143■ 研究紹介フレーバーを区別する新しい場は見つかるか？
チューリッヒ大学

髙橋 悠太
Yuta.Takahashi@cern.ch
2022 年 (令和 4 年) 7 月 29 日

1

はじめに

ニバーサルであるから, 特定のフレーバーに関わる事象

素粒子標準理論 (SM) において, フレーバーを区別すにのみずれがあれば, それは「異常」になる。

たとえばミューオン g − 2 は現在 4.2σ ほど SM からることができる唯一の場はヒッグス場だけである。だが,ずれているが [1], 電子の g − 2 はそれほどずれていない出したのだろうか? 例えば質量スペクトラムはどうだろしていないが [3], 仮にこれが SM とコンシステントな

ヒッグス場のみがフェルミオンのフレーバー構造を生みう。ニュートリノは別としても, 一番軽い電子と一番重いトップクォークとのあいだには 5 桁もの開きがある。

なぜ湯川結合定数はこんなにもかけ離れた値を持つのだ

ろうか? 宇宙の初期, つまり高いエネルギースケールに[2]。電子の g − 2 は SM との差を議論する精度には達結果に帰着するのであれば, 現在のミューオン g − 2 の結果はフレーバーアノマリーを示唆することになる。

B 中間子の崩壊におけるレプトンフレーバー不変性の破れの兆候も, フレーバーアノマリーの一種である。具はヒッグス場の他にフレーバーを区別する場が存在し,体的には, b → sµµ および b → cτ ν の遷移に現れていフレーバー構造の基礎を築いたのではないだろうか, と,グラムを図 1 に示した。

それが第 1 世代より第 2, 3 世代を特別扱いすることで疑いたくなる。

そこに現れたのが, 近年のフレーバーアノマリーである。ミューオン g − 2 の SM からのずれや, B 中間子崩壊におけるレプトンフレーバー不変性 (LFU) の破れの兆候は, 高いエネルギースケールにフレーバーを区別する新しい場が存在していることを示唆しているようだ。

On y va! ということで (?), これを契機として現象論研究が進み, それらの研究を水先案内人としてエネル
ギーフロンティア実験における新物理探索が活性化した。とくに, 第 2, 3 世代に注目してアノマリーを説明しうる新物理を探す研究や, 異なる世代間で比を取り,
LFU の検証をする研究も進んだ。

る SM からのずれのことを指す。SM におけるダイア

q̄
b

Vtb

W−

q̄

q̄
Vts⇤

s

b

t

q̄
Vcb

c

W
µ−

Z/

µ

+

⌧
⌫¯⌧

図 1: (左) b → sµµ, (右) b → cτ ν のダイアグラム

b → sµµ 過程は昔から新物理探索のゴールデンチャ

ンネルの一つであった。終状態にニュートリノを伴わないので実験的にきれいな再構成ができ, かつ, FCNC

本稿は, これらエネルギーフロンティアにおける最新(Flavour Changing Neutral Current) 過程なので GIM

第 1 節でフレーバーアノマリーについて, 第 2 節でフな新物理の寄与でもプローブできると期待されたのであの研究について紹介するものである。本題に行く前に,

レーバーアノマリーが High-q 実験に与える示唆につい2て示しておいた。仕事柄, CMS 実験での結果が主にな

るが, あらかじめご了承いただけたらと思う。

2

フレーバーアノマリー

フレーバーアノマリーとは, ある特定のフレーバーにのみ SM からのずれが現れている状況のことをいう。

SM ではヒッグスを除く全ての相互作用はフレーバーユ

抑制が効いて SM の散乱振幅が小さい。よって, 小さる。そんな b → sµµ プロセスを使って行われてきたのが, LFU の検証である。 次のように定義された物理量を測定することで行われる。

RHs ≡B(Hb → Hs µ+ µ− )B(Hb → Hs e+ e− )Hb は b クォークを含むハドロン, Hs は s クォークを含むハドロンである。ハドロンなのでメソンであってもバリオンであってもいい。比を取ることで, 始状態の b クォー

244

クや終状態の s クォークが, スペクテータークォークと共に特定のハドロンを作る確率 — フォームファクターという — に起因する理論誤差を相殺することができる。

ペクテータークォークが存在しないためにフォームファ

クターの不定性を免れるため, SM の予言精度が高い —

相対誤差で 4%程度だ。これならば, わざわざ RHs のよ

実験的にも, 分母と分子で共通する系統誤差を減らすこ

うに比をとらなくても b → sµµ アノマリーの検証がで

J/ψ → ℓℓ (ℓ = e, µ) などの SM 共鳴事象の寄与を避けるのは軸性ベクターかスカラーのカレントを持った新物うのが普通だ。よく使われるのは q = [1.1, 6.0] GeV

程では, 軸性ベクターかベクターのカレントを持った新るために q = (pℓ+ + pℓ− )22= m2ℓℓ の範囲を限定して行
22であり, この範囲での SM 期待値は 1 ± 0.01 である。
実験的に一番測定しやすく, 精度も高いのは B+→

K ℓℓ を用いた RK + [4] であるが, その他にも B →K ∗+ ℓℓ を使った RK ∗+ [5], B 0 → K ∗0 ℓℓ を用いた++

→ Ks0 ℓℓ を使った RKs0 [5], そして Λb →0

RK ∗0 [6], B
pK − ℓℓ を用いた RpK − [7] などがある。LHCb が公表している結果をこの順でまとめたのが図 2 である1 。
Private Compilation
RK + [1.1, 6.0]
RK *+ [0.045, 6.0]
RK *0 [1.1, 6.0]
RK *0 [0.045, 1.1]

きる2 。ちなみに, Bs → µµ 崩壊に寄与することができ理のみである [16]。一方, 先ほど扱った Hb → Hs ℓℓ 過物理が寄与することができる [16]。 両者を相補的に測定することで, 新物理のローレンツ構造を絞り込むことができる。いずれにせよ, LHCb がこれまでの全統計を用いて行なった測定の結果を図 3 に示した [17]。
Candidates / ( 27.5 MeV/c2)とができるという旨味がある。なお, LFU の検証では,

LHCb

40

Data
Total

9 fb−1B0s →µ +µ −BDT ≥ 0.530

B0→µ +µ −20

X b→hµ ν µB0s →µ +µ −γ
B→h+h'−
B→π 0(+)µ +µ −

10
0
5000

RK 0 [1.1, 6.0]s

RpK- [0.1, 6.0]
0.2

0(+)

Combinatorial

0.4

0.6

0.8

1.0

RH

5500

6000
mµ +µ − [MeV/ c2]

