ

れの中性子の放出角度である．"は，検出器１を xy 平面にマーク実験によって計算値と実験値の不一致が指摘されて設置したときの検出器２のビーム軸周りになす角の大きさ

おり，核データの評価に問題があるのではないかと考えらである．$，"はそれぞれ，ビーム軸方向を基準とし，サンれていた元素である．

プル位置を原点とした球座標系における極角と方位角に対４．
３ ベリリウムの（n, 2n）反応断面積の測定応している．（n, 2n）反応断面積を得るためには，これら３ベリリウムの（n, 2n）反応はかなり特殊であり，次式に示

つの角度点の組み合わせを考慮して角度相関スペクトルのすとおり，最終的に２n＋２!の４体の終状態に至る「４体測定を行い，得られたスペクトルを両方の検出器に対してブレークアップ反応」である．

c４#方向で積分する必要がある ．角度点の組み合わせは膨9Be＋n→2n＋2!

大な数になるが，実際の測定では検出器１と２の対称性を（２）考慮してそれぞれの検出器を配置することで，測定回数を14 MeV 中性子によって誘起されるこのような反応は軽減らしている．また，もし方位角方向に分布がないとする元素に特有のものであるが，観測する２つの中性子以外にと，"を１点で代表することができ，測定点をかなり減ら放出される粒子が２つ存在するため，自由度が大きくなりすことができる．一般的に，中重核の（n, 2n）反応の場合，２つの放出中性子の "分布にも相関が現れる．この た"分布は等方であると仮定して問題はないが，軽元素の場

め，測定ケース（$!，$，"の組み合わせ）はかなり多数と合は "分布が生じる場合があるため注意が必要となる．

なり，合計１８点の測定を実施し（n, 2n）反応断面積を導出しところで，実験を進めていく過程で，これまでは注目さた．図７に，$と "について積分を行い導出した $!についれていなかった断面積測定を困難にする重要な事象が発見て の 角 度 微 分 断 面 積（Angle-differential cross section，

された．それは検出されたイベントのうち，検出器内でのADX）を示す．図には過去に大阪大学で高橋らによって測多重散乱のために１つの中性子が２つの検出器に順番に入定された二重微分断面積から推定された値［１３］と，日本で射し同時計数されるという「検出器間散乱」である．この

評 価 さ れ た JENDL-3.3，米 国 で 評 価 さ れ た ENDF/B-VI

ような事象の存在は，14 MeV 中性子によって（n, 2n）反応［１４］の値を併せて示した．なお，すべてのデータは放出中が起こらない炭素サンプルを用いた測定によって確認さ性子のエネルギーに対して，今回の測定の下限エネルギー

れ，その寄与が無視できない程度存在していることが明らである 1.2 MeV 以上で積分して比較している．高橋らのかとなった．検討の結果，一部の測定を除いて２つの検出器の間に小さなポリエチレン遮蔽体を設置することでその低減を図る必要があることがわかった．また，遮蔽体によって除去しきれない寄与については計算による補正を行った．このような事象が顕著に現れたのは，検出器２台を遮へい体なしでサンプル近傍に設置したためであるが，これらを測定により特定できたのは，ビーム外での中性子のバックグラウンドがきわめて低かったためである．このことからも本測定手法の高精度さを伺い知ることができる．
本測定手法を用いることで，これまでマンガン［７］，ベリ リ ウ ム［１０］，ジ ル コ ニ ウ ム［１１］の（n, 2n）反 応 に つ いて，測定された角度相関スペクトルから直接反応断面積を導出することに世界で初めて成功した．このうち，マンガ
ンは放射化法による断面積の測定値が存在している元素であり，本測定手法の妥当性の検証のために測定を行った．
図７

最終的に得られた（n, 2n）反応断面積は日本で評価されて

9Be（n, 2n）
反応の角度微分断面積の測定値．

c つまり，得られるスペクトルは，両方の検出器の立体角あたりの中性子束となるため，単位としては，n/MeV/sr/sr となり，いわゆる三重微分断面積（Triple-differential cross section, TDX）となる．詳細については，文献［７］に詳しい．

７６７

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.85, No.11 November 2009

データは厳密には（n, 2n）反応断面積の直接測定から得らる 1 MeV 以下のスペクトル成分が 20 ％程度過大評価といれたものではなく，非弾性散乱による中性子の二重微分断

