137■ 研究紹介LHC ATLAS 実験 最新の物理結果
名古屋大学 素粒子宇宙起源研究機構 (KMI)

中浜 優
yu.nakahama@cern.ch
2018 年 (平成 30 年) 5 月 27 日の崩壊過程は実験的にクリーンであり，ATLAS 実験で

はじめに

1

LHC ATLAS 実験では重心系エネルギー 13 TeV の陽子陽子衝突データ取得期間 Run-2 が順調に進行中であり，エネルギーフロンティアの物理研究を精力的に遂行中である。2015-2016 年度は 8 TeV(Run-1)→ 13 TeV(Run-2) の重心系エネルギー増加による感度増加の恩恵を享受して，数多くの新粒子探索結果を公表した。これらの結果は，以前の高エネルギーニュースでの報告を参照されたい [1, 2]。
取得した高統計データを最大限に活用するために，われわれは物理解析手法や物理オブジェクトの再構成方法
をより高感度で高精度なものへと改良している。このような最先端の解析手法は，開発から実際のデータ解析への導入まで時間がかかる。よって，その年のデータ取得
が秋に終了したのち，次の春に結果を即公表ということはあまりなくなってきた。現時点では，2015-2016 年度に取得した 36 fb−1

データを用いた解析結果が超精密測定以外はほぼ出揃ったところである。

ATLAS 実験がこの 1 年間に公表した物理論文数は113 本にのぼる1 。本稿で ATLAS 実験の全公式結果 [3]を取り上げるのは難しいので，今回は著者が興味のある「ヒッグス粒子の物理」と「超対称性粒子探索」の中からいくつか紹介する。

は 2012 年のヒッグス粒子発見以降各種精密測定が行われてきた。一方，ヒッグス粒子のフェルミオンへの湯川結合は，標準理論の寄与のみを仮定してループを介した間接測定が行われてきた。ツリーレベルでの直接測定は物理的重要性にもかかわらず，これまで Run-1 でのタ
ウレプトン対への崩壊過程での測定のみに限定されていた。今後，レプトンだけでなくクォークへの結合定数の直接測定が極めて重要である。
標準理論ヒッグス粒子からボトムクォーク対への崩壊
過程 (H → bb̄) では，ヒッグス粒子とボトムクォーク (ダウン型クォーク) の結合を検証できる。また，全崩壊過程の約 60 ％を占め支配的であるので，H → bb̄ 過程の理解はヒッグス粒子の全崩壊幅への制限のためにも決定的である。以下 36 fb−1 データを用いた H → bb̄ 過程の探索結果 [4] を紹介する。

LHC において H → bb̄ 過程は大量のマルチジェット

背景事象に埋もれてしまうので，包括的な探索は非常に困難である。H → bb̄ 崩壊を抽出するためにもっとも感度が高い主要モードは，ヒッグス粒子が W または Z ボソンと随伴生成された過程である。W または Z ボソンから生成されるレプトンをタグすることによって，トリガー選別やマルチジェット背景事象の大幅削減が初めて可能となる。
本解析開始当時は，W /Z+複数ジェットや tt̄ が主要な

2

ヒッグス粒子の物理

2.1

H → bb̄ 過程の探索

標準理論においてヒッグス機構はボソンとフェルミオンに質量を与える。ヒッグス粒子からベクターボソンへ
1 ちなみに実験開始からカウントすると計 747 本で，Run-2 デー
タセットを用いた論文に限定でも計 158 本もある。管理や検索機能向上のために，昨秋に論文リストのウェブ表示方法 (とその元データベース) をキーワードベースへと刷新した。各物理グループでの論文
リストのページ上で，重心系エネルギーや解析チャンネルや解析技術
や公表時期などの各種キーワードを指定すると，フィルター後の論文リストが表示される [3]。

