Gating PMT を用いた Extinction Monitor...減らすことでExtinction Monitor に使用できることが分かった. また, 開発したGating PMT を用いて大強度陽子加速器施設J-PARC

ミューオン-電子転換過程探索実験COMETのためのGating PMTを用いた Extinction Monitor開発

中堂園尚幸大阪大学大学院理学研究科物理学専攻久野研究室

2010年 2月

概要ミューオン電子転換過程探索実験 COMETは荷電レプトン混合現象 µ− + N(A, Z) → e− + N(A, Z) の探索を通して素粒子標準理論を超える物理を探索する次世代素粒子実験である. この実験では 1次ビームとして約 1 MHz, 8 GeVのパルス陽子ビームを用いる. 陽子ビームに同期するバックグラウンドの除去のために, ビームパルス内の陽子数に対する, パルスとパルスの間にもれ出てくる陽子数の比 (Extinction)

をいかに小さくするかが重要となる. COMETの目標実験精度 10−16を達成するには Extinction < 10−9

が要求される. この高い Extinction を測定する装置 (Extinction Monitor) の中でもとくに装置の光検出器部であるゲート機能をもった光電子増倍管 : Gating PMTの研究開発を行なった. 2 inchの光電子増倍管に対して, 1 MHzの繰り返し対応, 10−6 以下の Cutoff比を持つ Gating回路を開発した. しかしゲートをオフからオンにスイッチした後に, 入射光量にほぼ比例するアフターパルスを観測した. アフターパルスの評価を行い, その量は 7 × 10−6ヒット/入射光子であることが分かった. あと 1/100程度に減らすことで Extinction Monitorに使用できることが分かった. また, 開発した Gating PMTを用いて大強度陽子加速器施設 J-PARCのMLF実験施設において Extinction測定を行ない, その結果 6 × 10−7

という Extinctionの上限値を得た.

iii

目次

第 1章イントロダクション 1

1.1 はじめに . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1

1.2 荷電レプトン混合現象の理論的予想 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2

1.3 ミューオン電子転換過程 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4

1.4 ミューオン電子転換過程探索実験 COMET . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7

第 2章 Extinction Monitor 15

2.1 Extinctionの要求 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15

2.2 Extinction Monitor . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16

2.3 Extinction Monitorの設置場所 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17

2.4 Extinction Monitorのデザイン . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 19

第 3章 Gating PMTの開発 23

3.1 Gating PMTの原理 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 23

3.2 要求性能 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 24

3.3 static測定による電圧分配の決定 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 25

3.4 スイッチング gating回路の開発 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 29

3.5 gating回路の測定セットアップ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 34

3.6 gating回路の動作測定 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 35

3.7 Cutoff比測定 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 38

第 4章アフターパルスの評価 41

4.1 アフターパルスの発生要因 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41

4.2 現状のアフターパルスのレベル . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 42

4.3 信号シミュレーションによるアフターパルスの要求の見積もり . . . . . . . . . . . . . . 42

4.4 光量依存性 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 44

4.5 gating回路の改造 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 45

4.6 印加電圧依存性 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 49

4.7 位置依存性 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 50

4.8 アフターパルスについての議論 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 52

iv 目次

第 5章 MLFにおける Extinction測定 53

5.1 実験の意義 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 53

5.2 実験環境 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 53

5.3 セットアップ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 54

5.4 Extinction測定実験 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 58

5.5 Extinction測定の解析 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 60

5.6 Extinction測定の結果 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 67

第 6章まとめ 69

謝辞 71

参考文献 73

1

第 1章

イントロダクション

1.1 はじめに現在, 素粒子の中で中性レプトンと荷電レプトンはそれぞれ 3種類ずつ見つかっている. 中性レプトンは電子ニュートリノ, ミューニュートリノ, タウニュートリノであり, 荷電レプトンは電子, ミューオン,

タウオンである. 素粒子標準理論では中性レプトンは質量を持たず, また, レプトンのフレーバー数は保存する. しかしさまざまな実験により中性レプトンが質量をもち, 世代間で振動しているという実験事実が明らかになってきた ([1, 2]).

次に荷電レプトンに関心がいくのは自然である. 荷電レプトン混合現象 (charged Lepton Flavor

Violation, 以下 cLFV) は, 素粒子反応過程の前後で世代間の荷電レプトンのフレーバー数が保存しない現象である. cLFVの実験的探索は, 標準理論を超えた物理, 特に超対称性を用いた標準理論の拡張 [3] に対する有効な検証手段と考えられており, 近年, 多くの素粒子物理学者から注目を集めている. 1947年にHincks, Pontecorvo [4] によって cLFV探索実験が行なわれて以来, 現在までに多くの cLFV探索実験が行なわれているが未だ発見されていない. しかし実験で得られる分岐比の上限値は 10年に 2桁という割合で更新されている (図 1.1).

ミューオンを用いた cLFV探索実験は, タウオン, K中間子などの他の粒子を用いた探索実験よりも高精度な実験を可能にしている. これは主に高いミューオンビーム強度を確保しやすいからで, 今日では1014 ∼ 1015 ミューオン/年が得られる. 現在, スイスの PSI研究所において µ+ → e+γ 探索を行うMEG

実験 [5] が稼働中である. また µ−N(A, Z) → e−N(A,Z) 探索実験として, KEK と大阪大学が中心となって提案している COMET 実験 [6] と, アメリカの Fermi 国立研究所が提案している Mu2e 実験 [8]

の 2つの計画がある.

COMET (Coherent Muon to Electron Transition) 実験は茨城県東海村にある J-PARC (大強度陽子加速器施設) のハドロンホールにて行う計画で, 2017年の物理実験開始を目指して研究開発が進んでいる.

COMETはミューオン-電子転換過程を 10−16 の感度で探索することを目標としている. これは, 今までの上限値 [7]より 10000倍良い.

本論文では COMETにおける 1次パルス陽子ビームのビームモニタ (Extinction Monitor) に関する研究について述べる. まず, 第 1 章において COMETの探索する物理と COMET実験について述べる.

次に第 2 章において Extinction Monitor の必要性, 要求, 開発項目について述べる. 第 3 章において

2 第 1章イントロダクション

10-13

10-11

10-9

10-7

10-5

10-3

10-1

1940 1950 1960 1970 1980 1990 2000

Upper Lim

its of Branching Ratios

Year

µ

µ

µ

µ

µ+

eeee

A eA

K e

K eL0

図 1.1 ミューオンの崩壊, K 中間子の崩壊をもちいた cLFV探索の歴史 [6]

Extinction Monitorの開発要素である Gating PMTの開発について述べる. 第 4 章では Gating PMT

の開発で問題になっているアフターパルスについて説明する. 第 5 章では開発した Gating PMTの応用として, J-PARCのMLF実験施設において Extinctionを測定するビームテストを行ったので, その報告をする.

1.2 荷電レプトン混合現象の理論的予想cLFVに大きな寄与を与えることが知られている理論として超対称性模型 (SUSY) がある. これはボソンとフェルミオンの入れ替えに対応する新しい対称性を取り入れた素粒子物理モデルである. SUSY粒子であるスレプトンの質量行列は,

m2l

=(

m2ee, ∆m2

eµ, ∆m2eτ∆m2

µe, m2µµ, ∆m2

µτ∆m2τ e,∆m2

τ µ, m2τ τ

)(1.1)

のように与えられ, このうち非対角成分が cLFV への寄与に関係する. 超対称性を導入した最小限のモデルでは, cLFVは対応するスレプトンの混合を通して引き起こされる. 図 1.2 はミューオンと電子の混合過程を表した SUSY ダイアグラムの例である. スレプトン混合行列である ∆m2

µe によってスカラーミューオン (µ) とスカラー電子 (e) の転換が誘引されている. 現在スレプトン質量行列の非対角成分に値を与える 2つの SUSYシナリオとして SUSY-GUTモデルと SUSY-Seesawモデルが提唱されている.

1.2 荷電レプトン混合現象の理論的予想 3

図 1.2 ミューオンと電子との cLFVを表した SUSYダイアグラム. ∆m2µe はスレプトン混合の大きさを表す.

1.2.1 SUSY-GUTによる理論予想

SUSY-GUT (SUperSYnmmetric Grand Unified Theories) とは, 大統一理論に対して超対称性の拡張を行ったモデルである. SUSY-GUTにおいては, GUTスケールから低エネルギーにまでエネルギーを下げてくると輻射補正からスレプトン質量行列に非対角成分を生じうるため [9] , cLFVが起こりうる. そのとき非対角成分は式 (1.2) のように与えられる.

∆m2µe ∝ 3m2

0 + A20

8π2h2

t V∗tdVtsln

MGUT

MR3

(1.2)

ここで m0, A0 はそれぞれ universal scalar mass, scaler trilinear coupling, Vtd, Vts は小林益川行列の成分, MGUT , MR3 は GUT の質量スケールと右巻きニュートリノの質量, ht はトップクォークの湯川結合定数である. さらに近年では, トップクォークが大きい湯川結合定数を持つためにスレプトン混合が誘因されうることが注目されている [10] . 図 1.3 は, SUSY-GUT SU(5) で予言されているミューオン-

電子転換過程の分岐比である [3] . 分岐比の幅は singlet smuonの質量 (mµR) を 100 ∼ 300GeV/c2 としたとき 10−15 ∼ 10−13 になり [11] , 同時に大きさは tanβ に従って増大している. また, SUSY-GUT

SU(10)モデルでは, m2τ/m2

µ ∼ 100と増大する効果によって, 分岐比は 10−13 ∼ 10−11 と極めて大きな値になる [10] . この理由は, SUSY-GUT SU(10)モデルにはタウレプトンの質量に比例するループダイアグラムが存在するからである.

1.2.2 SUSY-Seesawによる理論予想

SUSY-Seesawモデルは, cLFVを可能にするもう一つのシナリオである. この理論モデルは, 右巻きの重いニュートリノの存在も同時に予言することで知られている. ニュートリノには質量があり互いに混合していることが広く知られているが, SUSY-Seesawモデルではこのニュートリノ混合からスレプトン混合が導出されうるため, cLFV過程が期待される [12, 13, 14] . µ − e間のスレプトン混合に対しては, 太陽ニュートリノの混合に対応する Uµe と, 大気ニュートリノの混合に対応する Uτe ·Uτµ による, 2つの寄与が考えられる. τ 湯川結合定数が大きいと仮定した場合, 後者の効果が増大することが予想され, その場


図 1.3 SUSY-GUT SU(5)モデルでのミューオン-電子転換過程分岐比の予言値. 左は µ > 0の場合で, 右は µ < 0の場合. ただし µは SUSYパラメータである.

合におけるスレプトン混合は式 (1.3) で与えられる.

∆m2µe ∝ 3m2

0 + A20

8π2h2

τU∗τeUτµln

MGUT

MR3

(1.3)

ここで, U∗τe, Uτµ はMaki-Nakagawa-Sakata (MNS) ニュートリノ混合行列の成分であり, hτ は τ 湯川

結合定数である. SUSY-Seesawモデルから予想されるミューオン cLFV過程の分岐比を図 1.4 に示す.

1.2.3 荷電レプトン混合現象探索実験の意義

cLFV 探索実験は以上のような SUSY-GUT, SUSY-Seesaw のモデルの精密な実験的追求ができるのはもちろん, 様々な新しい物理に対して重要な事実を示す可能性がある. また, cLFV 探索実験によって得られた分岐比から, 間接的に SUSY 粒子の質量を決める事が可能である. たとえば cLFV のひとつであるミューオン電子転換過程の探索実験が非常に高い感度で行われたとすると, LHC (Large Hadron

Collider) でも探索できない数 TeVの質量領域まで SUSY粒子の質量を探索する事ができる可能性がある (図 1.5) . これらの点から cLFV探索は効果的に新物理を追求するができる.

1.3 ミューオン電子転換過程µ− 粒子が物質中で停止した場合, µ− 粒子は原子核に捕獲されミューオニック・アトムを形成する. µ−

粒子は X線を放射しながら 1s基底軌道まで落ち, 最終的には崩壊 (µ− → e−νµνe) するか

µ− + (A,Z) → νµ + (A,Z − 1) (1.4)

というミューオン原子核捕獲反応が起こる. ここで, Aはミューオンが静止した物質の原子量, Z は原子番号である. しかし標準理論を超える物理が存在すると, 以下で表されるニュートリノを伴わないミュー

1.3 ミューオン電子転換過程 5

1012 1013 1014

M!2 (GeV)

1016

1015

1014

1013

1012

1011

1010

109

108

Br(µ

"e#

)

µ"e# in the MSSMRN with the MSW large angle solutionM2=130GeV, m~eL

=170GeV, m!$=0.07eV, m!µ

=0.004eV

Experimentalbound

tan%=3,10,30

図 1.4 SUSY-Seesaw モデルで予言される, µ+ → e+γ の分岐比. 分岐比を予言した 3 つの直線は,

上からそれぞれ tanβ = 30, 10, 3の場合に対応している.

µ<0, µ<0,

Bran

ching

Rati

os (!→

e ; T

i)

10-11

10-12

10-13

10-14

10-15

10-16

10-17

10-18

10-19

Bran

ching

Rati

os (!→

e")

10-9

10-10

10-11

10-12

10-13

10-14

10-15

10-16

0 1.0 2.0 3.0 0.5 1.5 2.5 m# (TeV)

>µ >µ µ µ > > , , µ µ > > µ µ > > µ µ > >

LHC

reach

MEG (!→e")

This Experiment (!→e;Al)

Current Exp. Bound on !→e ; Ti (SINDRUM II)

図 1.5 SUSY-Seesawモデルによるミューオン-電子転換過程分岐比の予言値を, ニュートラリーノの質量 (mχ) の関数でプロットしたもの.


オン捕獲反応が起こりうる.µ− + (A,Z) → e− + (A,Z) (1.5)

この反応をミューオン電子転換過程 (µ − e conversion) と呼ぶ. ミューオン電子転換過程の分岐比は,

B(µ− + (A,Z) → e− + (A,Z)) =Γ(µ− + (A,Z) → e− + (A,Z))

Γ(µ− + (A,Z) → capture)(1.6)

と表す事ができる. ただし, Γは崩壊幅である. 原子 (A,Z)の反応後の状態は基底状態にも励起状態にもなりうるが, 一般的にコヒーレント捕獲と呼ばれる基底状態になる反応が支配的である. 励起状態への遷移に対するコヒーレント捕獲の反応率の割合は原子核中の核子の数に比例する. コヒーレント捕獲では,

すべての核子が捕獲に関与しうるためである.

ミューオン電子転換過程が起こると, 式 (1.8) より, 単一エネルギーの電子が静止標的の原子核から放出される. そのときの電子のエネルギー Eµe は

Eµe = mµ − Bµ − E0rec (1.7)

≈ mµ − Bµ (1.8)

となる. ここで, mµ はミューオンの質量, Bµ はミューオニック・アトム中での 1s軌道における束縛エネルギー, E0

rec は原子からの反跳エネルギーである. 原子からの反跳エネルギー E0rec は, 原子核の質量MA

を用いてE0

rec ≈ (mµ − Bµ)2/(2MA) (1.9)

と近似することができる. Bµ は核種によって異なるため, 実験に用いたミューオン停止標的の原子核によって, ミューオン-電子転換による電子の運動量ピークも異なってくる. たとえばアルミニウムを停止標的に用いた場合, Eµe=105.0 MeV である. このとき, 放出電子の運動量を測定すると, 実際にはµ− → e−νµνe 崩壊過程 (Decay In Orbit 以下 DIO) からの電子が支配的となり, 運動量スペクトラムは図 1.6 , 1.7 のようにになる. ミューオン-電子転換過程のシグナルと µ− → e−νµνe のエンドポイントを識別するために, 電子の測定器には 1 MeV/c以下の運動量分解能が必要となる.