図 3: LHCb による Bs → µµ 解析の結果 [17]。ラン 2

図 2: b → sµµ 遷移における LFU の検証結果。左のラ(2016–2018) までの全統計 9 fb−1 を使っている。Bs →µµ 過程はヘリシティ抑制を受けるため, 分岐比が極めのが統計誤差, 黒が系統誤差も含めたトータル。

変質量 mµµ の分布が Bs 質量 (5.37 GeV) のところでベルには q 2 の範囲を示してある。緑 (灰) 色で示した

すべての測定で系統的に RHs < 1 を示しているのがポイントだ。分母と分子で別々に崩壊分岐比を測定してみると, b → sµµ を含む分子の崩壊分岐比が SM より下に出ていることがわかる [8, 9, 10]。さらに, これとは独立した物理量として, B 0 → K ∗0 µ+ µ− , B + → K ∗+ µµ,

Bs → ϕµµ 過程を用いた µ 粒子の崩壊角分布も測定されているが, そちらでもアノマリーが見つかっているて小さい [18] が, それでも, 2 つの µ 粒子から組んだ不綺麗なピークを作っている。

得られた結果は B(Bs → µµ) × 109 = 3.09+0.46−0.43 (統計) +0.15−0.11 (系統) と, 1σ の範囲内で SM の期待値 (3.66 ±0.14) × 10−9 と一致するものであった。B(Bs → µµ) は

LHCb 以外にも ATLAS や CMS で測定されており, とくに CMS の最新結果については後で言及する。

b → cτ ν アノマリーについても触れておこう。ここで[11, 12, 13]。有効場理論を使ってこれらの一連の測定も興味があるのは LFU の検証である。

もっても, 4.3σ ほど SM からずれていることが知られRD(∗) =をグローバルフィットしてやると, かなり保守的に見積ている [14]。

b → sµµ アノマリーに関連してもう一つ大切なのがB(Bs → µµ) の測定である。図 1 (左) においてスペク
テータークォークを取り除き, b → s を一つのメソン内で完結させて始状態に持ってくればこの過程になる。ス

1 b → sµµ における LFU の検証は LHCb が強い。B → Kℓℓ
過程はニュートリノを伴わない綺麗な終状態であり, ハドロンコライ
ダーがレプトンコライダーに比べて「汚い」環境であることがさほどマイナスにならない。よって, 重心系エネルギーが高いために B 中
間子の生成断面積が大きい LHCb に分がある; Belle 実験が 20 Hz
で B を生成できるのに対して LHCb は 40000 Hz で生成できる。

B(B → D(∗) τ ν̄τ )B(B → D(∗) ℓν̄ℓ )比を取るのは RHs の場合と同様, フォームファクターに対する不定性を打ち消すためである。だが RD(∗) の場合には, 実験的に定まっていない |Vcb | に対する不定性を打ち消すという別の理由もある。SM における RD∗ の予言

値は 0.254±0.005 [19], RD の予言値は 0.299±0.003 [19]で, RHs の時とは異なり, どちらも 1 より小さな値になっ

2 実際, B → ee や B → τ τ との比をとれと言われてもできなss
い。前者は崩壊分岐比が小さすぎて実験的にアクセスできないし, 後者は τ の識別が難しいために探索が難しく, 発見には程遠い [15]。

345ている。これは τ レプトンの質量が B 中間子に比べて比較的重いために, 位相空間で損をするからである。

図 4 に, 現在得られている RD∗ の測定結果を示す [19]。
BaBar 2012, had. tag
Belle 2015, had. tag

0.293 ± 0.038 ± 0.015

g2(c̄L γ µ bL )(τ̄L γ µ νL )m2NP

ここで, g は新物理の結合の強さ, mNP は新粒子の質量ノマリーの大きさを説明するような mNP を求めてやる

Belle 2017, (hadronic tau)0.270 ± 0.035 ± 0.027と, mNP ∼ 3 TeV が得られる [30]。ATLAS や CMS

LHCb 2015

0.336 ± 0.027 ± 0.030

LHCb 2018, (hadronic tau)

でも直接生成ができそうなエネルギースケールである。

0.283 ± 0.019 ± 0.029

Belle 2019, sl.tag

0.283 ± 0.018 ± 0.014

b → cτ ν は SM ではツリーレベルで起こるプロセスで

Average0.295 ± 0.014

SM Predictionあるため, 新物理の質量スケールは比較的軽いところに0.254 ± 0.005

PRD 95 (2017) 115008

ないといけないのだ。

0.257 ± 0.003

JHEP 1712 (2017) 060
0.257 ± 0.005

同様にして, b → sµµ に対する新物理の寄与も書き下PLB 795 (2019) 386
0.254 ± 0.007

PRL 123 (2019) 9,091801
0.253 ± 0.005

EPJC 80 (2020) 2, 74
0.247 ± 0.006

FNAL/MILC arXiv:2105.14019

HFLAV

0.265 ± 0.013

2021

0.3

R(D*)

図 4: b → cτ ν における RD∗ の検証結果 [19]こちらの測定では Belle [20, 21, 22, 23] や BaBar [24,25] がリードしている。終状態が複雑であり, ニュート

リノによる損失エネルギーも伴うため, より綺麗な環境であるレプトンコライダーの方に分があるからだ。とは言え, LHCb も健闘している [26, 27, 28]。

3 つの独立した実験が一様に 10–20% 程度大きな崩壊

分岐比を報告していること, また, ここでは示さないが,中間子のスピンが違うだけの RD [19] や, スペクテー

タークォークが違うだけの RJ/ψ [29] でも同様にずれが報告されていることは興味深い。

3

L⊃である。例えば g をオーダー 1 と仮定して b → cτ ν ア

0.332 ± 0.024 ± 0.018

0.2に対する新物理の寄与は次のように書くことができる。

High-q 2 実験への示唆

ここからは, B 中間子アノマリーを取り上げ, それがエネルギーフロンティア実験にどんな示唆を与えるのかについて見ていきたい。このテーマは現象論の分野で活発に議論されており, アノマリーが見え始めた 10 年前から数えて, すでに 2000 を超える論文が発表されている。
ここでは, 実験屋にとって特に興味がある (1) 新物理のエネルギースケールと (2) 注目すべきシグネチャーに的を絞ろう。具体的な新物理のモデルに入ると発散する
ので, できるだけ一般的な議論にしておきたい。

