修士論文
K 中間子原子核探索実験のためのビーム調整及び
ビーム由来バックグラウンドノイズ遮蔽体の設計
京都大学大学院理学研究科
原子核・ハドロン物理学研究室
石黒洋輔
2013 年 1 月
概要
K 中間子原子核とは、原子核中に反 K 中間子が束縛された状態を言う。赤石・山崎によ
れば、この状態は 100 MeV 以上もの束縛エネルギーを持ち得る深い束縛状態と予想され
ている。これを受けて、FINUDA 実験や DISTO 実験といった K 中間子原子核探索実験
がこれまでに行われてきた。これらの実験では、最も単純な K 中間子原子核である K − pp
状態とされる信号は報告されたものの、各実験で得られた束縛エネルギーや崩壊幅の値は
一致していない。また、反応による生成物が K − pp 状態であるという解釈は十分確立して
いるとは言えず、上述のような特徴的な性質を予想されながらも、K 中間子原子核はそも
そも存在するのかどうかにさえ明確な結論がでていない。このような状況で、先行実験に
あったような不定性を排除し、K − pp 状態に関する確定的な情報を得るための実験として、
我々は J-PARC K1.8BR ビームラインにおいて、E15 実験を計画している。
本実験では、反 K 中間子原子核ビームと液体 3 He 標的を用いて 3 He(in-flight K − , n)K − pp
反応を起こし、標的前方に設置した中性子検出器 (Neutron Counter : NC) によって散乱中
性子の飛行時間を測定する。この飛行時間から中性子の運動量を計算することで、missingmass 法により K − pp 状態の束縛エネルギーを求めることができる。しかし、この測定だ
けでは反応の終状態が K − pp 状態であったかどうかを決定できない。そこで、本実験では
K − pp → Λ + p の崩壊モードで生成された崩壊粒子の運動量を標的周辺に設置した円筒形
検出器群 (Cylindrical Detector System: CDS) で全て捉え、K − pp の質量を不変質量から
も求める。これによって、終状態を特定して反応を同定することができる。
このとき、標的と反応せずに通過したビーム中の荷電粒子が NC に入射することを防ぐ
ため、標的下流にはスィーピングマグネットを設置する。ところが、これらの荷電粒子が
実験エリアの壁面であるビームダンプに入射する際に生じる二次粒子は、やはり NC に入
射し、バックグラウンドノイズとなってしまう。よって、これらのバックグラウンドを低
減するため、荷電粒子のビームダンプへの入射位置と NC との間に、遮蔽体を設置した。
これによって、実際にノイズの少ない飛行時間データを得ることが可能となった。
本論文ではこの遮蔽体の設計と、それに先立って行ったビーム調整実験の結果について
述べる。
目次
第 1 章 序論
1.1 K 中間子原子核 . . . . . . .
1.1.1 物理的背景 . . . . .
1.1.2 理論計算 . . . . . . .
1.2 先行実験 . . . . . . . . . . .
1.2.1 KEK E471 実験 . . .
1.2.2 KEK E549 実験 . . .
1.2.3 KEK E548 実験 . . .
1.2.4 CERN OBELIX 実験
1.2.5 FINUDA 実験 . . . .
1.2.6 DISTO 実験 . . . . .
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第 2 章 J-PARC E15 実験
2.1 大強度陽子加速施設 J-PARC . . . . . .
2.2 E15 実験 . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.2.1 実験目的 . . . . . . . . . . . . .
2.2.2 実験方法 . . . . . . . . . . . . .
2.2.3 J-PARC K1.8BR ビームライン
2.2.4 実験セットアップ . . . . . . . .
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第 3 章 ビーム調整
3.1 スリット開度依存性 . . . . . . . . . . . . . .
3.1.1 beamline 上のスリット . . . . . . . . .
3.1.2 水平方向スリット . . . . . . . . . . . .
3.1.3 垂直方向スリット . . . . . . . . . . . .
3.1.4 結論 . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.2 トリガー調整 . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.2.1 チェレンコフ検出器による粒子の識別
3.2.2 LC2 検出器による識別の限界 . . . . .
3.2.3 粒子識別における誤認率 . . . . . . . .
3.2.4 結論 . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.3 ビーム収束 . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.3.1 マグネット設定 . . . . . . . . . . . . .
3.3.2 結論 . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1
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36
36
第 4 章 中性子検出器用遮蔽体
4.1 要求 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.2 シミュレーション . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.2.1 シミュレーションコード . . . . . . . . . .
4.2.2 シミュレーション設定 . . . . . . . . . . .
4.2.3 遮蔽体が無い場合のシミュレーション結果
4.3 遮蔽体の設計 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.3.1 材質 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.3.2 形状 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.4 結果と考察 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.4.1 実際の運用 . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.4.2 K 中間子の in-flight decay . . . . . . . . .
4.4.3 今後の課題 . . . . . . . . . . . . . . . . .
第 5 章 結論
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46
49
49
49
50
51
2
図目次
1.7
K − p 束縛状態としての Λ(1405) 及び 3 He,4 He 中に K − が束縛された系の
束縛エネルギーと崩壊幅 [3] . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7
E471 実験で得られた missing mass 分布 [13] . . . . . . . . . . . . . . . . . 8
4 He(stopped K − , p) の missing-mass スペクトル [15] . . . . . . . . . . . . .
9
−
E549 実験で得られた missing-mass の関数としての K pnn の生成率上限 [16] 9
E548 実験で得られた missing mass 分布 [14]。横軸は束縛エネルギー (本文
参照)。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10
反対向きの相関を持った陽子と Λ 粒子から求めた invariant mass (枠内に
ついては本文参照)[18] . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11
DISTO 実験で測定された K + の missing mass[19] . . . . . . . . . . . . . . 11
2.1
2.2
2.3
2.4
2.5
2.6
J-PARC 鳥瞰図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3 He(in-flight K − , n)K − pp 反応の概念図 . . . . . . . . . . . . . . .
K1.8BR ビームラインのセットアップ概略 . . . . . . . . . . . . . .
K − N の全反応断面積 [21] . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
ビームライン検出器概略図 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
スタックされたシンチレーションカウンターからなる中性子検出器
1.1
1.2
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1.4
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16
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K1.8BR ビームライン全景 [23] . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
K1.8BR ビームラインのビームエンベロープ (E15 設定)[22] . . . . . . . . .
Internal Focus slits . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
IF-H 開度依存性 (2010 年 1 月) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
IF-H 開度依存性 (2010 年 10 月) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
MOM 開度依存性 (2010 年 1 月) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
MOM 開度依存性 (2010 年 10 月) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
IF-V 開度依存性 (2010 年 1 月) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
IF-V 開度依存性 (2010 年 10 月) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
mass 開度依存性 (2010 年 1 月) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
mass 開度依存性 (2010 年 10 月) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
IF-V 開度依存性 (Pion) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
全反射条件を満たしたチェレンコフ光が輻射体中を反射する様子 . . . . . .
BHD-T0 間の TOF (beam トリガー)。TOF は、電子の TOF を基準とし、
それとの差分で表示。 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.15 4 つのチェレンコフ検出器により弁別可能な粒子とその運動量 . . . . . . .
3.16 標的位置での K 中間子の位置 (上段)・傾き (下段) の分布 . . . . . . . . . .
23
24
25
26
26
26
27
28
28
28
29
29
31
3.1
3.2
3.3
3.4
3.5
3.6
3.7
3.8
3.9
3.10
3.11
3.12
3.13
3.14
3
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3.17 K1.8BR ビームラインのビームエンベロープ (E15 設定) (再掲)[22] . . . . .
3.18 Q7, Q8 マグネットの設定と、標的位置でのビームの広がりの変化。枠内の
数値は各マグネットの設定値 [A] . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.19 Q7, Q8, O1, S3 マグネットの設定と、標的位置でのビームの広がりの変化。
枠内の数値は各マグネットの設定値 [A] . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.20 最適化設定での標的位置のビームの広がりの様子 . . . . . . . . . . . . . .
E471 実験における 1/β[27] . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
n TOF で行われた中性子フラックスの測定値と FLUKA によるシミュレー
ションの結果 (黒実線)[26] . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.3 シミュレーションにおけるダンプや NC などの配置 . . . . . . . . . . . .
4.4 中性子の空間分布 (π 由来) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.5 x, y, z 軸の設定 (灰色:ビームダンプ、黒:遮蔽体) . . . . . . . . . . . . . .
4.6 遮蔽体が無い場合の π 中間子に由来する中性子の空間分布 . . . . . . . .
4.7 遮蔽体がある場合の π 中間子に由来する中性子の空間分布 . . . . . . . .
4.8 遮蔽体が無い場合の光子の空間分布 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.9 遮蔽体がある場合の光子の空間分布 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.10 NC で測定した TOF から求めた 1/β の分布 (preliminary) . . . . . . . .
4.11 K 中間子ビーム入射時の K 中間子の空間分布 . . . . . . . . . . . . . . .
4.12 K 中間子ビーム入射時の光子の空間分布 . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.1
4.2
4
35
37
38
39
. 42
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48
48
48
49
50
50
表目次
1.1
理論計算による K − pp 束縛状態の束縛エネルギー及び崩壊幅 . . . . . . . .
2.1
K1.8BR ビームラインの主な性能 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17
3.1
3.2
3.3
3.4
3.5
3.6
3.7
3.8
2010 年 1 月と 10 月のビームタイムでの主な設定パラメータ
チェレンコフ検出器の組み合わせによる粒子識別 . . . . . .
K, π のチェレンコフ光発生角度 θC . . . . . . . . . . . . . .
0.8 GeV/c の各粒子の BHD-T0 間における TOF の計算値 .
K を π と誤認する確率 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
π を K と誤認する確率 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
各 run における Q7、Q8 マグネットの設定値 . . . . . . . . .
各 run における O1、S3、Q7、Q8 マグネットの設定値 . . .
