500
167■ 研究紹介

J-PARC KOTO 実験：最初の物理ラン結果と現状
高エネルギー加速器研究機構 素粒子原子核研究所

野村 正
tadashi.nomura@kek.jp

小松原 健
takeshi.komatsubara@kek.jp

2016 年 (平成 28 年) 11 月 24 日

はじめに

1

J-PARC において中性 K 中間子の稀崩壊モード KL →π 0 ν ν̄ を探索する KOTO 実験が最初の物理ランを行ったのは 2013 年 5 月である。2009 年のビームライン建設以来，2011 年の震災の影響はあったものの着々と実験準備を進め，いよいよ物理データを貯めようという段階にたどり着いたのだが，その矢先にハドロン実験施設での事故があり，約 100 時間の物理データ蓄積後，2 年間の休止となった。その間は，虎の子の物理データをしっか
り味わい，同時に，そこで得られた問題点を克服するための改良を行う時間となった。ハドロン実験施設は安全対策を強化する改修を行った後，2015 年 4 月に利用運

除けば，理論の不定性は 2%程度と極めて小さい [1]。そのため，実験と理論の比較が明らかで，ずれがあれば何らかの標準理論以外の寄与を意味する。標準理論を越える様々なモデルでの分岐比計算がなされ，中には一桁大きく予言するものもある [2, 3]。
理論的魅力の一方，その分岐比の小ささや運動学的な制限の少なさから，実験としては挑戦的である。これまでの分岐比上限値は KOTO 実験の「親」にあたる KEK

E391a 実験によって与えられた Br(KL → π 0 ν ν̄) < 2.6×
10−8 (90% C.L.) である [4]。間接的には，荷電モード

K + → π + ν ν̄ 崩壊との関係から導かれる Grossman-Nirlimit と呼ばれる制限もあり [5]，BNL での実験結果に転を再開し，同時に KOTO 実験も物理ランを再開した。

基づいて Br(KL → π 0 ν ν̄) < 1.5 × 10−9 という上限値

現在は継続的にデータを収集する段階にある。本記事でまでにはまだ 2–3 桁の未開の地がある。

は，2013 年に行われた KOTO 実験最初の物理ランで得が与えられている [6]。いずれにせよ，標準理論予測値

られた結果と，その後の検出器増強，2015 年ランとその解析現状について述べる。

KOTO 実験

2

J-PARC KOTO 実験は，中性 K 中間子の稀崩壊

2.2

実験手法

KL → π 0 ν ν̄ 崩壊の検出は，検出器内に導かれて崩壊した KL について，娘粒子 π 0 がさらに崩壊してできる 2

つの光子を捉えること，かつ，他には何も発生しなかったと保証することによって行われる。KL 崩壊のほとん

KL → π ν ν̄ の研究を通して素粒子標準理論を越える

どは荷電粒子を含んだり 2 つ以上の光子を含んだりし

大阪大，京都大，山形大，防衛大，岡山大，佐賀大)，海の光子のみを含むが，ニュートリノが運動量を持ち去る

0

新しい物理を探ることを目的としている。国内 (KEK，

外 (米国，台湾，韓国，ロシア) から合わせて約 60 名が参加しており，およそ半数が海外からの参加者で，20 名近い大学院生が活躍する場となっている。

2.1

KL → π 0 ν ν̄KL → π 0 ν ν̄ 崩壊は素粒子標準理論およびそれを越える新しい物理の研究にとって最も魅力的な過程の一つでていて，この条件を満たさない。唯一 KL → 2γ は 2 つ

KL → π 0 ν ν̄ との運動学の違いで区別される。
ビームライン

ハドロン実験施設では MR 加速器から遅い取り出し方式で引き出された 30 GeV 陽子を金標的に入射し，発生する二次粒子をいくつかのビームラインに導いて素粒子原子核実験に利用している。KOTO 実験
は KL ビームライン [7] と呼ばれる中性ビームラインで行われている。後述するように，イベントの再構成時にある。標準理論によればこの崩壊の分岐比は Br(KL →ビーム軸上での崩壊を仮定した計算を行うため，ビーム

用いられている小林益川行列のパラメータなどの誤差をを得るためにはビームサイズを大きくしたいという要望

π 0 ν ν̄) = (3.0 ± 0.3) × 10−11 と計算されており，計算に

サイズは小さくなければならない。一方で，多くの KL

501
168
[m]	
2	

FB	
Hinemos	
 NCC	
 MB	
 BCV	
 CV	
 LCV	
CC03	
OEV	
 CC04	 CC05	 CC06	
 BHCV	

BHPV	

BHTS	

1	

0	

KL beam	

Decay volume(Vacuum)	

Downstream
beam pipe	Membrane	

Calorimeter	
0	

2	

4	

6	

8	

10	

y

Concrete/iron shield	
12	

14	

x

z

16	

[m]	

図 1: KOTO 検出器の断面側面図。図中左から中性ビームが入射し，“Decay volume” と記された領域で起こる KLの崩壊をとらえる。KOTO 実験ではビーム中心軸を Z 座標とし，検出器群の最上流端を Z = 0 として表している。
なお，Z = 0 は金標的からおよそ 21 m 地点に当たる。

もあり，この妥協によって立体角 7.8 µsr に相当する四KOTO 実験ではすべての検出器の信号を波形として角形のビームとしている。中性ビームラインであるため記録している。電磁カロリメータを含むほとんどの検出

