60■研究紹介DØ Run II 実験の最新物理結果と将来展望
Fermi National Accelerator Laboratory

戸 本

誠

tomoto@fnal.gov
2005 年（平成 17 年）8 月 30 日

1.

2.

はじめに

DØ 実験での物理

米国フェルミ国立加速器研究所のテバトロン陽子・反陽

ヒッグス機構による質量起源の解明は、標準理論に残さ

子衝突型実験は、加速器と検出器のアップグレードを経て、れた最重要課題である。ヒッグス機構によれば、ゲージ対2001 年より第二実験（Run II 実験）を開始した。テバトロ

称性の自発的破れの結果として、W, Z ゲージボゾン、クォン実験は、重心系エネルギー 1.96 TeV の現在稼動する世界

ーク、レプトンは質量を獲得する。ヒッグス粒子は、標準最高エネルギーのエネルギーフロンティア実験である。テ理論に組み込まれた唯一の未発見粒子であり、その発見な

バトロン加速器は、二つのビーム衝突点、CDF 実験と DØ

くして標準理論の成功とはいえない。理論や LEP 実験など

−1

実験へ今夏までに 1fb の積分ルミノシティを供給するこの 解 析 結 果 か ら 、 ヒ ッ グ ス 粒 子 質 量 は 100GeV か らとに成功した。現在、DØ 実験では Run I 実験の約 8 倍に200GeV 程度が予想され、テバトロン実験は、その質量領相当する 830 pb−1 の解析データをテープに蓄えている（図域でのヒッグス粒子の直接的探索能力を持つ。また、トッ1）。実験終了が予定されている 2009 年までに 4 fb−1 （最低プクォークと W ボゾンの質量精密測定は、ヒッグスボゾン−1目標値）から 8 fb （最高目標値）の積分ルミノシティを達質量に間接的制限を与える。トップクォークは、これまで成する。これは Run I 実験の 40 倍から 80 倍に相当する統

テバトロン実験のみで観測され、Run II 実験でのさらなる計量である。本稿は著者が参加している DØ 実験のいくつ

統計量を用いて、より精密な測定を目指す。テバトロン実

かの解析結果と今後の展望について記述する。

験は、W, Z ボゾン、b クォークファクトリーでもあり、これらの粒子を使った標準理論検証も行う。更には、超対称性粒子を中心とした標準理論を超える物理の探求も

1.96 TeV のエネルギーが許す限り可能である。最近 DØ 実
験の論文はうなぎ上りに増加しており、これまでに 20 編近くの論文を発表した。以下に DØ 実験で行われている多種
多様な物理課題の数種を紹介する。

2.1

ヒッグス粒子テバトロン実験は、現在稼動する実験で唯一ヒッグス粒子の直接測定が可能である。同時にトップクォークを確認
している唯一の加速器である。W ボゾンの質量は、電磁相互作用結合定数（ αEM )、フェルミ定数（ GF )、Z ボゾン質
量と図1

DØ 実験の積分ルミノシティ量の推移

二本の線は加速器が供給した量（上）と、DØ 実験がデータとして蓄えた量（下）に
対応する。

1/ 2

⎛ πα ⎞
MW = ⎜⎜⎜ EM ⎟⎟⎟⎜⎝ 2G ⎠⎟F

MZ
2Z

M − MW2 1 − Δr

（1）の関係がある。 Δr は、トップクォークとヒッグスボゾン
ループの寄与による輻射補正量で、トップクォーク質量と61
ヒッグスボゾン質量に関連し、トップクォークと W ボゾン

ト ン と 、 ニ ュ ー ト リ ノ に よ る ミ ッ シ ン グ ETの質量精密測定は、ヒッグス質量に制限を与える。従って、（ = − ∑ pT (jets, leptons) ）は、QCD 事象によるバックグ

テバトロンは、直接的かつ間接的の両局面からヒッグスボ

ラウンドの除去に効果的である。以上の理由から、テバト

ゾンを探索する。LEP 実験の直接測定から 95% の信頼度にロンでは以下の崩壊チャンネルを利用してヒッグス粒子のよる質量下限制限 M H > 114 GeV 、トップクォークと W ボ

直接探索を行う。

ゾン質量測定を含む、様々な標準理論測定値を入力値とし1.

たグローバルフィットから 200GeV 程度の質量上限値がついている[1,2]。

（レプトン、ミッシング ET と b ジェット対）2.

図 2 に、テバトロン実験で優勢な標準理論ヒッグス粒子の生成断面積、図 3 にヒッグス粒子の崩壊率をヒッグス粒
子質量の関数で示す[3]。グルーオン融合反応によるヒッグ

3.

