ニュートリノ検出器
横山 将志（東京大学大学院理学系研究科物理学専攻）

はじめに

1

ジ理論で記述する。物質構成粒子であるクォークとレプトンはスピン 12 を，相互作用を伝えるゲー

日本でのニュートリノの研究は２度のノーベル

ジ粒子はスピン１を持つ。さらに，素粒子に質量物理学賞 [1, 2] が象徴するように数々の成果をあを与える機構として対称性の自発的破れによるげており，いまや日本のお家芸と呼ばれることもヒッグス機構がある。ヒッグス機構の帰結としてある。ニュートリノの実験的研究にはニュートリ

存在が予言されていたスピン０のヒッグス粒子がノを検出する装置が必要であり，そこには最先端

LHC での実験で発見されたことは記憶に新しい。

の技術が使われている。それらを紹介するのが本現在知られているクォークとレプトンを表 1 に講義の目的である。

まとめる。電荷や，どの相互作用が作用するかと

ただ，ひとくちにニュートリノ検出器，と言っいう分類も示した。強い相互作用が働く粒子をても，ニュートリノの関わる実験は幅広く，それクォーク，働かない粒子をレプトンと分類する。

に対応して検出器にも様々な種類がある 1 。このニュートリノは強い相互作用が働かないレプトン

講義ではニュートリノ実験の概略を簡単に述べたである上に電荷を持たないため電磁相互作用も関後，ニュートリノ検出器の中でも，特にスーパー

与せず，弱い相互作用のみで反応することが大き

カミオカンデと T2K 実験の前置検出器を中心にな特徴である。クォークもレプトンも，質量以外説明することにする。

は同じ性質を持った粒子のペアが３つ繰り返して存在することがわかっており，これを世代構造と2

ニュートリノとは

2.1

素粒子物理におけるニュートリノ

呼ぶ。なぜ世代が存在するのかは，わかっていな
い。ニュートリノには，電子ニュートリノ（νe ），ミューニュートリノ（νµ ），タウニュートリノ（ντ ）の３種類が存在する。

まず，測定対象となるニュートリノとは何か，

ニュートリノは，元々放射性同位元素のベータについて簡単に述べる。

崩壊でエネルギー保存則を満たすために 1930 年

現代の素粒子物理学の標準模型では，陽子や中にパウリによって仮説として導入されたものであ性子を構成する「クォーク」と，電子やニュートリる。その当初から，ニュートリノの質量は非常にノの仲間である「レプトン」を物質の構成要素と小さいことがわかっていた。1950 年代にニューし，その間に働く３種類 2 の相互作用（「弱い相互

トリノが実験的に観測されて以降，ニュートリノ

作用」，「電磁相互作用」，「強い相互作用」）をゲーの質量を測定する試みは続けられているが，現在
1

ニュートリノ実験でもニュートリノを検出しない検出器もある。
2
重力相互作用は非常に小さいため通常考慮しないが，重力を素粒子の理論に組み入れることはアインシュタイン以
来長年の課題である。

まで実験値は測定誤差の範囲で 0 と無矛盾であり，上限値しか知られていない 3 。このため，標3

1

過去にはいくつか有限値を報告した実験もあるが，いず表 1: 素粒子標準模型のフェルミオンの分類
電荷

+ 23
− 12
−1
0

クォーク
レプトン

第１世代
u（アップ）d（ダウン）
e（電子）
νe

粒子
第２世代
c（チャーム）s（ストレンジ）µ（ミュー）
νµ

表 2: ニュートリノ質量の上限値 [3]。
種類

質量上限値

電子型
ミュー型
タウ型

2 eV
190 keV18.2 MeV

第３世代
t（トップ）b（ボトム）
τ （タウ）
ντ

弱い
相互作用
○
○
○
○

電磁
相互作用
○
○
○
×

強い
相互作用
○
○
×
×

究を進め，微小なニュートリノ質量の背後にある物理を解き明かすことがニュートリノ物理の大きな目標のひとつである。

2.2

ニュートリノ源

ニュートリノの研究には大量のニュートリノが必要となるため，強力なニュートリノ源は，ニュー準模型では長らくニュートリノの質量は 0 としてトリノ検出器と並んで研究に必須の要素である。

扱われてきた。

では，ニュートリノの発生源にはどのようなもの

ニュートリノ振動の存在によりニュートリノのがあるだろうか。

質量がゼロでないことはわかったが，ニュートリ

電子や陽子に比べても一般にはおそらくなじみ

ノ質量で測定できるのは質量の差だけであり，絶のうすいニュートリノという粒子だが，宇宙全体対値については他の手段で測定する必要がある。

でみると，光子（宇宙マイクロ波背景放射，CMB）

表 2 に，Particle Data Group [3] による 2015 年に次いで多く存在する。宇宙におけるニュートリ

時点のニュートリノ質量の上限値を示す。トリチ

ノの数は，陽子の数の実に 109 倍にもなる。そウムの崩壊で放出される電子のエネルギー分布ののほとんどは宇宙初期に生成されたニュートリ

端点を精密に測ることで得られた（反）電子ニューノであるが，我々により身近なニュートリノ源

トリノの質量 4 の上限値は 2 eV であり，ニュート

としては，太陽がある。太陽内部では，例えばリノの次に質量の小さい電子の質量が 511 keV で

4p → 4 He + 2e+ + 2νe のような核融合反応が起あることを考えると，25 万倍以上の差があることこっており，このとき電子ニュートリノが生成さになる。なぜ，ニュートリノの質量が他の素粒子れる。太陽では莫大なエネルギーが生成されていに比べ極端に小さいのか，は大きな謎である。他

るため，そこから降り注ぐニュートリノの数は地の素粒子の質量の起源はヒッグス機構によるもの

球上でも 660 億個/秒/cm2 という膨大な数であであることが確認されつつあるが，もしかするとる。また，宇宙線と大気の衝突でも絶えずニューニュートリノには他の質量獲得機構が働いている

トリノが作られている。その他に，超新星爆発等のではないか，という仮説もある。その代表的なの天体現象や放射性物質の崩壊でもニュートリノ

ものとして，シーソー機構が知られている [4–7]。

は生成される（人体も放射性同位元素を含むため，今後，ニュートリノ振動やダブルベ−タ崩壊の研

あなたもニュートリノ源であると言える）。また，研究に使われる人工的なニュートリノ源として代れもその後の追試で否定された。
4
正確には，質量固有状態ではないので，混合行列要素による重みつき平均に相当する。

表的なものに，原子炉や加速器がある。

ニュートリノの反応は，弱い相互作用を介しℓ–てのみ起こる。弱い相互作用には，大きく分けてZ

W
荷電カレント(CC)反応

中性カレント(CC)反応

W ± 粒子が媒介し 反応の前後で電荷が変わる 荷
電カレント反応 (Charged Current, CC) と，Z 0粒子が媒介し 反応の前後で粒子の電荷が変わらな
い 中性カレント反応 (Neutral Current, NC) の２種類がある。荷電カレント反応の場合，ニュートリノが反応すると対応する荷電レプトン（電e- or νN
N’
標的：核子（クォーク）
標的：電子

e-

図 1: ニュートリノ反応の分類

子ニュートリノであれば電子）になるが，中性カレントではニュートリノは終状態でニュートリ
ノのままである。さらに，反応の標的として，物
質内の電子と反応する場合と，原子核（あるいはその内部の核子やクォーク）と反応する場合があ

2.3

ニュートリノの反応と検出

おおよそあらゆる粒子検出器は電磁相互作用による信号を利用するが，ニュートリノは電荷を持たないため検出器に痕跡を残さない。そのため，検出器内でニュートリノを反応させ，生成される
終状態の粒子を観測することでニュートリノの数やエネルギー，種類などの情報を得る。これは別に特殊な手法ではなく，やはり電気的に中性な光子や中性子などの検出も同様の原理に基づく。
ただし，ニュートリノの場合には反応率が極端に低いため，前述の強力なニュートリノ源とともに，巨大で高性能な検出器が必要となる。例えば，

10 MeV のエネルギーを持った電子ニュートリノ
と電子の反応断面積はおよそ 10−43 cm2 である。
このニュートリノの水中での平均自由行程を考えると，水 1 g(=1 cm3 ) に含まれる電子の数はアボ
ガドロ数くらいの桁 (O(1023 )) なので，

L≃

11023 × 10−43= 1020 cm = 1018 m

る（図 1）。ニュートリノ検出器では，これらの反応で生成された荷電粒子や光子を検出すること
で，元々のニュートリノの情報を引き出すことになる。
荷電カレント反応では，終状態に荷電レプトンが現れる。素粒子の世界では粒子が生成・消滅したり別の種類の粒子に変わったりするが，その際に「レプトン数」が世代ごとに保存することが知られている。例えば電子や電子ニュートリノ
は「電子数」+1 を持ち，陽電子や反電子ニュートリノは電子数 −1 をもつ。「ミューオン数」や「タウ数」についても同様であり，これらの数の和はそれぞれ反応の前後で変わらない。すなわち，

νe + n → µ− + p や， νe + p → e+ + n のような反応は起こらない 5 。従って，反応でどの荷電粒子が生成されたか調べれば，ニュートリノの種類を知ることができる。
電子，µ，τ はそれぞれ 511 keV, 106 MeV,

1.78 GeV の質量をもつため，ニュートリノのエネ
ルギーが十分でない場合にはこれらの粒子を作る

1 光年が約 1016 m であるから，100 光年程度の平ことができず，従って荷電カレント反応が起こら

均自由行程があることがわかる。ひとつのニューない。相対論的運動学からエネルギー閾値を計算

トリノだけをみると観測をすることは現実的では

すると，表 3 のようになる。次の節で説明するよないが，1018 個のニュートリノを用意して観測しうに，ニュートリノの種類が変化するニュートリてやれば，平均 1 m 程度で 1 回の反応が期待でノ振動という現象が知られている。ニュートリノきる。
5それぞれ，なぜ起こらないか，説明してみよう。

表 3: 荷電カレント反応のエネルギー閾値
標的
電子
核子

νe
0
∼0.5 MeVνµ11 GeV
110 MeVνβντ
3.1 TeV
3.5 GeVν2振動の種類が変化したときに，エネルギーが閾値よりも低いものは荷電カレント反応を起こさず，

θあたかもニュートリノが消えてしまったようにみν1える。これを（ニュートリノ自体が消えてしまう
わけではないが）「消失」 (disappearance) と呼ぶことが多い。たとえば，太陽からのニュートリノは最大でも約 10 MeV のエネルギーしか持たな

να

図 2: ２世代の場合のニュートリノの混合。ふたつの基底が，混合角 θ だけずれている

いため，生成時は電子ニュートリノであったもの
が他の種類に変わってしまった場合，荷電カレント反応を起こすことはできなくなる。あるいは，のように表される。これは図 2 に示すような，ふ

1 GeV のエネルギーを持ったミューニュートリ

たつの基底（座標軸）間の回転と考えられる。基ノがタウニュートリノに変化した場合，やはり荷底どうしがどのくらいずれているかを示す回転角

電カレント反応は起こらないことがわかる。

が θ である。θ = 0◦ のときにはふたつの基底は一致する。適当に座標軸のラベリングと向きを再2.4定義することが可能なため，混合角 θ の最大値はニュートリノ振動

45◦ となる。

弱い相互作用による荷電カレント反応では，ニニュートリノは弱い相互作用で生成されるたュートリノが相互作用したとき，電子・µ・τ のめ，生成時には弱い相互作用の固有状態である。

いずれかが現れる。これは，ニュートリノの波動

これを質量の基底でみると，固有状態の重ね合わ関数に対し，弱い相互作用の固有状態への射影をせとして書くことができる。例えば，生成時にあ取っていることに相当する。一方で，ニュートリ

るニュートリノが να であったとする。式 1 より，ノ質量（またはエネルギー）に対する固有状態を基底とした系を考えることもできる。一般に，弱|να ⟩ = cos θ|ν1 ⟩ + sin θ|ν2 ⟩い相互作用の固有状態と，質量の固有状態が一致である。自由粒子としての時間発展はそれぞれのする必要はない。

質量固有状態の時間発展を考えればよく，(2)以下ではしばらく，簡単のためにニュートリノ
の世代が２世代しかない場合を考える。弱い相互|να ; t⟩ = e−iE1 t/h̄ cos θ|ν1 ⟩ + e−iE2 t/h̄ sin θ|ν2 ⟩作用の固有状態を να , νβ とし，質量の固有状態を(3)

ν1 , ν2 とすると，これらの間の関係は，混合角 θとなる。２種類のニュートリノの質量 m1 と m2

を用いて
(
)
να

が異なるときには，時間が経つと相対的に位相が

νβ

(
=

cos θ

sin θ

− sin θ cos θ

)(

ν1
ν2

)

ずれてくるため，弱い相互作用の基底でみたとき(1)には別の種類の成分が混じることになる。これ
が，ニュートリノ振動と呼ばれる現象である。

先ほどの生成時に να であったニュートリノが，トリノの世代間の混合が存在し，質量が 0 でな

距離 L 飛行したのちに να (νβ ) として観測される確いことの証拠である。ニュートリノ振動を利用し率 P (να → να )(P (να → νβ )) は，ニュートリノのて，ニュートリノの種類が変化する確率を測るこエネルギーを E ，質量の２乗の差 ∆m2 ≡ m22 −m21とにより，式 (4), (5) から混合角 θ や質量二乗差と定義すると，∆m2 を測定することが可能である。
(

P (να → να ) = 1 − sin 2θ · sin22(
P (να → νβ ) = sin 2θ · sin
2

2

∆m2 L
4E

∆m2 L
4E

)

実際はニュートリノは３世代あるので，混合行

(4)

)
(5)

となる。変化の確率が L/E をパラメータとして2

列も 3 × 3 の行列であり，以下のように書ける。




ν1
νe




 νµ  = U  ν2 
(6)




ν3
ντ
この行列 U はクォークの混合を表す小林-益川

sin の形で変動し，異なる状態を行ったり来たり行列と同じ構造であり，牧-中川-坂田 (MNS) 行

することから，ニュートリノ振動 (neutrino oscil-

列 [8] と呼ばれる。MNS 行列に独立なパラメー

lation) と呼ばれる。

タは 4 つ（回転角：3，位相：1）あり，パラメー

式 (4), (5) からわかるように，ニュートリノ

タの取り方は一意ではないが，3 つの混合角 θ12 ,振動が起こるためには混合角 θ が 0 でなく，かつθ23 , θ13 とひとつの複素位相 δCP を用いて，以∆m2 が 0 でない必要がある。逆に言えば，ニュー下のような表式が慣習的によく使われる [3]。