4.1
K, π 中間子に由来する BG 粒子
(単位は全て [kilo/spill]) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 45
K − , π − に由来する BG 粒子の変化 (y 方向) (単位は全て [kilo/spill]) . . . . 46
K − , π − に由来する BG 粒子のレートの変化 (z 方向)
(単位は全て [kilo/spill]) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 47
4.2
4.3
5
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8
22
30
31
33
33
33
37
38
第1章
1.1
1.1.1
序論
K 中間子原子核
物理的背景
湯川秀樹による中間子交換模型は 1935 年の発表以来多くの検証を経て、今日では現実
の核力を説明する理論として広く受け入れられている。しかしながら、湯川理論における
核力の担い手としての π 中間子は仮想粒子であり、原子核内部で生まれては消えてしま
う。一方でπ中間子は加速器を用いて生成可能な、実粒子としても確かに存在する粒子で
ある。そこで、実粒子である π 中間子を原子核に加えたときの振る舞いが、Gilg、板橋ら
によってドイツ GSI で行われた実験で検証された [1, 2]。
負 π 中間子がクーロン相互作用によって原子核と束縛した π 中間子原子はこの実験以前
にも存在が確認されていた。しかし、その中でも π 中間子がとくに原子核近くに存在する
1s 状態については、理論的にはその存在が予言されていながらも、それまでの π 中間子
原子からの X 線測定による実験では、反応で生成された高励起状態から 1s 状態に至る前
に π 中間子が原子核に吸収されてしまうことから観測が難しいとされていた。そこでこの
実験では、208 Pb(d, 3 He) 反応によって前方に散乱された 3 He の運動量を測定することで
残留核の励起エネルギーを求め、これにより 207 Pb の π − 中間子原子の 1s 状態の観測に
初めて成功した。このときの π − 中間子と原子核の束縛エネルギーは、207 Pb 原子核の電
荷が大きいために数 MeV に及び、π − の波動関数は核表面にまで近づいている。これによ
り、中間子と原子核がより強く束縛した状態について、実験的研究の目が向けられるよう
になった。
他方、核力の担い手としての中間子についても研究が重ねられ、核力の媒介となるのは
π 中間子のみにかぎらず、核力にはより質量の大きな中間子からの寄与もあることが見出
された。すると当然疑問になるのが、π 中間子以外の中間子の、実粒子としての原子核中
での振る舞いである。こうした流れの中で、核力のポテンシャルに寄与しない中間子も含
め、様々な中間子の原子核中での振る舞いに関して理論と実験の両面から盛んに研究が行
われている。
中でも近年注目を集めているテーマが K 中間子原子核である。この K 中間子原子核と
は、強い相互作用によって原子核中に反 K 中間子が束縛された状態を言う。このような
系では、上述の π 中間子原子における束縛エネルギーよりもはるかに強い束縛エネルギー
が予想される。赤石-山崎によれば、この状態は通常の原子核における核子の束縛エネル
ギー (約 8 MeV) の 10 倍以上にあたる 100 MeV もの束縛エネルギーを持ち得る深い束縛
状態と計算されている [3]。
このような束縛エネルギーの強さの原因を考えるために、ここで Λ(1405) という粒子に
着目する。Λ(1405) は S = −1 で J π = (1/2)− のバリオンであり、u, d クォークよりも重
6
い s クォークをひとつ含んでいる。ところが、Λ(1405) は同じスピン・パリティをもつバリ
オンの中で最も軽く、s クォークを持たない N ∗ (1535) よりも 100 MeV 以上も軽い。これ
は、構成子クォークモデルでは説明の難しい特異な性質である。赤石-山崎はこの Λ(1405)
¯ 散乱実
を K − p の束縛状態と仮定することで、K 中間子水素原子の X 線データ [4] や KN
験のデータ [5] を再現する現象論的なポテンシャルを構築した。そして、このポテンシャ
ルを用いて軽い原子核中に反 K 中間子が束縛した系について、100 MeV 程度の束縛エネ
ルギーと 20∼40 MeV という崩壊幅を計算した (図 1.1)。このようにしてその存在を予想
図 1.1: K − p 束縛状態としての Λ(1405) 及び 3 He,4 He 中に K − が束縛された系の束縛エ
ネルギーと崩壊幅 [3]
されている K 中間子原子核は、中間子とバリオンが強い相互作用で束縛したエキゾティッ
クな系であり、その存在自体が物理的テーマとして興味深い。また、反 K 中間子と核子
の間に働く強い引力により、K 中間子原子核の密度が通常の原子核の二倍以上になるとい
う理論予想もなされている [6]。このような高密度状態を実験室で実現することができれ
ば、これまでに不可能だった実験的研究の可能性を大きく開くことになる。
1.1.2
理論計算
前節で述べた山崎-赤石による理論計算以降、もっとも単純な K 中間子原子核である
K − pp 束縛状態に関して、様々な理論計算により束縛エネルギーや崩壊幅が求められてお
り、それらの一部を表 1.1 に示す。
表 1.1 から明らかなように、現在の理論計算にはモデルによって数十 MeV 程度の差異
が存在している。よって、これらのモデルの妥当性について議論するためには、少なくと
も数 MeV 程度の精度を持った実験データが必要となる。
7
Yamazaki and Akaishi[7]
Ivanov, Kienle,
Marton, Widmann[8]
Shevchenko, Gal,
Mares and Revai[9]
Ikeda and Sato[10]
Dot´e, Hyodo, Weise[11]
Wycech and Green[12]
B.E. [MeV]
48
Γ [MeV]
61
118
58
50-70
60-95
20±3
56.5-78
∼100
45-80
40-70
39-60
Method
Variational Method (ATMS)
Phenomenological Model
Coupled Channel Faddeev Calculation
Coupled Channel Faddeev Calculation
Chiral SU(3) Variational Method
Variational Method
表 1.1: 理論計算による K − pp 束縛状態の束縛エネルギー及び崩壊幅
1.2
先行実験
以下では、過去に行われた K 中間子原子核探索実験について、順次述べる。
1.2.1
KEK E471 実験
KEK E471 実験は、茨城県つくば市高エネルギー加速器研究機構 (KEK) の KEK-PS
(Proton Synchrotron) 加速器で行われた [13]。この実験では標的内に K 中間子を静止さ
せる 4 He(stopped K − , n) 反応を用いて K − ppn 束縛状態の探索が行われた。この反応で
散乱された中性子の飛行時間 (TOF:time of flight) から missing mass 分布が求められ、こ
の分布中に K − ppn と考えられるピークが観測された (図 1.2)。このデータから、K − ppn
2
の質量として 3141 ± 3+4
−1 MeV/c 、束縛エネルギーは約 170 MeV、崩壊幅は < 23 MeV
という結果が報告された。
図 1.2: E471 実験で得られた missing mass 分布 [13]
8
1.2.2
KEK E549 実験
KEK E549 実験では、上記の E471 実験のセットアップを改良して同様の測定が行われ
た。このときの TOF の時間分解能は E471 のときに比べて 1.5 倍、統計量は 6 倍であった
[15][16]。
しかしこの実験においては 4 He(stopped K − , n) 反応及び 4 He(stopped K − , p) 反応のい
ずれにおいても K − ppn、K − pnn と考えられるピークは観測されなかった。そして、K − pnn
の生成率上限として、(2∼8)×10−3 /(stopped K − ) という値が求められた。
図 1.3 には 4 He(stopped K − , p) の missing-mass スペクトルを、図 1.4 には崩壊幅を 0、
20、40 MeV としたときの、missing-mass の関数としての生成率上限を示す。
図 1.3: 4 He(stopped K − , p) の missingmass スペクトル [15]
1.2.3
図 1.4: E549 実験で得られた missing-mass
の関数としての K − pnn の生成率上限 [16]
KEK E548 実験
KEK E548 実験も E471/E549 実験と同じく KEK-PS で行われたが、こちらの実験では
中間子を入射させる 12 C(in-flight K − , N ) 反応を用いて missing-mass が
測定された [14]。
12 C(in-flight K − , p)、12 C(in-flight K − , n) 反応それぞれから得られた missing mass 分布
¯ 原子核間のポテンシャルを変えた歪曲波インパルス近似 (DWIA) を用いた理論計算
を K¯ 中間子と残留
でフィットした結果、図 1.5 の結果が得られた。ただし、この図で横軸は K
−
核の束縛エネルギー (B.E.) であり、K 中間子原子核、残留核、K 中間子の質量をそれ
ぞれ MKN 、MR 、MK − とすると、−B.E. = MKN − (MR + MK − ) の関係にある。この
結果からは、束縛状態を示すピーク構造は観測されなかった。
12 C 標的に飛行 K
9
しかしこのとき、ポテンシャルとして 12 C(in-flight K − , p) 反応では-160MeV、
12 C(in-flight K − , n) 反応では-190MeV のときにもっともよいフィットが得られている。一
方、カイラル・ユニタリー模型から得られる-60 MeV という浅いポテンシャルでは、得ら
¯ 原子核間に強い引力が働
れた分布を再現することは出来なかったとしている。これは、Kくことを支持するものであった。
図 1.5: E548 実験で得られた missing mass 分布 [14]。横軸は束縛エネルギー (本文参照)。
1.2.4
CERN OBELIX 実験
欧州 CERN で行われた OBELIX 実験では、反陽子と 4 He の対消滅反応を利用して K − pp
及び K − ppn 束縛状態の探索が行われた [17]。この実験では、崩壊粒子の pπ − p と pπ − d の
invariant mass 分布にそれぞれ Λp、Λd と考えられるピークが見つかった。そして、Λp が
K − pp の二体崩壊によるものとすると、K − pp の束縛エネルギーとして 160.9 ± 4.9MeV、
崩壊幅 < 24.4 ± 8.0 MeV という結果が得られた。同様に、Λd のピークからは、K − ppn
