210■研究紹介

LHC 最新の研究成果 III
KEK 素粒子原子核研究所

津 野

総 司

tsuno@post.kek.jp
東京大学素粒子物理国際研究センター

金 谷

奈 央 子

nkanaya@icepp.s.u-tokyo.ac.jp
2011 年 11 月 11 日

1 はじめにを 9 月のテクニカルストップで 1.5 m から 1 m へとスクィー2011 年 11 月執筆現在，LHC 実験開始から数えて 80 本以

ズすることに成功し，最終的にピークルミノシティ

上の出版論文，150 以上の国際会議用の ATLAS 論文が出て3.65´1033 cm-2s-1 を達成した。図 1 に積算ルミノシティのいる。まだ，本格的に実験を開始して一年も経っていない

時間推移を示す。2011 年度 ATLAS 検出器で記録された陽にもかかわらず，である。世界中で LHC 実験の結果が報告

子-陽子衝突実験の全データは 5.25 fb-1 相当に達し，当初予され，それに触発された現象・理論論文も数多くある。今想していた以上の成果をあげることができた。

まさに，LHC 実験が高エネルギー物理学を牽引し，標準模型の発見から，40 年来の新しい物理現象に出会えるチャンスに大きな期待を感じている。
加速器実験の醍醐味は，国際協力のもと検出器の運転・維持を行うことも然ることながら，W ボソン，Z ボソン，
トップクォークなど教科書に出てくるような粒子を直接デー
タ解析から見ることができることである。やはり，共鳴状態が見えると嬉しいし，物理現象の解釈に自分のアイデアを生かせれば，無上の喜びである。ATLAS 実験は，汎用加速器実験であり，多種多様な目的のもと，様々な研究が行われているので，物理ネタに事欠かない。世界中から素粒
子物理愛好家が集まって，日々，議論を重ねているのも面白い。適度な緊張感を持って，多角的に物理を楽しめるの図 1 重心系エネルギー 7 TeV, 陽子-陽子衝突ランにおいて 2011 年に ATLAS 検出器で記録された全積分ルミノシティ（黄色のヒスト
グラム）。

も魅力の一つである。
今回が，高エネルギーニュース掲載のシリーズ三度目[1,2]の成果報告となるが，今回も新鮮な研究成果があることを約束しつつ，限られた紙面の範囲内でできるだけ網羅的にホットな話題を提供したい。

2 LHC 加速器と ATLAS 検出器
2011 年 3 月 30 日から再開した重心系エネルギー 7 TeV の陽子-陽子衝突実験は，引き続き行われる鉛-鉛衝突実験，ならびに冬期シャットダウンのため 10 月 30 日で今年度のランを終えた。特筆すべきはルミノシティの著しい増加である。ATLAS 検出器中心での周回あたりの衝突バンチ数を

194 から 1331 に上げ，かつ加速器の光学パラメータ b * (衝突点付近における水平方向のビームの圧縮度に相当し，これを小さくするほどルミノシティを高くすることができる)

ルミノシティの増加に伴い多重相互作用(パイルアップ)も増えた。9 月のテクニカルストップ前は 1 バンチ交差当たりのパイルアップ事象数は約 6(ルミノシティ加重平均)であったが，これが後半のランでは倍以上になった。これ
により，特に比較的横運動量の低いジェットやレプトンが必要な解析ではそのエネルギー補正，ならびにその不定性を小さくすることが必要不可欠となる。図 2 に b * が 1 m のランで観測された，再構成されたバーテックスを 20 個伴う
Z ボソンが二対のミューオンに崩壊する事象を示す。

ATLAS 検出器自体もこの一年を通して 96  100 % の割合
で動作可能な状態であり，LHC 加速器同様，安定運転に成功を収めたといえる。あえて問題を一つとり上げるなら，4月末に生じた電磁カロリーメータの一部の信号( 0 < h < 1.4, -0.84 < f < 0.64, 二，三層目)がコントロー
ラーボードの不良により読み出し不能になったというアク211
また，加速器の高い衝突エネルギーと高ルミノシティのおかげで，いよいよ WW/WZ/ZZ ボソン対生成も観測[7-10]できるようになって来た。トリプルゲージ相互作用の精密測定が可能になって来たのである。電弱理論の帰結である
自発的対称性の破れを精密測定の観点からも検証しようと試みている。さらに，WW ボソン散乱測定も手の届く範囲であることを言及しておく。表１に測定された W/Z ボソンの生成断面積を示し，図 4 に理論値との比較を示す。我々
は，W/Z ボソン生成素過程を網羅的に測定し，電弱標準理論のさらなる確立を目指している。
表 1

