501
101

■研究紹介

LHCf 実験による超前方生成粒子の測定
名古屋大学 宇宙地球環境研究所

毛 受

弘 彰

menjo@isee.nagoya-u.ac.jp
2023 年 11 月 10 日

1

はじめに

まな結果が得られている。両実験とも地上検出器として，空気シャワー粒子による大気の電離作用で生じる大気蛍光をシンチレータもしくは水チェレンコ
Large Hadron Collider forward（LHCf）実験は，LHC 加速
EPJ Web 測定する光学望遠鏡と，
of Conferences 283, 03002(2023)UHECR 2022
フ検出器を用いた粒子検出器アレイの 2 つを用いたハイブ器の稼働初期から衝突点の超前方方向に生成される粒子（光子，中性子など）の測定を定期的に行っている。その目

リット観測を行っている。TA と PAO はそれぞれアメリカ・

的は，超高エネルギー宇宙線による空気シャワー現象の素

ユタ州とアルゼンチンで実験を行っており，検出器は 700過程であるハドロン衝突を世界最高の加速エネルギーを実km2 と 3000 km2 の有効面積を有している。

現する LHC 加速器を用いて理解することである。
LHCf 実験についての紹介記事は約 10 年前にも高エネル

2.2 最近の動向

45

50

55

ETA threshold [E6065
7ギーニュースに記事を寄稿した [1]。それから 10 年以上が宇宙線は陽子や鉄原子核といった荷電粒子であり銀河系経過して，超高エネルギー宇宙線観測と我々LHCf 実験グ

内外の磁場によって曲げられるために，地球で観測された到

ループの研究の両方にさまざまな進展があった。宇宙線観

来方向とその加速天体の位置は一致しない。
しかし，その曲25

測では到来方向のホットスポットの発見があり，
我々は LHC

角は宇宙線のもつリジリティ（=エネルギー/電荷数）に反比

test statistic, max,f TS

30

を飛び出して RHIC 加速器での測定も行った。本稿では，最例し，50 20
EeV の陽子では 2-3 度まで小さくなる。そこで TA

初に超高エネルギー宇宙線観測の最近の動向を紹介した後

実験は観測されたうちで 57 EeV 以上のイベントの到来方向に，LHCf 実験の最近の成果についての紹介し，去年行われ分布に他の場所よりも到来頻度が高い領域があることをた重心系衝突エネルギー√s = 13.6 TeV の陽子‐陽子（pp）衝2014 年に発見し，その領域はホットスポットと呼ばれてい10突測定や今後の展望について述べる。

2

研究背景

2.1 超高エネルギー宇宙線観測
20

10 eV にも達する超高エネルギー粒子の加速源，加速メ

15

る [2]。PAO によっても同様の領域が発見されており（ホッ5
トスポットに対応させてウォームスポットと呼ばれる），図
１は TA と PAO の両実験結果をあわせた到来方向分布を示

0

45
50
この結果は非一様な超高エネルギー宇宙線加速源の描像
EAuger threshold [す [3]。

35

40

カニズム，
伝搬のシナリオを決定することが宇宙線物理学のを初めて観測データとして示したものであり，加速天体を特目的である。1015 eV を超える高エネルギー宇宙線の観測は

Figure3. The TS as a function of the energy scale for the SBG catalogue (gre定するために重要な結果である。実際に星形成が活発に行

低い到来頻度から衛星等で観測を直接行うことは難しく，われているスターバースト銀河の天体カタログとの相関を

宇宙線と地球大気が衝突して生成させる空気シャワー現象
を地上に設置した検出器で観測することによって行われる。
この手法の利点は，1019 eV を超える超高エネルギー宇宙線
では空気シャワーの横広がりは数 km にも達することから
1 km ごとの設置した地上検出器でも検出可能なため，数千しkm2 にもおよぶ広大な有効面積を実現できることである。
かし，観測量となる宇宙線のエネルギー，到来方向，化学組
成（陽子，鉄原子核などの粒子種）を地上検出器の情報から再構成するためには，空気シャワー発達の正確な理解，特に高エネルギーハドロン相互作用の理解が不可欠となる。
日本とアメリカが主導する Telescope Array（TA）実験とヨーロッパが中心となった Pierre Auger Observatory（PAO）

図 1：超高エネルギー宇宙線の到来方向分布 [3]。TA と PAO
Figure 4. The observed UHECR flux above 38 EeV on the Auger scale (49で測定されたイベントに対して 20°の拡がりを仮定している。
galaxy model predictions (right).

の 2 つの実験がすでに 15 年を超えて稼働しており，さまざ

to observe all comparable sources; for example in the caseof SBGs, the two most UHECR-bright sources, NGC4945
and M82, are in opposite hemispheres.
The astrophysical interpretation of the UHECR–SBG

existinAugerPsystemimprov

502
102

2

4.6 の 位性で示 しており，有 な加速源と えられて

1.8

いる [3]。しかし，ホットスポットは約 20 度の拡がり っ1.6ていることや，相関するイベントは 体の約 15 20 の で宇宙線の つ電荷にすることから，宇宙線の粒子種（化

1.4

Rhad

あるなど理解できていない 分も い。
伝搬中の曲がり角は

1.2
1

学組成）
を同定することがこの分布を理解する を ってい

0.8

る。

0.6

Systematic Uncert.
QII-04 p
QII-04 Mixed
EPOS-LHC p
EPOS-LHC Mixed

0.4

2.

0.7

ー
宇宙線の化学組成に 度がある観測量は，大気蛍光望遠

鏡によって観測される空気シャワーの最大発達 度（Xと地上粒子観測器によって測定される）

ューオン粒子数（N ）がある。これらは宇宙線と大気相互作用の なる 面は粒子種による非 性 面積の いをを用いており，X

反 していて陽子などの い粒子の方が非 性 面積が小さいために X

が大きくなる（より低高度で発達）。 ュー

オン数は，宇宙線衝突 の粒子生成の 重度に対応しており，衝突 により くの粒子を生成する重い原子核の方が地上の ューオン数が くなる。
大気蛍光望遠は月 かりがない 中にしか観測がおこなえないことから X

を めることができるのは イベントのうちの 10 程度に 定されてしまう。それに対して，地上検出器はつ に観測が行われていることから ューオン数を用いた化学組成 定が期 されるが，それを 難にし
ているのが

ューオン過

である。 ューオン過は，PAO と TA の両実験で観測された ューオン数がンテカルロ（ C）シ ューレーシ ンを用いた結果よりも 30 50

い結果を示すというである[4 5]。最もューオン数が くなる鉄原子核を一 宇宙線とした場でもでき （図 ）， ューオン数を用いた化学組成の定ができないにある。この ューオン過 について

embinski らは過去の空気シャワー実験の結果を解 して，が 1019 eV の超高エネルギー宇宙線の でなく 1015

このeV 以上の広いエネルギーした [で生じている可能性について]。このことから ューオン過は，現行われている観測の でなく，過去の宇宙線観測結果の解にもするであると宇宙線コ ュニティーでは再されるようになった。
このは高エネルギーハドロン相互作用の理解不によって生じていると えられており，現 までにさまざまな要 のがあげられているが確な解決 は得られていない。
空気シャワー観測結果を用いた研究もされているがPHYSICAL REVIEW LE

PRL 117, 192001 (2016)（一 宇宙線の粒子種）が 確定のではなかなか難しく，世界最高エネルギーの衝突を実現できる LHC でのハドロン相互作用研究に期 が寄せられている。

0.8

0.9

1
RE

1.1

1.2

1.3

図 2 PAO による空気シャワー中での電磁成分と ューオ
FIG. 4. Best-fit values of RE and Rhad for QGSJet-II-04 and
ン成分のデータとC の比(solid[6]。横とが，電磁成EPOS-LHC,
for pure proton
circle, square)and mixed
composition(open
circle,square).
The
ellipsesandgray boxes
分と ューオン成分のデータ/ C 比をそれぞれ示す。
4つshow the 1-σ statistical and systematic uncertainties.
の結果は C に用いた相互作用 デルと仮定した化学組成の組わせである。

