1117■ 研究紹介at several points on a three-dimensional grid and interpolated between points to define a 3D ‘critical’ volume of true 90-percent threshold values. By construction, the intersection of this volume with the test statistic q(gae , gae ga , gae gan ) defines a three-dimensional 90%
C.L. volume in the space of the three axion parameters.
名古屋大学 宇宙地球環境研究所 宇宙線研究部
In Sec. IV we report the two-dimensional projections of
this volume,
日本学術振興会 特別研究員(PD)found by profiling over the third respective
signal component.

XENONnT 実験の最新結果：XENON1T LowER Excess の検証

spatial deization (1ing to a raalong witbackgroun(cS1, cS2
as shown

小林 雅俊
kobayashi.masatoshi@isee.nagoya-u.ac.jp
2022 年 (令和 4 年) 11 月 1 日

1IV.

RESULTS

はじめに

XENONnT 実験は欧米日を中心とした 12 カ国・27 の研究所が参加し，宇宙暗黒物質の直接探索を主な目的としている国際共同実験である。前身である XENON1T 実
験の終了後，イタリアの Laboratori Nazionali del Gran

Sasso (LNGS) において 2019 年から検出器の建設がFIG. 5. Dthe (cS1,
surface (p220
Rn calib
distributiolines show
and 7 keVare highlig

進められ，2021 年 7 月から本格的な物理データ (sci-ence run 0, 以下 SR0) の取得を開始した。暗黒物質の有力な候補である Weakly Interactive Massive Particles(WIMPs) に対する探索と並び，SR0 解析における最も重要な目的となったのが，XENON1T 実験で報告された低エネルギー領域における電子反跳事象のバックグ
ラウンド (BG) モデルからの超過：XENON1T LowER

excess[1] に関する検証である。

XENONnT 実験による XENON1T LowER excess の検証結果は，2022 年 7 月に公表された [2]。BG を削減するためのさまざまな努力の結果，XENONnT 実験では XENON1T のおよそ 1/5 となる電子反跳 BG を達成
し，これは中国の PANDA-X 実験 [3]，米国の LZ 実験[4] など同様の実験と比較しても世界で最も低い BG 量となっている。残念ながら XENONnT SR0 データにおいて有意な BG モデルからの超過は観測されず，結果として太陽アクシオン，アクシオン様粒子，暗黒光子などのモデルに制限を与えることとなっている [2]。本記事

では，この成果を XENONnT 実験の概要と共に解説する。なお，都合上いくつかの図に関して国際会議での発表で使用された preliminary なものが含まれることを予めご了承頂きたい。

2

XENON1T LowER Excess

XENON1T に関する詳細な解説は既に XENON 実験
日本グループより報告させていただいた [5] ことから，本章では，要点のみを紹介する。

図
1: 4.
XENON1T
実験において観測された低エネルギー
FIG.
A zoomed-in
and re-binned version of Fig. 3 (top),where the data display an excess BG
overモデルthe backgroundmodel[1]。上図の黒電子反跳事象のスペクトルとモデルからの予想を示す。
点は実データを，
solar axion, neutrinoBmagnetic
and tritium hypothe0 は BGmoment,
B0 . In the following sections, this excess is interpreted underses.
1 σ，2 σで期待さ下図バンドは実験を繰り返した時にれる統計的なふらつきの範囲、点は観測データの差分をWhen compared to the background model B0 , the示す。
data display an excess at low energies, as shown in
Fig. 4. The excess departs slightly from the backgroundmodel near 7 keV, rises with decreasing energy with a
XENON1T 実験において観測された，電子反跳事象に
peak near 2–3 keV, and then subsides to within ±1 of
BGnear
モデルを図に示す。
0.67refert·yr
対するスペクトルとthe background model
1–2 keV.1 Within
this
ence
region
of
1–7
keV,
there
are
285
eventsobservedinのデータを用いた解析の結果，1-7 keV の低エネルギー
the data compared to an expected 232 ± 15 events from
量のPoissonian232±15 イベントに対領域において予想される
the background-only fit, BG
a 3.3
fluctuation.
Events in this energy
region are uniformly distributed in
285 イベントが観測された。この乖離はし，実データで
the fiducial volume. The temporal distribution of these
3.3 σに相当し，太陽アクシオン
ポアソン揺らぎにしてevents are discussed in Sec. IV E.
keV instrumentalの単一ピークによるスペクトル，太陽ニュー
や 2.3
Severalbackgrounds and systematic effects were excluded as possible sources of the excess.
トリノが異常磁気モーメントを持つ場合などから予想
Accidental coincidences (AC), an artificial background
されるスペクトルとよく一致していることから，新物理from detector e↵ects, are expected to be spatially uni現象に由来する可能性が期待された。しかしながら，検form, but are tightly constrained to have a rate of< 1 event/(t·y·keV) based on the rates of lone signals
出器内に極微量のトリチウムが存在することを仮定した
in the detector, i.e., S1s (S2s) that do not have a corre値 18
keV のβ 線による
BGaも超過場合放出される
sponding S2 (S1)Q[54].
Surfacebackgrounds
havestrongスペクトルを説明しうることから，残留トリチウムの可能性も同時に議論された。観測された超過分を説明する
トリチウム濃度はモル濃度で 6 × 10−25 mol/mol と極めて低く，直接測定を行うことが困難であったことから