まず, (1) 新物理のエネルギースケールはどれくらいか。 これは b → cτ ν アノマリーを考えるか, b → sµµ
アノマリーを考えるかで異なる。

新物理の質量が B 中間子の質量 mB に比べて十分大きいと考え, 4 点フェルミ結合を考えてやると, b → cτ ν

しておこう。

L⊃

g2(s̄L γ µ bL )(µ̄L γ µ µL )m2NP

g をオーダー 1 と仮定して b → sµµ アノマリーの大きさを説明するような mNP を求めてやると, こちらでは
mNP ∼ 40 TeV が得られる [30]。SM における b → sµµ過程の散乱振幅が小さいので, 新物理の質量スケールもそれに応じて高くなるのである。

う～ん。これでは, b → sµµ アノマリーを説明するような新物理は ATLAS や CMS では見つけられないと思うかもしれない。だが, 悲観するのは早い。g がオー
ダー 1 である保証はどこにもないからだ。歴史的な例を引き合いに出せば, 弱い相互作用におけるフェルミ結合定数は GF ∼ (250 GeV)−2 だが, W ボソンという “新物理” が 250 GeV で発見されたわけではない。実際√ 2/(8m2W ) において gW ∼ 0.65 だったは GF = 2gW
わけで, それゆえ新物理のエネルギースケールが下がり,

mW ∼ 80 GeV だったわけである。
そこで, 具体的な結合定数のモデルとして, よく議論される Minimal Flavour Violation[31] (MFV) をとりあげよう。このモデルの特徴は, 新物理が CKM ヒエラ

ルキーを知っていると仮定することにある。b → sµµ

は 3 世代目の b クォークから 2 世代目の s クォークへの遷移だから, |Vts | = 0.04 を結合ファクターとして持つ, と, 考えるのである。こうすると, 1/(40 TeV)2 =|Vts |/(8 TeV)2 なので, 新物理のエネルギースケールは

8 TeV まで下がる3 。

さらに一歩進んで, クォークセクターには MFV, レ

プトンセクターには質量に比例して結合する新物理を考えることもできる。τ レプトンへの結合をオーダー 1 にとると, 新物理の b → sµµ への寄与は 1/(40 TeV)2 =3 MFV モデルは新物理のエネルギースケールを下げるためだけのトリックに見えるが, 新物理の第 1 世代への影響をほぼ皆無にできるという利点を持つ。そうすることで, 極めていい精度で SM と一致す
ることが確認されている多くの低エネルギー実験と矛盾するのを避けることができる。

4
46(mµ /mτ )|Vts |/(2 TeV)2 となるので, 新物理のスケール
は 2 TeV にまで下がってくる。
また, ここまではツリーレベルでの新物理の寄与を考から必然的に導けるわけではないことに注意が必要でさないようにすることもできる。そうすると, 元来の散いる研究について見ていくことにしよう。

1 TeV 以下に持ってくることも可能になる。

4

えたが, 新物理も, SM と同様, ループでの寄与しか許

乱振幅が下がるため, 結果として新物理のスケールをでは, 次に, (2) どのようなシグネチャーを実験的に探せばいいだろうか?

まず確実に言えることは, b → sµµ 過程に寄与する新物理があるのなら, s クォークを交差対称性 (Crossing

Symmetry) で始状態にもってきた bs → µµ という過程にも新物理は寄与するということである。これはつまり, LHC において, 片方の陽子内にある海クォークの b

クォークと, もう片方の陽子内にある同じく海クォークの s クォークとが衝突して, µµ 終状態に何かしらの寄与を与えることを意味している。同様に, b → cτ ν 過程に寄与する新物理があるのなら, c クォークを交差対称性で始状態にもってきた bc → τ ν にも新物理は寄与しうる。つまり, τ ν 終状態に SM とは違う寄与を与える。
したがって, もし新物理のエネルギースケールが十分軽いところにあり, 直接生成が可能ならば, 終状態に現れる µµ や τ ν で組んだ不変質量分布に SM では説明できないようなピークがないかを探すのがいい戦略になる。
一方, もし新物理の質量スケールが大きく, 直接生成が難しい場合は, µµ や τ ν の質量分布のテールに新物理による事象の超過がないかを探すのが好手である。直接生成が難しくても, 新物理の共鳴曲線の低エネルギー側の裾がかろうじて観測にかかる可能性があるからである。
それから実験的な難易度は少し上がるが, SM 過程と新物理プロセスとの干渉を検出する方法もある。干渉を起こすためには新物理と SM プロセスとが同じ量子数を持っている必要があるので特定のケースに応用が限られるが。干渉はテールではないところでも現れ得るので,

テール解析にありがちな「統計誤差に支配された測定」
から抜けだすことも場合によっては可能である。

それからもう一つ, 測定すべきシグネチャーとして外してはならない終状態がある。それは τ τ 終状態である。
先ほど新物理のエネルギースケールについて議論した
際, クォークセクターに MFV, レプトンセクターに質量に比例して結合する場合を考えた。この議論を発展さ][せると, 1/(2 TeV)2 (b̄L γ µ bL )(τ̄L γ µ τL ) というラグラ

ンジアンが書ける。このラグランジアンには Vts による

CKM 抑制も, レプトンの質量比による抑制もないから,振幅が極めて大きくなり得る。つまり, 新物理の寄与を通して τ τ 終状態に SM からの大きなずれが現れる可能性がある。ただし, 強調しておくが, これは特定のシナリオを仮定した場合のことであり, B 中間子アノマリーある。

以上をまとめると µµ, τ τ , τ ν 終状態が狙い所となる。

次の節からは, エネルギーフロンティア実験で行われてµµ に注目した解析µµ に注目する解析として, Z → µµ の探索を取り上げる。これは 2021 年の 7 月に CMS が公表したもので,′ラン 2 の全統計 140 fb−1 を使った結果 [32] である。この解析は特定の新物理に特化した事象選別をしていないため, b → sµµ アノマリーをうまく説明しうる Z も含
めて, 汎用性のある議論が可能である。

′

解析は至ってシンプルだ。まず, 高い横運動量4 (pT >53 GeV) を持つ 2 つの µ 粒子が存在し, それらの電荷がお互いに異符号であることを要求する。そして, その不変質量 mµµ を組んで SM からのずれがないかを見る。
主な背景事象は Z → µµ による SM プロセスである。基本的にはシミュレーションを信頼してその数を見積もるが, それだけだと心許ない。そこで Z ボソン過程

がふんだんに存在している 60 < mµµ < 120 GeV の領

域を Normalization Region (NR) と称して用い, シミュ
レーションを補正する — 逆にいうと mµµ > 120 GeVが信号領域 (Signal Region; SR) となる。ちなみに, NR

でシミュレーションを補正したからと言って, その補正が mµµ ∼ O(1 TeV) まで妥当だとは限らない。そこで,テール部分ではできるだけ保守的な系統誤差をつける。
もちろん結果に付随する系統誤差は増えるが, テール部