トリノ振動が存在すれば，それはすなわちニュー




Ue1

U

Ue2

Ue3




= 
(7)
 Uµ1 Uµ2 Uµ3 Uτ 1 Uτ 2 Uτ 3





1
0
0
c13
0 s13 e−iδCPc12 s12 0
1
0
0






  −s12 c12 0   0 ei α21
= 
0 
0
1
0
 0 c23 s23  
 (8)


α2
0 −s23 c23−s13 eiδCP 0
c13
0
0
ei 2
0
0 1



c12 c13s12 c13s13 e−iδCP
1
0
0



α
i 1
iδCP

= 
c12 c23 − s12 s23 s13 eiδCP
0 
s23 c13  −s12 c23 − c12 s23 s13 e
 (9) 0 e 2
α2
0
0
ei 2
s12 s23 − c12 c23 s13 eiδCP −c12 s23 − s12 c23 s13 eiδCP
c23 c13

ここで，sij ，cij はそれぞれ sin θij ，cos θij の略で研究は素粒子と宇宙の研究において大きな課題である。複素位相 δCP は，クォークで小林-益川 [9]ある。クォークの CP 対称性は，1964 年に破れてが提唱したのと同じ機構で，CP 対称性（粒子-反いることが実験的に発見されて以来長く研究され粒子の対称性）を破る。CP 対称性の破れは，宇ており，KEK の Belle 実験などで小林-益川機構

宙の物質-反物質の非対称性を説明するためのサが正しいことが確認されて，2008 年のノーベル

ハロフの３条件 [10] のひとつであり，その起源の物理学賞 [11] につながった。一方でニュートリ

Upper dome of Super-K
Electronics hut
Control room
LINAC forcalibration

3

スーパーカミオカンデ

3.1

装置概要

スーパーカミオカンデは，岐阜県飛騨市神岡町
Water and air
purification system

Pure watertargetfor n andp decayにある大型水チェレンコフ観測装置である [13]。
バックグラウンドとなる宇宙線を避けるため，池の山の山頂から約 1000 m の地下に大空洞を掘削して建設された 6 。検出器本体は，基本的には直径 39.3 m，高さ 41.4 m の円筒形をしたステンレ
ス製タンクと，内側に取り付けられた多数の光電図 3: スーパーカミオカンデ検出器の概略図
ノで CP 対称性が破れているかどうかは，これまで実験的に確認されておらず，ニュートリノ振動実験の今後の大きな目標となっている。
式 (9) の最後の項に含まれる α1 , α2 はマヨラナ
位相と呼ばれ，ニュートリノがマヨラナ粒子（粒子と反粒子の区別がつかない素粒子）であった場
合に存在する位相であるが，ニュートリノ振動には寄与しない。ニュートリノがマヨラナ粒子かどうかは非常に重要な問題であり，ニュートリノを伴わない２重ベータ崩壊の探索により実験的な検証が進んでいる。日本でも KamLAND-Zen 実験が世界最高感度の探索結果を出しており [12]，他にも実験計画が進んでいるが，以下ではニュート
リノ振動に主点を置くため，あまり触れない。
ニュートリノ振動は，長い間実験的に探索されてきたが，なかなか確実な証拠は得られなかった。

1960 年代末からの Davis らによる太陽ニュートリノの観測に端を発する太陽ニュートリノ問題や，

1980 年代半ばにカミオカンデでの梶田さんの発見に始まった大気ニュートリノ異常が，ニュート
リノ振動で説明できる可能性は知られていたが，ニュートリノ振動が確かに存在すると誰の目にも明らかな確証を得るためには，1996 年に稼働を開始したスーパーカミオカンデによる観測を待たねばならなかった。

子増倍管からなる。
水タンクは２層構造になっており，内水槽と外水槽の間は光を遮蔽する構造体で仕切られている。
内水槽の壁面には，内向きに 50 cm 径の光電子増倍管が 11,000 本以上取り付けられている。外水槽は，主に宇宙線ミューオンなど外部から入ってくる粒子を識別するために使われ，20 cm 径の
光電子増倍管が 1,800 本以上外向きに取り付けられている。これらの光電子増倍管で，水中で荷電粒子が発するチェレンコフ光と呼ばれる微弱な光をとらえることでニュートリノ等の観測を行う。
タンク全体では約 5 万トンの水が使用されているが，そのうち内水槽の内側にある水は約 3.3 万ト
ンで，多くのデータ解析では，事象の反応点が内壁から 2 m 以上離れていることを要求するため，有効質量は約 2.25 万トンである。
タンクの上部や周辺には，光電子増倍管からの電気信号を処理するための電子回路や較正のための装置群，超純水を精製するための装置などが設置されている。装置は 24 時間運用を続けている
ため，共同研究者が 8 時間ずつ 3 交代制のシフトで監視する。現在は，日中のシフトは検出器のすぐそばの坑内のコントロールルームで監視し，夜間は近くにある施設で監視を行っている。
なお，スーパーカミオカンデのタンクの外周には，地磁気を打ち消すためのヘルムホルツコイル
61000 m の地下といっても山頂から 1000 m のエレベー
タがあるわけではなく，中腹からほぼ水平に出入りする。初期は鉱山のトロッコで入坑していたそうだが，現在は自動車で通行できるアクセストンネルが整備されている。

表 4: スーパーカミオカンデの検出器構成と実験期間。エネルギー閾値は，太陽ニュートリノ解析に用いる反跳電子の運動エネルギーの閾値を示す。

期間
内水槽の光電被覆率
読み出し回路エネルギー閾値

SK-I
1996/04–2001/07
40%
ATM
4.5 MeV

SK-II
2002/10–2005/10
19%ATM
6.5 MeVが巻かれている。光電子増倍管は電子の軌道が曲げられるため磁場の影響を受けやすいが，大口径の光電子増倍管は光電面からダイノードまでの距

SK-III
2006/07–2008/08
40%
ATM
4.0 MeV

SK-IV
2008/09–現在
40%
QBEE
3.5 MeV

表 5: 各種の粒子に対する水中でのチェレンコフ
閾値に対応するエネルギー Eth と運動量 pth

離が長く，地磁気程度でも影響があるためである。

粒子

以下で述べるように，20 年にわたる実験の間

Eth (MeV)
pth (MeV/c)に時期によって検出器の構成が異なる。これを区

e
0.8
0.6

µ
160
120

π±
210
160

p
1400
1070

別するため，これまでの実験期間を表 4 のように４つに分け，SK-I, II, III, IV と呼ぶことがある。
なり，陽子がチェレンコフ光を放出するためには

3.2

検出原理

1 GeV/c 以上の運動量が必要となる。
加速器を用いた素粒子原子核実験の検出器では，粒子の速度が真空中の光速 c を超えることはな

チェレンコフ光の光量や角度の速度依存性を利用

いが 7 ，屈折率 n の物質中では光速が c/n とな

して，粒子識別に用いることが多い。スーパーカ

る。荷電粒子の速度 v が物質中の光速 c/n を超え

ミオカンデでは，リング状のチェレンコフ光を内たとき放出されるのがチェレンコフ光 [14] であ水槽の壁面に取り付けられた光電子増倍管で検出る。チェレンコフ光は，荷電粒子の運動方向に対し，その時間・光量分布から粒子の発生点・エネ

1（β = v/c）を満たす角度 θ の向き
し cos θ = nβ

ルギー・方向・種類の情報を得る。事象の再構成に，リング状に放出される。水の屈折率は 1.34 程に関しては，後で概略を述べる。

度であり 8 ，β = 1 の粒子に対するチェレンコフ
角 θC は約 42◦ となる。粒子検出に広く使われる
シンチレータのシンチレーション光と単位距離あたりに放出される光の量を比べると，チェレンコ
フ光の光量は桁違いに少ないため，検出には光検出器の性能が重要となる。
荷電粒子がチェレンコフ光を発するためには，
速度 β が 1/n を超える必要がある。各種の粒子に対する水中でのチェレンコフ光の閾値を表 5 に示す。質量の大きな粒子ほど高い運動量が必要に7

たとえニュートリノでも！
8
波長依存性があるため，シミュレーションや解析ではその効果も考慮する。

3.3
3.3.1

光電子増倍管
内水槽

内水槽に使用されているのは，50 cm（20 イン
チ）径の大口径光電子増倍管である。もともと，小柴先生らがカミオカンデを設計した際，検出器の大きさで勝るアメリカでのライバル実験 IMB(Irvine-Michigan-Brookheaven) に対し競争力をもつために浜松ホトニクス（当時は浜松テレビ）と開発したのが 50 cm 径光電子増倍管の始まりであり，その経緯はいろいろなところで語られて

表 6: 光電子増倍管 R3600 の性能（典型的な値）
光電面の直径
光電面
収集効率
量子効率
ゲイン
ダイークノイズ
時間分解能

50 cm
バイアルカリ (Sb-K-Cs)
70%∼21% (360–400 nm)∼107
4.5 kHz2.2 ns (RMS, 1p.e.)

で，連鎖反応を起こさないようにする設計である。
光電面側につけたアクリルのカバーによる光子の損失は 350 nm 以上の波長に対し 4%以下である。

3.3.2

外水槽

外水槽は，主な目的が外部からの粒子の VETO
であり内水槽ほどの精度が必要ない。20 cm（8 インチ）径の光電子増倍管に 60 cm 角の波長変換プ
レートを取り付け，さらに光電子増倍管以外の部
分を白色のシートで覆うことで，光量を稼いでいいる。また，このオリジナル 50 cm 径光電子増倍る。外水槽の光電子増倍管は，もともと IMB 実

管 R1449 は 2014 年に IEEE マイルストーンに選験で使われていたものを再利用しているが，2002

ばれた。スーパーカミオカンデで使用されている年以降は新たに製造したものも使われている。

のは，改良を施し感度や時間分解能を向上させた

R3600 というタイプの光電子増倍管である [15]。
R3600 の主な性能を表 6 に示す。

3.4

データ収集システム

2001 年，改修作業後の注水中に大量の光電子増

スーパーカミオカンデでは，合わせて 13,000 本倍管が破損する事故があった。底面の光電子増倍以上の光電子増倍管からの電荷と時間の情報を記

管の一つが割れ爆縮が起きて水が流れ込むことで録する必要がある。太陽ニュートリノのような低衝撃波が起き，近隣の光電子増倍管が連鎖的に破エネルギー事象の観測のためには１光電子レベル

壊されていったことが原因であった。故・戸塚洋の信号をとらえなければならない。ニュートリノ

二氏の強力なリーダーシップのもと [16]，すぐさの反応による事象は様々なニュートリノを合わせ

ま原因究明，再発防止対策の立案，復旧シナリオても１日あたり数十事象なのに対し，光電子増倍の策定に向けた作業が始まった。ありがたいこと管には数 kHz のダークノイズがある。データ転に国内外からの支援を受け，１年後に光電子増倍

送の帯域，記録媒体の容量，データ解析のための管の数を半分に減らして実験を再開することがでリソースなどの制限から，閾値を超えるヒットのきた。当時は KEK の 12 GeV 陽子シンクロトロ

情報をすべて記録することはできないため，事象ンからニュートリノビームを 250 km 飛ばす K2K

をうまく選び出す必要がある。一方で，高エネル

実験が行われており，そのためにも早期の復旧がギーの大気ニュートリノによる反応などでは，ひ急務であった。K2K 実験終了後の 2005-2006 年

とつの光電子増倍管に大量の光子が到達する場合には新たに作り足した光電子増倍管を取り付け，があり，読み出し回路は幅広いレンジの信号に対検出器を完全に復旧する作業が行われた。

応する必要がある。

2002 年以降，内水槽の光電子増倍管にはすべ実験開始当初のデータ収集システムは，ATMて FRP(fiber reinforced plastic) とアクリルででと名付けられたフロントエンドエレクトロニク

きたカバーが取り付けられている。時々誤解されスモジュールを使い，複数の光電子増倍管が同時るが，このカバーはそれ自体が水圧に耐えるために閾値を超える信号を出したことをハードウェアのものではなく，実は水を通す小さな穴がいくつで判定してトリガーを出して，その前後の信号のか空いている。万一内部で光電子増倍管が割れて時間と電荷情報をデジタル化してオンラインコンしまったときに，水流を抑え衝撃波の生成を防い

ピュータに送っていた。2008 年にデータ収集システムを一新してからは [17]，ダークヒットも含である。

めすべての信号をデジタル化して一度オンライン
コンピュータに送り込み，ソフトウェアでイベン
ト選択をするようになった。このために，QBEE

3.6

純水

と呼ばれるフロントエンドエレクトロニクスモ

水チェレンコフ検出器において，標的でもありジュールを開発した。QBEE ボードには，電荷をチェレンコフ光を発するための媒質である水は検時間に変換する QTC チップ [18] とマルチヒット

出器の性能を決める中心的な要素の一つであり，

TDC [19] が載っており，パイプライン処理によ

その品質を維持するためには並々ならぬ努力が払り高速でのデータ処理が可能となっている。

われている。不純物があると透過率の悪化や光のこの新たなデータ収集システムでは，ソフト散乱の原因となり，チェレンコフ光の伝搬に大きウェアで事象を選ぶため，柔軟なトリガーを実現な影響がある。さらに，ラドンなどの放射性物質することが可能になった。例えば，反電子ニューは低エネルギー事象のバックグラウンドになる。

トリノ反応で生成される中性子が水素に捕獲されスーパーカミオカンデでは，超純水生成システ

るとき放出される 2.2 MeV の γ 線をつかまえるこ

ムを通して水を毎時 60 トンの流速で循環させることができれば超新星背景ニュートリノ事象の感度とで水中の不純物濃度を抑えている。純水システを向上させることができるが，従来のハードウェ

ムは継続的に改良を繰り返しており，各種のフィ

アトリガーでは閾値をそこまで下げることができ

ルターや紫外線照射（バクテリアを殺すため），真なかった。ソフトウェアによるトリガーでは，あ空脱気，浸透膜など，様々な装置の組み合わせでる程度高いエネルギーを持つ事象がトリガーされ構成される。純水装置を通過した後の超純水は比た後しばらくの間だけ閾値を下げてデータを記録

抵抗がおよそ 18.20 MΩ·cm であり，ラドンの含有する，ということが容易に可能である。また，後率は 2 mBq/m3 程度である。タンクには複数の述する T2K 実験向けのトリガーでは，J-PARC

箇所に水の出入り口となる配管が繋がっており，

でニュートリノビームを生成した時刻を GPS で

わざとラドン濃度の高い水を入れてタンク中の水

正確に測り，その情報をすぐさま神岡に送ってソ流を観測するなど，水の制御に関する情報を集め

フトウェアトリガーのインプットとすることで，た上で，循環の方向や量を最適化している。さら

ヒットのあるなしに関わらずビームが神岡に到達に，タンクに注入する水の温度を 0.01◦ C 単位でした時間の前後 1 ms のすべての光電子増倍管の制御し，上下で約 0.2◦ C の微妙な温度勾配を保つ

