133■研究紹介

MEG 実験 2009 年ランにおける m+  e + g 探索
東京大学 素粒子物理国際研究センター

澤 田

龍,

岩 本

敏 幸

on behalf of the MEG collaboration
sawada@icepp.s.u-tokyo.ac.jp,

iwamoto@icepp.s.u-tokyo.ac.jp

2010 年(平成 22 年)11 月 12 日となっている[1]。MEG 実験は 2008 年度より測定を開始し

1 はじめにており，2008 年に取得されたデータはドリフトチェンバー

MEG 実験グループではスイスのポールシェラー研究所の検出効率に問題があり統計が少なかったが，現在の上限(PSI)の世界最高強度の直流ミュー粒子ビームを用いてレプ値に匹敵する実験感度を達成し，その結果は既に発表され++トンフレーバーを破る崩壊である m  e g の探索をおこている[2]。2009 年度は，検出効率を改善して 10 月より実なっている。2008 年には本格的な物理測定を開始したが，験を再開し，約 2 ヶ月間データを取得した。

ドリフトチェンバーの放電により検出効率が著しく低くかっm+  e + g 崩壊の信号は静止ミュー粒子からの二体崩壊た。2009 年にはこの問題が解決され，安定した検出器の状であり，正反対にミュー粒子の質量の半分のエネルギー態の元で約 2 ヶ月間のデータ取得をおこなった。この記事(52.8 MeV) を持ったガンマ線と陽電子が同時に放出される。

では 2009 年ランの検出器の状況と解析，プレリミナリーなバックグラウンドは，ミュー粒子の輻射崩壊 m  enng から

物理結果について述べる。その後陽電子再構成に関する大陽電子とガンマ線が正反対に出た場合と，通常のミッシェ

きな系統誤差の原因の一つが解明され，現在データを再ブル崩壊 m  enn から来る陽電子とミュー粒子の輻射崩壊

ラインドして解析中であり，最終結果は本稿に書かれていm  enng などから出るガンマ線の偶発的に重なった事象

る結果から系統誤差の範囲内で変わる可能性がある。

(アクシデンタルバックグラウンド)が考えられる。陽電子
が物質内を飛行中消滅してガンマ線に転換する事象(AIF,2m+  e + g 崩壊探索

annihilation in flight)もガンマ線バックグラウンド源となる。

MEG 実験では，レプトンフレーバーを破る m+  e + g 崩

われわれの実験では，このうちアクシデンタルバックグラ

壊事象を独創的かつ巧妙な実験装置を用いて極微の分岐比

ウンドが主要なバックグラウンドとなる。アクシデンタルまで探索することを目的としている。スーパーカミオカン

バックグラウンドの頻度 (n acc ) はビーム強度 (I m ) ，角度，ガデ実験などによって明らかにされたニュートリノ振動は，

ンマ線エネルギー，時間および陽電子エネルギーの分解能

レプトン間においてもフレーバーが破れていることを証明(それぞれ Dq, dE g , DTe g , DEe ) から次式のように表される。

するものである。このニュートリノ振動現象は，シーソー

n acc µ I m2Dq 2dE g2DTe g DEe

理論によって未知の超高エネルギーに新しい物理が存在することを強く示唆している。
一方このような超高エネルギー

このことから，それぞれの検出器の高分解能がバックグにおいて，素粒子に働く三つの力が統一されることが実験ラウンドの低減に欠かせないことがわかる。この検出器のによって明らかにされた。以上のような新しい物理となる分解能がわれわれの最終感度を制限することになる。図 1

超対称性大統一理論やシーソー理論は，荷電レプトンにおに陽電子とガンマ線のバックグラウンドのエネルギースペ

いても大きなレプトンフレーバーの破れを引き起こすことクトルを示す。

がわかっており，標準理論では検出不可能な m+  e + g 崩壊
が現在の実験上限値 1.2 ´ 10-11 のすぐ下の分岐比で起こると予想されている。つまり，もしこの崩壊事象が発見されれば，超対称性大統一理論やシーソー理論など，標準理論を超える新しい物理の決定的な証拠となる。
これまでの m+  e + g μ崩壊探索実験としては，アメリカのロスアラモス国立研究所の MEGA 実験がもっともよい感-11

度で探索をおこなっており，上限値は上述のように 1.2 ´ 10

図 1：バックグラウンドのエネルギースペクトラム(a) バックグラウンドの陽電子エネルギースペクトル。
(b) バックグラウンドのガンマ線エネルギースペクトル。

134
陽電子側は 52.8 MeV 近辺の事象が多く，高い計数率環境る。現在のところビームパワーが 1.3 MW と世界最強を誇っでも安定に動作し，しかも高分解能である必要がある。こているが，さらにビーム強度の増強計画が進行中である。