ク対への崩壊（ M H < 135GeV ）、それ以上では W ボゾン
対への崩壊が優勢となる。W, Z ボゾンから生成されるレプ
σ(pb)

bb

qq → ZH → ννbb
（ミッシング ET と b ジェット対）4.

gg → H → WW → ν ν（異電荷レプトン対とミッシング ET ）ス粒子と素粒子の結合は素粒子の質量に比例するので、ヒッグス粒子質量が W ボゾン対崩壊の閾値以下では b クォー

qq → ZH →（レプトン対と b ジェット対）

ス粒子生成がもっとも優勢（ σ ∼ 1pb ）で、W ボゾン、Zボゾンとの随伴生成がそれに続く（ σ ∼ 0.1pb ）。ヒッグ

qq → WH → νbb

5.

qq → WH → WWW → ν νqq（同電荷レプトン対とミッシング ET ）ヒッグス粒子が 135GeV 以下の場合は 1.～3.、それ以上の場合は 4., 5.での測定が優位となる。1.～3.での測定では、
最終的に二つの b ジェットの不変質量分布からヒッグス粒
子の兆候を探り、4., 5.での測定では、レプトンの角度、電荷の関係からヒッグス粒子の兆候を探る。ヒッグス粒子探索には、レプトン同定とジェット同定、特に b クォークジ
ェット同定（b タギング）が必要不可欠である。
標準理論を超える枠組でのヒッグスボゾン探索も進行中である。ヒッグスボゾンがフェルミオンに結合しない模型
では H → WW 崩壊が優勢となるので、WH → WWW 過程
での観測期待値が標準理論ヒッグスボゾンよりも高い[4]。
第四世代クォークが存在する模型では図 2 に示すグルーオ
ン融合でトップクォークループの他に第四世代クォークの寄与が加わるので、ヒッグスボゾン生成断面積が増す[5]。
また、ヒッグスボゾンが b クォークと結合することを好まないモデルでは H → WW 崩壊がすべてのヒッグス質量で

図 2 テバトロン実験で優勢なヒッグス粒子生成過程の断面積（上図）とダイアグラム（下図）優勢となる[6]。これらの理論枠では、 gg → H → WW 過程
での観測期待が標準理論よりも高くなる。
超対称粒子を仮定する最小模型（MSSM）[7]では、ヒッグス場が u クォーク型と d クォーク型で独立に存在し、その結果三種の中性ヒッグスボゾン(h, H, A)と、二種の荷電ヒッグス粒子（ H ± ）の存在が予言される。その中でもっとも軽い中性ヒッグス粒子（h）は、135GeV 程度以下にあると予言され、テバトロン実験で探索可能な領域である。
二 つ の ヒ ッ グ ス 場 の 真 空 期 待 値 （ ν u , νd ） の 比 は 、νu / νd = tan β で表される。最低次では tan β と A ボゾンの質量（ M A ）により MSSM ヒッグスパラメータは記述でき、

MSSM ヒッグスボゾンと素粒子との結合は標準理論のそれ
図 3 ヒッグス粒子質量の関数で表したヒッグス粒子の崩壊率から tan β の補正を受ける。 pp → hbb の生成断面積は、
tan2 β に比例し、 h → bb 崩壊率は、約 90% である。 tan β62の大きい領域での pp → hbb → bbbb 崩壊反応率は標準理論となる。一項目がヘリシティ“0”、二項目は“–”状態、三項

ヒッグスボゾンの予想値よりも大きくなる。同様のことが目が“+”に対応する。それぞれのヘリシティ状態率は、トh → ττ 崩壊（崩壊率 ∼ 10% ）でも言え、それらを使った

W ボゾンの質量に依存し、ップクォーク、ボトムクォーク、

MSSM ヒッグスボゾン探索が、テバトロン実験で可能であ“0”状態は、

る。

2.2

f0 ≈

トップクォーク

テバトロン実験の陽子・反陽子衝突により、トップクォ

によって生成される（図 4）。

m + 2MW2 + mb2

∼ 70%

（3）

となる。V-A カレントを要求する標準理論では、 f + ∼ 0 であることが期待される。 f + > 0 ならば新しい物理現象を示
唆する。

ークは、対生成（ pp → tt ；断面積は約 8 pb ）、または単（シングルトップ）生成（ pp → tb / tqb ；断面積は約 2 pb ）

mt2
2
t

標準理論は小林・益川行列の Vtb ∼ 1 より B(t → Wb)∼ 100% を予測する。
シングルトップ生成過程の測定により、 Vtb のユニタリ
ティ条件を使わない直接測定が可能である。生成断面積が低いことから Run I 実験では統計的に有為な測定が不可能であったが、Run II 実験での測定は期待できる。

2.3

電弱相互作用（W, Z ボゾン）

DØ Run I 実験の W ボゾン質量測定結果は、 MW =80.483 ± 0.084 GeV / c 2 （テバトロン実験平均は 80.459 ±0.059 GeV / c 2 ）だった。Run II 実験では δMW < 30 MeV の測定精度を目指し、ヒッグス粒子質量への制限をより厳し
図 4 トップクォーク対生成（上図）、単独生
成（下図）のダイアグラム

