91■ 研究紹介 アノマリーは新物理の夢をみるか？
チューリッヒ大学

髙橋 悠太
Yuta.Takahashi@cern.ch
2018 年 (平成 30 年) 7 月 27 日

近年  中間子のセミレプトニック崩壊において 相次される電子の異方性が弱い相互作用におけるパリティのの  からのずれは新物理

いでアノマリーが報告されている。これらのアノマリー破れを示唆したように

は新物理としてレプトクォークや $ # の存在を示唆の指標となる。       % ' +" の関







しており ! や  における直接探索が本格化

数として測定されたしている。本稿では アノマリーについて概観するととれを示すものであった % '。

もに 直接探索の現場から最新の状況をお伝えする。

は  に対して最大 のず

このずれが新物理由来だとして定量的に議論するために    における実効ハミルトニアン  $ $   $ を導入する。ここで 中間子アノマリー 中間子アノマリー 以降  アノマリー には種$   


 

 




 







.*

類ある    の遷移に伴うアノマリーと    である。

イアグラムを図 に示しておいた。この章では )を表す複素数 ウィルソン係数  は低エネルギー近+00+ ((4 実験の最新の結果をレビューしよう。

似の ,+41/32 オペレータである。     過程の記述に必要なのは   に伴うアノマリーである。標準模型   におけるダ

L

)



#




L


L


M

)

5

         

*











の項だけであり  は                 
 

#
$

図 

        Lは  の振幅に対して新物理の振幅の強さ

 における 左    右     のファ

インマン・ダイアグラム。   はループを介して起こる  0(7364 .(2-/2- +654(0 644+25 プ
ロセス 8 ループ部分で  抑制を受けるために の散乱振幅が小さく 新物理の寄与を見やすい。

で与えられる。ハドロニックカレントに対して 

 



 

が " " 型 レプトニックカレントに対して  が " 型  が  型である。

この実効ハミルトニアンを使っての  依存性を定式化してやり 実際のデータにフィットすることで 新物理のウィルソン係数にアタリをつけることができる。そうして得られた結果は

 

  





 



 

を示唆している % '。つまり  のように " 型のテンソル構造をもつ新粒子があって それが    の遷移に減殺的に干渉していると解釈することができる。

   におけるアノマリー 年 ) 実験は      過程 % ' 図左において    を用いたを発表した。

るパラメータの

パラメータの測定結果とは  粒子の崩壊角分布を特徴づけつである。ちょうど3 から放出

さて    の散乱振幅を下げる新物理が存在するならば    の遷移をもつ &すべての過程 中間子のスピンや スペクテーター・クォークは違っていてもよい において 崩壊分岐比は  より下方にずれるべきである。実際     %'        %'       %'        %'
      %'       %' などで

92測定されているが どれも

 程度  よりも小さ振幅である。> 中間子への崩壊は  と  の影響を受い値を示している。崩壊分岐比の理論値に伴う不定性をけるが > 中間子への崩壊はこれら  つの振幅の影響減らすため 前者を受ける %

つの過程については    ++ との比も測定されている  
図>    の崩壊分岐比測定は +00+ や ((4 実

験の頃から行われてきた。これは  レプトンの質量が        + + ; +" と大きいため 新物理によるヘリシティ振幅に  の結果を示す。) の結果は  の

小さいビンからそれぞれ のずれを示している %;'。 についても同様で  よりも 低い値が報告されている %'。+00+ や ((4 の結果はどちらの変化に敏感だからである 8 先の式を参照。実際には

   やハドロニックカレントに対する不定性を打ち消すため 
いる   + +  は  の期待値通りである。









>    >   

こうすることで理論の不定性を Q 9 に抑えつつ 分
母と分子で共通する実験誤差をキャンセルさせることができる。+00+ の結果 %20

Q ' は  程度 ((4 の結果 %  ' は   よりも高い値を示すものであっ 年には ) も  の測定に成功した %  ;'。

10

得られた結果は  より

05

09 ほど高い値を示すものであった。   の世界平均をとると  に対して

 のズレを示すほどに成長している 図 。

LHCb
BaBar
Belle

LHCb
00



>   の崩壊分岐比は  通りである。

た。

15

5

10

15

20
2

2

4

 [GeV  ]

R(D*)

 0

>       との比が測定されて も  と一致している 8 誤差は大きいが。ちなみに

BaBar, PRL109,101802(2012)
Belle, PRD92,072014(2015)
LHCb, PRL115,111803(2015)
Belle, PRD94,072007(2016)
Belle, PRL118,211801(2017)
LHCb, PRL120,171802(2018)
Average

0.50.45

図   の  依存性 %;'。電子や  粒子の質量は 0.4

中間子の質量に対して小さいから  期待値はほぼ 。

0.3

したときの予想値と概ね一致しており 単一のパラメー

0.25

タで一連のずれがコヒーレントに説明できる という い

0.2

  

  

かにも新物理らしい兆候である。

 中間子のセミレプトニック崩壊   >        図 右において    は  ではツリーレベ
 

ルで起こる反応である。この過程の  における部分
崩壊幅は



  >   HU!    K H
 !