のために特殊勾配磁場を持つ超伝導電磁石が開発され，低陽子ビームは 50 MHz の RF パルス構造を持つが，ミュー粒

運動量を持つ陽電子は検出器に留まることなく速やかに検子の寿命が 2 msec であるためミュー粒子崩壊事象としては出器の外に掃き出される。また陽電子スペクトロメータは直流ミュー粒子ビームと同等となる。大量のミュー粒子崩

多重散乱，AIF などのガンマ線バックグラウンドをできる壊が不可欠ではあるが，瞬間的なビーム強度はアクシデンだけ減らすために物質量も徹底的に抑えられている。逆にタルバックグラウンドに二乗で効くため，パルスでなく直ガンマ線側は信号領域ではエネルギーが高くなると指数関流ビームがわれわれに適している。図 2 は MEG 実験ビー

数的に減っていくため，ガンマ線検出器の分解能が向上す

ムラインの概略図である。

れば原理的にはそれだけバックグラウンドも削減することがわかる。

陽子ビームは，グラファイトターゲットに入射されることにより表面ミュー粒子を生成する。同時に大量に生成さ++従って，m  e g 崩壊を極微の分岐比まで探索するためれる陽電子を静電セパレータ，四重極電磁石を使って取りに，おもに二つの測定器を新たに開発した。900 リットル

除いた後で，このミュー粒子がビーム輸送用超伝導ソレノの高分解能液体キセノンガンマ線検出器と，特殊勾配磁場イドによって COBRA 陽電子スペクトロメータへと導かれを持った陽電子スペクトロメータである。また，PSI の持る。前述のように COBRA 電磁石は勾配を持っており，

つ世界最高強度直流ミュー粒子ビームが本実験には必須とCOBRA 中心に近づくにつれて強くなっていき，ビームサなる。

イズは絞られる。COBRA 中心にあるターゲットの場所で測定されたビームの広がりは約 1cm である。ミュー粒子静3 MEG 実験

止用ターゲットは，物質量を減らすためできるだけ薄い方

MEG 実験は東京大学と高エネルギー加速器研究機構

がよいが，もちろん逆にできるだけ多くのミュー粒子を静(KEK)，早稲田大学，ロシアの研究者らが 1999 年に PSI

止させる必要もある。この両方の要請を満たすべく現在でに実験計画の提案をおこない，承認されてから PSI，イタ

は 200 mm のポリエチレン・ポリスチレンのサンドイッチ構リア，アメリカの研究者も加わり現在では約 60 名の国際共造にしたターゲットを，ビーム軸に対して約 20 度の角度に

同実験となっている。実験の詳細はこれまでの記事などを傾けて設置することにした。

参考にしていただきたい[3][4]。ここでは簡単に MEG 実験
についてまとめる。

PSI の加速器は 1 ´ 108 / sec 以上のミュー粒子をターゲッ
ト上に供給可能であるが，現在のところ検出器の性能とバッ
クグラウンドとの兼ね合いから 3 ´ 107 / sec のビーム強度を

3.1 ビームライン
PSI に は パ イ 中 間 子 や ミ ュ ー 粒 子 の 研 究 に 適 し た

使用している。

590 MeV 陽子サイクロトロンがあり，2.2 mA で稼働中であ

図 2：MEG 実験ビームラインの概要

135

図 3：MEG 実験の検出器の概要

3.2

COBRA 陽電子スペクトロメータ

図 3 に MEG 実験に使用される検出器を示す。

ワイヤの信号比を合わせて飛跡のビーム軸に沿った位置の精度を高めている。

m+  e + g 崩壊からの陽電子は COBRA と呼ばれる特殊

陽電子はドリフトチェンバーを通った後にその両端に設

勾配磁場を持つ超伝導電磁石により曲げられ，その飛跡が置されたタイミングカウンターで時間が測定される。外側

ドリフトチェンバーによって記録され，最終的にはタイミにプラスチックシンチレーターと両端にファインメッシュ

ングカウンターで時間が計測される。磁場の大きさは，型光電子増倍管が設置されたシンチレーションバーカウン

COBRA 中心では 1.27 T であり中心から離れるに従って弱ターがドリフトチェンバーの両端に 15 本ずつ COBRA の内

くなり，両端で 0.49 T となる。この特殊勾配磁場はターゲッ

壁に沿って円筒状に置かれている。この両端の信号から時トから放出された陽電子が，同じ運動量を持つ場合の軌道間とビーム軸に沿った位置を再構成し，またバーのヒット

半径が放出角度によらず一定になるように設計されている情報から方位角を知ることができる。シンチレーションカ(COBRA, COnstant Bending RAdius)[5]。ドリフトチェン