KL の他に大量の中性子や光子も含まれている。ビーム

器はサンプリング周波数 125MHz，ダイナミックレンジの整形は 4.5m 長と 5m 長の 2 台のコリメータで行い，

14 ビットの ADC モジュールを，ビーム中の検出器は穴のテーパーを工夫することによって，とりわけ中性子

500 MHz，12 ビットのモジュールを使用している。高いの多重散乱によるビーム周辺への漏れ出し (いわゆるハカウントレートによってイベント時間付近に複数のヒッロー中性子) を極力抑える設計となっている。

トが同一チャンネルに入った場合でも個々のヒットを正検出器

図 1 に KOTO 検出器の断面側面図を示す。検出器は中性ビームを囲う円筒形に配置されており，光子のエネルギーと位置を測定する電磁カロリメータがエンしく構成することが主な目的である。
ビームラインや検出器の詳細は高エネルギーニュースに掲載された記事 [7, 8] や文献 [9] を参照されたい。

ドキャップ部に置かれている。電磁カロリメータは長さ50 cm の undoped CsI 結晶を約 2700 本積み上げて構成
され，中央部 (ビーム中心から ±60 cm) は 2.5 cm 角，その外は 5 cm 角断面の結晶ごとにシンチレーション光を読み出している。KL の崩壊領域をくまなく囲うように，
荷電粒子検出器や光子検出器が設置され，崩壊と同時に起こる粒子の全てを逃さないようにしている。もっとも大きく崩壊領域を覆うのは円筒部に置かれた 5.5m 長の MB(Main Barrel) 光子 veto 検出器，上流部を制限するのは NCC(Neutron Collar Counter) と呼ぶビーム周縁部検出器や FB(Front Barrel) 光子 veto 検出器，電磁カロリメータの前で荷電粒子を捉えるのは CV(ChargedVeto) 検出器である。電磁カロリメータには中性ビームが通過するビームホールが設けられているが，そこを抜けて逃げる粒子を捉えるため，下流部には多段のビーム周縁部検出器 (CCxx; Collar Counter) が配置された後，最下流には中性ビーム中にも検出器 (BHxx; Beam Holexx) を設置している。
中性ビームと残留ガスの反応によるバックグラウンド
事象を抑えるため，崩壊領域は 10−5 Pa レベルの高真空にしている。崩壊でできた粒子が検出前に消えてしまわないよう，主な検出器は崩壊領域から薄い膜のみで隔てられた低真空領域（0.1 Pa レベル）に設置されている。

2.3

解析手法

KOTO 実験で信号を正論理として使うのは 2 つの光子を捉える電磁カロリメータのみであり，その情報からイベントを再構成することになる。電磁カロリメータ中
で光子が作る電磁シャワーは複数の結晶に広がって発展
し，エネルギー堆積のある結晶の一群 (クラスタと呼ぶ)が構成される。各結晶の出力和から光子のエネルギーを，エネルギー堆積パターンから入射位置を得る。2 つの光子のエネルギーと位置が得られると，その 2 光子がビー
ム軸上の π 0 崩壊から来ていると仮定し，不変質量が π 0の質量と等しくなる位置を探すことによって崩壊 Z 位
置 (Z はビーム方向の座標) が算出できる。また，Z 位置がわかれば π 0 の持つ横方向運動量 (PT ) も計算できる。KL → π 0 ν ν̄ 信号候補は，電磁カロリメータの 2 光子以外に信号がなく，崩壊 Z 位置が崩壊領域の範囲内にあり，かつ，ニュートリノが持ち去る運動量による比
較的大きな PT を持つイベントとして定義される。Veto

検出器に信号がないことや，いくつかの運動学的な条件を課し，また，クラスタの形状が光子らしいことを要求する，などによってバックグラウンド事象を取り除いた
後に，PT vs Z の二次元プロットを見ることになる。

502
169

2013 年物理ランの結果

3

表 1: 2013 年データ解析で見積もったバックグラウンド

KOTO 実験は 2013 年 5 月に最初の物理ランを行った。ビーム強度 24 kW の元でデータ収集を行い，ハドロン実験施設で起こった事故による運転中止までの間，事象数の内訳。
カロリメータでのハロー中性子反応

KL 崩壊

およそ 100 時間データを蓄積した。

NCC でのハロー中性子反応計

KL → π 0 ν ν̄ 探索解析

3.1

図 2 にすべての信号選択条件を課した後の PT vs Z のプロットを示す。2013 年データの解析では信号領域をRec. π0 P T [MeV/c]

T

500

Observed
450 Expected

0.8

87
87

1
0.17±0.12

00.03±0.03

0.7

0.6

350

0
0.16±0.11

300
250

1
0.34±0.16200

00.03±0.03

0.5

0.34 ± 0.16

1 イベント観測に対応する感度 (single event sensitivity: SES) は，収集した KL 崩壊数と幾何学的アクセプ

01.08±0.25

50
2000

2500

3000

9
7.24±0.52
3500

4000

0
0.01±0.014500

5000 5500 6000
Rec. π0 Z vtx [mm]KL 数は信号と同時に収集した KL → 2π 0 , 3π 0 , 2γ の収量から計算し，アクセプタンスや eﬃciency はシミュレーションで評価した結果，SES = (1.28 ± 0.04stat. ±0.13syst. ) × 10−8 と得られた。バックグラウンド期待値の精度は十分ではないため，バックグラウンドを考慮し0.3ない単純なポアソン統計に従う上限値を採用することと