Total Energy (MeV)0 20 40 60 80 100

)-1N(

E) (M

eV

-1710-1610-1510-1410-1310-1210-1110-1010-910-810-710-610-510-410-310-210-1101

Decay-in-Orbit (Al)

Total Energy (MeV)100 101 102 103 104 105 106

)-1N(

E) (M

eV

-2510

-2410

-2310

-2210

-2110

-2010

-1910

-1810

-1710

-1610

-1510

-1410

-1310

-1210Decay-in-Orbit (Al), zoom-up

図 1.6 アルミニウム停止標的からの DIO による電子のエネルギースペクトラム.

Momentum (MeV/c)103 103.5 104 104.5 105 105.5 106

Cou

nts

per 0

.05

MeV

/c

0

0.05

0.1

0.15

0.2

0.25

Electron Momentum

図 1.7 105 MeV付近で拡大したDIOによる電子のエネルギースペクトラム (赤) とミューオン-電子転換過程のシグナル (緑). 1020 個のミューオンを用いた場合で, ミューオン-電子転換過程の分岐比は 10−16 を仮定している.

1.4 ミューオン電子転換過程探索実験 COMET 7

1.4 ミューオン電子転換過程探索実験 COMET

J-PARCは図 1.8 に示すように 3つの加速器からなっている. 最初にリニアックで加速された陽子はRapid Cycle Synchrotoron (RCS) で 3 GeV まで加速され, メインリング (MR) に入射される. 最大30GeVまで加速された陽子はハドロンホールに引き出され, COMETが予定されているビームラインへ導かれる. 図 1.9 に COMETの実験レイアウトを示す. 陽子ビームをターゲットに当ててパイオンを生

図 1.8 J-PARCの俯瞰図. リニアック, 3 GeVシンクロトロン (RCS) , メインリング (MR) の 3つの加速器がある.

成し, 崩壊してできたミューオンを利用する. そのミューオンをターゲットに止め, そこから崩壊して出てくる電子の運動量を測定する. 最初のプロダクション・ターゲットから最後のディテクタまですべて真空にひかれている.

以下では, まず本研究に関係の深いパルス陽子ビームについて説明する. そして COMET の装置についてパイオン捕獲セクション, 輸送ソレノイドセクション, ディテクタ・セクションの 3つに分けて説明する.

1.4.1 パルス陽子ビーム

陽子のエネルギーは 8 GeVを予定している. パイオンの生成効率を上げるためには, できるだけ高いエネルギーにした方が良い. 一方で, バックグラウンドの原因となる反陽子の生成を抑えたり, 各種装置への負荷を軽減するためには, できるだけ低いエネルギーが求められる.

COMETでは目標感度達成のために 1018 個レベルのミューオンを必要とする. たくさんのミューオンを効率良く生成するために, もととなる陽子ビームは, その intensity を出来る限り最大化することが求められる. 陽子ビームの強度は 8 GeV × 7 µA (4.4 × 1013 protons/s)であり, この強度であれば数年でCOMETの物理感度に到達できる.


Detector Section

Pion-Decay andMuon-Transport Section

Pion Capture SectionA section to capture pions with a large solid angle under a high solenoidal magnetic field by superconducting maget

A detector to search for muon-to-electron conver-sion processes.

A section to collect muons from decay of pions under a solenoi-dal magnetic field.

Stopping Target

Production Target

図 1.9 ミューオン-電子転換過程探索実験 COMETのレイアウト. 図上部のパイオン生成標的に陽子ビームが入射され, 大量のパイオンが生成される. 生成したパイオンは, 標的周囲を覆った超伝導ソレノイドコイルの作る強磁場によって捕獲されたあと, 超伝導ソレノイドコイルによる輸送系によってミューオン静止標的まで輸送される. 輸送の過程でパイオンはミューオンに崩壊する. ミューオン停止標的でミューオンから崩壊した電子は電子輸送ソレノイドを通過することで, 80 MeV/c 以上の運動量を持ったものだけに選別される. ビームライン最後尾に配置される測定器系で, 最終的に到達した電子の運動量と運動エネルギーを測定する.


ミューオンは停止標的中でミューオニック・アトムの状態で存在しており寿命をもつ. つまり, ミューオン-電子転換過程のシグナルは陽子のタイミングから遅れて出てくる. 一方で陽子ビームに起因するバックグラウンドは 100 ns以下のうちに発生する ( このバックグラウンドについては 2.1 節で説明する. ).

この時間情報はシグナルとバックグラウンドを区別するために重要である. この時間差を有効に利用するために, COMETではパルス化された陽子ビームを用いる. パルス同士の時間間隔はミューオニックアトムの寿命にあわせて, 1 µsオーダーの間隔をもつ. MRのオペレーションも考慮にいれたとき, 実際的な時間構造として図 1.10 の方法が検討されている. パルス陽子ビームのパルスとパルスの間の領域では陽

1.314 !s (657 ns x 2)

0.7 second beam spill

1.47 second accelerator cycle

100 ns

図 1.10 パルス陽子ビームの時間構造

子は限りなく少なく, 静かな状態でなくてはならない. メインパルスに入っている陽子の数 Nmain と, パルス間にいる漏れ出し陽子の数 Nbtwn pulses の比 RExtinction を Proton Extincton (以下, Extinction) と呼ぶことにする. COMETで要求される Extinctionは 10−9 以下である.

RExtinction =Nbtwn pulses

Nmain< 10−9 (1.10)

この高い Extinctionを実現することが COMET成功のキーポイントである. より高い Extinctionを得るための Extra Extinction Deviceの開発も進んでいる. 表 1.1に COMETにおけるパルス陽子ビームのパラメータをまとめた.

1.4.2 パイオン捕獲セクション

J-PRACのMR(Main Ring)から遅い取り出しで引き出した大強度のパルス陽子ビームを図 1.11 のように角度をつけてパイオン生成標的に照射する. 標的にはより多くのパイオンを生成するために, タングステン, 金, グラファイトのような原子番号の大きな物質を用いる. 発生したパイオンは, 最大 5Tの強磁場を発生する超伝導ソレノイドコイルによって捕獲される. COMETでは, 最終的にミューオン停止標的において確実にミューオンを止められるように低エネルギーのミューオン (∼40 MeV/c) を用いる. 一方,


表 1.1 COMETにおけるパルス陽子ビームの各種パラメータ.

Total number of protons 8.5 × 1020

Energy 8 GeV

Average Current 7µA

Beam Power 56 kW

Number of Protons in each pulse 1.2 × 108

Bunch Length 100 ns

Bunch Separation 1.314 µs

Proton Extinction 10−9

高いエネルギーのパイオンはバックグラウンドの原因となるので除去する必要がある. 高いエネルギーのパイオンはビーム前方に多く発生するが 100 MeV程度の低エネルギーパイオンは前方でも後方でも発生数はあまり変わらない. そのため, COMETではビームに対して後方に発生したパイオンを捕獲する.

図 1.11 パイオン生成標的とパイオン捕獲ソレノイド. 陽子ビームは角度をつけて打ち込まれる. 生成したパイオンは捕獲ソレノイドで捕獲し, 下流へ輸送する.

1.4.3 輸送ソレノイドセクション

パイオン捕獲ソレノイドで捕獲されたパイオンはミューオンへ崩壊させるために輸送ソレノイドへ運ばれる. 輸送ソレノイドはミューオンの運動量を選択するために図 1.9 の様にカーブしている. 超伝導ソレノイドでできており 2 Tの磁場を出す予定である. 曲率をもったソレノイド磁場は荷電粒子を磁場の向きに対して垂直方向にドリフトさせる. このとき粒子のドリフト量 D (m)は,

D =1

0.3 × B× s

R×

p2l + 1

2p2t

pl(1.11)


で与えられる. B (T)はソレノイド磁場, pl は粒子のビーム軸方向の運動量, pt はビーム軸に対して垂直方向の運動量, s (m)はカーブド・ソレノイドに対する粒子軌道距離, そして R (m)はソレノイド半径である. s/Rはソレノイドの曲げ角に対応する. この式より, 高いエネルギーをもった粒子ほどドリフト量が大きいため, ソレノイドの半径を最適化することでソレノイド自身を高エネルギーのミューオンに対するコリメータとすることができる. COMETの輸送ソレノイドは, ミューオン停止標的で止まる低エネルギーのミューオン (∼40 MeV/c)に対しては高い輸送効率を持つが, 高エネルギーのミューオンに対しては輸送効率が極めて低くなるように設計されている. この特徴的なミューオン・ビームラインによって,

1011 µ/secという大強度かつ高純度の低エネルギーミューオン・ビームを実現する.

1.4.4 検出器・セクション

ミューオン停止標的ミューオン-電子転換過程の分岐比と, ミューオニック・アトムの崩壊寿命は, 停止標的の原子番号 Z に依存する. 表 1.2 に停止標的の候補とパラメータを示す. COMETでは図 1.12 に示すようにメインパルス

表 1.2 ミューオン停止標的の候補. 分岐比やミューオニック・アトムの寿命は物質によって変わる.

　 Al Ti Pb

Atomic Number Z 13 22 82

Relative Branching Ratio (Al=1) 1 1.7 1.15

Lifetime of Muonic atom (ns) 880 330 82

1.314μs

図 1.12 シグナルの Timing Window. ビーム起因のバックグラウンドを回避するために, ビームのタイミングから 700 ns 後にデータ取得を開始する.

のタイミングから少し待ってミューオン-電子転換過程を探索するため, ミューオン停止標的には分岐比が


比較的大きく, ミューオニック・アトムの寿命が長いものを選択する必要があり, COMETではアルミニウムを用いる. 停止標的の形状はミューオンの停止効率を最大化し, バックグラウンドを最小化するために最適化しなければならない. 現在, 厚さ 200 µmの薄いディスク 17枚を並べることが検討されている.

電子輸送ソレノイドミューオン停止標的で停止したミューオンは, 電子に崩壊したあと電子輸送ソレノイドで測定器へ輸送される. 電子輸送ソレノイドもミューオン輸送ソレノイドと同じく, 運動量を選択するために図 1.13 に示すようにカーブしている. 超伝導ソレノイドで印加されている磁場は 1 T を予定している. カーブし

図 1.13 電子輸送ソレノイドと測定器系. ミューオン電子転換過程のシグナルの飛跡を赤で示している.

たソレノイドを用いることで電子をドリフトさせ, バックグラウンドとなる低エネルギーの DIO電子を1/10000以上まで落とす. 一方, ミューオン電子転換過程のシグナル電子 (105 MeV/c) のアクセプタンスは 47%となる.

ストロー飛跡検出器1.3 節で説明したように COMET 実験ではバックグラウンド識別のために, 電子の運動量を正確に測定する事が重要となる. そのためにソレノイド電磁石と 5層のストロー飛跡検出器が開発されている. 磁場中での電子の軌跡をトラッキングし電子の運動量の再構成を行う. 開発された検出器の運動量分解能は230 keV/cである.

電磁カロリメータストロー飛跡検出器では, トラッキングミスによる運動量の誤再構成が引き起こされる恐れがある. さらにトラッカーでは運動量測定しか行えないため, 仮に電子以外の荷電粒子がバックグラウンドとして測定器系に混入しても粒子の種類を識別できない. そこで, トラッカーによる運動量測定を保証し, バックグラウンドとなる他粒子との識別を行うために, 測定器系最下流に図 1.14のような直径 1 mの電磁カロリメータを設置し, 電子の運動エネルギー測定を行う. またイベント・トリガーの作成も行う. さらに電磁カロリメータはセグメント化し電磁カロリメータ自らがトラッキングポイントの一つとなることで, 運動量測定の精度を上げることができる. 現在, LYSOなどの結晶を積層させ, MPPC (Multi-Pixel Photon


Counter ) で読み出す研究が行われている.

図 1.14 電磁カロリメータ.

15

第 2章

Extinction Monitor

2.1 Extinctionの要求COMETのバックグラウンドは 4つに分類される.

1. 物理バックグラウンド2. ビーム起因のプロンプト・バックグラウンド3. ビーム起因の遅延バックグラウンド4. 宇宙線バックグラウンド

この中で Extinctitonが問題となるのはビーム起因のプロンプト・バックグラウンドであり, 以下のものが挙げられる.

a) Radiative pion capture π− + A → γ + A′, γ → e− + e+

b) Beam electrons ミューオン停止標的によるビーム中電子の散乱c) Muon decay in flight ミューオンの崩壊により生成される電子d) Pion decay in flight パイオンの崩壊により生成される電子e) Neutron induced backgrounds 中性子が物質を叩くことにより生成される電子

これらの中で最も影響が大きいと考えられる Radiative Pion Capture (RPC) について以下で説明する.

その他のバックグラウンドについては表 2.1 にまとめた.

RPCはミューオンビーム中に含まれるパイオンが原因となる. このパイオンがミューオン停止標的中で止まり, ただちに Alの原子核に捕獲され娘核の励起状態を形成する. その後 γ 線が放出されて, その γ

線が電子-陽電子に対生成する. 生成した電子が 105 MeV付近のエネルギーを持っているとミューオン-

電子転換過程によるシグナルの電子と区別ができない. RPCバックグラウンドの数 NRPC は以下の式で記述できる.

NRPC = Np × RExtinction × Rπ−stop/p × PRPC × Pγ−e− × Ageometry × Aanalysis (2.1)

ここで, Np はパイオン生成標的での全陽子数, RExtinction は陽子ビームの Extinction, Rπ−stop/p はミューオン停止標的に止まったパイオンの数と陽子の数の比, PRPC はパイオン捕獲過程での γ 線放出

16 第 2章 Extinction Monitor

の分岐比, Pγ−e− はミューオン停止標的中において, RPC から生成された γ 線が電子に転換する確率,

Ageometry は RPC起因の電子のうち, ミューオン-電子転換過程の領域にいるものの検出器のアクセプタンス, そして Aanalysis は解析時のアクセプタンスである.

Npは 2年間のランタイムで 8.8×1020個, PRPCは 2%である. その他のパラメータはCOMETに特化した値でシミュレーションにより得られる [6]. Rπ−stop/p = 3.5×10−7, Pγ−e−×Ageometry = 1.4×10−5,

Aanalysis = 58% である. NRPC の値をその他のバックグラウンドと同程度 (0.05) に抑えようとするとRExtinction は 10−9 が必要となる.

表 2.1 COMET のバックグラウンドの見積もり. ∗ は Extinction が関係のあるバックグラウンド.

Extinction = 10−9 として計算している. ] はモンテカルロ・シミュレーションの統計による制限であることを表す.