ウンターの内側にはビーム軸に垂直方向にそれぞれ 128 本

バーは中心から離れたところに設置されており，信号に近敷き詰められたシンチレーションファイバーと APD を組みい運動量を持つもののみが検出器にかかるよう設計されて合わせたファイバーカウンターがある。これはおもにビー

おり，必要のない低運動量を持つ陽電子は決して検出器にム軸に沿った位置をより正確に知るために使用され，バー

届かない。またビーム軸に対して垂直方向に放出された陽カウンターの方位角情報と合わせてトリガーに使用される。

電子も速やかに外に掃き出されるため，計数率をさげることが可能となった。もともと 3 ´ 107 / sec で崩壊するミュー

3.3 液体キセノン検出器

粒子を観測するわけであるが，検出効率を失わずに結果と液体キセノンはガンマ線検出器として優れた性能を持つ

してドリフトチェンバーでのミッシェル崩壊陽電子計数率

ことが知られている。放射線の入射により液体キセノンは2

は 10 kHz / cm 以下に抑えられた。また COBRA の超伝導

おもに電離からの電荷信号とシンチレーション光が発生す

電磁石は非常に薄く作られており 52.8 MeV の信号ガンマ線

るため，用途に応じて必要な情報が使用される。MEG 実験のうち 85% がこの電磁石を通り抜けガンマ線検出器に入る

では検出器を単純に，また時間応答のよさを最大限に生かことになる。電磁石の外側には磁場補償コイルが設置され，すためにシンチレーション光のみを使用する。液体キセノ

ガンマ線検出器の場所において漏れ磁場を 50 ガウス以下にンの特徴としては，発光光量が大きい(NaI の 75% 程度)，

抑え，光電子増倍管の使用を可能にしている。

波形の減衰時間が短い(ガンマ線入射に対して 45 nsec )，密陽電子の飛跡を測定するドリフトチェンバーは 16 枚の独度が大きい (2.98 g / cm 3 ) などが挙げられる。また液体であ立したモジュールからなり，ターゲットの周りに放射状にりシンチレーション光の自己吸収がないため大容量化が比配置されている[6]。各モジュールは九つのドリフトセルか較的簡単で一様性にも優れている。その反面いくつかの難らなるレイヤー2 枚を半セル分ずらして構成されており，点があり，使用する場合には注意が必要でもある。まずシ

左右不定性の判定に使用する。なおチェンバーガスはヘリンチレーション光の波長が 178 nm と非常に短く通常の PMT

ウム，エタン混合ガス (50 : 50) である。それぞれのレイヤー

は感度がないため，特別仕様のものを使う必要がある。まはジグザグ型の vernier パッドが入ったカソードフォイルでた液体キセノンは 165 K と比較的低温に保つ必要があり，仕切られており，vernier パターンからの信号比とアノード

低温容器，冷凍機などの準備が必要となる。またシンチレー

136
ション光は水，酸素などの不純物により簡単に吸収されてス純化装置の開発もおこない，2009 年の物理ラン開始時にしまうため，一度検出器を液体キセノンで満たした後などは予想される光量と同程度の発光量を達成している。

に純化がどうしても必要になる。これらすべての困難な点

PSI の研究者を中心に開発された DRS4[8]という波形記録を克服し，2007 年末には液体キセノン検出器が完成し，物装置を用いて，すべての光電子増倍管の波形が 1.6GHz のス

理データ取得にいたった。ここでは完成にいたるまでの詳

ピードで記録されている。図 5 に一つの光電子増倍管で取細は参考文献[7]に譲るとし，液体キセノン検出器の重要な得された波形を示す。この波形からまずはシンチレーショ

点について述べる。液体キセノン検出器は 900 リットルのン光の時間，電荷情報を引き出し，ガンマ線のエネルギー，

液体キセノンとシンチレーション光を検出するための 846

時間，位置の再構成をおこなう。エネルギーに関しては基本の光電子増倍管で構成される。また液体キセノンを低温

本的にはこの電荷情報を，場所ごとに異なる光電子増倍管に保つために 2 層構造となっており，外側は熱流入を軽減の覆う面積の違いを考慮して足し合わせることにより求めさせるための真空層となる。また検出器の形は超伝導電磁る。ガンマ線の反応位置は，その近辺の光電子増倍管の光石の外側の形に合うよう C 型になっている。全体では 10%量分布を，立体角を考慮した予想光量分布を用いて三次元の立体角を覆う大きさとなる。図 4 に液体キセノン検出器

フィッティングをおこなうことにより求める。時間は，その概要を示す。ガンマ線が入射する面は，物質量をできるの反応点を再構成した後にシンチレーション光の伝播時間だけ減らすため，かつ 3 気圧程度にまで耐えるように内側とチャンネル毎のエレクトロニクスによる応答時間の違い