くする。また、W, Z ボゾンを含む事象（特に W, Z ボゾンにジェットを含む事象）は、ヒッグスボゾン探索やトップ
クォーク質量解析での主なバックグラウンド事象となるの

トップクォーク対事象の崩壊過程は、二つの W ボゾンので、その生成断面積の理解は重要である。

崩壊過程により、ダイレプトン事象（ 5% ）、レプトン＋ジェット事象（ 30% ）、全ジェット事象（ 45% ）に分類される。全ジェット事象がもっとも多くの信号を獲得できる

2.4 B 中間子の物理

一方で、バックグラウンドも多く、レプトンを含む事象のテバトロン実験では、B 中間子を含む事象が大量に生成

方 が 解 析 に は 有 利 で あ る 。 DØ Run I 実 験 で はされる。特に注目すべき物理は、B ファクトリー実験では

M t = 179.0 ± 5.1GeV を発表したが（テバトロン Run I 平均

不可能な Bs 中間子に関する物理である。 Bs 中間子は Bd 中

値 は M t = 179.0 ± 2.7 ± 3.3GeV ） 、 Run II 実 験 で は間子と同様な振動現象を起こす。しかしながら、標準理論

δ(M t ) ≤ 2GeV の測定精度を目指す。質量測定に加え、以下で 予 測 さ れ る 二 つ の 中 性 Bs 中 間 子 の 質 量 固 有 値 の 差に挙げる測定から、トップクォークが標準理論のクォーク(Δms ) は Δms = 18.3 ± 1.7 ps−1 と Bd 振動の約 40 倍で、崩か否かを判定し、あるいはトップクォークの生成崩壊過程

壊時間あたりの振動回数は非常に大きい。DØ 実験で大きにおける新現象の探索を行うことができる。

くブーストした Bs 中間子を利用して Bs 振動現象の世界最1.

トップクォーク電荷

初の測定を目指す。 Δms と Δmd との比をとることにより、

2.

トップクォーク崩壊からの W の角度分布

共通の理論的誤差を相殺し、小林・益川行列成分 Vtb の精

3.

t → Wb 崩壊率および小林・益川行列 Vtb

トップクォーク崩壊による W ボゾンと W 崩壊によるア
イソスピン I 3 = −1/2 の粒子（荷電レプトン、d, s クォーク）の間の角度分布は、W ボゾンのヘリシティ状態（“+”（右巻き）、“–”（左巻き）、“0”）に依存して、

4w(θ) = ( f 0 sin2 θ + f −(1 − cos θ)2 + f + (1 + cos θ)2 ) （2）3

度を向上することができる。

3.

DØ 検出器図 5 は DØ 検出器である[8]。液体アルゴン・ウラニウム
カロリーメータは Run I 実験と同一のものである。電子のエネルギー検出分解能は δE / E ∼ 15%/ E 、ジェットエネ

63b-jet efficiency

JLIP performance in real Data
0.8
0.7

35<ET<55 GeV|η|<1.2

0.6
0.5± (stat. ⊕ syst.)

0.4
0.3
0.2
0.1
0
0

図5

DØ 検出器

0.005

0.01

0.015
0.02
0.025
light-jet efficiency

図 6 b クォークジェットの同定効率と u, d, s クォークの誤同定率との相関

ルギー検出分解能は δE / E ∼ 80%/ E である。μ 粒子検出

誤って同定する誤同定率の相関である。 50% の b クォーク

器はシンチレータとドリフトチューブの二重構造で、検出

ジェット同定率に対して、誤同定率はわずか 0.5% であり、範囲を Run I 実験のそれより拡大した。Run I 実験との最b クォークを含まないバックグラウンド事象を 1/100 に抑大の相違は、2 テスラ磁場に囲まれたトラッキングシステ制する。

ムの導入である。このトラッキングシステムは、ビームパ

トリガーはレベル 1 からレベル 3 までの三段階のトリガ

イプから動径方向 50 cm 程度の領域を囲む。最内層のバレーで、 70 MHz の事象率を最終的に 50 Hz に抑制する。トラ

ル、ディスクの二種類のシリコン検出器と、その外側のシックトリガー、カロリーメータトリガー、 μ 粒子トリガー

ンチレーションファイバー飛跡検出器の導入により、コンの組み合わせにより、興味ある物理に不可欠な高運動量レ

パクトなトラッキングシステムでありながら、高運動量飛プトン、高運動量ジェットを含む事象の選別を行う。デー跡に対して 20 μm から 15 μm 程度のインパクトパラメータ

タサイズは、 250 KB/event である。レベル 2 とレベル 3 ト

分解能を実現し、CDF 実験と比べて遜色ないシステムに仕

リガーには、シリコン検出器をつかったインパクトパラメ上げた。またディスクタイプのシリコン検出器導入により、ータを基礎とするトリガーを採用し、b クォークジェット同η ∼ 2 まで広範囲の飛跡検出を実現した。トラッキングシ

定をトリガーレベルで実現する。

ステム導入により、新たに b クォークジェット同定が可能になった。ヒッグス粒子やトップクォークの崩壊過程は、bクォークを終状態として含むので、バックグラウンド事象

4.