0.2

100

1500

0.06 ± 0.06

0.4

150

0
1000

0.10 ± 0.04

タンス，信号選択条件の eﬃciency などから算出される。

rec. π0 p vs Zvtx

400

0.18 ± 0.15

し，Br(KL → π 0 ν ν̄) < 5.1 × 10−8 (90% C.L.) を与え0.1

た [9]。わずか 100 時間のデータ収集でありながら KEK

0E391a 実験と同等の SES に達したことは大きな意味が

図 2: 2013 年データ解析の結果 [9]。再構成された崩壊Z 位置と π 0 の PT とで示される平面上に信号領域 (中央あった。しかし，分岐比上限値を更新するには至らず，また，感度を上げるにはバックグラウンドの抑制が必要なことも判明した。

部内側の四角) を定義している。点はデータ，数字は各領域で観測されたデータ数 (黒字の整数)，及び，バックグラウンドの期待値 (赤字のエラー表示付きの数字) を示す。濃淡で示される contour は KL → π ν ν̄ の分布を0

任意スケールで重ね書きしたもの。

3.2

KL → π 0 X 0 探索

KOTO 実験は KL 崩壊で π 0 だけが観測される過程を探しているため，副産物として KL → π 0 X 0 といった未知の粒子への崩壊の探索もできる。特に π 0 質量に近い粒子の探索においては世界初探索が可能であることが3000 < Z < 4700 mm，150 < PT < 250 MeV/c の範囲(図中央部の太線内) としている。信号選択条件を確定す

るまでは信号領域とその周辺 (図中央部の細線のボックス内) を隠して解析を進める，いわゆる blind analysisの手法を採った。他の KL 崩壊モードや中性子反応によるバックグラウンドイベントをできるだけ落とすよう選択条件を決め，その上で残るイベント数の期待値を信号
領域内外の各エリアで見積もっている。KL 崩壊の寄与

はシミュレーションで，中性子反応の寄与は中性ビーム
中にアルミ標的を挿入した特別なランで取得したデータに基づいて評価した。信号領域内のバックグラウンド
見積値は 0.34(±0.16) であった。内訳を表 1 に示す。必ずしも十分小さい値ではないが，この限られたデータでできる最善であると判断し，信号領域内を見ることとした。結果，1 イベント観測された。この結果はバックグ
ラウンドの期待値とコンシステントだと言える。

最近指摘された [10]。副産物ではあるが少し長めに紙面を割いて紹介したい。
「π 0 に近い質量を持つ中性で軽い新粒子 X 0 の探索」と藪から棒に言われても何のことかわからないと思うが，込み入った事情があるのでおつきあい願いたい。
中性で軽いボーズ粒子，なかでも，通常の物質と相互作用をせず寿命も長いために測定器で検出されずに通り抜ける新粒子の探索はこれまでも様々な実験手段で行われてきた [11]。K 中間子崩壊では，古くは KEK-PSの初期の E10 実験 (K + → π + ν ν̄ 崩壊の探索) [12] がア

クシオン a0 を伴う二体崩壊 K + → π + a0 崩壊の分岐比への上限値 3.8 × 10−8 を得て，Peccei-Quinn の元々のモデル [13] を棄却している。アクシオン以外にも，素粒子の世代数 (family number) が自発的対称性の破れで生じるとする Wilczek のモデル [14] に登場する新粒子(familon) は，クォークのフレーバーを変える中性カレ

503
170

ントに結合し，K 中間子の πX 0 崩壊で現れる。質量がW

ゼロあるいはゼロに近い X 0 について，E10 実験の後継でもある BNL の E787/E949 実験では K + → π + X 0 崩壊を探索し，10−10 台の上限値を得た [6]。世代数の対

U

s (b)

称性の破れがもしあれば，そのエネルギースケールはt, c1011 GeV を超えることになる。

U

d (s)
t, c

Z

図 4: s → dZ ′ 崩壊のダイアグラム [10]。
崩壊分岐比への初めての実験上限値を得た (図 5)。探索は KL → π 0 ν ν̄ 崩壊の解析条件で行い，X 0 の質量ごとに KL → π 0 X 0 崩壊のアクセプタンス計算を行って上限値を求めている。200 MeV/c2 以下の質量の X 0 に対してはほぼフラットな上限値 3.7 × 10−8 が得られている。質量がゼロの X 0 に対して上限値が悪くなっているのは，PT の信号領域の上限が KL → π 0 X 0 崩壊に対して最適化されていないからである。この解析では X 0 の寿命は長い (測定器内で崩壊しない) と仮定しているが，有限の寿命を仮定して解析することも可能である。

→ π X 崩壊分岐比の上限値 [6]。
0]90% C.L. upper limit for K L →π0X 0 with error considered−8+

さて，図 3 に示す X 0 の質量に対する K + → π + X 0

崩壊分岐比の上限値を見ると，π 0 に近い質量 (116–

152 MeV/c2 ) の X 0 に対する制限が全くかけられていない。K の主崩壊モードの一つである二体崩壊 K++→π + π 0 からのバックグラウンドを避けるべく，π 0 に近い
質量の X (に対応する運動量を持つ π ) については探索0+から外されていたためである1 。BNL E787/E949 のよ
うな静止 K + の実験であれ，CERN NA62 のような in-flight 崩壊の実験であれ，K + ，π + ともに運動量がわかるからこそ用いられる手法である。Fuyuto-Hou-Kohda
による理論の論文 (2015 年) [10] はこの不備を指摘し，さらに，もしも π 0 に近い質量の新しいゲージボソン Z ′が存在すれば，ミューオン g-2 の測定のずれが説明でき，
図 4 にあるダイアグラムで vector-like U quark を媒介して起こる KL → π 0 X 0 崩壊により検知可能であるとも指摘している [10, 16]。KL 崩壊を見る KOTO 実験では π 0 の PT に制限をかけているが，PT と MX 0 の間には相関があっても一対一に対応するわけではないので，