う指摘とも整合性のある結果であった．断面積値だけを見面積の測定結果からの推定値である．この測定結果からると，外挿の結果は JENDL-3.3 よりもやや小さく，ENDF/（n, 2n）反応断面積を導出できるのは，ベリリウムの非弾性

B-VI の評価値とほぼ一致した．以上から，過去に報告され散乱によって励起された原子核は不安定で，すべて2n＋2"

たベンチマーク実験における不一致の原因は，核データ評に崩壊すると考えられているからである．今回の測定値と価の際の不適切な核温度の採用によるものであることが示

高橋らの測定値は非常に良く一致しており，このような仮唆された．具体的には，JENDL-3.3 の核温度は少し低く，定が妥当であることの裏付けともなっている．一方，評価

ENDF/B-VI の核温度は少し高めではないかと推測され済核データライブラリとの比較では，前方では ENDF/B-

る．これまで，（n, 2n）反応からの放出中性子スペクトルのVI が，後方では JENDL-3.3 の方が妥当な結果を与えている

みを選択的に測定した例はなかったため，このような検証ことがわかる．この ADX を指数関数でフィッティングしはなされておらず，本研究によって初めて明らかになったて積分し，（n, 2n）反応断面積を導出した．評価済核データ

ものである．

ライブラリとの比較を表１に示す．放出中性子のエネル
ギー 1.2 MeV 以上で比較すると，双方のライブラリとも 10

５．軽元素の中性子誘起荷電粒子放出断面積測定〜15 ％程度の過小評価であった．図７における不一致とも

５．
１ 荷電粒子放出二重微分断面積（DDXc）測定の現状と課題考え合わせると，これは放出中性子スペクトルの評価に用１章で述べたように，核融合炉材料と中性子の相互作用

いられている核反応モデルに若干の問題があることを示唆する結果である．

によって放出される荷電粒子は核発熱や材料の損傷を引き

４．
４ 天然ジルコニウムの（n, 2n）反応断面積の測定

起こす．荷電粒子放出に関する二重微分断面積（DDX for

ジルコニウムは核融合炉ブランケットのトリチウム増殖

emitted charged particles，DDXc）はこれらの物理量を見材の候補の一つであるリチウムジルコネート Li2ZrO3 の構積もるための基礎データであり，精度の高いデータが求め成元素である．過去に日本原子力研究所［１５］，京都大学

られている．しかし，中性子入射による DDXc の測定は困［１６］および大阪大学［１７］において個々に行われたジルコニ

難で，実験例は非常に少ない．DDXc 測定の場合，放出さウムの核データベンチマーク実験の結果は，いずれも中性れる二次荷電粒子は飛程が非常に短いため，測定には十分子スペクトルの計算値が大きな過大評価を示すことを指摘

薄い試料を用いなければならない．当然，薄い試料を用いしていた．本測定では，#!，#のみの組み合わせで合計８点ることで得られる収量が少なくなってしまうというジレンの測定を実施し，放出中性子のエネルギーが 1 MeV 以上のマが存在する．国内では１９９０年代以降，大阪大学［１９］や東断面積を得た．測定値は JENDL-3.3 の評価値より少し大き北大学［２０］において測定が試みられ，中・重元素の DDXc

く，これは過去のベンチマーク実験の結果と逆の傾向で測定については一定の成果が得られた．しかし，原子量があった．しかし，測定されていない放出中性子のエネル

２０以下の軽元素については，測定例がほとんど存在しな

ギー 1 MeV 以下のスペクトル部分の影響が不明だったた

い．軽元素はアルファ粒子（"）や重陽子（d）などがゆるめ，いくつかの核温度を仮定した蒸発スペクトルで外挿しく結合したクラスター構造を有していることが多く，それ（n, 2n）反応全断面積を評価した．これは，特に中重核でが中性子入射によりバラバラに破壊されるブレークアップ

は，（n, 2n）反応により放出される中性子のスペクトルが反応がしばしば誘発されるからである．このため，測定さ蒸発スペクトル（#!$"，ここで !$は中性子
#&%$
"%
!!$!