!
!
  
       
 



Average of SM predictions
R(D) = 0.299 ± 0.003
R(D*) = 0.258 ± 0.005

LH

LH + RH
4σ
2σ

HFLAV
Summer 2018

P(χ2) = 74%

0.2

   におけるアノマリー

Δχ2 = 1.0 contours

0.35

 を仮定 のずれの大きさは



'。

0.3

0.4

0.5

0.6

R(D)

図  赤 濃灰 色の丸    の世界平均 左下の小さな丸 理論値 % '。 つの点線については本文参照。

) は; 年に入って  も測定している。これはスペクテーター・クォークを    に変えただけであり 新物理が   に介在しているならば これもまた高い崩壊分岐比を示すべきである。まだ統計的に有意とは言えないが この測定でも  より高い値  が得られている %'。

つの独立した実験が一様に高い崩壊分岐比を報告していること また 中間子のスピンが違うだけの > とで与えられる。前者が位相因子 後者がハドロニックカ>  スペクテーター・クォークが違うだけの A$ が一レントである。K は  中間子静止系における >様に同じ方向にずれていることは特筆に値する。

中間子の運動量     は  つのヘリシティ

図には 新物理が  カイラルのみに結合する場合

93

茶色 または濃灰の点線 および  にも E にも同じ強さでくっつく場合 青 または灰色の点線 に乗るであろう直線が示してある。ただし あくまで一例で

'。

ている %



ある。このように違った直線の傾きが得られるのは 新 と  との相対的な強さが変わるからである。現のアノマリーについて紹介した。次章以降では これらのアノマリーを説明すると考えられているレプトクォー
ク や $ # の探索現状についてお伝えする。






 










時点ではどちらの予想とも符合している。

つ





 

物理のテンソル構造によってヘリシティ振幅が異なり

以上  中間子のセミレプトニック崩壊における

ここで     

 は 第  世代のクォーク レプトン を表す。数字自体に特別な意味はない    成として相対的な結合の強さを示しただけである。

分をフレーバーをまたぐ結合や第のは 陽子崩壊や 
の制約による。



世代への結合が小さい  などの低エネルギー実験
 



が

 アノマリーの

散乱振幅を与えるのだが  に対して減殺的であるため お互いに符号が反転している。



レプトクォーク

アノマリーとの相性

このシナリオを考えた場合 新物理の質量スケールは  アノマリーのサイズで決まり   !+" だろ

うと言われている。これならば  の射程内である。

レプトクォーク 以降 D は つのアノマリーを同時に説明する理論 8 に付随する粒子 8 として注目されてD の第世代への崩壊 D

探しどころになる。

 34  

# 34  がいる。文字通りレプトンとクォークに結合する粒子で 必
然的にカラー電荷と分数電荷       

+ を持つ。スピンによってスカラー スピン  またはベクトル スピン  の状態をとることができる。D

 の直接探索D はカラー電荷を持っているので  では強い相を介した下図のようなダイアグラムを考えれば アノマ

互作用によって大量に対生成 + - 

リーを定性的に説明することができる。

れる。スカラー D を考えた場合 生成断面積はモデル依DD さ

存なく計算可能である。D の質量 !  が 

L

L
)

%

L

L



%

)

D



%

%






  右 

 にツリーレベルで寄与するとした場合のダイアグラム。%
は D の結合強度。

 はループを介して起こ  はツリーレベルで起こる遷移である。両者の  における散乱振幅は大きく異なり ゆえに D の寄与も 

 



となるように調整する必要がある。そこで 第はよく結合するが 第 


世代に

世代には弱くしか結合しないとする「世代構造」を導入するのが一般的だ。例えば下記に示すような結合強度 を考えると !+" で

,) 程度

である。
生成された D はレプトンとクォークに崩壊する。
析で考慮する % の範囲において即時崩壊 かつ 検出器
分解能よりも狭い共鳴幅を作る。D の崩壊は分岐比 &

 

つのアノマ

リーの大きさを同時に説明することができると考えられ  & および D

& と定義される。& は未知数である。D が同じ世代のレプトンとクォークに崩壊すると仮定すれば

8 これは   式からリーズナブルな仮定だが 8 & の値によって表

ところで  では !+" で  ,)

によって記述され D

図  レプトクォークが 左 

る遷移なのに対し ,)D の崩壊幅 U は U!  %   で与えられ 解

D


ならば 

+"

のような終状態を作る。

 アノマリーの観点からは第世代に崩壊する Dが好まれるので 以降 表中の丸数字の順で最新結果を紹介する。これらは全て  から公表されている結果であり 積分ルミノシティ    ,) を使用している。
     

つの  レプトンの崩壊様式によって     !  ! !