分での感度はデータの統計誤差によって決まっているのでさほどの痛手ではない。図 5 に, この解析で得られた

mµµ の分布を示す。高い mµµ に至るまで, テールも含めてよく一致している。

B 中間子アノマリーとの関連性から, LFU の検証として µµ と ee の比をとる研究も行われている。つまり,

Rµµ/ee =dσ(q q̄ → µµ)/dmℓℓdσ(q q̄ → ee)/dmℓℓを測定する。SM では Rµµ/ee = 1 が成り立つ。だが, たとえば 4 TeV の質量を持ち, レプトンの質量に応じた結合をする新物理が存在していれば, mℓℓ = 2 TeV あたり

で Rµµ/ee = 1.1, mℓℓ = 3 TeV あたりでは Rµµ/ee = 1.2程度までずれうる [33]。

これは簡単な作業ではない。というのも, SM でRµµ/ee = 1 になるべきなのはあくまで衝突によって4 p の添字 T は Transverse の頭文字である。LHC では衝突にT
かかわるクォークやグルーオンのビーム軸方向の運動量が不明, かつ,測定不可能であるため，この方向への運動量保存に頼ることができない。したがって物理解析では, ビーム軸に対して垂直方向 (横方向;transverse) のみを考える. 横方向において始状態の全運動量は 0 であり, 衝突前後で保存する。

5
47

10
107
106
105
104
103
102
10
1
10−1
10−2
10−3
10−4
10−51

Events / GeV(Data - Bkg) / Bkg

8

140 fb-1 (13 TeV)
NR

Data
CMS
γ /Z →µ+µtt, tW, WW, WZ, ZZ, ττ
Jets
Total Background (NR)SR

GKK, k/ MPl = 0.05, M = 3.5 TeV
Z'SSM, M = 5 TeV

物理の寄与が見えないからだ。

では, 新粒子の質量が大きく, オフシェル生成が支配的で, 共鳴幅が大きくなる場合にはどうしたらいいだろうか? ここで登場するのが, 事象数の代わりに前方・後方非対称性 AFB をみる解析である [35]。この物理量は新物理の共鳴幅にほとんど依存しないからだ。さらに,共鳴幅が大きい場合を想定しているこの解析では “ボーナス” がある。それは, もし新物理が SM の Z ボソンと同じ量子数を持っていれば, SM の q q̄ → Z → ℓℓ と新物理による q q̄ → Z ′ → ℓℓ との干渉を通して AFB にずれ

0.5
0
−0.5
−1 70 100が現れる可能性があるのだ。ずれの大きさは mµµ の値ごとに異なり, mµµ = 300 GeV 程度ですでに検出可能

200 300

1000

2000

m(µ+µ-) [GeV]

図 5: 2 つの µ 粒子から計算した mµµ の分布 [32]。NRは Normalization Region, SR は Signal Region の略。

NR のイベント数が SR に比べて少ないのは, NR のデー
タを得るのに異なったオンライン事象選別 (トリガー)を用いたため。
生成された直後 — 粒子レベルという — であって, 検なずれが起こることも指摘されている [36]。つまり, 事

象数の比を使った解析に比べ, mℓℓ のテールに縛られることなく新物理の探索ができる。

ここで AFB の定義を書いておこう。スピン 1 粒子 (Zボソン含む) X のドレルヤン過程 q q̄ → X → ℓ+ ℓ− における ℓ− の分布は,
[
]
dσ
3
A0
∝
1 + cos2 θ +(1 − 3 cos2 θ) + A4 cos θd cos θ82と書くことができる。ここで A0 と A4 は無次元のパラ出器でそれぞれの終状態を再構成した後ではない; 電子

メータである。θ の符号は, ℓ− がクォーク (q) の進行方

mℓℓ の分解能やスケールも電子と µ 粒子で違うからだ。

偶数乗の項は前方・後方非対称性を生まないので,と µ 粒子はそれぞれ異なった検出効率を持っているし,
そこで, シミュレーションを使って, 再構成された mℓℓ

から粒子レベルの mℓℓ へと戻す unfolding というテク

MC
RData
µ +µ −/e +e− / Rµ +µ −/e +e−

ニックを使う。得られた結果を図 6 に示そう。
2
1.5

137 fb-1 (13 TeV, ee) + 140 fb-1 (13 TeV, µµ)

CMS

向と同じになる場合を + と定義する。定数項と cos θ のAFB =σ F − σB
3
= A4
σF + σB8となる。つまり, ℓ− の cos θ 分布を実験的に測定してやれば, その係数 A4 から AFB を求めることができる。

実際の解析では, クォークの進行方向を実験的に決めることが難しいため, cos θ のかわりにコリン・ショッ

パー系という特別な系で求めた cos θR という量を使う。

combined1

これはもちろん cos θ と同一ではないが, シミュレーショ

0.5

ば, いつでも cos θ の分布に戻してやることができる。

0
200

ンを駆使して cos θ と cos θR との相関関係を求めてやれ
図 7 に, 例として, mµµ = [250, 320] GeV における

300 400

1000

2000 3000m [GeV]

図 6: µµ と ee 終状態における事象数の比を mℓℓ の関数として測定したもの [32]。粒子レベルに戻してある。

cos θR の分布を示す。S/B を上げるために 2 つのレプトンから組んだラピディティ ηµµ でビン分けされていることに注意してほしい。

この分布をフィットすれば, 信号事象であるドレルヤ

ン事象の cos θR 分布を得ることができる。そして, 先に述べた手順で cos θ 分布に焼き直し, その係数から A4 ,SM とよく一致している。2 TeV 手前のところで下振れしているように見えるが [34], テールでの異常を議論

域でビン分けして行うことで, AFB の mℓℓ 依存性を得る

さて, µµ と ee で「事象数」の比をプローブする解析示す。SM の Z ボソンが多い領域では新物理の寄与がするのは早計だろう。より多くのデータが必要である。
は, 新物理がある程度小さな共鳴幅をもっている場合に有効な方法である。新物理による事象の超過がある一定の領域に局在していてくれないと, 均されてしまって新ひいては AFB を引き出す。これをいくつかの mℓℓ の領ことができる。図 8 に ee および µµ で測定した結果を見えないので, mℓℓ > 170 GeV の領域で評価している。
基本的には SM と一致した結果が得られているが,最初の 3 つのビンで系統的に AFB (ee) > AFB (µµ) に6Events / bin48
138 fb-1 (13 TeV)

15000

CMS

10000
|y| ∈ [0, 0.6]

Data

DY signal

LQptt + single t

QCD and W+jets

WW + WZ + ZZ

γ γ → µµ

LQ

Sys. unc.