れるスペクトルはかなり複雑になることが予想される．ブのエネルギー）で与えられることが知られているためであレークアップを伴う核反応は多体反応となるため，理論モ

り，T（MeV）が，中性子の放出（蒸発）の度合いを決める

デルによる計算も困難であり，そのモデルを確立するため

核温度になる．核温度付近にスペクトルのピークが現れるにはまず詳細な測定データが必要となる．しかし，これまため，T の設定により 1 MeV 以下の断面積寄与が大きく変では測定のエネルギー分解能，角度分解能とも，その要求化する可能性がある．評価の結果，核温度が 1 MeV の場合を満たすほどではなかった．加えて，測定のバックグラウ

d１８］と一致するほか，過に，唯一存在する微分実験データ［

ンドが大きいという避けられない問題があった．このた去に京都大学のグループによって指摘された，JENDL のめ，世界的に見ても系統的な測定データは存在せず，評価（n, 2n）反応断面積が 10 ％程度過大評価，（n, 2n）反応によ

済核データライブラリの評価も困難だった．JENDL-3.3 においても，軽元素の DDXc は格納されていないものが大半

表１

9Be（n, 2n）
反応断面積の比較（En ! 1.2 MeV）．

Present work
JENDL-3.3
ENDF/B-VI

であり，格納されていたとしても微分実験データに基づく検証が行われていないものが多いのが現状である．

387 ± 11 mb
344 mb
340 mb

そこで，４章同様 DT 中性子ビームを利用した実験手法の開発を行った［２１］．従来の測定手法の問題点を克服する
ため，高性能の半導体検出器を使用し，それらを遮蔽体な

d 天然 Zr には同位体が複数個存在し，（n, 2n）反応によりすべての同位体が適当な放射性同位元素を生成するわけではないので，その全断面積を放射化法で決定することは不可能である．しかし，Frehaut らは，大きなシンチレータタンクを用い，中性子の増倍度を測定することで，間接的に（n, 2n）
反応断面積の決定を可能とした．

７６８

Commentary

Tracking the Behavior of Fusion Neutrons !! - The Latest Research on the Double-Differential Cross Sections

I. Murata et al.

が判明した．このようなバックグラウンド源には従来あまり注意が払われていなかったが，本測定手法は非常にバッ
クグラウンドレベルが低いため，微量のバックグラウンド
源に対しても十分な対策が必要であった．これらの対策を行った結果，バックグラウンドとなる荷電粒子はほぼ完全に抑制され，点線源を用いた場合に比べてきわめて高い S/N 比が実現された．
シリコン半導体検出器は，ほとんどすべての荷電粒子に対して測定感度がある．本測定では，競合する核反応によって放出される複数の種類の荷電粒子（陽子
（p）
，重陽
子（d）
，三重陽子
（t），アルファ粒子（"）など）を弁別して測定するために，!E-E カウンターテレスコープと呼ばれる手法を用いた．これは，荷電粒子の物質中での阻止能が，
図８

その荷電粒子の質量と電荷に依存して異なることを利用

DT 中性子ビームを用いた荷電粒子放出二重微分断面積測
定の様子．

し，厚さの異なる二つの検出器に付与するエネルギーの割合の違いを測定することによって，荷電粒子を弁別する手

しでサンプルの近傍に設置した．これにより，高い S/N法である．この場合，粒子が透過できる阻止能の小さな検比，良好なエネルギー分解能および角度分解能，広い測定

出器（エネルギーの一部を付与するため !E 検出器と呼ばエネルギー範囲，優れた粒子弁別能並びに現実的な測定時れる）と，残りのエネルギーが付与される後方の検出器（E間（収量）がすべて達成された．この手法を用いれば，特検出器と呼ばれる）を組み合わせて同時計数を行い，テレに核融合炉の候補材料として重要でありながら，これまで

スコープとする．本測定では２組の異なった厚さの !E 検

測定例の少なかった軽元素を中心と し た 様 々 な 材料の出器からなるテレスコープを用いた．アルファ粒子につい

DDXc を高精度で測定することが可能となる．現在までにてはできる限り 低 い エ ネ ル ギ ー ま で 測 定 を 行 う た め，

ベリリウム［２２］，炭素［２３］，フッ素［２４］に対する詳細な測ORTEC 社製の結晶厚さ 9.6 μm のきわめて薄い !E 検出器定に成功している．本解説では特にベリリウムとフッ素のを用いている．なお，従来の DDXc 測定では，測定下限エ

