18■研究紹介

SciBooNE 実験におけるニュートリノ荷電カレントコヒーレント
π 生成反応の探索
東京大学 宇宙線研究所

平出克樹

hiraide@suketto.icrr.u-tokyo.ac.jp
2009 年（平成 21 年）5 月 30 日

はじめに

1

れる。SciBooNE 検出器は，ベリリウム標的から 100 m
下流のビーム軸上に設置されている。

SciBooNE 実験 (FNAL E954)[1] は，米国フェルミ国
立加速器研究所 (以下，フェルミ研) のブースターニュー
トリノビームを用いて行われたニュートリノ-原子核散乱実験である。

SciBooNE 検出器の位置において予想されるニュー
トリノビームのエネルギースペクトルを図 2 に示す。
93 % 純粋な νµ ビームで，平均ニュートリノエネルギーは 0.7 GeV である。

のデータ収集開始までの経緯を報告した [2]。今回は，全データ収集が無事終了したことを報告するとともに，2008 年 11 月に公表した SciBooNE 実験における最初の物理結果 [3] を紹介する。

2

SciBooNE 実験の概要

2.1

ニュートリノビーム

また，電磁ホーンに流す電流の極性を逆にすることにより π − が前方に収束され，その結果，反ニュートリノ
ビームを生成することができる。

Flux (/cm2/25MeV/POT)以前の高エネルギーニュースでは，SciBooNE 実験

-9

10

-10

10

図 1 にフェルミ研ブースターニュートリノビームライ

all

νµ
νµ

10-11

νe

ンの概略図を示す。まず，フェルミ研ブースターを用いて 8.9 GeV/c に加速した陽子ビームをベリリウムででき

10-12

νe

た標的にぶつけて，大量のメソン (おもに π ± ) を生成する。生成したメソンは，電磁ホーンと呼ばれるトロイダ

-13

10

ル磁場発生装置により，一方の電荷のものが選択的に前方に収束される。前方に収束された π + は，崩壊領域を飛行中に π + → µ+ + νµ のように崩壊してニュートリ

10-14

0

1

2

3

4
5
Eν (GeV)

ノを生成する。ニュートリノ以外の粒子は，ベリリウム
標的から 50 m 下流に設置されたビームダンプで吸収さ

図 2: SciBooNE 検出器の位置において予想されるニュート
リノビームのエネルギースペクトル。

SciBooNE
Detector

Target/Horn
Decay region

MiniBooNE
Detector

50 m
100 m

2.2

SciBooNE 検出器

440 m

図 3 に SciBooNE 検出器の概略図を示す。SciBooNE
検出器は，全感知型シンチレータ飛跡検出器 (SciBar)，電
図 1: ブースターニュートリノビームラインの概略図。

19
行う。この検出器により，約 1.2 GeV/c 以下のミューオ

EC

SciBarMRDンの運動量を測定することが可能である。

データ収集

2.3

データ収集は 2007 年 6 月から 2008 年 8 月まで行わν-beamれた。図 4 にデータ収集開始からニュートリノビーム
生成標的に供給された積算陽子数の推移を示す。データ
収集の期間は，3 期に分けられる。MiniBooNE 実験が既に反ニュートリノモードでデータ収集を行っていたた
め，2007 年 6 月から同年 8 月までは反ニュートリノモー
ドでデータ収集を行った (Run-1)。加速器の夏季シャッ

4m
Dark box
2m

トダウン後の同年 10 月からは，ニュートリノモードでデータ収集を行った (Run-2)。2008 年 4 月に再度電磁ホーンの極性を逆にして，同年 8 月まで反ニュートリノ
モードでデータ収集を行った (Run-3)。全期間でニュー

図 3: SciBooNE 検出器の概略図。

トリノ生成標的に供給された陽子数 (POT; protons on

磁カロリメータ (EC)，およびミューオン検出器 (MRD)target) は 2.64 × 1020 で，このうち陽子ビームおよび検出器の状態が悪かったスピルを除いたニュートリノデー
タ 0.99 × 1020 POT，反ニュートリノデータ 1.53 × 1020の三つの検出器から構成されている。
最上流に配置された SciBar 検出器は，14,336 本の細POT が物理解析に使われる。