背景事象になる過程で初めて，ヒッグス粒子の 3 シグマレ
ベルの証拠を目指していた。H → W W ∗ や H → τ τ な

どの既存のヒッグス粒子の解析と比較して，QCD の系統誤差なども含めて背景事象のコントロールがはるかに難しい。解析では，レプトン数ごとに 0 レプトン，1 レプト
ン，2 レプトンと事象を分類した。それぞれ ZH → ννbb̄，
W H → ℓνbb̄，ZH → ℓℓbb̄ (ℓ はレプトン) 過程に対応している。それぞれ 45 GeV，20 GeV 以上の運動量を持つボトムクォーク起源のジェット (ボトムジェット)2 を
2 ボトムジェット同定に用いるアルゴリズムは，Run-2 から導入されたピクセル検出器最内層 IBL[5] からの追加情報によって，大幅に改善された [6]。

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2 本要求した。特筆すべき解析技術の特徴としては，高運動量の W および Z ボソンを選択すること，ボトムジェット特有の「セミレプトニック崩壊する性質」を考慮した自前のエネルギー運動量較正をすることによりボトムジェット対から組んだ不変質量分解能を改善させたこと，さらに標準理論ヒッグス粒子の質量に対応させたことである。最終的には，それらの情報を入力した多変数解析を利用し，背景事象から信号を識別した。ここでは各背景事象の成分や系統誤差を 0 レプトン，1 レプ
トン，2 レプトンの分類で同時に制限をかけて 141 パラ
メーターを 14 の運動学的領域で決定した。その際，各フィットパラメーターの相関や非相関の取り扱いなどギ
リギリのコントロールが必要だった。その分ダイボソン
背景事象数もデータを使用して標準理論通りに測定できた。以下 Run-1 データを用いた解析結果と統合した結果を示す。図 1 にデータ事象数の分布を，信号事象期
待数 S と背景事象期待数 N と共に示す。ここでの横軸
は，全信号領域での最終識別量のヒストグラムのビンをlog(S/N ) に変換している。左端のビンがもっとも背景

図 1: H → bb̄ 探索の多変数解析でのデータ事象数の分

布と信号事象期待数 S および背景事象期待数 N 。

事象らしく，右端のビンがもっとも信号らしい。右端のビンで，データ事象数において「H → bb̄ 信号」に起因した超過が「見える」。計算した統計的有意度は 3.5 シ

グマとなり，めでたく 3 シグマ以上の証拠を得た。ヒッグス粒子の測定数を標準理論での期待数で規格化した µ
値は 0.90 ± 0.18(stat.)−0.19 (syst.) であった。
+0.21

クロスチェックとして，ボトムジェット対から組んだ不変質量を利用して解析した。図 2 にその不変質量分布を示す。灰色部分 (左側のピーク) がダイボソン由来の「Z → bb̄ 背景事象」期待数に対応する。データの分布でそのダイボソン以外の背景事象の寄与を差し引いたとこ
ろ，赤色部分 (右側) に「H → bb̄ 信号事象」期待数に対応する超過が緩やかなピークとして「見える」。

2.2

tt̄H 過程の探索

湯川結合の大きさはフェルミオンの質量に比例すると期待され，その実験的検証は非常に重要である。トップ

図 2: ボトムジェット対から組んだ不変質量の分布。

クォークは標準理論で一番重いフェルミオンであるので，湯川結合の大きさが一番大きい。ヒッグス粒子がトップクォーク対と随伴生成された過程 (tt̄H) は図 3 に示す通りツリーレベルで，生成断面積はトップ湯川結合定数の自乗に比例するので，ヒッグス粒子とトップクォーク(アップ型クォーク) の結合の直接検証に最適である。以下 36 fb−1 を用いた tt̄H 過程の探索結果 [7, 8] を紹介する。

LHC において tt̄H 生成過程は，ヒッグス粒子の全生成断面積のうちたった 1 %である。終状態は，トップクォーク対とヒッグス粒子それぞれの崩壊生成物の組み

図 3: ヒッグス粒子がトップクォーク対と随伴生成された
過程 (tt̄H) のダイアグラム。赤線 (点線) がトップクォー
クの湯川結合に対応。

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合わせに対応するので，ジェットやボトムジェットやレプえる」。計算した統計的有意度は 4.1 シグマであった。

