227■研究紹介

m+  e + g 崩壊探索実験 MEG 最初の結果
東京大学 素粒子物理国際研究センター

大 谷

航

wataru@icepp.s.u-tokyo.ac.jp
2010 年 2 月 26 日

1 はじめにMEG 実験はレプトンフレーバーを破るミューオン稀崩壊

破れているため，超対称性粒子の量子効果を通じてスレプ
トンの質量行列に非対角成分が生じるのである。

モード μ + → e +γ を 10−13 という極めて高い分岐比感度まで

このように m  e g 崩壊は MEG 実験で到達可能な分岐比探索し，超対称性大統一理論，シーソー理論など超高エネで起こる可能性が十分ある。MEG 実験は，LHC で始まろ

ルギーに存在するであろう新しい物理の描像に迫ろうとす

うとしている超対称粒子の直接探索実験と相補的であり，る実験である。

超対称性大統一理論や超対称性シーソー理論など超高エネ

MEG 実験ではこれまでにない精緻な μ + → e +γ 探索を行うべく画期的な検出器が考案された。検出器の開発，建設

ルギーに存在する新しい物理を強力に検証することができるものと期待されている。

には多くの困難が伴い，実験提案から実験開始まで実に 10
年近い準備期間を要したが，2007 年すべての検出器の建設が終了し，2008 年 9 月にようやく本格的な探索実験を開始した。本稿では 2008 年に取得したデータをもとに行った

μ + → e +γ 探索の最初の結果について報告する。

2

μ + → e + γ 崩壊
スーパーカミオカンデをはじめとする近年のニュートリ

図1

SUSY-GUT における m  e g 崩壊のファインマンダイアグラム

スレプトンの質量行列の非対角成分によりレプトンフレーバーの破れが引き起こされる。

ノ振動実験により，ニュートリノがわずかな質量を持ち，異なる世代(フレーバー)間で遷移が起こっていることが明らかとなった。中性レプトンで明らかとなったこのレプト
ンフレーバーの破れは，荷電レプトンでも起こると期待す
るのはごく自然な発想といえる。実際，超対称性大統一理論など標準理論を越える新しい物理の理論の多くが荷電レ
プトンでのフレーバーの破れが実験的に測定可能な確率で起こることを予想している。
たとえば，超対称性理論において m  e g 崩壊などの荷電レプトンフレーバーを破る現象は，スレプトンの質量行列の非対角項によって引き起こされる(図 1)。超対称性大統一理論では大統一が起こるエネルギースケールでクォークとレプトンの間に区別がないため，クォークにおけるフレー
バーの破れの効果がレプトンにも現れるようになる。超対称性粒子の量子効果を通じて現れたスレプトンの質量行列の非対角成分は，現在の実験上限値 (1.2 ´ 10-11[1]) に迫る大きさの m  e g 崩壊分岐比を与える。
また超対称性シーソー理論はニュートリノの微小な質量の起源を説明する有力な理論として注目されているが，こ
こでも m  e g 崩壊が大きな確率で起こることが予想されている(図 2)。ニュートリノ湯川相互作用ではフレーバーが図 2 超対称性シーソー理論が予想する m  e g 崩壊分岐比
参考文献[2]より。

3 MEG 実験
MEG 実験は東京大学，高エネルギー加速器研究機構，早稲田大学の日本人研究者が中心となりロシアの研究グルー
プと協力して実験計画を立案，1999 年スイス・ポールシェ
ラー研究所(PSI)に提案し採択された[3]。その後スイス，イ
タリア，アメリカの研究グループが加わり，現在では総勢228
およそ 60 人の研究者からなる国際共同実験となっている。
本章では MEG 実験の原理および MEG 実験で使用される測定器を簡単に紹介する。詳細は参考文献[4,5,6,7]を参照されたい。

3.1 実験の原理
微細な崩壊分岐比まで m  e g 崩壊を探索するには，当然のことながら大強度ミューオンビームを使って可能な限り
大量のミューオン崩壊を調べる必要がある。一方 m  e g 崩
壊探索実験の主要な 背景 事 象は通 常の ミ ューオ ン崩壊( m+  e +ne n m，ミシェル崩壊)からの陽電子とミューオンの輻射崩壊などからくる高エネルギーガンマ線の偶発的重畳事象であり１，測定には高精度な検出器が必要となる。MEG
実験では次にあげる三つの革新的な要素を組み合わせることで高感度な m  e g 崩壊探索を可能にした。
 PSI の世界最高強度の直流ミューオンビーム
 液体キセノンガンマ線検出器
 特殊勾配磁場による陽電子スペクトロメータ COBRA
図 3 に MEG 実験検出器の概観を示す。検出器中央まで導かれた大強度ミューオンビームは薄いポリエチレン/ポリ
スチレン-ターゲット内で停止する。ターゲット内で起こった m  e g 崩壊からの信号陽電子は超伝導電磁石が発生する特殊勾配磁場内に置かれたドリフトチェンバーで飛跡が測定され，検出器両端に置かれたタイミングカウンターにより時間が測定される。超伝導電磁石は非常に薄く作られ
図3ており，ターゲットで発生した信号ガンマ線は超伝導電磁MEG 検出器概観図

石を通り抜け外側に配置された液体キセノンガンマ線検出

トロメータ COBRA に入っていく。COBRA 内の勾配磁場器で検出される。

でさらにビームは絞られ，スペクトロメータの中心に置かれたポリエチレン・ポリスチレンのサンドウィッチ構造を

3.2 ビームライン
PSI 擁する 590 MeV 陽子サイクロトロン加速器は陽子電流 2 mA，出力 1.2 MW の世界最高パワーを誇り，MEG 実験が行われている pE5 ビームラインでは，この陽子ビームから 作 り 出 さ れ る 108 m+ / sec と い う 世 界 最 高 強 度 の 直 流
ミューオンビームが得られる。
生成ターゲットで作られたミューオンビームは pE5 まで導かれたのち，まず電界と磁界が直交した E ´ B セパレー
タ(ウィーンフィルタと呼ばれる)によってビーム中に大量した 200 mm 厚の薄いターゲット内で停止する。ターゲット
上でのビームスポットのサイズは s  10 mm である。
ミュー
オンビームを効率よく停止させ，なおかつ検出器に向かう
陽電子の多重散乱や陽電子による背景ガンマ線の生成を最小限に抑えるために，ターゲットはビーム軸に対しておよ
そ 20 度の角度で傾けられている。
検出器の性能と背景事象の兼ね合いから MEG 実験では
現在少しビーム強度を落とし，およそ 3 ´ 107 m+ / sec のミューオン停止頻度で実験を行っている。