3を x，y 方向に交互に組み合わせた多層構造をしていて，シンチレータ部全体の大きさは 3×3×1.7 m3 ，総重量は約 15 トンである。各シンチレータからの光は，波長変換ファイバーによって引き出され，一端で 64 チャンネ
ルマルチアノード光電子増倍管 (MAPMT) によって観測される。シンチレータ自身がニュートリノビームの標的であり，ニュートリノ反応事象の反応点の全立体角をProtons on target (x1E20)

い棒状 (1.3×2.5×300 cm ) のプラスチックシンチレータ
Delivered
For analysis

2

1

シンチレータが覆っていて不感領域がないため，ニュートリノ反応で生成したすべての荷電粒子をとらえることができる。さらに，各シンチレータでのエネルギー損失(dE/dx) を測定することで粒子識別が可能である。
SciBar 検出器の直下流に位置する EC 検出器は，鉛とシンチレーションファイバーから成るスパゲッティ型

0

Jun
'07

Jul

Oct Nov Dec Jan Feb'08

Mar AprMay Jun Jul Aug

Date

図 4: データ収集開始からニュートリノビーム生成標的に供給された積算陽子数の推移。

電磁カロリメータで，x 面と y 面の計 2 面から構成されている。EC 検出器は，ニュートリノ反応で生成した
図 5 は，SciBar 検出器内で発生した荷電カレント事

π 0 からのガンマ線の検出および，ニュートリノビーム
中に混入した電子ニュートリノ (≤ 1 %) によって生成さ象の候補数をベリリウム標的に供給された陽子数で規格れる電子を識別するのに用いられる。EC 検出器はビー化したイベントレートである。ニュートリノモードと反ム軸方向に 11X0 の物質量があり，エネルギー分解能は√14 %/ E (GeV) である。

ニュートリノモードでのイベントレートの違いは，主に最 下 流 に 位 置 す る MRD 検 出 器 は ，12 枚 の 鉄 板(305×274×5 cm3 ) と x 面と y 面計 13 面のプラスチッ
クシンチレータ (厚さ 6 mm) が交互に並んだサンドイッチ構造をしていて，ニュートリノ反応で生成したミューオンの同定，および，その飛程を用いて運動量の測定をベリリウム標的での π + と π − の生成断面積の違い (従って，ニュートリノフラックスの違い)，および (反) ニュー
トリノ-原子核反応断面積の違いによる。各期間でイベ
ントレートは安定しており，ニュートリノビーム-検出器ともに安定していたことが確認された。

+

0.8

GGM

0.6

2

1

ν CC
anti-ν CCν NC
anti-ν NC-38

n mode20

n moden mode

0 Jun

Jul

'07

Oct Nov Dec Jan'08

Feb Mar Apr

CHARM,
BEBC

AP

0.4

10

MB

0.2
0

May Jun Jul Aug

SKAT

K2K

0

5

10

をベリリウム標的に供給された陽子数で規格化したイベント
レート。

ニュートリノコヒーレント π 生成

1520Eν (GeV)Date

図 5: SciBar 検出器内で発生した荷電カレント事象の候補数3

1.2σ(νµ C → µ C π ) (10Event rate (/4E16 POT)

30

1.4

-

cm )

20

図 6: 過去に行われたニュートリノコヒーレント π 生成反応
断面積の測定結果。ここでは，異なる標的原子核，反応モードの結果を，(a) σ(CC) = 2σ(NC)，(b) σ(νµ ) = σ(ν¯µ )，(c)A2/3 依存性を仮定して σ(νµ 12 C→ µ− π +12 C) にスケールし
ている。