Figure 4 shows the one-sigma statistical uncertainty ellipses in the RE − Rhad plane; the outer boundaries of
propagating the systematic errors are shown by the grayrectangles.
The values of Rhad needed in the models are comparable
to .1
the corresponding muon excess detected in highly
inclined air showers [7], as is expected because at high
LHCf
は Arm1と Arm2 と呼ばれる2 の検出器をってzenithangle
the nonhadronic
contribution
to the signal
おり，それぞれの検出器はコンパ
トな smaller
ンプリングカロ(shownwith red curves in Fig. 3) is muchthan thehadronic
contribution.
However,thetwoanalyses
are not
リーメータである。
であるタングステンプレートのequivalent because a muon excess in an inclined air showerに d2 iO5（ O）シンチレータプレート 16 と位置検出
is indistinguishable
from an energy rescaling, whereas in
器 4present
を analysis
している。
Arm1 はof
1 mm
thethe位置検出systematicとしてuncertainty
the角overallcalibration enters
only as a ホドスコープ，
higher-orderの Oenergy
シンチレータバーを形に組
effect. Thus, the significance of the discrepancy between
Arm2 は 0.16 mm ッチ
出しのシリコンストリップ検出
data and model prediction is now more compelling,
器を用いている。
図 (1.77)に検出器のgrowingfrom 1.38
sigma 要図をしめす。
to 2.1 (2.9) それぞれsigma,
respectively,
EPOS-LHC (QGSJet II-04), adding statの検出器は for
2 つのカロリーメータタワーを有しており，ア
istical プタンスはand systematic
6 of40Ref.
[7] andが2と 40
mm2，Arm2
Arm1errors
が 20 from20 mmFig.
Table I, in quadrature.
2
32 32 ismmsmallestと非 にコンパトである。検出2525 signal
mm2 とdeficit
The(the best-fit
Rhad is the
器の to unity)
は約 22
cm EPOS-LHCであり，44 and mixedと 1.6composition.
相互作用 にclosestwithThis
because, for a given mass, the muon signal is ≈15%
相 isする。検出器は光子（電磁シャワー）に対するエネル
larger for EPOS-LHC than QGSJet-II-04 [26], and in
ギー分解能は 5 以 ，
位置分解能は 0.2 mm 以 であるが，addition the mean primary mass is larger when the（ハドロンシャワー）に対する性能は 40 と 1 mm 程X中性子
max data are interpreted with EPOS rather than with
QGSJet-II[9]. い。
度と相対的にWithin the event ensemble used in this study, there is noevidence of a larger event-to-event variance in the groundsignal for fixed Xmax than predicted by the current models.
This means that the muon shortfall cannot be attributed toan exotic phenomenon producing a very large muon signal
in only
Arm1a fraction of events, such as could be the case if
microscopic black holes were being produced at a muchlarger-than-expected rate [27,28].
Summary.—We have introduced a new method to study
hadronic
interactions at ultrahigh energies, which
40mm
Arm2

20mm
25mm

32mm

Fig. 1. Schematic views of the Arm1 (left) and Arm2 (right) detectors

図 3：LHCf 検出器のminimizes
and impro
individual
the Pierre(ECM ¼ 11
quantify thinteraction
air shower
terization orescaling opossible ov
No energ
mixed com
0.14 for Q
errors in quorder of m
the energy
We findthese UHE
predicted bcase, EPO
hadronic r
systematic
QGSJet II
whether thincorrectly
even at low
some newhigh energ
level of pro(see Ref. [3be satisfied
discussed i
The diselucidated
hybrid data
dependenc
analysis int
observable
physics andrisetime [3AugerPr
Observator
investigate
separately
ground sig

The suc
ation of thepossible witechnical a
We areorganizatio
de Energía
Científica
de Investig

192001-7

図Large Hadron Collider (LHC) started the operation at 2009. The collider provides
unique oppor√
tunity to measure the hadronic collisions at the center-of-mass collision energy s =13 TeV, whichcorresponds to 0.9 × 1017 eV in the laboratory frame. The LHC forward (LHCf) experiment [2] isdedicated to measure the production of neutral particles in the very forward region of an LHC interaction point. Because most of energetic particles, which are important in air-shower development,
produce in forward region, LHCf results will be critical data to test hadronic interaction models. The
LHCf has obtained data with p-p collisions at several collision energies from 0.9 TeV to 13 TeV and√with p-Pb collisions at sNN = 5 TeV. In this paper, we present LHCf’s recent results and futureArm2 .ú9

ǾǕ-ƶőI&ǺɎǞĕ4çƉǋǆ-ŹĀ 3ɫLHCf ƈÍüƎķĀ

ĭ Arm1ɣï Arm2



FIH&AɣTAN 14ŋǞĕ3?ÓȷɣIF
LHCf 3ƈÍĢȠ.0HɠĀ 2ɡ É³ƾ14ɣ π 0 Ĭċ1¯Åĕɠ10%ǎĶ4 η ɅĕȤƤɡ.ŋĕ-H

π0 4

 Ue3ŮɒǒLɣArm1 4 20 mm Ȋ. 40 mm
ȊɣArm2 4 25 mm Ȋ. 32 mm Ȋ.\tYl1!H503
103

ǔƙ_3ÇSpX3 90%LŗɎǋőÎ3Ȅ
この検出器を ATLA 検出器が設置されている LHC
衝突
0ȈǞĕ-Gɣ$3a{YlLƜĝ!H.
LHCf.-ɣȃūǞĕ3ÆĤL²Ƣ,H

点 IP1 の両 140m に設置する（図4）。その場所には TAĞɛ3Ƽ3ƿƾ-H>&ɣ×ŰŋĕŗSp
と呼ばれる構 物が設置されており，
その中で ープパイプX3Øò4ļŋĶLǌɣĂ1Óȷ!HT3

Ǟĕ3Ȼ4ƈÍüč1ȯÍ!
この測定 には ATLA 実験の検出器の 1ɣɎǋ_
つである ero e-

は衝突点からくる い ームパイプから 2 本の い ーム
ū1Ļŀɓ!H.,ɣźȬ$3ȾȄŋŘŢI,
パイプに分 する。TA には，その ームパイプのにH

X1EF0&Aɣ±ǯƈÍü1EHÆĤ±ǯ3ƣĝ
ルされており，後述するように LHCf‐ATLA での共同デー

する位置に6 mm の があり，LHC の
稼働 に
相LHCfƈÍü-4ǾǕcĶŰõ1ŨÍI&ǞĕLƣ
は後方の超伝導電磁 をするために のバーがさĝ!H.-H ȊĶ3ɇ4 IP-TAN Ʌ3vt
れているが，
我々のオ レーシ ン には LHCf 検出器とPy3ľƮ-Ɯ>),GɣťwkOjO η > 8.7 ƣĝ
れ えて測定が行われる。衝突で生成された粒子のうち荷íǵ-H 0ɣIP -v1źď 140 µ rad 3õ
電粒子は衝突点と検出器の に位置する
子磁 の磁場ǾǕȊĶL*H.1EGɣƣĝíǵǜÿL η > 8.4 1ĵ
によって曲げられるため，LHCf 検出で測定できるのは中性
H.-H ƈÍü4~ow e.ú9ɚ
粒子の である。この場所は，衝突のゼロ度方向を見位
Þȁǯ1.G*FI,GɣǾǕȊĶ1ŉ ,cĶL
置に検出器を設置することができ，
ディティは.4
Us!HE1±ǯLČH.-Hをカバーしている。

 vǾǕȊĶcĶ3ćò3 IP F?&ñU§Űɣ3a[4eZaj3Sáł
9 mm 1Ȭ¿-ɣ_また，
グシステムを使って設置と り外し作業が行われる。
-4ɣ3ȯÍØò±ǯ3?3Ɇū-ÆĤSp
gree Calorimeter（ C）が LHCf 検出器の後方にインストー-àÎ0SpXƜĝǟĶ.ÎȋǵLȷő,H
タ 得も実 している。
e{N3Ůɒ. η ǜÿLĀ 4 1ǌ! Ǯ1M'{N(ȣ)
 Arm1ɣŭA10FM'{Nɠɏɡ
Arm2 -H
ATLAS-ZDC検出器

ŵãcĶǞĕ3ÆĤ±ǯ-ɣ3ŀ4vtPy1
EHŏɖąLǌ!