π 0 質量付近の未制限の領域を含む広い範囲で X 0 を探索できるはずである。

KOTO 実験では 2013 年データを用いて KL → π 0 X 0
1 但し，E949 実験ではバイプロダクトとして K + → π + π 0 , π 0 →ν ν̄ 崩壊の探索をしており [15]，その結果を K + → π + X 0 崩壊探索に焼き直すことができる。π 0 と同じ 135 MeV/c2 の X 0 に対してBr(K + → π + X 0 ) < 5.6 × 10−8 に相当する [6]。

-8[ 10
90% C.L. upper limit [10]

図 3: K

+

12
11
10
9
8
7
6
5

limit for K L →π0ν ν

4
3
0

100

200
X 0 mass [MeV/ c2]

2016-08-09 17:11:43

図 5: KL → π 0 X 0 崩壊分岐比の上限値 [9]。
ところで，Fuyuto-Hou-Kohda の論文のタイトルには“Loophole in K → πν ν̄ Search” とあるが，ミスリー
ディングなので最後に補足しておきたい。K → πν ν̄ 崩壊に対するこれまでの理論解釈に誤りがあったわけではなく，変更されたわけでもない。この論文が述べているのは「KL から π 0 と missing energy がある終状態への崩壊を探索している KOTO 実験が Grossman-Nir limit

よりも大きい分岐比でこの崩壊を観測する可能性はある」ということである。但し，その場合に観測されるのは KL → π 0 ν ν̄ 崩壊ではなく KL → π 0 X 0 崩壊であり，従来は想定していなかった新しい物理である。

504
171

2013 年ランから 2015 年ランへ

42013 年 5 月以来，ハドロン実験施設では安全対策をトを挿入した特別なランによって散乱中性子サンプルを大量に集められるようにした。

充実させる改修工事が進められ，利用運転の再開までには 2 年の歳月がかかった。その間，実験グループは 2013
年に収集した虎の子の 100 時間データの解析を進めていたと同時に，そこで明らかになってきたバックグラウン
ド源に対する対策を練ってきた。
以下，アップグレード項目を順に紹介する。

KL → π + π − π 0 バックグラウンド対策

4.2

図 2 で信号領域の下に固まっているイベントは主にKL → π + π − π 0 から来ている。図 7 のように，荷電パイオンがビームホールを抜け，下流にあるビームパイプ
で反応して消失した結果，π 0 のみのイベントと間違える。2013 年解析では信号領域の PT の下限を大きくし

4.1

中性子バックグラウンド対策

前述のとおり，2013 年データの解析での最大のバッ
クグラウンド源はハロー中性子の反応であった。特に図6 に示すような一つのハロー中性子がカロリメータに直接入射して二つのクラスタを作るイベントの寄与が大きい。このバックグラウンドは Z も PT も大きい領域，PTて寄与を抑えていたが，反応そのものを削減した方がよい。今回はビームパイプの軽量化 (SUS 5 mm 厚からア
ルミ 5 mm 厚へ) によって消失の大きな元を減らすとともに，ビームパイプ周りをシンチレータで囲い，消失反応の娘粒子を捉えることで実効的な検出効率を回復するようにした。
Calorimeter

Halo nn

図 6: 中性子とカロリメータの反応によるバックグラウ
ンドの発生メカニズム。

π0

γ
γ

CC04

π+

CC05

CC06

π-

図 7: KL → π + π − π 0 バックグラウンドの発生メカニ
ズム。

vs Z プロットで言うと信号領域の右側，上側から信号領域内へと広がる。排除する方法はカロリメータ上のクラ
スタの形状が電磁シャワーらしいと要求することである
が，2013 年データの解析では十分に落としきれている
わけでなかった。さらに削減するには，ハロー中性子そのものの数を減らすこと，そして，より効果的な弁別手法を開発・検証するために中性子イベントサンプルを充実させること，が求められる。前者の目的では，蛍光板と高感度 CCD カメラから成るビームプロファイルモニ
ターを新たに設置し，必要な時にはいつでもビーム中に挿入してコリメータの位置調整やビーム形状確認を行えるようにした。また，KOTO 検出器のすぐ上流でビームが通過するポリイミドの真空仕切り膜 (ビームライン
真空との境界) を 125 µm 厚から 12.5 µm 厚に変更し，
ビーム中性子の散乱源を減らした。後者の目的では，逆に KOTO 検出器のすぐ上流に高真空仕様のターゲット
駆動装置を追加して ，中性ビーム中にアルミターゲッ
2

2 2013 年には崩壊領域中にアルミターゲットを挿入する装置はあり，少量ながらコントロールデータを取っていた。今回はそれに加えて，中性子だけがカロリメータに到達するよう，上流部にも追加した。

4.3

中性ビーム内検出器の増強

中性ビーム内の荷電粒子検出器 BHCV(Beam Hole
Charged Veto) は大強度の中性ビームにさらされるた
め，2013 年ランでのビーム強度でさえもアクシデンタ
ルヒットによる信号ロスが少なからずあり，増強が望まれた。そこで，これまで用いていた 3mm 厚のプラスチッ
クシンチレータに替えて，薄型のガスチェンバーの導入を行った。この増強により同等のバックグラウンド削減能力を持ちつつイベントのロスを抑えられる。
中性ビーム内を抜ける光子の検出の改善も行った。ビー
ム内光子検出器 BHPV(Beam Hole Photon Veto) は鉛
コンバータとエアロジェル放射体を組み合わせたチェレ
ンコフ検出器をビーム方向に多モジュール並べることによって，ビーム中の中性子によるヒットを抑制しつつ光子 (の対生成による電子・陽電子) を捉える方法を採っている。モジュール数が総放射長を決めており，4 モジュール追加して計 16 モジュールとすることによって，対生成を起こさないために検出を免れる確率を 4%から 0.8%に

505
172

周縁部をカバーする光子検出器 (鉛コンバータとアクリ
ルバー・チェレンコフカウンタの組み合わせ) を追加した。この増強は KL → 2π 崩壊に起因するバックグラ
0

ウンドの削減につながる。

4.4

Accumulated P.O.T.