最近の物理結果からを除去し、より確実に信号を抽出することができる。b クォ

これまでに DØ 実験で発表された解析結果のいくつかをークは c τ ∼ 500 μm 程度飛行してから、平均 5 本程度の荷

ヒッグス粒子探索を中心に紹介する。解析の詳細は参考文

電粒子を含む二次粒子群に崩壊する。また、b クォークは献[9]を参照して欲しい。ここで紹介する解析結果は主に積10% の崩壊率でセミレプトニック崩壊を起こす。これらの分ルミノシティ 200 pb−1 から 300 pb−1 程度に基づいており、特徴を利用し、カロリーメータで測定したジェットに属す

Bs 振動現象解析はおよそ 600 pb−1 を使用している。

る荷電粒子を詳細に測定し b ジェット同定を実現する。DØ
では三種類の b 同定方法が存在する。

1.

一次崩壊点（b クォーク生成点）と二次崩壊点（b クォーク崩壊点）との差

2.

3.

ジェット内荷電粒子が一次崩壊点から離れてい4.1

ヒッグス探索以下に示す崩壊過程を使ったヒッグス探索のプレリミナ
リーな解析結果が発表された。

る確率

1. qq → WH → e ±νbb

b クォーク崩壊による μ 粒子

2. qq → ZH → νν bb

同定効率と誤同定率はジェット運動量と η の関数で表現される。図 6 は上述の 2. の方法で選択された b クォークジ
ェット同定効率と u, d, s クォークを b クォークジェットと

3. qq → WH → WWW →4. gg → H → WW →+±

ν ±νqq （ は電子、 μ 粒子）ν −ν （ は電子、 μ 粒子）

64
上述の 1. の解析では孤立電子とミッシング ET による横利用して、二つのレプトンが同方向に放出された事象を選方向不変質量で W ボゾン事象を再構成し[10]、2. の解析で択し、バックグラウンド事象を抑制する。 110 GeV /c 2 ∼は大きなミッシング ET と孤立レプトンがない条件で Z ボ

200 GeV /c 2 のヒッグス粒子質量で解析を行い ee,e μ, μμ 過ゾン事象を構成し、QCD バックグラウンド事象を除去する。

程合わせて、バックグラウンド事象総数と一致する 16 事象

最終的には図 7、図 8 の様な b クォークジェット対の不変質から 25 事象を得た。主なバックグラウンド事象は電弱相互

量 か ら ヒ ッ グ ス 粒 子 の 兆 候 を 探 る 。 M H = 105GeV,作用による WW 事象を主とするダイボゾン生成過程と、W

115GeV, 125GeV, 135GeV の 4 点のヒッグス質量で、ボゾンにジェット、あるいは光子を伴う事象である。

WH → eνbb, ZH → ννbb 過程それぞれに、バックグラウン

Events / 20 GeV

ド事象総数と一致する 2 から 4 事象を得た。

図 9 にテバトロン実験でこれまでに測定されたヒッグス
ボゾン生成断面積の上限値をヒッグスボゾン質量の関数で示す。上限はそれぞれ数 pb から 10 pb の間に分布している。

-1

L = 382 pb

W + 2 b-tagged jets

101

D0 Preliminary
Data
W + jets
QCD
tt
Wbb
other
WH
(115 GeV)

まだ標準理論の示す O(0.1)pb と開きがあるが、DØ 実験、

CDF 実験ともに新しい生成崩壊過程による解析を増加さ
せ、ニューラルネットなどを利用した事象選択や b タギン
グの最適化も進めており、解析手法、統計の両側面からの発展が期待できる。LEP 実験の質量下限値を向上するためには、L = 2 fb−1 以上の統計による解析を必要とし、今後の-1

10

データ蓄積と解析の改善に期待がかかる。
-2

10

0

50

100 150 200 250 300

Dijet Mass (GeV)
図7

WH 過程での HÆbb 不変質量分布WHÆeνbb-1
DØ: 382pbZHÆννbb-1
DØ: 261pb(*)

HÆWW Ælνlν
-1
CDF: 184pb

ZHÆννbb-1
WHÆlνbb
CDF: 289pb-1WHÆWWW CDF: 319pb-1
DØ: 363-384pb
SM WHÆWbb

L=261pb-1

HÆWWW-1
CDF: 194pb(*)

HÆWW Ælνlν-1
DØ: 299-325pb(*)