ſǑ-ǥ¦!HcǾǕȊ3ȋƂ-

4ɣUeŭA1ȼǯI& Arm2 3ŰɣηɠǨƃ., pT ɡ3ƣĝǜÿĵ.KH
ƈÍü3×ɒ14 80 mm Ȋ3 2 Ī3ǻyagh
Y_geF0HxlUQe(FC)LȐǯ
LHCf-Arm1
検出器

図 5：2022 年測定 の LHCf 検出器の設置後の

1 : オ レーシ ンリスト
E [eV]

衝突

図 4：LHC
衝突点のLHCf
検出器の設置場所。
Ā 2ɫLHCǾǕƨ.
LHCf
Ȑǯćœ3Ɇºpp √s = 2. TeV
pp √s = 7 TeV.2ー

衝突の 0 度方向は TeV の高エネルギーの粒子が高頻度でやってくるため

線実験の測定は低ル

量が非 に高い。そのため LHCf

ぞれの ーム

4 10

2013

1

3 10

2010

1

2015

pp √s = 13 TeV

10

pp √s = 13.6 TeV

110= 5 TeV

1.4 102013

pPb √s

= TeV

3 101

2016

シティは LHC の

pO √s= 10 TeV

5 101

RHICf

pp √s = 0.5 TeV

2010

2022
1

pPb √s以上低い 1029 0cm s 1 である。LHCf の測定は LHC 加速器の15

シティ ンと呼ばれる特 な LHC

期 にの 行われ，そのときのル
よりも 4

測定年

Ā 4ɫIP
LHCf
pp Fȅ&√s = 0. LHCf
TeV Ue3Ůɒ
4 101
200

2024（予定）
1

1.4 102017

初期から 度も行っており，それを １にまとめた。このうち，最近実 されたのが 2022 年の pp 衝突測定であり，衝突エネルギーは.
地球に到来する宇宙線は 広いエネルギー領域に広がっ最も高い√ s = 13.6 TeV であった。
これは実験 系エネルギーており，
また ューオン過 が宇宙線のエネルギー性を（大気衝突の場 の宇宙線エネルギーに相 ）に示 していることからも粒子生成の衝突エネルギー性

すると101 eV にも達する。2015 年にも√s = 13 TeV での測定を行っを調べることは重要である。
前方領域の粒子生成についてはており，このときと衝突エネルギーはあまり わらないが

eynman によりスケーリング則が成り立つことが提唱されデータ 得システムのているが，それを実験的に検証する必要がある [ ]。LHC でて高やトリ ーをすることによっデータを 得することができた。

図 5 は 2022 年の測定 にとった検出器の出器は TA （カ ー，ロ

されており と ど見え ，
見えているのはの測定は １にあるようにさまざまな衝突エネルギーで pp
である。検
）の に
出し用のエ

衝突の測定を行っているが，
横動量 p の測定可能

は ームエネルギーに比例することから√s = 0. TeV の場
では 0.12eV/c 以 と非 に狭くなってしまう。そこで，

レ トロニ スと検出器上 可動用のマニ ュレータシス

広い p 領域で低エネルギー衝突でも測定を行うためにテムである。これらのシステムは検出器と一体になっておの Relativistic Heavy Ion Collider（RHIC）で行ったのが RHIC

り，
作業中の

forward（RHICf）実験である。

線を避けるためにリ ートハンドリン

L

0.6

0.8

0.2

xF

Ratio (MC/Data)

504
104

0

2017
510 GeVη < 7.5

MJet-III 2019.1
OS-LHCSJET II-04
yll 2.3d

0.4

0.6

0.8

0

4

3

0.2

xF

RHICf 2017
pp, s = 510 GeV
6.5 < η < 7.0

0.4

0.6

0.8

xF

4

Ratio (MC/Data)

0.4

RHICf 2017

LHC で実現できる衝突エネルギーは宇宙線エネルギー
pp, s = 510 GeV
6.1 <に高いが，
η < 6.5 超高エネルギー宇宙線の 1020eV
で 101 eV と非DPMJet-III 2019.1
EPOS-LHCQGSJET II-04
Sibyll 2.3d

よりま

3

DPMJet-III 2019.1

3低い。
1 に示すように LHC と RHIC の実験
EPOS-LHCQGSJET II-04
系衝突エネルギーが約
3
Sibyll 2.3d

2なるでのフ インマン

2
スケーリング則の実験的な検証はLHCf での測定結果から

RHICf
検出器

1

超高エネルギー宇宙線領域 外 するために重要である。
LHCf 実験によって測定された√s = 13 TeV pp 衝突での超
1

前方光子の

分生成

面積と，RHICf 実験による√s = 0.5

横 は ー
TeV pp 衝突の測定結果の比 を図 に示す [11]。
0.4

0.6

0.8

0

0.2

xF

0.4

0.6

0.8

0
ムエネルギーで
0.2

xF

り，

（

を用いてお
化した光子のエネルギーX
0.4
0.6
0.8

はそれぞれの衝突エネルギーでの非
）で

xF

性

面積

化した 分生成 面積を示す。ここでは に

10. 4 の結果と同じ
Ratio of inclusive photon production cross-sections predicted by hadronicin- X 領域（
0.23 X ）となるように RHICf データ
models to the experimental result. The bars の位相空and hatchedareas around oneの解領域をしている。結果をよりに比 するた6：検出器を RHIC ーム インに設置後の。
d to the図normalized
statistical and systematic
uncertainties
of
the
data,
respecめに比（13 TeV/0.5 TeV）を図 に示す。測定結果はどの X
発 されていた LHCf 実験のの ッ スが RHICf 実験の検出器。

中 のでも 1 と.

RHIC の ーム インの構成は図 に示した LHC の構成と同じであるが， ームパイプがで一致しており，スケーリング則が成り立つこととがない結果が得られた。

に分かれる構 が

LHC の場 の衝突点から 140 m の 離よりも近い 1 m にT

1/σinela dσγ /d x F

1/σinela dσγ /d x F

1
位置している。2 本のパイプの 離は 10 cm と LHC の場
RHICf 2017 pp, s = 510 GeV
RHICf 2017 pp, s = 510 GeV同じであることから，
測定には検出器< 0.124 x F GeV と0.87 x FLHCf‐Arm1
GeV < p < 1.04
x F GeV
10− 1Tをそのまま利用できた。図6 は検出器を RHIC の ーム
−2
インに設置した10である。
中 に っているs work (510GeV)のような構 物はないためームパイプが直接見え
10− 4

10− 4

る）
。この測定は TAR 実験が行われている衝突点で実
し
−5
10

10− 5

10− 6

10− 6

work (510GeV)ており，検出器を設置した場所はThisTARC 検出器がCf (7TeV)(7TeV)
は設置されているが，測定 には LHCf
C を後方にげて RHICf

0.4

10 の場 よりも検出器をより衝突点検出器を設置した。LHC
0.6
0.8
0.2
0.4
0.6
0.8
xF

This work (510GeV)−7

近くに設置できることから

5. をカバー

ディティは

T

10− 2
10− 3

（TA

RHICf 2017 pp, s = 510 GeV
p < 0.23 x F GeV

10− 1の 分が ームパイプである

10スが検出器で，その の

−3

の ッ

1

10

LHCf (13TeV)

−7

0.2

xF

0.4

0.6

0.8

xF

図 7：√s = 0.5 と 13 TeV pp 衝突による光子生成

する。

.2

F

Data (7TeV / 510GeV)
DPMJet-III 2019.1
EPOS-LHCQGSJET II-04
Sibyll 2.3d

いるので，

F

T

F

Data (7TeV / 510GeV)
DPMJet-III 2019.1
EPOS-LHCQGSJET II-04
Sibyll 2.3dがある方は [10] をいた きたい。

.