に含まれる陽電子成分が取り除かれる。
その後ビームはビー

なお探索実験に m+ を使うのは， m- の場合ターゲット中

ム輸送用超伝導ソレノイド電磁石で絞られた後，真空窓をの原子核に捕獲されミューオン原子を形成してしまい，原抜けヘリウムガスで満たされた MEG 実験の陽電子スペク

子核の反跳エネルギーのために m  e g からの陽電子，ガン
マ線が単一のエネルギーを持たなくなってしまうからであ１

もう一つの背景事象としてミューオンの輻射崩壊 m +  e +ne n m gが考えられる。
この事象は即発背景事象と呼ばれるが，
現在の MEG
実験の検出器性能をもとにした見積りでは偶発的重畳背景事象に比べるとずっと小さいことがわかっている。

る。

229

3.3 陽電子スペクトロメータ COBRA∗m  e g 崩壊からの陽電子は COBRA と呼ばれる特殊勾配磁場を持ったスペクトロメータで測定される[5,6]。検出器の中心から外側に向かって径が大きくなっていく 5 つの超伝導コイルによって作られる勾配磁場は，中心で 1.27 T，
外側に向かって徐々に弱くなり検出器の両端で 0.49 T となっている。この特殊勾配磁場は，ターゲットから放出される同じ運動量を持った陽電子がその放出角度によらずビー
ム軸に垂直な面内に射影した軌道半径が一定の飛跡を描くように設計されている。これが COBRA(COnstant Bending
RAdius)の名前の由来であるが，この性質のおかげで，信号陽電子のように運動量の大きい陽電子が選択的にドリフ
トチェンバーに入り，多くの低運動量ミシェル崩壊陽電子
はドリフトチェンバーに届かないのでドリフトチェンバーの計数率を抑えることができる。またこの勾配磁場中ではビーム軸と垂直な方向に放出された陽電子はドリフトチェ
ンバー内で長くとどまらず速やかに検出器の外側に向かっ図 4

電磁石内部に設置されたドリフトチェンバー

中心にあるターゲットのまわりに 16 枚のモジュールが放射状に並べられている。

て掃き出される。これによりドリフトチェンバーの計数率

図 5 はドリフトチェンバーを使って再構築したミシェルはさらに下がり，検出器を安定に動作させることが可能と崩壊陽電子の飛跡の例である。陽電子の飛跡は検出器物質なる。ドリフトチェンバーでのミシェル崩壊陽電子の入射中での多重散乱やエネルギー損失を考慮したカルマンフィ

頻度は 10 kHz/cm2 以下となっている。また COBRA の超伝

ルタの手法で再構成されており，その飛跡をターゲットま

導電磁石は非常に薄く作られており，52.8 MeV の信号ガンで延長することでターゲットでの陽電子の放出点の位置を，

マ線の 85% は電磁石を通り抜け，外側に置かれた液体キセ

逆にタイミングカウンターまで飛跡を伸ばすことで飛跡長ノン検出器に入ることが出来る。電磁石の外側には大きなを測定，タイミングカウンターで測定した時間に補正が加一対の補償コイルが置かれており，電磁石からの漏れ磁場えられる。

を 50 ガウス以下に抑え，光電子増倍管を使った液体キセノ
ン検出器の運転を可能にしている。

陽電子はドリフトチェンバーで飛跡を残した後，電磁石内の両端に置かれたタイミングカウンターに到達し，その陽電子の多重散乱をさけるため電磁石内はヘリウムガス

時間が測定される。タイミングカウンターは半円筒形状ので満たされており，中心におかれたターゲットのまわりに二層構造をしている。外層は陽電子の時間測定のために使

ドリフトチェンバーが放射状に配置されている(図 4)。陽われるビーム軸に平行に並べられた 15 本のプラスチックシ

電子の飛跡を測定するドリフトチェンバーは 16 枚の独立しンチレータバー(SAINT-GOBAIN BC404, 4 ´ 4 ´ 80 cm 3 )でたモジュールから構成されている。各モジュールは 9 つのある。読み出しは各バーの両端に取り付けたファインメッ

ドリフトセルからなるレイヤー二枚を半セル分ずらして重シュタイプの PMT(HAMAMATSU R5924)で行われている。

ねた構造をしていて，ドリフト距離の測定および飛跡の方
向の左右不定性の判定を行うことができる。チェンバーガ
スとしてはヘリウム-エタン混合ガス( 50 : 50 )を使用している。陽電子の多重散乱を最小限に抑えるために極限まで物質量を抑える工夫がなされており，ドリフトチェンバー領域内で信号陽電子が通過する総物質量は 2.0 ´ 10-3 X 0 と非常に小さい。
レイヤー同士はジグザグ形状の vernier パッドがついたカ
ソードフォイルで仕切られており，vernier パッドからの信号比とアノードワイヤの両端の信号比を組み合わせて飛跡

図 5 ドリフトチェンバーで測定されたミシェル崩壊陽電子飛跡の例
飛跡の再構成にはカルマンフィルタの手法が使われている。

のビーム軸に沿った位置を精度よく測定することができる。
内層はバーカウンターとは直交する方向に並べられた 128∗(編集委員会注)著者は「陽電子スペクトロメータ電磁石“COBRA”の開発・建設」で平成 21 年度小柴賞を受賞されました。

本 の シ ン チ レ ー テ ィ ン グ フ ァ イ バ ー (SAINT-GOBAIN

BCF-20, 6 ´ 6 mm2 ) からなり，各ファイバーの読み出しは

230
APD(HAMAMATSU S8664-55)で行われている。このファ

図 7 は液体キセノン検出器がとらえた 50 MeV 程度のガン

イバーカウンターは陽電子の到達位置のビーム軸に沿った

マ線の典型的な事象である。ガンマ線が検出器の有効領域

座標を精度よく測定することができ，
バーカウンターによっに落としたエネルギーは PMT で検出した光電子数の総和て測られた方位角と合わせてトリガーに使用される 。

により推定する。ガンマ線の反応位置は検出器入射面の入２

射位置の回りの光量分布から算定する。光量分布と反応位

3.4 液体キセノンガンマ線検出器

置に対する各 PMT の立体角を比較することで入射面からm  e g 崩壊探索実験では背景事象を効率よく減らすための深さを含め三次元的な反応位置を再構成することができガンマ線を精度よく測定することが極めて重要である。実る。ガンマ線の入射時間は反応位置の推定結果と各 PMT