トンや光子など数多くのオブジェクトを含む。さらに分
離困難な主要な背景事象は，トップクォーク対およびボ
トムジェット対両方を持つ事象 (tt̄bb̄) や，トップクォー
ク対および W ボソンや Z ボソン両方を持つ事象 (tt̄Wや tt̄Z) である。結果として，非常に複雑な解析である。
解析では，ヒッグス粒子の崩壊過程や終状態によって事象を 4 種類に分類した; (1) H → bb̄，(2) マルチ

レプトン (ヒッグス粒子は H → W W ∗ や H → τ τ や

H → ZZ ∗ (→ ℓℓνν または → ℓℓqq) のいずれかに崩壊)，(3) H → γγ ，(4) H → ZZ ∗ → 4ℓ。ただし，各分類において，トップクォーク対の崩壊に，電子またはミュー
オンが (1) (2) では 1 本または 2 本，(3) (4) では 0 本または 1 本または 2 本ふくまれるとする。

(1) H → bb̄ チャンネルは，統計量は一番あるものの，

tt̄bb̄ 由来の背景事象の統計量も膨大である。ジェット数やボトムジェット数やそのボトムジェットらしさの関数で9 つの信号領域を設定した。解析技術としては，ボトムジェット同定や再構成したヒッグス粒子とトップクォー
ク対に関連した変数 (たとえば，不変質量や角度相関)を入力した多変数解析を利用した。最終的に全領域を統計的に統合して，多変数解析の出力量を識別量としてデータから信号事象を抽出した。すでに系統誤差が支配的であり，一番大きい寄与はボトムクォークを伴ったトップクォーク対背景事象のモデリングの不定性に由来であった。

(2) マルチレプトンチャンネルは，統計量は少ないものの，同じ終状態を持つ tt̄W や tt̄Z などの背景事象数が少なくクリーンである。一番感度が高い。ジェット 2本とボトムジェット 1 本を要求した上で，電荷が同じレ
プトン 2 本やレプトン 3 本または 4 本を要求するような 7 つの信号領域を設定した。ここでも各領域での信号と背景事象の分離を最大にするように多変数解析を利用した。本チャンネルで難しい部分は，1 つ目はトップ
クォーク対背景事象でのボトムクォーク崩壊由来のレプ
トンを，信号事象での W ボソン由来のレプトンと間違えてしまうことである。このようなフェイクレプトンの寄与は，レプトン同定らしさを利用してデータのみを用いて推定した。2 つ目は tt̄W や tt̄Z などの背景事象自体

図 4: tt̄H 探索のマルチレプトンチャンネルでのデータ
事象数の分布と信号事象期待数 S および背景事象期待数

N。
(3) H → γγ チャンネルや (4) H → ZZ ∗ →4 レプト

ンチャンネルは，信号と背景事象数比は非常に高いが予想される信号事象数は極めて小さい。よって，全チャン
ネルを統計的に統合した最終的な tt̄H 過程探索結果に用いた。なお，(4) は信号領域でのデータにおける観測事象数がゼロだった。
図 5 に各チャンネルで計算した µ 値のまとめを示す。上から (4)H → ZZ ∗ →4 レプトン チャンネル，(3)H →γγ チャンネル，(1)H → bb̄ チャンネル，(2) マルチレプ

トンチャンネルに対応している。全チャンネルを統計的に統合した µ 値は 1.2 ± 0.2(stat.)−0.2 (syst.)，観測され+0.3た有意度は 4.2 シグマ (期待値は 3.8 シグマ) であった。
ちなみに，CMS が今春に公表した結果 [9] は上振れがあり，観測された有意度は 5.2 シグマ (期待値は 4.2 シグマ) で，発見は先を越されてしまった。2017 年までの全
データセットを使うと，ATLAS 単独で 5 シグマ以上での発見ができると期待されている。