の束縛エネルギーとして 121 ± 15 MeV、崩壊幅 < 60MeV という結果が得られた。
1.2.5
FINUDA 実験
イタリアの Frascati 国立研究所にある電子-陽電子コライダー DAΦNE で行われた FINUDA
実験では、6 Li、7 Li、12 C 標的内に K − を静止させる stopped K − 反応を用いて K − pp 束
縛状態の探索が行われた [18]。この結果、陽子と Λ 粒子が強い反対向きの相関をもって放
出される様子が観測された。これは、反応によって生じた何らかの状態が 2 体崩壊を起こ
したことを示唆するものであった。
これが K − pp 束縛状態の 2 体崩壊を観測しているものだと考えると、陽子と Λ 粒子の
invariant mass 分布中の K − pp と考えられるピーク (図 1.6) から、K − pp の束縛エネルギー
10
+3
+14
+2
として 115+6
−5 (stat)−4 (syst) MeV 、崩壊幅 67−11 (stat)−3 (syst) MeV という結果が得ら
れた。
なお、このときの Λp 対の検出効率は不変質量の単調増加関数であった。そのため、こ
の効果を考慮した補正をかけたものが図 1.6 中の枠内のグラフである。結果として、ピー
クの位置が左にずれていることがわかる。
1.2.6
DISTO 実験
フランス SATURNE で行われた DISTO 実験では、Tp = 2.85 GeV の陽子-陽子衝突反応
を用いて K − pp 束縛状態の探索が行われた [19]。この実験では、p+p → X +K + , X → Λ+p
という反応における、X の missing mass と Λ + p の invariant mass が測定された。観測
されたピークを K − pp 束縛状態に起因するものとみなした場合、その束縛エネルギーは
103 ± 3(stat)±5(syst) MeV となった (図 1.7)。
図 1.7: DISTO 実験で測定された K + の
missing mass[19]
図 1.6: 反対向きの相関を持った陽子と Λ
粒子から求めた invariant mass (枠内につ
いては本文参照)[18]
これらの先行実験においては、DISTO 実験を除いて生成過程と崩壊過程のどちらか一
方の測定がほとんどであり、上記の結果からは K 中間子原子核が実際に生成されたと断
定できていないのが現状である。これには、以下のような事情がある。
11
すなわち、生成過程を測定し、missing-mass スペクトル中に何らかの幅の広いピーク構
造が観測されたとしても、そのピークが K − と他の核子が束縛した状態を示すものなの
か、それとは全く異なる理由によるものなのかを区別するには他の情報が必要となる。一
方、崩壊過程のみを測定して K 中間子原子核で有り得るピーク構造が観測できたとして
も、K − が 2 つ以上の核子と反応した 2 核子吸収などの過程と終状態相互作用が原因であ
る、という解釈もある [20]。
そこで、昨今の K 中間子原子核実験は生成過程と崩壊過程の両方を同時に測定する完
全実験にシフトしつつあり、具体的には以下のような実験が提案されている。
現在世界で計画されている K − pp 束縛状態の探索実験
• 陽子-陽子衝突反応を用いた FOPI 実験 (ドイツ GSI)
• stopped K − を用いて行われる AMADEUS 実験 (イタリア DAΦNE)
• d(π + , K + ) 反応を用いた J-PARC E27 実験 (日本 J-PARC)
• 3 He(in-flight K − , n)K − pp 反応を用いた J-PARC E15 実験 (日本 J-PARC)
このうち、我々が計画している E15 実験について、次章以降詳述する。
12
第2章
2.1
J-PARC E15 実験
大強度陽子加速施設 J-PARC
茨城県那珂郡東海村に位置する J-PARC (Japan Proton Accelerator Research Complex)
は、素粒子物理学、原子核・ハドロン物理学、物質・生命科学など幅広い分野の研究を目
的とした陽子加速器群及び実験施設群の呼称である。J-PARC の陽子加速器は初段のリニ
アック、3 GeV シンクロトロン、そして主リング (MR) である 50 GeV シンクロトロンか
ら構成されている (図 2.1)。物質・生命科学実験施設においては 3 GeV に加速された陽子
ビームを利用した実験が行われ、ハドロン実験施設、ニュートリノ実験施設では MR で加
速されたビームを用いた様々な原子核・素粒子実験が行われている。現在 MR での加速は
30 GeV まで成功しているが、J-PARC ではエネルギー 30 GeV で 9 µA、50 GeV で 15
µA の強度を目指しており、このような大強度ビームが実現すれば、これまでには観測が
難しかった稀事象の探索等も可能となるため、この点に大きな期待が寄せられている。
図 2.1: J-PARC 鳥瞰図
13
2.2
E15 実験
E15 実験は、第 1 章で述べたように、これまでに行われた K 中間子原子核探索実験で
明らかになった課題を克服したものとなっている。
以下では、本実験の具体的な実験目的や方法、測定に用いる装置などについて述べる。
2.2.1
実験目的
E15 実験の目的は、K 中間子原子核として最も単純な状態である K − pp 状態を探索し、
その質量を測定することである。さらに本実験では、最終的に生成される粒子をすべて測
定することにより K − pp の崩壊の終状態を特定したうえでの測定が可能となるため、これ
までの実験以上に K 中間子原子核の存否を明確に決定づけることができる。
2.2.2
実験方法
本実験では、標的として液体 3 He を使用し、それに K − ビームを照射することで生じ
る K 中間子原子核の探索を行う。より具体的には、 3 He(in-flight K − , n)K − pp 反応によっ
て 3 He 中の中性子が散乱して K − pp 束縛状態が生じる事象を選別し、その状態の質量を
測定する。
このとき、上記の反応における散乱中性子の運動量測定による missing-mass 法、及び
−
K pp → Λ + p、Λ → π − + p という崩壊によって生じる、 p, p, π − の運動量測定による
invariant-mass 法を用いて、生成過程と崩壊過程を同時に測定対象とする。図 2.2 は、一
連の反応と測定の関係を表す概念図である。
図 2.2: 3 He(in-flight K − , n)K − pp 反応の概念図
ここで、実験セットアップの概略を図 2.3 に示す。
まず、missing-mass の測定のために標的後方に中性子検出器 (NC: Neutron Counter)
を設置し、散乱中性子の TOF (Time Of Flight) を測定する。このとき、標的と反応せず
に通過したビーム中の荷電粒子が NC に入射することを防ぐため、標的下流にはスィーピ
14
図 2.3: K1.8BR ビームラインのセットアップ概略
ングマグネットを設置する。ところが、これらの荷電粒子が実験エリアの壁面であるビー
ムダンプに入射する際に生じる二次粒子は、やはり NC に入射し、バックグラウンドノイ
ズとなってしまう。 よって、これらのバックグラウンドを低減するため、荷電粒子のビー
ムダンプへの入射位置と NC との間に、遮蔽体を設置する必要がある。
invariant-mass の測定は、標的を覆うように設置される円筒形検出器群 Cyrindrical
Detector System を用いて行う。
これらの測定装置については、後の 2.2.4 節で詳述する。
2.2.3
J-PARC K1.8BR ビームライン
K − ビームの運動量
J-PARC ハドロン実験施設におけるビームラインのうちで、上述の事象を観測するため
に十分な強度の K − ビームが利用でき、かつ、中性子の TOF 測定のために必要なだけの
距離を確保することができるのは K1.8BR ビームラインのみである。このビームラインで
は最大 1.2 GeV/c までの運動量の K − ビームをとりだすことができる。実際に実験に用
いるビームの運動量は、以下のような考察から決定した。
まず、Sanford-Wang の公式によれば、K − ビームは運動量が大きいほどその強度も増
すことがわかっている。また、K − のビームライン上での崩壊を少なく抑えるためにも運
動量は大きい方がよい。
一方、E15 実験においては散乱中性子の運動量は TOF 測定法によって求めるため、そ
の分解能は K − の運動量が上がるほど悪化する。その理由は以下のとおりである。
TOF 測定による運動量の決定の原理は単純で、既知の長さの経路をある粒子が飛行す
るのにどれだけの時間がかかったかを測定し、速度を求めるというものである。このと
き、測定対象の粒子が識別できていて、その質量も既知ないし決定可能であれば、速度と
質量から運動量が決定できる。しかし、本実験においては中性子の発生する反応点の不定
性及び中性子検出器の時間分解能が、飛行経路長と TOF にそれぞれ誤差を与えることと
15
なる。このとき、反応点の不定性も検出器の時間分解能も中性子の運動量には依存しない
ため、中性子の速度が速いほど TOF の相対誤差は大きくなる。よって、この観点からは
K − ビームの運動量は低いほうがよいといえる。なお、よりよい分解能を得るためには飛
行経路長を長く取る必要があることも、この理由による。この運動量分解能という観点か
らは、K − ビームの運動量が 1.0 GeV/c が適当と考えた。このときに飛行経路長を 15 m、
中性子検出器の時間分解能を 150 ps とすると、最終的な K − pp の missing mass 分解能と
して 9.2 MeV/c2 という値が得られる。
そして K − N の全反応断面積が 1.0 GeV/c 付近にピークを持つ (図 2.4)[21] ことも考慮
した結果、K − ビームの運動量は 1.0 GeV/c が妥当であると判断した。
図 2.4: K − N の全反応断面積 [21]
K1.8BR ビームライン
K1.8BR ビームラインの主な性能を表 2.1 に示す。本ビームラインにおいては、全長 6
m、最大出力 375 kV (E15 実験では 250 kV で運用予定) の静電セパレータ (ESS1) 及び
二つの垂直スリット (IF-V, MS1)、correction magnet (CM) 等をうまく組み合わせるこ
とで、目的とする K − 粒子と他の粒子を分離させることが可能となる。この点についての
詳細は 3.1 で述べる。
2.2.4
実験セットアップ
ビームライン検出器
ビームライン検出器の概略図を図 2.5 に示す。
図中最上流の beam line hodoscope (BHD) は 20 枚のシンチレーション検出器で構成さ
れたビームプロファイルモニタである。BHD は、後述の T0 カウンターとともにビームラ
イン上での TOF 測定のためのスタートの役割を兼ねている。
16
一次ビーム
30 GeV/c 陽子ビーム
6 sec
2.93 sec
Pt
31.3 m
1.2 GeV/c
2.0 msr・%
±3%
周期
Flat Top
生成ターゲット
ビーム経路長
最高運動量
アクセプタンス
運動量アクセプタンス
表 2.1: K1.8BR ビームラインの主な性能