反応

そこで，われわれは K2K 実験と同じ SciBar 検出器

本研究の主題であるニュートリノコヒーレント π 生成
反応とは，ニュートリノが原子核全体と反応して，原子核を壊すことなく π 中間子を生成する反応で，以下のよ
うに荷電カレントと中性カレントの両方が起こりうる。
−

νµ + A →µ +A+π+(1)νµ + A →νµ + A + π 0(2)を用いて，同じニュートリノエネルギー領域を異なる
ニュートリノビームで，かつ，さらに高統計で荷電カレ
ントコヒーレント π 生成反応の探索を行った。以下の解
析では，0.99 × 1020 POT のニュートリノデータを用いている。

4荷電カレント事象選択

ここで，A は原子核を表す。この反応の特徴は，ニュートリノが原子核に与える運動量が非常に小さいことである。
図 6 は，過去に行われたニュートリノコヒーレント π
生成反応断面積の測定結果を示している。過去の実験は，
おもにバブルチェンバーを用いて，比較的高いニュート
リノエネルギー領域 (2 ∼ 100 GeV) で行われてきたもので，これらの結果は一つの理論モデルでよく説明できていた。

まず，荷電カレント事象選択について説明する。荷電カレント事象の再構成は，ミューオンの同定から始まる。
ミューオンは，SciBar 内で生成して MRD に到達したトラック (SciBar-MRD マッチトラック) として同定される。一つのイベント中に複数の SciBar-MRD マッチ
トラックがある場合は，もっとも高エネルギーのトラッ
クをミューオンと同定する。ニュートリノ荷電カレント
事象の反応点は，ミューオンと同定されたトラックの最上流の点として再構成することで，約 0.5 cm の位置分

ところが，最近になって K2K 実験が平均エネルギー

解能で決定される。再構成された反応点が SciBar の有

1.3 GeV のニュートリノビームを用いて測定したところ，

効体積内 (10.6 tons) にあることを要求することにより，荷電カレントコヒーレント π 生成反応が理論予想より

SciBar 検出器の外 (たとえば実験ホールの壁など) で発

はるかに少なく，信号が観測されなかった，という結果

生した事象を除外する。また，時間幅 2 µsec のビームを公表した [4]。一方で，ほぼ同じエネルギーのニュータイミング内の事象を選択することで，宇宙線ミューオ

トリノビームを用いている MiniBooNE 実験では，中性ンの事象を除外する。以上の事象選択により抽出されたカレントコヒーレント π 生成反応が観測されたが，理データサンプルは，「SciBar-MRD マッチサンプル」と呼論モデルの予想の約 65 % であった [5]。これまでのとこ

ばれ，inclusive な荷電カレント事象サンプルである。モろ，なぜ K2K 実験と MiniBooNE 実験では理論モデル

ンテカルロシミュレーションによると，荷電カレント事の予想より少ないか，また，なぜ中性カレントでは観測

象の eﬃciency は 27.9 %，purity は 92.8 %，平均ニューされたのに対し荷電カレントでは観測されないのかも解

トリノエネルギーは 1.2 GeV である。また，サンプル中

明できていない。

21

オフタイミングのデータサンプルを用いて見積もった結果，0.5 % であった。

p-like π-like
Entriesの宇宙線ミューオンバックグラウンドの割合は，ビーム

DATA
p

3

SciBar-MRD マッチサンプルのうちで，ミューオンが

10

π
µ

MRD 中で止まった事象を「MRD stopped サンプル」，
MRD の全レイヤーを突き抜けた事象を「MRD penetrated サンプル」として分類する。「MRD penetrated
サンプル」では，ミューオンが突き抜けてしまっている
ため，飛程から正確に運動量を再構成することはできな
いが，下限値を得ることができる。

e
102

10
0

0.2

0.4

0.6

0.8

1
MuCL

荷電カレント事象の分類

5

荷電カレント事象は，トラック数，dE/dx による粒

図 8: 2 -トラック事象サンプルにおける，2nd トラックのミュー
オン信頼度 (MuCL)。
Y (cm)