の終状態をとるチャンネルである。ここで  は  の94 % 
 % 

'
'

#


  ## % '    %  ' 

&  

&

 % '
 % ' ##

 % ;'
 % ;'
## % ;'  % ;'  

35.9 fb-1 (13 TeV)

Events

&
 
 

10

Data
QCD multijet
Single top
W+JetsZ+Jetstt
VV
Uncertaintym(LQ) = 1 TeV

CMS

3

102

表  D の対生成によって生じる終状態。 は第 
世代の軽いクオークが作るジェットを表し 実験的には

10粒子のかたまりとして観測される フレーバーは区別で1

きない。&   のところには  9 の確率で実現する
終状態を書いてある。

ニック崩壊        ! はハドロ "   



  



   " を表す "   8   の場合は符号が反転する。それぞれの終状態毎に別々の解析を行っているが ここでは 最も感度が高い ! ! チャンネルの結果 % ' を紹介する。
まず D 由来の高い横運動量   を持つつの ! 本以上のジェットを要求する。これだけだと #"  +" をるため 大きな消失横エネルギー 

課してこれを落とす。信号事象には  レプトンの崩壊に起因してニュートリノが発生するので さほどのロスはない。これでも残るドレル・ヤン事象 $! ! は

つの ! から組んだ不変質量が $ ボソン質量よりも大きいことを要求して落とす。この選別後に残る主なバッ
クグラウンドは 55 であるが データによる見積もりをして系統誤差を減らしている。
こで  は 終状態粒子である を用いる。こつの ! 本のジェット#"それから 
を表す。この分布を D の質量毎に用意した信号のテンプレートと背景事象のテンプレートとでフィットし 尤度が最大になるところを探す。ただし
各テンプレートは系統誤差の範囲で動いても良い。図 に観測された  分布を示す。

D の信号は  分布のテイルに現れる。テイル領

域ではデータによる統計誤差が大きく 実験感度もそれによって制限される。つまり 系統誤差はさほど重要ではない。D の質量を変えてフィットを繰り返し 9
信頼度でスカラー D に対する質量下限値を求めると

! 

500

2.5
2
1.5
1
0.5
0

1000

1500

2000

2500

!+" &   が得られる。

3000

2000

2500
3000
[GeV]
SMET
T

STr
EntriesMean
Std Dev

500

1000

4
1400
742.8

1500

 1)

の断面積を有する D> 由来のマルチジェット事象が残信号抽出にはスカラー和  

102Data/BG

レプトニック崩壊  

101

図   分布 8 質量!+" の信号テンプレート 実線 を使用してフィットした結果 % '



 





この過程は 超対称性理論で予言されるストップ #Rやスボトム R が対生成し #R #' R
' と崩壊した場合とまったく同じ終状態を作る。 では ジェッ R の探索結果 % ' をト   #" の終状態を使った ##Rスカラー およびベクトル D に対する制限として再解釈することを行なった。ここでは その結果を紹介する % ;'。
スカラー  に対する再解釈

超対称性粒子もスカラー粒子であるから運動学が全く同じ。' は質量 ! の目に見えない粒子として振る舞うから ニュートリノと同じように ! の場合の結果が D に対してもそのまま適用できる。

ベクトル  に対する再解釈 これはア・プリオリに##R R と同じ運動学になる保証がない。そこでシミュレー
ションを駆使して細部まで調べたのだが 両者は誤差の範囲で同一の運動学をもつことがわかった。現象論の ビーム軸に対して横方向 垂直方向 の運動量。ハドロンコライ

ダーではビーム軸方向の運動量が衝突毎に異なり かつ 測定が困難であるため 物理解析では横方向のみを考えることが多い。横方向の全運動量は  であり 衝突前後で保存する。
 検出器で観測された粒子を使って      i i と定義され     は衝突によっる。横方向の運動量は保存するから 
て生じたニュートリノのエネルギーを表す指標となる。 マルチ を持つ。
ジェット事象はニュートリノを伴わないので 小さな 