T0
FF
D5
CDS
AC
BLC2a,b
Q8
BLC1a,b
0
3 m
D4
BHD
Q7
S3
D3
図 2.5: ビームライン検出器概略図
17
dipole magnet (D5) の上/下流にはそれぞれドリフトチェンバー (Beam Line Chamber:BLC1,2) が設置されている。これらを用いてビーム中の粒子のトラッキングを行うこ
とができ、このトラッキングデータとマグネットの磁場の強さからビーム中の粒子の運動
量を求めることができる。このときの運動量分解能は約 2% である。
T0 カウンターは 5 枚のシンチレーション検出器で構成されており、BHD-T0 間の TOF
のストップ、及び T0-中性子検出器間の TOF のスタートカウンターとして利用される。
BHD-T0 間の TOF はオフライン解析における粒子識別を目的としたものであり、flight
length は 7.7 m、時間分解能は σ ∼160 ps である。
target 上流にはエアロジェルチェレンコフ検出器が設置され、π/K の識別に用いられ
る。なお、2010 年 10 月のビーム調整時にはこの検出器はまだ用意されていなかったため、
この位置にはルサイトチェレンコフ検出器 LC2 を設置した。この点については、後の 3.2
節にて詳しく議論する。
さらに、ビーム調整時には図中の CDS (後述の Cylindrical Detector System) の位置
にガスチェレンコフ GC、ルサイトチェレンコフ LC1 を設置し、LC2 と合わせて三種の
チェレンコフ検出器を設置した。これらによって e/π/K/p の粒子識別が可能となる。こ
のとき、配置の順はビーム上流から LC2、LC1、GC となり、GC がおよそターゲット位
置 (final focus:FF) となる。
なおこのうち、GC はとくに e と他の粒子の識別を目的として用いた。光速に近い電子
は、時間較正に利用が可能である。すなわち、GC はこの時間較正用の run において適宜
用いたものである。
中性子検出器
中性子検出器は 20cm × 5cm × 150cm のプラスティックシンチレータ 16 枚 7 層の計 112
本から構成されている。このシンチレータで反応により散乱された中性子を検出し、シン
チレータ両端の光電子増倍管より取り出した信号を TOF ストップとして用いる。ここで、
中性子の飛行経路長は∼15 m である。時間分解能は σ = 150 psec を目標としており、こ
のとき missing mass 分解能は先述のように σ = 9.2 Mev/c2 となる。また、中性子に対す
る検出効率はシミュレーションにより 35%程度と見積もられている。
中性子検出器の様子を図 2.6 に示す。
また、中性子検出器の全面にはさらにもう一層のシンチレーションカウンターである荷
電粒子 veto カウンター (Charge Veto Counter:CVC) が設置され、これによって荷電粒子
が veto される。
CDS (Cylindrical Detector System)
CDS は、標的を取り囲むように配置された磁石と複数の検出器から構成される、円筒
形の測定装置である。以下に、CDS の各要素を個々に挙げる。
• ソレノイド磁石
最大磁場 0.7 T のソレノイド磁石。内部直径 1200 mm、幅 1200 mm。
18
図 2.6: スタックされたシンチレーションカウンターからなる中性子検出器
• Cylindrical Drift Chamber (CDC)
内径 300 mm、外径 1060 mm、15 層の円筒形ドリフトチェンバー。既知のソレノイ
ド磁場中での荷電粒子の軌道をチェンバーでトラッキングすることにより、その粒
子の運動量を決定することができる。
• Cylindrical Detector Hodoscope (CDH)
CDC の外側を覆うように円筒状に配置された 36 枚のプラスティックシンチレータ。
個々のシンチレータのサイズは 99 mm × 30 mm × 700 mm。崩壊粒子を検出する
トリガーの目的と、粒子識別のための TOF のストップに用いられる。時間分解能
は σ ∼70 ps。
上記に加えて、CDS 下流には 320 mm× 320 mm のシンチレーション検出器である Beam
Veto 検出器が設置され、これにより、K − 中間子が標的と反応せずに CDS を通過した事
象が除去される。
トリガーの構成
まず、ビームライン検出器のうち、図 2.5 中の BHD、T0 の hit の and をとって beam
トリガーが作られる。この beam トリガーと各チェレンコフ検出器の hit を組み合わせて
e, π, K, p のをれぞれを選ぶトリガーが構成される。このうち、BHD、T0 に hit があり、エ
19
アロジェルチェレンコフ検出器 (AC) に hit が無いものが K 中間子ビームであり、これを
以下のようにあらわす。
(Kbeam ) ≡ (BHD) ⊗ (T0) ⊗ (AC)
(2.1)
これに加えて、2 段階で (K − , n) 反応を同定するトリガーを構成する。まず、CDH に 2
つ以上の hit があり (CDH2 ) (目的とする反応では、最終的に p, p, π − の 3 つの荷電粒子
が放出される)、かつ、Beam Veto Counter (BVC) に hit がないものをファーストレベル
トリガーとする。セカンドレベルトリガーでは、さらに中性子検出器 (NC) に hit があり、
かつ、中性子検出器前面の荷電粒子 veto カウンター (CVC) に hit がないことを要求する。
(E151st ) ≡ (K beam ) ⊗ (CDH2 ) ⊗ (BVC)
(2.2)
(E152nd ) ≡ (E151st ) ⊗ (NC) ⊗ (CVC)
(2.3)
K − pp の生成断面積を、12 C(K − , N ) での理論計算を元にした見積もりから 10 µb/sr と
し、K − pp が Λp、Σ0 p に崩壊する割合を 1/3、CDS が再構築できる Λp の割合を 47%、
NC の検出効率を 30%、NC の測定可能な立体角を 19.4 msr とすると、K − pp が束縛した
事象が観測される確率は 1.86 × 10−9 /K − となる。
20
第3章
ビーム調整
本章では、K1.8BR ビームラインで計画されている実験を実施するためのビーム調整に
ついて、主に 2010 年 10 月のビームタイムに得られたデータをもとに行った研究結果につ
いて報告する。
このビームタイムで得られたデータからは、ビーム調整として、
• スリット開度依存性
• トリガー調整
• 垂直スリットオフセット
• キックアングル・アクセプタンス
• 垂直方向ビームプロファイル
• ビーム収量
• TOF によるビーム運動量測定
• ビーム収束
に関する実験・解析が行われた。以下では、このうちスリット開度依存性、トリガー調
整、ビーム収束について詳しく述べる。
3.1
スリット開度依存性
J-PARC ハドロン実験施設では、主リングより取り出した陽子ビームと一次ターゲット
の反応によって得られる粒子を二次ビームとして利用している。この際、多種の粒子が
位相空間において連続的な分布を持って発生するため、まずこれらの中から個々の実験で
ビームとして用いる粒子を抽出しなければならない。つまり、K 中間子の収量を出来るだ
け多くし、かつ、ビーム中の K 中間子の純度をよくすることが必要とされる。
このとき、それぞれの粒子の分布はたがいに重なりあっているため、各種の磁石や静電
セパレータによってこれらを分離するだけでなく、ビームラインの途中にスリットを設け
ることで、不必要な粒子をせき止めることも重要となる。
また、実験に用いるビームの運動量は、出来る限り精度よくコントロール可能であるこ
とが望ましい。連続的な運動量をもったビームの中から目的とする領域のものを抽出する
という点でも、ビームライン中のスリットによる調整は有効である。
21
二次ビーム生成標的
加速器強度
ビーム運動量
静電セパレータ (ESS) 印可電圧
2010 年 1 月
Ni
0.48 kW
0.75 GeV/c
150 kV
2010 年 10 月
Pt
1 kW
0.9 GeV/c
250 kV
表 3.1: 2010 年 1 月と 10 月のビームタイムでの主な設定パラメータ
上記の理由から、ビームライン上に設置した磁石と静電セパレータにより分離された
π, K, p のうち、スリットを用いて目的の運動量の K のみを選択的にとりだすにあたって、
各粒子の収量の、各スリットに対する開度依存性を調査した。これに、ビームプロファイ
ルの解析結果を合わせて考慮し、実験を行うにあたって最適なスリットの開度について考
察した。
なお、開度依存性については先行する 2010 年 1 月のビームタイムでも調査が行われて
いた。しかし、2010 年 10 月の本ビームタイムにおいては加速器強度をはじめとして、多
くのパラメータが異なるため、この両者の差異に着目した。表 3.1 には、1 月と 10 月の主
な設定パラメータを示す。
3.1.1
beamline 上のスリット
K1.8 beamline 上には、以下のスリットが存在する。
• IF-H:Internal Focus slit (horizontal)
• IF-V:Internal Focus slit (virtical)
• MOM:momentum slit (horizontal)
• MS1:mass slit (virtical)
各スリットの位置と役割について、以下で順に説明する。そのために、まず次の図 3.1 で、
二次ビームの生成ターゲット位置 (T1) から標的位置であるファイナルフォーカス (FF) に
至る K1.8BR ビームラインの全景を示し、図 3.2 では K1.8BR ビームラインのビームエン
ベロープを示す。
図 3.2 上段にあるように、垂直方向スリットの IF-V (図中 IF) 及び MS1 は、ビームが
垂直方向に収束する点に位置しており、この点に K 中間子ビームの中心を合わせること
で、K 中間子と他の粒子とを分離することを目的としている。
このうち、IF-V スリットについてまず述べる。T1 で発生した KS0 は平均寿命 0.90×10−10
秒で崩壊し、その 70%が KS0 → π + π − によって π 中間子となる。IF-V スリットの主な役
割は、この π 中間子の除去にある。IF 地点においては T1 から取り出された粒子を垂直方
向に収束させることで、T1 周辺における垂直方向の粒子の分布を再現している。このと
き、上記の反応によって生じた π 中間子は、KS0 が崩壊するまでに移動した距離だけター
ゲット位置から拡がって存在している。そこで、この地点にスリットを配置することで、
22
D: dipole magnet
FF
Q: quadrupole magnet
D5
S: sextupole magnet
Q8
O: octupole magnet
D4
T1: production target
IF: intermediate focus
Q7
D3
MS: mass slit
ES: electrostatic separator
to K1.8
Q6
CM: correction magnet
S3
Q5
FF: final focus
MS1
CM2