FIG. 6. F
decay moparameter
work desc
ciency sho
from 214 P

2
118

XENON1T では結論を得ることができず，XENONnT
実験において BG を削減し，統計量を増加させた検証を待つこととなった。

XENONnT 検出器

33.1

気液二相式タイムプロジェクションチェ
ンバー

XENONnT 実験を含む XENON プロジェクトは，2005 年の XENON10 実験 [6] からスタートし，検出器を徐々に大型化させていった。XENON 実験の検出器は一貫して気液二相式キセノンタイムプロジェクションチェ
ンバー (TPC) と呼ばれる方式をとっており，当初 15 kg程度であった検出器の有感質量は現在約 6 t までの大型

Eur.
Phys. J. C (2017) 77:881
化に成功している。

から，液面に数 kV の高電場をかけることで到達した電子を引っ張り出し，さらにガス領域において加速する。
加速された電子は，その数に比例して比例シンチレー

ション光を生成し，その VUV 光が同じく PMT によって観測される。比例蛍光の増幅率は 1 電子あたり 200 光子と極めて大きく，XENONnT のような大型検出器でも 1 電子単位での測定が可能となっている。以下では，慣例に従って先発となるシンチレーション光を S1，後発の電離信号を S2 と呼ぶ。検出器内における平面方向(XY 方向) の位置再構成は増幅率の大きい S2 信号を用いて行われており，光子シミュレーションによるパターンを用いた機械学習により数 mm 程度の精度で得ることができる。深さ方向 (Z 方向) の再構成は電子のドリ

フト時間を用いておこなわれており，S1 と S2 の時間差と，電場強度から計算された電子のドリフト速度を用いて再構成されている。

Page 3 of 23 881

また重要な点として，S2/S1 の値はキセノンと入射粒子の相互作用のタイプに強く依存しており，電子反跳事
象は原子核反跳事象に比べて大きな S2/S1 を持つ。このことから二相式キセノン TPC は原子核反跳事象の探索
における非常に強い BG 排除能力をもっており，WIMPs

等の原子核反跳を起こすことが期待される暗黒物質に対して高い探索感度を発揮することができる。ただし本記事で解説するのは電子反跳事象に対する探索のため，放射性 BG 源そのものの純粋な削減が重要となる。

Fig. 1 Working principle of a dual-phase LXe TPC: The prompt scintillation light (S1) generated in the LXe is recorded by PMTs installed
above
the target. TheTPC
same PMTs
also measure
the delayed
図 2:and(左below) 液体キセノンの概念図[7]。先発のシン
secondary-light signal S2, which is created by proportional scintillaチレーション信号 (S1) は上下の PMT によって直接観tion induced by ionization electrons (e− ) in the gas phase. A set of TPC
electrodes
is used to establish therequiredelectric fields. The inter(S2)は電場によって液面まで測され，後発の電離信号
action position can be reconstructed in 3-dimensions by means of the
ドリフトされたのちにガス領域で比例シンチレーション
S2-signal
pattern observed by the top PMTs (lateral) and the time difference
between S1 and S2 (depth).
Background
events are rejected by(右)WIMPs
や中性子が単発で原光として観測される。
the charge to light (S2/S1) ratio and the scatter multiplicity (number of
β the線や
γ 線，アクシオンなどが電子子核反跳した場合，
S2
signals), as indicated on
panelson the right

反跳した場合，中性子が複数回原子核反跳した場合に期待される S1，S2 の概念図。
partition into the different energy-loss channels depends on
the recoil type and energy and can therefore be used to dis図 2 に，二相式 TPC の動作概要を示す。検出器内にtinguish a WIMP signal from electronic recoil backgrounds,
BG となる放射線がキセノ
入射した暗黒物質，あるいは
providedthat the resulting excitationand ionization signals
canbe measured independently [26]. The Xe∗2 excimers,
ン原子と相互作用を起こしてエネルギーを落とすと，励that
are eventually formed, de-excite under the emission of起あるいは電離状態となったキセノン原子がシンチレー
178 nm scintillation light. In dual-phase TPCs, this light sigション光と電離電子を放出する。その内シンチレーション
nal (S1) is observed by photosensors installed above and30target,ns 程度の減光は相互作用が起こった直後からおよそ
below
the target. An electric field across theestabVUV
光
(
波長約
175
nm[8])
衰時間で放出され，発生した
lished between the negatively biased cathode at the bottom ofthe
TPC and the gate electrodeground potential at the top,は上下面に配置された
PMTatによって直接観測される。
is
used
to
move
the
ionizationelectronsaway from the inter一方，電離電子は放出された後，まず検出器にかかって
action site, drifting them to the liquid-gas interface. A second
いる電場に沿って液面までドリフトされる。ガス相と液
field, generated between the gate and the positively-biased
0.7them
eV 程度のポテンシャル差が存在すること相の間には
anode,
extracts
into the gas phase and provides the electrons sufficient energy to excite and ionize the gas atoms.
This generates a secondary scintillation signal (S2) which
is proportional to the number of extracted electrons [27].
The position of the initial interaction, as well as the scatter