Radiative Pion Capture 0.05∗

Beam Electrons < 0.1∗]

Muon Decay in Flight < 0.0002∗

Pion Decay in Flight < 0.0001∗

Neutron Induced 0.024∗

Delayed-Pion Radiative Capture 0.002

Anti-proton Induced 0.007

Muon Decay in Orbit 0.15

Radiative Muon Capture < 0.001

µ− Capt. w/ n Emiddion < 0.001

µ− Capt. w/ Charged Part. Emiddion < 0.001

Cosmic Ray Muons 0.002

Electron from Cosmic Ray Muons 0.002

Total Background 0.34

2.2 Extinction Monitor

10−9 の高い Extinction が達成されているか確認する装置を Proton Extincton Monitor (以下, Ex-

tinction Monitor) と呼んでいる. Extinctin 測定の際には, メインパルスは別の装置を用いて測定し,

Extinction Monitorはパルス間に漏れ出している陽子の測定に専念することになる. Extinction Monitor

の方法は pulse-by-pulse測定と平均値測定との 2種類が考えられる. それぞれに利点と欠点があるのでそれを説明する.

2.3 Extinction Monitorの設置場所 17

2.2.1 pulse-by-pulse測定

荷電粒子検出器を用いてパルス陽子ビームのすべてのパルス間で漏れ出し陽子をモニタする方法である. すべてのパルス間でモニタするため, 解析において強力なツールとなる. 一方で 10−8 のダイナミックレンジと感度をもつ必要がある.

例としては, 陽子ビームライン中に検出器を入れて常時ビームをモニタできるようにし, パルス陽子ビームがきた後の時間領域を検出器でモニタする装置が考えられる. パルス同士の時間間隔 (∼ 1µs) よりも十分に早い応答速度が要求されるため, たとえばチェレンコフ光のような高速信号の利用が適当である. この方法の大きな問題点は, メインのパルスによる大きな信号である. この信号による検出器の飽和(Saturation) によるデッドタイムの発生や検出効率の低下を防ぐため, メインパルスからの信号を遮蔽して検出器を飽和から守る必要が生じる可能性がある.

装置案としては, ガスチェレンコフ光を用いたものやクォーツバーを用いたチェレンコフ光検出器が考えられる. メインパルスへの対策としては, Gating PMTやポッケルスセルの利用が考えられる.

2.2.2 平均値測定

平均値測定はパルスビームへの感度を落とし多くのパルスを解析することで統計的に Extinctionを測定する方法である. pulse-by-pulse測定と比較して手法的に容易である. 一方で, 統計をためるために時間がかかる, Extinctionの時間的揺らぎに対する感度に制限がある, などの欠点をもつ.

装置案としては, パルス陽子ビームを標的に当てたときに散乱される陽子を小さいアクセプタンスのカウンタで拾う方法や, 陽子ビームライン中にワイヤなどの小さい標的を置き, そのワイヤによって散乱された粒子をモニタする方法が考えられる.

2.3 Extinction Monitorの設置場所Extinction Monitorはパイオン生成ターゲットのできるだけ直前に置くことが望まれる. 図 2.1 はハドロンホールの全体図である. MR から引き出されたパルス陽子ビームはハドロンホールに入り Extra

Extinction Device を通過したあとパイオン生成ターゲットに入射する. よって Extinction Monitor は図 2.1 に示した場所付近に設置する.

図 2.2 にビーム径の位置依存性を示す. ビーム径が場所によって変化するが, Extinction Monitorの設置場所では約 20 mm φである.


!"###

!####$%###

&%%'

&%%'

$(%#$

)&#!

*+,-./01234-,/50

6/0+7265-89234-,/50

:;2</=574234-,/50

%%)#$

>''&&(?

Proton Extinction Monitor

図 2.1 ハドロンホールでの Extinction Monitorの設置場所 (赤で囲んだ場所).

0

0.01

0.02

0.03

0.04

0.05

0.06

0.07

0 20 40 60 80 100 120 140

L (m)

x, y

(m)

Prot

on T

arge

t

AC DipoleSection

MatchingSection

Final FocusSection

図 2.2 ビームライン上におけるビーム径の変化 [6] . x を青, y を赤で示している. Extinction

Monitorの設置場所 (L ∼ 130m) でのビーム径は約 20 mmφ.

2.4 Extinction Monitorのデザイン 19

2.4 Extinction Monitorのデザインわれわれはまずはより強力な pulse-by-pulse測定型の装置を検討することにした. Extinction Monitor

の要求性能を以下に列挙する.

1. 高い放射線耐性 (2年間のランタイムで 1011 Gy)

2. パルス陽子ビームに同期した ∼ 1MHzの繰り返し3. 1陽子レベルで漏れ出し陽子の検出が可能4. 108 protons/pulseのメインパルスによるビームフラッシュへの耐性

2.4.1 デザイン案

上で挙げた要求を満たすための Extinction Monitorデザインを検討した.

プラスチックシンチレータ, 無機固体シンチレータは放射線耐性が 105 ∼ 106Gy程度しかなく ([15]),

要求を満たさないため, 液体, もしくはガスの還流方式を採用することにした. 有機液体シンチレータは放射化によるバックグラウンドが深刻だと予想される. また, 希ガスのシンチレーション光は遅い成分が問題となる [16].

したがってチェレンコフ光を採用することにした. チェレンコフ光は荷電粒子の速度が媒質中の光速を超えたときに発生する光である. そのため, チェレンコフ光の発生にはしきい値が存在する. 真空中での光速 cに対する荷電粒子の速度 v の比を β = v/cとし, 媒質の屈折率を nとすれば, チェレンコフ光の発生する条件式は

β > 1/n (2.2)

となる. 8 GeV陽子は β = 0.9945なので n > 1.006が必要である. 4 GeV程度の陽子 (β = 0.9818)でもチェレンコフ光が出るようにするためには n > 1.02程度が必要となる.

水の屈折率は n = 1.33であり, 水チェレンコフ方式では十分にチェレンコフ光が発生する. しかし水の場合は放射化により生成されるトリチウムの処理が問題となる可能性や, 非圧縮性液体のために陽子ビームの入射にともなう衝撃圧力への対応が必要となる可能性がある. 一方, ガスチェレンコフ光方式としてはチェレンコフラジエターガスとしてよく使われているガスが候補となり, 屈折率 n ' 1.02以上を達成するために加圧する必要がある. 候補ガスとしては CO2, SF6 やエタンがある.

8 GeV 陽子が屈折率 n = 1.02 のガス中を通過したときに放出するチェレンコフ光量 N を求める.

Frank-Tammの式 [19]より, 屈折率 nの媒質中で速度 β の荷電粒子が動くときに放出されるチェレンコフ光のうち波長が λ1 から λ2 の間に入っている光の個数は

N = 2πα

(1 − 1

β2n2

)(1λ1

− 1λ2

)(2.3)

と表される. ここで屈折率 nは波長によらないと仮定した. 8 GeV陽子は β = 0.993なので, PMTの有感波長が 300 nmから 650 nmであるとすれば

N = 20 photons/cm (2.4)


である. 陽子がガス中を 20 cm飛行し, チェレンコフ光を 4つの検出器で取得するとすれば 1つの検出器には 100光子当たることになる. メインパルスには 108 個の陽子が含まれるので, 1パルスあたり 1010 光子を受けることになる. 40個の検出器で取得するとすれば, 10光子/陽子, 109 光子/パルスとなる.

光検出器として何を採用すればよいか考える. 1 陽子からのチェレンコフ光を検出できるという必要性から光電子増倍管 (PMT : PhotoMultiplier Tube) , MPPC (Multi-Pixel Photon Counter, [23]),

MCP-PMT (Micro Channel Plate PMT, [23]) などが候補にあげられる. メインパルスによるビームフラッシュへの耐性のためにメインパルスが来ている時間領域では, 光検出器のゲインを一時的に下げて検出器を守る gatingの機能が必要となる可能性がある. MPPCは有感領域が小さく, ダークノイズも多い.

2 inchの PMTと同じ面積を 1mm × 1mmの有感領域をもつMPPCで覆うには 2000個が必要となり実装が難しい. またMPPCは 1 MHzオーダーのダークノイズをもつ. 漏れ出し陽子からのチェレンコフ光 (数 10∼数 100光子) は各MPPCに数光子程度しか入らないと考えられるのでMPPCのダークノイズに埋もれてしまい, 検出することができない. また, MCP-PMTはメインパルスへの耐性が問題になる.

安定動作するための最大許容アノード電流が 100 nA ([17]) と PMTの 1/1000しかないため PMTと比較して gatingに 1000倍の性能が要求される. またMCP-PMTの価格は PMTの約 10倍と高価である.

したがって, 光検出器には開発が容易と思われる PMTにゲート機能をもたせた Gating PMTを採用することにした.

Extinction Monitor全体としては図 2.3 のような構造となる. 加圧したガスを還流させているチャンバーに陽子ビームを通す. 陽子によって放出されたチェレンコフ光を鏡によって反射させて光検出器へと導く. 鏡で反射させるのは, 陽子による 2次生成物から光検出器を守るためである.

Proton Beam

Gas

Mirror

Gating PMT

Cherenkov light

図 2.3 Extinction Monitor のレイアウト. 加圧したガスを還流させているチェンバーに陽子ビームを通す. 発生した陽子を鏡で反射させ, Gating PMTで取得する.

2.4 Extinction Monitorのデザイン 21

2.4.2 ガスの選定についての要求と結果

ガスの選定は既に矢野らによって行なわれた [18]. ガスのシンチレーション光のうち, 遅延発光成分が多いと漏れ出し陽子によるチェレンコフ光が検出できない. 候補ガスである二酸化炭素, SF6 とエタンについてシンチレーション光の遅延成分がないかを測定した. 図 2.4 にそれぞれのガスのシンチレーション光の時間分布を示す. 測定の結果, エタンのシンチレーション光の遅延成分は, 漏れ出し陽子からのチェレ

(nsec)-800 -600 -400 -200 0 200 400 600 800 1000

Nu

mb

er o

f p

ho

ton

s (/

MeV

/10n

sec)

-610

-510

-410

-310

-210

-110

1

10

2102N

6SF

2CO

6H2C

Gas Scintillation Yields

図 2.4 ガスシンチレーション光の時間分布 [18] .

ンコフ光の検出に影響がない程度まで少ないことを確認した. 屈折率 n = 1.02を達成するために 30 気圧まで加圧する.

23

第 3章

Gating PMT の開発

3.1 Gating PMTの原理光電子増倍管 (PMT : PhotoMultiplier Tube) は 1)光を光電効果で電子に変換する, 2)光電子を増倍する, の 2つの機能がある. 図 3.1 に PMTの一般的な断面図を示す. 高真空容器中に光電陰極 (カソー

CathodeCathode

photon

Focus

p.e.

dynode

図 3.1 PMT の内部構造. 入射光はカソードで光電効果を起こし, 放出された光電子はダイノードで増倍される. アノードからシグナルを取り出す.

ド) , 10個程度のダイノードと呼ばれる増倍電極, 陽極 (アノード) が設置されている. カソードとアノードの間には数 kVの電圧がかかっており, ダイノードにはその間の電圧が段階的にかかっている. また, カソードと第 1ダイノードの間にフォーカス電極, グリッドと呼ばれる, 電場を整形する電極が取付けられている PMTもある. 一般的にはアノードを接地し, カソードには負の電圧を印加する. 入射した光はカソードで光電効果を起こし, 光電子が飛び出す. その後電場で加速され, ダイノードにぶつかることで 2次電子を放出し次々に増倍されていく. 最後にアノードからシグナルとして外部に取り出される. 一般的なPMTの増倍率 (ゲイン) は, 106 程度である.

各電極の電圧分配をパルス的に変化させることによって一時的にゲインを変化させる機能をもつ PMT

のことを Gating PMT あるいは Gated PMT と呼ぶ. Gating PMT は蛍光寿命測定, レーザーラマン,

ライダーなどの分野でよく使われる [20]. Extinction Monitorではとくに, 一時的にゲインを下げること

24 第 3章 Gating PMTの開発

で大強度の光による PMTの一時的な性能の劣化を回避する目的で使用する. 通常の電圧分配をオン状態,

ゲインが下がっている状態をオフ状態と呼ぶことにする.

3.2 要求性能Gating PMTにおける重要なパラメータは, 繰り返し周波数, 立ち上がり・立ち下がり時間, オン状態でのゲイン, Cutoff比 (= オフ状態のゲイン / オン状態のゲイン) , 有感領域の面積占有率, アフターパルスなどである. これらのパラメータは電圧分配の方法, gating回路, PMTの種類などに依存する.

繰り返し周波数はパルス陽子ビームに同期するために約 1 MHzで動作する必要がある (図 3.2). gating

gating PMT Off On Off

Main pulse108protons

1MHzDetects Cherenkov lights

by a leaked proton

図 3.2 Extinction Monitorにおける Gating PMTの動作.

の立ち上がり・立ち下がり時間は早ければ早いほどよい. 特にオフ状態からオン状態への立ち上がり時間は, COMETのシグナル探索のための Time Windowの始まりに影響をおよぼすので, 可能な限り短くしなければならない. とりあえず 100 nsよりも短いことを要求とする. オン状態でのゲインは数個から数十個のチェレンコフ光子でも捕えられるように 106 程度が必要である.

Cutoff 比への要求はアノードの耐性から決まる. PMT が安定動作するための最大平均アノード電流Imax は 100 µAである [23] . 大光量が入った時でも, この上限値を超えないように Cutoff比を要求しなければならない. 平均アノード電流 Ianode は

Ianode = Np × NCerenkov × RQ.E. × G × RCutoff × e (3.1)

で表される. ここで Np は 1 秒あたりの陽子数で 4.4 × 1013 protons/sec である. NCerenkov は 1 陽子から出るチェレンコフ光のうち検出器に届く数でここでは 100 光子としている. RQ.E. は PMT の量子効率で 20 %, G は PMT のオンの時のゲインで 106, RCutoff は Cutoff 比, e は素電荷で 1.6 ×10−19 Coulomb/electron である. Ianode < Imax となるためには, RCutoff < 10−6 でなければならない.

チェレンコフ光が 10光子とすると RCutoff < 10−5 が要求される.

カソードの最大平均電流は 100 nA ([23]) である. 上記の議論でカソードの電流 Ikathode は

Ikathode =Ianode

G × RCutoff(3.2)

で表される. G = 106, RCutoff = 10−6, Ianode = 100 µA とすると Ikathode = 100µA となってしまう.

最大平均電流はリニアリティを保証する値であり, 多少超えても問題ないとの報告もある ([21]) がどの程度まで大丈夫なのかは今後試験する必要がある.

3.3 static測定による電圧分配の決定 25

少ないチェレンコフ光を効率よく捕獲するためには, PMTを隙間なく並べる必要がある. チェレンコフ光を受光する側の面では, PMTのパッケージングなどによる不感領域をできるだけ少なくし, 有感領域の面積占有率 (Photosensitive area coverage)が 100 %に近いほどよい.

表 3.1に Gating PMTの要求性能をまとめた.

表 3.1 Extinction Monitorのための Gating PMTの要求性能と, その他の Gating PMTの性能.

Requirements to Creasey et al. [20] H10304

Extinction Monitor (Hamamatsu K.K.)

Frequency (Hz) 1/1.314µs = 760k 10k 10k

Raise time, Fall time (ns) <100 50 70

Gain at “On” state ∼ 106 106

Cutoff ratio (=gain@off/gain@on) < 10−6 < 10−5 10−7

Photosensitive area coverage (%) ∼ 100 0.3 58

われわれの Gating PMTの要求性能と既存の Gating PMTとの比較も同じ表に示した. われわれの求めるGating PMTは高い有感領域の面積占有率をもちながら高い繰り返し周波数と Cutoff比を求めているため既存品では補えない. したがってわれわれで一から開発を行うことにした. まず Cutoff比が要求を満たす電圧分配を調べ, その後スイッチング回路を開発するという方針をとった.