情報を残すという，バイアスのないトリガーを実ことによりタンク中の水流を制御し，中心部の放現している。

射性物質濃度を低く保っている。タンク中の光の減衰長は 400 nm 付近の波長に対し約 100 m で

3.5

計算機

ある。
坑道内の空気には岩盤から放出されるラドンが24 時間稼働し続けるスーパーカミオカンデか

高濃度で含まれるため，実験エリアには外部かららのデータは，1 日あたり約 500GB にもなる。こフィルターを通した空気が絶えず送り込まれる。

のデータを記録し，較正・事象再構成のためのソスーパーカミオカンデのタンク最上部には 60 cm

フトウェアに通して物理解析に使える形にするたほどの空気の層があり，ここにはさらに特別なめの計算機資源も実験の重要なコンポーネントでフィルターシステムでラドンを除去した空気が送ある。また，実験に参加する研究者は世界中に散られている。

らばっているため，データをやりとりしたりビデ
オ会議を行ったりするためのネットワークも重要

3.7

較正

検出器の性能を最大限に発揮するには，精密な較正が不可欠である。スーパーカミオカンデでは幅広いエネルギーレンジの事象が研究対象とな度と運動量，1–10 GeV/c のミューオンの検出器
内でのレンジと運動量の関係などを用いて較正される。時間変動の効果も含め，エネルギースケー
ルの不定性は 2%程度である。

るため，様々な方法を組み合わせて較正を行う必要がある。巨大な検出器を 20 年以上の期間にわたって運用することはそれだけでも容易ではないが，経験を重ねるに従い較正方法も改善され，精度は向上を続けている [20]。
キセノンランプやレーザーなどの光源，252 Cf58 Ni などの放射線源などを駆使して，光電子増倍管のゲインやタイミング，水中の光の減衰や散乱の較正を行う。また，宇宙線ミューオンや，検出器中で止まったミューオンからの崩壊電子も，

3.8

事象再構成

各光電子増倍管で記録された信号の電荷と時間の情報からチェレンコフ光を発した粒子の情報を再構成する方法の概略を述べる。なお，エネル
ギーが 1–10MeV 程度（太陽ニュートリノ，超新星ニュートリノなど）の事象と，100MeV 以上（大気ニュートリノ，加速器ニュートリノ，陽子崩壊探索など）の事象では，事象再構成が多少異なる。

水の透過率やエネルギースケールを較正するために重要なソースである。得られた検出器の応答の情報は，モンテカルロシミュレーションに反映さ
れる。

3.8.1

発生点 (vertex)

事象の発生点 (vertex）は，各光電子増倍管で観測された信号の時間情報を用いて再構成される。

低エネルギーでのエネルギースケールの絶対ある一点からチェレンコフ光が放出されたと仮定

値や事象再構成の精度を較正するため，スーパー

すると，各光電子増倍管で観測された信号の時間

カミオカンデの上には電子加速器 (LINAC) が設から光源から各光電子増倍管の位置まで光が水中置されている [21]。上部の蓋に複数ある較正のを伝搬するのにかかる時間を差し引いたものは，ための穴を通して LINAC からのビームパイプを理想的にはすべての光電子増倍管で一致するはず

検出器内部に伸ばし，いくつかの場所にエネルである。そこで，水中の伝搬時間を差し引いた時

ギーの決まった電子を打ち込んでその応答をみ

間分布のピークが最大化される点を探すことで発ることで，較正を行う。さらに，比較的位置を動生点を再構成する。さらに，後段のステップで再かしやすい重水素-三重水素（D-T）反応による構成された情報を用いて，リングのパターンなど

中性子発生装置を使って，16 O + n → 16 N + p，の付加的な情報を用いることでさらに位置精度が16 N → 16 O + e− + ν の反応からの β 線による信e

改善される。また，時間分布から，チェレンコフ

号を用い，場所依存性や方向依存性を較正する。

リングの方向も再構成される。

これらのエネルギー絶対値の較正は，特に太陽ニュートリノのエネルギースペクトル測定では決定的に重要である。SK-IV での低エネルギーでのエネルギースケールの不定性は 0.54%と見積もら
れている。

3.8.2

リング数

複数の粒子が発生しうる高エネルギー事象では，リングの数（＝粒子数）を決定する必要があ

高エネルギーでのエネルギースケールは，ミる。２つ目以降のリングの探索には，Hough 変換

ューオンからの崩壊電子や，大気ニュートリノのを使う。ヒットのあった光電子増倍管の位置に対反応で生成される π 0 (→ γγ) の不変質量，200–

しそれぞれ発生点から 42◦ の角度を持ったコーン

400 MeV/c のミューオンのチェレンコフ光の角を描き，コーンが重なる点（=チェレンコフリン

グの中心の方向）を角度空間上でのピークとして向きもあり，1 キロトンの水チェレンコフ検出器探す。みつかったリング候補に対して，光量分布を用いて KEK-PS から粒子を打ち込み性能を証に基づいて計算した likelihood を新しいリングを明するビームテストも行われた [22]。なお，この付け足した場合と付け足さなかった場合について実験で建設したタンクはその後，K2K 実験の前

比較し，またさらに詳細な光量分布の比較による置検出器のひとつ，1 キロトン水チェレンコフ検判定関数を用いて，本物のリングらしいかどうか

出器として再利用された。

を判断する。本物らしければリングを付け足し，

粒子識別には，観測された光量のパターンをそうでなければその候補は捨てる。新しいリング

電子・ミューオンそれぞれの仮定の元に予想されの候補がなくなるまでこの手順を繰り返し，最終る光量分布と比べて作った likelihood を用いる。

的なリング数を決める。

図 5 に大気ニュートリノ事象での log-likelihood
分布を示す。横軸は左側（負）が e-like，右側（正）

3.8.3

粒子識別

ニュートリノの種類（フレーバー）は，荷電カが µ-like である。e-like 事象と µ-like 事象が非常に綺麗に分離されていることがわかる。誤識別の確率は約 1%である。

レント反応でどの荷電レプトンが生成されたか
によって識別される。特に，大気ニュートリノや加速器ニュートリノによるニュートリノ振動の研

3.8.4

エネルギー

究では，電子ニュートリノとミューニュートリノ

荷電粒子が物質中を通ると，イオン化等でエネの識別が重要であり，すなわち電子とミューオン

ルギーを失ってやがて止まる。エネルギーが大きを区別する必要がある。低エネルギー事象では，な粒子ほど飛程が長く多くのチェレンコフ光をミューオンやタウは生成されず，ニュートリノ-

発するため，チェレンコフ光の量を測ることで粒電子の弾性散乱が主な反応となるため，終状態の子の当初のエネルギーを知ることができる。高エ粒子は常に電子である。

ネルギー事象では，リングの内側にある光電子増ミューオンは水中を比較的まっすぐ飛んで端の倍管で検出された光量の和からエネルギーを求め

シャープなリングを作るが，電子は電磁シャワーる。ひとつの光電子増倍管でせいぜい 1 光電子を起こすため多数の粒子からのチェレンコフ光のしか検出されないような低エネルギーの事象の場

重ね合わせになり，ぼやけたリングとして観測さ合には，光量の和を使うよりも分解能が良くなる。このパターンの違いを使うことで，れる（図 4）ため信号が検出された光電子増倍管の数をエネル

各チェレンコフリングを µ-like（non-showering）

ギーの指標として使う。低エネルギー事象では，か e-like（showering）かに分ける。

1 MeV に対し平均で約 6 本の光電子増倍管にヒッ電子やミューオン以外の粒子も，この２種類のトがある。

どちらかに判別されることになる。π ± や陽子は
電磁シャワーを起こさないので，µ-like と判別される。ただし，陽子は前述したようにチェレンコ

3.8.5

分解能まとめフ閾値が高いため，検出されないことも多い。光

表 7 に，スーパーカミオカンデの各種分解能

子は電磁シャワーを起こすため，e-like と判別さをまとめる。ひとつの測定器で大きさと精密さをれることになる。

兼ね備えており，数 MeV から TeV まで，検出でカミオカンデの時代には，「大気ニュートリノ

きる事象のエネルギー範囲が広いことが特徴であ異常」の原因として水チェレンコフ検出器で本当る。大気ニュートリノと太陽ニュートリノを同時に上記のような粒子識別が可能なのか疑問視するに研究できる装置は，他に存在しない。

図 4: スーパーカミオカンデで観測されるミューオン（左）と電子（右）によるチェレンコフリングの例（シミュレーション）。円筒形の検出器の展開図で，各点が光電子増倍管の信号を示す。色の違いは光電子増倍管で記録された電荷の量を表す。ミューオンはくっきりとしたリングを，電子はぼやけたリングを作ることを使い，粒子識別を行うことができる。

表 7: スーパーカミオカンデ検出器の各種分解能

バーテックス位置分解能
角度分解能
エネルギー分解能

3.9

10 MeV
e
50 cm
23◦
14%

成果

20 年の間にスーパーカミオカンデで得られた

Sub-GeV1-ring e 1-ring µ
31 cm
24 cm
3.0◦
1.9◦
3%
2%

Milti-GeV
1-ring e 1-ring µ
34 cm
24 cm
1.2◦
0.8◦

ノに

π + → µ+ + νµ ,π − → µ− + ν̄µ(10)

成果は広い分野にわたる。以下では，そのうちで独断で選んだ主な成果を紹介する。加速器を用いと崩壊し，さらにミュー粒子は（陽）電子，電子

た長基線ニュートリノ振動実験に関しては，次の型（反）ニュートリノ，ミュー型（反）ニュート

章で述べる。

リノに

3.9.1

大気ニュートリノ

大気ニュートリノは，宇宙から飛来する陽子な
どの宇宙線が地球の大気と衝突するときにできる

π 中間子などの崩壊によって生成される。荷電 π中間子はミュー粒子とミュー型（反）ニュートリµ+ → e+ + ν̄µ +νe ,µ− → e− +νµ + ν̄e (11)と崩壊する。
カミオカンデやスーパーカミオカンデは宇宙線の影響を減らすために地下に作られたが，大気ニュートリノは地球を易々と通り抜けることができるため，遮蔽が不可能である。ニュートリノが原子核と反応すると陽子崩壊の信号に似た事象を

Super Kamiokande IV 1294.7 days : Monitoring250

e-like相関があることを利用して，ニュートリノの到来µ-like方向を測定する。大気ニュートリノでは，ニュートリノの方向は飛行距離に対応する。また，生成

200

150

された粒子のエネルギーを足し合わせることで，CCQE electron

ニュートリノのエネルギーを知ることができる。

CCQE muon

ニュートリノの方向やエネルギーを完全に知ることはできないので，ニュートリノ反応の詳細や100検出器の応答を考慮したモンテカルロシミュレー
ションと比較することで解析を行う。

50

0
-10

-8

-6

-4

-2

0

2

4

6

8

10

PID likelihood sub-GeV 1ring (FC)

図 5: 大気ニュートリノ事象（Sub-GeV, 1ring 事象）における粒子識別の log-likelihood 分布。横軸は左側（負）が e-like，右側（正）が µ-like。統計誤差のエラーバーつき黒点は実データを，ヒストグ
ラムはニュートリノ振動の効果を考慮した MC シ
ミュレーションを示す。MC シミュレーションの
うち，ハッチつきの部分は荷電カレント準弾性散
乱（Charged Current Quasi-Elastic interaction，
ニュートリノと核子の２体反応）による反応を表す。

ニュートリノ振動の発見

ニュートリノ振動の確実な証拠が初めて得られたのはスーパーカミオ
カンデによる大気ニュートリノの観測であるが，その発端はカミオカンデの時代にさかのぼる。カ
ミオカンデの目的は，素粒子の大統一理論で予言される陽子崩壊を探索することであった。当時の理論では陽子の寿命は 1030–32 年程度と予言されており，実験を始めればすぐみつかると思われていた。しかし，数年経ってもなかなかみつからないことから，梶田さんは陽子崩壊探索の感度を上げるために複数のリングがある事象に対し電子とミューオンを識別するプログラムを開発した。まず動作をチェックするために，手頃なデータとし作ることがありうるため，大気ニュートリノはも
ともと陽子崩壊のバックグラウンドとして邪魔な存在であった。

て使われたのが大気ニュートリノであった。
式 （10），（11）から，ミューオン型と電子型のニュートリノの数の比はおよそ 2 : 1 となるこ

大気ニュートリノ観測の対象となるエネルギーとが期待される。ところが，実際に観測された数

領域は 100 MeV 程度以上であり，原子核との反応の比は 1.2 : 1 程度であった。カミオカンデによでできた電子やミューオン，反跳核子や生成された

る最初の大気ニュートリノの論文は 1988 年に出

π 中間子などの終状態粒子を観測する。検出器の版された [23]。この論文の最後に，ニュートリノ

中で全ての粒子が止まった事象 (Fully Contained,

振動が原因である可能性も指摘されている。しかFC) に加え，ミューオンのエネルギーが高く検し，この結果をニュートリノ振動で説明するには，出器外へ抜けていったもの (Partially Contained,

混合角が最大に近くなければいけない。当時すでPC) や検出器直下の岩盤で反応した高エネルギーに測られていたクォークの混合角はどれもかな

ニュートリノに起因する上向きのミューオンにより小さかったため，レプトンの混合角も同じようる事象も使用することで観測できる事象のエネルに小さいはずだという思い込みがあり，大きな混

ギー範囲を広げ，TeV 程度までのニュートリノを合角の存在はなかなか受け入れられなかったよう観測することができる。生成される電子やミューである。また実験側でも，他の実験からはミューオンの方向には元のニュートリノのエネルギーとニュートリノの数は予想と一致するという結果が出てきたりした。カミオカンデでもデータを増や本当にニュートリノ振動か？

図 6 の天頂各分

布は，長い距離を飛行するとミューニュートリノ
の数が減ることを明確に示している。しかし，その背後にある物理がニュートリノ振動であるとは限らず，ニュートリノの崩壊や波動関数のデコ
ヒーレンスでも説明ができるのではないかというモデルも提唱された。原因がニュートリノ振動であれば，ニュートリノの種類が変化する確率は式 (4) に表される通り，ニュートリノの飛行距
離とエネルギーの比 L/E の関数として振動し，
ミューニュートリノの観測数はある L/E で極小値を取ったあと増加するはずである。一方で，他の理論ではミューニュートリノの数が L/E に対し単調に減少することが予想され，ニュートリノ
振動に特徴的な L/E 分布のディップ構造は現れない。大気ニュートリノ事象の中で L/E に対す
図 6: NEUTRINO98 での発表で使われた OHPの１枚 [26]
し，角度分布などの解析も行ったが，統計が少な
く決定的な結果には至らなかった [24, 25]。
そして 1996 年 4 月，スーパーカミオカンデが稼働を始めた。カミオカンデに比べて 20 倍以上の有効質量を使って，統計量はまさに桁違いに増えた。1998 年 6 月に高山で開かれた 9 ニュートリ
ノ国際会議（隔年で開かれる，ニュートリノ物理に関する最大の会議）で梶田さんが歴史的な発表を行ったことはみなさんご存知の通りである。実際に使われたプレゼンの１枚（当時はまだ OHPの時代である）を図 6 に示す [26]。天頂角分布により地球の裏側からくるミューニュートリノが確かに減っており，上下の非対称性があることを