子識別，反応点付近のエネルギー損失によって，さらに150

サブサンプルに分けられる。
図 7 は，ニュートリノ反応点から生成した荷電粒子によるトラック数の分布である。図中の点がデータ，ヒス

100

トグラムがモンテカルロシミュレーションの結果で，ヒストグラムは各反応モードごとに色分けされている。

50

Entries

0
DATA

15000

CC coherent π-50

CC resonant π
Other

10000

CC QE

-100

-150
5000

0

0

0

1

2

3

4
5
Number of tracks

50

100

150

200

250

300

350
Z (cm)

図 9: 典型的な µ + π 事象のイベントディスプレイ。

図 7: ニュートリノ反応点から生成した荷電粒子のトラック数。

µ+π 事象は，さらに反応点付近のエネルギー損失 (バーテックス・アクティビティ) の大きさによって二つのサンプ

次に，各トラックの粒子識別を行うことにより，2 -トルに分類される。バーテックス・アクティビティは，再構成

ラック事象は「µ + p サンプル」と「µ + π サンプル」にされたニュートリノ反応点の周り 12.5 × 12.5 × 12.5 cm3分けられる。トラックに沿ったヒットの dE/dx をもとの中で一つのシンチレータに落としたエネルギーの最にして，ミューオンらしさ (すなわち，最小イオン化粒大値として定義される。図 10 は，µ + π 事象サンプル

子らしさ) を表す「ミューオン信頼度 (MuCL)」を定義

におけるバーテックス・アクティビティを示している。

して，最小イオン化粒子 (ミューオン，パイオン) と陽6 MeV 付近のピークは，反応点から生成した二つの最小イオン化粒子によって落とされたエネルギーに相当する。
10 MeV 以上のイベントはおもに νµ + p → µ− + p + π +子の識別を行う。図 8 は，2 -トラック事象サンプルにおける，2nd トラックのミューオン信頼度 (MuCL) の分布である。ここでは，モンテカルロシミュレーションはという反応によるもので，トラックとして再構成できな

真の粒子の種類ごとに色分けされている。MuCL> 0.05

い低エネルギー陽子がバーテックス・アクティビティとを π-like，MuCL< 0.05 を proton-like と定義した。図 9して観測されている。

は，典型的な µ + π 事象のイベントディスプレイである。

Entries / 0.05 (GeV/c)2

5000(a) 1-track
DATA

4000

CC coherent π
CC resonant π

3000

Other
CC QE

Entries / 0.05 (GeV/c)2

22

500

Other
CC QE

1000

100

500

0.6

(c) µ+π with activity
DATA

400

CC coherent π
CC resonant π

300

0
0

0.8
1
Q2 (GeV/c)2

Other
CC QE

Entries / 0.05 (GeV/c)2

Entries / 0.05 (GeV/c)2

0.4

0.8
1
Q2 (GeV/c)20.8
1Q2 (GeV/c)2(d) µ+π without activity
DATA
CC coherent π
CC resonant π
Other
CC QE

100

0.6

0.6

300

100

0.4

0.4

400

200

0.2

0.2

500

200

0
0

CC resonant π

300

200

0.2

DATA
CC coherent π

2000

0
0

(b) µ+p

400

0
0

0.2

0.4

0.6

0.8
1
Q2 (GeV/c)2

図 11: 四つの荷電カレント事象サンプルにおける，再構成された運動量移行の自乗 (Q2 )。

Entries / MeV

乗 (Q2 ) の分布をフィットしてシミュレーションのパラ
no activity

メータに制限を与えた。ここで，Q2 は以下の式により

w/ activity
DATA

再構成される。

CC coherent π

200

Q2rec = 2Eνrec (Eµ − pµ cos θµ ) − m2µ

CC resonant π

(3)

Other
CC QE

100

Eνrec は荷電カレント準弾性散乱を仮定して再構成した
ニュートリノエネルギーで，以下のように計算される。
Eνrec =

0
0

10

20

30
40
Energy deposit (MeV)