器外に逃げてしまう光子を捉えるため，最下流でビーム

18 Run49いる。レベル 1 トリガーが満たされると ADC モジュー
ルからのデータはレベル 2 トリガーボードに転送され，FPGA(Field Programmable Gate Array) 内に複数個用意されたイベントバッファの一つに格納されてレベル 2
トリガーの決定を待つ。イベントがアクセプトされるとイベントバッファからボード内の外部メモリにデータを書き写すのだが，その速度が十分でないために次のトリ
ガー要求までに空きバッファができない場合があり，その結果，デッドタイムを引き起こす。MR 加速器からの遅い取り出しビームの時間構造が十分フラットではなく，平均ビーム強度の割には実効的な瞬間レートが高いことも影響している。この状況を改善するため，フロントエンドである ADC モジュールの段階でデータを可逆圧縮してデータサイズを約 1/3 にし，メモリに書き写すための時間を減らすようにした。後にバッファ数の最適化も行い，結果として 42 kW までビーム強度が上がっても90%を越えるライブタイムを達成できている。

52015 年ランと解析状況

4 月から 6 月，10 月から 12 月の間，遅い取り出しの運
転時間が手厚く割り当てられ，KOTO 実験では 2013 年の約 20 倍に相当するデータを蓄積できた。ビーム強度は 2013 年と同じ 24 kW から始まり，加速器チームの努力により 42 kW にまで到達している。ビーム利用時間のうち，約 8–9 割を物理データ収集に当て，物理ランの10%程度の割合でバックグラウンドコントロール用の特別ランに，残りを定期的な検出器キャリブレーションな

30
20

10

10

2013
Dec

2014
Jul

2014
Dec

2015
Jul

2016
Jan

0
2016
Jul

図 8: 2013 年から 2016 年の物理ランサマリ。線で結ばれた黒い点は蓄積 POT(Proton On Target; 左側の軸)を，赤い点はビームパワー (右側の軸) を表す。

5.1

解析現状

2015 年に収集したデータについては，現在，バックグラウンドの評価と削減手法の開発を中心に精力的に解析を進めている。まだ途上ではあるが現状を少々紹介する。2013 年からの進展を示すため，ここでは 2015 年の最初のラン期間 “Run62”(図 8 参照) に焦点を当てる。
この間のビーム強度は 2013 年に近い 24 及び 27 kW であった。
図 9 に 6γ サンプル (KL → 3π 0 候補) の不変質量分布を示す。ピーク位置，分解能ともに 2 年前と同様の結果が得られていることがわかる。
Run62

10−1

M(6γ )

Run49

KL→3π0 candidate
10−2
10−3

10−4

Run62/Run49

ンで蓄積したデータ量 (標的に入射した陽子数) を示す。

Run69
50

20

2013
Jul

2015 年 4 月にハドロン実験施設の利用運転が再開され，KOTO 実験もデータ収集を再開した。図 8 に物理ラ

Operation of Hadron facility
was stopped

0# of events/2.0 [MeV]

タイムはレベル 2 と呼ばれるトリガー段階で発生して

Run65

40

30

KOTO 実験のトリガーではパイプライン処理によっ
ランでのライブタイムは 80–85%にとどまった。デッド

Run63 Run64

40

データ収集システムの増強てデッドタイムを極力減らすようにしているが，2013 年

Run62

50 ×10Beam Power (kW)

抑え込んだ3 。さらに，BHPV の端部を通り抜けて検出

400
2

450

500

450

500

550

600

1.5
1
0.5
400

550
600
Rec KL Mass [MeV]

図 9: 2015 年 Run62 データおよび 2013 年データにおける 6γ の不変質量分布の比較。黒 (丸) が 2015 年 Run62
データ，赤 (三角) が 2013 年データ，下図はその比を表す。分布を比較するためエントリ数で規格化している。

どに用いた。
図 10 に Run62 データでの PT vs Z プロットを示す。

3 プロポーザル設計では 25 モジュールでの構成だが，予算の都合などで，到達感度見込みをにらみながら小出しに追加している。

2013 年データの結果 (図 2) と順に比較してみたい。デー
タ量は KL 数で評価して 2013 年の約 1.6 倍に相当する。

|xcluster!| >150 mm, |ycluster | >150 mm,
2x2cluster + ycluster<850 mm
Eγ >50 MeV>150 mm<3 ns

Fidutial Cut

Photon Energy
Cluster distancePhoton timing diﬀerence
173
Cuts for Kaon
<50 MeV/c
PT of reconstructed KL
KL
KL
3000 mm< Zvtx
<4700 mm
Zvtx
解析で使われていた方法は，クラスタに含まれる各々のRec. π0 PT (MeV/c)