Total fit. unc.

µµ channel, 250 < m < 320 GeV|y| ∈[1.0, 1.5]

|y| ∈ [0.6, 1.0]

g

|y| ∈
[1.5, 2.4]

Data / fit

Template bin

5

10

15

20

25

Template bin

図 7: mµµ = [250, 320] GeV における cos θR 分布 [35]。

4 つの yµµ でビン分けして示してある。縦破線の間の領域が各 yµµ ビンにおける cos θR = [−1, 1] を示している。ドレルヤン事象は図中のオレンジ (濃灰) 色。
0.9

138 fb-1 (13 TeV)CMSµµ measurement

AFB

b
b

LQ

⌧+

λ

⌧

b

λ

⌧+

図 9: LQ の (左) 対生成, (中央) 単一, (右) t チャンネル生成過程。λ は LQ と bτ との結合定数を表す。

1. 終状態に出てくる b クォークの数に違いがある。対生成は 2, 単一生成は 1, t チャンネルは 0 である。

2. LQ と bτ との結合の強さを λ とすると, 対生成過程の断面積は λ に無依存, 単一生成では λ2 に比例, そして t チャンネルでは λ4 に比例する。ただし, LQの崩壊は B(LQ → τ b) = 1 としているため, この議論には含めない。

そこで, 次の様な探索を行うことにした。(a) LQ の質

量 mLQ と λ をモデルパラメータとして, この 2 次元平
面をくまなく網羅する。そして, (b) 対生成, 単一生成, t

チャンネルの探索手法を確立し, すべての生成過程を同

200

400

600

800

1000

1200

1400

時に信号として扱うことでより包括的な探索を可能にす

200

400

600

800

1000

1200

1400

解析は τ τ の終状態に応じて eτh , µτh , τh τh を扱う。τh0.5

Comb./SM⌧

初めての試みである。これまでに行われていなかった t

0.6

1m (GeV)

図 8: AFB を mℓℓ の関数として評価したもの [35]。eeの場合が青 (黒) 色, µµ の場合が茶 (灰) 色。

なっているのが興味深い。∆AFB = AFB (µµ)−AFB (ee)を定義してやると, この 3 つのビンは SM の期待値

∆AFB = 0 に対して 3.5σ ずれている。全てのビンを合計すると 2.4σ のずれになる。今後が楽しみである。

5⌧

索を初めて行ったときに導入した [40] ものだが, (b) は

0.7

0.8

λ

成過程の「和」を信号とする。(a) は単一生成過程の探

ee measurement
Combined measurement

1.2

b

LQ

チャンネル生成過程を独立に扱うのではなく, 3 つの生Standard model AFB from aMC@NLO

0.8

↵

b

g

b

b

5000

0
1.1
1
0.9
0

⌧+
g

τ τ に注目した解析

ることを目指したのだ。

は τ レプトンのハドロニック崩壊を表す。前者 2 つは,片方の τ がレプトニック崩壊 τ → ℓν¯ℓ ντ (ℓ = e, µ) したものをターゲットにしている。

事象選別では, 2 つの τ レプトンの娘粒子 (e, µ, τh ) に対して高運動量 (pT > 50 GeV) であることを要求する。

こうすると SM による背景事象を劇的に減らすことができる。 t チャンネルは終状態に出てくる粒子が低い運動量を持っているというイメージがある方もいるかもしれないが, 同チャンネルは共鳴幅が広いために娘粒子の運動量分布が長いテールを持つ。そのため, この選別でも最大 20% ほどしか信号をロスしない。

次に, 3 つの異なる生成過程をそれぞれターゲットにし

ここでは, τ τ 終状態をもち, かつ B 中間子アノマリー

たカテゴリーを作ることで, 実効的な S/B をあげ, 感度り上げる。ただし, LQ は 100% τ b に結合するものとすnj で 2 つのカテゴリーに分ける。nj ≥ 1 のカテゴリーと相性がいい新物理, レプトクォーク (LQ) の探索を取る。手前味噌だが, これは私が中心になって進めた研究向上を狙う。まず, pT > 50 GeV を持つジェットの本数と nj = 0 のカテゴリーである。前者には対生成過程とで, 今年 7 月の ICHEP で公表された結果 [37] である。

単一生成過程が, 後者には t チャンネル過程が入りやすチャンネル生成の 3 つの生成過程がある [38, 39]。

τ レプトンの 2 つの娘粒子で組んだ不変質量 mvis を使っ

まず, LQ には, 図 9 に示すように対生成, 単一生成, t

終状態で見るとどれも τ τ 終状態を持っているが, い

くつか違いがある。

い。nj = 0 のカテゴリーではさらに感度を上げるため,て mvis = [200, 400] GeV, [400, 600] GeV, >600 GeVの 3 つの領域にビン分けする。そして, 対生成過程と単一生成過程を分離するために, nj ≥ 1 のカテゴリーを b749

ジェットの本数 nb で 2 分する。(nj , nb ) = (≥ 1, 0) と同じようにずれているのが観測された。

後者には対生成過程が入りやすい。これで 3 つのお互る。それぞれの生成過程のみを単独で扱った時の制限領

いに排他的なカテゴリーができた。

信号を抽出する変数は, nj = 0 のカテゴリーでは 2

つの τ レプトンの角度相関 ∆θ を使うことにした。これは共鳴幅の影響を受けにくい変数であり, このカテ

ゴリーに入っている共鳴幅の大きな t チャンネルを狙

うにはちょうどいい。そして, (nj , nb ) = (≥ 1, 0) と

(nj , nb ) = (≥ 1, ≥ 1) の両カテゴリーに対してはスカ∑
miss= i |pT | を用いる。ここで i は, 終状
ラー和 ST

態に出てくる τ レプトンの 2 つの娘粒子 (e, µ, τh ; チャ

ンネルによって異なる), 最も大きなエネルギーを持ったジェット, そしてニュートリノに起因した損失エネル∑のもとで和をとることを意味する。
ギーを表し,
さて, 信号の抽出だが, これがまた神経を使う。先ほど mLQ と λ の平面を網羅すると書いたが, それぞれの

mLQ と λ で, 3 つの生成過程を異なる比率でブレンドしなければならないからである。つまり, それぞれの mLQと λ に応じて別々の信号テンプレートを用意し, データ

をフィットすることで信号の存在をチェックしなければならない。図 10 に, 例として, mLQ = 2 TeV, λ = 2.5の場合の nj = 0, mvis =[400, 600] GeV のカテゴリー

Events / 2

に対する τh τh 終状態でのフィット結果を示す。
105
104

137 fb−1 (13 TeV)τhτh, 400 < mvis < 600 GeV

CMS

Observed
LQ, 2000 GeV, λ=2.5, β=1, κ=1+20
Z → τhτhScalar nonres., σ = 62−19 fb+15
t t and single top
Vector nonres., σ = 43−14 fb
j → τh fakes
Drell-Yan with l → τhDiboson
Bkg. unc.