S2
Q4
Q3
ES1
D2
Q1 Q2
T1
D1
O1
CM1
0
S1
IF Slit
to K1.1
図 3.1: K1.8BR ビームライン全景 [23]
23
10 m
図 3.2: K1.8BR ビームラインのビームエンベロープ (E15 設定)[22]
24
このように拡がった π 中間子を大幅に取り除くことができる。同様に、T1 から IF に至る
までの間に π や K をはじめとする二次粒子が崩壊して出来た粒子や、周辺物質との相互
作用によって生じた粒子もまたこのスリットで取り除くことができる。
一方、静電セパレータ ES1 下流の MS1 スリットは、静電セパレータ内の電場中での粒
子種による軌道の違いを利用して K 中間子以外の粒子を除去することを目的としている。
なお、このとき電場を通過することによるビームの経路の変化は、ES1 直前/直後のコレ
クションマグネット (CM1, CM2) を用いて補正する。
そして、水平方向のスリットは、IF-H が図中の IF の位置 (IF-V の直前) に設置され、
図にはないが MOM が MS1 の直前に設置されている。これらはいずれもビームライン中
でビームの水平方向の拡がりが大きくなる点である。ビームライン上で各粒子は二重極磁
場を通過しているため、水平方向の位置の違いは運動量の違いに対応している。そこでこ
のような位置に水平方向のスリットを設けることで、運動量アクセプタンスのコントロー
ルを効率よく行うことが可能となる。
図 3.3 には、IF slit の様子を示す。
図 3.3: Internal Focus slits
3.1.2
水平方向スリット
まず、K 中間子の収量及びビーム中で K 中間子が占める割合 (K/beam 比) について、
IF-H スリットを ±20 mm から左右に 20 mm ずつ広げていった際の変化を図 3.4 (2010 年 1
月)、図 3.5 (2010 年 10 月) に示す。また、これらに続けて momentum slit に関する同様の
図を図 3.6、図 3.7 に示す。以降の図で、収量は一次ビームライン上の secondary emission
chamber (SEC) の示す値で規格化してある。この値は一次ビーム強度と spill 数に比例し
た値であり、SEC の 1 カウントがおよそ 2.5 × 109 protons にあたる。この時の誤差は、典
型的には数%であり、開度依存性を調査するにあたって十分な統計を得ていたといえる。
これらを見ると、水平方向スリットに関しては、
25
IFslit-H scan (Jan. 2010)
/SEC
/beam
0.04
0.7
0.6
0.03
0.5
0.4
K-/SEC
0.02
0.3
0.2
0.01
0.1
K-/beam
0
0
20
40
60
70
80
90
100 110 120 130
width of IFslit-H(±) [mm]
図 3.4: IF-H 開度依存性 (2010 年 1 月)
IFslit-H scan (Oct. 2010)
/SEC
/beam
0.05
3.5
3
0.04
2.5
2
0.03
1.5
0.02
1
0.01
0.5
K-/SEC
K-/beam
0
0
20
40
60
70
80
90
100 110 120 130
width of IFslit-H(±) [mm]
図 3.5: IF-H 開度依存性 (2010 年 10 月)
momentum slit scan (Jan. 2010)
/SEC
0.7
/beam
0.05
0.6
0.04
0.5
0.4
0.03
0.3
0.02
0.2
0.01
0.1
0
0
30
60
90
120 130 140 150 160 170 180
width of momentum slit(±) [mm]
図 3.6: MOM 開度依存性 (2010 年 1 月)
26
K-/SEC
K-/beam
momentum slit scan (Oct. 2010)
/SEC
3.5
/beam
0.05
3
0.04
2.5
2
0.03
1.5
0.02
1
0.01
0.5
0
K-/SEC
K-/beam
0
30
60
90
120 130 140 150 160 170 180
width of momentum slit(±) [mm]
図 3.7: MOM 開度依存性 (2010 年 10 月)
• 1 月と 10 月のビームタイムで、傾向に大きな変化はない。
• IF-H slit は ±100 mm 程度で、mom. slit は ±140 mm 程度で、それぞれ K − の収
量が飽和する。
• ビーム中の K − 粒子の比率の開度依存性は、∼ 1% にとどまる。
といったことがわかった。ビーム強度で規格化してもなお 10 月の収量が全体に増強してい
るのは、ビームの運動量が上がったことや一次ターゲットの変更などが要因と考えられる。
3.1.3
垂直方向スリット
K 中間子の開度依存性
垂直方向スリットについて、まずは水平方向と同様に K 中間子の開度依存性について
述べる。
垂直方向スリットには、静電セパレータ上流の IF-slit V 及び静電セパレータ下流の mass
slit がある。これらについて、それぞれ K 中間子の収量が飽和する開度として、それぞれ
±4.0 mm、±4.7 mm という値が 2010 年 1 月の実験で求められていた。まずはこれらの値
が再現されている様子を図 3.8、3.9、3.10、3.11 に示す。
ここでも、収量が増加していることを除いて、1 月の実験時と傾向に大きな差はないと
言える。しかし、図 3.9 において、IF-V スリットを大きく開いたときに K − /beam が大き
く下がっている様子が見られた。そこで、他の粒子のスリット開度依存性を調査した。
π 中間子の開度依存性
ビーム中に最も多く含まれる粒子である π 中間子の IF-V スリット開度依存性を調査し
たところ、以下の結果が得られた (図 3.12)。
27
/SEC
IFslit-V scan (Jan. 2010)
/beam
1
0.1
0.8
0.08
0.6
0.06
0.4
0.04
0.2
0.02
0
K-/SEC
K-/beam
0
0.5 1 1.5 2 2.5 3 3.5 4 4.5 5 5.5 6
7
8
width of IF-V(±) [mm]
図 3.8: IF-V 開度依存性 (2010 年 1 月)
/SEC
IFslit-V scan (Oct. 2010)
/beam
5
0.2
4
0.15
3
K-/SEC
0.1
2
0.05
1
0
K-/beam
0
0.5 1 1.5 2 2.5 3 3.5 4 4.5 5 5.5 6
7
8
width of IFslit-V(±) [mm]
図 3.9: IF-V 開度依存性 (2010 年 10 月)
/SEC
mass slit scan (Jan. 2010)
/beam
1
0.08
0.8
0.06
0.6
K-/SEC
0.04
0.4
0.02
0.2
0
0
0.5 1 1.5 2 2.5 3 3.5 4 4.5 5 5.5 6
7
8
width of mass slit(±) [mm]
図 3.10: mass 開度依存性 (2010 年 1 月)
28
K-/beam
mass slit scan (Oct. 2010)
/SEC
/beam
0.07
5
0.06
4
0.05
3
0.04
2
0.03
0.02
1
0.01
K-/SEC
K-/beam
0
0
0.5 1 1.5 2 2.5 3 3.5 4 4.5 5 5.5 6
7
8
width of mass slit(±) [mm]
図 3.11: mass 開度依存性 (2010 年 10 月)
/SEC
IFslit-V scan (Pion)
/SEC (Oct.)
10000
/SEC (Jan.)
1000
100
10
1
0.5 1 1.5 2 2.5 3 3.5 4 4.5 5 5.5 6
7
8
width of IFslit-V(±) [mm]
図 3.12: IF-V 開度依存性 (Pion)
29
e
π
K
p
GC
⃝
×
×
×
LC1
⃝
⃝
⃝
×
LC2
⃝
⃝
×
×
表 3.2: チェレンコフ検出器の組み合わせによる粒子識別
図 3.12 からは、π 中間子の収量だけでなく、その分布の様子が変わっていることが読み
取れる。すなわち、1 月の時点でもスリットを全開にしたときに見えていた π 中間子の山
が、10 月の時点ではスリット中心にせまっていると解釈できる。そして、この解釈はビー
ムプロファイルに関する解析の結果とも一致するものであった。この現象の原因としては、
ハドロン実験施設内の別のビームラインの磁石が新設されたことなどが考えられたが、詳
細は不明である。
3.1.4
結論
以上より、水平方向のスリットの開度について、K 中間子の収量や K/π 比といった観
点からは、広げるほどよいという結論が得られた。これは、運動量アクセプタンスのコン
トロールという水平方向スリットの役割を考えれば、自明な結論ともいえる。本解析では
収量のみに着目し、運動量の分布には注目していないが、実験においてより厳しい運動量
アクセプタンスのコントロールが求められる際には、収量を犠牲にしてスリットを狭める
という選択肢が考えられる。
垂直方向については、収量と K/beam 比がトレード・オフの関係となっている。そのた
め、今回得られたようなデータをもとに、個別の実験に合わせた開度の選択が必要となる。
また、前述のとおり、実際の開度の決定にはこれらの知見に加えて各スリット位置にお
けるビーム中の各粒子の分布の様子も考慮する必要がある。
3.2
3.2.1
トリガー調整
チェレンコフ検出器による粒子の識別
本ビームタイムでは、e/π/K/p を弁別するために閾値型のルサイトチェレンコフ検出
器 (LC1) 及びガスチェレンコフ検出器 (GC)、そして全反射型のルサイトチェレンコフ検
出器 (LC2) が用いられた。まずは、0.8 GeV/c の運動量におけるこれらの検出器による
粒子識別の組み合わせを表 3.2 に示す。ただし、粒子の電荷はビームの極性に準じる。ま
た、表 3.2 において、⃝ 記号は信号の発生を表す。
ここで、LC1 はビーム調整実験において、特に静電セパレータ (ES1) による粒子の分
離を行わない際の K/p の分離を目的としているものである。本実験においては ES1 にお
いてほとんどの p が除去可能と考えられており、また LC1 を設置するスペースはない。同
30
運動量 [GeV/c]
粒子種
0.8
K
π
K
π
K
π
0.9
1.0
β
0.851
0.985
0.877
0.988
0.897
0.990
θC [deg]
37.9
47.1
40.1
47.2
41.5
47.3
表 3.3: K, π のチェレンコフ光発生角度 θC
様に、GC は時間較正 run における電子の識別を目的としており、本実験では設置されな
い。そのため、ここでは LC2 による K/π の分離について考える。
3.2.2
LC2 検出器による識別の限界
チェレンコフ検出器では、検出器に入射した粒子が輻射体中での光速を超えた場合に発
生させるチェレンコフ光をとらえることで、その粒子の到達を知ることができる。さらに、
全反射型のチェレンコフ検出器では、輻射体の境界での光の全反射条件を利用して、チェ