3.2

XENONnT TPC~1.5m

Fig. 2 Illustration of the XENON1T TPC. It is built from materials selected for their low radioactivity, e.g., OFHC copper, stainlesssteel and PTFE. The top and bottom PMT arrays are instrumented with
127 and 121 Hamamatsu R11410-21 PMTs, respectively~1.3m

and the charge signals from each interaction can be detected,
see Fig. 2. It is enclosed by 24 interlocking and light-tight
Figure1: (Left) CADTPC
renderingof the XENONnT
cryostat and TPC. The TPC ha
図 3:(polytetrafluoroethylene,
XENONnTの概念図(左panels,)[9] と，実際の検出
PTFE
Teflon)whose
1.3 m andis 1.5 m-tall. (Right) Geant4
renderingof thethree surnested detectors, inclu)veto.
。treated
器 (右
faces
were
withtank
diamondtools support
in orderthe
to muonoptimize
neutronThe waterwalls, which
veto PMTs, the neutr
structure,and othercomponents(e.g. calibration
systems)
areDueomitted for clarity. R
thereflectivity
for vacuum
ultraviolet(VUV) light
[28].
which
optically separate
the neutron and muon vetos, areshown
as transparent tur
XENON1T
実験における観測で最も大きな
BG
となっ
to
the rather large linear thermal expansion coefficient of
The neutron veto PMT windows face the neutron veto region through openings in th
222
PTFE,
its length
reduced by about 1.5% at the operation
Rnisに由来する事象である。キセノンと同じたのは，◦ C. An interlocking design allows thetemperatureof−96(Rn) はその全てが放射性核希ガスの一種であるラドン
wires, respectively, running perpendicularly to all other wires. These perpendicular wiradialdimension
to remain constant while the vertical lengthcounteract
deformation of the electrode plane under electrostatic forces.
種であり，検出器の部材中に含まれる放射性不純物から
is reduced.
Uniformity of the drift field is achieved by two concentric
sets of OFHC copp222
Rn は 3.8
放出される。その中でも特にウラン系列のrings,
verticallyinterleaved
and with a 15
mmradialseparation.
The inner set con
To ensuredrift
field homogeneity,theTPC
is surroundedshaping
wires shapingof 2 mm diameterand touches
outersection
side of thepanels of the
日と比較的長い半減期を持っていることから検出器内部
by
74 field
electrodes
with a thecrossof PTFE∼
set is made2of 64 rings, which are 15 mm-tall and 5 mm-thick.
10 × The5 mm
they
are inventory
made fromlow-radioactivity
oxygenfull; 8.4
t LXe
is containedin a double-walledvacuum-isolated cryo
freeconductivity(OFHC)
copper.
elecof anhigh
innerthermaland outer
vessel, each witha domedupperThe
sectionpenetrated by severTwo double-walledvacuum-insulated
pipeschains
run from
largesttrodesare connectedby two redundantof the5 G
resis-access ports to thepurification systems in the adjacent service building. These pipes also house the signal a

3119にまで拡散し，その崩壊によって発生する娘核の一つである 214 Pb が放出する β 線が観測における BG となる。

したがって XENONnT 検出器を建設するにあたっては単なる検出器の大型化だけでなく 222 Rn の削減が大きな課題の一つであり，検出器やサブシステムの部材に対して徹底的なスクリーニングを行うことで 222 Rn 発生

源となるウランやトリウムといった放射性不純物そのものを減らす努力 [10] と共に，定常的に検出器中の 222 Rnを除去するための蒸留装置が建設されることとなった。
これらの検出器の詳細に関しては，次の章で述べる。

図 3 に XENONnT 検出器の概形を示す。XENONnTTPC は総質量で 8.5 t, 有感質量として 5.9 t のキセノンが用いられており，検出器内径が約 1.3 m，ドリフト長(カソード・ゲート間の長さ) が約 1.5 m となっている。検出器上下には XENON1T 検出器と同型の PMT(浜松ホ

図 4: 液体キセノン純化システム。中央二つの真空容器に純化フィルターが，中央下の容器には純度モニターが収められている。

トニクス製 R11310) がそれぞれ約 250 本配置されておクリプトン蒸留装置によって純化済みとなっている。そいる [11]。SR0 では，検出器は 23 V/cm と XENON1T

全てのキセノンは必ず 1 回以上メタルゲッターにより純り，一部の PMT は XENON1T 検出器からも流用されての 80 V/cm よりも低い電場でオペレーションされた。
これはコミッショニング中にカソード電極とボトムスク

リーン電極が導通してしまったため，カソード電極の電圧が −2.75 kV に制限されてしまった事による。最大ドれに加え，XENON1T で用いられたものも含めた 8.5 t

化されてから検出器へ導入されており，9 割程度のキセ
ノンは 2 回の純化を受けている。

XENON1T 検出器からのアップグレード

リフト時間が 2.2 ms と計画の 2 倍になるなどいくつか

3.3や，低電圧であれば電極の振る舞いが十分安定したこと

あたり，XENONnT 実験では TPC 本体と共に，検出器

検出器の建設に際しては，トリチウムの混入を可能な節では，その中でも特に LowER 解析において大きな役問題が考えられたが，後述するキセノン純化装置の成功などから，SR0 のデータ取得が進められることとなった。
限り防ぐための方策が講じられた。トリチウムは HTO，
あるいは HT として検出器中に混入することが予想されており，液体キセノンを導入すると検出器の温度が-100度まで下がることから壁面に付着した水や金属内部に拡前身である XENON1T 実験からのアップグレードにの高感度化のため複数のサブシステムが準備された。本
割を果たした二つのシステムとして液体キセノン純化装
置とラドン蒸留装置を解説する。