研究でも同じ結論が得られている %'。したがって 解

析をやり直すまでもなく ベクトル D の断面積から質量下限値を求めればいい。ベクトル D の断面積はモ
デル依存するのだが 今回は断面積が最大になるシナリ
オ ヤン・ミル型結合 を採用している % '。図  にDD
## について得られた結果を示す。



CMS
4

35.9 fb-1 (13 TeV)10

pp  LQ LQ

103

中から最もトップクォークの質量に近くなるような

Observed limit (95% CL)

B (LQ  t ) = 1-

Median expected limit
68% expected

102

95% expectedpp  LQ LQ
theory, LOV V (=1; =0)10

pp  LQ LQVtheory, LOV

1

本を選んで計算される。図  に  分布の一例を示す。
%!2 1$+0/!(+  B 2 [pb]

95

CMS

 0

00% )$0/00-

(+&*$0)$0/
 



$

$

 

$

 

$

 ' )$0/'(&'(=1; =0.5)

pp  LQS LQS
theory, NLO
(=0)



101
102



500

1000

1500

2000

mLQ [GeV]
図  黒の実線 DD

## の生成断面積

する上限値 % ;'。この他に

 0
.$#("0(,+

103





& に対

-0 $

つの線があるが 上から順に ベクトル D &   ベクトル D &   スカ

図  トップクォークの  分布 % '

ラー D &   に対する対生成断面積の理論値を示している。黒の実線との交点が質量下限値を与える。
この解析から D

# に崩壊するスカラー ベクトル D に対して ! D!+"  ; !+" を に崩壊するスカラー ベクトル D に対して

! 



この解析によって得られたスカラー D に対する質量下限値は & を仮定している。

+" となる。

測定感度はデータの統計誤差 および バックグラウン
ドの見積もりに関する不定性によって決まっている。

!+"  ; !+" の質量下限値をつけることができる。ただし どちらも & 

を仮定して !      や単一生成過程の探索 アノマリーが D によって説明されるとすると D を介した  の遷移が必要である。! で

は E パリティを破るストップの対生成探索 #R #R     

この過程は トップクォークや  レプトンがいずれも

 の結果を公表しているが % ' これは このような

レプトニック あるいはハドロニックに崩壊しうるので
つの終状態

D に対する制限としても使える。似たような終状態だ# の探索結果も公表した % '。
が  では Dに絞って解析を行っているが ここでは最も感度が高い

これらの探索は興味深いが   式を信じるならばさ考えられる終状態の数が多い。 では+! ! チャンネルの結果 % ' を紹介する。
まず

つのレプトン 電子か  粒子 および

ほどモチベートされる終状態ではない。ただし D がつのトップクォークや  に崩壊したのち これらがさらに崩! を要求する。! は高い質量をもった D から直接出壊して上記のような終状態を作ることがある。その意味す。また 信号らしい事象を選択するために  本以上のまた 本稿では述べなかったが D の単一生成過程てくると期待されるから 高い  

+" を課

ジェットを要求し そのうち少なくともつは  ジェッ

ト由来であるとする 5(- と呼ぶ。この事象選別後に残る主なバックグラウンドは ジェットを ! として誤識別することによる 55 事象である。
この解析では トップクォークの    分布をフィットすることで信号抽出を行う。D から出てくるトップ
クォークは  における 55 事象に比べて大きな  をで包括的な探索は必要だろう。

D  の解析も行われている % '。単一生成
過程は断面積が % でスケールするため % が大きなと

ころで対生成過程よりも強い制限を与える。D のアノ
マリーへの寄与は % ! で与えられるから 観測されているアノマリーの大きさ 一定 を説明するためには ! に応じて % を大きくしなければならない。対生成による質量下限値が!+" を上回りつつある昨今持っていると期待されるため 信号はテイル領域に現れでは 単一生成過程による相補的な解析がますます必要る。 は 事象選別で要求した  本以上のジェットの

になる。


96

を行った。ここでは



Z W



アノマリーとの相性

まず 具体的な物理モデルとして ントに持つ $ を仮定する % '。 への結合も可能だが余剰 F  ゲージ対称性では $ #

 のトリプ 後者が 

レットが登場する。前者が   につのアノマリーツリーレベルで寄与すると考えればを同時に説明できそうである。

出鼻を挫くようだが これはうまくいかない。$ と# はゲージ対称性で結びついており 両者のフェルミオン結合が同程度に強くなるからである。結果  という帰結を招いてつのアノマリーを同時に説明できない。また $ に感度があるいく

つかの実験結果にも抵触してしまう %  '。
そこで F  トリプレットを使った統一的な説明を アノマリーを F  の $ で 諦め  を保存カレ    年のデータも加えて行われた探索結果について紹介する   ,)  % '。

  ア

ノマリーを F  シングレットの # で説明するアプ

ローチなどが考えられている。これらはお互いに独立して存在できるため 上記の問題は起こらない。
に対する $ の寄与は  (  !  