験の生命線ともいえるこのガンマ線測定のために，日本グの信号時間を元に精度よく求めることが出来る。

ループが中心となって新たに開発したのが液体キセノンガ
ンマ線検出器である[7]。
液体キセノンシンチレータは，輻射長が 2.8 cm とガンマ線の停止能力に優れている，
光量が大きい(NaI 結晶の 75% )，シンチレーション発光時定数が短い(ガンマ線に対して

45 nsec )ため高計数率測定が可能，液体であるために一様な大型検出器が作りやすい，純化が比較的容易など m  e g
崩壊探索実験に理想的な検出器媒体であるといえる。
開発した液体キセノン検出器はおよそ 900  の液体キセノ

図 7 液体キセノン検出器で捕らえた 50 MeV ガンマ線の事象例

ンを使用しており，いまのところ世界最大の液体キセノン

C 型の検出器の展開図をあらわしている。マーカーの色は各 PMT検出器である。およそ 165 K の低温液体である液体キセノ

で検出した光電子数をあらわす。入射面にガンマ線の入射によるスポットが見える。

スペクトロメーンは C 型のクライオスタット内に保持され，タ電磁石のすぐ外側で立体角アクセプタンス 10% 相当の領

MEG 実験は非常に高いミューオン停止頻度で行われるた域をカバーしている。液体キセノンを取り囲むようにくまめ，
液体キセノン検出器に複数の背景ガンマ線が入射する，なく並べられた 846 本の 2 インチ光電子増倍管(PMT)が液

いわゆるパイルアップ事象がかなり多い。信号ガンマ線と体キセノンからのシンチレーション光を検出する(図 6)。

見間違えたりしないようにパイルアップ事象をきちんと識PMT は液体キセノン中で動作し，なおかつ真空紫外光であ別することが非常に重要である。
液体キセノン検出器は MEG

る液体キセノンのシンチレーション光を効率よく検出する実験のために独自に開発した高速波形デジタイザ[8]により必要があるため，浜松ホトニクスと共同で特別に開発した

全 PMT の出力を読み出しており，波形解析によってパイ

(HAMAMATSU R9869)。

ルアップ事象を識別することができる。また，パイルアッ
プ事象は光量分布や PMT 信号時間の広がりなどを調べることでも識別できる。MEG 実験ではこれらの手法を組み合わせて効率よくパイルアップ事象を識別している。
実験の要である液体キセノン検出器は探索実験中に精度よく較正，モニターしなくてはならない。この目的のためにさまざまなツールを用意している。
もっとも重要なのは荷電交換反応(CEX, p-p  p 0n )に伴う中性パイオン崩壊 p 0  2g からのガンマ線であろう。
pE5 のビームラインに p- ビームを通し，通常のミューオン

ビームターゲットの代わりにおいた液体水素ターゲットで停止させ CEX 反応を起こさせる。生成される二つのガンマ線のうち一方を液体キセノン検出器の反対側に設置した NaI
検出器で検出し，二つのガンマ線に対して互いに反対側に
図 6 液体キセノン検出器の内部
846 本の PMT が液体キセノンを取り囲むようにくまなく並べられている。
残念ながら読み出し回路の問題により 2008 年の実験ではファイバーカウンターは使用されていない。

２放出されるという条件を課すと， 54.9 MeV, 83.0 MeV の二つの単色ガンマ線を選び出すことができる。特に 54.9 MeVは信号ガンマ線のエネルギー( 52.8 MeV )に近いので極めて重要な較正ツールとなる。NaI 検出器は駆動装置に載って231
おり，液体キセノン検出器の入射面全体をスキャンして較
正データを取ることができる。

探索実験データの収集はおよそ三ヶ月にわたって行われた。12 月半ばには再びビームラインの設定をパイオンビー

また，コッククロフト-ウォルトン(CW)型陽子加速器かムに変更し，一週間ほど CEX 反応データを取得，探索実験

らの低エネルギー陽子( < 500 keV )ビームをターゲットに後の液体キセノン検出器の状態をチェックした。PSI の加

照射し，原子核励起反応によって単色ガンマ線を発生させ速器が冬期シャットダウン期間に入る 12 月 23 日 MEG 実ている。リチウムターゲットを用いて 17.6 MeV，ボロンター

験は 2008 年のすべてのビームタイムプログラムを終了した。

ゲットを用いて 4.4 MeV, 12.0 MeV の単色ガンマ線が利用

図 9 は探索実験データ収集期間中にターゲットに停止し可能となる。ターゲットの設置などが自動化されており，たミューオン数の推移である。実験期間全体にわたりデー

CEX 反応を利用した較正に比べると比較的容易に行うこと

タ収集が順調に行われていた様子がわかる。何ヵ所かに見ができるため，探索実験期間中頻繁にデータを取り，液体られるギャップは，三週間に一度行われる PSI 陽子加速器

キセノン検出器の光量など検出器の状態をつぶさにモニターのメンテナンスシャットダウンおよびミューオンビーム強した。

度を落として行われたミューオン輻射崩壊データ取得によそのほか液体キセノン中に張られたタングステンワイヤ
上に取り付けた点状アルファ線源[9]や LED などを用いてPMT のゲインや量子効率の測定，モニターを行っている。

るものである。

3 ヶ月にわたった探索実験期間で積算停止ミューオン数
9.5 ´ 1013 に相当するデータを取得した(表 1)。

5 Run 2008
MEG 実験は 2007 年すべての測定器の建設が終了し，各検出器のコミッショニングに続いてミューオンビームを用いた短い m  e g 崩壊探索予備実験が行われた。ここで明らかとなったいくつかの問題点を対処した後，2008 年 9 月いよいよ本格的な探索データ取得を開始した。2008 年の探索
実験は 12 月末に PSI の陽子加速器が冬期シャットダウンのために運転を停止するまでのおよそ 3 ヶ月間行われた。
図8

5.1

Run 2008 の m  e g トリガーで取得した典型的な事象

Run 2008 概要

2008 年の前半は検出器の改良，メンテナンス，コンディ
ショニングに費やされた。Run 2008 は MEG 実験最初の本
格的な探索実験となるので，検出器の特性を理解し，詳細な較正を行うことに重点を置いて慎重に準備が進められた。