Preliminary103

域も重ねて表示してある。

137 fb−1 (13 TeV)CMS Preliminary
95% CL upper limits
Observed
Expected
68% expected

2.5SingleNonres.
Pair
Total
Expected by B anomalies
Vector, β=1, κ =1

2
1.5
1
0.5
0
500

1000

1500

2000

2500

3000

Leptoquark mass [GeV]

図 11: mLQ と λ の平面でつけた棄却領域 [37]。黒線の左側を棄却した。それぞれの生成過程による寄与も併せて示してある。青 (灰) 色で塗りつぶした 領域が 95%

信頼度で B 中間子アノマリーを説明しうるパラメータ

領域 [41]。

注目すべきは, λ が大きい場合の振る舞いである。黒

い点線の左側がデータを見る前の段階で予想された「信号がないと仮定した場合の」棄却領域, 黒い実線の左側が実際にデータを見て棄却できた領域である。期待される棄却領域まで届かなかったのは, データに超過が210見られたことに起因している。先の図 10 に示したのは

10

mLQ = 2 TeV, λ = 2.5 の場合であったから, ちょうどずれが観測されているパラメータ領域での結果に対応し1ている。λ が大きなところは実効的に t チャンネルが支

10−1

Obs. / Bkg.

mLQ と λ 平面における棄却領域は図 11 のようにな

Coupling strength λ(nj , nb ) = (≥ 1, ≥ 1) である。前者には単一生成過程が,配的なパラメータ領域であるから, この結果は t チャン

1.5

ネルの信号が存在することを示唆している。SM からの

1
0.5

2

4

6

8

10

12

14

16

18

20

χ

図 10: mLQ = 2 TeV, λ = 2.5 の場合の nj = 0, mvis =[400, 600] GeV カテゴリーに対する τh τh 終状態でのフィット結果 [37]。赤線 (灰線) が信号のベストフィッ
ト。信号はスタック表示していない。

赤線 (灰線) で描かれたのが信号のベストフィットである。実線がスカラータイプ, 破線がベクタータイプのLQ である。この結果は eτh , µτh , τh τh 全ての終状態, そして全てのカテゴリーを同時にフィットした結果である。このプロット単体で見ると事象の超過はさほどないように見えるが, どのカテゴリーでも, どの終状態でも,ずれは 3σ を超えている。

今後データが増えていくと, 対生成過程と t チャンネル過程とはそれぞれ異なった方向から棄却領域を広げていく。対生成過程はテールをみる解析なので今後のデー

タ増加による恩恵をあまり受けないが, 一方で t チャン
ネルの方は順調に感度を伸ばしていく。青 (灰) 色で塗りつぶされた B 中間子アノマリーが好むパラメータ領

域 [41] をプローブしていくには, t チャンネルの探索がより重要になっていく。

さて, 今年の国際会議で公表された, τ τ 終状態をプローブする他の研究についても簡単に触れておこう。

まず, 重いヒッグス粒子 ϕ による ϕ → τ τ の探索 [42]を取り上げよう。この解析では, τ τ 終状態を持つ事象

850に対し, 0 本の b ジェットを伴うカテゴリー (nb = 0)の探索と同じように τ τ 終状態に注目して VLL の探索と, 1 本以上の b ジェットを伴うカテゴリー (nb ≥ 1) にが行われた。その結果, こちらでも 3σ 程度の超過が見

事象の超過がないかをプローブしている。前者は主にグ崩壊に付随する 4 本以上のジェットを終状態に要求しおいて, 終状態に出てくる粒子で組んだ不変質量の裾にルーオン融合過程 ggϕ によって生成される重いヒッグられている。ただし, この解析では τ τ のほかに VLLているので, LQ の探索でプローブしている事象との重ス粒子をターゲットに, 後者は主に b クォークを伴って複はほとんどない。よって, もし今回の一連の事象の超れた結果は興味深いもので, どちらのカテゴリーにおいとになり, それは翻って特定の新物理のモデルを強く示生成される同粒子 bbϕ をターゲットにしている。得ら過が事実だとすれば, LQ と VLL とが併存しているこてもテール部分に事象の超過が観測された。2 つのカテ

唆する結果となる。

カテゴリーに対する不変質量の分布を図 12 に示す。

6

ゴリーを合わせると 3σ ほどの超過になる 。nb ≥ 1 の5< Events / GeV >τhτh, No b-tag
8000

CMS

Preliminary

6000
4000
2000

ττ Bkg.

Jet →τhtt

OthersObserved

Bkg. unc.

ggφ @ 3.1 fb(m = 1.2 TeV)bb φ @ 1.0 fb(m = 1.2 TeV)φ

VLQ, g = 1.2

φU(m = 1 TeV)

10

前節では, 図 9 (右) に示すような t チャンネルの LQ

過程 bb → τ τ を考えたが, 始状態にある片方の b クォー
クを c クォークに置き換え, それが LQ を放出あるいは吸収して ντ に行くダイアグラムを考えてやれば, t チャ

ンネルの bc → τ ν ダイアグラムが出来上がる。ちなみに, c クォークを交差対称性で終状態に持ってきてやれば, b → cτ ν アノマリーを説明するダイアグラムになる。

U

102
10

10

Obs./Exp.

138 fb-1 (13 TeV)τ ν に注目した解析

これは第 3 節で述べた通りであり, 新物理のモデルに依−1

存しない新物理探索ができるという点に強みがある。

−3τ ν 終状態をプローブする研究といえば W → τ ν の
′

2

ggφ

bb φ

Observed

Bkg. unc.