液体キセノン純化システム

散する水素の放出速度が低下すると考えられるため，常3.3.1

われた。検出器を真空容器に導入したのち，まず約 1ヶ月

体キセノン中で電子をドリフトさせる必要があるが，酸とでアウトガスを可能な限り除去した。なお，このオペせる。液体キセノン中で発生した電子が不純物によって温でのクリーニングに重点を置いたオペレーションが行間の乾燥窒素での静置と計 2ヶ月間の真空引きを行うこレーションは COVID-19 の蔓延に伴いイタリアがロック

前節で説明した様に，S2 信号を観測するためには液素等の不純物はその電子を吸収することで信号を減衰さ吸収されるまでにかかる平均時間は電子寿命 (electron

ダウンとなっていた期間に合わせて行われた。しかしな

lifetime) と呼ばれる。キセノン TPC の運転に当たって引きによる水や水素の除去に限界がある。RGA(residual命が必要であり，部材からアウトガスとして発生する

がら，検出器の構造上コンダクタンスが悪い箇所は真空

as a diameter ofgas analyzer) で取得された残留ガススペクトルに大きuding muon andな改善が無くなった段階で真空引きを終了，常温のガス
ron veto support
Reflector panels,キセノンを導入し，メタルゲッターを用いた純化が約 3
rquoise surfaces.
週間に渡って行われた。またこの際，同様にリザーブタ
he panels.

ンクのクリーニングも行われた。これらシステムのク

ires are added toリーニングが終了したのち，その後液体キセノンの導入が行われた。XENONnT では前身の XENON1T に比べ

per field shaping
nsists of 71 field6.3 t ほどのキセノンが追加されており，これらは全て
TPC. The outeryostat, consisting
ral access ports.
e cryogenics andand HV cables ofは少なくとも TPC の最大ドリフト時間程度の電子寿

不純物を除去するため，定常的に純化が行われている。
XENON1T の純化システムでは，熱交換器によって一度液体キセノンを蒸発させ，ガスポンプ・ガス純化装置によって不純物を除去し，再び熱交換器で液化して検出器に戻す，という方式が取られていた。しかしながら本シ
ステムでは 50-80 standard little per minutes (SLPM)

程度の流量での純化が限界であり，8.5 t のキセノンを純化するのには甚だ不十分であった。この問題を解決する

4
120
10

みの純化モードでの運転が行われた。SR0 の終了後さらなるテストを経て液相の直接純化モードが追加されており，現在進められている SR1 では 214 Pb の BG は SR0からさらに半減することが期待されている。

なお，本装置の源流には日本の XMASS 実験で開発されたクリプトンを除去するための蒸留装置がある [14]。
クリプトンはラドンとは逆に，キセノンよりも沸点が低く気相に留まりやすいことから，蒸留装置におけるクリプトンフリーなキセノンの取り出し口と，クリプトンが濃縮されたガスの取り出し口を逆向きに使うことで 222 Rn 除去に応用することができる。この手法は

XENON100やre-XENON1T 実験のクリプトン蒸留装置
Fig. 6: Radon removal system fully installed at University of Münster before shippingto LNGS (left) andlated CAD drawing[13](right).
The four key components top condenser, package tube, reboiler and four-cylinder
図 5: ラドン蒸留装置。右側が蒸留塔本体，左側がを用いてテストされており [15, 16]，XENONnT 実験で
magnetically-coupled piston pump are visible.
高流量・低ラドン放出ガスキセノンポンプ。
のラドン蒸留装置を開発するにあたってはこれらの結果
as well as the nitrogen are guided through the insulanominal operation pressure of 4 bar that connects to the
べく新たに建設されたのが液体純化システムである (図top condenser. It is used to compensate thermal shrinkage and expansion when cooling down the system fromroom temperature to liquid xenon temperature or viceversa. Eight package segments (Sulzer PDX) of 178 mm
height and 200 mm diameter each were inserted into thetwo stainless steel tubes, five in the bottom tube andthree in the top tube, leading to a total package heightof 1420 mm. Furthermore, liquid xenon pneumatic flow
controlled valves (Thermomess) at the liquid inlet andoutlet are used to regulate the flow-rate through thesystem during operation within the global system.

に基づいてより効率的に 222 Rn を除去することのでき

tion chamber via bellow-based feedthroughs.

る様，ガス・液体キセノンラインの接続方向などが決定

For the cooling vessel at the top, the nitrogen supply
line is given by a 1/2” tube, the exhaust line by a 1”
tube. A total of 7.1 l LN2 can be filled. The vessel insideis equipped with ba✏e plates at the inlet and at theoutlet preventing the nitrogen to bypass the system.
Additionally, to increase the heat transfer surface, six
oxygen-free high conductivity copper fins are mounted
on the ground of the vessel.