1

0.4

12

xF

の

ー

T

F

Data (13TeV / 510GeV)
DPMJet-III 2019.1
EPOS-LHCQGSJET II-04
Sibyll 2.3d

1

0
0.6
0.8
0.2
0.4
0.6
これまでの発している結果のうちからつを紹介する。

.1

Ratio (13 TeV / 510 GeV)

Ratio (7 TeV / 510 GeV)√
分方程 の比 [11]。
測定は，2017
年 6measured
月に衝突エネルギー√s= 510 eV の ppwith the results of LHCf at
Comparisonof thecross-sections√= 7
衝突で行われ，約 100 のイベントを 得した。このとき
eV [5, 6]. The two left panels
show the comparison with3 the LHCf result at s =3
は 1.4 eV/cRHICf
以 2017であり，これはICf 2017 pp, のs= p510測定可能GeV
s = 510 LHCf
GeV2017 pp, s = 510 GeVdthex GeV
pseudorapidity
region0.87
ofx ηGeV
><pp,
10.94
(left) and 8.81RHICfηx << 0.124p√< 1.04 x GeV
p << 0.23
GeV 8.99 (middle).
実験の√s = 7 TeV と同程度である。また
RHIC
加速器の特
panel shows
comparison
between s =13 TeV and η > 10.94. The bars andとしてスa ン
した ームを用いていることから，粒子生
22成のス ン非対性の測定も行っている。本稿ではにreas correspondto statisticaluncertainties andquadratic
summation of statistics
0子の結果などい結果が得られては れないが 中 respectively.
matic uncertainties,

0.8
xF

0

0.2

0.4

0.6

0.8

xF

図 ：13 TeV と 0.5 TeV の結果の比の測定結の果と6].デル予測との比 bars[11]。represent
5: Ratios of the RHICf results to the LHCf results [5,The error
ertainties calculated as a quadratic summation of the uncertainties in these results.
d lines indicate MC predictions.

.

図 の実線は宇宙線空気シャワーシ ューレーシ ンでよく使われる相互作用 デルの予測を示している。 デル予なスケーリングではなく，比が 1 より小さいもB) 10.06 < η < 10.75−3のルによるテンプレートフィットの結果と一 に示している。
光子による 150はこれらを検証するのに 分でない。今後

1

1C の分布を使って光子事象の中性子事象 のコンタ ネー
シ ンを 定することができる。
の pp 衝突データから得られたを行っていく予定である。

の測0.4

図 10 は，2015 年に 得した衝突エネルギー√s = 13 TeV
0.6

ンの と どが中性子であるが，する。これらの粒子は中性子同様に検出器内でハドロンシャワーを形成するため，中性子と見分けがつかない。その

2

=1

5000

りに

6000
E [GeV]る。5 TeV

で定
され
1.5

0

粒子生成に使われたエネル1を示す。非 性度が大きい ど，一 の衝突あた
0.5

く使われてリーディン
00 粒子生成にエネルギーが
00
1000
2000
3000
4000
5000
6000
1000

近の ー 構 は，One-Pion-E c ange（OPE）

事象によるものと えられる。OPE 事象では，陽子は仮

Ratio

Ratio

る量で，これは衝突のうち
1
ギーの
0.5

/

パイオンを 出して中性子となり，
仮 パイオンはもう一方の陽子と衝突する（図600011）。 デル予測には ー 構 が見
3000
4000
5000

2000

E [GeV]E [GeV]

グ粒子のエネルギーが 速に小さくなることから空気シャE) 8.80 < η < 8.99
ワー発達が上空で生じることになる。
LHC の pp 衝突では，
×10

−3

×10

−3

LHCf p-p s = 13 TeV

1

1るバリオンであり，最も いのが陽子でその が中性子であdσn/dE [mb/GeV]dσn/dE [mb/GeV]dσn/dE [mb/GeV]

LHCf
実験では，
0.6

した光子と中性子を測定されたカロ
0.6

リーメータ内の発達形 を用いてイベントごとに0.4いる。
検出器の さは 44

して0.4あるために光子によって生PYTHIA 8.212
SIBYLL 2.3

0.6

0.4

じた電磁シャワーは検出器の前方で発達するのに対して，
ハ
0.2

0.2

1.6 相互作用しかないために中性子によるハドロンシャ

0.2

ワーは検出器の後方で発達し，シャワー も くなる。この0

いを2 すパ メータ

2

0

2
に用いて

を定 して，
粒子種

1.5

1.5

0
2

1

1.5

5000

6000
E [GeV]

0.5

2 =
00

90

- 0.25

1000

2000

3000

90 としたと
0.5

で

20

20 と

Ratio

量の 20 と 0 となる さを

Ratio

きに

1

する。図 は，2015 年に得
4000

5000

4000 GeV < E < 4250 GeV

3

00

6000
E [GeV]

×10

Events

ギー

1000

2000

0.5
3000
00

Data 2015

０度

1
4000

1000

5000

6000
E [GeV]

2000

3000

4000

B) 10

−3

1

0.8

0.6

0.4
×10

A) η > 10.75

−3

1

0.2
0.8
0.6

0
2

0.4

0.2

1.5
0
2

1

1.5

0.51
0.5

000

5000

1000

2000

QGSJET II-04 (hadron)−3dσn/dE [mb/GeV]QGSJET II-04 (fit)

0.6

0.4

0
2

1.5

Ratio

dσn/dE [mb/GeV]p

JHEP11(201800dσn/dE [mb/GeV]

0.2

0.2

Table 1. Definitionof the six pseudorapidity regions used in the analysis: the coverage is expressed
0.6
0.61
0.5
in terms of pseudorapidity η, scattering angle θ and azimuthal angle φ.
5

10

15

20

25

30

35

40

3000

4000

3000

4000

6000
0
1000
2000
E [GeV]D) 8.99 < η < 9.21
×10
Figure 1. Definition of the six pseudorapidity regions used in the analysis. Bottom left and upper
right squares 図
respectively
correspondthe smalllarge tower of theArm2 detector as
10 pp√s = 13での中性子測定結果[13]。上パ
1D)toTeV
8.99< ηand< the
9.21
E) 8
seen from IP1. The origin−3of the reference frame is centered in the beam center projection on the −3
×10 Fill 3855. All×10
面積を示し，
detector planeネルがduring LHC分生成
analysis regions areパネルがデータとchosen within a fiducial areaC(dashed
0.8line), which is 2 mm inside the tower edges (solid line).

1.4√
diﬀerential neutron1.2 production cross section for p-p collisions at s = 13 TeV,
One-Pion-Exchange(OPE)にLHCf Arm2 detector. Black markers represent the experimental
data with
1の比を示す。
よる中性子生成ピーク
ereas gray bands represent the quadratic sum of statisticaland systematic
110.8
Region A Region
B Region C Region n
D Region E Region F
ed histograms refer to model predictions at the generator level.p For
each
0.6
η
10.75–∞
10.06–10.75 9.65–10.06
8.99–9.21
8.80–8.99
8.65–8.80
hows the energy distributions expressed as dσn /dEθ [µrad]
and thethe 198–249 249–298 298–347
0.8bottom
0.8
0–42
42–85 plot85–128
0.4
π*
◦
φ[ ]
90–270
135–215
150–200
45–70
45–70
45–70
utions to the experimental results.
QGSJET II-04 (photon)

JHEP07(2020)016

Ratio

いる。 2 は，カロリーメータ内のシャワーによる エネル

×10

η>10.75

DPMJET 3.06

0.8

0.8

性度を測定することができる。

QGSJET II-04
EPOS-LHCる。
そのため LHCf 実験で超前方中性子を測定することで非0.8A) η > 10.75−3×10F) 8.65 < η< 8.80リーディング粒子は と どの場 が前方方向に生成され1

C を使って見積もり， し いていためこれらの寄 は2を使って，１

中 子も粒子のうち最もエネルギーが高い粒子（リーディング粒子）
0
0のエネ
ルギー
1.5

粒子や

するハドロ
0

）は，エネ
0.2

0 をもつ粒子の衝突の場 に生成された

ルギー

10.75

ディティ領域の中性子 分生成 面積を示す。検出器に0.4

宇宙線の空気シャワー発達に重要となる相互作用のパメータの１つに非性度がある。非 性度（10.2

0 以上を中性子事象している。また，テンプレートフィットの結果と

によって
0.8

0.6

.2

近の ー と中性子による 33

dσn/dE [mb/GeV]dσn/dE [mb/GeV]のや ャリブレーシ ン手法の0）

近の ー がきれいに分かれ，15

としては同一検出器での測定であることを活かして，共 する系
の
0.8

（

C) 9.65 < η < 10.06

dσn/dE [mb/GeV]