3.3 static測定による電圧分配の決定3.3.1 電圧分配の方法

Gating PMTの電圧分配の方法は文献 [22] にまとめられており, 以下のような 5つの方法が挙げられている.

1. 供給電圧全体をスイッチさせる 10−6 程度の高い Cutoff比が得られる. 高電圧を振らすという技術的困難がある. スイッチング速度が遅い.

2. いくつかのダイノードをスイッチさせる最もよく行われている方法. 10−4 程度の Cutoff比しか得られない. スイッチング速度は早い.

3. カソードをスイッチさせるカソードの表面抵抗がきわめて高いため, ゲインの回復に時間がかかる (∼ ms).

4. 第 1ダイノードをスイッチさせる高速応答の PMTに対して効果的で, 10−5 程度の Cutoff比を得られる. カソードと第 1ダイノードとの間の領域で空間電荷が問題になる場合がある.

5. フォーカスをスイッチさせるフォーカスが存在する場合に行う. カソードのキャパシタンスはダイノードのキャパシタンスよりも小さいので速いスイッチングが望める.


この中で有効な方法と考えられる 2.と 5.を合わせた方法をとることにし, PMTには Electron Tubes社の 9954Bと浜松ホトニクス社の R329-02を用いることにした. どちらも 12段のダイノードをもつ, リニアフォーカスタイプ, 2 inch径のヘッドオン型 PMTであり, フォーカスをもつ. 2つの PMTの基本特性を表 3.2 にまとめる.

表 3.2 2つの PMTの基本特性

9954B R329-02

Package diameter (mm) 51

Active diameter (mm) 46

Num. of Dinodes 12

Structure Linear focused

Window Bolosilicate glass

Photocathode Bialkali

Spectral response (nm) 290-680 300-650

Typ. High Voltage (V) 1800 1500

Typ. Gain (×106) 5 1.1

Max. Anode Current (µA) 100 200

3.3.2 static測定のセットアップ

オン, オフのスイッチングをさせずに, さまざまな電圧分配のディバイダ回路を実現し Cutoff 比の要求を満たす電圧分配を探した. これを static測定と呼ぶことにする. この測定の PMTには 9954Bを用いた.

図 3.3のようなさまざまな電圧分配を実現できる電圧分配回路を製作した. 自由に電圧分配を変更することができるように分配用抵抗は差し替え可能にした. 光源には 450 nmのピーク波長をもつ青色 LED

(日亜化学 NLPB520) を用いた. パルス光を出すために文献 [24] をもとに, 図 3.4 に示すような LED駆動ドライバを製作し用いた. また図 3.5 に LED に印加されている電圧のモニタと, LED の光を受けたPMTの信号を示す. この LED駆動ドライバに印加する電圧を変化させることで, LEDの光量を調節することができる. LEDへの印加電圧と光量の関係は R2256-02 (浜松ホトニクス) の PMTを用いて較正した. 印加電圧が 1500 Vの状態で 1光電子分のシグナルの大きさを測定し, その値をもとに各印加電圧の時の光量を得た. 図 3.6 に結果を示す.

図 3.7 に static 測定のセットアップを示した. カソードにかかる電圧が 1500 V になるようにした.

LEDから 107 光子/パルスを入射した. PMTのアノード信号をオシロスコープで記録し, その絵を紙に印刷し面積を計算することでゲインを求めた.

3.3 static測定による電圧分配の決定 27

図 3.3 さまざまな電圧分配を実現できる電圧分配回路. 右の SHVコネクタから HVを供給する. 左のコネクタで PMTに接続する.

図 3.4 LED 駆動回路. 印加する電圧を変更することで光量を調節できる.

図 3.5 青:LED 駆動回路を用いて LED に印加している電圧. 黄:PMTのシグナル

3.3.3 static測定結果

まず普通の電圧分布 (オン状態) で測定を行い, 次にフォーカスとカソード間の電圧を変化させて (オフ状態) 測定を行なった. Cutoff比の変化の結果を図 3.8 に示した. フォーカスとカソード間の電位差が100 Vを超えると, Cutoff比はそれ以上大きく変化しないことが分かった. この時の Cutoff比は 10−4 であった.

目標とする Cutoff 比 10−6 を達成するためにフォーカスに加えて, 第 3 ダイノードの電位を第 2 ダイノードに対して 100 V高くし, 第 1ダイノードと同じ電位にした. 図 3.9 に電圧分配の模式図を示した.

その結果 Cutoff比が 5 × 10−7 となり要求を満たすことが分かった. 以降の開発では Gating PMTのオフ状態における電圧分配として, フォーカスをカソードに対して 100 V以上高くし, 第 3ダイノードの電


LED voltage(V)5 6 7 8 9 10 11 12

num

ber o

f p.e

.

310

410

510

610

710

PMT voltages

1500V

1000V

700V

LED caliblation

図 3.6 LEDの光量キャリブレーション. 横軸は LED駆動回路に印加する電圧, 縦軸は光電子数.

PMT 9954B

Signal

H.V. 1500V

Clock Generator

Oscilloscope

Divider Circuit

LED Driver

LEDPeak 450nm

図 3.7 static測定のセットアップ. 電圧分配回路を接続した PMTに LEDからの光を入射した.

voltage(V)0 20 40 60 80 100 120 140

on-o

ff_ra

tio

-410

-310

-210

Focus-cathode voltage vs on-off ratio

図 3.8 フォーカスとカソード間の電圧を変化させた時の Cutoff比の変化. カソードの電位は常に 1500 Vである.

3.4 スイッチング gating回路の開発 29

-HV

K G 1 2 3 4 5 6 7 8 P9 10 11 120

1

2

3

4

5

6

7

8

9

10

11

12

(L/12)

1500V

16

15

x100

図 3.9 電圧分配の変更. フォーカスと第 3ダイノードの電位を変更した.

位を第 1ダイノードと等しくすることにした.

3.4 スイッチング gating回路の開発static 測定の結果をもとに, オン/オフの高速スイッチング動作ができる電圧分配回路の開発を行なった. 回路設計は共同研究者である高エネルギー加速器研究機構 (KEK) の谷口敬氏が行い, 大阪大学での測定結果をフィードバックすることで改良を重ねた. 回路開発は 3 つのステップを踏んで行なった.

Ver.1, Ver.2の回路は概要だけにとどめ, 現行の Ver.3回路の動作について詳しく説明する.

Ver.1の回路はフォーカスのみを最高 10 kHzで動作させる回路である. 青色 LEDを用いた Cutoff比の測定を行ない, 10−4 の Cutoff比を得た. 次にフォーカスと第 3ダイノードを最高 10kHzで動作させるVer.2の回路を開発した. Cutoff比は 10−6 を達成した.

そして補助電源を取り付けることでフォーカスと第 3 ダイノードを 1 MHz でも動かすことのできるVer.3の回路を開発した. 回路の写真を図 3.10 に示す. そして, 図 3.12, 3.13, 3.14に回路図を示す. 大きさは直径 52 cm, 長さ 58 cmで PMTとともにパッケージングしやすい小型なものである. ブロック図を図 3.11 に示す. 回路は普通の電圧分配部と, スイッチング部に分かれる. スイッチング部は NIMのゲート信号を受けて, ゲートの時間幅だけオフ状態になる. スイッチングはMOS FETを用いて行われている. 図 3.15 に繰り返し周波数に対する gating回路の消費電流量の変化を示す. 高圧電源の供給は周波数が 10 kHz程度の時は一般に使われている PMT用の高圧電源を使用すれば良い. しかし, 1 MHzの高周波数になった場合, 電流を 18 mAほど消費する. 一般の PMT用高圧電源で供給できる電流はせいぜい 2 mA程度であるので, gating回路に補助電源を搭載する必要がある. また 1 MHz動作の場合は電力消費も大きくなるため, 発熱を抑えるための放熱機構を搭載しなければならない.


図 3.10 Ver.3 gating回路. PMTに接続している.

Dy12Dy5Dy4

Dy3

Dy2

Dy1

Focus

K

P

HV

BufferFET

NIM input

図 3.11 回路のブロック図. 赤い点線で囲んだ部分がスイッチング部である. スイッチングの入力には NIMのゲート信号を用いる.


図 3.12 Ver.3 gating回路の回路図 (設計 : 谷口敬 (KEK)) . バイアスボード: オン時の電圧分配を供給する.


図 3.13 Ver.3 gating回路の回路図 (設計 : 谷口敬 (KEK)) . スイッチングボード: スイッチング動作をする. 1 MHzの高速スイッチング時には, 図中, JPの Q1側と HV OUTの間に補助電源を入れる. HV OUT側をマイナスにする.


図 3.14 Ver.3 gating 回路の回路図 (設計 : 谷口敬 (KEK)) . マザーボード: バイアスボードとスイッチングボードを接続する.


Repetiton (Hz)0 20 40 60 80 100

310×

A)

µC

urr

ent

(

400

600

800

1000

1200

1400

1600

1800

2000

2200

2400

/ ndf 2χ 194.5 / 6p0 2.361± 548.8 p1 5.943e-05± 0.01722

/ ndf 2χ 194.5 / 6p0 2.361± 548.8 p1 5.943e-05± 0.01722

Gating PMT Ver.3

図 3.15 繰り返し周波数に対する gating 回路の消費電流量の変化. 印加電圧は 1500 V, ゲート幅は1 µsで測定した. 100 kHz以上は使用している高圧電源の制限で測定できなかった.

3.5 gating回路の測定セットアップ性能測定の実験セットアップを説明する. ロジックとセットアップの写真をそれぞれ図 3.16 , 図 3.17

に示した. 光源には, 大光量を得るためにパルスレーザー光源 (サイエンテックス OPG-NIM-405-SPL)

ND Filter

NIM signal

Width : 1µsec

PMT R329-02

Laser Source (Scientechs Inc.) Wave length : 405nm

Signal

Clock Generator

WFD

Switching circuit

Gate/Delay Gen.

Gate/Delay Gen.

図 3.16 gating回路の性能測定のセットアップ.

を用いた. この装置は NIMモジュールで, NIMシグナルを外部トリガーとしてパルスレーザーを出せる.

繰り返し周波数は可変で, 最高 1MHz である. レーザーは 405nm の波長を持つ半導体レーザーである.

パルス幅は 1ns, 10ns, 45nsの 3種類に設定できる. 本研究では 45nsを用いた. パルス強度はモジュールのダイヤルを回すことで調整でき, 液晶パネルに表示される供給電流から強度を確認できる. モジュールから出たレーザー光は光ファイバーを用いて暗箱の中へ導き PMTに当てる. ファイバーの出口にはレーザー光を並行光にする φ11 mmのコリメータをつけた. Gating PMTは回転台, XYステージ上に固定されている. レーザー光源からの出力は光量によって波形が変わる. よって光量の調節時はモジュールのダ

3.6 gating回路の動作測定 35

図 3.17 gating 回路の性能測定のセットアップ. パルスレーザー光はファイバーを通り, PMT に照射される. 装置全体は暗箱の中に入っている.

イヤルによってではなく, レーザー光の出口とGating PMTの間に適宜 NDフィルタ (FUJIFILM) を挟んだ. NDフィルタは光量の絞り具合によって 1/10, 1/100, 1/1000, 1/10000の 4種類を用いた. PMT

のシグナルはWave Form Digzitizer (Agilent Technologies, Acqiris DP235, 以下WFD) を用いて波形を記録した. このWFDは 2 chの入力を備え 500 MHz, 2 nsのサンプリングレートを持つ.

NDフィルタの減光率は一定光量のレーザー光源を用いて較正した. レーザー光源の光量は PMTと較正した ND フィルタ (FUJIFILM) , CAMAC ADC (Le Croy 2249W) を用いて, あらかじめ較正行った. LEDを較正した時と同様で, 1光電子のシグナルをもとに光量を見積もった. その結果を図 3.18, 図3.19に示した. モジュールへの供給電流が低いときは光量の変化が大きく, また 4.5 節で述べるが, アフターパルスの割合も大きいので, 高い供給電流で使用することが望まれる.

3.6 gating回路の動作測定Gating PMTの動作例を示す. 図 3.20 はオシロスコープの絵である. 1700 Vを印加しており, ゲート幅は 1 µs, 繰り返しは 1 kHzである. 水色が gating回路に入れている NIM入力信号, 緑が 100 : 1高耐圧プローブを用いて測定したカソードの電位を ACカップルで見たものである. ゲートのタイミングに合わせてフォーカスの電位が変化していることが分かる. その立ち下がり時間は 20 ns, 立ち上がり時間は60 nsで短い.

次にパルスレーザーを入射した時の応答の様子を図 3.21 に示す. gating回路のスイッチングに合わせて, PMTのアノード信号に約 400 nsのスイッチングノイズが乗る. このスイッチングノイズによる不感時間は最終的にはもっと短くする必要がある. しかし, スイッチングノイズの低減のための回路改造に取


Laser(mA)0 20 40 60 80 100

Ph

oto

ns

0

1000

2000

3000

4000

5000

610×LaserCalibration@W45nS

図 3.18 レーザー光源の光量キャリブレーション.

横軸はレーザーモジュールへの供給電流.

Laser(mA)0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 50

Photons

1

10

210

310

410

510

610

710

810

090528_LaserCalibration@W45nS

図 3.19 レーザー光源の光量キャリブレーション(低い領域について拡大した). 横軸はレーザーモジュールへの供給電流.

Timing of Gating

Voltage of Focus

On Off On

図 3.20 Gating PMTの動作. 水色:ゲート信号, 緑:フォーカスの電位を ACカップルで見たもの.

り組む前に, Gating PMT法による Extinction Monitorの実現可能性について包括的に検討することを優先した.

図 3.21 ではパルスレーザーのタイミングは gatingがオン領域にある. すなわち普通の電圧分配の状態なので, PMTのアノード信号にパルスレーザーからのシグナルが見える. 次にパルスレーザーのタイミングを gatingがオフの領域に移動させた様子を図 3.22 に示す. ただし, パルスレーザーの強度は変化させていない. オフの領域では電圧分配が変わり, ゲインがオフになっているので図 3.21 で見えたパルスレーザーからのシグナルが見えなくなっているのが分かる. これらより Gating PMTが動作していることが分かる.

3.6 gating回路の動作測定 37

ADC gate＝timing of light

PMT signal

gate signal

Off OnOn

図 3.21 Gating PMTの動作. 水色:ゲート信号, 青:PMTのアノードシグナル, ピンク:光のタイミング. オン状態の時間領域で光らせているためシグナルが見える.

ADC gate＝timing of light

PMT signal

gate signal

Off OnOn

図 3.22 Gating PMTの動作. 水色:ゲート信号, 青:PMTのアノードシグナル, ピンク:光のタイミング. オフ状態の時間領域で光らせているためシグナルは見えない.


図 3.23 1 MHzで 10 µsのバーストパルスを入力した. ゲート幅は 500 ns である. ピンクが NIM

ゲート入力信号, 緑がフォーカスの電位を 1:100プローブで測定した結果である. フォーカスの電位が問題なく振れている.

図 3.24 1 MHzで 10 µsのバーストパルスを入力した時の PMT の動作. 青が PMT のシグナルである.