測定された W および Z ボソンの生成断面積。

素過程

生成断面積

σ (W± ) × Br(W → l υ )10.207 ± 0.021(stat) ± 0.121(syst) ± 0.347(lumi) nb [6]

図 2 パイルアップのため 20 の再構成されたバーテックスを伴った，Z ボソンがミューオン対に崩壊する事象。

σ (Z) × Br(Z/γ * → l + l − )0.937 ± 0.006(stat) ± 0.009(syst) ± 0.032(lumi) nb [6]σ (W W )48.2 ± 4.0(stat) ± 6.4(syst) ± 1.8(lumi) pb [7]

シデントであろう。しかしながら，要である二層目の読み

σ (W± Z)

+0.9
+1.2
21.1+3.1−2.8 (stat)-1.2 (syst)-0.8 (lumi) pb [8]

出しは 7 月上旬のテクニカルストップ中に完全に回復する

σ (ZZ)+0.4
8.5 +2.7−2.3 (stat)-0.3 (syst) ± 0.3(lumi) pb [9]ことが出来たため，大きな問題には至らなかった。また物σ (Wγ )

36.0 ± 3.6(stat) ± 6.2(syst) ± 1.2(lumi) pb [10]σ (Zγ )

6.5 ± 1.2(stat) ± 1.7(syst) ± 0.2(lumi) pb [10]-1

理解析では，約 0.8 fb のデータにおいて検出器に小さな穴+−(立体角にして約 1 % )がある状態であったが，トラッキン
グ検出器や前後隣接するカロリーメータの情報を用いることで，この影響を最小限にとどめることができた。

3 標準模型の検証
3.1 電弱相互作用の検証
電弱相互作用によって生成される，W および Z ボソンは，レプトンへ崩壊するモードを利用して，標準模型の精密測定のみならず，様々な検出器の較正にも利用される。また，新粒子の探索においては，標準理論からのバックグラウン
ドをどこまで理解できるかが探索結果を検証する上での試金石となる。現在，約 20(2.4)M イベントの W(Z)事象候補があり，我々はこれらの粒子の超精密測定によって，微細にわたるデータの検証を可能にする。たとえば，図 3 に(陽)電子へ崩壊する W ボソンの横運動量分布を示す。

図 4 測定値と理論値の比較。図中の数値は，その測定が行われた
ときの積算ルミノシティを表している。

3.2 トップクォークの物理第三世代であるトップクォークは，他のクォークに比べて極端にその質量が重く( 172.5 GeV )，ハドロン化を受けずに崩壊してしまうため，実験的に唯一クォークの性質を直接検証できる粒子である。現在の LHC 加速器のルミノシティ
から換算して，トップクォークは 3 秒に１回の頻度で生成されている計算になり，期待される候補事象は 100,000 イ
ベントを超える。膨大な統計量を利用して，質量測定[11]，生成断面積測定[12]のほか，トップクォーク対スピン相関の測定[13]，トップクォーク電荷[14]，トップクォーク対生成
非対称度測定[15]，トップクォーク崩壊からの W ボソンのヘリシティ測定[16]など， 様々なトップクォークの精密測図3(陽)電子へ崩壊する W ボソンの横運動量分布。

定が行われている。これらは，直接，クォークの性質を捉212
えようとしており，量子色力学の観点から，グルーオンの衣をどこまで剥ぎ取れるか，非常に示唆に富んでいる。事実，トップクォーク質量測定や生成断面積測定においては，
実験精度は，すでに統計誤差より系統誤差の方が大きくなっている。しかも，主な系統誤差は測定量に係る誤差ではな
く，むしろモデルに因る系統誤差が大きくなっているのである。ここでは，最近，話題になっているトップクォーク
対生成非対称度測定について紙面を割いて紹介したい。

2010 年末に Tevatron CDF 実験グループは，トップクォー
ク対生成において，トップクォークと反トップクォークの生成方向の偏りを測り，その非対称度は，トップクォー対質量の高い領域で，最大， 3.4s もの標準模型からのずれを図5観測した[17]。これを受けて，今年度のヨーロッパ物理学会