解 結果の

×10
デルがある。しかし，今

ンプ

dσn/dE [mb/GeV]性を示している−3C

分布を光子と中性子の

Ratio

のや X

×10

2

Ratio

測では

21

0

られた測定データのJHEP07(2020)016

0

505
105

45 50
L2D [X ]

00

1000

2000

0.4 One-Pion-E
0.4
図
11
ange
事象の
図。中性子が超前
portant parameters: energy flow, cross sectiontaking.
andThisaverage
oﬄine
selectioninelasticity
requires ac raw
energydeposit above
850 MeV in at least three
Figure2. Inclusive diﬀ
28-Feb.-2018
consecutive
scintillator
layers,ensuringagood
selectioneﬃciencyforhadronswithincident
図 ：粒子種
パ メータ
方方向に
2 の分布
Figure3. Template
fit for the reconstructedenergybin 4000[12]。
GeV < E < 4250 GeV ofpseudo- 出される。
measured using the LH.
energies above 500 GeV. Particle IDentification (PID) exploits the diﬀerent developmentof errors, wher
statistical
rapidity region A. The binning of the L2D scale varies depending on the expected statistics
0.2 for
0.2
electromagnetic and hadronic showers in the calorimeter to distinguish between photon
anduncertainties.
Coloredeachenergybin.
QGSJET
II-04
hadrons(blue)
andphotons(red)
distributions
werefittedtol energy flow dEn /dη and the diﬀerential crosssection/dη areis based
ex-on the variable L = L − 0.25region,
hadroncandidates. dσThisndiscrimination
× L ,the top plot sho
experimental data (black). The result of the fit is shown in green.
where Lthe longitudinal depth at which the fraction of the energy ratios
depositof these distribut
on of pseudorapidity in the following manner.
Forrepresents
eachregion,the is X%. Finally, after taking into account0total release0
with respect
to thein the calorimeter22
the beam center projection on the detector plane, the event is selected if it is within one
n pseudorapidity,
η, and pseudorapidity interval,∆η, aregiven
by the• Fake and missed
to1.5extract three impo
1.5
of the six pseudorapidity
regions defined for this analysis. Three of these pseudorapidity
0

X%

2D

90%

20%

tio

tio

neutrons.
[25],
3 intervals (η > 10.75, 8.99 < η < 9.21 and 8.80 < η < 8.99) were already consideredofinforward

506
106
られないのは OPE プロ スが相互作用 デルにはには図 10 と同様の 分 面積を
中性子エネルギーの

π0 → 2 γπ0¯(uū − d d)/2

実 されていないためである。
.6 の領域で め，その

から

非

η

=

性度は １

η→2γ

(uū + d d¯ − 2ss̄)/ 6

0.536 0 0 1 0 0 と めることができた。 デル予測と比 す
ると空気シャワーシ ューレーシ ンでよく用いられる相Ks0¯(d s̄ + ds)/2

Ks0 → 2 π 0 → 4 γ

Λ0Λ → n + π0 → n + 2 γ
Λ → n + π0 → n + 2 γ

uds

互作用 デルとは約 1 で一致した（図 12）。

図 13 LHCf 実験で測定可能な粒子と

ード

LHCf

/0

QGSJET II-04

104

Number of Events

EPOS-LHCDPMJET 3.06

PYTHIA 8.212

SIBYLL 2.3
0.48

図 12

0.5

0.52 0.54 0.56 0.58

中性子測定結果から

0.6

めた

非

[13]。 デル予測は，中性子の を使ってと，他の粒子も めて

した結果

0.62
< 1-k n>

103

d
102

10
LHCf photon pair invariant mass (preliminary)
LHCf Arm2 detector
LHC 13TeV p-p collisions (fill 3855)

1-

性度

した結果 illed

10

き を示す。

100

測
空気シャワーの ューオン過はその解決のために

さまざまなアイディアが出されており，そのなかで 目されているのがストレンジ ォー をる的な中 子であ中 子の寄 である。 中 子と中 子の いは

量などさまざまあるが，
空気シャワー発達において最も大き
な いが

0

0

と

の いである。 0 の

の

は

=

25 nm と非 に く，空気シャワー中で生成されるとす に
2 つの光子にして電磁シャワーを形成する。一方で， 0

は

0

0

の なる
でも

と

0

の つの

があるが

= 2.7 cm と く，高エネルギーの

0

は

の い
せ

に大気原子核と衝突する。つまり同じ中性中 子であっても，電磁成分とハドロン成分とで なる寄 をする。そのた/ 比が大きかった場 ，地上で観測さめ，もし予 よりれる ューオン数は くなる。
LHCf 実験では， 0 が 2 つのなるード（ !""

0

して 4 つの光子に）を利用して検出することができる（図 13）。しかし，4 つの光子を同 に検出器で測定する必要があるために検出効 が低く，事象再構成も難しい。そこで， 接的ではあるが粒子生成におけるストレン
ジ ォー の寄 を調べるために 中 子の測定を 2015 年の√s = 13 TeV pp 衝突のデータを解 した [14]。
中 子はており， も 30よりも 量が約 4の確 で 2 光子に

300
400
Maa [MeV]

500

600

700

図 14： 2015 年 得データか得られた 光子事象の再構成 量.

200

大きいが性 がよくする。この 2 つの## の分布。

光子を検出器にある 2 つのカロリーメータそれぞれで測定することで の測定ができる。図 14 は，2 光子事象から再構成した 量## の分布を示す。 ## は，2 つの光子のエネ

ルギー#$#% とその

き角 から
##

と

できる。ここで#$ #%はで，2 光子の検出器上での点を衝突点と仮定すること
位置の 離から めることができる。 0 と のそれぞれの 量 135

eV と 547

応する位置に ー が見える。
この ーして，
バッ グ ウンドやア
行って

分生成

面積を

eV に対

近のイベントをプタンスの 正などをめた結果が図 15 である。

ETII-04 は結果を実験結果と同様のス

トルの き

を示すが，
他の 3 つの デルはい れも実験結果よりもハードなストルを示している。

ingleraction,with theMXmassessX507107

π0 → 2 γπ0¯(uū − d d)/
2
1

F

dσ
1
σinel xF dx

ηLHCf-Arm2T(uū + d d¯ − 2ss̄)/ 6∫ Ldt = 0.194 nb (µ=0.01) + 1.938 nb (µ=0.03)
-1

10−2

Ks0
¯ 102−3(d s̄ + ds)/Λ0-1

Ks0 → 2 π 0 → 4 γDataΛ → n + π0 → n + 2 γ
Λ → n + π0 → n + 2 γ

Total Error

10−4

uds

η→2γ

s=13 TeV, p <1.10 GeV/c, η meson

10−1

QGSJET II-04
EPOS-LHC

10−5

DPMJET 3.06

MC/Data

SYBILL 2.3
0.4

図 17：

0.5

0.6

0.7

0.8

事象の場 の粒子生成と，検出器での測定

0.9

例。

Xf

10
1
0.4

0.5

0.6

0.7

0.8

て中心領域で

0.9 x

F

で

図 15： 中 子の 分生成 面積の測定結果 [14]。

に.2ディティギャップがあるかを調べること事象をすることができる。

ー

LHCf 実験と ATLA 実験は 立したデータ 得システム.1で測定を行っており，
共同データ 得は 記のようなス ー

測ムで実現している。

これまでに得られた測定結果をすべて再現する相互作用
デルはなく， デルのが必要である。しかし，超前方① LHCf からデータ 得の最 トリ ーシグナルを ATLAの粒子生成はさまざまなプロ スが寄 しているためにデル内のどのパ メータやプロ スをのトリ ーシステムに る。

する必要がある② ATLA は LHCf からのシグナルを Level 1 トリ ーとしかは 確ではない。ATLA 検出器は同じ衝突点の中心領域て 理する（L1 LHCf）。

をカバーするように設置されている。
そのため，
LHCf‐ATLA③ ATLA 内で L1 LHCf が発行されたイベントについてはの共同測定を行うことによって ATLA 検出器の測定データ

Hig Level Trigger をを用いて イベントでのプロ スを 定することで，超前方領域の粒子生成メカニズムの相互作用はま性大 され，非 性にせまることができる。

と粒子生成を う非 性は④ LHCf データ 得システムは，ATLA 実験のイベント Iに（Level1 I ）をイベントごとに記 する。

事象（ iffractive Collision）と⑤ それぞれで 得したデータは，オフ インでイベント再事象（ on-diffractive collisions）に分けられる。 性