Ver.3 の gating 回路は補助電源と放熱機構の搭載で 1 MHz の繰り返しができるように設計されている. 今回, アフタパルスの問題が認識されそちらの研究を重視したため 1 MHz動作試験は行っていない.

しかし図 3.23 に示すようにごく短い時間だけ 1 MHz周期のパルスを入力し問題なく動作することを確認している (図 3.24 ).

3.7 Cutoff比測定Ver3の Gating PMTの Cutoff比測定のため gatingのゲート幅を 1µs, HVを 1500 V, 繰り返し周波数を 1 kHzとした. レーザー光源から 109 光子/パルスを入射した.

オン状態ではレーザー光を 1/100と 1/10000の 2枚の NDフィルタを用いて減光させ 105 光子/パルスを入射し, オフ状態時は NDフィルタを用いず, 109 光子/パルスを入射した.

ゲートのタイミングに対するレーザー光のタイミングを変化させながら, その時々でのアノードシグナルの波形を記録し, 各サンプリング点での電圧を積算することで電荷量を求めた. スイッチングノイズにかかる領域では, 波形が安定しないので測定は行っていない. レーザー光を光らせていない時のデータもペデスタルとして取得した. 図 3.25 , 3.26 に示すようにシグナルとペデスタルそれぞれ 10000トリガー分のデータをヒストグラムにし, その中心値を得た. オン状態での電荷量の値との比をとって, 時間分布とした結果を図 3.27 に示した. 誤差には RMS (Root Mean Square) を用いた. 目標とする Cutoff比 10−6

以下が達成されている.

3.7 Cutoff比測定 39

h1Entries 10000

Mean 42.3

RMS 5.225

Charge (pC)0 10 20 30 40 50 60 70 80 90 100

0

100

200

300

400

500

600

700

800

h1Entries 10000

Mean 42.3

RMS 5.225

run06332

図 3.25 シグナルの電荷量. 10000 トリガー分を積算しヒストグラムにした.

h1Entries 10000

Mean 17.89

RMS 0.4968

Charge (pC)0 5 10 15 20 25 30 35 40

0

500

1000

1500

2000

2500

3000

h1Entries 10000

Mean 17.89

RMS 0.4968

run06351_p0

図 3.26 ペデスタルの電荷量. 10000 トリガー分を積算しヒストグラムにした.

Time (s)-2 -1 0 1 2 3

-610!

Cut

off r

atio

-610

-510

-410

-310

-210

-110

1

Cutoff Ratio of 3rd Gating PMT Off

図 3.27 Ver. 3 Gating PMTの Cutoff比測定結果. 時間 0から 1 µsの間, オフ状態になっている.

1.5 µs の値を 1 に規格化した. オンとオフが切り替わる時間領域ではスイッチングノイズによって測定できなかった.

41

第 4章

アフターパルスの評価

Gating PMTを開発している過程でアフターパルスが予想以上に多いことが判明した. つまり, gating

のオフ領域で光を入射したときにその光は遮断されるが, オンになった直後, 光がないにも関わらず PMT

の出力がでてくる現象がある. パルス間の漏れ出し陽子からのシグナルよりアフターパルスが多い場合,

Gating PMTを Extinction Monitorに使用することはできない.

現時点で得られたデータと見識をこの章でまとめる. まず一般的なアフターパルスの発生要因を説明をし, 次に現状のアフターパルスについての測定結果を述べる. そして, Extinction Monitorに使用するためのアフターパルス量の見積もりを信号シミュレーションで評価した結果を述べる. 残りの部分でアフターパルスの特徴を調べるための実験について述べた後, 最後に議論を行う.

4.1 アフターパルスの発生要因一般的にアフターパルスとは真の信号のあとに出る擬似信号のことである. 普通の PMT にも存在し,

真の信号の数 %存在する. アフターパルスの発生要因は以下に挙げるようにいくつか存在する [23, 15] .

早い成分信号パルスの直後 (数 ns∼数十 ns) に発生する. 第 1ダイノードでの弾性散乱電子によって起こる. 信号処理回路の時定数に隠れてしまい問題とならない場合が多い.

遅い成分 : イオンフィードバック PMTの残留ガスあるいは電極表面物質が電子との衝突によってイオン化され, 正イオンが光電面に戻り, 多数の光電子を発生させるために起こる. アフターパルスの大きさはイオンの種類, 発生場所により異なる. 信号パルスからの遅れは, 正イオンは電子に比べ遅いので, 数百 nsから数 µsにわたり, 光電子増倍管の印加電圧にも依存する. 特にヘリウムガスは石英窓を容易に透過するためアフターパルスの原因になりやすい.

蛍光 PMT内の構造物に電子がぶつかった時に励起され遅れて光が発生し, それが光電陰極に戻ることで起こる.

今, 気にしているアフターパルスは数 µsの遅い成分であるから, イオンフィードバックと発光が問題となる. またわれわれの実験に特有の問題として以下も挙げられる.

光源自身の遅延成分パルス光源の出力がきちんとパルス化されておらずパルスとパルスの間の領域でも

42 第 4章アフターパルスの評価

光っているために PMTにアフターパルスが見えている.

4.2 現状のアフターパルスのレベル図 4.1 に, レーザー光源を用いて 4 × 105 光子/パルスを入れた時のオシロスコープの様子を示す.

PMTは R329-02を用い, 印加電圧は 1700 Vである. オフの領域ではゲインが下がりシグナルが見えな

図 4.1 Gating PMTのアフターパルス. 入射光量は 105 光子/パルス, PMTへの印加電圧は 1700 Vである.

いが, ゲートをオンにした直後から数 µs に渡って数光電子レベルのアフターパルスがたくさん見える.

この時の波形をWave Form Digitizer (WFD) を用いて記録した. ヒットとみなすしきい値を 1 光電子(p.e., photoelectron) でもとらえられるように 10 mVとした. WFDの波形からヒットを判定する方法は 5.5.3 節で説明する. ヒットした時間の情報を 10000トリガーについて積算した結果を図 4.2に示した.

スイッチングノイズを避けるために, 光を入射してから 880 ns以降, 10 µs間を解析した. アフターパルスのヒット数は 30666個 / 10000トリガーであった. 一方, 光を入射せずにダークカレントを測定したところ, 211個 / 10000トリガーであった. したがって, アフターパルスのヒット数を入射光量で規格化すると (3.0 × 104)/10000/(4 × 105) = 7.5 × 10−6 ヒット/光子であった.

4.3 信号シミュレーションによるアフターパルスの要求の見積もりCOMETのための Extinction Monitorとして, Gating PMTを用いる場合に許容されるアフターパルスの程度を見積もった. 評価のために信号シミュレーションを行なった. 1光電子のパルスとして図 4.3

のようなパルスを用意した. そして, アフターパルスが 1µs間に一様に分布するとした. ビン幅は 1 nsにした. 一方でシグナルとなる信号はある瞬間に即発的に出るとした.

今回, 1陽子が放出するチェレンコフ光量 Ncrnkv は 400 光子に固定した. パラメータは PMTの本数NPMT , 入射光量に対するアフターパルス量 Nap, とした. 陽子が放出したチェレンコフ光はすべて検出器に入ると仮定し, PMTの Q.E. (量子効率) は 20 %とした. メインパルス中の陽子数は 108 個とした.

いくつかの条件でシミュレーションを行い, シグナルのチェレンコフ光が見分けられるかを調べた.

4.3 信号シミュレーションによるアフターパルスの要求の見積もり 43

h1Entries 30666

Mean 2.831e-06

RMS 1.997e-06

Time (sec)0 2 4 6 8 10 12

-610×

ph

oto

ns)

)9

Nu

m.o

f A

fter

pu

lses

(/6

0ns/

(4x1

0

0

200

400

600

800

1000

1200

h1Entries 30666

Mean 2.831e-06

RMS 1.997e-06

Time Distribution of Afterpulses

図 4.2 アフターパルスの時間分布. 時間 0で光を入射している.

time[nsec]375 380 385 390 395 400

volt

age[

mv]

-30

-25

-20

-15

-10

-5

0

a.p.: 0.000/10^6photons, crnkv: 1/proton, pmt: 1

図 4.3 信号シミュレーションのための 1光電子のパルス波形.

NPMT =4本, Nap = 10−7 p.e./photonの時の 1本の PMTの結果を図 4.4 に示した. この場合きちんと見分けることができる. 次に, NPMT =4 本, Nap = 10−6 p.e./photon の時の結果を図 4.5 に示した.

この場合では, シグナルがアフターパルスに埋もれて, シグナルを識別できない. よって, アフターパルスは Nap = 10−7 p.e./photon程度にする必要がある.

PMT を 40 本使った場合についてもシミュレーションを行った. 次に, NPMT =40 本, Nap =

10−7 p.e./photonの時の結果を図 4.7 に示した. さらにNPMT =40本, Nap = 10−6 p.e./photonの時の結果を図 4.6 に示した. どちらの場合もシグナルを識別することはできない.

PMTを複数台のコインシデンスをとることでシグナルを識別することにすればアフターパルスへの要求が緩和される. 図 4.4 に NPMT =4本, Nap = 4 × 10−7 p.e./photonの時のシミュレーションの結果を


time[nsec]0 200 400 600 800 1000

volt

age[

mv]

-700

-600

-500

-400

-300

-200

-100

0


図 4.4 NPMT =4 本, Nap = 10−7 p.e./photon

の時の信号シミュレーションの結果. 500 ns 付近のピークがシグナルのチェレンコフ光.

time[nsec]0 200 400 600 800 1000

volt

age[

mv]

-2000

-1500

-1000

-500

0



の時の信号シミュレーションの結果. アフターパルスとシグナルが区別できない.

time[nsec]0 200 400 600 800 1000

volt

age[

mv]

-80

-70

-60

-50

-40

-30

-20

-10

0



の時の信号シミュレーションの結果. アフターパルスとシグナルが区別できない.

time[nsec]0 200 400 600 800 1000

volt

age[

mv]

-400

-350

-300

-250

-200

-150

-100

-50

0



の時の信号シミュレーションの結果. シグナルがアフターパルスに埋もれて識別できない.

示す. この条件において, しきい値を 1000 mVに設定し, シミュレーションを 100回行った. しきい値を超えたアフターパルスは 91個であった. およそ 1トリガーに 1個である. このとき, 同じ条件の PMT4

台でコインシデンスをとるとする. 1 µsのうち, ヒットの幅が 20 nsだとすると 4台の PMTでアフターパルスがコインシデンスする確率は (1個/トリガー× 20/1000)4 = 1.6 × 107 と非常に低い. したがって,

コインシデンスをとることで Nap = 4 × 10−7 p.e./photonの時でもシグナルを識別することが可能であることが分かった.

4.4 光量依存性アフターパルスの光量依存性を調べた. 試験では PMTに R329-02を用いた. 印加電圧は 1700 Vにした. ゲート幅は 1 µs とし, オフ状態になってから 600 ns 後にレーザー光源から 109 光子を入射し, ND

フィルタを用いて光量を調節した. WFDを用いて波形を記録し, アフターパルスのヒット数を数えた. パ

4.5 gating回路の改造 45

time[nsec]0 200 400 600 800 1000

volt

age[

mv]

-1200

-1000

-800

-600

-400

-200

0


図 4.8 Ncrnkv=100 photons/proton, Nap = 4× 10−7 p.e./photonの時の信号シミュレーションの結果. 500 ns付近のピークがシグナルのチェレンコフ光.

ルスとして分離できる光量についてのみ解析を行った. 結果を図 4.9 に示す. A, B をパラメータとして

Light amount (photons)

210 310 410 510 610 710

Aft

erp

uls

e (p

.e./t

rig

ger

)

-210

-110

1

10

/ ndf 2χ 0.0949 / 5p0 1.83e-06± 1.095e-05 p1 0.009149± 0.8304

/ ndf 2χ 0.0949 / 5p0 1.83e-06± 1.095e-05 p1 0.009149± 0.8304

Light dependence

図 4.9 アフターパルスの光量依存性.

A × xB でフィッティングを行うと, B=0.83という 1に近い値を得た. つまり, 第 1次近似で, アフターパルスは光量に比例することが分かった.

4.5 gating回路の改造問題となっているアフターパルスがイオンフィードバックだと仮定して, gating回路の電圧分配の変更を行い, アフターパルスの低減を試みた. 図 4.10 に 9954B, R329-02それぞれについて初段付近の内部構造を示す. 2 つの PMT はともに 12 段のダイノードをもつリニアフォーカスタイプの管である. 9954B

には電場形成用に第 1ダイノードの電位を持つリングがある. オフ状態の電圧分配では, フォーカスの電位をカソードよりも高く釣り上げている. こうすることで後段に行こうとする電子を 9954Bでは第 1ダ


K

Dy1

FDy2

KDy1

FDy2

図 4.10 PMT初段付近の内部構造. 右が 9954B, 左が R329-02. 矢印で示した経路が存在する (4.5.1 節).

|Volt|

Dynode

K 1 2 ...F

|Volt|

Dynode

K 1 2 ...F

|Volt|

Dynode

K 1 2 ...F

図 4.11 回路の変更方法. 左が 1. Dy1=F (4.5.1 節), 真ん中が 2. K-F<10 V (4.5.2 節), 右が 3.

K-F<10 V & Dy1=F (4.5.3 節).

イノードの電位をもつリングに吸収させ, R329-02では光電面に押し戻す動作となっている.

電圧分配の変更方法は以下の 3通りである.

1. Dy1=F 第 1ダイノードの電位をフォーカスと同じように振らす.

2. K-F<10 V フォーカスよりもカソードの電位を高くし, その電位差を 10 V以下にする.

3. K-F<10 V & Dy1=F 上記二つの方法を同時に行なう.

電圧分配の変更を図 4.11 に示した. 9954B, R329-02 それぞれについてアフターパルスの変化を測定した.

4.5.1 1. Dy1=F

第 1ダイノードは相変わらずカソードに対して低い電位なので図 4.10 中で矢印で示したような経路が残っていると仮定した. 電子がこの経路を通るときにイオンを叩き, イオンフィードバックが発生する可能性がある. この電子を断ち切るために, 第 1ダイノードの電位もフォーカスと同様に振らすように回路を変更した. 電子の経路は図 4.12 のようになると期待できる.

試験はレーザー光源で 105 光子/パルスを PMTに入射した. PMTの HVは 1700 Vにした. 1光電子を捕えられるられるようにしきい値を低く設定した NIMディスクリミネータに通した. スイッチがオフからオンになった後 1µs 間だけ NIM のゲートを開き, NIMスケーラでアフターパルスの平均ヒット数を数えた. 光を入射していないときの測定も行なった.

その結果を表 4.1 に示した.

4.5 gating回路の改造 47

K

Dy1

FDy2

KDy1

FDy2

図 4.12 PMT初段付近の内部構造. 右が 9954B, 左が R329-02. 矢印で示した経路が存在する 4.5.1.

表 4.1 Dy1の電位をフォーカスと同じように振らせたときのアフターパルス数の変化. 光を入射していないときのダークカウント数は引いてある.

9954B R329-02

original 7.39 3.33

F=Dy1 2.12 2.12

9954Bではアフターパルス量がもとの 1/3.5に減った. 第 1ダイノードの電位をもつリングに吸収されていた電子が, カソードに戻されたと考えられる. 一方, R329-02については大きな効果は見られなかった.