6.2 σ の有意度で示した，美しいデータである。
大気ニュートリノの観測データから（後のより精度の良い測定結果により），∆m232 ≃ 2.5 ×

10−3 eV2 /c4 であり，混合角 θ23 は最大の 45◦ に近いことがわかった。
9

当初はこの年の会議はカナダで開催，日本はその２年後の予定だったのが，それぞれの実験の進行状況等から急遽順番を入れ替えて日本での開催になったらしい。

る誤差が小さいものを選び出し，L/E 依存性を解析したところ，確かにディップが観測されニュートリノ振動の予想と一致することがわかり，他の理論は棄却された [27]。
タウニュートリノになっているのか？

では次に，ニュートリノ振動でミューニュートリノはどの種類に変化したのだろうか。質量が Z ボソンの半分以下かつ弱い相互作用で反応するニュートリノは３世代しかないことがわかっているた
め，標準的な枠組みでは電子ニュートリノかタウ
ニュートリノに変化していることになる。図 6 で電子ニュートリノの分布は予想と一致していることから，タウニュートリノに変化していることが示唆される。しかし，弱い相互作用すら働かない，「ステライル (sterile)」ニュートリノなるもの
が理論的には存在し得る。ひょっとすると，タウ
ニュートリノではなくステライルニュートリノに変化しているのではという仮説もあったが，大気ニュートリノデータの解析により，100%ステラ
イルニュートリノへ変化しているという仮定は棄却された [28]。
最後の確認として，実際にタウニュートリノが反応してタウ粒子を生成した事象を観測することが重要である。タウ粒子は 290 fs の寿命で崩壊

太陽ニュートリノ問題

太陽ニュートリノの観測してしまうため，スーパーカミオカンデではタウ

は，1960 年代末から米国で行われた R. Davis のニュートリノの反応を事象ごとに識別することは先駆的な実験に始まる [35, 36]。四塩化炭素を用不可能である。しかし，観測された粒子の数や運いて，37 Cl + νe → 37 Ar + e− という反応でできた動学的変数など，事象の「タウらしさ」を表す指標

37 Ar（半減期 35 日）を回収し，カウンターによを集めてニューラルネットを使い，統計的にタウり原子の数を数えるという手法で，600 トンの四の事象候補を集めてくる解析を行った結果，確か

塩化炭素を用いても 1 日に生成される 37 Ar は約にタウが生成されていることが示された [29,30]。

0.5 個という難しい実験であるが，Davis は周到

タウニュートリノの出現は，加速器ニュートリノ

に実験を行い，1990 年代まで継続して観測を行っを用いた OPERA 実験でも確認された [31]。

た。その結果，観測されるニュートリノの量が理論的予想の約 1/3 しかないことがわかり，太陽

非標準的な物理現象の探索

大気ニュートリノの特徴のひとつは，飛行距離が 10 km から

ニュートリノ問題と呼ばれる謎を生むことになった [37]。

10,000 km，エネルギーが 0.1 GeV から 1 TeV ま

太陽ニュートリノ問題に関しては，太陽のモデ

での広い領域にわたるデータを与えてくれること

ルに原因があるのか，実験手法に問題があるのか，である。この特徴を生かし，スーパーカミオカン

それともニュートリノ振動が起きているのか，いデによる大統計データを使うと，様々な非標準的

ろいろな原因が考えられた。やがて，カミオカン

な物理現象の探索も可能である。例として，ローデを含む手法の違ういくつかの実験でもやはりレンツ対称性の破れ [32] や，ステライルニュート

ニュートリノの量が太陽モデルより少ないことがリノの存在 [33] に対し強い制限を与えている。

確認され，実験手法の問題ではないことがわかった。また，太陽モデルを改変してもすべての実験

大気ニュートリノの今後

大気ニュートリノは，の結果を矛盾なく説明することは難しく，ニュー

その幅広いエネルギーと飛距離を生かすことで，トリノ振動の可能性が有力視されるようになった。

今後も後述の加速器ニュートリノ実験と相補的な形でニュートリノの研究に重要な役割を果たし続

太陽ニュートリノ問題の解決

けると思われる。特に，ニュートリノの質量固有の検証として行われたガリウムを使った実験で状態のうち ν3 が ν1 , ν2 よりも重いか軽いか（massは，ニュートリノ反応による原子核の変化を利用

ordering あるいは mass hierarchy と呼ばれる）にするが，ある程度反応数がたまるまで何日も待っ

対する感度が期待されている。また，大気ニューてから原子の数を数えるため，各事象の時刻やエトリノが地球の内部を通過してくることを利用しネルギーを知ることはできなかった。スーパーカて，地球内部の構造に関する情報を得られるのでミオカンデによる太陽ニュートリノ観測では電子はないかという研究もある [34]。

がニュートリノに散乱される反応を用いており，Davis の実験やそ反跳電子の測定により，時間，方向，エネルギー

3.9.2

太陽ニュートリノの情報を得ることができる。無論，大質量を生かして大統計のデータを得られることもスーパーカ

太陽の中で起きている核融合反応では大量の電ミオカンデの大きな利点であり，2000 年には非子ニュートリノが生成されている。生成された時常に高い精度で電子散乱による太陽ニュートリノ

にはすべて電子ニュートリノであり，エネルギー

観測の結果を発表した [38]。電子散乱は全ての種

は 1MeV 以下から 10MeV 程度までの範囲である。

類のニュートリノが起こすことができるが，電子ニュートリノのみに W ボソンを介した荷電カレ

ント反応の寄与があるために，電子ニュートリノ

確率がエネルギーに依存して変化する様子がみらの反応断面積が大きく，ミューニュートリノとタれることになる。

ウニュートリノの反応断面積の約 6 倍となる。

Borexino 実験による低エネルギー太陽ニュー2001 年に，カナダで行われた SNO 実験が重水素トリノの観測結果 [45] とスーパーカミオカンデやとの荷電カレント反応によって太陽ニュートリノ

SNO による観測結果から，1MeV 以下と 5MeV 以のうち電子ニュートリノ成分だけを測定した [39]。

上の領域では振動確率は予想通りになっているこ

スーパーカミオカンデと SNO の結果を合わせるとがわかった。しかし，振動確率が変化していることで，太陽内部でできたときには電子ニュート

エネルギー領域でのデータは十分でなく，MSWリノだったものが，地上では別の種類に変わって効果ではない非標準的な現象が起きている可能性

いる，つまりニュートリノ振動が起きていることも提案されている。現在スーパーカミオカンデにが示された。2002 年 4 月には SNO が重水素とよる太陽ニュートリノ観測のエネルギー閾値は反の中性カレントを使って種類によらず太陽からく

跳電子の運動エネルギーで 3.5 MeV であるが，こる全てのニュートリノの数を計測した結果を公表

れをさらに下げ，振動確率が変化していると期待

し，ニュートリノの種類が変化していることを確される領域のエネルギースペクトルを測定するこ実なものとした [40]。さらに同年 12 月には旧カとは今後の課題である。

ミオカンデのホールに作った 1 キロトンの液体シ

また，地球を通り抜ける際にもわずかながら物

ンチレータ検出器で平均 180 km 離れた原子炉か質効果を受けるため，日中（地球を通らない）とらのニュートリノを検出する KamLAND 実験が，夜間（地球を通ってくる）とで，観測される太陽反電子ニュートリノの消失を観測した [41]。これ

ニュートリノの数がわずかに変化することが予想

により，混合角が大きい，いわゆる Large Mixing

される。これまでにスーパーカミオカンデのデー

Angle(LMA) 解が太陽ニュートリノ振動の解であタにより，昼夜の変化を約 3 σ の有意度で観測することがわかった。

ることに成功している [46]。

こうして，30 年にわたる謎であった太陽ニ

太陽の中心で発生した熱が表面に到達するにはュートリノ問題が解決した。太陽ニュートリノ

約 10 万年かかるのに対し，ニュートリノはほと振動に対応するパラメータは，∆m221 ≃ 7.5 ×
10−5 eV2 /c4 および sin2 θ12 ≃ 0.3 である。

んど反応せずほぼ光速で飛ぶので，地球まで約 8分で到達する。ニュートリノ観測により，太陽内部の状況をほぼリアルタイムでモニターできるほ太陽ニュートリノ研究の現状と今後

ニュートリ

か，光学による観測では得られない内部組成に関ノが物質中を伝播するときには，電子ニュートリ

する情報など，太陽自体に関する研究も今後進展

ノ成分のみが物質中の電子と余分な相互作用をが期待される。

するため，ニュートリノ振動のパラメータが補正を受ける。この効果を物質効果と呼ぶ。太陽の中心付近は高密度であり，約 5 MeV 以上のエネル

3.9.3

核子崩壊探索ギーを持つニュートリノは太陽中心から表面に素粒子の標準模型では，電磁相互作用と弱い相

出てくる間に物質効果により共鳴的に種類が変化

互作用が統一される。これに加えて強い力も超高する（Mikheyev-Smirnov-Wolfenstein, MSW 効

エネルギーで統一されるとする大統一理論では，

果 [42–44]）。一方で，1 MeV 以下のニュートリ

一般的な帰結として陽子の崩壊が予言される。核ノに対しては物質効果による影響が少なく，真空子崩壊の探索は，実験的に唯一可能な大統一理論

中の伝播による位相差での振動で記述できる。結の直接的検証の手段であり，もし発見されればそ果として，3 MeV 付近ではニュートリノ振動のの影響は計り知れない。ひとつの核子の寿命は

5. Summarypeいる。図 7 に，近年スーパーカミオカンデで探索

+ 0
+ 0

p
p

e

+ 0

e

+ 0

e

+

+ 0

p
p

+ 0

p
p

+

p
p

+

p

K

p

+

p

e

+

K

0

+

p

+

p

e X

+

+

p
n

X

e

+ -

e

+ -

+ -

n
n

+ -

n
n

0

pp

K K

pp

+ +

pn

+ 0

+

0 0

nn
pn

+

e

+

pn

+

pn

+

10

31

10

32

10

33

10

34

10

35

/B (years)•されたバリオン数非保存モードに対する寿命の下Update nucleon decay resultsby more than 0.3 Mton・year
限値を示す。ここに示されたすべてのモードで，スーパーカミオカンデが最も厳しい制限を与えてexposure (green in the left
いる。
figure).
• All of them are the most
3.9.4 超新星ニュートリノ
stringent limits on nucleon
超新星爆発では，エネルギーの99%以上をニ
lifetime.
•ュートリノが持ち去る。大マゼラン星雲で起きたSuper-Kamiokande can cover
超新星 1987A ではカミオカンデで約 10 秒間に 11large number
of。その後，残念ながら
decay modes.
事象が観測された[47, 48]•我々がニュートリノで観測可能な超新星爆発は起
We observed some candidates,
きていないが，我々の銀河系内では数十年に一度
but still consistent withの頻度で超新星爆発が起きると予想されている。
expected backgrounds and no
もし仮に銀河系の中心で超新星爆発が起きた場
evidences of nucleon8,000
decay
合，スーパーカミオカンデでは約事象を観測できるはずであり，エネルギーや到達時間の詳
have been observed.
細な測定から超新星爆発のメカニズムに関して飛27

図 7: 様々なバリオン数非保存モードに対する，
スーパーカミオカンデによる寿命の下限値。

躍的に多くの情報が得られると期待される。
超新星爆発ではニュートリノが光よりも早く放出されるため，超新星の信号が検出された場

1030 年以上と，宇宙の年齢 1.38 × 1010 年に比べ合には直ちにデータを解析し１時間以内に世界てもずっと長いが，1 g の物質にはおおよそアボ中の天文台や研究者にアナウンスを出す体制がガドロ数（6 × 1023 ）の核子が含まれる。そこで，整備されている [49]。また，世界各地のニュート

たとえば 10 キロトン（1010 g）の物質を 1 年観リノ検出器を結び，早期にアラートを出すための測すれば，1033 年程度の寿命に感度のある測定がSNEWS(Supernova Early Warning System) と可能となる。スーパーカミオカンデは核子崩壊に呼ばれるシステム [50, 51] も稼働している。

感度のある検出器として群を抜いた性能を持ち，銀河系内での超新星爆発はいつ起こるか予測

実験開始以来 20 年にわたりほとんどの核子崩壊できないが，宇宙全体では１秒に１回どこかで超モードで最も厳しい寿命の下限を与えている。

新星爆発が起きていると考えられる。最初の星が陽子崩壊の代表的な崩壊モードとして，p →できてから現在までの超新星爆発で放出された

e+ π 0 がある。また，超対称性を考えると p →ニュートリノは宇宙中を漂っており，これらは超ν̄K + が優勢なモードとなる場合が多いとされる。

新星背景ニュートリノと呼ばれている。超新星背現在の寿命の下限値はそれぞれ 90%の信頼度で，景ニュートリノのエネルギーやフラックスを測定

τ /Br(p → e+ π 0 ) > 1.6 × 1034 年，τ /Br(p →することで，星形成や重元素合成の歴史についてν̄K + ) > 6.6 × 1033 年である。このほかにも，の重要な情報を得ることができる。低エネルギー

様々な崩壊モードや，二つの核子が同時に崩壊

では宇宙線による核破砕で生成される放射性同するモード，中性子-反中性子振動など，様々な位元素が，高エネルギーでは大気ニュートリノがモードでバリオン数を保存しない現象を探索してバックグラウンドとなるが，16–30 MeV 付近に

観測可能なウィンドウがあり，探索が行われていを付加する SK-Gd 計画がある [55]。ガドリニウる。超新星背景ニュートリノはまだ観測されていムは中性子の捕獲断面積が大きく，捕獲時に合計ないが，スーパーカミオカンデで得られたフラッ