が稀崩壊なので，正確に理解されていないことである。
このような理論的な予想の妥当性をデータで検証し，この不定性を最小限にした。図 4 にデータ事象数の分布を，信号事象期待数 S と背景事象期待数 N と共に示す。
ここでの横軸は，全信号領域での最終識別量のヒストグ
ラムのビンを log(S/N ) に変換している。左端のビンがもっとも背景事象らしく，右端のビンがもっとも信号ら
しい。右端のビンで，データ事象数において背景事象期待数の寄与に対して「tt̄H 信号」に起因した超過が「見2.3

ヒッグス粒子の稀崩壊の探索

H → µµ，H → cc̄，H → Zγ 過程などの稀崩壊の探索結果 [10, 11, 12] も公表された。本稿では詳細は述べないが，いずれも信号由来の統計的に有意な超過は得られなかった。たとえば、第 2 世代のフェルミオンとの結合に対応する H → µµ 過程は，解析自体はシンプルであり近い将来統計量が増えれば発見できるはずで，質量440

図 5: tt̄H 探索の各チャンネルでの µ 値。に比例するという湯川結合の直接実証が可能となり今後
ますます重要になってくる。

2.4

ヒッグス粒子の性質の精密測定

2012 年の発見に用いられた H → γγ や H →ZZ ∗ → 4 レプトン過程は，現在ではヒッグス粒子の性質の精密測定に用いられている。ここでは，H → γγを用いた最新結果 [13] を紹介する。

図 6: H → γγ 過程の各生成過程に対応する断面積「sim-plified template cross sections (STXS)」を µ 値に焼き直したもの。

質量を 125.09 GeV と仮定した場合の µ 値の測定結果
が 0.99 ± 0.15 となり，中心値は 1 に近づいた。精度はRun-1 の結果と比較して 2 倍改善した。カロリメータのよりよい理解やデータ統計量の増加や深層学習を用いた解析手法の向上によって，各過程での µ 値の精度が向上
したおかげである。さらに，ヒッグス粒子の様々な生成過程 (グルーオン融合，ベクターボソン融合，W Z 随伴，トップクォーク対随伴) や崩壊過程や運動学的領域などの各カテゴリーに対応する断面積「simplified templatecross sections (STXS)[14]」を測定した。µ 値に焼き直したものが図 6 である。各チャンネルや実験間で結果を統合するのに便利である。図 7 は微分断面積の測定結果である。青赤黄色の各領域 (横線ダイヤ型星型の各中心値) で示されている最新の QCD 予測値と大体合っている。これらの結果は，今後期待されるほかの崩壊チャンネル (H → ZZ ∗ ，H → W W ∗ ，H → τ τ ) での測定結果とともに，グルーオン融合過程の pQCD や高度なモンテカルロシミュレーションの進展への重要なインプッ
トとなる。

3

超対称性粒子の探索
標準理論を超える新しい素粒子現象の中でもっとも期待されている理論の一つが超対称性である。テラス

図 7: H → γγ 過程でのヒッグス粒子の横運動量に対する微分断面積。

5
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ケールに一連の超対称性粒子群が存在すると予想され解析では，電荷が逆の電子またはミューオン対を選別る。LHC 実験では超対称性粒子の探索が盛んに行われした。ここではニュートラリーノ 2 とニュートラリーノてきたが，未だ発見に至っていない。Run-2 では重心

1 間の質量差が小さい場合に着目しているので，電子お系エネルギー 13 TeV や高統計量の恩恵を受けて，重よびミューオンのそれぞれ 4.5 GeV，4 GeV という非い質量領域での探索感度は大幅に向上した。たとえば，

常に低い運動量まで用いた。解析技術としては，初期制強い相互作用によって生成されるグルーオンに対する

動放射 ISR 由来ジェットの大きな運動量 100 GeV 以上

パートナー「グルイーノ」で最大 2 TeV[15]，第 3 世代を要求し，反対にブーストした LSP 信号由来の大きなのトップクォークに対するパートナー「ストップ」で最消失エネルギー 200 GeV 以上を要求した。レプトン対