4)。本装置ではクライオジェニックポンプにより-100 度の液体キセノンを直接循環することができ，ガス純化に相当して 500-1000 SLPM と，XENON1T の 10 倍の速されている。

The ground flange of the vessel, acting as the ther度で純化を行うことを可能にする。フィルタ材としては
4 データ解析Top Condenser
a stainless steel blank flange of 27 mm thickness with
セラミックボール＋銅パウダーのものとゲッター材を用
mal connection to the liquefaction vessel, is given byvanced gaskets (HTMS CSI) based on a copper-coatedがあり，それぞれ異なる不純物除去性能
いたもの [12]4.1 イベントセレクション
a diameterof 300 mm is composed of two vessels: A
helical spring with the capability to recover from therThe top condenser described in detail in Ref. [24] withhelicoflex-type sealing faces on both sides. Here, ad-mal deformations are used.
や 222 Rn の放出量を持つことから，状況に応じて使い分
liquefaction vessel below. Aluminum spacers keep thecooling vessel using liquid nitrogen on top and a xenon

distance between the heat exchanger and the surroundAttached to the thermal connection
flange a copper2021 年 7 月から 2021 年 11 月にかけ
本解析では，
SR0vessel.
における
けられている。
ing insulation
In order to XENONnT
reduce the heat trans-検出器の最大
plate of 290 mm diameter and 20 mm thickness extends
fer via conduction between the inner vessels and theinto the 220 mm high xenon
liquefaction
vessel. Addi97 日間のデータが用いられており，エネて取得されたinsulation chamber, 2.2
these spacers
are equipped withtional 23 copper fins mounted to the copper plate inms であるが，本装置の導入
ドリフト時間はおよそ
preimpregnated fibre plates. Additionally, the vacuumcrease the heat transfer surface
in contact to the xenon
1-140 keV である。有効キセノン質量はルギー範囲は
insulated gas 10-15
lines of thems
inlet という数字を得ており，不and outlet for the xenon
to 0.76 m2 .
により電子寿命は4.37 ± 0.15 t で，部材からのガンマ線 BG を削減する
純物による信号減衰の影響を極力抑えることに成功してために検出器の内側部分のみを用いて解析を行なっていいる。
る。図 6 に，有効体積領域 (FV) と観測されたイベント

3.3.2

ラドン蒸留装置の位置を示す。

XENONnT 実験における，もう一つの重要なアップ

グレードがラドン蒸留装置である (図 5)[13]。先述の通り XENON1T 検出器における最も大きな BG は 222 Rnに由来しており，本装置は検出器中に放出された 222 Rn

を崩壊する前に除去することで，214 Pb の β 事象を削減することを目的としている。 ラドンはキセノンと同じ希ガスであるが，より高い沸点を持つ。そのため二相式キセノン検出器の中では気相よりも液相に留まりやすい性質を持っており，ラドン蒸留装置はその性質を利用している。検出器から蒸留装置に取り込まれたキセノ

ンは蒸留塔内で液化・気化を繰り返し，222 Rn が濃縮されていく。逆に蒸留塔のガス相からは 222 Rn が除去されていくため，222 Rn フリーになったガスを取り出し，また検出器に戻すという仕組みである。222 Rn の発生源

図 6: 検出器の有効体積 (FV) と，実際に観測されたイ

め，液相の直接純化だけでなく，ガス相において発生し事象のうち薄い点が 10 keV < E < 140 keV の事象，濃は検出器本体だけでなくガス相のケーブルなどもあるたた 222 Rn を液相へ混入する前に除去することも重要である。SR0 では，運転の安定性の観点からこのガス相のベント位置。太線が FV の領域を表しており、FV 内のい点が Excess の領域に近い E <10 keV の事象を表す。

5
121

データに対するイベントセレクションは主にアクシデ

器の非一様性を補正した (=corrcted な) 値である cS1，

ンタルコインシデンスや多重散乱事象といったノイズ事

cS2 と，S1，S2 信号にそれぞれに対する検出器のゲイ

ターン，S2 のドリフト時間といったパラメータによるの単位はそれぞれ PE/photon, PE/electron となる。

象を排除することを目的としており，PMT のヒットパ
セレクションのほか，低光量における S1 と S2 の分別に関しては波形情報を用いた機械学習によるセレクショ
ンも取り入れられている。解析における閾値は主として

S1 に対するヒット数で決まっており，本解析では 3 本の PMT によるコインシデンスが要求されている。図 7に，電子反跳事象の信号に対するセレクション前後の検出効率を示す。セレクション後も 2 keV 以上でおよそ80%と比較的高い検出効率が保たれている。

1.0

Detection

0.2
0.0

1

Events/(t y keV)

0.6
0.4

50

Total
Threshold

Efficiency

0.8

40
30
20

Solar axions
10
Energy [keV]

式 (1) を変形すると，

Qy =

g2 g2
−
· Ly
W
g1

(2)

という式を得ることができる。ここで，Ly = cS1
E , Qy =cS2
E である。この式を用い，単一エネルギー E を持つ

キャリブレーション線源に対して cS1, cS2 の値を測定して線形フィットを行うことで g1, g2 を決定し，イベン

トごとのエネルギーを再構成することができる。

XENONnT 検出器のキャリブレーションは，主に検出60

Selection

ンを表す g1，g2 によって求めることができる。g1，g2

10器の循環システムに放射性希ガス線源を混入し検出器内部に一様に拡散させるという手法で行われている。エネ

ルギーの再構成においては 83m Kr (内部転換電子：合計エネルギー 41.5 keV)，37 Ar (K-shell 電子捕獲：2.82 keV)