8 MeV の γ 線を出す。これを使って中性子をタクスの上限値はモデルから予想される値の数倍のグすることで，超新星背景ニュートリノのバックところまで達している [52, 53]。後述する SK-Gd

グラウンドを除去し信号の観測が可能になると期計画によって逆ベータ崩壊の中性子を捉え，バッ

待されている。また，ニュートリノと反ニュート

クグラウンドを削減できれば，5 年程度のデータ

リノで原子核と反応した際の中性子の放出数が異収集で超新星背景ニュートリノの信号を世界で初なるため，ニュートリノと反ニュートリノを統計めて検出できると期待される。

的に識別する性能が向上することも期待できる。
最新の情報については，スーパーカミオカンデ

3.9.5

ダークマター探索のホームページ [56] などをご覧いただきたい。

宇宙観測から，宇宙のエネルギーの約 27%をダークマター（暗黒物質）と呼ばれる未知の粒子がしめていることがわかっている。もし銀河中
心や太陽，地球等の重力ポテンシャルにダークマ
ターが捕獲されてある程度の密度になると，対消滅が起きて一部はニュートリノを放出する可能性がある。そのようなニュートリノ事象を探索する
ことで，間接的なダークマター探索を行うことができる。スーパーカミオカンデは，他の検出器に比べて比較的低エネルギーにまで感度があるのが特徴で，200 GeV 以下の質量のダークマターに対する，スピンに依存した反応断面積に関しては最T2K 実験

42009 年から，茨城県東海村の大強度陽子加速器施設 J-PARC で人工的に作り出したニュート
リノビームを 295 km 離れたスーパーカミオカン
デで観測し，ニュートリノ振動を精密に測定する

T2K（東海-to-神岡）実験が行われている [57]。
この実験ではスーパーカミオカンデに加えて，J-

PARC 内に設置された前置ニュートリノ検出器
でもニュートリノを測定している。以下では，若干の導入のあと実験全体の概要を説明し，前置
ニュートリノ検出器について解説する。

もよい制限を与えている [54]。

3.10

今後の展望

4.1

加速器ニュートリノ

加速器を用いたニュートリノ実験は，1962 年にスーパーカミオカンデは，実験開始から 20 年経った今も世界で一級の成果を出し続けている驚νµ を発見した BNL-AGS での実験 [58,59] に始まり，弱い相互作用の中性カレントの発見 [60] や核くべき装置であるが，さらに性能を向上させるべ子構造の研究，電弱相互作用の研究など，素粒子

く，努力が続けられている。

の標準模型の確立に重要な役割を果たした。加速

そのひとつが，事象再構成のアルゴリズムを新器ニュートリノを用いたニュートリノ振動の探索

しくすることにより，再構成の精度を上げることも各地で行われたが，研究所の敷地内に検出器をである。すでにその一部は T2K 実験でバックグ置くため，基線（ニュートリノの発生点から測定

ラウンド事象の除去に使われているが，大気ニュー点までの距離）は 1km 程度のオーダーであった。

トリノの研究や陽子崩壊探索にも適用することで加速器によるニュートリノビーム生成の原理

感度が向上すると期待されている。

は，基本的に大気ニュートリノの生成プロセスと大規模な検出器のアップグレードとして，水に同じであり，高エネルギーの陽子ビームを標的にガドリニウムを溶かしこみ，中性子の検出能力照射したときに生じる π 中間子や K 中間子の崩壊でできたニュートリノを用いる。中でも主要なCeramic insulator ring	

寄与をする π ± は 99%以上の確率で

π + → µ+ + νµ ,π − → µ− + ν̄µInner conductor	

(12)Outer conductor	

Current direction	

horn-1と崩壊するため10 ，加速器ニュートリノビーム

Magnetic field direction	

は基本的にミュー型のニュートリノからなる。K
中間子の崩壊や µ の崩壊から生まれる電子型のニュートリノも若干含まれることになるが，ビー

図 8: T2K の第１ホーンの断面図 [64]ム中にどのくらいの割合が混入するかはビームラインの設計による。T2K 実験では，最もフラッち，加速器で作る 1 GeV 程度のニュートリノをクスの多い 0.6 GeV 付近での電子ニュートリノ

数百キロ飛ばす実験ができれば，ニュートリノ振の混入は 1%以下である。

動の精密測定が可能になる。ニュートリノは物質成されるが，検出器に到達するニュートリノの数ため，数百キロ飛ばすことは可能である。しかしを増やすためには，できるだけ絞ったビームを作

当然，数百キロ先では検出器内に入るニュートリ

りたい。ニュートリノは弱い相互作用しかしない

ノの数が減ってしまうため，強力なニュートリノ

ため制御することができないが，崩壊前の π ± は電源と巨大で高性能なニュートリノ検出器が必要に荷を持つため電磁気力で制御可能である。π ± をなる。

horn-2 中を飛んで行ってもほとんど遮られることがない
陽子ビームと標的の反応で粒子は広い角度に生収束するために用いられるのが電磁ホーンと呼ば世界で初めての長基線ニュートリノ振動実験れる装置であり，確率冷却で W /Z の発見に貢献

は KEK にあった 12 GeV 陽子シンクロトロン

しノーベル賞を取った Simon van der Meer [61]でニュートリノビームを作り，250 km 離れたの発明品である [62]。T2K の第１ホーンの断面図

スーパーカミオカンデに打ち込む K2K（KEK-を図 8 に示す。ビームのタイミングに合わせ数百

to-Kamioka）実験であった。K2K 実験は西川公

キロアンペアのパルス電流を流すことでトロイダ

一郎氏によって提案され，ニュートリノ振動発見の直後，1999 年から実験を行った。実験に必要
horn-3+

ル磁場を作りビームを収束する。電流の向きにより磁場の向きを反転させることが可能であり，πな大規模な施設の準備は数年かかるもので，スーを収束すればビーム中の主な成分がニュートリノ

パーカミオカンデの結果が判明するよりも前からになり π − を収束すれば反ニュートリノになる。

建設が始められていた。これは当時の菅原機構長

T2K では 3 台の電磁ホーンを使用している [63]。

の英断によるものであったようだ。K2K は 2004

それぞれ 320 kA の電流が流せるよう設計されて年まで実験を行い，世界で初めて大気ニュートリ

いて，現在までのところ 250 kA で運転している。

ノの結果を人工ニュートリノで確認した [65]。

K2K 実験は，GPS による時間同期や前置検出器

4.2の使用など長基線実験の基本的な技術を確立し，長基線ニュートリノ振動実験

長基線ニュートリノ振動実験が可能であるばかり

01

大気ニュートリノにより測られた質量二乗差

でなく，ニュートリノ振動の研究に非常に有効な∆m232 ≃ 2.5 × 10−3 から，対応するニュートリ手段であることを証明した。少し遅れて米国では≃MINOS 実験が，ヨーロッパでは OPERA 実験が500(km)/1(GeV) であることがわかる。すなわ

行われ，長基線ニュートリノ振動実験は素粒子物

π + → e+ + νe に崩壊しにくいのは，ヘリシティサプ
レッションによる。

理実験のひとつの分野として確立した。

ノ振動の効果が最初に極大になるのは L/E
10

4.3

T2K 実験概要

K2K 実験の経験をもとに，日本での第 2 世代の長基線ニュートリノ振動実験として始まったのが T2K 実験である。２次粒子の生成数は大まかに言って陽子のエネルギーと数の積に比例するた
め，単位時間当たりの粒子生成数は [エネルギー]／ [時間]，つまりワットの単位で表されるビームパワーに比例する。KEK 12GeV-PS のビームパ
ワーが約 5 kW であったのに対し，J-PARC の設計ビームパワーは 750 kW，2016 年 7 月現在の達成値は 425 kW であり，ざっくり 100 倍のオー
ダーの強度のビームが利用できることになる。
ニュートリノ振動が発見されたのち，ニュート
リノ振動を新たな研究手段として用いることでニュートリノの性質が明らかになってきた。今後の最も重要な目標は，ニュートリノの CP 対称性の破れの探索である。C は荷電共役（電荷等の符号を入れ替える），P はパリティ（空間座標の符号を変える）であり，CP 変換は粒子と反粒子をトリノに変化している可能性は残っていた。電子ニュートリノ出現の確率は，ニュートリノの 3つの混合角（式 (9) 参照）のうち θ13 の大きさに依存する。大気ニュートリノと加速器ニュート
リノから θ23 が 45◦ に近く，太陽ニュートリノとKamLAND から θ12 が約 34◦ であることがわかったが，第 3 の混合角 θ13 の値については過去の原子炉実験から約 12◦ よりも小さいことしかわかっていなかった。
そこで，T2K 実験の最初の大きな目標は J-

PARC とスーパーカミオカンデを組み合わせた
大統計・高精度のデータで電子ニュートリノ出現の探索を行うことであった。もしみつかれば，さらにニュートリノと反ニュートリノでの測定を比較することで CP 対称性の破れの探索へと進む戦略である。また同時に，ニュートリノ混合のパラ
メータの精密測定やニュートリノ-原子核反応断面積の詳細な研究，ニュートリノを使った新物理の探索なども行うことができる。

入れ替えることに対応する。ニュートリノ振動の確率をニュートリノと反ニュートリノで比べることで，レプトンにおける CP 対称性の破れの観測が可能となる。ところが，ニュートリノ振動の観測方法のうち「消失」モードでは，

4.4

ニュートリノビームライン

J-PARC 加速器から供給される大強度の陽子ビームを使ってニュートリノを作り出すニュート
リノビームラインも，最先端の技術の塊である。

P (να → να ) −−−→ P (ν̄α → ν̄α )加速器から陽子が取り出される箇所以降のビーであり，CPT 対称性を仮定するとニュートリノとるが，ビームパワー向上と安定な運用は加速器グ

反ニュートリノの振動確率に違いはない。CP 対

ループと実験グループの緊密な協力により成り

称性の破れの探索には，「出現」モードで P (να →立っている。

CP T

ムラインは T2K 実験グループの設計・運用によνβ ) と P (ν̄α → ν̄β ) を精密に測定して比較するこ

図 9 に J-PARC ニュートリノビームラインのとが必要となる。前述の通り，加速器ビームで作概略を示す。J-PARC メインリングで 30GeV にれるのはミューニュートリノである。タウニュー

加速された陽子ビームは 2.48 秒に一度（2016 年

トリノは検出が難しいため，ミューニュートリノ

現在），リングの内側にあるビームライン 11 に取から電子ニュートリノへの変化 (νµ → νe ，電子

り出され，神岡の方向へ約 80 度曲げられた後，

ニュートリノ出現) を使うことができれば CP 対標的まで輸送される。標的で発生した π 中間子

称性の破れの探索が可能になる。大気ニュートリ

は 3 台の電磁ホーンで収束され [66]，崩壊領域でノや第 1 世代の長基線実験の結果から，ミュー
ニュートリノはほとんどがタウニュートリノに変化しているとわかったが，ごく一部が電子ニュー11

通常は，リングの外側に取り出すものであるが，敷地の都合でこのような設計となっている。世界でもユニークな
ビームラインと思われる。

神岡方向

崩壊領域
(π→μ+ν)標的

ビームダンプミューオンモニター

図 9: J-PARC ニュートリノビームラインの概略

π → µ + νµ の崩壊によりニュートリノを生成す

P(νµ→ νe)

陽子ビーム

νビーム

る高エネルギーのミューオンを測定することで標タイムで監視するミューオンモニターが設置されている [67]。

T2K のニュートリノビームの大きな特徴として，「オフアクシス法」 [68] を用いていることが挙げられる。π 中間子を収束する方向をわざと少しだけスーパーカミオカンデの方向からずらしてやると，スーパーカミオカンデの方向に飛んでいくニュートリノのエネルギーが運動学的制約によりほぼ単色になる。これにより，ニュートリノのフラックスが最大となるエネルギーを振動確率が最大となる値に合わせ，しかもバックグラウンドの原因となる高エネルギーのニュートリノの数を減らしたビームを作り出すことが可能となる。
図 10 に，T2K での基線長 295 km でのニュート
リノ振動確率のエネルギー依存性と，オフアクシ
ス角を変化させた時のニュートリノエネルギース
ペクトルの予想値を示す。T2K では，ニュートリ
ノ振動確率が最大となるエネルギーに合わせ，2.5
度のオフアクシス角を採用している。スーパーカ
ミオカンデに向けてビームを収束した場合（オフアクシス 0 度）に比べ，ニュートリノフラックス

1

2

1

2

NH, δCP = 0
NH, δCP = π/2

IH, δCP = 0
IH, δCP = π/2

3

0.05

3

OA 0.0°OA 2.0°OA 2.5°0.5

00

ビームダンプの背後には，ダンプを突き抜けてく的で生成された 2 次・3 次ビームの状況をリアル

0.10

0
1

る。ニュートリノ以外のほとんどの粒子を止める

sin22θ23 = 1.0
sin22θ13 = 0.12∆m32 = 2.4 × 10-3 eV20.5

Φ295km
(A.U.)
νµJ-PARCメインリング

P(νµ→ νµ)1
前置ニュートリノ検出器

1

Eν (GeV)23

図 10: 基線 295 km でのニュートリノ振動確率のエネルギー依存性と，オフアクシス角を変化させた時のニュートリノエネルギースペクトルの予想値がピーク部では増えている一方で，高エネルギー
成分が抑えられていることがわかる。このようなオフアクシス法を実際に使用した実験は T2K が世界で初めてである（その後，米国での NOνA 実
験でも採用されている）。

J-PARC のように大強度の陽子ビームを用いるには，ビームの状態を高精度で監視し制御することが決定的に重要となる。例えばビームライン中
で陽子ビームの軌道がずれるなどしてビームロスが増えると，周囲の機器が放射化して保守ができなくなる恐れがある 12 。あるいは，大強度の陽子ビームがパルス状に照射される標的は絶えず熱衝
撃にさらされているため，ビームの位置が標的の中心からずれたりビームが細過ぎたりすると破損する恐れがある。また，ビームが標的に当たる位
12

標的周辺部など運用上高度の放射化が避けられない場
所は，人が近づくことなくリモートで保守できる設計となっ
ている。

2011

2012

27 May 2016
POT total: 1.510×1021

2013

2014

2015

2016

𝛎-mode POT: 7.57×1020 (50.14%)
𝛎-mode POT: 7.53×1020 (49.86%)

図 11: 2016 年夏までの T2K 実験のデータ収集
状況。点は各時点でのビームパワー（右軸）を，
実線は標的に当たった陽子の数 (POT）の積算値（左軸）を表す。

図 12: INGRID 検出器
す。点はビームパワー（右軸）を，実線は標的に当たった陽子の数 (POT）の積算値（左軸）を表す。

2016 年夏までに標的に当たった陽子の数 (protons
置がずれるとニュートリノビームの方向がずれ，
スーパーカミオカンデで観測されるニュートリノ

on target, POT) として当初目標 (7.8 × 1021 ) の
約 19%に当たる 1.5 × 1021 POT のデータを収集のエネルギーが変わってしまう。このため，運転している。2014 年から 2016 年は主に反ニュート