レンコフ光の発生角度が異なる粒子を識別することが可能となる。すなわち、全反射条件
を下回る小さな角度で発生するチェレンコフ光は輻射体下流に突き抜け、全反射条件を上
回る角度で発生したチェレンコフ光のみが輻射体中を反射していくので、これを輻射体側
面等で検出すればよい (図 3.13)。
図 3.13: 全反射条件を満たしたチェレンコフ光が輻射体中を反射する様子
LC2 の輻射体の屈折率は n = 1.49 であり、全反射条件は sin θref > 1/n の関係より、
θ > 42.2 [deg] となる。一方、検出器中のチェレンコフ光の発生角度 θC は屈折率 n と入
射粒子の β を用いて cos θC = 1/βn で与えられる。これを、K 、π について、運動量が
0.8 GeV/c、0.9 GeV/c、1.0 GeV/c の場合にいくらになるかを求めると、表 3.3 のように
なる。
31
表 3.3 をみると、K 中間子によるチェレンコフ光の発生角度と LC2 の全反射条件の差
は、0.9 GeV/c で 2.1 °、1.0 GeV/c では 0.7 °となっている。これは、K 中間子がこれら
の角度より大きな角度で検出器に入射した場合、K, π の区別ができなくなる可能性がある
ことを意味する。
本来 LC1,2 は K 中間子の運動量として 0.7 GeV/c を想定して用意された検出器であり、
実際の E15 実験ではこれらとは異なるエアロジェル (屈折率 n = 1.05) チェレンコフ検出
器を使用する予定であるが、作業工程の都合上、本ビームタイムでは LC1,2 を用いての測
定となった。
3.2.3
粒子識別における誤認率
そこで、LC2 によるトリガーの誤認率を調査するために実験データをオフラインで解析
し、上述のような角度を持った K 中間子の割合を求めた。まず、beam トリガー (BHD &
T0) (2.2.4 節参照) を満たした粒子の中で BHD-T0 間の TOF で K と判定できる粒子を抽
出した。図 3.14 には 0.8 GeV/c 設定におけるこの TOF の分布を示す。また、0.8 GeV/c
における各粒子の TOF の計算値を表 3.4 に示す。表中 ∆T は電子の TOF との差を示す。
なお、ここでの飛行経路の長さは 7.7 m である。
図 3.14 で電子や π 中間子が原点付近に集まっているのに対し、5 [ns] 付近に見えるピー
クが K 中間子である。14 [ns] 付近に見えるものは、反陽子である。
[counts]
BHD-T0 TOF (at 0.8 GeV/c)
6000
5000
4000
3000
2000
1000
0
0
5
10
15
20
[ns]
図 3.14: BHD-T0 間の TOF (beam トリガー)。TOF は、電子の TOF を基準とし、それ
との差分で表示。
そしてこれらのうち、上記の値より大きな角度を持って検出器に入射するものの割合を
BLC によるトラッキングデータから求め、以下の結果を得た (表 3.5)。
この結果から、やはり 0.9 GeV/c では K 中間子をハードウェアレベルで π 中間子とし
て誤認してしまう確率が上昇しており、LC2 での K/π の識別には限界が見られることが
わかる。また、LC1 の有無については、ここではあまり効いていないことが確認できる。
すなわち、本実験での粒子識別は LC1 には依存していない。
32
粒子
e
π
K
p
TOF [ns]
25.75
26.14
30.26
39.69
∆T [ns]
—
0.3890
4.509
13.94
表 3.4: 0.8 GeV/c の各粒子の BHD-T0 間における TOF の計算値
運動量 [GeV/c]
誤認率 (K →π)
0.8
0.9
0.9
0.0747
0.211
0.213
LC1 の有無
有
有
無
表 3.5: K を π と誤認する確率
一方、ハードウェアレベルで K 中間子としてトリガーされているイベントが、実は π
中間子であるといった可能性についても解析を行った。π 中間子によるチェレンコフ光の
発生角度は 0.8∼1.0 GeV/c の領域ではいずれも LC2 の輻射体の全反射条件を満たしてい
る。しかし、π 中間子自体が有限の角度を持って検出器に入射した場合、チェレンコフ光
の一部は全反射条件を満たさずに検出器から突き抜けることになる。
よって、このような場合に π を K と誤認する可能性があると考え、先と同様、一定以上
の角度を持った π 中間子の割合からこの誤認率を求めた。結果は以下のとおりである (表
3.6)。
やはりここでも、0.8 GeV/c と 0.9 GeV/c での結果には明確な差がみられる。
3.2.4
結論
今回行った解析によって、粒子識別に関して 0.8 GeV/c と 0.9 GeV/c での結果に明確な
違いがあることが確かめられた。しかし、これらはいずれも想定の範囲内のものである。
各運動量での各粒子の β と、各チェレンコフ検出器により分離可能なラインの関係を図
3.15 に示す。図中、Lucite All ref とあるものが LC2、Lucite とあるものが LC1 である。
これによれば、水チェレンコフ検出器及びエアロジェルチェレンコフ検出器による粒子
識別には問題がないと考えられる。また、LC2 での弁別が 0.9 GeV/c では難しくなるこ
運動量 [GeV/c]
誤認率 (π → K)
0.8
0.9
0.9
0.0414
0.165
0.117
LC1 の on/off
on
off
on
表 3.6: π を K と誤認する確率
33
図 3.15: 4 つのチェレンコフ検出器により弁別可能な粒子とその運動量
とに加えて、LC1 を粒子識別に使用するか否かがこの状況には関与しないことも、予測と
無矛盾であることがわかる。
3.3
ビーム収束
本節では、ターゲット位置において K 中間子を収束させるための、最適なマグネット
条件について述べる。まず、大阪大学 RCNP・野海博之氏によるターゲット位置における
K 中間子の広がりのシミュレーションの様子を図 3.16 に示す。このシミュレーションで
は x,y 方向の RMS がそれぞれ 16.07 mm、13.57 mm と求められ、これを元に標的である
3 He を収めるターゲットセルの直径が 68 mm と決定された。
2010 年 10 月のビームタイムでは、まず 0.8 GeV/c での K ビームでのビームの広がり
が測定された。このとき、先のビームタイムで最適化されたマグネット設定と、他に二つ
のマグネットの設定を変えて二つの測定が行われたが、もっともよい収束が得られたのは
最適化された設定でのものであった。
ここで、K1.8BR ビームラインのビームエンベロープを図 3.17 に再掲する。0.8 GeV/c
での run において設定に変更を加えたマグネット Q7, Q8 は、D4 マグネットの上流と下
流に位置する四重極電磁石である。すなわち、これらは二つ一組で強収束の原理による収
束を実現するマグネットのうち、最もターゲットに近いものであり、ターゲット点での収
束に大きく影響するものである。
34
図 3.16: 標的位置での K 中間子の位置 (上段)・傾き (下段) の分布
図 3.17: K1.8BR ビームラインのビームエンベロープ (E15 設定) (再掲)[22]
35
そして、0.9 GeV/c での run では 0.8 GeV/c 設定程度の収束を再現し、これを向上さ
せることが目標とされた。このとき、Q7, Q8 マグネットに加えて、O1, S3 マグネットの
設定変更によるビーム収束の変化も調査した。なお、O1 マグネットは図 3.17 中には明記
されていないが、Q3 マグネットと Q4 マグネットの間に位置する八重極電磁石である (図
3.1 参照)。S3 は Q7 マグネットの直前にある六重極電磁石である。
また、解析においては、ハードウェアトリガーで K として認識されたイベントを用い
て、D5 マグネット直下でのトラッキングデータからターゲット点での粒子の位置を計算
し、これによって K ビーム断面での標準偏差を求めた。
3.3.1
マグネット設定
ビームライン上には複数の異なるマグネットが設置されているため、これらの設定を網
羅的に調査することは、限られた時間の中では不可能である。よって、本ビームタイム中
では、ビームライン設計時における計算と前回のビームタイムでの調査結果をもとに、調
査するマグネットの設定パターンを決定した。
Q7, Q8 スキャン
まず、図 3.1 における Q7,Q8 マグネットの設定変更によるターゲット位置 (図 3.1 の
FF:final focus) におけるビーム断面の標準偏差 (σ) を図 3.18 に示す。なお、ここでの σ は
x 方向と y 方向の σ の平均をとったものである。表 3.7 には、このときの Q7、Q8 マグネッ
トの設定値を示す。
この結果、0.8 GeV/c での値を上回る良い収束が得られた。このときの σ は 28.6 mm
であり、Q7, Q8 マグネットの設定は、0.8 GeV/c で最適化された設定とは異なるもので
あった。
Q7, Q8, O1, S3 スキャン
つづいて、O1、S3 マグネットの設定変更も取り入れた調査の結果を図 3.19 に示す。
表 3.7 には、このときの Q7、Q8、O1、S3 マグネットの設定値を示す。この調査では、
ターゲット位置でのビームの広がりに関して大きな改善は認められなかった。
3.3.2
結論
以上の測定及び解析の結果、ターゲット位置での K 中間子ビームの収束に関して、0.9
GeV/c の運動量でも 0.8 GeV/c 設定の場合と同水準の結果を得ることができた。0.9 GeV/c
設定でもっともよい収束を与えた run でのターゲット位置でのビームの分布の様子を図
3.20 に示す。図中、左上と右下がそれぞれ x,y 方向の分布を表し、左下は x を横軸、y を
縦軸にとった断面図を表す。
ただし、この測定においてはビーム中心をターゲット中心に合わせる調整を行っていな
い。この中心合わせについては別の run において、十分な精度で実現可能なことがわかっ
ている。
36
図 3.18: Q7, Q8 マグネットの設定と、標的位置でのビームの広がりの変化。枠内の数値
は各マグネットの設定値 [A]
run number
1182
1183
1184
1188
1189
1190
1191
1192
1193
1194
1195
1196
1197
1198
1199
Q7[A]
248
372
180
279
418
418
418
418
468
368
318
268
218
218
218
Q8[A]
528
86
800
594
148
48
200
250
250
250
250
250
250
300
200
σ[mm]
46.74
36.28
48.52
45.57
29.46
54.93
38.28
36.18
39.28
28.55
29.09
30.78
38.45
46.13
38.59
表 3.7: 各 run における Q7、Q8 マグネットの設定値
37
図 3.19: Q7, Q8, O1, S3 マグネットの設定と、標的位置でのビームの広がりの変化。枠内
の数値は各マグネットの設定値 [A]
run number
1244
1245
1246
1247
1248
1249
1250
1251
1252
1253
1254
1255