4 月半ばに PSI 加速器が運転を再開する頃，メンテナン
スを終えた各検出器が順次 pE5 ビームチャンネルに設置され始めた。6 月に入るとミューオンビームおよび CEX 反応に用いるパイオンビームの調整が行われ，同時に検出器の各種較正作業が行われた。8 月には実験の要である液体キ
セノン検出器の CEX 反応を用いた較正を開始した。較正は検出器アクセプタンス全体で詳細に行われたため，一ヶ月

図9

Run 2008 でターゲットに停止した積算ミューオン数の推移(右縦軸) 左縦軸は PSI 陽子加速器の積算陽子電荷に換算。

を要した。その後 m  e g 崩壊探索用トリガーの設定などを行った後，9 月 12 日いよいよ本格的な探索実験データの取得を開始した。図 8 は探索実験期間中に取得した典型的な事象である。陽電子スペクトロメータではドリフトチェン
バーにきれいな飛跡を残した後，タイミングカウンターにもヒットを残す陽電子事象が，反対側の液体キセノン検出器では 50 MeV 程度のガンマ線が観測されている。
３

このうち 15 % を較正用データが占める。

表1

Run 2008 で取得したデータのまとめ

ミューオン停止頻度

3.0 × 107 μ / sec

積算ミューオン数

9.5 × 1013 μm  e g トリガー頻度

5 Hz

ライブタイム/データ取得時間

3.3 × 106 / 3.9 × 106 sec

データサイズ

1.5 MB/事象

総データサイズ

31 TB ３

232

5.2

Run 2008 における検出器性能(4.4 MeV, 12.0 MeV,17.6 MeV) を用いて評価された。このう

Run 2008 では探索実験データだけでなく，各検出器のさち CEX 反応から得られる 54.9 MeV のガンマ線は信号ガン

まざまな較正データを頻繁に取得し，検出器の性能評価，

マ線に近いエネルギーを持っているので特に重要である。

安定性のモニターを行った。m  e g 崩壊事象はガンマ線エ

このガンマ線を用いてエネルギー分解能の測定，
エネルギー

ネルギー (E g )，陽電子エネルギー (Ee )，陽電子-ガンマ線相スケールの決定が行われた。

対時間差 (te g )，陽電子-ガンマ線相対角度 (qe g , fe g ) の 5 つの図 11 は 54.9 MeV ガンマ線を用いて得られたエネルギー

観測量の分布にピークを持つため，これらの観測量を用いスペクトルである。スペクトルは低エネルギー側にテイルて他の背景事象から選び出すことになる。
本節では run 2008

をひいた非対称なスペクトルとなっているが，これはガンにおける検出器の安定性およびこれらの 5 つの観測量の測マ線が検出器の有効領域に達する前に反応を起こした事象

定精度について述べる。

や電磁シャワーの一部が検出器入射面から漏れ出した事象

４によるものである。ただし，このテイルは検出効率に関わ
5.2.1 検出器の安定性るものであり，ガンマ線背景事象を落とす能力という意味

Run 2008 で起こった大きな問題の一つとしてドリフトでより重要なのはピークの高エネルギー側の広がりである。

チェンバーの放電問題が挙げられる。探索実験中にいくつ

図 11 のスペクトルは高エネルギー側にも多少テイルを引いかのドリフトチェンバーモジュールが頻繁に放電を起こしているが，これは CEX 実験時に検出器に入射する大量の低てトリップするようになってしまった。図 10 に実験中の各エネルギーガンマ線によるパイルアップ事象であり，ミュー

ドリフトチェンバーレイヤーの印可電圧の履歴を示す。いオンビームを用いた探索実験においては存在しないものでくつかのチェンバーレイヤーでは徐々に印可電圧を下げてある。したがって分解能を評価する際は，図 11 の差し込み

行かざるを得なかった。最終的には 32 レイヤーのうち，18

図にあるように測定したペデスタル分布からこのテイルのレイヤーが動作可能であり，そのうち十分な高電圧を掛け効果を差し引いて分解能の評価を行う。
得られたエネルギー

調査の結果，
られるものは 12 レイヤーという状況であった。

分解能はガンマ線の入射位置よって異なるが，平均してドリフトチェンバーの高電圧基板に予期せぬ隙間があり、

sR = 2.0%(w > 2 cm), 3.0%(2 > w > 1cm), 4.2%(1cm>w )チャンバーガス中のヘリウム成分が時間をかけて隙間に侵であった。ここで w はガンマ線の反応点の入射面からの深入、放電現象を引き起こしていたことがわかった。この放さの再構成値である。

電問題により，2008 年の陽電子測定の分解能および測定効率は期待されるものよりかなり悪かった。

図 12 は液体キセノン検出器で観測された光子数とガンマ線のエネルギーの関係である。液体キセノン検出器の応答が全エネルギー領域にわたって非常に線形であることがわかる。
もっとも肝心な信号ガンマ線のエネルギー (52.8 MeV)

図 10 Run 2008 でドリフトチェンバーの各レイヤーに印可された
高電圧の履歴放電問題によりいくつかのレイヤーでは印可電圧を低くせざるを得なかった。

5.2.2 ガンマ線エネルギー測定

液体キセノン検出器のガンマ線エネルギー測定の性能は，

CEX 反 応 か ら 得 ら れ る 高 エ ネ ル ギ ー 単 色 ガ ン マ 線(54.9 MeV, 83.0 MeV), CW 陽子加速器を用いた原子核の励起反応から得られる比較的低エネルギーの単色ガンマ線

相対角度 θeγ (φeγ ) は陽電子，ガンマ線の飛行方向の天頂角(方位角)の差から計算される。具体的には θeγ = θe − (π − θγ ),φeγ = φe − (π − φγ )。 m  e g 崩壊ではともにゼロにピークを持つ。

４

図 11 CEX 反応 54.9MeV ガンマ線に対して得られた液体キセノ
ン検出器のエネギースペクトルの例
差し込み図にあるようにペデスタル分布の寄与を差し引いて分解能を評価した。

233

図 14 探索実験中に測定されたミシェル崩壊陽電子のエネルギー
スペクトル
図 12 液体キセノンガンマ線検出器のエネルギー測定の線形性におけるエネルギースケールは CEX 反応からの 54.9 MeV ガ
ンマ線をもとに決定された。

実線はミシェル崩壊の理論曲線を信号応答関数(三成分ガウス分布)で鈍らせた分布をデータにフィットさせたもの。点線はフィットにより得られた信号応答関数。

分布)でよく記述できることがわかっており，フィットにはところで，run 2008 では継続的に液体キセノンの純化が三成分のガウス分布を用いた。フィットの結果，中心分布行われ，シンチレーション光量は増加し続けていた(図 13)。