中のビームパラメータを精確に知ることは実験のリノのモードで実験を行い，これまでにニュート

成功に不可欠であり，これらの要請を満たすため，

リノと反ニュートリノのデータを POT としておビームラインの全長にわたって陽子ビームの強度およそ半々の割合で収集している。

や位置，広がりを知るための種々のモニターが設置されている [69]。
ニュートリノビームのフラックスは，実測され

4.5

前置検出器

たビームパラメータをもとにモンテカルロシミュ

スーパーカミオカンデで観測したニュートリノ

レーションで求められる [70]。不定性の大きな原の反応数やエネルギー分布を、ニュートリノ振動因となる π 中間子の生成断面積に関しては，CERNのパラメータを仮定したときの予想と比較するこで行った NA61 実験で実測した断面積 [71–74] をとで，ニュートリノ振動のパラメータを測定する

使ってシミュレーションをチューンすることで不ことができる。しかし，標的での π 中間子の生成定性を抑えている。

断面積やニュートリノの反応断面積の不定性が大ビームラインのコミッショニングは 2009 年 4

きいため，そのままでは高精度の測定は難しい。

月に始まり，2010 年初頭から本格的な実験を始め

そこで，生成直後のニュートリノを直接測定してた。大強度ビームラインの運用は一筋縄ではいかビームの特性やニュートリノ反応断面積を理解す

ず，放射化や機器の故障，水漏れなど，実験が進ることで，ニュートリノ振動測定の精度と信頼度

むにつれ新たな問題が発生しその対応に追われたを上げるための装置が，標的から約 280 m 下流にが，1 年目は 50 kW 程度であったビームパワーも置かれた前置検出器である。

425 kW まで上がり安定なデータ収集を達成でき

T2K 実験の前置検出器は，大きく分けて 2 種類ている。図 11 にこれまでのデータ収集状況を示の検出器システムから構成されている。ひとつ目

プラスチックシンチレータを使用している [75]。
ただし，FGD は Fermilab で開発された処方に従ってカナダで製作したものを，SMRD はロシアで独自に製作したものを用いている。ポリスチレンをベースに PPO と POPOP を質量比でそれぞれ1%と 0.03%の比で混たもので，押し出し成形により安価に大量のシンチレータが生産できる。また，制作時に波長変換ファイバーを通すための穴と酸化チタンベースの反射材を含んだ外層が同時に成形される。シンチレータからの光は波長変換ファイバーで集光し，光検出器まで導く。波長変換ファイバーは全ての検出器でクラレ社による直径 1mm の Y-11(200)MS を使っている。
図 13: ND280 検出器

4.6.2の検出器はニュートリノビームの方向，プロファ
イル，強度，安定性をモニターするニュートリノ
モニター INGRID（Interactive Neutrino GRID，
図 12）である。もうひとつは，スーパーカミオカ
ンデ方向に向かうニュートリノの種類，フラックス，エネルギースペクトル，反応断面積の測定が主な目的とするニュートリノ測定器 ND280（図 13）である。
表 8 に前置検出器の諸元をまとめる。

R
MPPC⃝

シンチレータからの光を電気信号に変える光検出器として，浜松ホトニクス社製の MultiR
Pixel Photon Counter (MPPC⃝) を使用した。
RMPPC⃝
は，ガイガーモードで動作する微小なア

バランシェフォトダイオードを多数並列につないだ構造をしている。各ダイオード（ピクセル）は独立に動作し，受光面に光子が入射して生成された電子-正孔対が逆電圧がかけられた増幅領域に到達すると，ガイガー放電が起きる。この放電は各ピクセルにつながった抵抗によってクエンチす

4.6

前置検出器の共通技術

前置検出器のうち，ガス検出器である TPC(Time Projection Chamber) を除いた検出器は，
プラスチックシンチレータからの光を半導体光検R
出器 MPPC⃝
で読み出すという技術を共通して用いている。その総数は約 56,000 チャンネルに及ぶ。また，信号を処理する読み出し回路も共通のものを用いている。個々の検出器の説明の前に，これらの共通技術を簡単に紹介する。

るが，ピクセルの特性が均一であれば各放電で放出される電荷 Q は一定であり，全ピクセルからの電荷量の総和は Q × (放電を起こしたピクセル数) となる。つまり，出力電荷は Q を単位に量子化されており，これを測ることで入射光子数を数えることができる。図 14 に示すように，微弱光を入射した時の電荷分布はピークがはっきり分離
しており，電荷測定により入射光子数の情報を得ることができる。
R
MPPC⃝の開発は 2005 年頃から始まり他の実

験とも共同で進めた [76, 77] が，同様の原理に基

4.6.1

プラスチックシンチレータ

づく他社の製品も含め，大規模な実用化は T2K

シンチレータは，米国のフェルミ国立加速器研が世界で初めての例であった。T2K では，図 15

究所（Fermilab）で開発された押し出し成型によるのように波長変換ファイバーの大きさに合わせ表 8: T2K 前置検出器の各サブ検出器まとめ
名前INGRID

種別
鉄 (6.5 cm)+シンチレータ

シンチレータ（プロトンモジュール）磁石

常伝導ダイポール

FGD

２台のうち
上流側の 1 台はシンチレータのみ
下流側の 1 台はシンチレータ+水標的

TPCTime Projection Chamber

P0D

鉛 (0.6 mm) +シンチレータ

ECAL

鉛 (1.75 mm)+シンチレータ

SMRD

鉄 (48 mm)+シンチレータ（位置あわせの精度も考慮して）受光面の面積を1.3×1.3 mm2 とし，50×50 µm2 のピクセルが 667
R
個並んだ素子を開発し使用した [78]。MPPC⃝

は，光子検出率が高く，磁場の影響を受けない，
コンパクトである，70–80V の印加電圧で高い増幅率（105 –106 ）をもつ，など，数々の優れた特性をもつ。一方で，T2K で使用したバージョンにはダークノイズレートが高い，アフターパルス
やピクセル間のクロストークがある，性能に強い
温度依存性があるなど，改良が望まれる点もあった。これらは，その後の素子の性能向上により大幅に改善されつつある。

1.2 × 1.2 × 0.9 m3 × 14 台 + 2 台
110 トン
9,592 チャンネル
1.42 × 1.42 × 0.96 m3
1,204 チャンネル
7.6 × 5.6 × 6.1 m3900 トン
0.2 T
2.3 × 2.4 × 0.37 m3 × 2 台
1 トン × 2
8,448 チャンネル
2.5 × 2.5 × 0.9 m3 × 3 台
ガス：95%Ar+2%iso-C4 H10 +3%CF4
Micromegas(36 × 34 cm2 ×72 枚) による増幅
124,416 チャンネル
2.1 × 2.2 × 2.4 m3
16 トン
10,400 チャンネル
DS-ECAL, P0D-ECAL, Barrel-ECAL
74 トン（計 13 モジュール）
22,336 チャンネル
磁石ヨークの隙間に設置
4,016 チャンネル

4.6.3

読み出し回路R
FGD 以外の検出器では，MPPC⃝の信号を記録するデータ収集システムに Fermilab で開発された

Trip-t チップという ASIC を使っている [79, 80]。
ビームのタイミングに合わせてゲートを開き，信号の積分電荷量と時間情報を記録するシステムである。電荷に関しては，同じ信号を 10 倍ゲインの違う 2 つのチャンネルで記録することでダイナ
ミックレンジを広げている。1 枚のボードで 64
Rチャンネルの信号を記録でき，MPPC⃝への印加電圧を調整する機能も備わっている。バックエンド回路には，フロントエンド回路のコントロールとタイミングやトリガーの制御を行うための数種

R
図 14: MPPC⃝に微弱光を入射した時の電荷分布。ガイガー放電を起こしたピクセルの数に相当するピークが分離している。

R
図 15: T2K 向け MPPC⃝の受光面拡大図。有感2部の面積は 1.3 × 1.3 mm であり，50 × 50 µm2のピクセルが 667 個並んでいる。左下の 3 × 3 ピ
クセル分の領域はワイヤボンディングのパッドが置かれており不感になっている。

のボードがあるが，全てハードウェアは同一で，る測定精度を達成するためにはビーム方向の不定

FPGA のファームウェアを変更することで種々性が 1 mrad 以内であることが要請されている。

の機能に対応するよう設計されている。

また，標的や電磁ホーンの健全性の確認を含め，FGD と TPC のエレクトロニクスは T2K 実

ニュートリノビーム強度の安定性を担保するこ験用に Saclay 研究所で開発された AFTER チとも重要である。ビームライン最下流のミューオップ [81] を使用している。FGD では，信号はンモニターではビーム強度や方向の情報をスピル

100 nsec の時定数をもつプリアンプで成形されごとに測定することができリアルタイムのフィー

た後，50 MHz(20 nsec 毎) で 10 msec にわたってドバックが可能であるが，ビームダンプの背後に

サンプリングされる。エレクトロニクスは 1 チャあるため高エネルギー (> 5 GeV) のミューオン

ンネル 12 ビットの分解能を持つが，信号を 2 分にしか感度がなく，ニュートリノフラックスの主割し減衰比率を 1 : 8 に調整することで，実効 15

要な部分の情報は直接には得られない。そこで，ビットの分解能を有している。また，事象毎にパ

ニュートリノビームの安定性をニュートリノ自ルス波形をフィットすることで，3 nsec の時間分

体で確認することが不可欠である。前置検出器の解能を達成する。TPC のデータ収集システムは

地点ではニュートリノビームは大きく広がってお25 MHz(40 nsec 毎) で稼働し，20 msec にわたっり，ビームプロファイル及びその方向を測定するて信号をサンプリングできる。

ためは 10×10 m2 程度の領域をカバーする必要がある。ニュートリノの検出には大量の標的が必要

4.7

オンアクシス検出器：INGRIDINGRID 検出器 [82–84] の主な目的は、ニュートリノビームが正しく意図した方向に生成されてとなるが，広い領域を全てカバーする検出器を置くのは現実的でない。そこで，１台約 10 トンの測定器を複数グリッド状に配置することで，ビー
ムプロファイルを測定するデザインとした。

いることを確認し，またその方向と強度の安定性測定器１台（INGRID モジュールと呼ぶ）は，をモニターすることにある。T2K ではオフアクシ

図 16 に示すように 11 枚のトラッキングプレート

ス法のためにビームの方向と SK に向かうニューと 120 × 120 × 6.5 cm3 の鉄板 9 枚を交互に並べ

トリノエネルギーには強い相関があり，目標とすた構造をしている。トラッキングプレートは長さ

tectorno GRID) detector is an on-axis neutrino near detector locatedtion target. It consists of 16 identical standard modules [121]Proton Module [131]. This chapter describes the configurardware components (Sec. 3.3), and the data acquisition system
or.

と標的質量が約 100 トンとなる。当初の 14 台のモジュールに加えて，ビームの空間非対称性を測es

るために 2 台のモジュールが十字から外れた位置

ID standard modules is to monitor the neutrino beam profilehan 28 cm which corresponds to 1 mrad of the beam direction
× 1 mrad). The spatial width (1σ) of the neutrino beam at theas shown in Fig. 3.1. In order to suﬃciently cover the neutrino
d to sample the beam in a transverse section of 10 m × 10 m,
ed in two identical groups along the horizontal and vertical axes,, two separate modules are placed oﬀ the main cross to monitor
ch of the modules consistsof nine irontarget plates and eleven
図 16: INGRID
モジュールの模式図に，またビームの中心軸上に，陽子や π に対する検出効率を上げてニュートリノ反応を研究することを目的として，鉄板のないシンチレータだけのモジュール（プロトンモジュール） [85] が 1 台設
置された。

4.8

オフアクシス検出器：ND280

ND280 [86] では，スーパーカミオカンデで観測される事象を精度よく予想するために，ミューニュートリノのフラックスおよびエネルギー分
布やビーム中の電子ニュートリノのフラックス~10m

profile at
e location

3

1.5m

Designed
beam center

file atocation2

ル一台は構造体も含め約 9 トン，14 台を合わせる

を測定する必要がある。また，ニュートリノエネ
ルギー測定の際にバックグラウンドとなる，荷電カレント非弾性散乱や，電子ニュートリノ測定のY

バックグラウンドとなる非弾性散乱（主に中性カX
45m center (m)

Z

~10m

eam profile at
Figure 3.2: Overview of the 16 INGRID
ビーム上流側から見た
INGRID
モジュー
atial width is図 17:standard
modules viewed
from beam
ups because theルの配置。プロトンモジュールはビームの中心軸
stream. The horizontal center module is hidcross section.上，鉛直のモジュールとと水平のモジュール間にden behind the vertical center module.

設置された。

1.2 m，幅 5 cm，厚さ 1 cm のプラスチックシンチ
26
レータを 24 個ずつ縦横 2 層に並べた構造となっている。最後の 2 枚のトラッキングプレート間には鉄板が入っていない。モジュールの側面や上下の面は，宇宙線やモジュール外での反応から来る粒子を識別するためにシンチレータ１層の VETO
プレートで覆われている。図 17 のように，水平・レント π 0 生成反応）も測定する必要がある。
これらの要求を満たすため，ND280 は，• 大型中空電磁石• 細分割された高解像度ニュートリノ反応点検
出器 (FGD:Fine-Grained-Detector)• 高精度・大アクセプタンスのトラッキングを行う 3 台の TPC• 中性カレント π 0 生成反応測定のための検出
き (P0D:Pi-zero Detector)• 大立体角を覆う電磁カロリメータ (ECAL)• 大立体角を覆うミューオン飛程検出器

鉛直それぞれ７モジュールずつを並べることで(SMRD: Side-Muon-Range-Detector)

ビームの中心から ±5 m をカバーし，鉄で起きたを組み合わせた測定器となっている。ND280 で

ニュートリノ反応事象をシンチレータで検出し，その数をモジュールごとに数えることで、ニュートリノビームの空間分布を再構成する。モジューのレプトン (ミューオンと電子) 識別には ECALのレスポンスと TPC での dE/dx 測定が使われる。また，スーパーカミオカンデのニュートリノ

の精度で

測定器の

% 以下

ウンド反

の精度

る，非弾

るため，その測定のため p 0 検出器(P0D)も設置されている。
スーパーカミオカンデのニュートリノ反応標的が水である
ことから，FGD と P0D は水標的を測定器内に持つ構造となっている。図 2-2 に T2K 実験で観測した ND280OA でのニュートリノ事象の一例を示す。

さ 6.5 m，幅 2.5 m，高さ 2.6 m）が置かれており，バスケット内側に P0D，3 台の TPC，2 台のFGD，DS-ECAL（最下流の電磁カロリメータ）が設置されている。

4.8.2
図 2-2

ND280OA で観測されたニュートリノ反応事象の側面図

FGD

FGD(Fine Grained Detector) [87] は細分割さ

図 18: ND280 で観測されたニュートリノ反応事
図象の側面図2-2 では左からニュートリノが入射し，P0D で反応を起れた構造のシンチレータトラッカーで，ニュート