SM ggÆHÆWW

SM WHÆWWW

SM ZHÆZbb

図 9 DØ 実験と CDF 実験がこれまでに与えたヒッグス
ボゾン生成過程の上限値と標準理論の予想値との比較

MSSM 模 型 の ヒ ッ グ ス ボ ゾ ン 探 索 に つ い て は 、
pp → hb(b) → bbb(b) 過程を使った結果が得られた[11]。三本の高運動量 b クォークジェットを要求し、事象再構成を行
図8

ZH 過程での HÆbb 不変質量分布う。バックグラウンドは、多ジェット QCD 事象が主で、二本の b クォークジェット同定を課した事象に、b ジェット

3. の WH → WWW 過程の解析では、 W → ν 崩壊と誤同定率を掛け合わせることにより、データから見積もっ

H → WW → νqq 崩壊を利用して、二つのレプトンの電荷た。三本の b クォークジェット同定を課した事象の中の、が同じことを要求する。更に W ボゾン崩壊のニュートリノ

二本の b クォークジェットによる不変質量（図 10）から、によるミッシング ET > 20GeV を要求しバックグラウンド

MSSM ヒッグスボゾン質量領域での h → bb の兆候の有無を抑制する。最終的には ee 過程 1 事象、e μ 過程 3 事象、μμを探った。図 11 はこの過程で測定した tan β の上限値を

過程 2 事象を獲得し、バックグラウンド総数と一致した。

MSSM ヒッグスボゾン質量（ M A ）の関数で表す。上限値

4. の H → WW 過程の解析では、二つの孤立レプトンとミッシング ET から事象構築を行う。ニュートリノの存在のため H → bb のように不変質量からのヒッグス粒子兆候を確認することは不可能である。代わりに、スピン 0 のヒッ
グスボゾンから崩壊したスピン 1 の W ボゾンの角度関係を

は、二種類の超対称パラメータ（超対称トップクォークの左右混合がない場合と最大の場合）を使って測定した。既に DØ 実験では、LEP 実験では不可能であった tan β > 50での制限を付け始めている。現在の解析結果に基づき、今後の統計量に対する tan β の上限値予測を図 12 に示す。

65
8 fb−1 の積分ルミノシティが蓄積されれば、軽いヒッグス質

グ ET を要求し、バックグラウンドを抑制する。トップクォ

量に対して大部分の tan β 領域が探索可能となる。

ーク対生成事象は他の事象に比べ事象生成に使われるエネ
ルギーが高いので、ジェット運動量などの力学的変数を使ってバックグラウンドを抑制できる。力学変数による事象

Events / 10 GeVDØ60

識別を、b クォーク同定を行う解析では緩く課し、b クォー

DataTotal bkgd.
mA= 120 GeV

40

ク同定を行わない解析では厳しく要求する。トップクォー
ク質量決定方法は、数種類の統計的手法を採用して独立に解析を行っている。図 13 に、様々な過程、解析手法を用い20て測定した質量測定結果をまとめる。すべての解析で Run I
実験、CDF 実験との一致を示している。現時点での CDF

0

100

200

300

400

500

Di-jet mass (GeV)
図 10 ppÆhbbÆbbbb 過程の解析での hÆbb 不変質
量分布点はデータ、線はデータから見積もったバックグラウンド分布。ヒッグス質量 120GeV の予想
分布も重ね合わせた（点線）。

実験、DØ 実験の Run I 実験、Run II 実験を合わせた世界
平均値は 172 ± 2.9GeV である。図 14 はこれまでの解析結果をもとに将来の質量測定誤差予測をルミノシティの関数で表したものである。目標となる 4 fb−1 以上で 1.5GeV まで
測定誤差を減らすことができる。

tanβ~50 の二本の図 11 tanβの 95%信頼度測定上限
線は DØ 実験の測定結果で、超対称性トップクォークの左右混合がない場合と最大の場合に対応する。LEP 実験での制限領域も重ねた。

Projected Δmt (GeV)

図 13 DØ 実験で測定された様々な過程、解析手法によるトップクォーク質量5

4.5
Statistical uncertainty
JES systematic uncertainty (from MW only)
Remaining systematic uncertanties
Total uncertainty

4

3.5

図 12 今回の hbb 過程解析の外挿から予想した tanβ
の上限値

3

2.5
2

4.2

トップクォーク物理

トップクォーク対生成断面積は、実験開始早々から様々な解析手法で測定され、論文発表がおこなわれた[12,13,14]。
トップクォーク質量測定については、ダイレプトン事象とレプトン＋ジェット事象の結果を発表した。ダイレプトン、
レプトン＋ジェット事象では、孤立レプトンと高ミッシン