容器はハニカム構造になっており，外側は 0.7 mm のステンを差し引いた後で，電荷がある閾値を超えたものを用いてレス板になっている。ガンマ線入射窓の物質量としては

フィッティングをおこなうことにより求める。

0.075 X 0 に抑えられた。液体キセノンを 165 K に保つためには KEK グループにより開発された 200 W のパルス管冷凍機が使用される。光電子増倍管は浜松ホトニクスとの共同開発により，低温で 178 nm 付近のシンチレーション光に感度のある光電子増倍管が完成した。これら 846 本の光電子増倍管は直接液体キセノンに浸され，全体では液体キセ
ノンを囲むように 6 面に設置され，全体で 35% を覆っている。液体中の不純物を取り除くために，モレキュラーシー
ブスを利用した液体純化装置，またゲッターを利用したガ

図 5：光電子増倍管で取得されたガンマ線検出器の波形情報の例

液体キセノン検出器で特に重要なのが装置の較正である。
光電子増倍管の増幅率の測定用に LED が，また量子効率の測定用などに 241 Am の a 線源が装置の中に前もって導入されており，定常的にモニターされている。特に液体キセノ
ン検出器の較正で重要なものは CEX と呼ばれるものである。
通常ミュー粒子を導入するビームラインの設定を変えることによりパイオンビームに変更可能であり，ターゲットを液体水素に変更すると， p-(静止) + p  p 0 + n ， p 0  gg

反応から 2 本のガンマ線が放出される。この 2 本のガンマ線を正反対の方向で検出すると，それぞれ 54.9, 83.0 MeV の単一エネルギーを持つガンマ線が得られる。この 54.9 MeVのガンマ線がわれわれの信号となる 52.8 MeV と大変近く，非常によい較正手段となる。この較正方法を用いて，絶対エネルギー較正，エネルギー，時間，位置分解能の見積り
図 4：液体キセノン検出器などをおこなっている。またわれわれのビームラインとは

137
反対の下流側に Cockcroft-Walton 型陽子加速器を設置し，4.3 検出器の解析と性能評価

標的にリチウムを用意して原子核励起状態から出る

陽電子の飛跡はドリフトチェンバーのヒットをカルマン

17.6 MeV 単一エネルギーのガンマ線を利用する較正方法もフィルターにより物質による多重散乱やエネルギーロス，ある。この方法では絶対エネルギーは信号よりも低いが，勾配磁場を考慮してフィッティングをおこない再構成されCEX とは異なり頻繁におこなうことが可能となるため，週る。
ドリフトチェンバーモジュールのアラインメントはレー

2, 3 回測定をおこない，光量のモニター，入射位置のエネ

ザーを用いたオプティカルサーベイの後，ミッシェル陽電

ルギー依存性の補正などに使用している。

子データを使いおこなった。この結果を磁場なしでの宇宙

4 2009 年ラン
4.1 検出器の状況

線データを用いたアラインメントと比較しチェックした。
陽電子のエネルギーと角度の分解能は一つの陽電子が二度ドリフトチェンバーを通った事象を用いておこなう。そ2008 年のランではドリフトチェンバーの放電により多くれらの事象で，二つのターンでそれぞれ別にフィットをおのドリフトチェンバーが動作しなかった。検出器はヘリウ

こない，差の分布の幅により分解能を測定できる。この方

ム中に置かれているが，このヘリウムが数ヶ月の運転中に法で見積もられる値と真の分解能との差は MC を用いて評

ゆっくりと回路の周りに拡散したことが原因と考えられて価し，その違いは物理解析の中で考慮した。陽電子の角度いる。その後 2009 年のランを始める前に原因を究明し，基分解能はビーム軸方向を z 軸とした時の天頂角 (q) 方向で板のデザインの変更と新たなモジュールの導入により問題

11.2 mrad ，方位角 (f) 方向の core の分解能は 7.1mrad となを解決した。2009 年ラン中はすべてのチェンバーモジュー

り 2008 年よりもよくなった。

ルが正常に動作した。

エネルギーレスポンスはダブルガウシアンで表現され，

液体キセノンは 2009 年ランの前に一度タンクに送り，ガ二つの成分のシグマ(と割合)はそれぞれ 0.39 MeV (79%) とスに戻した後にゲッターにより純化をおこなった。また，

1.71MeV (21%) である。この分解能はミッシェル陽電子のリークが疑われた冷却用液体窒素の配管も交換した。これ

エネルギー分布のエッジをフィットすることでも見積もりにより純度が上がり，
光量が 2008 年の実験終了時より 45%

確認をした。また，絶対的なエネルギーのスケールもミッ増加した。測定中は純化をおこなわなかったが，光量の変シェル陽電子のエネルギー分布より算出した。

化は見られなかった。

ミュー粒子の崩壊点は再構成された陽電子の飛跡がター

波形記録用に使用している DRS チップをアップグレード

ゲットに当たる位置として見積もられる。崩壊点の位置のすることで応答が線形な入力電圧範囲が増えた。また，前分解能も角度や陽電子のエネルギーと同様の方法でおこなのバージョンでは波形を読んだ後でも電荷の一部が解放さ