こし，その後粒子の飛跡が，3 台の TPC，2 台の FGD，最トリノ反応点の検出と FGD 内で止まる低エネル

ECAL(DSECAL)を通っているのが分かる。表1に下流の反応標的が水であることから，
FGD と P0D は測ND280OAで使われている測定器をまとめる。
定器内に水標的の部分を持つ。

リノ反応の標的かつ粒子検出器として働き，ニューギー粒子の測定を主目的とする。FGD は反応点に飛跡を残す荷電粒子に対して不感領域がない

ND280OA
図 18 にの中で日本の大学・研究所の担当はプロジェ
ND280 で観測されたニュートリノ事

ように，大部分がシンチレータのみで構成されMagnet，FGD，SMRD，各測定
クト総括，施設関係全般，
象の一例を示す。左から入射したニュートリノがている。この設計思想は K2K 実験の前置検出器器の設置補助にわたる４。また，ND280OA のシンチレータ

P0D で反応を起こし，生成された粒子の飛跡がとして開発され，その後 Fermilab に移設されてみ出し＋新型半導体光検出器 MPPC[12] を採用した。この

磁場で曲げられながら 3 台の TPC，2 台の FGD，

SciBooNE 実験でも使われた SciBar 測定器 [88]MPPC の開発も主に日本人研究者が担当した[13]。

および最下流の ECAL(DSECAL) を通っているのデザインを継承しており，SciBar(1.3×2.5 cm2 )のが分かる。

よりもさらに細分割されたシンチレータを採用すを使った検出器ではシンチレータの波長変換ファイバー読下の精以下では，日本担当部分を中心に ND280OA を紹介して前置ニュートリノ測定器は後置測定器である
T2K 実験の測定器全般に関しては，[14]に簡単な紹いく。

ることで，より高解像度を達成できるようデザイ

反応でスーパーカミオカンデとまったく異なるタイプの
介がある。

ンされた。

定でき

検出器になっているが，これは J-PARC の敷地内

0.96 × 0.96 × 184.3 cm3 の棒状シンチレータをではニュートリノビームの強度が強すぎて，一体
小型の水チェレンコフ測定器は，ミューオンを検出器中で止められず運動量を測定できない，電磁シャワーが漏れエネルギーを型の大型水チェレンコフ測定器では１度のビーム測定できないなどで，うまく機能しない。
４ スピルで多数のイベントが発生し，チェレンコフ
外国の研究機関との共同担当部分を含んでいる。

192 本並べて一層を形成し，その層をシンチレー
タ棒の縦方向と横方向を交互に変えた積層構造で光が重なってうまく機能しないためである。

FGD1，下流側を FGD2 と呼んでいる。FGD1 は以下に，個々の測定器を簡単に紹介する。

計 30 層，合計 5,760 本のシンチレータで構成さaker で局それ

３検出器を構成する。FGD は 2 台あり，上流側をれている。FGD2 は 14 層のシンチレータ層の間

4.8.1

磁石

に厚さ 2.5 cm の水標的層 6 層が組み込まれた構造 (シンチレータ 2 層ごとに水 1 層) で，ニュート

ND280 で使用している電磁石は，かつて CERN
で W/Z を発見した UA1 実験のために建設されリノと水の反応断面積を測定できるようデザインされている。

たもので，CERN から寄贈された。UA1 実験の後おなじく CERN の NOMARD 実験で使用されているので，T2K 実験で３度目の利用ということ

4.8.3

TPC

になる。電磁石はコイルとヨークからなり，ヨー

FGD で起こったニュートリノ反応で生成されたク部の総重量は 850 トン，外形は長さ 7.6 m，幅荷電粒子の運動量を測定する検出器が TPC（Time

5.6 m，高さ 6.1 m で内側 88 m3 の領域に 0.2 T

Projection Chamber）である [89]。TPC を通過の磁場を水平方向に印加する。磁石の内側にはバする荷電粒子は，水平方向 0.2 T の磁場で鉛直方

スケットと呼ばれる検出器を設置する構造体（長向に曲げられる。その曲率を測定することで運動量が測定できる。また荷電粒子の単位長さ当たりの π 0 生成断面積が測定可能である。

のエネルギー損失（dE/dx）を測定することで，電子，µ 粒子（および π ± ），陽子を識別することが可能である。電子ニュートリノ出現のバックグ

4.8.5

ECAL

ラウンドとなる，最初からビーム中に混入していECAL (Electromagnetic Calorimeter) [91] はる電子ニュートリノを測定するために，TPC でマグネット内側の最外層に位置し，内部の検出器の電子識別は ECAL でのシャワー識別と並んでで起こったニュートリノ反応で生成される電子と極めて重要である。

γ 線 (主に π 0 起源) の電磁シャワーを捕え，エネル

T2K 実験では外形が幅 2.5 m，高さ 2.5 m，奥ギーを測定する装置である。ECAL は最下流に設

行 0.9 m の大型 TPC を 3 台制作した。ガスは拡置された DS-ECAL(DownStream ECAL)，P0D

散の少ない Ar(95%)+iso-C4 H10 (2%)+CF4 (3%)

の横を覆う P0D-ECAL，TPC と FGD の横側をを採用し，モジュール外層に CO2 を満たすこと

覆う Barrel-ECAL からなる。断面 4 × 1 cm2 ので不純物混入を抑えている。電子の増幅部には微シンチレータと鉛のサンドイッチ構造で，サンプ

細加工技術を用いたマイクロパターンガス検出器

リング型のカロリメータを形成している。鉛層の（Micro Pattern Gas Detector, MPGD）の 1 種

厚みは DS-ECAL と Barrel-ECAL で 1.75 mm，であるマイクロメガス (micromegas ≡ MICROP0D-ECAL は 5 mm である。DS-ECAL は全 34

MEsh GAS counter) を採用した。36 × 34 cm2層で 11X0 (放射長)，Barrel-ECAL は全 32 層でのモジュールひとつに 6.9 × 9.7 mm2 のパッドが10.5X0 ，P0D-ECAL は 6 層で 4.5X0 の厚みをも

1,728 チャンネルあり，1 TPC モジュールには片つ。P0D-ECAL の厚みが薄いのは，P0D そのも

端 12 枚 (2 × 6)，両端で 24 枚のマイクロメガスのが電磁シャワーに対して厚みを持っており，漏が使用されている。MPGD 技術をこれだけの大れてくる電磁シャワーを捕えればよいからである。

面積の検出器に使用したのも，T2K 実験が初めてであった。ビーム方向に向かうトラックに対し，
垂直方向に 0.6 mm，水平方向 (ドリフト方向) に

1.42 mm の位置分解能を達成している。運動量
分解能は 1GeV/c の粒子に対し約 7%である。

4.8.6

SMRD

ND280 の電磁石のヨークは，48 mm 厚の鉄板が 17 mm の間隔をあけて並ぶ構造となっている。
この電磁石を最初に使用した CERN でのコライ
ダー実験 UA1 では，この隙間にシンチレー タ

4.8.4

P0D

を挿入してタワー型のハドロンカロリメータとP0D (Pi 0[Zero] Detector) [90] は，磁石内の最して使用していた。SMRD (Side Muon Range

上流に設置された π 0 生成反応測定に特化した検Detector) [92] はこの 17 mm の間隔にシンチレー

出器である。P0D は 0.6 mm 厚の鉛と 1.7 cm 厚

タモジュールを挿入することで，内部検出器でののシンチレータのサンドイッチ構造を採用したシ

ニュートリノ反応で生成され側面に抜けたミュー

ンチレータトラッカーである。各シンチレータはオンの飛程を測り，運動量を測定する。特に大角

幅 3.25 cm，高さ 1.7 cm，長さ 210 cm(もしくは度で生成され側面に飛ぶミューオンは TPC を十223 cm) の三角柱シンチレータ棒で，126 本 (も分に通過せず運動量測定ができないため，SMRD

しくは 134 本) で 1 層を構成する。合計 40 層の鉛による運動量測定は重要である。また，その大き箔+シンチレータで構成され，外形は 2.1 × 2.2 ×

さを生かして，ビームスピルの合間に較正用の宇2.4 m3 ，総重量は 16 トンである。また，各層の宙線データを取得するためのトリガーを供給して隙間には水標的層が組み込まれており，水標的でいる。

ニュートリノ振動解析には，２体反応である荷電カレント準弾性反応（νℓ + n → ℓ− + p または ν̄ℓ + p → ℓ+ + n，Charged Current Quasi-

Elastic:CCQE）を信号として選ぶ。T2K ではニュートリノの飛んでくる方向がわかっているため，荷電カレント準弾性反応を仮定すると終状態のレプトンの方向と運動量の測定から元のニュートリノのエネルギーが再構成可能である。
ミューニュートリノ事象の選択では，さらに• リングが 1 つだけで，粒子識別で µ-like と判定される• ミューオンと仮定して再構成された運動量が>200 MeV/c
図 19: スーパーカミオカンデで観測された，T2K
事象の時間分布4.9という条件を課す。
電子ニュートリノ事象の選択では，

成果

T2K 実験でこれまでに得られた成果について，• リングが 1 つだけで，粒子識別で e-like と判定される

ごく簡単に述べる。
スーパーカミオカンデでの事象選択• 付随する崩壊電子の数が 0 か 1

T2K のデー• 電子と仮定して再構成されたエネルギーが>100 MeV

タ収集中のスーパーカミオカンデの稼働率は，99%以上である。T2K ビームによるスーパーカミオカ
ンデでの事象の選択は，予想到達時刻の ±500µs
以内のデータから，電子として換算したエネル
ギーが 30 MeV 以上で，外水槽にアクテビティが• 付随する崩壊電子の数が 0• 再構成されたニュートリノのエネルギーが1250 MeV 以下

ない（Fully Contained，FC）事象を選ぶことか• 中性カレント π 0 生成で π 0 → γγ の γ をひとら始まる。図 19 に，選択された FC 事象の時間

つ見失うと電子ニュートリノ事象と区別がつ

分布 13 を示す。J-PARC メインリングの 8 バン

かないため，π 0 を再構成するアルゴリズム

チ構造に対応する時間分布が明確にみえており，で π 0 を除去

J-PARC 加速器からのニュートリノビームによるという条件を課す。

事象が捉えられていることがわかる。ここからさらに，反応点が内水槽の壁から 2 m 以上離れている（Fiducial Volume, FV）ことを要求する。この時点で，大気ニュートリノによるバックグラウ
ンドは 10−2 事象のオーダーである。
13

水中の光の伝搬時刻や，検出器内のニュートリノの飛行時間を補正したもの。

表 9 にミューニュートリノ（反ミューニュートリノ）の事象選択を，表 10 に電子ニュートリノ
（反電子ニュートリノ）の選ばれた事象とモンテ
カルロシミュレーションによる予想をまとめた。
信号に対し高い効率をもち，バックグラウンドは低く抑えられていることがわかる。また，図 20に，2016 年夏までにスーパーカミオカンデで観表 9: νµ 型事象選択のまとめ
バックグラウンドνµ + ν µνe + ν eNC
non-CCQE
CC

ν モード

事象数
選択効率

ν̄ モード

事象数
選択効率

52.7
20.4%
27.8
24.6%

0.5
0.8%
0.1
0.6%

信号

8.8
2.7%
3.4
2.5%

νµ
CCQE
71.5
71.2%
13.2
65.8%

νµ
CCQE
4.6
71.7%
23.8
77.5%

予想合計

データ

138.1

135

68.3

66

表 10: νe 型事象選択のまとめ

ν モード

事象数
選択効率

ν̄ モード事象数
選択効率

νµ + ν µ
CC
0.1
0.0%
0.0
0.0%

バックグラウンド
νe + ν eνµ → νeNCCC(νµ → νe )

3.7
19.8%
1.6
17.5%

1.4
0.4%
0.6
0.4%

0.2
46.2%
1.0
45.7%

BG 合計
5.3
0.7%
3.2
1.1%

信号
νµ → νe(ν µ → ν e )

23.3
65.6%
3.0
70.8%

データ

32
4

測されたニュートリノ事象の再構成されたニューデルのパラメータに対する制限をかけることがで

トリノエネルギー分布を示す。上段がニュートリ

きる。ニュートリノモードでの，前置検出器で測ノビーム，下段が反ニュートリノビームのデータられたミューオンの運動量分布を図 21 に示す。

であり，それぞれ左側が µ-like，右側が e-like 事

解析では，運動量と散乱角の２次元の情報を用い象を示す。

てフィットを行う。また，反ニュートリノモードのデータに対しても，同様の解析を行っている。

前置検出器による系統誤差の削減

前置検出器

スーパーカミオカンデで観測される電子ニューで，ミューニュートリノ反応を使ってニュートリ

トリノ出現事象数の予想値に対する系統誤差を

ノビームのフラックス，エネルギースペクトル，

表 11 にまとめる。前置検出器の測定によりニュー

ニュートリノ反応モデルのパラメータに制限をトリノのフラックスと断面積に制限をかけること

かけることで，ニュートリノ振動解析の系統誤差で，系統誤差を抑えられていることがわかる。

を削減することができる。実験の初期には全ての事象をひとくくりにして解析していたが，現在は

電子ニュートリノ出現の発見

実験開始からの目

データが増えるとともに検出器の理解が進み，よ標であった電子ニュートリノ出現の発見である

り詳細な解析が可能となった。ミューニュートリ

が，東日本大震災直後の 2011 年 6 月には，地震ノの反応事象に対し，ミューオンに加えて π + がの影響で実験が停止する直前までのデータをすべ

いくつ観測されたかでカテゴリー分けすることて解析し，6 事象の候補をみつけ，2.5 σ の有意度

で，それぞれのサンプルで異なる反応モードをエの兆候を報告した [93]。さらにその後データを増ンハンスし，ニュートリノ反応の種類に応じてモやして，2012 年には 11 事象 [94]，2013 年には 28

40

Number of events

Number of events

45

T2K Run 1-7c preliminary

35
30

No oscillation
Data
Best-fit

25
20
15

8

7
6

No oscillation
Data
Best-fit

5

2

1

1

2

3

4

5

6

7

8

Reconstructed Neutrino Energy (GeV)

14

Number of events

Number of events

T2K Run 1-7c preliminary

3

5

T2K Run 1-7c preliminary

12

No oscillation
Data
Best-fit

10
8
6

0
0
2.5

0.2

0.4

0.6

0.8

1

1.2

Reconstructed Neutrino Energy (GeV)

T2K Run 1-7c preliminary2

No oscillation
Data
Best-fit

1.5
1

4

0.5

2
0
0

9

4

10
0
0

10

1

2

3

4

5

6

7

8

Reconstructed Neutrino Energy (GeV)

0
0

0.2

0.4

0.6

0.8

1

1.2

Reconstructed Neutrino Energy (GeV)