線源と，検出器外部から AmBe 線源を用いて中性子を照射するキャリブレーションによって副次的に発生する

キセノンの同位体 131m Xe (X 線：163 keV)，129m (X 線：

102 0

図 7: エネルギー毎の検出効率と，太陽アクシオンの予

236 keV) を用いている。

想スペクトル。Detection: トリガー効率。ほぼ PMT のヒット数に対する要求のみで決まっている。Total: ノイ

ズ除去のセレクション後の検出効率。10 keV 付近にある段差は，WIMPs 探索のため原子核反跳事象の信号領域をブラインドしていることに起因する。各線に着く
幅は 1 σの範囲を表す。Threshold: エネルギー閾値である 1 keV を示す。Solar axions: 太陽アクシオンに由来する予想スペクトルを、検出器の効果を考慮する前と後を実線と点線で示す。カップリングコンスタントはそ
れぞれ gae = 3.1 × 10－ 12 , gaγ = 9.1 × 10－ 11 GeV−1 と

eﬀgan= 8.3 × 10−7 を仮定している。

4.2

キャリブレーションとエネルギー再構成

入射粒子がキセノンとの相互作用によって落とす全エ

ネルギー E は，以下の様に表すことができる。
)(
cS1 cS2+
E = W (nph + nel ) = W
g1g2

図 8: キャリブレーション線源の光量 Ly と電子量 Qy の

分布 (点) およびそのフィット (バンド)。なお，BG 線源からの高エネルギーピーク (薄い点) はフィットに用いられていない。下図はフィット線からの誤差を示す。

図 8 に，各線源によって測定された Ly ，Qy の値を示す。g1 = (0.151 ± 0.001) PE/photon，g2 = (16.5 ±0.6) PE/electron という値が得られており，これらを用(1)

いてイベント毎のエネルギーの再構成をおこなった。エここで nph ，nel は入射粒子がキセノンとの相互作用

一様性，安定性，閾値の検証などがキャリブレーション

によって落としたエネルギーから発生する，元々のシン
チレーション光と電子の数である。W はこれらの量子を発生させるのに必要な平均エネルギーで，本解析では13.7 eV/quanta という測定値が用いられている。nph ，nel はそれぞれ S1，S2 の測定値と関連しており，検出

ネルギー再構成の他，先述したセレクション，検出器のをもとに評価されている。検出器の一様性や安定性の評

価は主に 83m Kr キャリブレーションが元となっており，検出器の各位置に対する光量や電荷量の相対値，2 週間に 1 度キャリブレーションによる時間的な変動の評価などが行われている。セレクションに関しては，上記に

6
122

挙げた線源に加えて SR0 の最初に取得した 220 Rn 線源

4.4

る。220 Rn は検出器に混入後速やかに α 崩壊し，娘核の4.4.1を用いたキャリブレーションが重要な役割を果たしてい

一つである

212

Pb が β 線を放出する。これは実際の検出器における最も大きな BG である 222 Rn および娘核のPb の崩壊とよく似た過程であり，低エネルギー部においては β 線のスペクトルもよく似たものとなることか214ら，セレクションの決定や各エネルギーにおける最終的な検出効率の推定に用いられている。図 9 に，220 Rn ，

37

Ar キャリブレーションのデータに対するモデルフィッ

トを示す。220 Rn キャリブレーションにおいては閾値やフラットなスペクトル部分が，37 Ar キャリブレーショ
ンにおいては閾値やエネルギーピークがよく再現されていることがわかる。

4000

37Ar

50

Counts / 0.05 keVCounts / 0.2 keV

60
40

3000

30

2000

20
10
0
2
0
2

図 9:

220Rn

Energy [keV]
0

220

2

4
6
Energy [keV]

8

1000

BG モデルに関してもシグナルと同様，XENON1T でのデータ解析が踏襲されている。最も大きな BG と予想されたのが 214 Pb のベータ崩壊による事象で，以下

太陽ニュートリノ事象，検出器部材からのガンマ線の作

るコンプトン散乱事象，85 Kr のベータ崩壊事象と続く。

これらの事象は低エネルギー部でほぼフラットなスペク
トルを作っている。そのほか 136 Xe の二重ベータ崩壊や

124

Xe の二重電子捕獲事象や 83m Kr キャリブレーショ

ンの残存事象などがあるが，これらは特徴的なスペクト
ルを作るため，XENON1T LowER excess の検証という観点ではほとんど影響しない。表 1 に主な BG 成分と，それぞれにつく外部測定からの制限をまとめる。最も大きな BG となる 214 Pb は上流・下流の核種からのα 線レートの違いが上限値・下限値となっている。その他，太陽 ν は Borexino 実験の測定値 [20]，検出器部材

BG はシミュレーションからの推定値，85 Kr・136 Xe はRGMS(rare gas mass spectrometer)[21] による測定値がそれぞれ用いられている。

10

表 1: 主な BG 源と外部からの制限，実データのフィッ

Rn , Ar 線源のスペクトル。各点は実データ
37

シグナルモデルXENON1T LowER 解析と同様，シグナルモデルとしトから計算された 1-140 keV のイベント数。
バックグラウンド源

外部からの制限

フィット

太陽 ν

300±30300±30270±50270±50

85

90±60

90±60

1560±601550±50214

ント (太陽ニュートリノフラックスを仮定)，(3)ALPs や

Dark photon などの Bosonic DM を仮定した。なお太陽アクシオンに関してはシグナルモデルのアップデートがあり，XENON1T で用いられたスペクトルではキセノンとの相互作用として axio-electric eﬀect によるチャンネ