大 1 TeV[16] まで棄却している。最近では，物理的重要で組んだ不変質量は，その運動学的エンドポイントが性にもかかわらず，解析の困難さや生成断面積の小ささ

ニュートラリーノ 2 とニュートラリーノ 1 間の質量差にゆえにあまり行われてこなかった電弱相互作用で生成さ対応するので，最終識別量として用いた。図 9 に信号領れた超対称性粒子の探索も精力的に行われている。その域での分布を示す。実線のヒストグラムは全背景事象成例として，最近のヒッグシーノの探索結果 [17] を紹介

分の和で，点線のヒストグラムが信号事象で期待されるする。

分布である。データ点において，信号由来の有意な超過は観測されなかった。

3.1

ヒッグシーノの探索

ヒッグス粒子の超対称性パートナーである「ヒッグシーノ」が軽いとすると，超対称性理論は標準理論ヒッグス粒子の「軽い」質量を問題なく説明できると期待されている。ヒッグシーノが一番軽い超対称性粒子 LSPの場合チャージーノやニュートラリーノの質量が縮退しているシナリオが支持され，終状態に低運動量のオブ結果の解釈として，ヒッグシーノ LSP モデルにおけるチャージーノ 1 質量とチャージーノ 1 とニュートラ
リーノ 1 間の質量差への棄却域を図 10 に示す。水色の領域が本解析，黄色の領域が消失飛跡解析 [18] に対応する。本結果が，灰色の領域で示される LEP での探索結果を超えていることがわかる。今後，よりソフトなレプ
トンや小さい消失エネルギーを持つ事象も用いて，さらに縮退した質量領域に迫る。

ジェクトが複数存在する。また，LHC Run-2 13 TeV
データの統計量を活かせば，これらの軽いヒッグシーノ
やチャージーノやニュートラリーノに対しても発見感度があると期待される。
本解析が探索する信号過程を図 8 に示す。チャージーノ

1 とニュートラリーノ 2 が対生成し，それぞれ W ∗ (→ qq)
や Z ∗ (→ ℓℓ) を伴ってニュートラリーノ 1 へと崩壊する。

図 9: レプトン対で組んだ不変質量の分布。

図 8: ソフトな 2 レプトンと消失エネルギー終状態を用いた本解析が探索する信号過程：チャージーノ 1 とニュートラリーノ 2 の対生成。質量棄却域の設定では，3 種類の対生成 (チャージーノ 1 とニュートラリーノ 2
対だけでなく，チャージーノ 1 対やニュートラリーノ 1とニュートラリーノ 2 対) を考慮した。

4

最後に2015-2017 年度に取得した 80 fb−1 データを用いた解析結果公表に関しては，データセットの増加や解析手法の改善により発見感度に大きな改善が見込める場合や以前の解析で新物理由来の超過の兆候があった場合に限定されている。今年度初夏に公開が予定されている 80 fb−1
データを用いた結果については，名古屋大学で 7 月 27

642[3] https://twiki.cern.ch/twiki/bin/view/AtlasPublic[4] ATLAS Collaboration， Evidence for the H →bb̄ decay with the ATLAS detector ，JHEP 12024 (2017).
[5] 生出秀行，田窪洋介，高エネルギーニュース 「新ATLAS ピクセル最内層 IBL の建設」，33-2，61(2014).
[6] ATLAS Collaboration， Optimisation of the ATLAS b-tagging performance for the 2016 LHC
Run ，ATL-PHYS-PUB 2016-012 (2016).
図 10: ヒッグシーノ LSP モデルにおけるチャージーノ