DDXc 測定について解説する．

ネルギーは 3〜4 MeV 程度が限界であった．9.6 μm の !E

５．
２ DT 中性子ビームを用いた測定手法の開発

検出器を用いた場合，アルファ粒子に対しての測定下限エ

荷電粒子は大気圧中では直ちにエネルギーを失い停止しネルギーは 2.5 MeV 程度であり，従来手法より広い測定エてしまうので，測定は真空状態で行う必要がある．本測定

ネルギー範囲を実現している．さらに，本研究では !E 検では，図２のコリメータ遮蔽体の右側に真空チェンバーを

出器を透過できない低エネルギーアルファ粒子のスペクト

配置し，この中に測定サンプルと荷電粒子検出器を取りつルを測定するために，!E 検出器のアンチコインシデンス

けた．実際の測定の様子を図８に示す．本研究では荷電粒（反同時計数）スペクトルを利用した．これにより，アル子検出器としてシリコン半導体検出器を用いた．シリコン

ファ粒子の測定下限エネルギーをおよそ 1 MeV まで引き半導体検出器の利用により，従来の測定手法に比べ高いエ

下げることに成功した．これは，やはりバックグラウンド

ネルギー分解能が得られる．しかし，シリコン半導体検出

中性子がきわめて少ないために可能となったことであり，器は中性子損傷に弱く，中性子場においては Si（n，xp），!E 検出器で測定される信号のうち，コインシデンス信号

Si（n，x"）反応によって生じるバックグラウンド荷電粒子以外の 1 MeV 以上の信号がほぼアルファ粒子に起因するが大きな問題となる．本測定手法では DT 中性子ビームのものである，という事実に基づいている．

利用によって中性子のバックグラウンドレベルはかなり低開発した測定手法の妥当性は，放射化法による全断面積減されているが，中性子ビームコリメータの出口付近からの測定例が多いアルミニウムのアルファ粒子放出 DDX の小角散乱で飛来する中性子がこれらのバックグラウンド荷測定および標準断面積として広く用いられている水素の弾

電粒子をもたらすことが判明したため，真空チェンバーを性散乱の角度微分断面積（ADX）の測定によって検証しビーム出口から離すことにした．詳細なモンテカルロ計算た．いずれも過去の測定値および評価済核データとよく一による解析の結果，およそ 1 m 離すことで，散乱中性子由致し，本測定手法を DDXc の測定に適用できることを実証

来のバックグラウンド荷電粒子を十分に低減できることが

１］．
した［２

わかった．結果的に，検出器を遮蔽することなくサンプル

５．
３ ベリリウムのアルファ粒子放出二重微分断面積の測定と解析のごく近くに配置できたので，比較的短時間で十分な収量が得られるようになった．これ以外にも，実験を開始した

すでに述べたとおり，ベリリウムは核融合炉の構成材料

当初はなお無視できない程度の陽子のバックグラウンドがとして最も重要な元素の１つである．ベリリウムと 14

存在していた．予備実験と計算による解析の結果，このMeV中性子との相互作用は（２）式で表され，反応断面積がバックグラウンド陽子の大半はチェンバー外から飛来して大きい．この反応は，最終的に２個の中性子と２個のアルおり，水蒸気等に含まれる水素が発生源となっていること

ファ粒子の４体の終状態に至るブレークアップ反応で，中７６９

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.85, No.11 November 2009

こともできる．
本研究における放出アルファ粒子の DDX の測定は放出
角１５度から１
３５度までの９点について行った．測定に用いた試料は厚さ 20 μm の金属箔である．測定下限エネルギーは 1.0 MeV であり，このような広い角度とエネルギー範囲に亘る詳細データは世界で初めて得られたものである．測定されたDDXの例を図９に示す．図にはJENDL-3.3およびENDF/B-VI の評価済核データも一緒に示した．実験値と評価済核データとの比較では，評価済核データが高エネル
ギー成分を大きく過小評価していることがわかる．このような過小評価は特に前方角において顕著に見られることがわかった．これは４．
３節と同様，評価に用いられている核反応モデルに問題があることを示唆する結果である．
図９放出角２０度におけるベリリウムのアルファ粒子放出 DDXの実験値と評価値．

本研究ではさらに，４体ブレークアップ反応の核反応モデルの構築をめざし，反応に寄与する経路を特定し，それ性子とアルファ粒子の両方を放出することから，中性子輸

ぞれの経路への分岐比を推定するため，運動学的な解析を送計算と核発熱計算の両方にとってとても重要である．

行った．この反応では，上記したとおり，途中に経由する

４章では，この反応を（n, 2n）反応とみて，放出される中性中間状態とその崩壊経路の違いによって多くの経路が考え子のスペクトル測定結果を紹介した．ここでは，同じ反応でられる．各々の経路では，４つの放出粒子それぞれのエネ