ルのみが考えられていたが，本解析では逆プリマコフ効

果も考慮に入れたスペクトルを用いている [17, 18, 19]。

図 7 に検出効率と共に太陽アクシオン由来のスペクト

ルの計算値も示した。実線と点線がそれぞれスメアリン

グや検出効率などを考慮に入れる前と後となっている。
ニュートリノの異常磁気モーメントや Bosonic DM に対しての計算は，XENON1T 解析と同様のものとなって

Pb

検出器部材

Kr

136

て (1) 太陽アクシオン，(2) ニュートリノ異常磁気モーメ

いる [1]。

主要なバックグラウンド

0を，点線はモデルによるフィッティングを表す。

4.3

バックグラウンドモデル

4.4.2

Xe

(570, 1000)

960±120

トリチウム BG の評価

先述の様に，XENON1T LowER Excess の候補として挙げられていたトリチウムは，直接的な測定による制限を与えることが難しいという問題があった。そのため
XENONnT では，純化装置を一部バイパスすることで意図的に検出器中の水素量を増加し，そこに含まれるトリチウム量から物理データにおけるトリチウムを推定するという手法がとられた (トリチウムエンハンスドデー

タ，TED)。水素はキセノンに比べ沸点が低いことからガス相に蓄積することが期待されるため，ガス相の純化
ループ上の水素除去装置がバイパスされた (液体キセノ

ン純化に関しては通常通り行われた)。エンハンスファ
クターは水素のアウトガス量やガス相と液相における水素の濃度比などで不定性が大きいものの，コンザバティ
ブに 10 倍以上と推定されている。TED は SR0 のデー7
123

タ取得が終了したのち 14.3 日間に渡って取得された。観120測された TED のスペクトルを解析した結果有意なトリ·いうことが決定された。

結果

5

Data

σ

·

·

Events/(t y keV)

50

·

·

Events/(t y keV)

214 Pb
85 Kr

136 Xe124 Xe60
40

Solar ν00

83m Kr
133 XeMaterials

40

XENONnT5

10

15Energy [keV]

20

25

30

図 11: XENON1T と XENONnT で観測されたスペク

トルの比較。ただし XENON1T 検出器のセレクション

30

効率は XENONnT 実験よりも 10%程度高いが，その分2010の補正は含まれていない。

0
2
0
2

り，残念ながら XENON1T LowER Excess は再現され

0

25

σ

80

20

B0

XENON1T·

タ解析においては BG モデルにトリチウムは含めないと100

Events/(t y keV)

チウムのスペクトルは観測されず，従って SR0 のデー

20

40

60

80

Energy [keV]

100

120

140

ては世界で最も低い BG レベルであり，2νββ ，2νECEC

Dataといったキセノンの稀崩壊が主要な BG となる段階にまで達している。図 11 に，XENON1T と XENONnT の

15

スペクトルの比較を示す。

10

フィットの結果有意な信号を得ることができなかったこ

5
0
2
0
2

16.1±1.3 event/(keV·t·y) となり，XENON1T の 1/5 にまで減少した。これは同様の暗黒物質直接探索実験としB020なかった。SR0 での 1-30 keV の電子反跳事象レートはとから，太陽アクシオン，ダークフォトン，ALPs, ニュー

トリノの異常磁気モーメントの４つの物理モデルに関し，

0

5

10

15

Energy [keV]

20

25

30

図 10: 観測されたスペクトルと，BG モデルとの比較。

上図が 140 keV まで，下図が 30 keV までとなっている。

上図には各 BG 成分も同時に示されている。

セレクションやエネルギー再構成，BG モデルが固まった段階で，まず始めに BG モデルの妥当性の検証として

サイドバンドである 20-140 keV にかけてのフィッティ
ングを行なった。その結果 p-value で 0.2 という値を得たことから統計的に矛盾はないと判断し，信号領域におけるフィッティングが進められた。なお，WIMPs に対する解析も同時並行で進められていたことから原子核
反跳事象の期待される領域はブラインドされたままとなっている。図 10 が，実際に観測されたデータと BGモデルの比較である。図ではビンニングされたデータを表示しているが，実際のフィッティングは XENON1Tにおける解析と同様に unbinned maximum likelihoodの手法で行われている。これらの図から分かるように

BG モデルと観測されたデータは非常によく一致しておあらためて 90% CL の上限値をつけることとなった。それぞれに対する上限値を図 12 に示す。太陽アクシオンeﬀの３次元での計算を gae vs gaγ
に関しては，gae , gaγ , ganのスペースに射影している。また，57 Fe からの太陽アクシオンに由来する 14.4 keV ピークに対する上限値として 20 event/(t·y) を得ている。Bosonic DM に関しては 83m Kr キャリブレーションからの残留事象を除くため 39-44 keV の間がフィットから除かれており，探索範

囲における Local signiﬁcance の最大値は 1.8 σ となった。また XENON1T LowER excess を最もよく説明する 2.3 keV のピークは，およそ 4 σ で排除されている。

太陽ニュートリノが持つ異常ニュートリノ磁気モーメン
トに対する上限値は µν < 6.3 × 10−12 µB となった。これらの物理現象に対する探索に加えてトリチウムのス