1.5
1
0.5
0

0

1

2

3

4

5

6

7

-1 8

Integrated Luminosity (fb )図 14 現在のトップクォーク質量精度を基に積分ルミ
ノシティの関数で外挿した将来の測定精度予想値

66
質量測定の他にもいくつかの測定結果が得られている。
トップクォークが W と b クォークに崩壊する分岐比に関して 、 t → Wb 崩 壊 と t → Wq 崩 壊 率 の 比 R =B(t → Wb)/ B(t → Wq ) の測定を行った。解析はレプトン＋ジェット崩壊事象を使う。 0 ∼ 2 個のジェットを b タグすることで、•

tt → W +bW −b （2b タグ）…… 確率 = R•

tt → W +bW −q （1b タグ）…… 確率 = 2R(1 − R)•

tt → W +qW −q （0b タグ）…… 確率 = (1 − R)2に分類し、R とトップクォーク対生成断面積（ σtt ）のフィットを行う。測定結果は、
+0.19
−0.17

R = 1.03

図 16 シングルトップ生成過程探索能力と積分ルミ
ノシティの相関(stat + sys )1.7
σtt = 7.9−+1.5(stat + sys ) ± 0.5(lumi )pb

4.3

電弱相互作用（W, Z ボゾン）

で標準理論と一致する結果を得た。σtt 測定値の第 3 の誤差（lumi）は積分ルミノシティの不定性を示す。
t → Wb 崩壊における W ボゾンヘリシティはダイレプト

ン崩壊とレプトン＋ジェット崩壊を利用して測定した[15]。
ダイレプトンによる解析では W ボゾンに崩壊によるレプトンの運動量分布のフィットから、W ボゾンがヘリシティ“+” をもつ比（ f + ）を測定し、結果は f + = 0.13 ± 0.20

W ボゾン質量測定は、カロリーメータエネルギーキャリ
ブレーションなどのより詳細な検出器の理解を要し、現在進行中である。図 17 は Run I の測定値精度による W ボゾ
ン質量測定精度の予想値を積分ルミノシティの関数で表したものである。数 fb−1 の統計で δMW < 30 MeV / c 2 達成が期待される。

±0.06 （ f + < 0.28, 95% 信頼度）と標準理論の示す ∼ 0 に一致した。レプトン＋ジェットによる解析では、図 15 に示すような W ボゾン静止系でのレプトンの発生角度のフィットから f + = 0.04 ± 0.11 ± 0.06 （ f + < 0.25, 95 % 信頼度）

Eventsを得て、V-A カレントの f + ∼ 0 と一致する結果であった。

20

DØ data
tt→ l+jets (V-A)

15

tt→ l+jets (V+A)

図 17 Run I 実験の結果を基に外挿した将来の W ボゾ
ン質量測定精度background

10
5
0
-1

4.4
-0.5

0

0.5

1
cosθ*

図 15 W ボゾンの静止系でのレプトン運動量の方向 V-A
カレントと V+A カレントの予想分布を合わせて載せる。

B 中間子物理

B 中間子物理の中から、 Bs 振動測定について報告する。
Bs 事象の再構成には、Bs → Ds μν X 崩壊を利用する。Ds の再 構 成 に は Ds → φπ → KK π 、 ま た は Ds → K *0K − →K πK 崩壊過程を使った。 Bs 崩壊時のフレーバー（ Bs メゾ

シングルトップ事象生成断面積については、まだ統計的

ンと反 Bs メゾンの判断）は μ 粒子の電荷により判断し、Bsに有為な信号確認はなされていないが、 95% 信頼度で s チ

生成時のフレーバーは Bs と対生成した b クォークのセミレ

ャンネルで σs < 5.0 pb 、t チャンネルで σt < 4.4 pb の上限

プトニック崩壊によるレプトンの運動量、b ハドロン崩壊に値が得られた[16]。図 16 はこの解析結果をもとに測定能力

よる荷電粒子（二次崩壊点から発生する荷電粒子）の電荷を積分ルミノシティで外挿したものである。2006 年に蓄積情報などから確率的に判断する。フレーバータグの性能は−1される予定である 1.5 fb の積分ルミノシティで 3σ の確認

よく理解されている B + → μ +ν D 0 、 Bd0 → μ +ν D *− 崩壊によが期待できる。

る振動現象測定から見積もった。振動現象振幅を薄めるダ67
イリューションは D = 0.384 ± 0.013 で、フレーバータグの実効効率は εD 2 = 1.94 ± 0.17 と測定された（ ε はフレーバ

5.