ここでは  粒子にのみ結合すると考える。この場合 $しかないので ドレル・ヤンの $ 過程から終状態

$
 の
輻射として生成される $  つまり $探索を行うことになる。
本解析では  つの  粒子を持つ事象を選別し それらの不変質量が $ ボソン質量 ; Q

+" 近辺になることを要求する。次に  つの  粒子から# の寄与は     ! で与えられるから アノ


マリーを説明できるような結合定数と質量の組み合わせはいくらでも考えることができる。ここで ( は 



遷移における結合の強さを  に対する比として定義し
たものである。( を大きくしすぎると $

つの  

ペアーを組み 不変質量が大きい順に $ $ とする それぞれの不変質量分布に事象の超過を探す。例として$ の不変質量分布を図 ; に示す。主なバックグラウン  
 過程であるが シミュレーション
ドは $を使って見積もっている。本測定はデータの統計誤差によって感度が決まっているので 不定性が大きいシミュ
レーションを用いても さほど問題にはならない。

  に対する

は他の物理過程によって生じた  粒子から生成されるEvents / binを介して  混合の実験値 % ' に抵触してしまうので

77.3 fb-1 (13 TeV)

45
40

Data

CMS

SM 4 production
m(Z') = 50 GeV, g = 0.1

35m(Z') = 60 GeV, g = 0.2m(Z') = 70 GeV, g = 0.530

Background syst. uncer.

25

小さく保つ必要がある。

20
15



Z の探索


10
5

$ の直接探索は ! や  で精力的に行われてきたものである。クォークやレプトンへの結合定数が45 と同じで質量だけが異なる これを +L6+25/(0  とよぶ $ は ++   共鳴探索で  !+" % ;'
だが  アノマリーを説明しうる最小限のラグ


60

65

70

m(Z' ) [GeV]

図 ; $ の質量分布 % '$ の質量 ! の関数として  粒子への結合定数  に上限をつけた結果を図  に示した。灰色の領域が今回得られた棄却領域である。右下の三角形の領域は  混合

  $ %               (    'の実験値と抵触する領域である $ が 


 



であり % ' 軽いクォークへの結合が存在しないことを前提とした探索を進めていくのがいい。もっとも そうでないと ! や  における $ の直接探索で

既に発見されているはずだという報告もある % '。そこで  では $ が  粒子にのみ結合するとした解析


55

1

  共鳴探索で  !+" % ' まで棄却されている。
ランジアン  は50

 アノマ

リーの原因だとすると  (  !  一定 にならなければならないが ! が大きくなったり  が小さくなると ( が大きくなって  混合の実験値に抵触することを反映している。左上の三角形の領域はニュート
リノのトライデント過程で棄却される領域である。白い領域が  アノマリーを説明しうるパラメータ領

域ということになる。本解析は  アノマリーの観点か


97
#"
と 
から計算した横不変質量 ! の分布に事象のら行われた初めての $ 探索である。
CMS

超過を探す。ここで ! は#"  
! 

g77.3 fb-1 (13 TeV)で与えられる運動変数である。ここで V は ! とy
al d
om owe
n
l
- a
al
+
n
o

i
s at
n
b pla
ex

1

10

#"
#"

の方位角の差である。! と とがオンシェル

の共鳴粒子 8 この場合は # 8 から出てくる場合 共

鳴質量の値をエッジに持つような &ヤコビアンピーク
を作る。図に観測された ! 分布を示す。図には# の質量!+" を仮定した分布が示されているが こCMS: ZZ'4 (obs.)の質量になるとオフシェル生成が支配的で綺麗なヤコビ

CMS: ZZ'4 (exp.)

102*3M V

アンピークは見えない。

Constraints from Altmannshofer,
et. al. JHEP12(2016) 106;

Events / GeV

Neutrino Trident
Bs mixing
BR(Z 4), s = 7 and 8 TeV

103

102

10

m(Z')[GeV]

図  ! と  への結合定数  に対する棄却領域 % '

102

Data
W 
Jet
Others
Uncertainty

ATLAS
s = 13 TeV, 36.1 fb-1

10

W' SSM (3 TeV)W' NU (3 TeV)

1
101
102

W の探索




103

  アノマリーが # によって説明できるとす

Data / SM

ると #  および #   という結合が最低限必要である。ここでいうニュートリノは E であり 質量は未知であるが 運動学的制約から  中間子の質量以下   +" になる。このシナリオの下では  における #  共鳴探索がもっとも強い制限を与える。