506

500
450
400
350
300
250
200
150
100
50
0

Observed Expected

m
Preli
5.3

124.0

0.0

124

0.03±0.02
0.17±0.05

によって用意されたテンプレートとを比較し，その差をχ2 で表現して分類する方法であった。
2015 年データ解Scatter plot of reconstructed

FigureWaveform
fitting6.
2.5

析ではこれを発展させ，各々の結晶の時間情報や結晶エ

PT vs z after imposing all selection criteria.
0.0
To compare
the pulse shapes
ingrayphoton-induced
and neutron-induced
clusters,
ネルギー分布の確率表現などを新たなパラメータとし，The
box is clusters
the masked
region in
the we need
2 characteristics
to quantify
theof the pulse shape. To quantify the characteristics of the pulse
0.01±0.002CHAPTER
5.analysis.
PULSE SHAPESTUDYbox is the signal region.
ニューラルネットを構成して削減能力を高める方法を開
inner
shape, the waveforms werefitted withThea givenfunction.
The
numbersin blackof fitting
showwaveforms
the numberof発した。トレーニングは光子サンプルと中性子サンプル
1.5 the fitting
In this section,functionand procedure
will be described.

procedure
1.0 5.3.2 Fitting
observed
events, and the numbers in red )show(新設アルミターゲットを挿入したランのデータを用い
1 waveforms
0.05±0.02 The
2thenumberof included
expectedbackground
eventsAt first, the pulseof allthe channels
in thewere analyzed.
χclusterによる弁別に対してて行われている。これにより，
5.3.1

1.0
0.36±0.04

結晶でのエネルギーと，電磁シャワーシミュレーション

inary3Asymmetric Gaussian

based onMonte
Carlo simulation.
1/10まで削減できている。
0.0 template,
0.5
withおよそthemethoddescribed
in [43, function49]. Thebecause
pulse shape
template
The
recorded
pulse
had
a
shape
similartotheGaussian
the signals
from forthe each cha
0.00±0.00
0→ 3πeventsin[18]
Run
49. filter.
After identi
was made
fromwereaveraged
waveformsof KLafter。カ
もう一つは波形の違いに着目した弁別である
CsI calorimeterchannels
digitized
and recorded
shaping
bytakena 10-pole
Besselthe timing of its peak were identified in the waveform by fitting the waveform with a pulse s

pulses,thepulse
waveform
was fitted
AsymmetricIf the PMT
is enhancedin thewith
tail theregion,the pulse Gaussian
shape afterfunction.
the filter The
will range t
0output
ロリメータ各結晶の信号は波形として記録しており，波2000 3000 4000 5000 be
6000
waveform
was Tobetween
20 clocks
beforeandthe asymmetry
peak and 6ofclocks
after the peak.
broaderthe
andasymmetric.
parametrize
the width
the pulse-shape,
the Figurのように記録波形を非対形弁別にも利用できる。図an example
fitting the waveformof 11
one“AsymmetricCsI calorimeterchannelwith the asymm
were fitted
with
a of
Gaussian-likefunction called
Gaussianfunction”:
Rec. π0 Zvtxwaveforms(mm) shows
Gaussian function.

"A(t; A, t0 , σ0 , a) = |A| exp −図 10: 2015 年 Run62 データの解析現状 [17]。バックグ(t − t0 )22(a(t − t0 ) + σ0 )2#+ Pedestal,(5.1)

まず，PT が低い領域でのイベント数が大きく減らせ

Pulse Height [ADC counts]

Background source
The number of background events
950
)
と，信
ラウンド見積り (赤字のエラー表示付きの数字
0
0
KL → 2πwhere |A| represents the pulse height, t0 represents
0.04 ±the0.03
timing of the peak, and σ0 represents the
900
0
+
−
0
号領域以外でのデータの様子を示す。なお，現時点での
width
of
pulse
shape.
The
parameter“a”
is called“asymmetricparameter” which represents
0.04
±
0.01
KL → π π π850
the asymmetry of the pulse shape.
達成を示すもので，最終結果ではないことには留意してHalo neutrons hitting the NCC
0.04 ± 0.04
800
ほしい。 Halo neutrons hitting the CsI calorimeter
0.05
750
101 ± 0.02
700
Sum
0.17 ± 0.05
650
600

Table 2. Estimated numbers of background events in550
the signal region for Run62 data.
ていることがわかる。これは下流ビームパイプの軽量化とその周囲に置いた新検出器の効果が現れている。これ
により P の下限値を下げて信号領域を広げられる可能500
05 10 15 20 25 30 35 40 45 50 55 60 65
Time [Clock = 8ns]