O1 [A]
13
13
13
13
60.6
60.6
60.6
60.6
13
13
60.6
60.6
S3 [A]
31
31
-36.5
-36.5
31
31
-36.5
-36.5
0
0
0
0
Q7 [A]
418
418
418
418
418
418
418
418
418
418
418
418
Q8 [A]
98
14.7
98
14.7
98
14.7
98
14.7
98
14.7
98
14.7
σ [mm]
31.60
33.95
33.24
42.87
29.87
34.09
30.79
32.05
28.81
29.41
29.79
29.83
表 3.8: 各 run における O1、S3、Q7、Q8 マグネットの設定値
38
図 3.20: 最適化設定での標的位置のビームの広がりの様子
39
このとき、分布の中心位置から半径 34 mm (ターゲットセルの半径) 以内の hit は、全
体の 63% であった。ここでの計算ではターゲットセルの 3 次元方向の広がりを考慮して
いないため、実際に 3 He ターゲットを通過する K 中間子の割合はこれよりは良いものと
なると思われる。
また、x 方向の RMS は 23.27 mm、y 方向の RMS は 28.61 mm であり、計算値である
16.07 mm、13.57 mm に対して y 方向で 2 倍以上の値となってしまっていた。
よりよいデータ収集のためには、さらなる収束の向上が望まれるが、それには 1.0 GeV/c
においても Q7, Q8 マグネットを中心に、マグネット設定の最適化を再び行う必要がある
ものと思われる。
40
第4章
中性子検出器用遮蔽体
本章では、2.2.4 節で述べた中性子検出器 (Neutron Counter:以下 NC) のための遮蔽体
について論じる。
4.1
要求
2.2.2 節で述べたとおり、ターゲットと反応しなかった荷電粒子はスィーピングマグネッ
トによって軌道をそらされる。しかし、こうして軌道をそらされた荷電粒子は、NC から
3m ほど離れた地点で鉄製ビームダンプに入射し、二次粒子を発生させる。これらの二次
粒子としては荷電粒子、中性子、光子などが想定され、これらはシグナルとは関係のない
タイミングでアクシデンタルなバックグラウンドとして NC に入射する。すると、本来測
定したい TOF とは全く異なるデータを取得することになってしまうため、このバックグ
ラウンド (BG) を可能な限り防がねばならない。
本実験で用いた NC は、KEK-E471/E549 実験で使用されたシンチレータを再構築した
ものである。E471 実験においてこれらを用いて測定された中性子及び光子の 1/β を図 4.1
に示す。図 4.1 においては light output が 14 MeVee 以下の部分に 1/β と相関を持たない
分布がはっきりと見えており (青破線部)、これは主としてバックグラウンドの中性子に
よるアクシデンタルなコインシデンスによるものと考えられている。解析においてはこれ
らの影響を避けるために 10 MeVee 以下のデータに対してカットオフがかけられたが、こ
れは当然シグナルをも切り捨ててしまうものであった。本研究では、このような事態を防
ぎたいと考える。なお、図中赤実線はある β の中性子による最大の light output を示して
いる。
また、遮蔽においては電荷を持たず電磁相互作用を起こさない、すなわち遮蔽が難しい
中性子について、とくに注意を払う必要があると考えた。
4.2
シミュレーション
遮蔽計算を行うにあたって、まずシミュレーションによって、ダンプからどのような BG
が生じるのかを見積もった。本節ではまずシミュレーションに使用したモンテカルロコー
ドについて述べる。
41
図 4.1: E471 実験における 1/β[27]
4.2.1
シミュレーションコード
粒子の反応や輸送をシミュレート可能なモンテカルロコードには多くのものが知られてい
るが、今回は高エネルギー中性子のシミュレートも安定していると考えられる FLUKA1 [24,
25] を使用した。
FLUKA は CERN で開発された粒子の輸送や反応に関する総合的なモンテカルロシミュ
レーションコードである。本実験では 1.0 GeV/c のビームを用いるが、FLUKA では低エ
ネルギーから高エネルギーまで広い範囲のエネルギー領域の中性子を精度よくシミュレー
トできる。図 4.2 には、同じく CERN の中性子源施設である n TOF で行われた複数の測
定方法による中性子フラックスの測定結果と、FLUKA によるシミュレーションの比較を
示す [26]。図 4.2 を見ると、とくに MeV から GeV の領域において、実際の測定された値
とシミュレーションの結果が非常によく合致していることが見て取れる。
なお FLUKA は低速の中性子に関して、とくに熱中性子2 の領域までの計算も可能であ
る。本実験においては NC に 2 MeVee のハードウェアスレッショルドを適用して運用す
るため、この領域の中性子が直接ここで扱っている意味でのノイズとなる事はないと考え
られる。しかし、今後の実験のブラッシュアップや展開を考えれば、この領域の中性子を
調査可能であることには一定の意義があろう。
1
http://www.fluka.org/fluka.php
周囲の原子の熱運動と平衡状態に達する領域の低エネルギー中性子。室温 300 K でおよそ 0.025 eV に
相当する。
2
42
図 4.2: n TOF で行われた中性子フラックスの測定値と FLUKA によるシミュレーション
の結果 (黒実線)[26]
4.2.2
シミュレーション設定
次いで、シミュレーションにおけるダンプや NC などの配置を図 4.3 に示す。
ビームの運動量は 1.0 GeV/c、発生点はターゲット位置とし、ビーム調整実験から得ら
れたデータをもとに運動量、角度、位置にガウス分布で広がりを持たせてダンプに向かっ
て入射させた。ただし、これらの実験は 0.9 GeV/c 設定で行われたものである。そして、
K 中間子、π 中間子についてそれぞれシミュレーションを行い、これらに起因する BG を
評価した。この際、16 セグメント× 7 層の NC スタック全体を一つの直方体とみなし、こ
れらに入射する
• 中性子
• 光子
• 荷電粒子
の数をカウントした。シミュレーションでは、それぞれのビーム粒子ひとつあたりについ
て、この直方体内に入射する BG 粒子の数を求めた。そして、この数にビーム調整実験
のデータから推定した 1 spill あたりの K 中間子の収量 63.8 kilo/spill、及び K − : π − 比
1 : 20 を用いて、実際の実験時の入射レート、すなわち 1 spill あたりの各 BG 粒子の数を
計算した。
また、シミュレーションに際して電磁相互作用における電子陽電子及び光子の生成閾値
を 1 MeV 以下に制限した。これは、先述のハードウェアスレッショルド (2 MeVee) を考
慮するとこのエネルギー領域の粒子にはあまり注意を払う必要がない一方、これらの粒子
をシミュレートすると計算にかかる時間が膨大になり、効率が著しく低下してしまうため
である。
43
図 4.3: シミュレーションにおけるダンプや NC などの配置
44
4.2.3
遮蔽体が無い場合のシミュレーション結果
遮蔽体が無い場合に NC に入射する BG 粒子のレートは、以下のようであった。
中性子
光子
荷電粒子
総計
K−
π−
1.51 87.0
5.53 124
2.12 13.7
234
表 4.1: K, π 中間子に由来する BG 粒子(単位は全て [kilo/spill])
また、このときのビーム中の π 中間子に由来する中性子の空間分布を図 4.4 に示す。赤
い矢印がビーム粒子の中心軸で、NC 周辺を真上から見下ろしたものとなっている。水平・
垂直に設置されているのが鉄製のビームダンプで、斜めに設置されているものが NC であ
る。この図は、track length density と呼ばれる値を図の右のラベルに従った色によって示
したものとなっている。track length density とは単位体積中を通過する中性子それぞれ
の飛跡の長さの合計を入射粒子数で規格化したものであり、本論においては空間分布の絶
対値を示す目的ではなく、遮蔽の有無や粒子による相対的な空間分布の差異を視覚化する
ために用いているものである。なお、以降の図ではこの track length density を、ダンプ
周辺を真上から見下ろした x-y 平面に射影して表示してある。
図 4.4 からは、ビームがダンプに入射した点を中心として中性子が発生していることが
よくわかる。
図 4.4: 中性子の空間分布 (π 由来)
45
4.3
遮蔽体の設計
ここまでの議論から、ビームダンプから発生する NC への BG を防ぐには、ビームのダ
ンプへの入射位置と NC の間を遮るような遮蔽体の設置が有効であると考えた。ただし、
加工や設置の容易さから、遮蔽体は直方体が望ましい。
4.3.1
材質
まず、荷電粒子に関しては、電磁相互作用が生じる分電荷をもたない粒子に比べて圧倒
的に遮蔽が容易である。そこで、中性子や光子の遮蔽に注意する。中性子の減速材として
は、水やパラフィンなどがよく利用される。水やパラフィンは、中性子とほぼ同質量であ
る陽子を単独で多く含むため、MeV 領域の中性子の運動量を弾性散乱によって効率よく
落とすことができるからである。ところが、今回の状況では数十から数百 MeV の中性子
も遮蔽する必要があると考えられる。このとき、原子核の中性子に対する弾性散乱断面積
は種類によらず一般に小さくなるため、上述のような効果はあまり期待できるものではな
い。また、今回の状況では遮蔽に使える領域が限られているため、密度を優先し、鉄を利
用することとした。
これにより、(n, p), (n, α), (n, 2n), (n, np) などの非弾性散乱により中性子は次第に運動
エネルギーを失い、また中性子の数自体も減少していく。さらに、光子の遮蔽という観点
からも原子番号の大きい原子核からなる物質は有利であるといえる。
4.3.2
形状
以下、x, y, z 軸は図 4.5 のようにとる。まず、x 方向に関しては NC とのクリアランス
の問題から 50 cm が最大と考え、これに固定した。
y 方向に関しては、まずは NC と同じ高さである 300 cm を想定した。しかし、NC の
うちプラスティックシンチレータが占める部分は、y 方向では 125 cm - 275 cm となる。
よって、遮蔽体のうち 100 cm 以下の高さの部分は遮蔽にあまり寄与しないことが考えら
れた。そこで、実際に下部 100 cm を鉄にした場合と、鉄よりも安価なコンクリートで代
替した場合の BG の変化をシミュレーションで見積もった。このときの BG 粒子のレート
の変化を表 4.2 に示す。ただし、このときの遮蔽体の x 方向の長さは 50 cm、z 方向の長
さは 300 cm となっている。
遮蔽体なし
300 cm Fe
100 cm コンクリート+ 200 cm Fe
中性子
K−
π−
光子
K − π−
荷電粒子
K − π−
1.51
0.472
0.484
5.53
1.88
1.91
2.12
1.84
1.88
87.0
6.38
6.72
124
7.73
8.93
合計 13.7
2.87
2.85