放 出 され るア ル ファ 粒 子 の 測 定 に つ い て 説 明 す る．

ルギーと放出角がフリーパラメータとなる．これらのパラ

9

メータについて，実験値や無理のない仮定に基づいた分布

Be（n, 2n＋2!）反応は，その途中に中間状態として不安定
8

＊

9

＊

5

＊

6

＊

＊

核 で あ る Be ， Be ， He ， He （ は 励 起 状 態 を 表を与え，モンテカルロ法によってサンプリングしながら運す）を経由することができるため，多くの経路を持つ非常

動学に基づく解析計算を行うと，最終的にそれぞれの経路に複雑な反応である．これらの経路はすべて競合する過程

から放出される粒子のエネルギー分布を求めることができであり，放出される中性子およびアルファ粒子のスペクトる．得られた経路毎のエネルギー分布を，測定された放出

ルはこれらの放出スペクトルの重ね合わせとなる．DDX

アルファ粒子の DDX および過去に大阪大学で測定されたの導出にはそれぞれの経路の断面積の絶対値を計算する必

放出中性子の DDX［１３］に同時にフィッティングすること要があるが，これを純粋な理論計算のみで行うのは難し

で，分岐比を決定した．これまで放出アルファ粒子の DDX

い．そこで，実験値からそれぞれの経路への分岐比を推定

は測定例が１例しか存在せず［２５］，しかもあまり詳細なすることができれば，断面積評価の大きな助けとなるだけ

データではなかったため，このような解析は主に放出中性9でなく， Be（n, 2n＋2!）反応の機構についての知見を得る

子の DDX のみを用いて行われてきた．このことは寄与す

図１
０ 放出角３０度における9Be（n, 2n+2!）反応に対する DDX の測定値と計算値．

７７０

Commentary

表２

Tracking the Behavior of Fusion Neutrons !! - The Latest Research on the Double-Differential Cross Sections

I. Murata et al.

フッ素と 14 MeV 中性子の相互作用により開く荷電粒子放出反応のチャンネル．
Reaction

19F(n, ")16N
19F (n, n'+")15N
19F (n, p)19O
19F (n, d)18O
19F (n, t)17O
19F (n, n'+p)18O

Q-value[MeV]

Threshold[MeV]

Cross section
evaluated in
JENDL-3.3 [mb]

−1.52
−4.01
−4.04

1.61
4.23
4.25

21.1
353.7
14.4

−5.77
−7.56
−7.99

6.08
7.96
8.42

34.9
15.5
45.5

る経路の特定に不確定な要素を残す原因になっていた．図１０は本解析の結果得られた分岐比を用いて計算したアルファ粒子 DDX および中性子 DDX を実験結果と比較したも

図１
１ 放出角３０度におけるフッ素の陽子放出 DDX の実験値と評
価値．

ので，それぞれの経路がどの程度それぞれの DDX に寄与しているかも 併 せて 示 し て い る．特 に 重 要 な 寄 与とし＊
6
He（!1.8て，9Be（n, "）MeV）反応チャンネルが挙げ られる．

れるが，炭素と 14 MeV 中性子の相互作用ではアルファ粒

詳細は文献［２２］に譲るが，強い前方性を持った高エネル

子以外の荷電粒子が放出されないため，アルファ粒子以外

ギーアルファ粒子成分は，最初にアルファ粒子がはじき出の荷電粒子については測定データをそのままフッ素の断面される反応モデル以外では説明が難しい．これは，存在が積導出に利用できる．アルファ粒子については，別途取得

良く知られている6He の 1.8 MeV の励起準位（図１０左の "1

した炭素の測定データ［２３］を利用し，炭素の寄与を差し引に相当）より高いエネルギーの連続的な励起準位を経由すくことでフッ素のみの寄与を求めた後，断面積を導出しる寄与が存在する可能性を示唆している（同図左の6He＊た．例として（n, xp）反応について得られた DDX と評価済