1 質量とチャージーノ 1 とニュートラリーノ 1 間の質量差への棄却域。
日 (金) 開催の新テラスケール研究会で詳細な報告と議論が予定されている。さらに，今年度の取得データも含
めた Run-2 全データセット (150 fb−1 を予定) を用いた物理解析は，「新粒子の探索」「ヒッグス粒子の性質測定」「標準理論過程の超精密測定」など物理ターゲットごとに戦略的に展開中である。2019 年春以降，数多くの物
理結果を準備出来次第段階的に公表する予定である。また，高輝度 LHC における有望チャンネルにおける物理の展望をまとめたイエローレポートが LHC 各実験および理論メンバーによって作成中であり，今年末をめどに公表される予定である。われわれは，LHC ATLAS 実験
さらに高輝度 LHC ATLAS 実験において，加速器の性能向上によるデータ量増加や検出器の性能向上による高品質高効率のデータ取得を達成し，そして最良の物理結果を出す。今後 1 年後 5 年後 10 年後以降もエネルギー
フロンティアの方面から素粒子物理の発展に継続的に貢献していく所存である。
また，ATLAS 日本グループは ATLAS 実験における幅広い物理トピックを組織的に網羅しており学生スタッ
フ一丸となって数多くの物理成果に強く貢献している点と，アジア太平洋地域初の ATLAS コラボレーション会[7] ATLAS Collaboration， Evidence for the associated production of the Higgs boson and a top
quark pair with the ATLAS detector ，Phys.
Rev. D 97，072003 (2018).
[8] ATLAS Collaboration， Search for the standard
model Higgs boson produced in association with
top quarks and decaying into a bb̄ pair in pp col√lisions at s = 13 TeV with the ATLAS detector ，Phys. Rev. D 97，072016 (2018).
[9] CMS Collaboration, Observation of tt̄H production ，arXiv:1804.02610 (2018)，accepted by
Phys. Rev. Lett.
[10] ATLAS Collaboration， Search for the Dimuon
Decay of the Higgs Boson in pp Collisions at√
s = 13 TeV with the ATLAS Detector ，Phys.
Rev. Lett. 119，051802 (2018).
[11] ATLAS Collaboration， Search for the Decayof the Higgs Boson to Charm Quarks with the
ATLAS Experiment ，Phys. Rev. Lett. 120，211802 (2018).
[12] ATLAS Collaboration， Searches for the Zγ decay mode of the Higgs boson and for new high√mass resonances in pp collisions at s = 13 TeV

議が 6 月 11 日− 15 日に早稲田大学にて開催予定 (参加with the ATLAS detector

者数は約 300 名) である点も明記して，本研究紹介を締(2017).

める。

[13] ATLAS Collaboration， Measurements of Higgs
boson properties in the diphoton decay channel√
with 36 fb−1 of pp collision data at s = 13 TeV

参考文献[1] 山中隆志，高エネルギーニュース 「LHC ATLAS
実験，JHEP 10 112

Run2 の物理結果」，34-4，1 (2016).

[2] 音野瑛俊，齋藤智之，高エネルギーニュース「LHC
ATLAS 実験の最新状況」，36-1，1 (2017).

with the ATLAS detector ，arXiv: 1802.04146(2018).
[14] LHC Higgs Cross Section Working Group (D. de
Florian et al.), Handbook of LHC Higgs Cross
Sections: 4. Deciphering the Nature of the Higgs
Sector , arXiv: 1610.07922 (2016).

743[15] ATLAS Collaboration， Search for squarks andgluinos in final states with jets and missing√
transverse momentum using 36 fb−1 of s =13 TeV pp collision data with the ATLAS detector ，arXiv:1712.02332 (2017)，accepted by
Phys. Rev. D.
[16] ATLAS Collaboration， Search for top-squark
pair production in final states with one lepton，
jets，and missing transverse momentum using√
36 fb−1 of s = 13 TeV pp collision data with
the ATLAS detector ，arXiv:1711.11520 (2017).
[17] ATLAS Collaboration， Search for electroweak
production of supersymmetric states in scenarios√with compressed mass spectra at s = 13 TeV
with the ATLAS detector ，Phys. Rev. D 97，
052010 (2018).
[18] ATLAS Collaboration， Search for direct pair
production of higgsinos by reinterpretation of
the disappearing track analysis with 36.1 fb−1 of√s = 13 TeV data collected with the AT-LAS experiment ，ATL-PHYS-PUB-2017-019 (2018).