表 4.2: K − , π − に由来する BG 粒子の変化 (y 方向) (単位は全て [kilo/spill])
46
234
21.2
22.8
図 4.5: x, y, z 軸の設定 (灰色:ビームダンプ、黒:遮蔽体)
以上より、遮蔽体の y 方向の下部 100 cm 部分については、鉄をコンクリートで置き換
えても、BG レートの変化は遮蔽体が無い場合の 0.68% に過ぎないことが確かめられた。
よって、y 方向はコンクリート 100 cm ＋鉄 200 cm が妥当であると結論した。
z 方向に関して、パラメータを 200 cm、300 cm、400 cm と変化させたときのシミュレー
ションを行った。このときの BG 粒子のレートを表 4.3 に示す。ただし、このときの x 方
向のパラメータは 50 cm に、y 方向については前節で得られた値を使用した。この結果か
ら、z 方向に関しては 300 cm の長さで、バックグラウンドノイズのレートを 10% 以下に
抑えることが可能であることがわかった。また、これを 400 cm まで延ばせば、さらにレー
トを落とすことが可能となる。
遮蔽体なし
200 cm
300 cm
400 cm
中性子
K−
π−
光子
K − π−
荷電粒子
K − π−
1.51
0.740
0.484
0.370
5.53
2.17
1.91
1.76
2.12
1.97
1.88
1.73
87.0
18.6
6.72
4.11
124
17.5
8.93
7.11
13.7
6.06
2.85
1.72
合計 234
47.1
22.8
16.8
表 4.3: K − , π − に由来する BG 粒子のレートの変化 (z 方向)(単位は全て [kilo/spill])
こうして決定した材質・形状の遮蔽体によって、NC に入射する中性子が低減する様子
を、遮蔽体がない場合と比較して図 4.6 (再掲)、図 4.7 に示した。また、それに続けて光
子に関する同様の図を 4.8、図 4.9 示す。これらはいずれも、入射粒子として π 中間子を
47
指定したときのものである。
図 4.6: 遮蔽体が無い場合の π 中間子に由
来する中性子の空間分布
図 4.7: 遮蔽体がある場合の π 中間子に由
来する中性子の空間分布
図 4.8: 遮蔽体が無い場合の光子の空間分布
図 4.9: 遮蔽体がある場合の光子の空間分布
ここで、遮蔽体を設置したとしてもバックグラウンドを完全になくすことはできない。
4.4.2 節で述べるように、バックグラウンドの一部は K − 中間子が飛行中に崩壊し、NC
の前面から入射するものであり、この位置に設置した遮蔽体では遮ることが難しいためで
ある。
48
4.4
4.4.1
結果と考察
実際の運用
上記の結果を踏まえたうえで、遮蔽体の自立や NC との干渉を考慮し、実際の設計が行
われた。このとき、x 方向の厚さに関しては 50 cm でも NC の脚部と干渉してしまうため、
遮蔽厚としては 24 cm (一部 28 cm) となった。しかしこれでも、充分にバックグラウンド
を抑えられていることが、後のビームタイムで確認された。図 4.10 に、2012 年 6 月に測
定された NC による TOF 測定から得られた 1/β の分布を示す。図中左のピークが γ であ
3
10
ƒÁ
neutron
2
10
10
1
1
1.2
1.4
1.6
1.8
2
2.2
2.4
図 4.10: NC で測定した TOF から求めた 1/β の分布 (preliminary)
り、これに対して右に連続的に分布しているのが中性子であると考えられる。両者がよく
分離されていることは、時間構造を持たないアクシデンタルなバックグラウンドの NC へ
の入射が、よく抑えられていることを示している。
4.4.2
K 中間子の in-flight decay
図 4.11 には K 中間子ビーム入射時の K 中間子の分布の様子を示す。これに対して、図
4.12 にはこの時の光子の空間分布を示す。
ふたつの図を比べて見ると、K ビームが遮蔽体に入射する以前から、ビームの軌跡から
拡がるようにして光子が発生している様子がわかる。これは、K 中間子の in-flight decay、
すなわち K − → π 0 π − 、π 0 → 2γ による γ であると考えられる。
図 4.12 から見て取れるように、このような γ を NC 横に置いた遮蔽体で遮るのはむず
かしい。しかし今回の状況では標的下流のシンチレーションカウンタによって標的と反応
しなかった K 中間子を veto している (2.2.4 節、CDS の項を参照) ため、このような K 中
間子の崩壊はそもそもトリガーにかからない。よって、問題にはならないと考えられる。
49
図 4.11: K 中間子ビーム入射時の K 中間
子の空間分布
4.4.3
図 4.12: K 中間子ビーム入射時の光子の
空間分布
今後の課題
検出効率
実際のシグナルを得ることには成功したが、今後は中性子検出効率の見積もりが課題と
なる。本実験で扱うような高運動量の中性子の測定は容易ではなく、また、そもそもその
ような中性子を安定して発生させることも決して簡単ではない。これについては、 3 He 中
¯ 0 反応の利用が考えられている。すなわち、この
の陽子に対する荷電交換反応 p(K − , n)K
反応で生じる中性子のうち中性子検出器に入射する物の数をシミュレーションによりまず
¯ 0 → π + π − を捉えることで、計算値に対して実際に検出された
求める。一方、CDS で K
中性子割合を測定する予定である。
遮蔽体の増設
今回設計した遮蔽体で遮蔽しきれないノイズに関して、とくに低速の中性子に関して
は、パラフィンや水を用いた遮蔽体の増設が有効であると考えられる。これらの低速中性
子は E15 実験での測定自体に大きな影響を与えることは無いかもしれない。しかし、今後
の K1.8BR ビームラインで行われる実験において、このような増設が必要になることもあ
ると考えられる。また、特に水タンクなどは準備も比較的容易であるため、その影響を積
極的に調査していくことが求められる。
50
第5章
結論
我々は J-PARC ハドロン実験施設において、K 中間子原子核探索実験である E15 実験
を行う。本実験では 3 He(in-flight K − , n)K − pp 反応を用い、K − pp 状態の質量を散乱中性
子の運動量測定による missing-mass 法と崩壊粒子の運動量測定による invariant-mass 法
によって決定する。これは、K − pp 状態の生成過程と崩壊過程の同時測定による完全実験
である。
本実験はハドロン実験施設 K1.8BR ビームラインにおける最初の物理実験となる。ま
た、実験成功のためにはビーム粒子中の K 中間子の純度及び収量を良くし、またビーム
の運動量を精度よく制御することが必要である。そのためには、J-PARC 主リングのビー
ム強度が十分でない状態から、状況に即した柔軟かつ入念なビーム調整が不可欠である。
2010 年 10 月のビームタイムでは、ビーム調整実験としてビームラインスリット、トリ
ガー、ビーム収束に関するものをはじめ、様々な調整・測定及び解析が行われた。
K 中間子の収量及び純度の各スリットに対する開度依存性の測定によって、今後当ビー
ムラインで行われる E15 実験に限らない様々な実験に対して、スリット設定の指針が与え
られた。
トリガー調整においては前ビームタイムに比べて K 中間子を π 中間子と誤認する割合が
0.8 GeV/c での運用では 0.0747 だったのに比べて、0.9 GeV/c のビームに対しては 0.211
と上昇していることが確認された。しかしながら、これは想定の範囲内といえるもので
あった。なお、現在では 1.0 GeV/c 設定での K/π の弁別が可能なエアロジェルチェレン
コフ検出器がすでに稼働しており、粒子識別の能力は改善している。
ビーム収束においては、収束の程度が設計時の計算値には及んでいないことが確認され
た。これについては、計算値を追い求めるだけでなく、建設の進んだ状況と設計時の想定
との差異も考慮して、達成可能な範囲を改めて考慮する必要もあると考える。
また、中性子検出器へのバックグラウンドノイズを低減させるための遮蔽体の設計にお
いては、ビームに起因する中性子、光子、荷電粒子の中性子検出器周辺での分布を見積も
ることができた。そしてこれらを 1 割程度にまで低減可能な遮蔽体を設計した。これを
もとに作成された遮蔽体によって、実際に中性子検出器の信号に対するアクシデンタルな
バックグラウンドが強く抑制されていることを確認することができた。
51
謝辞
この修士論文を完成させるまでには、沢山の方々のお世話になりました。以下でお名前
を挙げきれなかった皆さんを含め、多くの方々のおかげでこの修士論文と、今日の私があ
ります。
原子核・ハドロン研究室の永江知文教授、川畑貴裕准教授、村上哲也講師、藤岡宏之助
教、新山雅之助教の皆様には、原子核物理の研究、そして J-PARC での実験に携わる機会
を与えていただき感謝しております。とくに、藤岡助教には学部 4 回生の頃から足掛け 4
年に渡って大変お世話になりました。卒業研究から修士での研究までずっと面倒を見てい
ただき、感謝してもしきれない思いです。新山助教にはアメリカ出張という機会を与えて
いただきました。大変なことも多い出張でしたが、貴重な経験をさせていただくことがで
きました。また、研究室スタッフの皆様には、病気療養の際に沢山のご心配もおかけする
ことになってしまいました。ここまで辿りつくことができたのは皆様のおかげです。本当
にありがとうございました。
J-PARC E15 実験のコラボレータの皆様にも色々なことを学ばせていただきました。ビー
ムライン・サブグループで面倒を見ていただいた理化学研究所 岩崎先端中間子研究室の
應田治彦さん、東京大学 早野研究室の鈴木隆敏さんには、J-PARC での実験に参加して
右も左もわからない私を導いていただきました。初めての学会参加の機会もお二人に与え
ていただきました。ありがとうございました。そして、東京大学 早野研究室の橋本直さ
んには、J-PARC での丁寧な指導に加えてこの修士論文の執筆にあたっても、数多くの貴
重なご指摘やアドバイスをいただきました。
研究室の先輩の皆様には、沢山のことを与えていただきました。特に研究分野の近い平
岩さん、佐田さん、時安さん、森津さん、市川さん、同室だった今城さんには、物理のこ
と・実験技術のこと・研究生活のこと、そしてそれにとどまらないことまで、教えていた
だいたことはとても数えきれません。
同期のや後輩の皆さんには色々な場面で支えてもらい、陰に陽に、沢山助けていただき
ました。どうもありがとうございました。
そして、研究生活を影から支えてくれた家族や友人の皆にも、末筆ながらここに感謝の
意を表したいと思います。
52
参考文献
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54

アトラスシリコン半導体飛跡検出器：ATLAS Silicon

Belle実験におけるBの物理

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PowerPoint プレゼンテーション

J－PARCにおける Φ中間子原子核探索実験の展望

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