ここでは ! による #  探索の結果   ,)  % ' を紹介したい。
まず 具体的なモデルとして F 

F 

F 

ゲージ対称性 8 それぞれの数字をとって  モデ

ルを考える。これは  アノマリーの観点から好まれる

1.2
1
0.8
300

500 700 1000

2000

m T [GeV]図 ! 分布 % '。緑 灰 色の点線

 青 濃灰

色の点線 *35    を仮定した信号分布  !+"

*35  を変化させて信号のテンプレートを作り直し
フィットを繰り返すことで # の質量 ! と *35  に対する棄却領域を設定することができる 図。青いモデルというわけではないが まぁ良い。ここで F 

領域が得られた棄却領域である。*35  が大きくなると

は第 

#

世代フェルミオンに F  は第世代フェルミオンに結合する。両者は混合角  で混合し 低エ
ネルギー極限において のF  を再現すると共  への崩壊分岐比が大きくなるため より良い制限が得られるはずだと思われたかもしれない。だが第 世代フェルミオンに依存した生成過程が抑制さに 余剰 F  ゲージに伴って # $ ボソンを生む。

れ または起こらなくなるため 断面積が小さくなる効# の第 

果の方が大きい。また *35  を大きくすると # のフェ







  世代への結合の強さは *35  5(2 

で与えられ ゆえに *35   5(2  る。小さな混合角になるほど第ハンスされ *35  

#



 にな

ルミオン結合強度が大きくなり より幅の広い分布を作世代への崩壊がエンるようになることも感度を下げる一因になっている。

あたりで #で   9#   9 となって それ以降ほぼ一定となる。

事象選別には 高い  を持つ ! と ニュートリノに  アノマリーは第世代に結合する新粒子を示唆しているので *35  が大きい時の結果が現実的な棄却領域と言えるだろう。しかし  モデルは大 +" を要求する。これらは重きな *35  で # への結合を主とするが アノマリーのい # から生成されるから ビーム軸に対して垂直な平
観点から # # の結合は必然ではない。生成過程を #"起因した 


面でお互い逆方向に かつ  をバランス 



9 の範

に限るようなモデルを考えて  アノマリーが好む領域

囲で一致 させて出てくることを要求する。そして !

と比較する試みが現象論の分野で行われている %'。

;

Re C 10

NU

98

cot

Non-perturbative regime
ATLAS
s = 13 TeV, 36.1 fb-1
W' NU   95% CL limits
Non-universal G(221) model

5

2.5
SM

2

scenario II
scenario I

1.5
1

4

ATLAS ATLAS
ATLAS ee ,  

3Indirect (EWPT)
Indirect (LFV)
Indirect (CKM)
Indirect (Z -pole)

0.5
0
0.5
1

2

1.5
3
1

1000

2000

3000

図

右下

年先までの  の運にまとめておいた。


! :

,)





Q; !+"

E62 

Q ;

!+"

,)

 ,)

 !+"



,)





,)

E62 




,)

)



Q
Q

,)

 !+"



,)

表   の運転予定。書かれていない年はシャット
ダウン期間。E62 からは 高輝度化された  での運転になり ルミノシティが飛躍的に向上する。

 



 

 



 

を仮定。

++%' の追測定や 









   の遷移をもつ他の過程についても解析が進められている。

 の崩壊分岐比はE62 
E62 

 の場合。"  型ではこれ以外にも +00+ で行われた  

最後に  アノマリー界隈の今後の展望についてまと
転予定を表

1

Re C 9年までのデータを用いたウィルソン係数の将

を " 型ではめる。議論の助けとして 約

0

来測定精度  。赤 上 "  型 緑 左下 " 型 青

 *3M  と ! に対する棄却領域 % '

今後の展望



1

4000

m W' [GeV]図2

 のみに依存するため テ

ンソル構造の推定のためにも鋭意解析が進められている。) では初となる  の測定結果も近日中に公表されるだろう。

来年から本格的に稼働を始める +00+ @@ からも目が離せない。今から  年後の

年には約() 約個の  中間子 のデータを蓄積しているはずである。) に比べて  中間子数では劣るが + + 衝突であるために運動学に不定性が少なく また トリガー
効率が9 近いためにバイアスの少ない測定が可能である。このデータ量であれば +00+ @@ 単独で 

に対して    に対して  を超える見込みであ 

る %'。偏極度や力学分布を測れば 新粒子の量子数特

現在までに得られている ) の結果は 大半が E62のデータ  ,)  約



個の  中間子 に基づくものである。) は現在も順調にデータを取得しており

; 年の終わりまでに E62 トータルで  ,) のデー
 の生成断面積は !+" へ
タを蓄積する。
の移行で約定に至る可能性もある。 について決定打を与えるのは +00+ @@ になるだろう。