D Y 分布。

(EPS2011)において，Tevatron D0 実験グループも結果[18]

CMS 実験からも標準模型からの有意なずれは観測されなを発表した。驚くべきことに，D0 実験も同様に標準模型かかった。今回の結果では，電荷非対称度のトップクォーク

らのずれを観測した。これで両実験が標準模型からのずれ

対質量に因る依存性は示されていない。更なる統計と精度を観測したことになる。LHC 実験でも同様の実験解析が望を上げた今後の結果に注目したい。

まれるが，Tevatron 実験に比べて，少々事情が異なる。LHC
実験では，陽子-陽子衝突であるために，ビーム軸に対する4 ヒッグス粒子探索

衝突パートンの方位性が分からない。しかも，トップクォー

4.1 概要ク対生成の約 80 % が，グルーオン-グルーオン衝突であるこ

現代素粒子物理学の希求の課題である自発的対称性の破と，さらには，摂動計算の高次補正の項が，最低次の計算れの解明を目指して，LHC 実験ではヒッグス粒子の探索がと同程度あることから，観測量として一意に非対称度を決精力的に行われている。

定付けるパラメータが定義しづらい。事実， ATLAS とヒッグス粒子は，主にグルーオン・フュージョン過程とCMS[19]，両実験においては，異なった定義の変数が使わよばれるグルーオン-グルーオン衝突からトップクォークのれている。ATLAS 実験では，数々の変数の取り扱いの結果，

内線ループを介して生成される。
生成断面積は，トップクォー

電荷非対称度パラメータ，

ク湯川相互作用に比例し, 130 GeV 以下の低い質量領域でAC =

N (D | Y |³ 0) - N (D | Y |< 0)
N (D | Y |³ 0) + N (D | Y |< 0)

約 15  20 pb, 200 GeV 以上の高い領域で約 5 pb と期待されている。次に大きな生成素過程は，ウィークボソンを介しを採用した１。ここで， D Y は，トップクォークと反トッたベクターボソン・フュージョン過程であり，質量領域にプクォークのラピディティの絶対値の差である。実験解析

よらず 0.5  1 pb の生成断面積を持つ。このベクターボソ

は，トップ-反トップクォーク系の崩壊事象を再構成するたン・フュージョン過程は，実験解析にユニークなシグナル

めに片方のトップクォークがレプトンに，もう片側のトッを残すので，バックグラウンドと区別が付けやすく，発見

プクォークがハドロン(ジェット)に崩壊するモードを使う。

感度が良い。
そのため解析では，
しばしばグルーオン・フュー

ここで再構成における未知変数は，ニュートリノに因る横ジョン過程からのヒッグス粒子発見を基にした解析と，ベ消失エネルギーのみになるので，Likelihood フィットによクターボソン・フュージョン過程を基にした解析で区別がり，最頻値を求める。トップクォークか反トップクォーク行われる。両者の区別は，いずれ将来的には，湯川相互作かの判定はレプトンの電荷を使って求める。ここに測定さ用の測定に役に立つ。

れた D Y 分布を図 5 に示す。得られた電荷非対称度パラメー

ヒッグス粒子の崩壊様式は，ヒッグス粒子の質量の大きさによって非常に多岐にわたる。 130 GeV 以下の質量領域

タは，
AC = -0.024  0.016(stat)  0.023(syst)

では，ボトムクォーク対への崩壊がもっとも大きく，次にであった。標準模型からの予言値は，0.006 であり，結果はタウレプトン対への崩壊，光子対への崩壊と続く。130 GeV

誤差の範囲内で予言値と一致した。

より大きくなると，ゲージボソンへの崩壊様式が表れて，

W ボソン対への崩壊，Z ボソン対への崩壊モードが主要にCMS 実験グループは，本文ラピディティ表記の代わりに疑ラピ
ディティ，もしくは，シミュレーションで得られたブースト係数を掛け合わせたラピディティ非対称度パラメータを採用している。
詳しくは，[19]を参照されたい。