探索だ。重い W ′ から τ とニュートリノ — 損失エネ

VLQ

ルギーとして観測される — がお互いに反対方向に, バ

1
2

10

3

10

mtot
T (GeV)

図 12: MSSM で予言される重いヒッグス粒子 ϕ の τ τ 崩壊の探索 [42]。テール部分に 3σ の事象の超過がみえる。
この解析は重たいヒッグス粒子をターゲットにして行われた解析であるが, レプトクォーク探索と似たような位相空間をプローブしている。そこで, t チャンネルで生成する LQ に対しても制限をつけている。得られた結果は, 当然のことではあるが, 先の LQ 探索結果とほぼ同じであった。両者がコンシステントな結果を得たことは, 解析の信頼性を高める上でも一役買っているだろう。ちなみに, 重いヒッグス粒子の探索は ATLAS 実験でも行われており [43], そちらでは τ τ 終状態に事象の超過は見られていない。今後のさらなるデータで検証を続けていくことが必要である。

もう一つ, ベクターライクレプトン (以降 VLL) の探索についても言及しておきたい。先ほど B 中間子アノマリーを説明する新物理として LQ があると述べたが,いくつかのモデルでは, LQ に付随して 1 TeV 以下の軽い VLL が出てくることを予言している [44, 45]。VLL

は LQ と第 3 世代のフェルミオンに崩壊するため, LQ

5 ちなみにこの解析ではもう一つ, 100 GeV 近辺にも 3σ 程度の超過が見られている。私は懐疑的だが, これが新物理によるものだとしたら面白い。

ランスして出てくる事象を探す解析である。CMS では,

ラン 2 の全統計を使ってこの解析を進めていたのだが,解析も大詰めに入ったところで, 私たちは LQ の t チャ
ンネル過程の探索も含めることを思いついた。先の τ τでの解析結果から t チャンネルが怪しいということはわ

かっていたので, エントロピーを余分に増やさないように, t チャンネルにのみフォーカスしたのである。さっ

そく信号のシミュレーションを作り, W ′ 用の事象選別

が LQ の信号事象にとってどれほどきついものなのかを評価した。果たせるかな, W の選別条件は t チャン′

ネルの LQ にとってもほぼ最適であることがわかった。
信号の抽出は, τ と損失エネルギーとで組んだ不変質量で行う。LQ による信号事象はテールに現れる。様々な LQ 質量 mLQ を仮定した信号のテンプレートと背景

事象のテンプレートでデータをフィットし, 信号の存否を mLQ の関数としてチェックしたところ, いずれも超過は見られなかった。mLQ と LQ の結合定数 gU の二次元平面に対してリミットを引いたのが図 13 である [46]。
青色 (原点から始まって斜めに塗りつぶされている濃灰色) の領域が B 中間子アノマリーと相性がいいパラ
メータ領域 [41] なのだが, そこに喰い込んでいる。

7

CMS でやる B の物理

ATLAS や CMS 実験は High-q 2 の物理をやるためにデザインされているが, それでもいくつかの B の物理も

9

8

138 fb-1 (13 TeV)CMS Preliminary

7
6

CMS Preliminary

Observed
Median expected

120

68% expected

Full PDF0
B → µ+µ−
Semileptonic bkg

95% expectedb-anomaly-preferred

100

5
4
3

80
60

2

40

1

20

0
0

140 fb-1(13 TeV)

Data
0
Bs → µ+µ−
Combinatorial bkg
Peaking bkg

140

95% CL lower limits, best-fit LH+RH

Entries / 0.05 GeV

g

U

51

2000

4000

6000

0
4.9

8000 10000

5

5.1

5.2

mLQ (GeV)

図 13: t チャンネルによる LQ 生成過程の棄却領域 [46]。
黒い線の上を棄却したことになる。濃い青 (灰) 色の領

域が 68% 信頼度で B 中間子アノマリーを説明しうるパ
ラメータ領域 [41]。

分岐比の測定である。µµ 終状態はおよそ 100 Hz のト

リガーレートを持っており, 1kHz というトリガーレー
トの許容値 (バンド幅という) から見ても 10% を占有する「金食い虫」ではあるが, 世界をリードする測定がCMS がラン 2 で蓄積した全データ 140 fb

5.4

5.5

mµ+µ− [GeV]

5.6

−1

を使って

得た Bs → µµ の探索結果 [47] を図 14 に示す。これは今年 7 月の ICHEP 国際会議で発表されたものである。
この解析によって CMS が得た結果は SM とドンピシャ。測定の相対誤差は 12% で, 統計誤差が支配的で

5.7

5.8

5.9

CMS

3.83 +0.44
−0.41

LHCb

3.09 +0.48−0.44

ATLAS+CMS+LHCb

2.69 −0.35

BPH-21-006
PRL 128 (2022) 041801+0.37

BPH-20-003

ATLAS

2.8 +0.8−0.7

CMS

2.94 +0.72
−0.65

LHCb

3.0 −0.6

JHEP 04 (2019) 098

並行して進めてきた。その最たる例は Bs → µµ の崩壊できると見込んで投資してきたのである。

5.3

JHEP 04 (2020) 188+0.7

PRL 118 (2017) 191801

SM Prediction

3.66 ± 0.14

Beneke et al, JHEP 10 (2019) 232

1

2

3

4

5

−9

Β(B0s → µ+µ−) [10 ]図 14: CMS による Bs → µµ の解析結果 [47]。mµµの分布 (上) と, これまでの結果との比較 (下)。一番上の点がラン 2 の全統計を用いた最新の測定結果である。

ATLAS+CMS+LHCb のところにある CMS のデータ
はラン 1 と, ラン 2 の一部のデータを使った結果。

クォークにしたものであるが, J/ψ → µµ 崩壊を使えるある。LHCb がこれまでの全統計を使って出した結果のがミソだ。低い運動量を持った τ の識別手法も開発しATLAS の世界平均 [48] が 13% の相対誤差を持っていところで, µµ 終状態以外の B の物理をできないだろが 16% の相対誤差 [17], それから LHCb, CMS そしてたから, CMS 単独でどちらも凌駕したことになる。これは CMS の大統計データと, 低い運動量領域における優れた pT 分解能によるところが大きい。

た [50]。

うか。とくに RD(∗) など, アノマリーが出ている物理量の独立な検証ができないだろうか。

これは夢物語なのかもしれない。例えば RD(∗) を測定するには, 分母の B → D⋆ µν や分子の B → D⋆ τ (→図 14 (下) に示されているように, これまでの B(Bs →µµ) は SM よりも 2.1σ ほど下に出ており [48], RHs のµνν)ν を大量に蓄積しなければならないが, そのためにいたが, 今回の CMS の結果はそれを押し戻した形だ。

ない。µµ 終状態で 100 Hz もあったのに, 一つの µ 粒性ベクターカレントとスカラーカレントをもった新物理

まう。それに, 仮にこれらの終状態でトリガーをかける

結果と合わせて新物理の寄与ではないかと議論になってとはいえ, 2 節で述べたように, Bs → µµ の崩壊には軸は終状態の µ 粒子たった 1 つでトリガーをかけるしか子しか要求できないとなればレートはもっと上がってししか関与しないから, この結果によって RHs のずれが新ことができたとしても, LHCb に比肩する程度の十分数µµ 終状態に注目したその他の研究としては, B →K ⋆ µµ を使った µ 粒子の崩壊角分布の測定 [49] やることなく確保できるのだろうか。