以上  アノマリーが統計のいたずらでなければ 今
後年の間に 8 間接測定における 8 ズレが確実なものとなる ということである。

倍に増加するから E62 の実効的なデー

タ量は E62 の約  倍。このデータを使えば )単独で  が   が  を超える見込みである 8 ただし 現在のアノマリー中央値を仮定しての話だが。今から  年後の年には,) のデータを蓄積することになるが この時分になれば の遷移に潜む新物理のテンソル構造が明らかになってくる可能性が高い 図

。



 

今年は E62
最後の年である。今のところ順調にデータを取得しており 予定通り行けば E62  E62で  ,) を超える。E62 には    !+" で,) のデータを蓄積する予定である。ここまでが
99

Event Tagging Efficiency

 年後。
,) のデータで D の直接探索はどこまで進むだ
ろうか。本稿で紹介した通り ほとんどの解析はデータの統計誤差によって感度が決まっている。したがって
積分ルミノシティ  の増加に対して    で感度がスケールする。おそらく どの終状態でも スカラー Dに対して

 !+" ベクトル D に対しては  !+" 程;年度まで棄却が進むだろうと思われる。これらは

+" 程度の改善であり データ量の増加の割にはそれほど大きな

1.2
1
0.8
0.6

0.2
0

改善とは呼べない。# や $ に対しても同様のことが言える。データ量の増加に頼って既存の解析を繰り返す
よりは 積極的に新しいアイディアを取り入れていくべきである。
ここでは  アノマリーの観点から重要であると思われる研究をいくつか挙げてみる。

s = 13 TeV

b* 1 b-tag: Z' 1 b-tag: Z' 2 b-tag:
1.25 TeV
1.25 TeV 1.25 TeV
1.5 TeV
1.5 TeV
1.5 TeV
2 TeV
2 TeV
2 TeV
2.5 TeV
2.5 TeV
2.5 TeV
3 TeV
3 TeV
3 TeV
4 TeV
4 TeV
4 TeV
5 TeV
5 TeV
5 TeV

0.4

現在の質量下限値 =  ,)  に比べて ATLAS Simulation

1.4

図

 $

1



1.5

2

2.5

3

3.5

4

4.5
5
mjj [TeV] 探索において ジェット選別後に つの5(- を要求したときの選別効率 青 または黒点。 つのジェットの不変質量の関数として描かれている %'。
これら &ブーストした第世代クォークに対する  広い崩壊幅をもつ共鳴探索

同定手法の開発は  アノマリーの観点から好まれる$ ## あるいは D#   #  の共鳴探索に新物理が  で到達不可能なエネルギー領域にあるととって重要である。チューリッヒ大学では %;' のアイ

すると その結合定数は 観測されているアノマリーのデアに基づいて &)33M5+H 5(--/2- の開発を進めていサイズを説明するために大きくならざるを得ない。この場合 生成断面積が % でスケールする D の #*.(22+0る。)33M5+H #5(--/2- については手法が確立されてお## ## 探索などですでに用いられていり $過程 

るが %  ' 検出効率  9 = 誤識別率 9 程度であ   の探索が有利になるが %' これは幅の広い共鳴分布を作る。$ # も 結合定数が大きくなり さらなる改善が望ましい。

るにつれて幅の広い共鳴分布を作る。

! や  では これら幅の広い U! 9   アノマリーの検証

共鳴探索を敬遠して来た。これは 一般になだらかな分

 では 今年から  アノマリー検証用の特別なトリ布を作る背景事象との分離が困難であるから。だが そガーを導入している。事象の完全な再構成を後回しにすろそろ挑んでいかなければならない。  過程との干渉るパーキング技術を採用することで 他の物理トリガーをうまく使えないか< 背景事象と差別化できる運動学はを圧迫することなく約 JP のトリガーレートで  中ないか< など。ここはアイデア勝負である。現象論屋さ

間子対のデータを順調に蓄積している。今年中にんとの連携も必要である。

個の  中間子を蓄積し +00+ @@ に先んじて  の

検証をするのが狙いである。 は低い  領域にお  ブーストした第 世代クォークの同定
重い共鳴粒子から出てくる 高い  を持った第世代クォークは 運動学的な理由から同定効率が悪い。たといて優れた運動量分解能を持っており   9 =    9 = !  ) に比肩しうる結