（４）に相当し，これを考慮することで，エネルギー分布が比核データとの比較の例を図１１に示す．JENDL-3.3 の評価値

較的よく再現できる）．計算結果は放出アルファ粒子のと非常に大きな差が見られる．JENDL-3.3は19Oの基底状態

DDX だけではなく放出中性子の DDX の低エネルギー部分への遷移をかなり過大評価しており，細かいエネルギー構も良好に再現しており，このモデルの妥当性を示してい造も再現されていない．ENDF/B-VI の評価値も同様である．この寄与を放出中性子の DDX の測定値のみから特定り，エネルギー構造を再現できていない．この結果は，計することは難しく，本研究で得られた放出アルファ粒子の算に用いている理論モデルを再検討する必要性を示してい

DDX によって初めてこの寄与を定量的に示すことができる．このように評価済核データライブラリとの間に大きなた．

差が残されている原因は，これまで詳細な実験値が存在せ

５．
４ フッ素の荷電粒子放出二重微分断面積の測定

ず，実験的な検証が十分に行われてこなかったためであ

フッ素は核融合炉の構成材料としては用途が限られてはる．実験値が存在していないその他の軽元素についても，いるが，液体ブランケットで利用が検討されている溶融塩

同様の問題点が残されている可能性を示唆している．

FLiBe（Li2BeF4）の 構 成 元 素 で あ る．表２に フ ッ 素 と

６．まとめ

14 MeV 中性子との相互作用で開く荷電粒子放出反応チャンネルの一覧を示す．表には併せて反応の Q 値，しきいエ

以上，日本原子力研究開発機構に世界で初めて設置されネルギーおよび評価済核データライブラリ JENDL-3.3 に格た DT 中性子ペンシルビームを用い，大阪大学グループが納されている反応断面積を示した．14 MeV 中性子との相原子力機構 FNS グループと共同で実施した，14 MeV 中性

互作用ではブレークアップ反応は起こらないが，（n, p），

子による高精度二重微分断面積（DDX）測定結果について（n, d），（n, t），（n, "）など多くの荷電粒子放出反応のチャ

簡単に紹介した．きわめてバックグラウンドの低い DT

ンネルが開く典型的な軽元素の核反応と言える．これらの中性子ペンシルビームを利用することにより，これまで困反応のうち，太字で示した残留核は安定同位元素である．

難だった２つの DDX 測定を実現した．１つは，核融合炉開すなわち，これらの反応は放射化法による測定では断面積

発ではきわめて重要な（n, 2n）反応から放出される，２個のを得ることができないことを意味している．本手法による中性子の直接同時計数による角度相関中性子スペクトル測

測定値はこれらの反応についても反応断面積を与えること定であり，もう１つは，シリコン半導体検出器を用いた!E-E カウンターテレスコープによる，放出荷電粒子の二ができる．
本研究では，放出角３０度から１５０度までの７点で二重微重微分断面積（DDXc）測定である．これらはいずれも，分断面積の測定を行った．２組の !E-E テレスコープを用

DT 中性子ペンシルビームを用いることで，遮へい体の助い，p，d，t およびアルファ粒子に対する二重微分断面積をけを借りずに検出器を測定サンプルに近づけられ，高い S同時に取得した．測定試料としてはテフロン（CF2）n を用い/N 比下での測定が可能になったことによって実現された．