および二つのテイル分布の分解能 ( 成分比 ) はそれぞれ

特に探索実験データ取得中，純化装置の問題を解決したこ

374 keV(60%), 1.06 MeV(33%), 2.0 MeV(7 %) であることがとにより光量が増え始め，最終的には 40% 以上も光量が回わかった。得られた分解能はモンテカルロシミュレーショ

復している。実験中の光量の変化は CW 加速器によるンで予測される分解能に比べるとよくないが，これは前述

17.6 MeV ガンマ線や宇宙線などを使って慎重にモニターさのドリフトチェンバーの放電問題のせいで動作しているモ

れ，エネルギースケールを補正した。その結果実験期間全ジュールの数が制限されていることによる。動作モジュー体を通してのエネルギースケールの不定性は 0.4 % 程度以下

ルの数が増えれば分解能も改善するものと期待される。

に抑えられている。
5.2.4 陽電子-ガンマ線 相対角度測定

液体キセノン検出器はガンマ線の入射位置は測定できる
ものの入射角度を測定することができないため，ドリフト
チェンバーで再構成された陽電子の飛跡により推定した陽電子の放出点とガンマ線入射位置を結んだ方向を信号ガン
マ線の方向と見なし，その方向と陽電子の飛跡の角度差を求めることで陽電子-ガンマ線の相対角度を測定する。
ガンマ線入射位置測定の分解能は基本的にはモンテカル
図 13

Run 2008 中の液体キセノン検出器の光量の推移

純化により実験中も光量が改善していた。

ロシミュレーションにより評価されるが，液体キセノン検出器の入射面に鉛スリットを置き，CEX 反応からのガンマ線を用いて測定されたスリットの影の分布の鈍り具合から

5.2.3 陽電子運動量測定

分解能を評価し，モンテカルロシミュレーションで得られ陽電子運動量測定の分解能はミシェル崩壊陽電子の運動た結果と比較した。
この方法で得られた位置測定分解能は，

量分布のエッジの広がりを用いて評価された(図 14)。エッ

入射方向と垂直な方向 (u, v ) で su,v = 5 mm, 平行な方向 (w )ジは信号陽電子と同じく 52.8 MeV/c にあるため，この広がで sw = 6 mm であった。

りがまさに信号陽電子に対する運動量測定精度ということ

運動量および入射角度の決まった較正粒子源がないため，になる。ミシェル崩壊理論から予想される運動量分布を信陽電子飛跡の角度測定分解能の評価はなかなか難しいが，

号陽電子の応答関数でなまらせた分布と測定された運動量

MEG 実験では次のような方法で分解能を評価している。ミ

分布を比較することでこの広がりを評価した。

シェル崩壊陽電子の中にはドリフトチェンバー有効領域内

モンテカルロシミュレーションにより信号陽電子に対すで二回転分の飛跡を残すものがある。このような事象に対る応答関数は三成分のガウス分布(中心分布と二つのテイル

して各回転それぞれ独立に飛跡を再構成し，二つの飛跡が234
連結する場所でどの程度方向の差が生じているかを見るの

以上，両検出器の時間測定精度について紹介したが，最である。ドリフトチェンバーはビーム軸に対して天頂角方

終的な陽電子 - ガンマ線の時間差測定の分解能の評価は向 (q) と方位角方向 (f) で異なる分解能を持っており，このミューオン輻射崩壊 (m+  e +ne n m g ) を用いて行われた。

方 法 で 評 価 し た 分 解 能 は sq = 18 mrad, sf = 10 mrad でミューオン輻射崩壊は信号エネルギーに近い陽電子とガンあった。

マ線を同時に放出するので時間差測定の絶好の較正源とな

ee

陽電子の放出点位置測定の分解能についても同様に二回る。しかしながら信号エネルギーに近い陽電子とガンマ線

転事象における二つの再構成飛跡の連結点での差で評価でを伴う輻射崩壊の分岐比は非常に小さい ( さもなければきる。またターゲット上にはいくつかの穴が空いており，m  e g 崩壊探索の深刻な背景事象になってしまう！)ため，再構成した放出点の分布が穴の端でどのように鈍っている

偶発的重畳背景事象に埋もれてしまい測定は容易ではない。

かを見ることでも評価できる。このような方法で見積もっ

実際これまででもっともよい崩壊分岐比上限値を与えていた 放 出 点 位 置 分 解 能 は ， 水 平 方 向 3.2 mm, 垂 直 方 向 でる MEGA 実験[1]でもこの輻射崩壊事象を観測するのにビー

4.5 mm であった。

ムレートをかなり落とした特別なランが必要であった。

最後にガンマ線入射位置測定，陽電子方向測定，陽電子

一方 MEG 実験は極めて優れた時間差測定の精度を持っ放出点位置測定それぞれの分解能を合成することで陽電子-ているため，ビームレートを落とさずに輻射崩壊事象を観

ガンマ線の相対角度測定の分解能を導き出すことができる。

測することに成功している。図 15 は探索実験データ中に観結果は， sq = 21mrad, sf = 14 mrad であった。
eg

eg

5.2.5 陽電子-ガンマ線 時間差測定

測された陽電子-ガンマ線の時間差分布である。偶発的重畳
背景事象による平坦な分布の上に輻射崩壊事象によるきれいなピークがみえる。このピークは信号ガンマ線より若干

MEG 実験の大きな特徴の一つとして優れた時間差測定精低いエネルギー領域 40 < E g < 45 MeV で観測されたもので度をあげることが出来る。これは液体キセノン検出器，陽あり，得られたピークの幅に液体キセノン検出器の時間測電子スペクトロメータ双方ともすぐれた時間分解能を有し定分解能のわずかなエネルギー依存性の補正を加えることていることによる。

で，m  e g 崩壊事象に対する時間差測定分解能 148  17 ps

液体キセノンガンマ線検出器の時間分解能は CEX 反応にを得た。

よる 54.9 MeV, 83.0 MeV の同時単色ガンマ線を使って評価できる。この時間測定のために NaI 検出器の前に鉛板とプラスチックシンチレータを組み合わせた高速シャワーカウ
ンターを設置し，二つのガンマ線をシャワーカウンターと液体キセノン検出器で同時に測定する。得られた測定時間
差分布のピークの幅から，CEX 反応に使用される液体水素
ターゲット内でのパイオン停止分布の広がり，およびシャワーカウンター自身の時間分解能の寄与を差し引き，さらにわずかなエネルギー依存性を補正することで液体キセノ
ン検出器の信号ガンマ線に対する時間測定分解能として
st = (80  6)psec が得られた。
g