T
6. Conclusions
and Prospects
性がある。
The KOTO experiment searches for the rare decay KL0 → π 0 ν ν̄ at J-PARC. The first physics
Figure 5.2:
of fitting waveform withan asymmetric gaussian function.
図 An
11: example
カロリメータ波形例とフィッティングパラメー(Z <in3000mm)Oneを比べてみると，およそ
次に上流部
data
was taken
2013.
event was observed
while
0.34
BG
events were expected.
We set
0
0
−8
[18]
。
タ
データ量分のスケールに近い。この領域はハロー中性子
a branching ratio on the KL → π ν ν̄ decay to be 5.1 × 10 at the 90% confidence level. We
0を作る事象から来ていて，
が NCC
also
set検出器と反応してan upper limitπon
the KL0 → π 0 X 0 decay to be 3.7 × 10−8 at the 90% confidence level,
0 is an invisible particle with the
5.4
Comparison of typical pulse shapes
where
π 0 mass.
つの光子が再構成されている。上流の真空仕切
正しく 2X
称ガウシアンでフィッティングすると，光子の場合と中After the first physics run, we updated
severaldetectors
reduce forbackground
eventsfoundand neutron-r
り窓を交換したことで散乱中性子量は減っても，この領
5.4.1
Pulse
shape totemplate
photon-richsample性子の場合で幅や非対称性を表すパラメータにわずかな
0
in
the
first
physicsrunandcollected
20
times
more
data
than
the
first
physicsrun.
Wechecked
域での π 数 (カロリメータに 2 光子とも入るほどブー sample
5。これをもとに
ratio を定義
違いが見られる
thereduction
background events by using small
data set andconfirmed likelihoodthat background
π 0 数)ofに大きな変化をもたらさないことがストされる
The typical pulse
shapesofphoton-richsampleandneutron-richsample were compared.
し，イベントを取捨する。2015 年データ解析で初めて
eventswere well suppressed by new cuts.mean and standard
deviation of two fitting parameters, σ0 and a, were calculated from
予想されており，また，正しく 2 光子を観測しているのNext, we will analyze more data to distribution
check background
events withhighersensitivityof導入された方法で，およそ一桁の削減が得られている。
these fit parameters
derivedfrom thefit result forand
events. The mean
で以下で述べる新たな光子・中性子弁別条件に影響されstandard
deviationof twofitting parameters were used for making pulse shape templates.
2013
年データ解析ではカロリメータでの中性子反応
optimize cut conditions to achieve a higher
sensitivity.

ないため，データ量でおよそスケールすることは期待さ
templates were prepared for each channel and for multiple pulse-height ranges. The tem
によるバックグラウンドに対する削減能力は全体で 20 ×
were made separately for photon-rich sample and for the neutron-rich sample. Figures 5.3
れた振る舞いである。
−5であった。この中にはによるクラスタ形状によ5.4 show the 10
statisticsof the events used toχ2makethe template of those samples. Mo
References
2013
年データ解析で最大のバックグラウンド源としcrystals
had
more
than
eventsfor the photon-rich samples. For neutron-rich sam[1] M. Tanimoto and K. Yamamoto, Prog. Theor. Exp. Phys.
2015, 10000
053B07(2015).
る弁別の他にも，ニューラルネットを用いたクラスタ評
the crystals
the region
from the center of the CsI calorimeter had around 1て残ったカロリメータでの中性子反応に対しては最も重[2]
A. J. Buras, D. Buttazzo, R. Knegjens, J. HighEnergy inPhys.
1511,500
166mm(2015).
(但し，分離が良くなくアクセプタンスを失う
eventsandthe価crystals
outsidethe region
100 ∼033
1000
events. ) や再
[3]
A.
J.
Buras,
D.
Buttazzo,
J.
Girrbach-NoeandR.
Knegjens,
J.
High
EnergyPhys.had1511,(2015).
点的に改善を行っている。まず，上流の真空仕切り窓のandtheasymmetricparameter“a” used for making tem
Figures
5.5
and
5.6
show
the
σ
0
(但し，実効構成した運動学量分布の違いによるカット[4] J.K. Ahn et al., Phys. Rev. D81, 072004 (2010).
交換によりカロリメータに直接入射する中性子数はおよpulses for one crystal. There are clear discrepancies between photon-rich sample and neu[5] Y. Maeda, Ph.D. thesis, Kyoto University (2016) (Available
http://www-he.scphys.kyoto-u.ac.jp/theses,
Z 分布上にバイアスをかけてしまう) の効果
的に PatT vs4。加えて，カ
そ半分になっていることがわかっている
date last accessed September 5, 2016).
も含まれている。2015 年データ解析では，これら好ま
102[6]
J.K. Ahn et al., arXiv:1609.03637 [hep-ex].
ロリメータ情報から中性子と光子を弁別する方法を発展
しくないカットをひとまず取り除き，より能力の高い新[7]
K. Fuyuto, W.-S. Hos and M. Kohda, Phys. Rev. Lett. 114, 171802 (2015).
させることでさらなる削減を得ている。
[8] K. Fuyuto, W.-S. Hos and M. Kohda, Phys. Rev. D93, たな方法を追加することにした。この結果，削減能力は054021 (2016).
一つはクラスタ形状による弁別である。2013 年データ
4 図 2，10 は中性子イベントを排除するカットをかけた後なので読み取れないが，カットを外した時に残るイベント数の比較から中性子数は半減していることがわかっている。

5 125 MHz という比較的低いサンプリング周波数で時間分解能を出すため，波形をガウシアン整形するアナログフィルタを通して記録しているのだが，それでも元の波形の違いは幅の広がりや非対称性の増加として現れる。

507
174

一方で，プロポーザルでは評価していなかった中性子

2.6 × 10−5 となった。Run62 でのバックグラウンド見積
値は 0.05 ± 0.02 に相当する。

起因のバックグラウンドがあることが今やわかっており，

グラウンド見積値は全体として 0.17 となっている。2013

もわかっている。2018 年夏のシャットダウン時を利用

現段階での解析では Run62 での信号領域内のバック

年データに比べて KL 数で約 1.6 倍であることに加え，信号領域の定義を 3000 < Z < 5000 mm，140 < PT <250 MeV/c と広げている値であることには注意してほしい。表 2 にまとめられているように，KL → 2π 起
0

近い将来には今よりさらに抑制する策が必要になること
し，電磁カロリメータの CsI 結晶の両読みによってシャワーの奥行き情報を取得して光子と中性子を弁別するという，新しい手法を実装する予定である。
稀崩壊実験では，通常は無視できるような過程が重因，KL → π π π 起因，中性子反応として直接カロ