１

なって来る。したがって，実験解析においては，ヒッグス粒子の質量領域に応じて，その崩壊様式と同様に多様なデー
タ解析が行われる。以下に，主な解析を紹介していく。

213

4.2

H  gg 探索ら，崩壊粒子には，検出されないニュートリノが二つ含ま

解析は，二つの光子の不変質量を組むことに終始するのれるので，ヒッグス粒子の質量再構成が容易ではない。しで，いかに質量分解能を向上できるか，そして，どこまでたがって，実験解析にはデータの力学的分布の理解が不可

偽の信号が混じらない純粋な光子対を得ることができるか欠である。

が，発見の感度を上げる上で重要な点となる。

解析は，大枠的には二つのレプトンと大きな横消失エネ

質量分解能を向上させるためには，カロリーメータのエ

ルギーを要求する。ここで，レプトンのフレーバーは，同

ネルギー補正を改善することはもちろんのこと，光子は軌種・異種の組み合わせがあり， (ee), (mm), (e m) の組み合わ跡検出器に信号を残さないので，実際の衝突点からカロリーせを考える。さらに，トップクォークからのバックグラウ

メータまでの方角の補正も重要である。特に，高ルミノシンドの寄与に応じて，解析は，H + 0 ジェットモードと H + 1

ティ下での陽子-陽子衝突の多重相互作用が複数ある場合，ジェットモードに分けられる。トップクォークは一般的に衝突点がたくさんあり，どこの衝突点から光子対が生成さその崩壊から複数のジェットを生み出すので，ジェットのれたのか判定できない。そのため，カロリーメータ内での数を特定することによって大きく寄与が異なってくる。図

シャワーの奥行き方向の広がりを利用して，光子の方角を7 に基本的なレプトン，横消失エネルギーの事象選別後の外挿することによって，質量分解能の向上を計っている。

ジェット数の分布を示す。

同定された光子の純度，および，統計量を上げるためには，検出器内での物質相互作用によって電子-陽電子対を生成した光子も同定することが重要である。ATLAS 検出器のカロ
リーメータ前方の物質量の多さから，おおよそ 30 % の光子
は，物質相互作用によって，電子-陽電子対を生成する。結果，得られた質量分解能は，電子-陽電子対生成が伴わない
場合 1.4 GeV, 伴う場合で 1.6 GeV であった。
光子対の不変質量分布から，ヒッグス粒子の共鳴ピークを探し，標準模型ヒッグス粒子に対する生成断面積の上限値を求める[20]。図 6 に光子対の不変質量分布を示す。破線は，もし 120 GeV に標準模型ヒッグス粒子があったなら，見えるべき分布を示している。ここで，分布は 5 倍の生成断面積で拡大されている。分布は，積算ルミノシティ 1 fb-1
で，すでに標準模型ヒッグス粒子生成断面積に上限を加える感度まで迫っていることを示している。

図 7 H  WW  n n 解析におけるジェットの数。
ここで，ジェッ
トは 25 GeV 以上の横運動量が要求されている。

図 7 から，明らかに H + 0 ジェットモードでは，標準模型からの W ボソン対生成事象が主なバックグラウンドとなり， H + 1 ジェットモードではトップクォーク対生成事象が大きなバックグラウンドとなっていることが分かる。
個々のバックグラウンドは，データを用いて見積もられる。
表 2 に 1.7 fb-1 のときに観測された事象数と期待される
ヒッグス粒子シグナルとバックグラウンド数と示す。ここで，ヒッグス粒子の質量は 150 GeV を仮定している。表から H + 0 ジェットモードにバックグラウンドの予想値から
2s を上回るデータ数が観測された[21]。統計的有意性を示したのが，図 8 である。もし，データ数が期待値通りであっ
図6

光子対の不変質量分布。

たなら， 140  180 GeV の質量領域は， 3s の信頼度で棄却されるが，実際に観測されたデータ数は，それを否定して

4.3

H  WW  n n 探索いる。これは， 154 GeV 以上のヒッグス粒子はすでに棄却

ヒッグス粒子の質量が， 130 GeV から 200 GeV の範囲にされているので、可能性としては、 150 GeV 以下の質量領ある場合，W ボソン対への崩壊比がもっとも大きいため，域にヒッグス粒子が存在することを示唆している。更なるこの探索モードがもっとも発見の感度が良い。しかしなが統計量を貯めた解析と，他のチャンネルからの検証が待た
れる。