陽電子の時間はタイミングカウンターで測定された時間

図 15m  e g 崩壊探索実験データ中に観測されたミューオン輻
射崩壊による時間分布のピークからターゲットからタイミングカウンターまでの飛行時間を差し引くことで得られる。したがって陽電子の時間測定

5.2.6 検出効率

精度は，タイミングカウンター自身の時間測定分解能と飛ガンマ線検出効率は基本的にはモンテカルロシミュレー

行時間の見積もりの精度に依存する。まず，陽電子タイミ

ションを用いて見積もられている。検出効率はおもにガンングカウンターの時間分解能はミシェル崩壊陽電子が隣り

マ線がターゲットから液体キセノン検出器の有感領域に到合う複数のタイミングカウンターバーを通過する事象を使っ達するまでの物質量で決まるのだが，図 11 で示したようにて調べることが出来る。
バーごとのばらつきが多少あるが，液体キセノン検出器の応答関数は低エネルギー側にテイル

平均して s = 67 psec の時間分解能を実現している。実際はをひいているので，検出効率は解析に用いるエネルギー領

陽電子の飛行時間の見積もりによる不定性の寄与の方が大域の幅にも依存する。以下検出効率は m  e g 崩壊探索解析

きく，モンテカルロシミュレーションによるとその寄与はに用いられたエネルギー領域 E g > 46 MeV という条件でのs = 90 psec 程度と見積もられている。

見積もりとなる。ガンマ線パイルアップ事象や宇宙線事象

235のカットなど解析に関連した効率も含めて最終的なガンマ

6.1 プリセレクションとブラインディング

線検出効率は g = (63  4)% と求められた。なお検出効率

MEG 実験では検出器のほぼすべてのチャンネルで個別には多少ガンマ線の入射位置にも依存し，この数字は検出器

波形データを取得しているため，データサイズは非常に大全体で平均されたものである。

きい(表 1)。効率のよい解析を行うため，取得したデータ検出効率は測定データを元に見積もることもできる。たから大まかな基準で候補事象を選択するいわゆるプリセレ

とえば，CEX 反応による二つのガンマ線のうち，NaI 検出

クションを行い，データサイズを減らした。プリセレクショ

器で 83.0 MeV をタグした事象に対して 54.9 MeV ガンマ線

ンは検出器の較正や解析アルゴリズムの最適化が完全ではが液体キセノン検出器中で検出される割合から検出効率をない解析の初期段階に行われるので，選択基準は大変ゆる評価することができる。また，m  e g 崩壊探索実験中に観く，要求するのは，-6.9<te g < 4.4 ns, タイミングカウンター

測されるミューオン輻射崩壊による背景ガンマ線の頻度かのヒットと時間的に矛盾しない飛跡がドリフトチェンバー

らも検出効率を見積もることができる。これらの方法によで観測される，という二点のみである。このプリセレクショ

り見積もられたガンマ線検出効率はいずれもモンテカルロ

ンにより全体の 16% の事象が選択された。
図 16 はプリセレクションで残った事象の (te g , E g )- 平面にシミュレーションによる見積もりと誤差の範囲で一致している。
前述の通りドリフトチェンバーの放電問題のため陽電子おける分布である。他の観測量に関してはなんのカットもしていない点に注意されたい。

の検出効率は予想より低かった。しかも時間とともに効率が低下していくという大変やっかいな状態であったが，以下の方法により平均検出効率を求めることが出来る５。
陽電子検出効率は，ドリフトチェンバーにおける飛跡再構成効率とドリフトチェンバーに飛跡を残した事象のうちタイミングカウンターにヒットを残すという条件付き確率のかけ算となる。前者はタイミングカウンターのみでトリガーされたデータサンプルを用いて 37 %, 後者はドリフト
チェンバーのみでトリガーされたデータサンプルを用いて
38 % と求めることができた。したがって run 2008 の陽電子検出効率は e = 14 % ということになる。なお検出効率の見積もりに使用したデータサンプルは m  e g 崩壊探索データと同時に取得しているので，得られた検出効率は探索実験中の平均値ということになる。なお，すべてのドリフトチェ
ンバーモジュールが動作している場合に期待される本来の図 16 プリセレクションで選択された事象の分布
信号領域を含むブラインディングボックス中の信号は隠されている。それらを含む形で最大尤度推定用の解析領域が，解析領域のまわりにはサイドバンド領域が定義されている。

陽電子検出効率はおよそ 40% であり，run 2008 における陽解析におけるバイアスを避けるため，プリセレクトされ電子検出効率は期待より 3 倍程度悪かったことになる。

6

μ → eγ 崩壊探索解析

た事象のうち，信号領域より多少広い 48 < E g < 57.6 MeV,
-1 < te g < 1nsec で定義されるブラインディングボックス内

Run 2008 で取得した m  e g 崩壊探索データ中の信号数の事象はすべて隠された６。検出器の較正，解析アルゴリズの評価はいわゆる「ブラインド最大尤度推定」の手法で行ムの最適化，信号領域における背景事象の見積もりがすべわれた。解析の大まかな流れは以下の通りである。

て終了し，信号数を見積もる最終解析が行われるまでこの1. プリセレクションによるデータサイズ圧縮

状態で解析が行われた。m  e g 崩壊探索実験の背景事象の2. 信号領域の事象を隠すブラインディング
3. 解析アルゴリズムの最適化と背景事象の見積もり

ほとんどが偶発的重畳事象であることがこのような解析手法を可能にしている。たとえば，陽電子とガンマ線の時間がずれている領域(図 16 中の te g サイドバンド)で偶発的重4. 最大尤度推定による信号数の見積もり

畳背景事象の見積もりができる。図 17 は te g サイドバンド

5. 信号数の見積もりを元にした崩壊分岐比の計算で得られたガンマ線背景事象のエネルギースペクトルであ後述するが run 2008 の m  e g 崩壊探索解析で得られた信号数の上限値から崩壊分岐比の上限値を計算する際には，不安定であった陽電子スペクトロメータの検出効率の見積もりを直接必要としない方法を採用している

５

り，後述の最大尤度推定における E g の確率密度関数(PDF)

６

ブラインディングボックス内の事象は別ファイルに記録され最終解析直前までアクセスが制限された。

236にも使用されている。また，信号より E g が低い領域(図 16

偶発的重畳背景事象の PDF(B)も 5 つの観測量それぞれ中の E g サイドバンド)では，図 15 に示されているような陽についての独立な PDF の積で表され，それぞれの PDF は