図 10: µ + π 事象サンプルにおける，反応点付近のエネルギー
損失 (バーテックス・アクティビティ)。

1 (m2p − m2µ ) − (mn − V )2 + 2Eµ (mn − V )2(mn − V ) − Eµ + pµ cos θµ(4)

V = 27 MeV は nuclear potential である。フィッティン
グの詳細については，文献 [3] を参照されたい。
図 11 は，四つの荷電カレント事象サンプルにおける，
2

Q フィッティング後の再構成された Q2 分布である。
「µ+

以上のように，荷電カレント事象は，(a) 1 -トラック

π・アクティビティなし」のサンプルの Q2 < 0.1 (GeV/c)2の領域は信号領域であるためフィッティングには使われ事象，(b) µ + p 事象，(c) µ + π・アクティビティあり，ていない。また，µ + p サンプルの Q2 が小さい領域で(d) µ + π・アクティビティなし，の四つのサブサンプルに分類される。最終的な荷電カレントコヒーレント π 事

シミュレーションの予想に対しデータの過剰が見られる

象は，「µ + π・アクティビティなし」のサンプルから抽があって，事象の特徴がコヒーレント π 生成反応とは異出される。その際，信号領域のバックグランド事象数はなっているため，本解析には影響しないと判断された。

モンテカルロシミュレーションを用いて見積もられる。
シミュレーションに用いている様々なモデルの不定性を抑えるために，上記の四つのサンプルの運動量移行の自が，これらの事象は大きなバーテックス・アクティビティ

23

荷電カレントコヒーレント π 事象

6におけるバックグラウンド事象数の期待値は，228±12であった。ここで，バックグラウンド事象数の期待値にの抽出

対する誤差は，Q2 フィッティングによる不定性のみを「µ + π ・アクティビティなし」のサンプルはまだ多考慮している。

くのバックグラウンド事象を含むため，さらに事象のまた，図 13 は「MRD penetrated サンプル」から同

kinematics を用いたカットにより荷電カレントコヒーレ
ント π 事象の抽出を行う。ここでのバックグラウンド事

様にして抽出された事象における再構成された Q2 分布

象は，主に荷電カレント準弾性散乱 (νµ + n → µ− + p)，

事象が観測された。一方，モンテカルロシミュレーショ

−である。最終的に，Q2 < 0.1 (GeV/c)2 の信号領域に 57

および荷電カレント 1π 生成反応 (νµ +n → µ +n+π )ンによる信号領域におけるバックグラウンド事象数の期である。

待値は，40±2.2 であった。

+

ので測定されたミューオンの運動量と角度から陽子の方向を予測することができる。この予測された方向と実際に観測された 2nd トラックの方向のなす角 (∆θp ) が小
さいと，その事象が荷電カレント準弾性散乱である確率が高い。∆θp < 20◦ の事象を除外することで，荷電カレ
ント準弾性散乱を約半分に減らした。

Entries / 0.025 (GeV/c)2

まず，荷電カレント準弾性散乱の場合は，二体反応な
40

DATA

30

CC coherent π
CC resonant π
Other

20

CC QE

次に，荷電カレントコヒーレント π 事象の場合は，原10子核に与える運動量が非常に小さいことから π も前方へ出る。一方で，荷電カレント 1π 生成反応の場合は π が後方へ出る場合もあるため，π トラックが前方 (θπ < 90◦ )

0
0

0.1

0.2

0.3

に出ている事象を選ぶことで，荷電カレント 1π 生成反0.4
0.5
Q2 (GeV/c)2

応によるバックグラウンド事象を減らすことができる。
また，∆θp カットで除外できなかった荷電カレント準弾

図 13: 「MRD penetrated サンプル」から抽出された事象に性散乱事象は，実は高エネルギー陽子がミューオンと同おける再構成された Q2 分布。

定され，低エネルギーミューオンが後方に出ていることが多いため，このような事象も除外することができる。
図 12 は，「MRD stopped サンプル」から抽出された事象における再構成された Q2 分布である。最終的に，