果を出すことができると期待されている。

えば # クォークの場合 それが崩壊して出てくる娘粒子が狭い領域にまとまって出てくるため 通常の粒子同定手法では分が悪い。 クォークの場合 それが作る  中
間子が飛びすぎて 5(- に用いる二次バーテックスが組 探索において ジェッ
めずに効率が下がる 。$
ト選別後に
図

つの 5(- を要求したときの選別効率をに示すが 高い質量領域における選別効率の低下が明らかである %'。
 たとえば    の 中間子の場合 その平均飛来距離は    になり ピクセル検出器の最内層   より外側で崩壊することになる。

さいごに 年の ?C 国際会議では レプトクォークが大いに注目された。?E における  と $?F

実験とが それらしき事象の超過を独立に観測したから。その後の調査で「シロ」になったが このような偶然はいつだって起こり得る。最近でいえば  +"  共鳴
や

!+" の

ボソン共鳴なども記憶に新しい。 アノ

マリーが同じ運命を辿る可能性も まだ あるだろう。

100

しかしながら強調しておきたいのは  アノマリーが見せるコヒーレントなパターンである。中間子のスピンやスペクテーター・クォークが異なるだけの崩壊にお% ;' ) 300()34(5/32 CE 120 ;  ;% ' " https://hflav.web.cern.ch/

いて一様にズレが観測されている様子は 過去のアノマ% ' ) 300()34(5/32 CE 120 ;

リーとは一線を画している。

% ' > 655(PP3 et. al. A?C 11  今後 ) や +00+ @@ でアノマリーが見え続けるよ
うならば  での直接探索がますます急がれる。
でも見つからないとなれば 次は  6564+ /4*60(4300/H+4 か。レプトクォークや $ # の質量上限は
ユニタリティ条件から !+" と決まっているか% '  300()34(5/32  C ?GB % ' ! 300()34(5/32 AC 18 ;

してくるだろう。 アノマリーが 確かに 新物理の夢% '  300()34(5/32 A?C 07 % '  300()34(5/32  C ?GB 

ヒ大学の A(7/+4 と /23 現象論 E(,(+0 と C(54/*J% ;'  300()34(5/32 (4G/7 ; ;) +2   それから +00+ で  の測定を

% '  300()34(5/32 ?CA 77  

行なったフライブルク大学の廣瀬さん 現 !  との議論が大変役に立った。ここに記して感謝します。

% '  >/(P et. al. A?C 10  

% ' @ >34SM2+4 et. al. A?C 05 

;





% ' ! 300()34(5/32 CE> 97

参考文献



% '  300()34(5/32  C ?GB % '  300()34(5/32 (4G/7 ;最後になるが この記事を書くにあたって チューリッ



 

ら % ' その重心系エネルギーの設計値にも影響を及ぼを見てくれていれば良いのだが。

;



;

% '  300()34(5/32  C   % ' +00+ 300()34(5/32 CE 91   % ' ) 300()34(5/32 A?C 02 



% ' # 051(22M.3,+4 et. al. CE> 96 

% '  300()34(5/32 A?C 07 


;



% ' >  (436-.O et. al. C 764   ;% '  4+0I3 et. al. ?CA 77 









 ;%' ) 300()34(5/32 A?C 04  % ' " ?CA 77 %' ) 300()34(5/32 A?C 06 % ;'  300()34(5/32  C ?GB ;

%' ) 300()34(5/32 A?C 09  % ' ! 300()34(5/32 A?C 01 %' ) 300()34(5/32 A?C 06 %;' ) 300()34(5/32 A?C 08  %' ) 300()34(5/32 CE 113   

%' (-/N(4( et. al. 6*0 C.OM  327  ; %' +00+ 300()34(5/32 CE> 92 

 



%

' +00+ 300()34(5/32 CE> 94 

 



%

' +00+ 300()34(5/32 CE 109 % ' +00+ 300()34(5/32 CE> 97 ; ;; % '  )H600(. et. al. CE> 97 ; 

% '  300()34(5/32 (4G/7 ; ;;% ' # 051(22M.3,+4 et. al. A?C 12 % ' ! 300()34(5/32 CE 120 ;  ;%'  4+0I3 et. al. (4G/7 ;  ;% ' ((4 300()34(5/32 CE> 88  % ' ) 300()34(5/32 CE 115 %' +00+ @@ !.+34O @25+4,(*+ C0(5,431%' ! 300()34(5/32 (4G/7 ;   % ' ((4 300()34(5/32 CE 109 %' +00+ 300()34(5/32 CE 118 ;;%;'  ! 6T1(2 (4G/7 ;%'  300()34(5/32 A?C 07 % ' ! 300()34(5/32 (4G/7 ; ;% '  > 6P/3 et. al. ?CA 77   

;