ペクトルを仮定した場合のフィットも行われており，ベストフィットはゼロ，上限値は 14 event/(t·y)，濃度に換算して 5.4 × 10−26 mol/mol に相当する。XENON1T

LowER excess が残留トリチウムに由来するものであった場合，先述した XENONnT 建設時の水や水素を除去するための取り組みが功を奏したと考えられる。

After all aspects of the analysis had been fixed and agood agreement between the background model and data
above 20 keV was found (p-value ∼0.2), the region
between 2σ quantile of ER events in S2 was unblinded.
8
The NR region below ER − 2σ remains blinded while the124
WIMP analysis continues, as shown in Fig. 3.

matter direct detection experiments. The spectral shape in
Fig. 4 is, for the first time, mostly determined by two
second-order weak processes: the 2νββ of 136Xe and
2νECEC of 124Xe.
The best-fit activity concentration of 214Pb is ð1.31 
0.17stat Þ μBq=kg assuming the branching ratio to the

FIG. 6. 90% C.L. upper limit on different new physics models. Constraints on the axion-electron gae and axion-photon gaγ couplings
from a search for solar axions are shown in (a). Constraints on solar neutrinos with an enhanced magnetic moment (b), ALP DM (c), and
図 12:
90%CL
の上限値
[2]。黒線が本解析による実測値，バンドはσ・2 σで期待される
dark 各物理モデルに対する
photon DM (d) are shown together
withthe 1σ (green)and 2σ (yellow) sensitivity bands estimated with 1thebackground-only
fit.
2
83m
are
excluded
in
(c)
and
(d)
due
to
the
unconstrainedKrbackground.
Selected
limits from otherConstraints
between
ð39;
44Þ
keV=c
範囲を示す。他実験による制限値と天文観測からの制限値も同時に示している。
experiments [47–61] and astrophysical observations [62–66] are also shown.

6

まとめと展望7161805-7

本稿では，2022 年 7 月に発表された，XENONnT 実験

謝辞

本実験は，日本からは神戸大学・東京大学・名古屋大学の初期データを用いた低エネルギー電子反跳事象の観測が参加するコラボレーションにより行われた。また本研

年 7 月から 11 月にかけて取得された約 100 日間のデー

JST 創発的研究支援事業の助成を受けて行われている。

を解説させていただいた。XENONnT 実験において 2021

タを用いた解析の結果，残念ながら前身の XENON1T

実験で観測された様な BG モデルからの超過は見られなかった。BG レートは世界で最も低いレベルとなっており，太陽アクシオン，ニュートリノの異常磁気モーメン
ト，Bosonic DM（ALPs, 暗黒光子）に関して世界最高となる上限値をつけている。

現在，XENONnT 実験では SR0 のデータを用いた

WIMPs に対する解析が進んでいると共に，SR1 のデー
タ取得も進んでいる。既に述べた様に，SR1 ではラドン

究は JSPS 科研費，特別研究員制度 (海外含む)，および参考文献[1] E. Aprile et al. (XENON). Phys. Rev. D, 102,072004 (2020).
[2] E. Aprile et al. (XENON). Phys. Rev. Lett., 129,161805.

蒸留装置の運転の改善により SR0 からの更なる BG の

[3] Yue Meng et al. (PandaX-4T). Phys. Rev. Lett.,
127, 261802.

を是非ご期待頂きたい。

[4] J. Aalbers et al. (LZ). arXiv:2207.03764 [hep-ex].

削減が見込まれている。XENONnT 実験の今後の進展[5] 山下雅樹, 風間慎吾. 高エネルギーニュース 第 39
巻 3 号 (2020).

9125[6] E. Aprile et al. (XENON). Astropart. Phys., 34,
679 (2011).
[7] E. Aprile et al. (XENON). Eur. Phys. J. C, 77,881 (2017).
[8] K. Fujii et al. NIM-A, 795, 293 (2015).
[9] E. Aprile et al. (XENON). JCAP 2020 (11), 031.
[10] E. Aprile et al. (XENON).

arXiv:2112.05629[physics.ins-det].
[11] A. Antochi et al. JINST, 16, P08033.
[12] J. Howlett G. Plante, E. Aprile and Y. Zhang.
arXiv:2205.07336 [physics.ins-det].
[13] C. Huhmann M. Murra, D. Schulte and C. Weinheimer. arXiv:2205.11492 [physics.ins-det].
[14] K. Abe et al. (XMASS).
[15] E. Aprile et al. (XENON). Eur. Phys. J. C, 77,
275 (2017).
[16] E. Aprile et al. (XENON). Eur. Phys. J. C, 77,358 (2017).
[17] L. T. Wang X. P. Wang W. Xue C. Gao, J. Liu
and Y. M. Zhong. Phys. Rev. Lett., 125, 131806(2020).
[18] J. L. Newstead J. B. Dent, B. Dutta and
A. Thompson. Phys. Rev. Lett., 125, 131805(2020).
[19] K. Hamaguchi T. Abe and N.
Phys. Lett. B, 815, 136174 (2021).

Nagata.

[20] M. Agostini et al. (BOREXINO). Nature, 562,
505 (2018).
[21] S. Lindemann and H. Simgen. Eur. Phys. J. C,
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