今後の展望

ータグに用いた事象効率）。 19 個に分けた Bs の崩壊長図 20 は、テバトロン実験の積分ルミノシティの予想図で

x = Lxy × M B / pT (μDs ) （ Lxy は r φ 平面上での Bs 崩壊長、ある。2009 年に予定されている実験終了時に、 4 fb−1 から

pT (μDs ) は μ 粒子と Ds で測定した横方向運動量、 M B は Bs

8 fb−1 のデータ蓄積が期待される。現在までのところ、積分質量）のビンそれぞれで Bs → Bs 、 Bs → Bs 事象候補数のルミノシティは最大目標値線上に載っており、順調にルミ非対称を測定する（図 18）。非対称分布は式（4）で表さノシティが向上している。2006 年には、DØ 検出器のアッれる Bs がある時間を経て Bs （反 Bs ）となる確率分布とバ

プグレードが計画されている[17]。現存のシリコン検出器とビームパイプの間に第 0 層シリコン検出器（レイヤー0 検

ックグラウンド分布を足した関数でフィットを行う。

P

nos
osc

(x ) =⎛1
1 ⎞⎟⎟(1 ± A × D cos(Δms x / c)) （4）exp ⎜⎜⎜−⎜⎝ c τBs ⎠⎟⎟2c τBs

様々な Δms 入力に対して振動振幅 A を求め、 A = 1 に対応
する Δms が測定値となる。図 19 に A と Δms の関係を示す。
現時点では統計的に有為に A = 1 となる点は測定されず

95% 信頼度で Δms > 7.3 ps−1 を得た。ルミノシティ向上と共に Bs → Ds π など他の Bs 崩壊過程の付加などによりさらなる感度向上が期待される。

出器）をインストールする。これは現存のシリコン検出器の一層目が積分ルミノシティ数 fb−1 程度で稼動しなくなると予想されるためである。レイヤー0 検出器は一層目シリコン検出器を補佐すると共に、より衝突点付近での荷電粒子再構成を実現する。これにより荷電粒子飛跡のインパク
トパラメータ分解能が向上し（たとえば高運動量飛跡に対して、 15 μm → 10 μm ）、物理的な効果が b クォークを同定する物理過程などに現れるであろう。特に、図 21 に示す
様に、 Bs 振動現象測定の感度向上は顕著となる。更には、Asymmetry

ヒッグス粒子探索やトップクォークの物理に不可欠な b ク∫

DØ Run II Preliminary1-1

Ldt=610pbォークジェットの同定効率向上も期待できる。

0.8
0.6

-1

Expected curve for Δms=8ps

0.4

8.2 fb-1

0.2
-0
-0.2

最大目標値

-0.4
-0.6
-0.8
-1

0

0.05

0.1

0.15

4.2 fb-1

0.2
VPDL(cm)

最低目標値BsÆDsμνX, DsÆφπÆKKπ 過程の Bs の崩壊長分布

図 18

図 20

テバトロン実験が達成予定の積分ルミノシティ

μDs(K K,φπ)54data ± 1 σ
1.645 σ3data ± 1.645 σdata ± 1.645 σ (stat only)

95% CL limit
sensitivity

7.3 ps-1-1
9.5 ps2
1
0-1∫ Ldt=610pb

-2
0

2

4

-1

6

8

10

12

14

16

18

20
-1

Δms (ps )Integrated Lumi for Observation at 3σ [pb–1]

AmplitudeD∅ Run II preliminary*

4000

Hadronic Mode, Bs→ Dsπ

3500
3000
2500
2000

Current
1500
1000
500
0
10

図 19 様々なΔms 入力値に対する振動振幅 A のフィット
出力
淡いハッチングの領域は 95％信頼度の統計エ
ラーを、その外側の濃いハッチングは系統誤差を示す。

w/ Layer 0+ 50 Hz
UpgradeCurrent
World Limit

12

14

16

18

20

22
1σ

From global fits

24

26

95% C.L.
region28

30

Δ ms [ps-1]

図 21 Bs 振動測定におけるレイヤー0 検出器の効果
DØ 実験では B ハドロンの物理統計を上げるため、レベル 3 トリガー後のデータ収集率を現在の 50Hｚから
100Hz に上げる計画が進んでいる。これを採択すると、更に Bs 振動の測定能力が向上する。

68
レイヤー0 検出器のインストールの他に、ルミノシティ

同定効率の向上、ニューラルネットワークを利用した解析向上に耐えうるトリガー機構の再構築が予定されている。

手法の発展、レプトン検出領域の拡大などが挙がっている。

主な変更点は飛跡トリガーとカロリーメータトリガーの論

間接的探索能力は第 4 章で示したようなトップクォーク質

理演算とそれを行うハードウェアである[18,19]。

量と W ボゾン質量の精度向上により実現される。図 23 は物理的な将来展望のいくつかの例は第 4 章で紹介した。

M t と MW の相関を示す。2005 年夏にテバトロン実験の新特に興味ある標準理論ヒッグス粒子の直接的発見能力を図しいトップクォーク質量値が加わりヒッグス粒子に対する22 に示す。LEP 実験の 95% 信頼度の下限値 114 GeV に到

制限がより強くなった。図 23 に斜線付き楕円で示した程度

達するには、2 fb−1 の積分ルミノシティが要求される。2003の制限がテバトロン実験終了時に実現できると期待される。

年に行った新しいシミュレーション解析によれば、積分ル
ミノシティが 4 fb−1 から 8 fb−1 の間では、 M H ∼ 120GeV 付

6.