た．テフロンには構成元素としてフッ素の他に炭素が含ま前者の測定の著しい特徴としては，同時計数で必然的に生
７７１

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.85, No.11 November 2009

じる「検出器間散乱」を防ぐと同時に，必要に応じて補正謝を加えたことで，精度の高い角度相関スペクトルを得るこ

辞とができた点にある．後者の荷電粒子測定については，低本研究の実施にあたり，常に安定な FNS 運転を提供いた

バックグラウンド下でなければ使用が難しいシリコン半導

だいた原子力機構核融合中性子工学研究グループの沓掛忠

体検出器を用いた高エネルギー分解能測定を実現したこ

三，田中滋，阿部雄一，関正和，荻沼義和，川邊勝の各氏と，および測定下限エネルギーを測定対象となるすべてのに感謝を申し上げます．

荷電粒子について 1 MeV 程度まで下げられたことが挙げられる．これらの方法の実現により，（n, 2n）反応断面積に

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元素（特に放出中性子スペクトルが蒸発スペクトルからずれると考えられる軽元素）についての詳細な測定が期待される．また，DDXc については，様々な理由により測定が難しかったすべての元素についての測定が可能となった．
特に，軽核については，本手法でなければここまでの高精度測定は不可能であり，ブレークアップ反応を伴うものについて，複雑な反応チャンネルの分岐比を実験的に決めることができるなど，きわめて将来性の高い測定手法といえる．
本研究で実現された手法により測定されたデータは，いずれもほぼ世界初の高精度データであるが，これらのデー
タの主な波及効果としては以下の２つが考えられる．１つは，核データの高精度化であり，これは，特に 14 MeV の場
合，核融合炉設計の高精度化と直結するものと言える．もう１つは，核物理学への貢献である．本測定データは広い
放出角度と測定エネルギー範囲をカバーしているが，これほど広い範囲をカバーしている実験データは貴重であり，
核反応理論の発展，核反応機構の解明や核モデルの構築など，核物理分野での重要な参照測定データとなり得る．このことは，結局は評価済核データの精度向上に貢献し，核融合炉設計の高精度化に資することとなる．
本解説は，DT 核融合炉実現のため，14 MeV 中性子核
データの高精度化をめざし，ここ約１０年に亘って進めてきた最新の微分断面積測定手法の開発および測定結果を包括的にまとめ，紹介したものである．本測定システムおよびそのシステムを利用して得られた結果は，核融合炉研究開発へ大きく資することはもちろんであるが，中性子ビームを用いた反応断面積測定の優位性を明確に示すものと言える．これは，14 MeV 中性子源だけではなく，それ以外のエ
ネルギーの中性子源に対しても応用可能な汎用的な断面積測定手法になり得ることを意味しており，そのような多方面への貢献についても今後検討を進める必要があると考えている．
なお最後に，原子力機構 FNS 施設の DT 中性子源を用いた 測 定 の 今 後 に つ い て は，以 下 の よ う に 考 え て い る．
（n, 2n）反応断面積については，未測定もしくは核融合炉開発上重要な元素（Si，Ti，Sn，W など）についての測定を進めていく．DDXc については，軽核（Li，O など）を測定し終えた後は，やはり核融合炉開発上重要な元素についての測定を進めていく予定である．

７７２

Tracking the Behavior of Fusion Neutrons !! - The Latest Research on the Double-Differential Cross Sections

いさお

村 田

勲

大阪大学大学院工学研究科電気電子情報工学専攻准教授．専門は核融合中性子工学，
中性子科学．特に DT 中性子による核デー
タ測定やベンチマーク実験を行ってきた．
核融合・核分裂ハイブリッド炉についての研究も行っている．得意分野は，Monte Carlo 理論と Unfolding 理論．特に分散低減法については WWG 理論と１０年ほど争ってきた経験がある．最近は，加速器 BNCT の実現に取組んでいる．趣味はテニスと斑入植物収集．

!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!

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た

こん

どう

けい

た

ろう

近藤恵太郎

!!!!!!!!!!!!!!

むら!!!!!!!!!!!!!!!!!

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I. Murata et al.

日本原子力研究開発機構博士研究員．２００８
年大阪大学大学院工学研究科電気電子情報工学専攻博士後期課程修了．博士（工学）．
研究分野は核融合中性子工学．現職ではITER テストブランケットモジュールの核特性の研究に従事しています．趣味は音楽，車，旅など．最近，野菜作りを始めました．水遣りと蝶の幼虫の撃退に励む毎日です．

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Commentary!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!!
ゆき

宮丸広幸
大阪大学大学院工学研究科，助教，博士（工学）．加速器による放射線物理，放射線計測の研究に従事．近年は，現有する OKTAVIAN 施設を利用したホウ素中性子捕捉療法（BNCT）に関する実験に加え，計算コードを用いた治療放射線場の最適化等を研究中．様々な分野において核物理の応用範囲が広がっていることを実感しています．

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ひろ

おち

あい

けん

た

ろう

落 合 謙 太 郎
日本原子力研究開発機構核融合研究開発部
門核融合中性子工学研究グループ研究副主
幹，大阪大学大学院工学研究科博士後期課
程修了（博士（工学））．専門は核・放射線工学．現在は核融合中性子工学の実験的研究に従事．最近，あまりの無趣味ぶりに気づき，娘（６歳）と一緒に楽しめるものはないかと考え中．

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まる!!!!!!!!!!!!!!

みや!!!!!!!!!!!!!!

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