い，ビーム軸方向とそれに垂直な方でそれぞれ 2.8, 2.3 mm

れずに残ってしまい，その次の事象に小さなパルスとしてと見積もった。この結果は，意図的にターゲットに開けた残るゴーストパルス問題があったが，その問題も解決され穴の部分のエッジの見え方から確認をした。

た。

場所によるエネルギースケールの違いは較正用の17.6 MeV もしくは 54.9 MeV のガンマ線の測定データを用

4.2 データ取得

いて調べられ較正される。信号の 52.8 MeV のガンマ線に対2009 年には 8 月から 9 月にかけて CEX による液体キセ

する反応は，CEX での 54.9 MeV のガンマ線を用いて場所

ノン検出器の較正および性能評価のためのデータを取得しごとに調べられた。分解能は深さ (w cm) に依存し，典型的た。10 月中にトリガーと新たに導入した DRS4 の調整をおには 2.1% (2 £ w ) ，2.8 % (1 £ w < 2) ， 3.3% (0 £ w < 1) でこない 10 月末から 12 月まで物理データを取得した。トリある。エネルギーの絶対スケールは CEX データを用いておガーではガンマ線のエネルギー，キセノン検出器とタイミ

こない，その誤差は 0.4 % である。物理データ取得中のエネ

ングカウンターの間の時間差およびガンマ線と陽電子の間

ルギースケールの変化は陽電子ビームを用いた Li(p, g ) 反応の角度により事象が選ばれる。陽電子のエネルギーに関しによる 17.6 MeV の単一エネルギーのガンマ線を用いて数日ては，タイミングカウンターにヒットがあるということにに一度の頻度でモニターしたが，変化は見られなかった。

より，信号付近の事象が選択される。

ガンマ線エネルギーのスケールと分解能は，ミュー粒子の物理データの取得と並行して，各検出器のシングルトリ
ガーデータやランダムトリガーデータも較正用にプリスケー
ルして取得した。
このデータは物理結果のノーマリゼーショ
ン(後述)にも使われる。

輻射崩壊のエネルギースペクトルからの見積もりと比較し確認した。
大量のミュー粒子を測定するために，ガンマ線検出器においても，たとえばガンマ線が 2 個同時に検出器に入るよ
うな事象には注意が必要である。この波形情報からパイル138
アップ事象を見つけ出すことが可能であり，また光量分布，クターの算出の際には信号とミッシェル陽電子のエネルギー

PMT 信号時間の広がりなどからもパイルアップ事象を見つの違いによる効率の違いを考慮している。ガンマ検出器のけ出し，識別に使用している。そのようにして見つかった

検出効率はシミュレーションで計算されたものを使っていパイルアップ事象ではエネルギーの小さい方のガンマ線のるが，これは CEX のデータを用いて正しいことを確認してエネルギーを引いてから物理解析に用いる。宇宙線は検出いる。その他トリガー効率を考慮し k ファクターを器の外側の面でも多くの光が検出される特徴的な分布によ1.01  0.08 ´ 10-12 と算出した。

りガンマ線事象と区別され，物理解析のデータセットからは除外される。

物 理 解 析 に 使 う 事 象 は 48 £ E g £ 58 MeV, 50 £ Ee £56 MeV, Te g £ 0.7 nsec, feg £ 50 mrad, qe g £ 50 mrad の範

ガンマ線のキセノン中での最初の反応点の位置の分解能

囲で選んだ。この範囲はそれぞれの変数の分解能の 10 倍程

はシミュレーションより，入射面に平行な方向で 5 mm ，深度に相当する広い範囲である。
また，
トラックフィットの c2

さ方向で 6 mm と見積もられた。この結果は CEX によるなどの陽電子解析のクオリティによるカット，カロリメー

54.9 MeV のガンマ線の測定を検出器の前に鉛のスリットを

タの宇宙線事象カット，
フィデューシャルボリュームのカッ

置いておこない，その再構成されたスリットの形からの分

トもおこない，
これらの効果は確率分布関数(p.d.f.)と k ファ

解能を見積もり確認した。

クターの計算の際に考慮した。

ガンマ線の放出角は，見積もられたミュー粒子の崩壊点

ライクリフッドは次式の様に書ける。

と液体キセノン検出器により再構成されたガンマ線の最初の反応点から決められる。陽電子の角度分解能，ターゲッ
ト上での崩壊点の位置分解能，ガンマ線の位置分解能を合わせて，陽電子とガンマ線の間の角度分解能は q, f 方向それぞれで 14.7 および 12.7 mrad である。