Q2 < 0.1 (GeV/c)2 の信号領域に 247 事象が観測された。一方，モンテカルロシミュレーションによる信号領域7

結果
本研究では，ニュートリノフラックスの不定性による系統誤差を抑えるために，全荷電カレント反応に対する荷電カレントコヒーレント π 生成反応の断面積比

Entries / 0.025 (GeV/c)2σ(CC coherent π)/σ(CC) を求めた。
150「MRD stopped サンプル」を用いた断面積比の測定
DATA−2
結果は，(0.16 ± 0.17(stat)+0.30であり，荷−0.27 (sys)) × 10

CC coherent π

電カレントコヒーレント π 生成反応の信号は観測され

CC resonant π

100

Other
CC QE

(UL は求める上限値) という関係式から 90 %信頼度の上

50

0
0

なかった。したがって，われわれは系統誤差も考慮に入∫ UL∫∞
れた likelihood(L) を用いて， 0 Ldx/ 0 Ldx = 0.9
限値を求めた。

0.1

0.2

0.3

0.4
0.5
Q2 (GeV/c)2σ(CC coherent π)< 0.67 × 10−2
σ(CC)

(5)

モンテカルロシミュレーションによるとこのサンプルの平均ニュートリノエネルギーは 1.1 GeV である。

図 12: 「MRD stopped サンプル」から抽出された事象における再構成された Q2 分布。

一方，「MRD penetrated サンプル」を用いた断面積比−2の測定結果は，(0.68 ± 0.32(stat)+0.39
で−0.25 (sys)) × 10

24

表 1: 荷電カレントコヒーレント π 生成反応の断面積に対する系統誤差。

SourceMRD stopped
error (×10−2)

MRD penetrated
error (×10−2 )Detector response
Nuclear eﬀect

+0.10
+0.20

−0.18
−0.07

+0.18
+0.19

−0.18
−0.09

Neutrino interaction model
Neutrino beam

+0.17
+0.07

−0.04
−0.11

+0.08
+0.27

−0.04
−0.13

Event selection

+0.07

−0.14

+0.06

−0.05

Total

+0.30

−0.27

+0.39

−0.25

あり，荷電カレントコヒーレント π 生成反応の有意な信た Rein-Sehgal モデルが数 GeV 以下では破綻している号は観測されなかった。したがって，90 %信頼度の上限ことを示している。

値は，以下のようになった。

σ(CC coherent π)< 1.36 × 10−2σ(CC)われわれが今回の結果を公表した後，理論モデルの議(6)

また，このサンプルの平均ニュートリノエネルギーは2.2 GeV である。
われわれが求めた上限値は，これまでコヒーレント

π 生成反応の理論モデルとして多くのニュートリノ実験で使われてきた Rein-Sehgal モデルの予想値に対して，
1.1 GeV，および 2.2 GeV で，それぞれ 33 %，67 %であり，理論予想をはるかに下回っていた。
ここで，荷電カレントコヒーレント π 生成反応の断面積に対する系統誤差を表 1 にまとめた。系統誤差は，(1)

MAPMT のクロストーク，シンチレータのクエンチン
グ効果などの検出器応答の不定性，(2) 原子核内での π論が活発に行われるようになった。そこで，われわれもさらに深くデータの分析を進めてきた。図 14 は，「MRD

stopped サンプル」から抽出された事象における π の角度分布である。分布を見ると，π の角度が小さい領域のみにおいて，バックグラウンドの予想に対してデータの過剰が見られる。
また，図 15 のように，観測された二つのトラックの方向をニュートリノビームと垂直な平面 (x-y 平面) に射影した時の back-to-back からのずれの角度を ∆φ と定義する。荷電カレントコヒーレント π 生成反応の場合，原子核はほとんど動かず，ミューオンとパイオンは x-y 平
面において back-to-back に出やすいと考えられる。すなわち，∆φ ∼ 0 となることが予想される。図 16 に，「MRD stopped サンプル」から抽出された事象におけ吸収，散乱断面積などの不定性，(3) バックグラウンド
トリノエネルギースペクトルの不定性，(5) 事象選択に用いたカットの値による不定性，の五つに大別される。