電子-ガンマ線の時間差分布が得られ，ミューオン輻射背景

測定された背景事象のスペクトルにより定義される。たと事象によるピーク幅から時間分解能を評価することができ

えば E g については図 17 のサイドバンド領域で測定されたる。

エネルギースペクトルが， Ee に関しては図 14 のミシェル
崩壊スペクトルが使われている。
ミューオン輻射崩壊事象の PDF(R)は te g を除くすべての観測量が相関を持っているため少し面倒である。PDF は(E g , Ee , qe g , fe g ) に関する PDF と te g に関する PDF の積となる。前者は理論から計算されるスペクトルと実測された検出器の応答関数(つまり信号事象の PDF(S))を合成することで定義する。後者の te g の PDF は信号事象と同じ PDF が使用されている。
なお，前述のとおり MEG 検出器の性能はガンマ線の入射位置あるいは陽電子飛跡の方向に依存する。また特に run
2008 ではドリフトチェンバーの放電問題により陽電子スペ
図 17 測定された背景ガンマ線のエネルギースペクトルteγ サイドバンドのデータを使用した。

6.2 最大尤度推定による信号数の見積もりm  e g 崩壊事象数の見積もりは，信号領域の事象数を数

えるいわゆるボックス解析ではなく最大尤度関数を用いた推定により行われた。最大尤度関数は次の式で定義されて数にはこういった検出器応答の空間的および時間的な非一様性を記述する工夫がなされている。すなわち，観測量変
数 x i だけでなくそれに付随する分解能などの応答関数パラ
メータ dx i も観測量として扱っている。この場合 PDF は (x i , dx i ) の関数となり，事象ごとに異なる応答関数を使用することができるようになる。
最大尤度推定解析は 5 つの観測量に対して以下の条件でいる。
(N sig , N RMD, N BG ) =クトロメータの性能は時間とともに変化していた。尤度関

N

éN
ù
N
N
 êê Nsig S + NRMD R + NBG B úúi =1 ê
úûë

-N obs -N N obs

e
N obs !

定義された解析領域で行われた。
 46 < E g < 60 MeV
 50 < Ee < 56 MeV

尤度関数は三つの事象タイプ，すなわち m  e g 崩壊事象

 te g < 1nsec(S)，ミューオン輻射崩壊事象(R)，偶発的重畳背景事象(B)に 対 す る 確 率 密 度 関 数 (PDF) で 構 成 さ れ る 。
(N sig , N RMD, N BG ) はそれぞれの事象タイプの事象数を表す未知の変数であり，尤度関数を最大化する最良推定値としてこれらの値を求めることが解析の目的である。 N obs は実際に 解 析 領 域 に 観 測 さ れ た 総 事 象 数 ， ま た
N = N sig + N RMD + N BG である７。

各 PDF は観測量 x i = (E g , Ee , te g , qe g , fe g ) の関数である。信
号事象に対する PDF(S)は 5 つの観測量それぞれについての
独立な PDF の積で表され，それぞれの PDF は検出器の応答関数により定義される。検出器の応答関数は角度を除いてすべて実測された分解能をもとに定義されている。たとえば E g に関しては図 11 にあるような CEX ランで測定された応答関数が使われ， Ee に関しては図 14 のミシェル崩壊
スペクトルから導き出された応答関数が使われる。

 qe g < 100 mrad, fe g < 100 mrad

最大尤度推定法では，信号事象のみならず背景事象の見積もりを同時に行うため，信号領域より広い解析領域を設定し意図的に背景事象を取り込んでいる。今回は測定された検出器分解能の (5  10)s 程度の領域を解析領域(図 16の analysis box)とした。また，事象の再構成に関するいく
つかのクオリティカットも同時に適用して事象を選択している。なお，当然のことながら解析領域の設定，事象選択
条件の設定はブラインディングボックスを開ける前に行われた。

6.3 結果解析アルゴリズムの最適化，背景事象頻度の見積もりなどが終了した後，ブラインディングボックスをあけた。前節で定義した解析領域に N obs = 1189 個の事象が観測された。
くりかえしになるが，多くの事象が観測されているのは意７

この尤度関数は，総事象数も推定対象の未知数として扱う拡張型尤度関数となっている。

図的に信号領域よりずっと広い解析領域で事象を数えているためである。

237

観測された事象に対して最大尤度推定解析を行い停止ミューオン数，検出器のアクセプタンス，効率などで(N sig , N RMD, N BG ) の最良推定値を求めた。図 18 に各観測量割り算すれば求まるが，run 2008 で不安定であった陽電子

ごとの解析領域内の事象分布を示す。図中の実線は最良推

スペクトロメータの効率を精度よく求めるのはそれほど簡定値に基づく尤度関数であり，観測された事象分布と非常単ではない。また頻繁ではないが PSI の陽子加速器も出力によく合っていることがわかる。

が不安定になる場合があるのでこの方法はそういった不安定性の影響を受けてしまう。そこで，崩壊分岐比は探索実
験中に同時にカウントしていたミシェル崩壊陽電子の数 N enn
を元に計算することにした。ミシェル崩壊陽電子と信号陽電子に対する陽電子スペクトロメータの検出効率，アクセ
プタンスはほぼ同じであり，事象数はともにミューオン数に比例するので両者の比を取ればこれらの項目は相殺されるという点がみそである。
この場合崩壊分岐比は信号数 N sig から以下のように求められる。
BR(m +  e + g ) =

N sig

fE
ATC
 trig
 DCH
1
1
nn
nn
nn
´ enn ´ etrig´ eTC´ eDCH
´ g ´
(1)
N enn
P
Ae g
Ae g ee g
e g
e g

ここで feEnn = 0.101 はミシェル崩壊陽電子のエネルギース
ペクトルにおける 50 MeV 以上の部分の割合， P = 107 はミ
シェル陽電子測定用トリガーのプリスケール因子，
etrig/ etrig= 0.66 は信号陽電子とミシェル陽電子のトリガーννγ
図 18 解析領域のおける各観測量の事象分布
実線は最大尤度関数によるフィット結果。