- ln L(N sig , N MRD, N BG )= N exp - N obs ln(N exp )
N obs
éN


 ù
N
N
-å ln êê sig S (x i ) + RMD R(x i ) + BG B(x i )úú
N exp
N exp
i =1
ëê N expûú

ガンマ線と陽電子の間の時間差の分解能は，測定されたミュー粒子の輻射崩壊事象での時間差の分解能から，信号

ここで， N obs は解析に用いた事象数， N sig , N RMD, N BG はとのエネルギーの違いを考慮し 142 psec と評価した。時間

それぞれ信号，輻射崩壊，アクシデンタルバックグラウン

差の中心値はミュー粒子の輻射崩壊データと陽電子ビームを用いた B(p,2g ) 反応からの二つのガンマ線を用いてモニドの数，N exp はこれらの三つの数の和，S, R, B はそれぞれ
の事象タイプの p.d.f.であり x i (各事象での観測量)の関数でターし 15 psec 以内で安定であった。

ある。 N sig , N RMD, N BG をパラメータとしライクリフッドが最大になるようにフィットがおこなわれる。解析範囲はそ

5 結果

れぞれの変数の分解能の 10 倍程度の広い範囲であるため，

5.1 物理解析

その中のほとんどがアクシデンタルバックグラウンドであ

物理解析では，blind unbinned extended maximum likelihood 解析を用いた。解析は五つの変数 — ガンマ線エネり，これによりバックグラウンド数の統計精度を小さくすることができる。

ルギー (E g ) ，陽電子エネルギー (Ee ) ，二つの粒子の時間差

p.d.f.は各事象の特徴により事象毎に違うものが使われる。

粒子間の天頂角 (qe g ) と方位角 (fe g ) を使っておこなう。
(Te g ) ，

たとえば，ガンマ線のエネルギー分解能は最初の反応点がなお，角度は陽電子の運動量を反転したベクトルとガンマ入射面からある程度離れた事象の方が近い場合よりもよく

線の運動量の間の角である。

p.d.f.も入射面からの距離に応じて違うものを使っなるので，解析範囲の事象は検出器の較正や物理解析の最適化の際には E g と Te g によりブラインドされており，それらがすべて決まってからこの範囲の事象を読めるようにし物理解析をおこなった。

ている。これにより分解能がよいところで信号とバックグ
ラウンドをより明確に分けることができる。また，分解能が悪い部分のバックグラウンド分布も考慮されるので，それにより信号に近い計量を持つバックグラウンド事象が観測されても物理結果への影響は適切に扱われる。

信号数と分岐比の変換をおこなうためのノーマリゼーショ
ンファクター(以降 k ファクターと呼ぶ)は，物理データの取得中に同時にとられているミッシェル崩壊データを用いて算出した。ミッシェル崩壊データは 1 ´ 107 のファクター
でトリガーの段階でプリスケールして取得し，そのトリガー
条件は物理データのものからガンマ線の条件を除き，陽電子のヒットのみが要求されるようにしたものである。k ファ

5.1.1 確率分布関数

信号のエネルギー，時間差，角度は単一なので信号 p.d.f.
はそのエネルギーでの検出器の反応である。検出器の反応に関しては 4.3 節で記述した通りである。
図 6 に信号付近での検出器のレスポンスを示す。

139

5.2 実験感度
実験の感度は多数のシミュレーション実験における平均の 90% 信頼度の上限値として計算した。シミュレーション
での事象の生成は前述の p.d.f.を用いておこない，バックグ
ラウンドの事象数の期待値は 2009 年の実験での観測数を用
い，信号数の期待値を 0 とした。その結果，感度は 6.1 ´ 10-12
(a)

(b)

と計算された。これは現在の分岐比の上限値 1.2 ´ 10-11 [1]よりも二倍よい分岐比である。MEG 実験のおもなバックグ
ラウンドはアクシデンタルバックグラウンドなので，サイドバンドデータに対して物理解析をおこなったときの信号数の上限値は実験感度とほぼ同じであるはずである。
実際，
この値は 4  6 ´ 10-12 となり，シミュレーションの結果と矛盾がない。図 8 に解析領域と同じ広さのサイドバンドの一

(c)

(d)

部における事象の分布を示す。

図 6：検出器の反応の例(a) CEX での 54.9 MeV の単一エネルギーのガンマ線に対して測定されたガンマ線エネルギー。 (b) 測定された陽電子エネルギーの分解能を元にした信号に対する反応。 (c) 低エネルギーでの輻
射崩壊による測定された時間差の分布。ピークはアクシデンタル
事象によるフラットなバックグラウンド上にある。 (d) 測定された分解能を元にした信号事象のシミュレーションにおける陽電子の運動量を反転したベクトルとガンマ線の運動量の間の角分布。
実線が q 方向，点線が f 方向である。