4.5.2 2. K-F<10V

イオンフィードバックの原因となるイオンを発生させないようにするためには, イオンの主な発生場所であるカソードと第 1ダイノードとの間の領域で電子をあまり加速させなければよい. この方法によってアフターパルスが減ったという報告が存在する [25]. PMT内に存在するガスのうち, もっともイオン化エネルギーの低いものは酸素で, 12.5 eVである. 図 4.11のようにオフ状態の電圧分配において, カソードとフォーカスの間の電位差を 10 V以下にし, さらにカソードの電位の方を高くしておけば, 電子はイオンを励起させることなく静かに後段に流れていくと予想される.

試験は回路に変更を施し, WFDを用いて測定を行なった. しきい値は 1光電子がとれるように低くして, 光が入射してから 10 µs間のアフターパルスの時間分布を得た. その結果を図 4.13 の 2段目に示す.

R329-02においてこれまで見えなかったピークが出現した. これは, 今までフォーカスの高い電位によってカソードに押し戻されていた電子が, 依然カソードよりも 100 V以上低い第 1ダイノードに向かって加速されるからであると考えられる.

4.5.3 3. K-F<10V& Dy1=F

前節での問題を解消するために, 1と 2の変更を組み合わせることにした. すなわち, カソードとフォーカスとの間の電位差を 10 V 以下にする変更に加えて第 1 ダイノードの電位をフォーカスと同様に振らすことにした. これですべての電子が静かに後段に流れていくと予想される. この条件で測定した結果を図 4.13 の 3段目に示した. 確かに 4.5.2 節で現れた R329-02のピークは消えた. また, 9954Bについて


htdc_0Entries 204334

Mean 3.584e-06

RMS 2.37e-06

0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10-610!0

200

400

600

800

1000

1200

1400


Mean 3.584e-06

RMS 2.37e-06

htdc_0

htdc_0Entries 96533

Mean 3.506e-06

RMS 2.355e-06

0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10-610!0

100

200

300

400

500

600

htdc_0Entries 96533

Mean 3.506e-06

RMS 2.355e-06

htdc_0 htdc_0Entries 263940

Mean 3.685e-06

RMS 2.361e-06

0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10-610!0

200

400

600

800

1000

1200

1400


Mean 3.685e-06

RMS 2.361e-06

htdc_0


Mean 2.835e-06

RMS 1.658e-06

0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10-610!0

200

400

600

800

1000

1200

1400

1600


Mean 2.835e-06

RMS 1.658e-06

htdc_0 htdc_0Entries 284648

Mean 3.507e-06

RMS 2.15e-06

0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10-610!0

200

400

600

800

1000

1200


Mean 3.507e-06

RMS 2.15e-06

htdc_0


Mean 2.737e-06

RMS 1.932e-06

0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10-610!0

100

200

300

400

500

600

700


Mean 2.737e-06

RMS 1.932e-06

htdc_0

9954B R3299-02

回路変更前

2. K-F<10V

3. K-F<10VF=Dy1

図 4.13 回路の変更にともなうアフターパルスの時間分布の変化. 左が 9954B, 右が R329-02. 1 段目が回路変更前, 2 段目が 4.5.2 節の変更方法, 3 段目が 4.5.3 節の変更方法. 時間ゼロに光を入射し,

10 µs間データを取得した. 最初の 1 µsはオフ領域とスイッチングノイズにより解析していない.

もこれまで見えていたピークが消えた.

以上より, 電圧分配を変更することでアフターパルスの振る舞いが変化することを確認できた. ピークに見えるアフターパルスはイオンフィードバックであると言えそうである. この試験を行った際, 光源はレーザーモジュールへの供給電流の低いところ (図 3.19, 6.8 mA) を用いていた. しかし後に, レーザー光源自身が特に低い供給電流の時にアフターパルスを持つことを確認した. 図 4.14 にほぼ同じ光量を2 つの方法で入射した時のヒット時間分布を示す. 供給電流が高い時の方がアフターパルスが 1 桁以上改善した. すなわち図 4.13でのピーク以外の部分はレーザー光源に起因している可能性がある. この節(4.5 節) 以外の試験は供給電流の高いところでレーザー光を出し, それを NDフィルタで減光することで光量を調節している.

4.6 印加電圧依存性 49

13.8mA 70.0mA x ND1/10000

h1Entries 26373

Mean 3.391e-06

RMS 2.777e-06

s)µTime (0 2 4 6 8 10 12

-610!

)8N

um. o

f Afte

rpul

ses

(/60n

sec/

(1x1

0

0

200

400

600

800

1000

h1Entries 26373

Mean 3.391e-06

RMS 2.777e-06

h2Entries 1581

Mean 2.681e-06

RMS 2.587e-06

s)µTime (0 2 4 6 8 10 12

-610!

)8N

um. o

f Afte

rpul

ses

(/60n

sec/

(2x1

0

0

20

40

60

80

100

120

140

160

h2Entries 1581

Mean 2.681e-06

RMS 2.587e-06

図 4.14 左はレーザーモジュールへの供給電流が 13.8mA の時, 右は供給電流が 70.0mA で 1/1000

の NDフィルタを通している時である. 上の図はオン状態において, さらに NDフィルタ 1/100を通過させた時の PMTのシグナルである. ほぼ同じ光量を入れていることが分かる. 下の図は gatingさせて光を入射した時の, アフターパルスの時間分布である.

4.6 印加電圧依存性PMT への印加電圧を低くすることでアフターパルスの量が減れば, 増倍率の不足分はアンプで補うことで Extinction Monitor に使用できる可能性がある. 印加電圧依存性を調べるための試験を行った.

PMTは R329-02を用いた. レーザー光源を用いて 4× 105 光子/パルスを入射し, WFDを用いて波形を記録した. 印加電圧が 1700 Vの時と 1400 Vの時で試験した. 2つの印加電圧でのゲイン差は約 10 倍である. 1400 V時はゲインをあげるために PMT用のアンプ (C9663, 浜松ホトニクス) を用いたデータも取得した. このアンプの増倍率は約 80 倍である. 1700 Vの時のアフターパルスは 4.2 節で示したように


7.5 × 10−6 ヒット/光子である. 1400 Vでアンプを通さないときはアフターパルスの波高が 2 mV以下と小さく, ヒットとして識別できない. アンプを通したデータについてヒット判定のしきい値を 1光電子でも識別できるように 80 mVにとるとアフターパルスは 7.1 × 10−6 ヒット/光子となった.

1700 Vと 1400 Vのゲインの違い, 10というファクターでアフターパルスは変化していない. イオンフィードバックによるアフターパルスは初段付近で引き起こされる. ダイノード 1段分のゲインの違いは101/12 = 1.2 倍なのでこのファクターがアフターパルスに寄与している可能性はある. しかし, アンプを通した場合ベースラインに 20 mV程度のノイズがのるため, これ以上低い電位ではアフターパルスの識別が困難で評価できない. ここで得られた結果以上のことを示すには, ベースラインにのっているノイズを改善する必要がある.

4.7 位置依存性アフターパルスの位置依存性を調べた. 試験には R329-02 を用い, 印加電圧は 1700 V にした. レーザー光源を用いて 4 × 105 光子/パルスを入射し, WFDを用いて波形を記録した. 図 4.15 の上図のように 9点で測定を行った. また, 入射した光はすべて光電面に入るようにセットアップをしているが, それを保証するために各測定点において入射光パルスの波形も記録し, 較正に用いることにした. 校正用入射光は 104 光子/パルスで, PMTの印加電圧は 1000 Vで測定した. その他にレーザー光を入射せずに測定を行い, ペデスタル値も得た.

アフターパルスの時間分布の測定結果を図 4.15 の下図に示す. 表 4.2 に測定から得られたアフターパルスのヒット量を示す. 真ん中に入射した際に見えていた 2.5µs付近のピークは端に行くにしたがってなくなった. またアフターパルスのヒット数は 1/3程度に減った. つまり光は端に入射した方が有効であることが分かる. 真ん中においてアフターパルスが多い理由はいくつか考えられる. ひとつは光電面の端で発生した光電子はフォーカスの高い電位に跳ね返されて光電面に押し戻されるが中心で発生した光電子には第 1ダイノードに向かう経路が存在し, その過程でイオンを励起させるというものである. もうひとつは, 光を中心に照射すると直接第 1ダイノードにあたり第 1ダイノードで発生した光電子が第 2ダイノードに向かう過程でイオンを励起させるという過程である. 1つ目の検証にはオフ状態で第 1ダイノードの電位をあげる電圧分配を試す, 2つ目の検証には第 2ダイノードの電位をあげる電圧分配を試す方法が考えられる.

表 4.2 アフターパルスの位置依存性. A, B, C, Dは図 4.15 の 4方向を表す. 単位は [10−6 ヒット/

光子]である. 各測定値を, 較正用のデータを用いて較正し中心に入った光量で規格化した.

D (mm) A B C D

0 7.7

7.5 8.5 8.5 5.2 3.0

15 2.5 3.6 2.5 2.7

4.7 位置依存性 51

blue : 7.5mmred : 15mm

A

B

C

D

Laserφ11mm

PMTφ46mm

Time (sec)0 2 4 6 8 10 12

-610!

phot

ons)

)9

Num

.of A

fterp

ulse

s (/6

0ns/

(4x1

0

0

500

1000

1500

2000

2500

3000

C (0, -) h1Entries 31057

Mean 2.826e-06

RMS 1.973e-06

C (0, -)

Time (sec)0 2 4 6 8 10 12

-610!

phot

ons)

)9

Num

.of A

fterp

ulse

s (/6

0ns/

(4x1

0

0

500

1000

1500

2000

2500

3000

B (0, +) h1Entries 31057

Mean 2.826e-06

RMS 1.973e-06

B (0, +)

Time (sec)0 2 4 6 8 10 12

-610!

phot

ons)

)9

Num

.of A

fterp

ulse

s (/6

0ns/

(4x1

0

0

500

1000

1500

2000

2500

3000

D (-, 0) h1Entries 31057

Mean 2.826e-06

RMS 1.973e-06

D (-, 0)

Time (sec)0 2 4 6 8 10 12

-610!

phot

ons)

)9

Num

.of A

fterp

ulse

s (/6

0ns/

(4x1

0

0

500

1000

1500

2000

2500

3000

A (+, 0) h1Entries 31057

Mean 2.826e-06

RMS 1.973e-06

A (+, 0)

図 4.15 上図 : レーザーの入射位置の模式図. 中心 (黒い点), 中心から 7.5 mm (青い点), 中心から15 mm (赤い点) についてそれぞれ A, B, C, Dの 4方向, 計 9点で測定を行った. 下図 : アフターパルスの時間分布. 時刻 0でビームを入射した. それぞれのヒストグラムの色と上図の入射位置の色は対応している.


4.8 アフターパルスについての議論4.3 節において信号シミュレーションで求めた要求に見合うには, アフターパルスをあと約 100倍だけ改善しなければならない. 4.7 節でみたように, 直接ダイノードに当たらなければアフターパルスが 1/3程度になる可能性がある. その場合アフターパルスは 20倍の改善が必要ということになる. Gating PMT

を複数台用い, それらのコインシデンスをとるという方法を採用すればアフターパルスとの S/N比が悪くても漏れ出し陽子からの信号を識別できる可能性がある. アフターパルスを減らすための対策としては光電面の中心部分だけを覆い不感領域にする方法が考えられる. また, アフターパルスの理解と PMTの内部構造を理解を進め, 電圧分配を工夫することで減る可能性もある.

4.5.3 節で示したようなレーザー光源自身のアフターパルスが高い供給電流量の時にも依然存在している可能性は否定できない. 光源の選び方は他の Gating PMT開発においても問題になっているようである [28]. 他の光源を用いたり, ポッケルスセル ([26]) の利用が考えられる.

アフターパルスを低減しようとして, PMTの光電面に NDフィルタをつけて減光したり, 光を多くのPMTで分けて検出するようにしたりすると, 1つの PMTが受けるメインの光量は減るが同じ割合で漏れ出し陽子からのチェレンコフ光も減ってしまう. つまり, S/N比が変わらないことがこの装置の難しさの一因である. S/N比を改善する方法として, PLZT光シャッタ ([27]) やポッケルスセルなどの光シャッタをビームに同期させることでメインフラッシュだけを減らす方法が考えられる. これらのデバイスを利用する際には, 有効面積, 光の透過率, 波長依存性, 減光率, スイッチング速度, 実装方法などに気を配る必要がある.

53

第 5章

MLF における Extinction 測定

5.1 実験の意義COMET 実現への過程において, その時々における J-PARC 加速器の Extinction を測定することは重要である. 現状の Extinctionを知ることで, それを改善するための加速器の調整や Extra Extinction

Device のデザインの方向性を決めることができるからである. Extinction Monitor の研究開発ではCOMET 本番に向けた装置開発と同時に, 性能としては劣るが早期に実現できる簡易型 Extinction

Monitorを開発して Extinction測定を行うことも重要なタスクである.

今回, J-PARCの RCSの空バケツに入っている陽子数を測定する研究の一貫として物質・生命科学実験施設 (MLF) において Extinctionの測定を行った.

5.2 実験環境RCS で加速された 3 GeV の陽子ビームは MR に行く他に MLF へと引き出され実験に利用される.

MLFではミューオンと中性子を用いた実験が行われる. われわれはミューオンのセクションの D2エリアで実験を行った.

ミューオン源のターゲットはカーボンである. ターゲットで発生したミューオンはミューオンビームラインを通って実験エリアまで運ばれる. 実験エリアを図 5.1 に示した. MLF のビームは 25 Hz である.

ひとつのビームスピルには 2つのバンチが入っており, 2つのバンチは 600 ns離れている. 各バンチ幅は100 nsである. メインのパルスに含まれる粒子 (電子とミューオン)と遅れたタイミングでやってくる粒子 (ほぼ電子のみ)との比をとることで Extinctionを求める.

陽子ビームによってターゲット中で発生するミューオンは, カーボン中でのミューオンの寿命 (2.0µs)

で崩壊し電子 (Michel電子) を放出する. Michel電子は遅れたタイミングでやってくるため, Extinciton

測定のバックグラウンドとなる. Michel電子は 52 MeV/c 以上の運動量を持たないので, ビームラインの設定を高くし, 高い運動量の電子だけを通す設定にすれば Michel電子を排除できる. 今回はビームラインの設定を 105 MeV/c 電子にした. また, 遅延領域に粒子がヒットしているイベントを得るために40 MeV/c電子のデータも取得した.

54 第 5章 MLFにおける Extinction測定

実験の Idea陽子ビーム陽子標的

パイオン捕獲収集パイオン崩壊 -ミューオン生成ミューオン静止標的

電子検出器

π

μe

105 MeV/c

Delayed

Nµ- stopped@target 予想6 x 1010 / sec / MW@ MLF by Geant4 MC

到達予想感度（概算）4 x 10-14 for 107 sec6 x 10-15 w/ Al plate

SINDRUM-II: 7 x 10-13

MCによる収量計算の誤差大バックグランド

off-timing陽子による!生成パルス陽子ビーム: 10-14 !!!

09年7月5日日曜日

D2 Area

図 5.1 ミューオンセクションの見取り図. 実験は D2エリアで行なった.

5.3 セットアップ5.3.1 検出器

実験セットアップを図 5.2 , 5.3 に示す. カウンタにはプラスチックシンチレータを用いたシンチレーションカウンタ 4台を用いた. これらを B1, B2, B3, V1と呼ぶことにする. なお V1は本章での解析に用いていない. それぞれの設定を表 5.1 に示した.