100

Entriesとなるニュートリノ反応のモデルの不定性，(4) ニュー

DATAν CC coherent π

おもに，原子核内での π 吸収，散乱断面積などの不定

ν CC resonant π性，およびニュートリノエネルギースペクトルの不定性

ν BG
ν NC

が系統誤差に寄与している。

ν CC other50

8ν CC QE

まとめと今後の展望
われわれは，0.99 × 1020 POT のニュートリノデータを用いて，荷電カレントコヒーレント π 生成反応の探索を行った。その結果，平均ニュートリノエネルギーが異なる二つのサンプルで有意な信号を観測することはで

00

きず，全荷電カレント反応に対する荷電カレントコヒー

50

100

150
θπ (degrees)

レント π 生成反応の断面積比の 90 %信頼度における上限値を求めた。われわれの結果は，これまで使われてき

図 14: 「MRD stopped サンプル」から抽出された事象における π の角度分布。

25∆φ (θπ>35 degrees)

40

DATA
ν CC coherent π

30

ν CC coherent πν CC resonant π

ν BG

ν BG

30

ν NC

ν NC

ν CC otherν CC other

10

0

DATA

40

ν CC resonant πν CC QE

20

Entries

Entries∆φ (θπ<35 degrees)ν CC QE

20

10

-100

0

100
∆φ (degrees)

0

-100

0

100
∆φ (degrees)

図 16: 「MRD stopped サンプル」から抽出された事象における ∆φ の分布。左図は θπ < 35◦ の事象， 右図は θπ > 35◦ の
事象。

謝辞

π

∆φ

本研究は，日米科学技術協力事業（高エネルギー物理分野），科学研究費補助金，日本学術振興会二国間交流事業（日米共同研究）の援助のもと行うことができましµν

た。また，著者は日本学術振興会特別研究員制度からの援助を受けていました。この場を借りて，心より感謝申し上げます。

X-Y plane

参考文献
図 15: x-y 平面上における角度 ∆φ の定義。

[1] A. A. Aguilar-Arevalo et al. [SciBooNE Collaboration], [arXiv:hep-ex/0601022].

◦

る ∆φ の分布を示す。θπ < 35 の事象で，∆φ ∼ 0 の領域においてバックグラウンドの予想に対してデータの過剰が見られた。したがって，荷電カレントコヒーレン
ト π 生成反応のわずかな存在を示唆する兆候が見えている。
一方で，われわれは 1.53 × 1020 POT の反ニュート
リノデータも収集しており，現在，同様の手法により反ニュートリノ荷電カレントコヒーレント π 生成反応の解析を進めている。多くの理論モデルで，ニュートリノお[2] 田中秀和，高エネルギーニュース 第 26 巻 2 号，104(2007 年 7/8/9 月)．
[3] K. Hiraide et al. [SciBooNE Collaboration], Phys.
Rev. D 78, 112004 (2008) [arXiv:0811.0369 [hepex]].
[4] M. Hasegawa et al. [K2K Collaboration], Phys.
Rev. Lett. 95,
ex/0506008].

252301(2005)[arXiv:hep-

よび反ニュートリノによるコヒーレント π 生成反応断面積が等しいとされている一方で，反ニュートリノモード
ではバックグラウンド事象となる反応の断面積は小さい
ため，有利であると考えられている。今後，反ニュート
リノデータによるコヒーレント π 生成反応の解明を目指している。

[5] A. A. Aguilar-Arevalo et al. [MiniBooNE Collaboration], Phys. Lett. B 664,
[arXiv:0803.3423 [hep-ex]].

41 (2008)