図 20: T2K 実験で観測されたスーパーカミオカンデでのニュートリノ事象の再構成されたニュートリノ
エネルギー分布。上段がニュートリノビーム，下段が反ニュートリノビームのデータ。それぞれ左側がµ-like，右側が e-like 事象。ニュートリノ振動が仮になかった場合と，もっともデータとフィットする振動パラメータを仮定した場合の予想値を実線で示す。
事象の候補を確認し，有意度を 7 σ 以上として発振動の極大値にニュートリノフラックスのピーク

見を確実にした [95]。図 22 に，電子ニュートリを合わせたビームを実現しており，精度の高い測ノ出現候補事象のイベントディスプレイを示す。

定が可能となった。2013 年の結果で大気ニューこの間，2012 年にはやはり θ13 に感度のある原

トリノの測定を精度で上回り [99]，以降世界最高

子炉からの反電子ニュートリノ消失を測定する実精度の測定を行っている。

験からも結果が次々に報告され [96–98]，θ13 がゼロでなく，以前の実験からの上限値のすぐ下，約反ニュートリノ振動の測定

2014 年から電磁ホー8◦ であることがわかった。

ンの電流の向きを逆にして，反ニュートリノビー
ムでのデータ収集を行っている。反ニュートリノ

1998 年のでは，原子核との断面積が約 1/3 であるため 14 ，

発見以降，混合角 θ23 はスーパーカミオカンデでニュートリノと同じ事象数を得るのにデータが余の大気ニュートリノによる測定がもっとも精度の計に必要となる。また，ニュートリノビームでの良い結果を与えてきた。θ23 は振動の振幅から決

反ニュートリノ成分は断面積の違いから影響が無まるので，どのくらいの数のミューニュートリノ

視できるが，反ニュートリノビームでのニュート

ミューニュートリノ消失の精密測定が減っているかを測る必要がある。T2K 実験では，オフアクシス法を用いることでニュートリノ

14

検出器は物質しか含んでいないので，実験装置は CP 対
称性を破っている。

Events/(100 MeV/c)

Events/(100 MeV/c)

Data

2500

ν CCQEν CC 2p-2h

2000

ν CC Res 1π

ν CCQE350

ν CC 2p-2h300

ν CC Res 1π
250

1500

ν CC Coh 1π

500

1000

1500

2000

2500

3000

Events/(100 MeV/c)

ν NC modes100

ν modes

PRELIMINARYν CC Other

150

ν NC modes500

ν CC Coh 1π200ν CC Other

1000

0
0

Data
400

ν modes

50
0
0

3500
4000 4500
5000
Muon momentum (MeV/c)

500

1000

1500

2000

2500

PRELIMINARY

3000

3500
4000 4500
5000
Muon momentum (MeV/c)

Data
250

ν CCQEν CC 2p-2h200

ν CC Res 1π150ν CC Coh 1π
ν CC Other100

ν NC modes
50

00ν modes
500

1000

PRELIMINARY

1500

2000

2500

3000

3500
4000 4500
5000
Muon momentum (MeV/c)

図 21: 前置検出器でのカテゴリー分けされた事象に対するミューオンの運動量分布。（左上）π + がない
事象，（右上）π + がひとつだけ観測された事象，（下）それ以外。ヒストグラムはデータにフィットしたMC シミュレーションの予想を反応モードで分けたもの。それぞれのサンプルで，異なるモードの反応が選ばれていることがわかる。

表 11: スーパーカミオカンデでの電子ニュートリノ出現事象数の予想値に対する系統誤差
系統誤差の原因

SK 検出器SK での核内終状態反応/2 次反応
前置検出器の測定で制限をかけたフラックスと断面積
中性カレント 1γ 生成
νe と ν e の断面積
中性カレントのその他の反応
合計
前置検出器の測定がなかった場合

ν 1 リング e
2.3%
2.6%
2.9%
1.5%
2.6%
0.2%
5.5%
(12.1%)

ν̄ 1 リング e
3.1%
2.4%
3.2%
3.0%
1.5%
0.3%
6.3%
(13.5%)

ν/ν̄
1.6%
3.5%
2.3%
1.5%
3.1%
0.2%
5.9%

−3

2

∆ m32 or ∆ m232 (eV2)

5.5 ×105
4.5

MINOS ν best fit
Super-K ν best fit
T2K Run1-7 ν best fit
T2K Run1-7 ν best fit

4

MINOS ν 90% CL
Super-K ν 90% CL
T2K ν 90% CL
T2K Run1-7 ν 68% CL
T2K Run1-7 ν 90% CL

3.5
3
2.5
2
1.5
1
0.2

図 22: T2K 実験で，ミューニュートリノがニュートリノ振動によって変化した電子ニュートリノによる反応事象の候補。四角ひとつひとつが光電子増倍管を表し，大きさは検出された光の量を，色はそれぞれの光電子増倍管に信号が検出された時
間を表す。

0.3

0.4

2

0.5

2

0.6

sin θ23 or sin θ23

0.7

0.8

図 23: ニュートリノに対する ∆m232 および θ23 と反ニュートリノに対する ∆m̄232 および θ̄23 を独立に測定した場合の 90%信頼度の許容領域。他の実験の結果も重ねてある。
準的な 3 世代の混合行列の枠組みを仮定すれば，ニュートリノモードの電子ニュートリノ出現を
原子炉反ニュートリノ消失実験の結果と組み合わ

リノ成分は断面積が逆に働き影響が大きくなるた

せることで，δCP に関する制限を得ることができ

め，注意が必要である。スーパーカミオカンデでる。こうして，世界で初めてのレプトンセクター

はニュートリノと反ニュートリノの区別が基本的での CP 対称性の破れに関する制限を 2013 年ににできないが，前置検出器では磁場があるために得た [101]。統計量が十分ではないが，もっとも用意に区別可能である。

データと一致するのは，CP 対称性の破れが最大

反ミューニュートリノ消失の測定から，ニュートリノでの振動パラメータ ∆m232 および θ23 と，
反ニュートリノでのパラメータ ∆m̄232 および θ̄23

限に破れている，δCP = −90◦ 付近のパラメータであった。
さらに 2016 年夏には，T2K 実験のニュートリ

を独立なパラメータとする解析を行った。もしこノと反ニュートリノのデータすべてを原子炉反れらが違っていた場合には CPT 対称性が破れてニュートリノ実験の結果と合わせることで，図 24

いることになるが，図 23 に示す通り，ニュートリノの場合と矛盾ないパラメータという結果であった [100]。

に示すように，δCP に対し 90%信頼度で [−179◦ <δCP < −22◦ ] という制限を得た。δCP = 0◦ または ±180◦ の時，CP 対称性が保存されるので，この結果は 90%信頼度で CP 対称性が保存されるケーCP 対称性の破れの探索 電子ニュートリノ出現

スを棄却していることになる。NOνA 実験でも，を発見したことで，CP 対称性の破れに関する測ニュートリノモードだけのデータであり，またや定が可能となった。T2K での電子ニュートリノ

はり統計は少ないながら，同じような傾向を示す

出現の確率は，θ13 と δCP ，および質量順序に依存結果が得られている。まだデータが少なく，統計するが，原子炉反ニュートリノ消失実験ではほぼ的ふらつきが大きい状況であるため，今後さらに純粋に θ13 だけを測ることができる。そこで，標データを増やしてより感度の高い測定を行う必要∆ χ2 to exclude sinδCP=0

T2K Run1-7c preliminary

20

Normal Hierarchy

Inverted Hierarchy

15
10
5
0

-3

-2

-1

0

1

2

w/ eff. stat. improvements (no sys. errors)
w/ eff. stat. & sys. improvements

10

w/ eff. stat. improvements & 2016 sys. errors
3σ C.L.
99% C.L.

5
90% C.L.

0
0

5

10

15

20

があるが，レプトンセクターでの CP 対称性の破れに関する測定の第１歩を踏み出すことができた
こと自体が大きな進展である。なおかつ，これまでの初期のデータからすでに興味深い結果が得られており，後で述べるように今後の進展に期待がかかる。

Protons-on-Target (x10 )3

CP (radians)

図 24: CP 対称性を破る位相のパラメータδ CP
に対する，negative log likelihood の値。通常質量
順序と逆質量順序の場合を分けて示す。ハッチのついた縦線は通常質量順序または逆質量順序に対する信頼度 90%の許容区間を表す。T2K 実験の2016 年夏までに得られたニュートリノと反ニュートリノのデータを，原子炉反ニュートリノ実験の結果と合わせて得られたもの。

その他

15

21

図 25: T2K のデータ収集を続けた場合に CP 非対称性を発見できる感度の予想∆ χ2 to exclude sinδCP=0

-2lnL

25

20

20x1021 POT w/ eff. stat. & sys. improvements
7.8x1021 POT w/ 2016 sys. errs.

15
10

True sin2θ23=0.43
True sin2θ23=0.50
True sin2θ23=0.60
3σ C.L.
99% C.L.

5

90% C.L.

0
−200

−100

0

True δCP(°)

100

200

図 26: 真の δCP の値に対して CP 非対称性を発見できる感度。点線は現在の T2K 実験の目標，
7.8 × 1021 POT の場合。実線は 20 × 1021 POT のデータをためたときに，いくつかの θ23 の値を仮定した場合。質量順序は既知として解析している。

ここで紹介したニュートリノ振動の測定以外にも，前置検出器のデータによるニュートリ

り返し周期を現在の２.48 秒から 1 秒近くまで短ノ-原子核反応断面積の測定やステライルニュー

くすることで，>1 MW のビームパワーを目指

トリノなどの新物理の探索など，成果が続々と上せる見通しがある。そこで，T2K 実験ではこのがっている。それらについては，T2K 実験の一般

ビーム強度の向上を生かし，実験期間を延長し向け Web ページ [102] などをご覧いただきたい。

て 2 × 1022 POT のデータをためることで，CP対称性の破れの発見を目指すことを提案してい

4.10

今後の展望

る [103]。この延長計画を T2K フェーズ２，あるいは T2K-II と呼んでいる。

レプトンセクターでの CP 対称性の破れの測定

図 25 は，仮に真の値が δCP = −90◦ だった場

は，ようやく始まったばかりである。今後感度を合に，sin δCP = 0 を棄却できる，すなわち CP

上げるには，何よりもまずデータ量を増やすこ

非対称性を発見できる感度を POT の関数としてとが重要である。J-PARC 加速器は今後数年で繰示したものである。電磁ホーンの電流を増やしたり，解析の改善を行ったりすることで，実効的な効率を現在の 1.5 倍に増やせると仮定している。
また，複数ある線は，系統誤差がない場合，現在のままの場合，改善があった場合，を示している。
図 26 は，真の δCP の値をいろいろ仮定した場合に，CP 非対称性を発見できる感度がどのくらいあるかを示している。2 × 1022 POT のデータを

R12860-R3600_カウントグラフ（Y軸）

集めれば，CP 対称性の破れがもし比較的大きければ，3 σ かそれ以上の有意度で発見が可能なこ
各ポジションでのカウントをグラフ化（標準球のカウントを同じにした場合）
図 27: ハイパーカミオカンデの概念図

T2K-II の目標を達成するために系統誤差をさらに減少させるためのオプションとして，前置検出器をアップグレードする可能性が議論されていRる。改良型の MPPC⃝を用いた検出器や，新たなTPC を制作して，大角度に出た粒子の検出効率を改善することが基本的な考え方で，現在シミュレーション等で検討が進んでいる。また，現在の前置検出器に加えて，標的から 1–2 km のところに水チェレンコフ検出器を建設する中間検出器のRelative single photoelectron hit efficiencyとがわかる。
2○+	High-QE box-and-line PMT(Hamamatsu R12860)	
QE = 31% sample	

Box	

-●	
Top View	

1Super-K PMT average(Hamamatsu R3600, QE = 22%)	

Venetian
blind	

●+	

Line	

○-	
△+	

-▲	

▲+	

Top View	△-	

0 -90 -80 -70 -60 -50 -40 -30 -20 -10 0 10 20 30 40 50 60 70 80 90
Position angle [degree]

このデータのカウント値は入射光子数が一定になる様補正してあるが、QEとCEの固体差が含まれている。
R12860とR3600では、同一光子数を入射したと仮定した場合のカウント値に歴然と差があることが分かる。
アイデアも提案されており [104,105]，今後さらに議論が進むものと思われる。

5

ハイパーカミオカンデ

図 28: スーパーカミオカンデの光電子増倍管と，新たに開発した新型の光電子増倍管の光子検出効 17率の比較。横軸は光電面に光子が入射する位置を角度で表したもの。

スーパーカミオカンデは実験開始から 20 年が体積は 19 万トンでスーパーカミオカンデの約 10経ち，多くのデータを集め驚異的な成果を出して倍になる。チェレンコフ光をとらえる光センサー

きた。しかし，ニュートリノの性質に隠されていの数は 40,000 本となる。スーパーカミオカンデるであろうより基本的な物理や，核子崩壊の発見で使われているものよりも，さらに改良したもの

により大統一理論に迫り，より精密な研究を行うを使用する予定である。スーパーカミオカンデのためには，さらに多くのデータが必要となる。そ光電子増倍管と，新たに開発した新型の光電子増こで，スーパーカミオカンデよりもさらに一桁大倍管の光子検出効率の比較を図 28 に示す。現行

きな検出器を建設し，ニュートリノの CP 非対称の光電子増倍管に比べ，約 2 倍の効率が得られて性や陽子崩壊の探索，ニュートリノ天文学の研究いる。

を一桁高い感度で行うべく提案されているのが，ハイパーカミオカンデ計画 [106, 107] である。

ハイパーカミオカンデが実現されれば，J-PARC
からの 1.3 MW のニュートリノビームを使うこと

図 27 にハイパーカミオカンデの概念図を示す。

で，ニュートリノ・反ニュートリノそれぞれ 1,000

ハイパーカミオカンデ検出器は，直径 74 m，深さ

事象オーダーの電子ニュートリノ出現現象を観測

60 m の円筒形のタンク２個から構成される。タすることができ，レプトンセクターで CP 対称性

ンクの体積は 1 基あたり 26 万トンであり，有効の破れがもしあればほぼ確実に捉えられ，そのより精密な研究が可能になると思われる [108]。また，大気ニュートリノや太陽ニュートリノの観測も一桁多くの事象を集めることでより精密な研究が可能になり，超新星ニュートリノなどのニュー
トリノ天文学も発展すると期待される。陽子崩壊の寿命も発見感度が 1035 年に届く見込みであり，数十年探し続けた信号の発見がいよいよ期待できる。ハイパーカミオカンデを建設するための技術
は，大空洞の掘削や構造体の設計，高性能光検出器，純水システムを含めスーパーカミオカンデの経験に基づいてさらに改良されたものが確立しており，国際的な研究グループで実現に向けた研究が推進されている。
今後も，ニュートリノ検出器は最先端技術で進化を続け，素粒子や宇宙に関する驚くべき謎を明らかにし続けるだろう。

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