214
表 2 1.7 fb-1 のときの観測されたイベント数とシグナル・バックグ
ラウンドの予想値。
ヒッグス粒子の質量は 150 GeV を仮定している。

H + 0 ジェットH +1 ジェット

シグナル期待値

34 ± 712 ± 3

バックグラウンド

53 ± 923 ± 4

70

23

データ数

ル Z ボソンに対する断面積比を利用して見積もられる。この断面積比は、互いに生成素過程が似ているので、比較的QCD による不定性が小さい。そのため、得られた理論値からの断面積比に、シングル Z ボソン生成断面積の実測値をかけることによって、その寄与が得られる。
ヒッグス粒子の全質量領域に渡って，狭い幅の共鳴ピークを探索したが，有意な兆候は見られなかった。したがって，ヒッグス粒子生成断面積に 95 % 信頼度の上限値を付けた[22]。

4.5 標準模型ヒッグス粒子の発見ポテンシャル
現在の ATLAS，CMS 両実験からの各解析チャンネルの結果を統計的にまとめ， 95 % 信頼度でのヒッグス粒子生成
断面積に対する上限値[23]としてあらわしたものを図 10 に示す。

図 8 観測されたデータ数の統計的有意性。ここで横軸はヒッグス粒子の質量を表している。

4.4

H  ZZ   探索

この解析モードは，通称，Golden Discovery Channel と呼ばれている。レプトンを 4 つ要求することによって，ほとんどバックグラウンドが寄与しないこと，かつ，4 つのレプトンの不変質量を組むことによって，ヒッグス粒子の質量を精度良く再構成することができるからである。この解析の重要な点は，低い運動量領域までレプトンを同定することと，ヒッグス粒子から崩壊して来た Z ボソンが off-shell

図 10 ATLAS・CMS 実験からの標準模型ヒッグス粒子の生成断
面積の 95 % 信頼度での上限値。

であっても，正しい組み合わせのレプトン対を見つけて，
質量再構成ができるようにすることである。たとえば，二150 GeV 以下の低い質量領域では， H  gg チャンネル

つのレプトン対の不変質量 (m12, m34 ) の相関図を図 9 に示す。

の他に， H  tt [24]， H  bb [25]， 200 GeV 以上の高いイベントの多くは，Z ボソンの質量領域にあるが，質 量 領 域 で は ， H  ZZ  nn [26] ， お よ び ，

off-resonance の領域にもイベントが見受けられる。レプト

H  ZZ  qq [27]解析からの結果も上限値の計算に含まン対の組み合わせが正しく選ばれるように事象選別は最適れている。 H  WW  n n, H  ZZ   チャンネル化される。主なバックグラウンドは，標準模型からの Z ボ

は全質量領域に寄与する。ただし， H  ZZ  n n とソン対生成事象である。このバックグラウンドは、シング

H  ZZ  nn の解析は，イベントの重複を避けるために

上 限 値 計 算 で は ， 200 GeV を 境 に 低 い 方 で はH  WW  n n の結果を，高い方では H  ZZ  nnの結果を採用する。結果， 141 GeV から 476 GeV までの質量領域は 95 % の信頼度で棄却された。LEP 実験からの下限
値 114.4 GeV [27]を含めれば，ヒッグス粒子は， 115 GeV から 140 GeV の 間 の 低 い 質 量 領 域 に あ る か ， も し く は ，480 GeV 以上の高い質量領域に存在することになる。これ
で，そもそもヒッグス粒子が存在しないという可能性を含めても，いずれにしても，かなり狭い範囲に限定されて来た。現在の蓄積されている 5 fb-1 のデータをすべて使えば，ほぼ全領域を網羅できることが期待できる。来年の結果が
図 9

2 つのレプトン対の不変質量の相関。

楽しみである。

215

5 標準理論を越える物理の探索
5.1 超対称性粒子探索
標準理論を越える新しい物理の発見は LHC 実験における最重要課題の一つである。そのなかでも超対称性理論は暗黒物質候補の予言，力の大統一の達成，かつ TeV スケールの超対称性粒子の存在を予言していることから，その発見がもっとも期待されている理論の一つである。LHC 加速器
はハドロンコライダーである故，カラー荷をもつスクォー
クやグルィーノの生成を得意とする。主に LHC で観測される超対称性事象はスクォーク・グルィーノの多段崩壊を通して生じる多数のジェットやレプトン，更にもっとも軽い
超対称性粒子ニュートラリーノが検出されないことによって生じる大きな横消失エネルギーで特徴づけられる。よって，超対称性粒子の探索では大きな運動量遷移と横消失エネルギーをもつ事象を選別することになる。レプトンや光子などを伴う崩壊過程に注目した解析[29,30,31]や，電荷や図 11 (上)4 ジェット解析における effective mass 分布。
黒丸がデー
タ，赤い実線のヒストグラムがモンテカルロシミュレーションから予想される全バックグラウンドの分布(ただし規格化前)。(下)
上記二つの分布比。黄色いバンドは相対的な系統誤差を表す。