非は つの粒子 で 動量
である。
て

が行われて

もしくは両 の陽子が，事象（ ingle iffractiveを事象（ ouble iffractive

マッチングを行う。

によっすることによって粒子が生成される過程である（図 17）。
両

構成プロ スを経た後で Level1 I を用いてイベントのする過程

事象はこれに ており，この 動量で 過して（ATLA 内で粒子検出がなかったとしても）最 トリ ーが発行される。

の が

ATLA

する場

）
，両 の場 には）とよぶ。

のトリ ーは，LHCf 実験のトリ ー以外にも AT-

LA 実験 体のプログ ムに って構成されている。そのため，1-2 kH の LHCf トリ ーをすべてが ATLA

事象でけ れられるわけではなく，
L1 LHCf はは陽子の進行方向の に粒子が生成さえることから，

レートになるように ATLA

事象は前方領域の粒子生成の理解には重要となる。

Eur. Phys. J. C (2017) 77:212

X MX

P1

X MX

P

P1

図 16

P3

(a)

事象

P2

と両

(b)

。

にさまざまである。
P4

チの
P2

事象

ターは測定ごとP
イベントマッチングされたデータは，両実験で 得されたXイベントの 得やそのイベントが こった ームバン

P

Y MY
P2

されるトリ ー

トリ ーシステム内でプリスケールされている。
このプリスケールフ

P1

で

P

を比 することで確 を行っており，ント対応ができていることを確
している。
P3

(c)

inated by the exchangeof an object with vacuum quantum
ro-degree collision
angles, have unique
実験的には事象では粒子生成がない
ディティ領
numbers called pomerons [14,15]. It is usually recognizeds diffractive processes as visible events.
域（
ディティギャップ）によって特けられる。図 17that diffractive processes are composed of single-diffraction
g the rapidity gap measurement based
は it possible
事象のイベント例を示すが，ATLA
検出器によっ(DD; Fig. 1b), and central(SD; Fig. 1a),double-diffraction
formation makes
to accessdiffraction (CD; Fig. 1c) terms. An operational characteristive processes. Therefore, forward partic of diffractive interactions is the large angular separation
rived from such pure low-mass diffracbetween the final state systems called the rapidity gap $η.
by central information can provide an
The size and location of $η in pseudorapidity phase spaceraining hadronic interaction models.
can be used to determine the type of diffraction. In the SDs of the ATLAS detector [12] and the

なくイベ

508
108

0.20
0.15

1

ATLAS-LHCf Pre

s = 13 TeV, 0.191
Ntrack/LHCf trigger

Ntrack/LHCf triggers = 13 TeV, 0.191 nb-1

10−1

0.10
0.05
0.00
0

1

2

3

4

5
Ntrack

10−2

10−3
0

ー

なし（フラグは記録）
2015 年に行われた pp 衝突の測定には共同測定によっ

ただし、L1̲LHCfに対してプリスケール。
て約 6 イベントの LHCf‐ATLA 共 イベントを

s = 13 TeV,nb
|η| < 2.5,
pT0.191> 0.1
GeV/c
Eur. Phys. J. C (2017) 77:212

前方方向に 中して中心領域には粒子生成が生じない
0.0

X

ディティ領

κ

域

EPOS-LHC

2.5 をカバーしている
ATLA
検出器の内 飛 検出
QGSJET-II-04
0.5
SIBYLL2.3

PYTHIA8212DL =0）を要器で荷電粒子が検出されないこと（N

事象を

に

0.0

0

10−1

10 X
track

24

事象の場 には，粒子生成がディティギャップ 1.0 が生じる。そこでSIBYLL2.3

ATLAS-LHCf Preliminaryのト ッ 数分布[15]。 -1ε

前 でも述べたように
0.5

5 10 15 20 25 30 35 40 45 50

5 10 15 20

図 内部飛跡検出器での荷電粒子検出数
1 ：LHCf
1 トリ ー事象の ATLA 内 飛 検出器内N
1 ch = 0得した。

π0 0<PT [GeV]<0.2

10−3
0

ATLASを使った回折事象の選択
Ntrack

ここでは，このデータに対してシンプルなイベントを用功 !! LHCfトリガーすべてでATLASでもデータ取得
212 Page 8 of 9
イベント @いて2015事象による超前方光子生成300
M イベント 面積の測定について@ 2022
1.0
紹介する [15]。

0

LHCf+ATLASによる回折事

図

すると，

することができる[16]。図15000は，6000
1000
2000
3000
4000

Pz [GeV]

LHCf でトリ ーされた事象に対する ATLA 内 飛 検出

0.15

4

0.05

SD(pp -> pX)
1
2
3
4
5
SD w/ central-vetoNtrack

0.00
0

10−2

0

0

0

0

0

10−2

Data
選択された事象2

s = 13 TeV, 0.191

10−1

0.10
QGSJET-II-04
p-p, s = 13 TeV

3MC folded (total)
MC folded (diff.)
MC folded (SD)

1

10−3
0 0
−8

Fig. 10 Efficiency (top) and purity (bottom) of diffraction selection
器で検出された荷電粒子ト数（NGeV) π 0 ）pzの分布を示す。
spectra obtained by using thefor the VF (0 < pTッ< 0.2
central-veto technique

0.20

ATLAS-LHCf Pre
Ntrack/LHCf trigger

2 1

0

Data
MC
MC
MC

MC folded (total)
MC folded (diff.)
MC folded (SD)

Ntrack/LHCf trigger.

ATLAS 共同データ 得の

0

10−2

Ntrack/LHCf trigger

図 18：LHCf

0

0

Data

dσSD/dlog10(ξ )[mb/log)]
N (ξ/LHCf
trigger

10−30

5 10 15 20 25 30 35 40 45 50
−6

−4

−2

Ntrack0

5 10 15 20

log10(ξ )X= 1 で がったあと，
12 SD( pp → p X ; blue)insectionas a function toof logFigure 1:
N20：N
distribution
data
compared
several
MC
model
pred
10 ξ X
ピュアなLow-mass
diﬀractive
事象
(log
10ξ
track
図Fig.
=0
によって cross
される
事象のpredicted by using QGSJET-II-04 MC samples. This is compared with= 10 近でもう 1 つの ー を つ分布をしている。
N
>
200
GeV.
LHCf-Arm1
detectedaphoton(intheregion
A
or
B)
with
E
the SDcross section after applying the central-veto selection (red)γ
量分布[16]。
1.0
to the total number of events. Black points indicate the measured spe
5 では
事象が と どC で 事象を調べると N= 0 に高い ー を ち，N=0 の 0.8
ー では

EPOS-LHC predictions, foldedwith the tracking eﬃciency of the ATLAS
10−5
10−5detector. B
事象
のイ

以上が

1/Ninel dNγ /dEγ [GeV-1]

であり，N

Efficiency

N

6 Conclusion

QGSJET-II-04

1/Ninel dNγ /dEγ [GeV-1]

取得

EPOS-LHCATLAS-LHCf Preliminary

10−1

ススルー

Ntrack/LHCf trigger

Ntrack/LHCf trigger

て
LHCf）

で実施

1

distributions, red lines the contribution from theproton diﬀractive dissoci
SIBYLL2.3 ）事象（
s = 13 TeV, 0.191 nb-1

ベントであることがわかる。図 20 は，

ATLAS-LHCf Preliminary

contribution
The inserts show
η>10.94,Δevents.
φ=180° contributions
We fromstudiedthe single-diﬀractive
nondiffractive anddiffractive
10−6 the10−6 a zoom oVF. particle
production
usingonly
MC events
predictions
in p–
p particle-level pho
at small Ntotrack
For √
these
models
with
one
による
量
と衝突エネ
示したものである。0.4はcollisions at s = 13 TeV. For the forward photon andthe LHCf-Arm1
acceptance) are used. The LHCf simulation10showsthat m−7%
10−7 spectra, PYTHIA8212DL predicts the largest
π 0 energyで関けられる。内 飛 検出器で
ルギー と
are
rejectedbythephotonselection
criteria
andthefractionofmulti-phot
diffractive
contributionsathighenergies.
In
the
cases
of
0.2
5（
50 eV
荷電粒子がないことを要 すると
neutrondifferential
cross sections
high event
energies,
EPOS$"
reconstructed
photonrelativeto the attotal
yield
is less than
2%.
−8
−8
PYTHIA8212