なって敵＝バックグラウンドが現れる。感度を上げて初るものがほぼ同数含まれる。今後，2015 年データ全体認しつつ，ステップバイステップで実験を成熟させてい+ − 0

リメータに入るもの，NCC で反応して再構成を間違えの解析に進む中では，veto 条件を厳しくしたり，ニュー
ラルネットのトレーニングに用いるサンプルの統計量をめて見えてくる敵が存在する可能性もあり，データを確くことが重要である。KOTO 実験はさらにデータを収集
し，10−10 台を探索し，10−11 台の感度に近づこうする

上げるなどして，さらなる削減を進める。

わけだが，そこに至る道で新たに敵を見つけることもあ

表 2: 2015 年 Run62 データ解析で見積もったバックグもまだまだ休めない。得られる物理結果はもちろん，実ラウンド事象数の内訳。
カロリメータでのハロー中性子反応

NCC でのハロー中性子反応
KL → 2π 0

KL → π + π − π 0
計6るだろうし，その正体を暴いて退治する策を考える戦い
験屋としてはこういう道のりも楽しめるところである。
最後に，本記事は KEK スタッフが代表して執筆した

0.05 ± 0.02

が，とりわけ解析については国内外の若手スタッフや大0.04 ± 0.03の解析に専心していたり，あるいは既に学位を取得して0.17 ± 0.05

できる機会とはならなかったが，真の著者は彼ら彼女ら

0.04 ± 0.04
0.04 ± 0.01

まとめと展望KOTO 実験は 2013 年の最初の物理ランで取得したデータの解析を終え，KL → π 0 ν ν̄ の探索結果として学院生を中心に進められたものである。2015 年データ
他の実験や J-PARC 加速器で活躍していたりで，執筆であることは書き記しておきたい。

参考文献[1] A. J. Buras et al., J. High Energy Phys. 1511,
033 (2015).

Br(KL → π 0 ν ν̄) < 5.1 × 10−8 (90% C.L.) を与えた
他，π 0 に近い質量を持つ未知の粒子 X 0 への崩壊につ[2] A. J. Buras et al., J. High Energy Phys. 1511,
166 (2015).

いて世界初の直接的な上限値 Br(KL → π 0 X 0 ) < 3.7 ×[3] M. Tanimoto and K. Yamamoto, Prog. Theor.

10−8 (90% C.L.) を与える結果を公表した。この解析で判明した問題点に対応する改良を行った後，2015 年 4月に物理ランを再開，2015 年中に 2013 年の約 20 倍のデータを収集した。期待する感度は Grossman-Nir limitに相当すると見積もっている。2015 年データについて
は，現在，バックグランド評価を中心に精力的に解析を進めている段階である。物理結果を出すまでにはまだ少なからぬ時間が必要と考えられるが，慎重に，丹念に，だができるだけ早急に進めていきたい。

2015 年ランを終えた後，2016 年 4 月にバレル部の光子検出の増強として “Inner Barrel” と呼ぶ大型検出器
をインストールした [19]。これによりプロポーザルで計画していた主要検出器構成がほぼ完成し，さらに高い感度を目指す体制が整った。MR 加速器からの遅い取り出
しビームのパワー増にも期待したい。

Exp. Phys. 1015, 053B07 (2015).
[4] J. K. Ahn et al. (E391a Collaboration), Phys.
Rev. D 81, 072004 (2010).
[5] Y. Grossman and Y. Nir, Phys. Lett. B 398, 163(1997).
[6] A. V. Artamonov et al. (E949 Collaboration),
Phys. Rev. D 79, 092004 (2010).
[7] 渡辺丈晃, GeiYoub Lim, 野村正, 小松原健,「KL → π 0 ν ν̄ 実験 (KOTO 実験) 用ビームラインの建設」, 高エネルギーニュース 28-4, 262 (2010).

[8] 塩見公志, 杉山泰之, 外川学, 山中卓, 南條創, 野村
正, 「J-PARC KOTO 実験」, 高エネルギーニュー
ス 32-2, 83 (2013).

508
175

[9] J. K. Ahn et al. (KOTO Collaboration),
arXiv:1609.03637 [hep-ex];
解析の詳細は，Y. Maeda, Ph. D. thesis, Kyoto
University (2016) にまとめられている.
[10] K. Fuyuto, W-S. Hou, and M. Kohda, Phys. Rev.
Lett. 114, 171802 (2015).
[11] “Axions (A0 ) and Other Very Light Bosons,Searched for”,
in Particle Listings of
The Review of Particle Physics
http://ccwww.kek.jp/pdg/ .

(2016),[12] Y. Asano et al., Phys. Lett. B 107, 159 (1981).
[13] R.D. Peccei, arXiv:hep-ph/0607268.
[14] F. Wilczek, Phys. Rev. Lett. 49, 1549 (1982).
[15] A.V. Artamonov et al. (E949 Collaboration),
Phys. Rev. D 72, 091102(R) (2005); K. Mizouchi,
Ph. D. thesis, Kyoto University (2005).
[16] K. Fuyuto, W-S. Hou, and M. Kohda, Phys. Rev.
D 93, 054021 (2016).
[17] K. Shiomi for the KOTO Collaboration, Talk at
Kaon 2016 conference.
[18] Y. Sugiyama, Ph. D. thesis, Osaka University(2016).
[19] 村山理恵, 外川学，山中卓，GeiYoub Lim, 「JPARC KOTO 実験に新たに組み込んだ円筒形光子検出器: インナーバレル」, 高エネルギーニュース 本号掲載.