カラー荷をもった長寿命粒子を同定する解析[32,33,34]など，
その他にも様々な解析が精力的に行われている。今回は重ジェットの測定ミス(偽の横消失エネルギーを生じる)によい質量スケールにもっとも感度がある，レプトンを伴わなりシグナルと誤認される危険なバックグラウンドである。

いマルチジェット解析とスカラーボトム直接生成探索の二シグナル領域に残る QCD ジェットバックグラウンドは，つの解析を紹介したい。

ジェットの検出器応答(特にテール部分)をデータで評価し，それを横消失エネルギーに焼き直すことで推定されており，

5.1.1 マルチジェット解析

どのシグナル領域でも 10 % 以下であることが確認された。

スカラーレプトンが高い頻度で超対称性の多段崩壊に現

1 fb-1 のデータ解析の結果，effective mass が 1 TeV 以上のれるなど，レプトンを終状態にもつ事象の割合が増大しな

シグナル領域では観測事象数が 40 であるのに対し，バック

い限り，マルチジェット＋横消失エネルギー解析[35]がもっとも発見感度の高いチャンネルといえる。目的とするシグ
ナルは，まずジェットと横消失エネルギーの複合トリガー(両者が 130 GeV 以上の事象に対するトリガー効率は約 98 % )で選別される。要求するジェット数( 2  4 ジェット)でシ
グナル領域を区別し，全部で 5 つの力学的領域を包括的に調べる。二本目以降のジェットに対しては比較的低い横運
動量( 40 GeV 以上)を要求している。最終的に陽子-陽子衝グラウンド事象数は 34  2.9(stat)  6.2(sys) と，標準理論と無矛盾であった。この実験結果をグルィーノとスクォークの質量平面で解釈した結果を図 12 に示す。図の赤色実線が質量下限値を示し，約 1 TeV の質量スケールをもつ超対称性粒子の存在が 95 % 信頼度で棄却されたことになる(この質量下限値は超対称性のモデルによるが，主にスクォーク・グルィーノの生成断面積で決定されるゆえ，比較的モデル

突から直接生成された粒子の質量と良い相関をもつ量，

effective mass(横消失エネルギーと選別されたジェットの横
運動量のスカラー和)が 1 TeV 以上，さらに横消失エネルギーが 200  300 GeV 以上であること要求することで，1 TeV ス
ケールの超対称性粒子の発見に解析を最適化している。
図 11 にもっとも感度の高い 4 ジェット解析におけるeffective mass 分布を示す。主なバックグラウンドはW /Z ボ
ソンにジェットを随伴する過程とトップクォーク対である。
各バックグラウンドの推定にはモンテカルロシミュレーショ
ンを用いている。ただし各々のバックグラウンドの規格化
は複数のコントロール領域でデータとモンテカルロ事象数を最尤度フィットすることで求められており，またこの推定結果はデータを使った複数の手法でクロスチェックされている。QCD ジェット過程は生成断面積が大きく，また図 12 グルィーノ-スクォーク質量面で 95 % 信頼度で棄却された領域(赤色実線の左下側)。

216
依存性の小さい結果といえる。ただし，質量スペクトラムた。この実験結果をスカラーボトムとニュートラリーノ質が縮退したケースでは終状態に現れるジェットがソフトに

量平面に焼き直した結果が図 14 である。スカラーボトムのなるため，バックグラウンドとの区別が難しくなり，感度質量が小さい，またはニュートラリーノとの質量差が小さがおちる。よってこの下限値は適用できない)。

いパラメータ領域ではバックグラウンドからの分離が難し
くなり，感度が著しく低下する。ニュートラリーノの質量5.1.2 スカラーボトム直接生成探索
第三世代の超対称性粒子はヒッグス粒子との結合が大きが 60 GeV 以下である場合，質量 405 GeV 以下のスカラーボ
トムの存在が否定された。