物理で説明できなくなるということにはならない。

b → cτ ν アノマリーの検証として RJ/ψ = B(Bc →J/ψτ ν)/B(Bc → J/ψµν) の測定なども進められている。これは図 1(右) においてスペクテータクォークを cの B 中間子イベントを, 他の物理プログラムを邪魔す

こんなマジックのようなことができると気づいたのは, 2017 年のことである。ある日, 何気なく CMS のト
リガーレートを眺めていた誰かが言った。「図 15 の黒い線を見て欲しい。LHC は一回ビームをフィルすると,

10
52

およそ 12 時間程度連続的に運転する。ビームは次第にロスしていくので, 時間とともにルミノシティーが減衰する。それに応じて CMS の物理トリガーのレートもレートが段階的に 5kHz まで上がっているのが分かる。

2018 年のデータ取得の結果, 1010 の B B̄ データを蓄積することに成功した。ちなみに, LHCb はラン 2 が下がっていく。ということは, ルミノシティーが落ちる

終わるまでに 1011 の B B̄ を蓄積したが [52], そのうちて, B B̄ を蓄積できないだろうか。」私には目からウロ

終状態にもつ事象数という観点で言えば, LHCb と肩をかって議論を始め, ついにはそのための仕組みを短時間

B → D⋆ τ (→ µνν)ν などの事象にアクセスできる。実のにしたがってバンド幅に余裕が出てくる。そこを使っコの発想であった。すぐに CMS の精鋭たちが寄ってたでこしらえ, 2018 年に運用してしまった。

の 10% が µ 粒子トリガーであった。つまり, µ 粒子を並べる統計量である。これで B → Kµµ や B → D ⋆ µν,

際, τ → µνν を使った RD(∗) の測定は, 世界平均に十分貢献できるだけの精度が出せると考えられている。

B ファクトリー実験でできることをわざわざエネル

ギーフロンティア実験でやる必要はない, と思われるかもしれない。だが, RD(∗) を独立した実験が検証することには大きな意味がある。それに, RD(∗) は現状ではまだ統計によって制限されているから, CMS で LHCb と同程度の精度が実現できれば, アノマリーの検証に十分貢献できる。ルミノシティーが下がった時の空いたリソースを使ってやっているのだから, 他の物理を圧迫しているわけでもない。High-q 2 の物理を着実にこなしつた上で, やれることはなんでもやるんだという CMS の
図 15: 1 つの LHC フィルに対するトリガーレートの推移。 黒線で書かれているのが通常の物理トリガーによるレート。青 (灰) 線で描かれているのは本文に書いたパーキングトリガーのレート。[51] から抜粋。

骨子はこうだ [51]。まず, B B̄ 事象を効率的に蓄積するため, 片方の B 中間子が B → µX に崩壊して出てくるµ 粒子をトリガーする。寿命の長い B 中間子由来である
ため, µ 粒子の出自が衝突点からずれていることもトリガーの要求に加える。こうすることでレートの増加を抑える。そして, ルミノシティーが落ちるのにしたがって,

段階的に µ 粒子に対する pT の要求を下げる (つまりレートは上がる)。ルミノシティーが 1.7 × 1034 (1/cm2 s) の時には pT > 12 GeV を要求するが, 1.5 × 1034 (1/cm2 s)

では pT > 9 GeV を要求するといった具合である。最終的には pT > 7 GeV まで下げる。さらに, 出来るだけ大量のデータを蓄積するため, 蓄積したデータの即時再構成 (prompt reconstruction) は, 2019 年以降のシャッ
トダウンまで後回しにする6 。

図 15 において青 (灰) 線で示したのが, この仕組みでとられたデータのトリガーレートである。データの再構成を後回しにして倉庫においておくイメージなので,パーキングトリガーという名前が付けられた。ルミノシ

ティーが落ちてくるのに従って, パーキングトリガーの6 これは結構知られていないことなのだが, CMS や ATLAS 実験

ではトリガーした事象をすぐさま再構成した上で保存媒体に送る。これは主としてデータクォリティをすぐにチェックできるようにするためである。これを後回しにすれば, 当然リスクは伴うが, 実効的にトリガーレートの上限を増やせる。

貪欲な姿勢は, 私は大いに結構だと思う。

今年 7 月からラン 3 が始まったが, 2018 年に得たパーキング技術のノウハウをさらに発展させて野心的なトリガーを導入している。今度は ee 終状態を積極的に集めて LHCb と比肩する精度で RK (∗) の測定をしようと目論んでいる。そのための低運動量電子に特化したアルゴ
リズムも開発し終えたところである [51]。

8

さいごに

ミーハーに聞こえるかもしれないが, 最近のフレー

バーアノマリーは面白い。それを追いかけていった先に新物理があるかどうかは知らないが, その発見を目指してエネルギーフロンティア実験で新物理探索を進めることには一定の価値がある。

まず第一に, 発見のチャンスがある。第二に, フレー

バーアノマリーを説明する新物理として俎上にあがっているのは何年も前から議論されている新物理のいくつかであり, B 中間子アノマリーに相性のいいパラメータス
ペースを重点的に調べるという限定性はあるにせよ, それ自体が多くの新物理探索を進めることになる。そして第三に, この努力の過程で新しい粒子識別やトリガーの開発を行うことができ, 結果として物理の裾野が広がった。パーキングトリガーで取得したデータは B の物理を超えて超対称性粒子などの新物理探索にも活用されているし, 低運動量のタウレプトン識別アルゴリズムは,タウの g − 2 測定 [53] やスタウの探索, タウに結合する

ダークマターの探索などにも使われている。

1153

物理的な観点でいえば, そもそも第 3 世代に特別なものを付与する新物理は数多く存在する。少々逆説的だが, 仮にフレーバーアノマリーという後ろ盾を失ったとて, 第 3 世代に注目する研究はこれからも続けていくだ
けの魅力や価値が十分にある。

フレーバーを区別する新しい場があるのかどうか。それは今後, B ファクトリー実験, 現象論, そしてエネル

ギーフロンティア実験が一丸となって明らかにしていくに違いない。ワクワクするではないか!

最後になるが, 山田さん (KEK) には編集を担当していだきました。また, 井黒さん (カールスルーエ工科大学), 北原さん (名古屋大学), 廣瀬さん (筑波大学) には

推敲段階で貴重なコメントをいただきました。ここに記して感謝します。

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