B1と B2は遅延粒子のモニタ用として用い, メインパルスを回避するために Gating PMTを搭載した.

PMT のアフタパルスと遅延粒子によるシグナルを見分けるために, B1 と B2 のコインシデンスをとる.

B1 B2 B3

V1D2 Beameline Out

740mm 1015mm

Scintillator : 100x100x5mm

図 5.2 MLF Extinction測定のためのセットアップ.

5.3 セットアップ 55

図 5.3 セットアップの写真. 左は B1と V1の写真. 上がビームの上流である. V1は解析に用いていない. 右は上流から下流をみた図. 奥に設置されているのが B2と B3である.

表 5.1 MLF Extinction測定のためのカウンタの設定.

カウンタ用途ディバイダシンチレータ HV Option

B1 遅延粒子の検出 gating回路 EJ-230 1000 V

B2 遅延粒子の検出 gating回路 EJ-230 1100 V

B3 メインの検出普通の回路 EJ-200 1400 V 1/100 ND Filter

カウンタ中で止まったミューオンが崩壊し出てくる電子が 2枚のカウンタを叩きバックグラウンドになる可能性がある. 2枚のカウンタを 740 mm離して設置することで立体角によりその数を制限した.

B3はメインパルスのモニタとして用いた. そのため PMTには普通のディバイダ回路を搭載した. そのままでは大強度の光を受けることになるので光量を絞るために, PMTとプラスチックシンチレータの間に 1/100の NDフィルタを挟んだ.

用いたプラスチックシンチレータの素材は, 準備の都合上 2種類ある. B1, B2には EJ-230を, B3にはEJ-200を用いた. 立ち上がり時間は EJ-230が 0.5 ns, EJ-200が 0.9 nsである. またピーク波長 EJ-230

が 391 nm, EJ-200が 425 nmである. 使用している PMTはすべて R329-02であり, 印加電圧は実際のシグナルを見ながら調整を行い, 表 5.1 の通りとした.

なお, V1は Vetoの役割を果たすために設置したカウンタである. 下流の B2から飛び, B1を叩いた電子のうち B1 のシンチレータ部分を叩く電子はその時間情報 (Time Of Flight : TOF) を用いることでバックグラウンドだと識別できるが, B1のライトガイド部分を叩いた場合は即発的にチェレンコフ光が発生するので TOF情報が使えない. そのため, B1のライトガイド部分の下流側を覆うように V1カウンタを設置した. V1カウンタにも Gating PMTを用いた.

5.3.2 DAQ

DAQのブロッ図を図 5.4 に示す. トリガータイミングは加速器の RFに同期した信号を用いた. 読み


B1

B2V1

B3

FanI/O

Divider

WFD

Gate. GenRFtiming trigger

signal

Gate. Gen

1.6microS

gate

図 5.4 Extinctionso測定のロジック. トリガーは加速器のタイミング信号を利用した.

MLF Beam

RF timing

Gate signal for PMT

WFD : Data Acquistion

30microS

1.6microS

100nS

600nS

1.6microS

520nS

12.7microS

800nS

17.3microS

Data Analysis

図 5.5 DAQの時間タイミング.

出しは Aqirisの 2chのWave Form Digitizer (WFD) を 2台, 4ch分を使い, それぞれのカウンタの波形情報を記録した. データの時間構造を図 5.5 に示した.

5.3.3 B3カウンタの較正

B3カウンタでの 1粒子あたりの光量を見積もるために宇宙線によるテストを行なった. Bethe-Bloch

の式 [19]によれば 105 MeVの電子と 1 GeVの宇宙線ミューオンで 5 mmのシンチレータ中に落とすエネルギーは 2.2 MeVで変わらない. 図 5.6 に測定セットアップを示した. 3枚のカウンタのコインシデンスをトリガーとし宇宙線をタグした. 上と真ん中のカウンタを 70 mmだけ離し, およそ垂直に突き抜ける宇宙線だけを測定するようにした. 真ん中のカウンタを B3にして, 電荷量を測定した. その結果を図 5.8 に示す. 平均値が 90.27 pCであった. トリガーにクロックジェネレータからの入力を用いること

5.3 セットアップ 57

70mm100x100x5

50x50x5

50x50x5

Discri.

Discri.Discri.

Signal

Trigger

50mV

58mV

50mV

1500V

1500V1500V

B3

W:20nS

W:20nS

W:20nS

図 5.6 宇宙線テストのセットアップ.

図 5.7 宇宙線テストのセットアップの写真. 3枚のカウンタのコインシデンスをとる. 真ん中のカウンタを B3とした.

Entries 302

Mean 90.27

RMS 32.87

Charge(pC)0 50 100 150 200 250

0

5

10

15

20

25

30

Entries 302

Mean 90.27

RMS 32.87

Cosmic

図 5.8 宇宙線イベントによるシグナルの電荷量分布.


で, ペデスタルの値も測定した. その結果-4.436 pCという値を得た. したがって PMTが 1500 Vの時, 1

粒子によるシグナルは90.27 − (−4.436) = 94.71 pC (5.1)

であることが分かった.

また, 印加電圧が 1500 V以外の時でも得られるシグナルの大きさを知るために, レーザー光源を用いてB3に用いている PMT (R329-02) のゲインカーブも測定したその結果を図 5.9 に示す. Extinciton測定中は印加電圧を 1400 Vで用いた. 1400 Vと 1500 Vの時のゲインの比は図 5.9 によると 0.63であるので 1400 Vの時, シグナルの電荷量は 1粒子あたり

94.71 pC × 0.63 = 59.7 pC (5.2)

となる.

High Voltage600 800 1000 1200 1400 1600 1800 2000

Gai

n

310

410

510

610

710

R329-02 gain curve

図 5.9 R329-02のゲインカーブ.

5.4 Extinction測定実験約 2.5時間に渡って Extinction測定のためのデータ取得を行った. 総トリガー数は 212193イベントである. 3 GeV陽子ビームの出力は実験を通して安定していて, 120 kWだった. プロトン数は 1スピルあたり 11.5 × 1012 個であった. アフターパルスを抑えるために 2 次電子のビーム量を減らす必要があり,

ビームライン中に設置されているスリットを閉じることで調整した. スリットの幅は垂直方向に 2 mm,

水平方向に 30 mmとした. Gating PMTは常に動作したが, シンチレータからの残光がオン状態になっても残り, ベースラインが図 5.10 に示すように動いた. また, WFDで取得した, カウンタの典型的な波形を図 5.11 に示す.

5.4 Extinction測定実験 59

図 5.10 実験中の各カウンタの波形. それぞれ青が B1, 黄色が B2, ピンクが B3, 緑が V1の波形である.

0 5 10 15 20 25 30

-610×

-0.35

-0.3

-0.25

-0.2

-0.15

-0.1

-0.05

0

0.05

0.1

Graph

0 5 10 15 20 25 30

-610×-0.09

-0.08

-0.07

-0.06

-0.05

-0.04

-0.03

-0.02

-0.01

0

Graph

0 5 10 15 20 25 30

-610×-0.18

-0.16

-0.14

-0.12

-0.1

-0.08

-0.06

-0.04

-0.02

0

Graph

0 5 10 15 20 25 30

-610×-0.09

-0.08

-0.07

-0.06

-0.05

-0.04

-0.03

-0.02

-0.01

0

Graph

図 5.11 WFDで取得したカウンタの典型的な波形. 上からそれぞれ B3, V1, B1, B2の波形である.


5.5 Extinction測定の解析Extinctionの値は (パルス間の粒子数) / (パルス内の粒子数) なので, 解析はパルス内の粒子とパルス間の遅延粒子に分けて行う. パルス間にやってくる遅延粒子の解析は図 5.5 に示したように, ベースラインの変動が落ち着いた, DAQの 12.7 µs ∼ 30.0 µsについて行なった. つまり 2発目のパルスが来てから1.32µs以降 18.62 µsまでを解析した.

5.5.1 ビームがないイベントのカット

RCSからの陽子バルスは 142回続けてMLFに打ち込まれた後に 4回続けてMR入射に使用され, この時はMLFへの取り出しは行われない. そのようなイベントを解析から取り除くために, イベントごとに B3カウンタがヒットしていることを要求した. 図 5.12 に典型的な B3の波形を示す. メインパルスの波高は約 200 mVで安定していたので判定のためのしきい値を 100 mVにした. その結果 212193イベント中, ビームの来ていたイベントは 97.3 %, 206372イベントであった.

図 5.12 B3の波形. ピンクで示した時間 (10.7 µs ∼ 11.7 µs) で電荷量を得た.

5.5.2 メインパルス内の粒子数

各イベントについて時間 10.7 µsから 11.7 µsの間のシグナルの電荷量を得た. またパルスが来ていないときの波形からも同じ時間範囲で電荷量を得てペデスタル値をとした. その結果を図 5.13に示した. 互いの平均値の差をとって,

991.8 − 39.54 = 952.3 pC (5.3)

となった. 5.3.3 節より, 宇宙線テストによる 1粒子あたりの電荷量は PMTへの印加電圧が 1400 Vの時59.7 pCである. B3には 1/100の NDフィルタを用いていることとシグナルを 1/2のディバイダに通していることに注意すると, メインパルス中に含まれる粒子数は

952.3/59.7 × 100 × 2 = 3190 (5.4)

となり, 3190 個/パルスとなった. 2.06 × 105 パルスを解析したのでメインの粒子数は 3190 × (2.06 ×105) = 6.6 × 108 個となった.

5.5 Extinction測定の解析 61

Entries 206372

Mean 991.8

RMS 16.98

Charge (pC)800 850 900 950 1000 1050 1100 1150 12000

2000

4000

6000

8000

10000

Entries 206372

Mean 991.8

RMS 16.98

B3 Counter : Main Pulse Entries 5821

Mean 39.54

RMS 3.323

Charge (pC)0 10 20 30 40 50 60 70 800

50

100

150

200

250

300

350

Entries 5821

Mean 39.54

RMS 3.323

B3 Counter : Pedestal

図 5.13 B3の電荷量 Charge分布 (左) とペデスタルの Charge分布 (右) .

5.5.3 遅延領域のヒット判定アルゴリズム

波形の中から遅延粒子, もしくはアフターパルスによるヒットを判別するアルゴリズムを説明する. オフになった直後の領域でベースラインはおよそ 100 mV/µs = 0.1mV/nsの割合で変化している. 一方で,

PMTによるヒットの立ち上がりは数 nsと早く, またシグナルの大きさは小さくても 10 mV程度はある.

この立ち上がり時間の違いを利用し, 図 5.14 に示すようにある時間の電位が, それ以前の 12 nsから 2ns

前の 10 ns間の平均電位よりも設定したしきい値分だけ高かったらヒットとみなすことにした.

ヒットとみなした波形からヒットした時間 (Time) , ヒットの電荷量 (Charge) , ヒットの波高 (Peak)

情報を得た. しきい値の時刻を t1, 波形がピークを通り再びしきい値の電圧になった時刻を t2 とする.

Charge情報を得るため tmin=t1-10 nsから tmax=t2+20 nsまでの電圧を積算した. ベースラインが変動している影響を除くために図 5.14に青で示した領域分の値を除いた. すなわち tminでの値と tmaxでの値を結んだ直線をベースライン B とみなすことにした. 式で表すと以下のようになる.

Charge =∫ tmax

tmin

V (t)dt − {V (tmin) + V (tmax)} × (tmin − tmax)2

(5.5)

t1と t2の間で一番高かった電位からみかけのベースライン B の値を引いたものを Peakとした. 正しいヒットの時刻 Timeを得るために, しきい値を超えた時間から, ある時刻 tとその時刻より 1つ前の時刻t-1との差が 5 mVとなる時までさかのぼっていき, 得られた時間 tを Timeとした. また, 1イベント中のヒット数も記録した.

5.5.4 カウンタの動作確認としきい値の決定

カウンタの動作確認では粒子によるヒットを解析できるように 40 MeV/cのデータ 6738イベントを用いた. 各イベントにおいて, B1と B2のそれぞれのヒット時刻 Time分布を図 5.15に示した. あるイベントにおいて B1と B2のヒット時刻 Timeの差をとると図 5.16 に示すように時間 0付近にピークがでた.

+20 ns付近はエントリー数が少ないのはヒット判定アルゴリズムの inefficiencyのためである. Timeの差が 10 ns以下であるイベントをコインシデンスとし, コインシデンスしたヒットの Time分布をとると


threshold

10ns 20ns

Charge

Peak

Time (s)

Voltage (V)

図 5.14 典型的なヒットの波形とそこから得る情報. 波形は 2nsごとの点を線でつないでいる.

Entries 175657

Time (sec)12 14 16 18 20 22 24 26 28 30

-610×0

2000

4000

6000

8000

10000

12000

14000

Entries 175657

B1 Counter : Hit TimeEntries 31843

Time (sec)12 14 16 18 20 22 24 26 28 30

-610×0

200

400

600

800

1000

1200

1400

Entries 31843

B2 Counter : Hit Time

図 5.15 40 MeV/cにおける B1 (左) と B2 (右) のヒット時間 Timeの分布. トリガー数は 6738イベントである.

図 5.17 のようになった. この Time分布を指数関数でフィッティングした結果, 時定数は 2.08 ± 0.01µs

となった. これよりカーボン停止標的中で崩壊した µ−(2.0µs) からの Michel 電子と, µ+(2.2µs) が崩壊して出てきた陽電子が電子と対消滅し, 生成したガンマが電子-陽電子対生成した時の電子であったり,

Bhabha散乱による電子をとらえていることが分かる.

次に, カウンタがオン状態になった直後のベースラインが上がっている領域でもきちんとヒットに応答していることを確認する. まず, B2に対して十分に低いしきい値 (6 mV) を設定しヒット判定を行なった. そしてヒットした時刻を Time としたとき, 時刻 Time-10 nsec から Time+30 nsec の時間での B1

の波形から Peakを取得した. 図 5.14で示した方法でベースラインを差し引いた. こうして得られた B1


Entries 853197

Time (sec)-0.2 -0.15 -0.1 -0.05 0 0.05 0.1 0.15 0.2

-610×0

2000

4000

6000

8000

10000

12000

14000

16000

18000

Entries 853197B1-B2

図 5.16 B1と B2のヒット時刻 Timeの差. コインシデンスのピークが立っている.

Entries 27111

/ ndf 2χ 669.3 / 702

Constant 0.05± 11.33

Slope 3.395e+03± -4.815e+05

Time (sec)14 16 18 20 22 24 26 28 30

-610×0

20

40

60

80

100

120

140

160

180

Entries 27111

/ ndf 2χ 669.3 / 702

Constant 0.05± 11.33

Slope 3.395e+03± -4.815e+05

40MeV : Hit Time

図 5.17 コインシデンスしたヒットの Time分布.

の Peakと B2のヒット時刻 Timeとの関係を図 5.18に示す. 粒子が 2枚のカウンターを通過したときはB1でも大きな波高が得られ, 粒子がヒットしていないときは波高が低い. Peakの Time依存性は 10%ほどあるが, どの時刻でもヒット事象とペデスタル事象の間に谷があり, きちんと切り分けられている. 以上からカウンタが粒子に対して感度があることが分かった.

また, ヒット判定アルゴリズムのしきい値は図 5.18のヒットとペデスタルの間の谷の部分に設定した.