0.6の関数としての 分 面積を陽子のエネルギー

10
LHC10
and PYTHIA8212DL are dominated by diffraction at|η| > 10.94 while
QGSJET-II-04
and
SIYBLL2.3
are
domData LHCf-Arm1, arXiv:1703.07678
EPOS-LH
log10(ξ )この低 量事象は 面積が大きいが測定が難しいために実
inated bynondiffraction.
Data N =0, ATLAS-CONF-2017-075
X
QGSJET−9−9
10
10
Syst. + Stat. Unc. LHCf-Arm1
The identification of diffraction based on the rapidity
SIBYLL2.3
験データが と Fig.
どなく，
相互作用
デルの予測が大きく
Syst.
+
Stat.
Unc.
N
=0
11 LHCf detection efficiency as a function of log10 ξ X , which is
PYTHIA82
gap technique has been investigated. We studied the perEPOS-LHC
EPOS-LHC N =0
simulated by four MC
なる。
EPOS-LH√ simulation samples. The trigger conditions forformanceofaneffective
selection
criterionfordiffractive
QGSJET-II-04
QGSJET-II-04 N =0
10
1: N
LHCf detectors at s = 13 TeV are E γ > 200 GeV and E h > 500
10−10
10−Figure
QGSJETevents(central-vetoselection):“TherearenochargedparSIBYLL2.3
SIBYLL2.3 N =0
GeV.
Only the SD ( pp → p X ) component is used
for this calculation
図 21 は，LHCf
検出器で測定された光子の分生成
面
SIBYLL2.3
LHCf-ArmPYTHIA8212DL
N =0 |η| < 2.5 andticles (Ntrack PYTHIA8212DL= 0) in the kinematic
range
PYTHIA82
ありとなしで比 した結果である。
また，
積を N =0 の
pT >−11100 MeV”. Such a selection has ≈100% purity,
to the total
10
10−11
1000
2000
3000 and
4000
5000 model
6000
1000 2independent ofparticle
type, energy,
interaction
ありとなしの比を図 22 に示す。この結果から らかに
predictions
whereas selection efficiency increasesPhoton
from ∼30
to 70%
withVF detectors can enhance detection efficiency, especially for
Energy[GeV]5
なったのは，低 low-mass
量の processes.
事象は エネルギーで光子生成
distribution
increasing energy. The surviving events from central-veto
図
21：N
=0
の有
で光子
分生成
面積の比
selection are mostly low-mass diffraction events in the phase
Accordingto QGSJET-II-04
simulation predictions, mostcontribution
2-4 と大きなを っており，
そのは光子エネルギー
FigureForwardphotonenergy spectra
measured by the LHCf-Arm
space of2:log10of the events survived from the central-veto selection are[15]。
(ξx ) < −5.5.
This indicatesthat the combined
atspectra
smallmea
Ntrが高くなるにつれて加することである。
デルとの比from thelow-mass diffraction また
as shown
in Fig. 12. In par- andexperimentcan purify
the detectionof low-massdiffraction.
B (right).
Filledcircles show
the inclusive-photon
the LHCf-A
all theは
low-mass
events at log10 (ξx ) < indicate
Such massrange
was not
accessible
the experimentsの予測
デル diffractiveに大きなばらつきがでは，N =0 ticular,
where using
no extra charged
particlethespectrafor
Nch = 0byevents,を行っている。
また，
現 はこの結果に内 飛 検 are rejectedparticle tracker.
−5.5 detected by VF detector survived from the central-とのthe changedarepresent.
Verticalbars
represent
statisticaluncertainties
of
the
data
あるが EPO -LHC
は実験結果をよく再現している。この結Clearly,
nondiffraction
anddiffraction have different conveto selection, whereas all the high-mass diffractive events at出器の外にあるATLA検出器も用いた
事象と両reconstructthequadraticsum
ofstatisticalandsystematic
uncertainties.
Coloretributions in the VF regions, while hadronic interaction modlog10以外の(ξx ) > −4 were
excluded. In theother word, the filled
果から EPO -LHC
デルには事象に対する(dashedlines)
and without(solidlines)
the Nch = 0 requirement
els also
exhibit big
differencesamong eachother.
The rapidhistogram in Figs. 7 and 9 are mostly derived from the low- with
チューンやが必要なことがらかであり，
ity gap
measurement(central-vetotechnique)using
centralmass diffractive processes
at log10 (ξx ) デル
< −5.5.発Therefore, lines
indicatethe 10%uncertainty
relatedto thecontribution from phot
information is an effective way to identify diffractive events
the common experiment using VF and central detectors candecays(with the mean lifetime above 33 ps), which is currently not ta
and classify the forward productions to nondiffraction andprovide a chance to verify the results of low-mass diffracmodel predictions.
Furthermore, using the observed events, it istion reported by TOTEM [10] and impose a constraint on ofdiffraction.
capable of both constraining the differential cross sections
the treatment of low-mass diffraction implemented in MC(dσ/d E, dσ/dη) of low-mass diffraction and helping tosimulation models through VF neutral particle spectra.

に相 ）の低 量事象のが0.0−8されていることがわかる。
−6

−4

−2

0

ch

ch

ch

ch

ch

ch

up to around 4 TeV and decreases to 0.15 again at the highest energ

509
109
る。

事象のそれぞれの寄 を 定する解 を加えて，
稿のもう一方の ATLAを進めている。

C 検出器は電磁カロリーメータとハドロンカロリーメータの 2 つから構成されており，その[dNγ /dE γ (N =0)] / [dNγ /dE γ ]ATLAS-LHCf Preliminary-1

0.6

s = 13 TeV, 0.191 nb
η>10.94, Δ φ=180°
Data LHCf-Arm1
Syst. + Stat. Unc.
EPOS-LHCQGSJET-II-04
SIBYLL2.3
PYTHIA8212DL

1

0.4

0.2

測定 に LHCf 検出器の後 に設置された（図 5）。LHCf 検-10.8

s = 13 TeV, 0.191 nb
出器は1.6 相互作用
8.81<η<8.99, Δ φ=20°しかないためにるハドロンシャワーの大 分が検出器後方から れ出して
0.6

しまい，これが中性子のエネルギー分解能が 40 と い要

2000

3000

4000

5000

0

6000

Photon Energy [GeV]

図 22：N =0 事象の光子エネルギー

C-HA は 4.5 相互作となっている。
後方に設置された

0.4

0.2

1000

した中性子がつく

Data LHCf-Arm1
Syst. + Stat. Unc.
EPOS-LHCQGSJET-II-04
SIBYLL2.3
PYTHIA8212DL

用 あり，LHCf 検出器とC 検出器を組わせてハドロンシャワーを測定することで 20 のエネルギー分解能を達成することができる。分解能の0

C-HA ）が 2022 年の

ATLAS-LHCf Preliminary

ch

0.8

ch

[dNγ /dE γ (N =0)] / [dNγ /dE γ ]うちのハドロンカロリーメータ（
1

は，中性子の 分 面

積測定
度の向上の
ではなく，図
12 の
1000
2000
3000
4000
5000
6000

粒子の測定や

Photon Energy [GeV]

One-Pion-E c ange 事象を用いた陽子‐ 中 子衝突の測定を性 [15]

可能にする。

Figure 3: Ratio of the photon energy spectrum with an extra Nch = 0 requirement to the inclusive-photon
10 は nfoldingを行った後の分布であり，
nfolding 前
energy spectrum for regions A (left) and B (right). Vertical bars図
represent
statisticaluncertainties of the
.
2 22
ー の
の分布はand
40 systematicの分解能のためにのっりとした分布をしてdata sample, while gray bands indicate the quadratic sum of statisticaluncertainties. Col前 では 2015 年の 得データを用いたデータ解 としてored lines indicate model predictions. Hatched areas around theいる。分解能がmodel lines indicate
the 10% uncertainty
20 に向上することでnfolding なしでも事象の結果を紹介したが，それ以外にもATLA 内in long-lived
飛relatedto the contribution fromphotons produced
particledecays,whichiscurrently
not
ー ができ，One-Pion-E c ange 事象の
が可能に
検出器で
数の荷電粒子が検出された事象に対して
LHCf
taken
into accountin the calculation of model predictions.
なる。One-Pion-E c ange 事象での粒子生成は仮中 子