(a)

(b)

MEG 実験の主要なバックグランドはアクシデンタルバッ

図 8：サイドバンドでの事象分布

クグラウンドであるが，トリガーにかかるほとんどの事象

図中の線はそれぞれ 1, 1.64, 2s に相当する信号の範囲である。それがアクシデンタルであるため，データを用いて p.d.f.を作る

ぞれ 39, 74, 87 % の信号領域に相当する。 (a) ガンマ線エネルギー

ことができる。この際ガンマ線と陽電子の計量に相関はなと陽電子エネルギーのプロット。
時間と角度に関してはほぼ 90 % にいので，図 7 に示されているガンマ線エネルギーと陽電子
エネルギーの p.d.f.を作る際はもう一方の変数をカットに使相当するカットをしてある。 (b) 時間と角度のプロット。ガンマ線エネルギーと陽電子エネルギーに関してはほぼ 90 % に相当する
カットをしてある。

う必要がなく大きな統計を用いることができる。バックグ
ラウンドの時間 p.d.f.は解析範囲ではフラットである。角度に関しては検出器のアクセプタンスの効果があり完全にフラットではないため，
時間とエネルギーの範囲を広げたデー
タから p.d.f.を作った。

5.3 解析領域での結果
信号領域での事象分布を図 9 に示す。サイドバンドと比較して多くの事象が信号の中心付近に観測された。図中の数字は事象の対応を示すものである。図 10 に図 9 中の 1 番

輻射崩壊は解析範囲での観測数が少ないため，データかのイベントディスプレーを示す。

ら p.d.f.を作ることはできない。このため理論的な変数の分布と測定された検出器の反応から p.d.f.を作っている。

(a)

(b)

図 7：アクシデンタルバックグラウンドの p.d.f.

(a) ガンマ線のエネルギー。(b) 陽電子のエネルギー。点線は信号の p.d.f.である。

(a)

(b)

図 9：信号付近での事象分布
プロットの説明は図 8 と同様。図中の数字は二つの図での事象の対応を示すためのものである。

140

図 11 はこの事象に対してライクリフッド解析をおこなった結果である。輻射崩壊の数はサイドバンドデータより
24
32  2 と期待されていたが，フィット結果は 35-+22
となり矛

盾がない。
信号数のフィット結果の中心値は 3.0 である。90%信頼区間の計算は信号数の期待値を変化させながら多数のシミュレーションをおこない，各点における期待値の点とベストフィット点でのライクリフッドの比が，実験で得られたものよりも大きくなる確率が 10% 以上となる範囲を探
この際フィットに使われる p.d.f.
すことによりおこなった[9]。
のパラメータを振ることにより系統誤差も考慮される。この方法による信号数の上限値と k ファクターより，系統誤差も含めて分岐比に上限値を付けた。また信号数が 0 の場
合は信頼区間内であった。
図 10：信号らしさの高いイベントのイベントディスプレー

 (m +  e + g )< 1.5 ´ 10-11 at 90 %C.L.
 (m+  e +nn )図 11：ライクリフッドフィットの結果の各変数へのプロジェクション
実線は上から順に，トータル，アクシデンタルバックグラウンド，輻射崩壊，信号である。点線は信号数の 90 % 信頼度上限値に相当する。

信号とバックグラウンドのライクリフッドの比で上位にランクされた事象に関しては一事象ずつ詳細に調べられ，解析や較正の間違えなどの問題は見つからなかった。図 12
は陽電子の解析において，トラックフィットの c2 などから解析のクオリティが高い事象だけをプロットしたものであるが，この場合でも信号の中心付近の事象は残っており，
より有為度が高くなることが分かる。

(a)

(b)

図 12：陽電子の解析のクオリティの高い事象を選んだ場合の信号付近での事象分布
プロットの説明は図 8 と同様。クオリティの高い事象を選んでいるため，信号を表す線の範囲が図 9 に比べて小さくなっている。
また，バックグラウンド事象数がより少なくなっている。

141

6 まとめと今後の予定

結果，2010 年夏の CEX で改善していることが確認された。

MEG 実験はポールシェラー研究所の世界最高強度の直流

陽電子検出器の性能評価はミッシェル陽電子を使用してきミュー粒子ビーム，世界最大の液体キセノンガンマ線検出

たが，新たな試みとして単一運動量を持つ陽電子ビームの器，特殊な勾配磁場を作る超電導マグネット，低物質量ドMott 散乱を利用した陽電子の較正方法のテストをおこなっ