B1, B2どちらも 10 mVに決定した.

5.5.5 ヒット判定アルゴリズムの検証

次に 5.5.3 節のヒット判定アルゴリズムによって正しくヒットを判別できているか検証する. 5.5.4 節の, B2でタグした B1の波高分布に対して設定したしきい値 10 mV以上の B1のイベントをヒット波形データセットとした. またしきい値以下のペデスタル波形データセットを作った. その B1のヒット波形データセットにヒット判定アルゴリズムを適用させたところ 96 %のイベントをヒットとして判別した.

一方, ペデスタル波形データセットに適用させると 1.3%のイベントしかヒット判定しなかった. 以上より, 十分に高い精度でヒット判定できているので, 以降このアルゴリズムを用いて解析を行なった.

5.5.6 遅延粒子数の解析

105 MeV/cのデータ 206372スピル分のイベントを解析した. 図 5.19に B1, B2それぞれのカウンタのヒット数, Time, Charge, Peak分布を示す. また各イベントにおいて, B1と B2のヒット時刻 Timeの差をとり (図 5.20 ), ±10 ns以内のパルスをコインシデンスとした. コインシデンスしたヒットの Time

分布を図 5.21 に示す. コインシデンスしたヒット事象は 1141 個だった. 40 MeV/c の時と比較してコインシデンスしているイベントは少ないことが分かり, おのおののカウンタのヒットの 99 %以上がアフターパルスや宇宙線などによるものであることが分かる.

コインシデンスしている事象からバックグラウンドを差し引き, 遅延粒子数を求める. Time の差が−20 nsから −10 nsの事象が 388個, 10 nsから 20 nsの事象が 390個だった. 遅延粒子が全くない場合,


Time (sec)12 14 16 18 20 22 24 26 28 30

-610×

Pea

k (V

)

0

0.05

0.1

0.15

0.2

0.25

0.3

0.35

0.4

Entries 28498Mean x 1.44e-05Mean y 0.03674RMS x 2.079e-06RMS y 0.0283


B1 Tagged by B2: Peak>10mV

Time (sec)12 14 16 18 20 22 24 26 28 30

-610×

Pea

k (V

)

0.01

0.02

0.03

0.04

0.05

0.06

0.07

0.08



B2 Tagged by B1: Peak>10mV

Entries 9977

Mean 0.03005

RMS 0.01759

Peak (V)-0.02 0 0.02 0.04 0.06 0.08 0.1 0.120

100

200

300

400

500

600

Entries 9977

Mean 0.03005

RMS 0.01759

sµs~13.7µB1 Tagged by B2: 12.7 Entries 50322

Mean 0.004974

RMS 0.008429

Peak (V)-0.01 0 0.01 0.02 0.03 0.04 0.050

200

400

600

800

1000

1200

1400

1600

1800

2000

Entries 50322

Mean 0.004974

RMS 0.008429

sµs~13.7µB2 Tagged by B1: 12.7

Entries 1492

Mean 0.03311

RMS 0.01541

Peak (V)-0.02 0 0.02 0.04 0.06 0.08 0.1 0.120

20

40

60

80

100

120

140

Entries 1492

Mean 0.03311

RMS 0.01541


Mean 0.004629

RMS 0.008688

Peak (V)-0.01 0 0.01 0.02 0.03 0.04 0.050

20

40

60

80

100

120

140

160

180

200

Entries 8317

Mean 0.004629

RMS 0.008688


Entries 208

Mean 0.04212

RMS 0.01896

Peak (V)-0.02 0 0.02 0.04 0.06 0.08 0.1 0.120

2

4

6

8

10

12

14

16

18

20

Entries 208

Mean 0.04212

RMS 0.01896


Mean 0.004221

RMS 0.0087

Peak (V)-0.01 0 0.01 0.02 0.03 0.04 0.050

5

10

15

20

25

30

35

40

45

50

Entries 1234

Mean 0.004221

RMS 0.0087


図 5.18 右が B2でタグした時の B1の分布, 左が B1でタグした時の B2の分布. 1番上が TimeとPeak の分布である. ただし Peak > 10 mV という条件を課している. 上から 2 番目以降は一方のカウンタでタグした時の同じ時間領域でのもう一方のカウンタの Peak 分布である. 上から 2 番目のヒストグラムには 12.7 µs < Time < 13.7 µs, 3番目のヒストグラムには 16.7 µs < Time < 17.7 µs, 4

番目のヒストグラムには 20.7 µs < Time < 21.7 µsという条件を課している.


Entries 206372Mean 0.854RMS 0.9199

Number of Hits0 1 2 3 4 5 6 7 8 9

0

10000

20000

30000

40000

50000

60000

70000

80000

90000

Entries 206372Mean 0.854RMS 0.9199

B1 Counter : Number of HitsEntries 206372

Number of Hits0 1 2 3 4 5 6 7 8 9

0

10000

20000

30000

40000

50000

60000

70000

80000

Entries 206372B2 Counter : Number of Hits

Entries 176242

Mean 13.6

RMS 13.03

Charge (pC)-20 0 20 40 60 80 100 120

0

2000

4000

6000

8000

10000

Entries 176242

Mean 13.6

RMS 13.03

B1 Counter : Charge Entries 184273

Mean 9.443

RMS 7.783

Charge (pC)-20 0 20 40 60 80

0

2000

4000

6000

8000

10000

12000

14000

Entries 184273

Mean 9.443

RMS 7.783

B2 Counter : Charge

Entries 176242

Mean 1.469e-05

RMS 2.118e-06

Time (sec)12 14 16 18 20 22 24 26 28 30

-610×0

2000

4000

6000

8000

10000

Entries 176242

Mean 1.469e-05

RMS 2.118e-06

B1 Counter : Hit Time Entries 184273

Mean 1.47e-05

RMS 2.029e-06

Time (sec)12 14 16 18 20 22 24 26 28 30

-610×0

1000

2000

3000

4000

5000

6000

7000

8000

9000

Entries 184273

Mean 1.47e-05

RMS 2.029e-06

B2 Counter : Hit Time

Entries 176242

Mean 0.05388

RMS 0.04223

Peak (V)-0.02 0 0.02 0.04 0.06 0.08 0.1 0.12 0.14 0.16 0.180

500

1000

1500

2000

2500

3000

3500

4000

Entries 176242

Mean 0.05388

RMS 0.04223

B1 Counter : Peak Entries 184273

Mean 0.03741

RMS 0.02142

Peak (V)0 0.01 0.02 0.03 0.04 0.05 0.06 0.07 0.08 0.09

0

500

1000

1500

2000

2500

3000

Entries 184273

Mean 0.03741

RMS 0.02142

B2 Counter : Peak

Time (sec)12 14 16 18 20 22 24 26 28 30

-610×

Ch

arg

e (p

C)

-20

0

20

40

60

80

100

120

Entries 176242Entries 176242B1 Counter : Time vs Charge

Time (sec)12 14 16 18 20 22 24 26 28 30

-610×

Ch

arg

e (p

C)

-20

0

20

40

60

80

Entries 184273

Mean x 1.47e-05Mean y 9.443RMS x 2.029e-06RMS y 7.783

Entries 184273

Mean x 1.47e-05Mean y 9.443RMS x 2.029e-06RMS y 7.783

B2 Counter : Time vs Charge

図 5.19 3つのカウンタの動作. 左が B1, 右が B2である. 上から, ヒット数, Charge分布, Time分布, Peak分布, Chargeと Timeの相関である.


Entries 158207

Time (sec)-0.2 -0.15 -0.1 -0.05 0 0.05 0.1 0.15 0.2

-610×40

60

80

100

120

140

160

180

Entries 158207B1-B2

図 5.20 B1 と B2 のヒット時刻 Time の差. -

10 ns∼+10 ns (赤線で囲まれた部分) をコインシデンスとした.

Entries 1141

Time (sec)14 16 18 20 22 24 26 28 30

-610×0

20

40

60

80

100

120

Entries 1141B1&B2 : Hit Time

図 5.21 コインシデンスしたヒット事象の Time分布.

Entries 363

Time (sec)14 16 18 20 22 24 26 28 30

-610×

0

5

10

15

20

25

Entries 363B1&B2 BG subtracted: Hit Time

図 5.22 遅延粒子の Time分布.

これらのバックグラウンドが −10 nsから 10 nsの領域にも入ってくるとすると, そのバックグラウンドの期待値は 388 + 390 = 778 ± 28個である. 誤差は統計誤差である. したがって遅延粒子数は

1141 − 778 = 363 ± 44 (5.6)

となる. コインシデンスしたヒット事象の Time分布から, 上で述べたバックグラウンド領域でのヒット事象の Time分布を引いた, 遅延粒子の Time分布は図 5.22 のようになった.

5.6 Extinction測定の結果 67

5.6 Extinction測定の結果5.5.6 節と 5.5.2 節の結果, 2 発目のパルスが来てから 1.32µs 以降, 18.62µs までの領域における

ExtinctionはRExtinction =

3636.6 × 108

= 6 × 10−7 (5.7)

となった. ビームは上流の B1 を通ったあとに広がっていると考えられるが, 下流で接触させているB2 と B3 によってそれぞれ, 遅延粒子とメインの粒子をモニタしているのでその比は正しくビーム中の Extinction を反映する. しかし, 真に Extinction が悪いために遅れてくる粒子の他に, ビームライン中の構造物のどこかでミューオンが止まり崩壊して出てきた電子の可能性がある. したがってこの値はExtinctionの上限値である.

69

第 6章

まとめ

荷電レプトン混合現象探索のためミューオン-電子転換過程探索実験 COMET を大強度陽子加速器施設 J-PARC で行う計画が進行中である. COMET ではビームに同期するバックグラウンド削減のために 1 次ビームとして 8 GeV で約 1 MHz 繰り返しのパルス陽子ビームを用いる. COMET の目標感度到達のためにはパルス陽子ビームに Extinction < 10−9 が要求される. この Extinciton を測定する装置 Extinction Monitor の開発に取り組み, とくに装置の光検出器部である Gating PMT の研究開発を行った.

Extinction Monitor のデザイン案を検討し, Gating PMT への要求性能を見積もった. そして static

測定による電圧分配の検討を行い, フォーカスと第 3ダイノードをスイッチングさせることを決定し, スイッチングする gating回路を開発した. 現在の回路では, PMT用電源を用いることで 100 kHz動作まで可能であり, 補助電源と放熱機構を搭載することで 1 MHzのスイッチングが行える見込みであることを確認した. 立ち上がり, 立ち下がり時間はともに 100 ns以下である. スイッチングの際にスイッチングノイズが発生する. 光源にレーザー光源, 読み出しにWave Form Digitizerを用いた性能評価のための環境を整えた. そして, Cutoff比が 10−6 以下を達成していることを確認した.

次に Gating PMTのアフターパルスの評価を行った. 信号シミュレーションによりアフターパルス量の要求は 10−7 p.e./光子以下であることが分かった. 現在のアフターパルスはほぼ入射光量に比例しており, 光を光電面中心に照射した場合は 7.5×10−6 ヒット/光子, 光電面の端に当てた場合は 2.5×10−6 ヒット/光子である. よってあと 100倍程度の改善で Extinction Monitorに使用可能である. 複数本の PMT

のコインシデンスをとることにすれば, 改善の要求は緩和されることも確認した. 改善案としては gating

回路の改造や光シャッタの利用が考えられる. 今後さらなるアフターパルスの理解が必要である.

開発した Gating PMT の応用として, J-PARC の MLF において Extinction 測定を行った. シンチレーションカウンタに Gating PMTを搭載したカウンタ 2台のコインシデンスをとることでパルス間の粒子を観測した. その結果, ダブルパルスの 2発目のパルスが来てから 1.32µs以降, 18.62 µsまでの領域において, Extinctionの上限値が 6 × 10−7 であることが分かった.

今後の Extinction Monitor の開発課題は, Gating PMT のアフターパルスの理解と低減および光シャッタの検討である. そして, Extinction Monitorの詳細設計を行う. とくにチェレンコフ光をGating

PMTへ導くための光学設計が重要となる. 以降, プロトタイプの製作, Extinction測定の実証へと続く.

71

謝辞

私が本論文を執筆するにあたり, 大変多くの方からお力添えを頂きましたことを深く感謝いたします.

久野良孝教授には本研究の機会を与えてくださり, またお忙しい中で私のことを気にかけてくださり感謝しております. 青木正治准教授は Extinction Monitorグループのリーダーとして私を直接指導してくださいました. 実験, 解析など研究について議論を交わし, 無事に本論文までまとめることができました.

格別に感謝しております. 2人で望んだビームテストは良い思い出です. 佐藤朗助教にはいつも的確なアドバイスをいただきました. 吉田誠先生, 板橋隆久先生, 有元靖先生は私の研究の相談に快く乗ってくださいました. 小田和歌子さんは研究室の秘書としてスムーズな事務手続きをしてくださいました.

COMETコラボレーション, ミューオンワーキンググループのみなさんには研究会やミーティングの場で様々なアドバイスをいただきました. 特に高エネルギー加速器研究機構 (KEK) の吉村浩司准教授, 三原智准教授, 西口創助教には J-PARC MRでの Extinction測定やMLFビームテストで大変お世話になりました.

KEKのミュオン科学研究施設の三宅康博教授, 河村成肇講師をはじめとするみなさんは MLFビームテストで直接ご指導, ご協力くださり無事に実験を行うことができました.

久野研究室の学生のみなさんに感謝の意を表します. 博士課程に所属されていた, 栗山靖敏さん, 坂本英之さん, 堀越篤さん, 山田薫さん, 松村太伊知さん, 矢野孝臣さんにはみなさんからそれぞれに実験, 解析の方法の詳細な部分まで直接教えていただきました. 修士課程を卒業された荒木慎也さん, 宮本紀之さん,

室井章さん, 江口陽介さん, 中西祥人さんら先輩方のおかげで非常に楽しい研究室生活を送れました. 後輩の高橋諭史くん, 松下絵理さん, 蝦原孝康くん, 曳田俊介くんは力不足の私を慕ってくださり感謝しています. MLFビームテストでの協力にも感謝しています. そして, 同級生の伊藤尚祐くん, 立元琢土くん, 廣田航介くんには大変お世話になりました. 悩みを共有できる仲間がいたことは, 本当に助かりました. 彼らがいなければ研究室生活を乗り切ることはできなかったでしょう.

そして, Gating PMT開発の共同研究者である前 KEK所属, 現在, 岡山大学の谷口敬准教授には特別に感謝いたします. ビームテスト直前にかけこんだ時にも親身にサポートしてくださいました. また本論文の執筆にもたくさんの助言をいただき, 研究者のあり方を学びました.

初めて触った複雑な回路には大変苦労させられました. 何度となく壊し, 数えきれないくらいハンダづけをしました. 装置開発の難しさ, 根性と粘りの大切さ, うまくいった時の喜びや達成感, 物理, 研究の進め方から物事の考え方, 行動の取り方まで実に多くのことを学んだ研究室生活でした. 最後に私の学生生活をいつも支えてくれた兄弟, 親戚, そして父と母に感謝の気持ちをおくります.

ありがとうございました.

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参考文献

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Gating PMT を用いた Extinction Monitor...減らすことでExtinction Monitor に使用できることが分かった. また, 開発したGating PMT を用いて 大強度陽子加速器施設J-PARC

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