検出器で超前方中性子のエネルギース

トルを調べること陽子の衝突によるものと えることができるので，陽子‐
とで
重パートン
（
ulti-Parton
InteractionPI）の研
photon energy up to 4 TeV at η > 10.94, whereas
it is found to衝突の
be relatively
constant (around 0.15) at 宇宙線の空気
重度などが測定できるようになる。
究も進めている。
8.81 < η < 8.99. The results are compared to predictions based on several hadronic interaction models:
シャワー中では 数の 中 子が生成されており，その衝
EPOS-LHC,QGSJET-II-04,
SYBILL
2.3, and PYTHIA 8.212DL. Predictions from EPOS-LHC generこの LHCf‐ATLA
共同データ解をさらに進めることを中 子衝突の加速器
ally show
best agreement
data. At photon energies
above 2突によってシャワーが発達していく。
TeV, the PYTHIA 8 predicts significantly
目的の1 つとして2022 年 with
月には衝突エネルギー√s= 13.6
的実験の結果にられ
higher ratio than observed in data. This indicates that the large実験データは低エネルギーのdiscrepancy between PYTHIA定8 anddata
TeV の pp 衝突の測定を行った。この測定は 2015 年の測定ているため，高エネルギー
デル予測 の不定
in the high-energy photon region reported in Ref. [5] can be due
to overestimationof the相互作用のdiﬀractive disに対して 2 つの大きなアドバンテージがある。
1 つ目が LHCfsociation process in PYTHIA 8. The QGSJET-II-04
and SYBILL
2.3
modelspredictanaveragevalue
性が大きく，それが ューオン過 の要 ofのの 1 つと
ATLA
共同
量である。
2015in年測
the ratiothat 得データのis much lower 的なthan observedin databoth η > 10.94
and 8.81 < η < 8.99 regions.
えられている。LHCf‐ATLA
共同解Thisによって，初めて
定ではATLA
で LHCf トリ andーに対してプリスケールがsuggeststhat QGSJET-II-04
SYBILL 2.3 predict a too small contribution of low-mass diﬀractive
実験的にアプローチができるようになる。
eventsto the forward
photon energy spectrum.
導されており，
得した共同イベント数は6 の であった。しかし，2022 年の測定 には ATLA

がプリスケールは設定され，約 2kH の LHCf トリ ーに対してすべてReferences
ATLA

め

でもデータ 得が行われた。約 4 日 の測定で得

LHCf は世界最高の衝突エネルギーを実現する
LHC 加速[1] LHCf Collaboration, Technical design report of the LHCf experiment:
Measurement of photons
イベントで，これは 2015 年データ器を使って，空気シャワー粒子の主成分である電磁成分のand neutral pions in the very forward region of LHC, CERN-LHCC-2006-004(2006).
の約 50 に相 する。これによって に紹介した解 のhttps://cds.cern.ch/record/926196.
種となる超前方領域の光子や 0 を測定することを主目的とられたデータ量は 300

けでなく，LHCf 検出器での0や事象など相対的にして実験がスタートした。
前 atの高エネルギーニュースの記[2]量がPierreAuger Collaboration, A.ができるようになる。
Aab et al., Depth of maximumof air-shower profiles
the Pierreない事象を用いた共同解
017.8 eV, Phys. Rev. D90
測定について紹介し事ではこの光子やAuger Observatory. I. Measurements at energies above 10
no. 12, (2014) [1]，本稿ではそ2 つ目が，ATLA 実験の AL A と A P の つのロマン
122005, arXiv:1409.4809 [astro-ph.HE].
の後に実験を進めるなかで発展してきたト ッ スについポット 検出器とC 検出器との共同測定である。これらて紹介してきた。
ATLA との共同測定や高データによっ[3] Pierre Auger Collaboration,
A. Aab et al., Muonsin air showers at the Pierre Auger Observatory:の検出器との共同測定は2022 年測定で初めて実現し，
それ
て実験
定よりも
Measurementofatmosphericproduction
depth,Phys.
Rev.
D90 no. 1,の(2014)
012012,角的なハドロン相互作用の研ぞれの検出器と組わせて解 することでさまざまな利究が可能となってきた。
これらは空気シャワーを用いた超高arXiv:1407.5919 [hep-ex].
点がある。AL A と A P は ームパイプ中に設置されたトエネルギー宇宙線観測においての重要なインプットになる[4]
Telescope
Array ームにCollaboration,
R. U. Abbasi
ッカー
検出器で，
り りまで近いて et al.,さ Study of Ultra-High Energy Cosmic Rayのはいないが，その他にも IceCube 実験による高エネル
composition
using
Telescope
Array’s
MiddleDrum
れた陽子を直接測定することができる。
陽子を測定す detector and surface array in hybrid mode,
ギー大気ニュートリ
観測や 2022 年から測定をした
Astropart. Phys. 64 (2015) 49–62, arXiv:1408.1726 [astro-ph.HE].
ることができれば，図 16 の確に反対 のすることが可能であり，
量

事象と両

事象を

陽子の 動量からを事象ごとに決定することも可能とな
9

A ER 実験やトとなる。 A ER とLHC 実験に対しても重要なインプッ
LHC は LHCf 検出器位置のさらに後方に検出器を設置しており，最近，高エネルギーニュー

510
110
トリ 測定の初期結果を報 した [17 1 ]。これらのニュー[17] H. Abreu

トリ は pp 衝突で生じたから生じて031 01 2023 .

低 に LHCf[1 ] R. Albaneseなどの中 子おり，その生成フ ッ ス見積もりの系の測定結果ができる。

を測定を予定している。
これは我々を めた宇宙線コ ュニ
ティーからの い要望で実現したもので，宇宙線と大気原
子核の衝突を再現する理 的なである。 素原子核のような 原子核衝突の測定は，
これまでは低エネルギーの定 的実験の で LHC がコ イ ーでの世界初の測定となる。我々は現 ，この 重なに測定を確実に成 させるを進めている。
超高エネルギー宇宙線観測においても TA と PAO の両実験でアップグレード

が進 でおり，今後数年で得られる空気シャワー実験と加速器実験の両方のデータによって ューオン過が解決 大きく進 ことが期 される。

[1]

，

[2]

. R. Abbasi[3] A. di，
高エネルギーニュース 31-2

2012 .

Ap L 790 L21 2014 .

atteo. Pierre Auger and Telescope Array collab-

orations EP 283 03002 2023 .
[4] A. Aab. Pierre Auger collaboration P ys. Rev.

91

032003 2015 .
[5] R. R. Abbasi
Rev.

. Telescope Array collaborations P ys.

98 022002 201 .

[6] A. Aab. Pierre Auger collaboration P ys. Rev. Lett.

117 1 2001 2016 .
[7] H. P.
randeembinski. EA -

IceCube

EVO - ECOR Pierre Auger

A CA E-AR Telescope Ar-

ray and akutsk EA Array collaborations EP

oC 210 02004

201 .
[ ]

. oldinEVO -. EA -

ECOR Pierre Auger

IceCube

A CA E- rande

AR Telescope Array andakutsk EA Array collaborations Po ICRC2019 34

2021 .

[ ] R. P. eynman P ys. Rev. Lett. 23 1415 1 6 .
[10]. H. im. RHICf collaboration P ys. Rev. Lett. 124

252501 2020 .
[11] O. Adriani. RHICf collaboration ar iv 2203.15416.

[12] O. Adriani. LHCf collaboration

HEP 11 073 201 .

[13] O. Adriani. LHCf collaboration

HEP 07 016 2020 .

[14] . Piparo. LHCf collaboration

HEP 10 16[15] ATLA and LHCf collaborations ATLA -CO2017 .
[16] . .

１ou

A ER collaboration P ys. Rev. Lett. 131.

Lett. 131 031 02 2023 .

また，来年 2024 年１には LHC での陽子- 素原子核衝突

ために.

. Eur. P ys. . C77 212 2017 .

本稿投稿後に 2025 年への延期が決定した。

2023 .

-2017-075

LHC collaboration P ys. Rev.