/ AeTC) × (eDCH/ eDCH) = 1.11 × 1.02 は信号陽効率の比， (AeTC
νν
γ
νν
γ

電子とミシェル陽電子の検出効率の比，Aegγ = 0.98 は陽電子
スペクトロメータで信号陽電子が検出された事象に対する

次に N sig および N RMD について推定結果の 90% 信頼区間

信号ガンマ線の条件付きアクセプタンス， eγ = 0.63 は信号を，トイモンテカルロシミュレーションを用いた Feldman

ガンマ線の検出効率である。探索実験中にカウントされた-Cousins の手法[10]により決定した。 (N sig , N RMD ) 平面上のミシェル崩壊陽電子数が N eνν = 11414(50 < E < 56 MeV) で各点で，その点の座標を事象数の期待値として多数のトイあったことから，崩壊分岐比に関する上限値は，

モンテカルロシミュレーションによる実験を行い，尤度比

BR(μ + → e +γ ) < 2.8 × 10−11 (90%C.L.) / max がデータの尤度比よりも大きくなる確率が 90% であるような点によって 90% 信頼度の等高線を構成する。この 90% 信頼度の等高線から解析領域内の信号数の上限値として，N sig < 14.7(90%C.L.)と求められた[11]。なお寄与は小さいが式(1)の各項目の見積もりの誤差も考慮されている。

6.4

Run 2008 実験感度得られた崩壊分岐比上限値は，
run 2008 のデータ統計量，を得た。この上限値には系統誤差も含まれている。系統誤検出器の分解能，背景事象頻度などを用いて計算される実差のおもな原因としてガンマ線のパイルアップ事象選択ア

験の感度と比較することができる。

ルゴリズム，ガンマ線のエネルギースケール，ミシェル崩
壊陽電子のエネルギースペクトルのフィットパラメータにおける不定性があげられるが，統計誤差に比べると系統誤差の寄与は非常に小さい( 2% 程度)。

偶発的重畳背景事象，ミューオン輻射崩壊事象に関して解析領域で観測されたものと同じ事象数を仮定，さらにm  e g 崩壊事象数をゼロと仮定した上で，尤度関数に基づ

きトイモンテカルロシミュレーションによる実験を繰り返

17
なお，
ミューオン輻射崩壊数の最良推定値は N RMD = 25-+16

す。各実験で得られた崩壊分岐比上限値を平均したものをであったが，これは図 15 で観測された輻射崩壊の事象数か

実験の感度と定義する。この実験感度は統計的な揺らぎにら外挿して見積もった解析領域での期待数 40  8 と誤差のよらない，実験が到達することができる平均的な崩壊分岐

範囲で一致している。

比上限値ということになる。このような方法で計算した run

次に信号数 N sig に対する上限値から崩壊分岐比に対する2008 の実験感度は 1.3 × 10−11 であり，現在もっともよい実験

上限値を計算する。一般に崩壊分岐比は得られた信号数をなお，上限値 (1.2 × 10−11 [1]) と同程度であることがわかった。

238

この実験感度を持った実験を行った場合，run 2008 で実際に得られた 2.8 × 10−11 以上の上限値が得られる確率はおよそ5% と計算された。確率はそれほど高くはないが矛盾はしていない。
また te g サイドバンドにおいて，信号領域とまったく同じ

8 謝辞
苦労の多かった準備期間を経てなんとか実験開始にこぎつけることができたのは MEG 実験グループメンバーの努
力と関係者の方々のご協力の賜物です。この場を借りて感解析を行うことで実験の感度を推定することもできる。そ謝申し上げたいと思います。なかでも日本グループの学生の結果 (0.9  2.1) × 10−11 の分岐比上限値 (90%C.L.) が得らたちの貢献が大きかったことを強調しておきます。

れた。これはトイモンテカルロシミュレーションによって見積もった実験感度とつじつまがあった結果となっている。

また，本稿執筆の機会を与えてくださった高エネルギー
ニュース編集委員の皆様に感謝いたします。
本研究の一部は科学研究費補助金(特定領域研究

7 まとめと MEG 実験の今後
MEG 実験はすべての検出器の開発，建設を終え，2008

16081205)の助成を受けています。

参考文献

年 9 月にいよいよ本格的な探索データの収集を開始した。
Run 2008 はドリフトチェンバーの放電問題などにより期待[1] M. L. Brooks et al., Phys. Rev. Lett. 83 (1999) 1521.

される統計が得られなかったものの，既に現在の実験上限[2] S. Antusch et al., JHEP 0611 (2006) 090.

値を与える MEGA 実験の結果とほぼ同等な実験感度まで到[3] T. Mori et al., Research Proposal to PSI, R-99.05.01,

達していることがわかった。統計的な揺らぎにより，得らMay 1999, UT-ICEPP 00-02.

れた崩壊分岐比上限値は実験の感度に比べて数倍悪かった[4] 森俊則，日本物理学会誌 64 (2009) 674.

ものの，ビームレートを落とさずミューオン輻射崩壊事象[5] 西口創，高エネルギーニュース 27-4 (2009) 262; H.

を観測するなど，MEG 実験の能力の高さを十分に示す結果といえる。
ドリフトチェンバーの放電問題に関しては，run 2008 終Nishiguchi, Nucl. Instrum. Methods A 581 (2007) 538.
[6] W. Ootani et al., IEEE Trans. Applied Superconductivity 14 (2004) 568.

了後担当の PSI 検出器グループがすぐさま調査を開始，問[7] 三原智，高エネルギーニュース 26-1 (2007) 9; S. Mihara,

題箇所の特定に成功し見事問題を解決した。改良版ドリフ

et al., Cryogenics 44 (2004) 223; R. Sawada, 学位論文,

トチェンバーはすでに 2009 年の探索実験で問題なく動作し，

東京大学理学系研究科, 2008 年 11 月.

ほぼ期待通りの検出効率を実現している。また液体キセノ[8] S. Ritt, Nucl. Instrum. Methods A 518 (2004) 470.

ン検出器は run 2009 が始まる前に液体キセノンの徹底した[9] A. Baldini et al., Nucl. Instrum. Methods A 565 (2006)

純化を行うことでさらに光量が改善，ほぼ期待通りの光量を得ることに成功した。液体キセノン検出器は run 2009 全
期間にわたり最大光量で安定した運転が行われた。 Run
2009 は既に無事に終了しており，取得したデータを鋭意解析中である。増加したデータ量を元に現在の実験上限値を上回る感度での探索ができるものと期待している。今後，検出器分解能の改善を重ねつつ 2  3 年データ収集を継続し目標の崩壊分岐比感度 10−13 に到達したいと考えている。
MEG 実験の今後の結果に期待していただきたい。

589.
[10] G. J. Feldman and R. D. Cousins, Phys. Rev. D 57
(1998) 3873.
[11] J. Adam et al., hep-ex/0908.2594.