終わりに

近での 3σ の測定が可能となる。これを実現するには全探索チャンネル、DØ、CDF 実験の結果を総括する必要がある。

テバトロン実験は、2001 年から Run II 実験が始まり、
約 1fb−1 の積分ルミノシティを蓄積した。本稿では、DØ 実
験での最近の物理結果を、ヒッグス粒子探索を中心にいく
つか紹介した。現在までの所、DØ 実験で測定された物理

LEP excluded

は、標準理論と一致しており、新しい物理の兆候は見つかっていない。標準理論検証の最大の課題であるヒッグス粒
L=8 fb-1

子探索は、直接的、間接的側面からの解析が進行しており、

L=4 fb-1

DØ, CDF 実験は、既にいくつかの解析結果を発表した。これらの測定結果から今後の展望が明確になり、物理解析を発展させる段階に突入した。2009 年の実験終了予定時までに、テバトロン実験は、 4 fb−1 から 8 fb−1 の積分ルミノシテ
ィを蓄積する予定で、今回の結果は最初の一部分にすぎな

図 22 標準理論ヒッグスボゾン発見能力をヒッグス質量の関数で示す
濃淡のハッチは、下からそれぞれ、95％信頼度での除外能力、3σ、5σの発見能力を表し、軽いヒッグス
ボゾン質量領域のみにある線は 2003 年の新しいシミュレー
ション解析によるものである。

い。DØ 実験では、2006 年にレイヤー0 シリコン検出器のインストールなどのアップグレードを予定している。向こう数年間、唯一かつ最高のエネルギーフロンティア実験である DØ 実験から、より多くの興味ある物理結果が供給される。特にヒッグス粒子探索では、 3σ または 95% 信頼度
で軽いヒッグス粒子に対する制限を設けられるであろう。

参考文献[1] R. Barate et al., Phys. Lett. B565 (2003) 61[2] t. L. E. Group, t. S. Electroweak and H. F. Groups,
arXiv:hep-ex/0412015[3] M. Spira,“Higgs Boson Production and Decay at theTevatron”, hep-ph/9810289[4] L. Brucher and R. Santos, “Experimental Signatures of
Fermiophobic Higgs Bosons”, hep-ph/9907434.
図 23 W ボゾン質量とトップクォーク質量の測定値の相関
テバトロン実験の新しいトップクォーク質量測
定値を入れると“old”の楕円からさらに小さい楕円となる。斜線付楕円は、テバトロン実験終了時の予測。

両実験でこのシミュレーション解析を現在のデータ解析
による目標値としており、第 4 章で紹介した解析を数倍改善する必要があると示唆されている。改善点は、b ジェット[5] E. Arik, M. Arik, S. A. Cerin, T. Conka, A. Mailov andS. Sultansoy, Eur. Phys. J. C26, 9 (2002)[6] M. Carena et al., arXiv:hep-ph/0010339[7] H. P. Nilles, Phys. Rept. 110, 1 (1984); H. E. Haber and
G. L. Kane, Phys. Rept. 117, 75 (1985)

69[8] DØ Collaboration, “The Upgraded DØ Detector”, submitted to Nucl. Instrum. Methods Phys. Res. A.
[9] DØ physics result web page at
http://www-d0.fnal.gov/Run2Physics/WWW/results.htm[10] DØ Collaboration, “A search for Wbb and WH production in ppbar collisions at sqrt(s)=1.96 TeV”, PRL
94, 091802 (2005)[11] DØ Collaboration, “Search for neutral supersymmetric
Higgs bosons in multijet events at sqrt(s)=1.96TeV”,
FERMILAB-PUB-05/058-E, submitted to PRL[12] DØ Collaboration, “Measurement of ttbar cross section
using dilepton events”, hep-ex/0505082, submitted toPLB[13] DØ Collaboration, “Measurement of ttbar cross section
using l+jets events with lifetime b-tagging”,
hep-ex/0504058, submitted to PRL[14] DØ Collaboration, “Measurement of ttbar cross section
using l+jets kinematic characteristics”,
hep-ex/0504043, submitted to PRL[15] DØ Collaboration, “Measurement of the W bosonhelicity in top quark decays”, hep-ex/0505063, submitted to PRL[16] DØ Collaboration, “Search for single top production”,hep-ex/0505063, submitted to PLB[17] DØ Collaboration, DØ Layer 0 Technical Design Report[18] M. Abolins, et al., “The Run Iib Trigger Upgrade forthe DØ experiment”, IEEE Transaction on Nuclear
Science, 51 3 June (2004) 340-344[19] J. Bystricky, et al., “Algorithms and Architecture forthe L1 Calorimeter Trigger at DØ Run IIb”, IEEE
Transaction on Nuclear Science, 51 3 June (2004)
351-355