いことから他のスクォークに比べて非常に軽くなり，直接生成断面積が非常に大きくなる場合がある。スカラーボト
ムの直接生成はフレーバーを区別してみていることから，探索できる質量スケールは低くなり，かつ着目している崩 0 は多重度が小さいことからバックグ
壊パターン b  b + c
1

ラウンドとの選別が難しくなる。しかしながら第一・二世
代のスクォークが数 TeV と非常に重い場合には重要な発見
チャンネルとなる。スカラーボトム直接生成探索[36]で期待される信号は二本の b ジェットと大きな横消失エネルギーで特徴づけられる。終状態に二本の b ジェットを要求する
ので，主なバックグラウンドはトップクォーク対と Z ボソ
ンに bb が随伴する過程となる。トリガー(ジェット＋横消失エネルギーの複合トリガー)の制限により一本目の b
ジェットには横運動量 130 GeV 以上であることを要求し，二本目には 50 GeV 以上を要求，三本目のジェットをもつ事
象はベトーする。 b ジェットはニューラルネットアルゴリ
ズムによって同定される( b ジェットの同定効率 60 % に対し，ライトフレーバー (u, d, s ) ジェットを b ジェットと誤認する確率は約 0.3 % ）。トップクォーク対バックグラウンドを抑制するカットとして contransverse mass (mCT ) という量を用いる。これは以下のような式で定義される。


2
mCT
= [ET (b1 ) + ET (b2 )]2 - [ pT (b1 ) - pT (b2 )]2

図 14 スカラーボトム(横軸)とニュートラリーノ(縦軸)質量平面上において， 95 % 信頼度で棄却された領域。

5.2 ジェット対共鳴探索
超対称性理論以外にも LHC で探索可能な質量スケールに新粒子・現象を予言する有望な理論が数多く提唱されている。たとえば excited quark や axigluon などカラー荷を持った粒子が予言されており，これらの未知の重たい粒子は二本のジェットへ崩壊し，なめらかな QCD ジェット事象の不変質量分布の上に狭い共鳴ピークを作る。この解析では，
まずシングルジェットトリガー(閾値横運動量 180 GeV )を用いて事象を選別する。

この分布の上端はスカラーボトムとニュートラリーノのジェットは anti-kt アルゴリズム(distance パラメータ 0.6)

質量差に相関があり，トップクォーク対バックグラウンドで再構成し，ジェットのエネルギースケールが良く分かっの場合は，おおよそ 140 GeV となる(contransverse mass はているラピディティ領域 y < 2.8 にある 2 つのジェットを始状態放射を伴う場合など，スカラーボトム対の横方向ブー使って不変質量を組み， 717 GeV 以上の領域を探索する。

ストなどに対して不変な量ではないため，この解析では系

QCD ジェットのバックグラウンドの不変質量分布をフィッ。
のブーストに対する補正をかけた量を用いている[36]）トによって求める際，信号の存在がフィットに影響しない

図 13 に contransverse mass 分布を示す。シグナル領域

よう，ヒストグラムのビン幅は不変質量分解能程度( 5 TeV(mCT > 200 GeV) で 期 待 さ れ る バ ッ ク グ ラ ウ ン ド 数 は

領域で 4 % 程度)にしてある。以下の関数でフィットしてバッ

8.1  3.5, これに対し実際に観測された事象数は 10 であっクグラウンドの不変質量分布を求める。
pp + p4 ln(x )f (x ) = p1(1 - x ) 2 x 3

ここで x は不変質量を重心系エネルギーで規格化したもの
で， pi はフィットパラメータである。バックグラウンドモ
デリングにおけるフィットの p 値は 0.96 であった。
図 15 にジェット対の不変質量分布とフィットの結果を示す。データとバックグラウンドの予想とは一致しており，最も偏差の大きい不変質量領域(図 15 の青色実線で囲まれ
図 13(左)contransverse mass(右)横損失エネルギー分布

217る領域)でも p 値は 0.82 であった。生成断面積とアクセプ

本解析では横運動量 20 GeV 以上をもつ電子とミューオン

タンスの積を新粒子質量の関数で示したものが図 16 である。

のみを用いる(ただしトリガーの要請により少なくとも 1 つ

黒色実線が 1 fb-1 のデータ解析で得られた上限値，青色と緑のレプトンは閾値 25 GeV を越えている必要がある)。解析

色の波線はそれぞれ excited quark と axigluon モデルで予想を一般化するため，ジェットや横消失エネルギーに対するされる理論値である。このラインが交差する点が質量下限