リフトチェンバーと高分解能の陽電子タイミングカウンターた。この単一運動量は変更可能なために，信号付近を用いて m  e g の探索をおこなっている。2009 年には(40  60 MeV) の検出器の反応が詳細にチェックできると期安定した検出器の状態の元で約 2 ヶ月間のデータ取得をお待している。また液体キセノン検出器用には，ビームを出こなった。検出器の較正や事象選択，物理解析の方法の決している時でもエネルギー較正が可能となるように中性子定などは解析領域のデータを用いずにおこなった。実験感源を用いたニッケル捕獲からの 9 MeV ガンマ線のキャリブ++であり，現在の実験的な上限値を約 2 倍上回

レーション方法が現在テストされている。m+  e + g 崩壊分

るものである。解析領域の事象に対してライクリフット解

岐比に対する検出感度は 2010 年に 2009 年の 2 倍程度改善

析をおこなった。
この解析で使われる p.d.f.のほとんどはデー

することが期待されており，さらに少なくとも 2012 年まで

タを用いて作った。フィットによる信号数の中心値は 3.0

物理ランを続ける予定である。最終的には崩壊分岐比にしとなり，上限値は Feldman と Cousins の方法で算出し，系て 10-13 レベルまで到達し，統計で制限されている 2009 年

統誤差も含めて  < 1.5 ´ 10-11 である。解析領域では p.d.f.

の MEG 実験の結果について MEG 実験自身ではっきりさから計算される平均や，サイドバンドよりも多めの事象がせることをまずは目標としている。最終的に到達可能な検観測されたが，これは統計的にはバックグラウンドの揺ら

出感度はもちろん統計にも依存するが，バックグラウンド

ぎである可能性を排除できない程度である。なお，この記の削減，つまりは検出器の分解能の改善が必須となり，現事の結果はプレリミナリーなものである。その後磁場の扱在進行中である解析アルゴリズムの改良，検出器較正の改いによる陽電子のエネルギーおよび角度の系統誤差を小さ

善が大変重要となってくる。

-12

度は 6.1 ´ 10

くすることができたため，現在データを再解析・ブライン
ドし最終的な結果を出す過程にある。
MEG 実験の 2010 年は 8 月より物理データ収集を開始し，謝辞

8 月の終わり 2 週間ほど一度液体キセノン検出器の較正とMEG 実験グループメンバーおよび関係者の方々のご協力

して CEX データ取得をおこなった。その後 9 月に物理デーに感謝申し上げたいと思います。また，本稿執筆の機会を

タ取得を再開し，これは年末の加速器シャットダウンまで与えてくださった高エネルギーニュース編集委員の皆様に2010 年物理データ収集開始前には，続く予定となっている。

感謝いたします。本研究の一部は科学研究費補助金(特定領

いくつかの変更点，また新しい較正方法などが試された。

域研究 16081205)の助成を受けています。

ターゲット中におけるミュー粒子静止数を最適化するビー
ムチューニングは 2009 年物理ラン開始前に予定されていたが，他の実験グループがビームタイムの延長をおこなった

参考文献

ため時間がなくなり，2010 年開始前におこなわれた。最適[1] M. L. Brooks et al., Phys. Rev. Lett. 83, 1521 (1999).

化は，ターゲット前のミュー粒子運動量を調整するために[2] J. Adam et al., Nucl. Phys. B 834, 1 (2010).

ビームラインに置く物質量(マイラーフィルムが使われている)を調整することによりおこなわれる。2009 年に，200 mmのフィルムが使用された場合にはターゲット上で静止せず下流側に抜けていく割合が多く，300 mm に変更することにより改善したという事実があったため， 200  400 mm の間[3] 森俊則, 日本物理学会誌 64, 674 (2009).
[4] 大谷航, 高エネルギーニュース 28, 227 (2010).
[5] W. Ootani et al., IEEE Transactions on Applied Superconductivity 14, 568 (2004).

で最適な厚みを探した結果，2009 年の後半にも使用された[6] 西口創, 高エネルギーニュース 27, 262 (2009).

300 mm が最適であるとの結論を得た。また 2009 年ランの[7] 三原智, 高エネルギーニュース 26, 9 (2007).

終了時点で問題のあった 5 枚のドリフトチェンバーモジュー
ルに関しては新たに製作，交換された。2009 年には波形取得用に DRS4 を使用し，前述のように線形性，ゴーストパ
ルスの改善がみられたが，エレクトロニクス自身の時間分
解能は以前より悪い結果となった。この原因を調査したところ，ボード上のノイズが原因であることが判明し，デザインの変更，またパラメータの再調整により改善を試みた[8] S. Ritt, Nucl. Instr. and Meth. A 518, 470 (2004).
[9] G. J. Feldman and R. D. Cousins, Phys. Rev. D 57, 3873
(1998).