要求は課していない。同種・異電荷をもつレプトン対が少値となり， 3 TeV 以下のそのような新粒子の存在は 95 % 信

なくとも 1 つある事象を選択し，かつ Z ボソン起源のバッ

頼度で却下された[37]。

クグラウンドを減らすため不変質量が Z ボソン質量でないこと ( m  - mZ > 10 GeV) を要求する。主なバックグラウン
ドは終状態に本物のレプトン二つと，少なくとも一本のジェットを伴い，かつジェットがレプトンとして間違って同定される事象(主にトップクォーク対や Z /g * ＋ジェット)
であり，この理解が解析の鍵となる。特にジェットがレプトンと誤認される確率はモンテカルロシミュレーションで再現することが難しいため，偽レプトン起源のバックグラ
ウンドはデータを用いて評価する。 Z ボソン＋ジェットの場合は，偽レプトンを伴うコントロールサンプル( m  - mZ < 10 GeV) を用い，シグナル領域への外層にはモンテカルロシミュレーションの情報を用いる。
観測された事象数は 31，推定されたバックグラウンド数
は 25.9  3.8(stat)  4.3(sys) と標準理論と無矛盾であった
図 15 2 ジェットの不変質量分布。赤い実線が推定された QCD
ジェットバックグラウンドの分布，エラーバー付きの黒丸がデータ。下のヒストグラムに両者の偏差を示す。

[38]。また図 17 に示されているように，横消失エネルギー分布も標準理論の予想と一致しており (p 値 = 0.38), CMS 実
験で報告された大きな横消失エネルギーをもつマルチレプ
トン事象の超過[39]は見られなかった。今後ルミノシティの増加に伴い感度が上がってくるチャンネルであり，注目されている解析の一つである。

図 16 生成断面積とアクセプタンスの積に対する上限値を新粒子の質量の関数で示す。

5.3 マルチレプトン事象の探索
最後にマルチレプトンチャンネルの解析を紹介する。レプトンを 3 つ以上要求した場合，バックグラウンドは大幅に抑制され，非常にクリーンな環境下で探索を行うことが出来る。このような解析は，たとえば超対称性粒子の崩壊にスカラーレプトンが現れる事象や，二重電荷をもつヒッ
グス粒子の対生成事象などに感度がある。

図 17 信号領域におけるデータと推定されたバックグラウンドの横消失エネルギー分布。

6 おわりに今回は夏の国際会議と，それ以降に報告された約 1 fb-1 のデータを用いた解析結果の中，筆者が特に面白いと思うものについてまとめさせて頂いた。データ量 1 fb-1 というのは
質量 130  200 GeV のヒッグス粒子や 1 TeV スケールの超対称性粒子に感度があるということから，発見ないしはその徴候が見られることを期待していた人も多かったと思う。

218
上記二テーマに限らず様々な探索・精密測定が行われたが，残念ながら標準理論の予想値からの有意なずれは未だ観測[23] The ATLAS and CMS Collaboration,
ATLAS-CONF-2011-157.

されていない。これまでに ATLAS 実験で探索された新粒[24] The ATLAS Collaboration, ATLAS-CONF-2011-132.

子の質量スケールは，超対称性粒子は約 1 TeV, 重いW /Z ボ[25] The ATLAS Collaboration, ATLAS-CONF-2011-103.

ソ ン は 2 TeV, 強 い 重 力 相 互 作 用 な ど を す る 粒 子 は[26] The ATLAS Collaboration, arXiv:1109.3357 [hep-ex];

3  4 TeV 程度までとなっている。2011 年度の実験が終わった今現在，全データのキャリブレーション並びにデータ解析が精力的に行われている。2012 年冬の国際会議での結果を期待していただきたい。

CERN-PH-EP-2011-142.
[27] The ATLAS Collaboration, arXiv:1108.5064 [hep-ex];
CERN-PH-EP-2011-136.
[28] LEP Working Group for Higgs boson searches, Phys.
Lett. B 565 (2003) 65-75.

参考文献[1] 浅井祥仁「LHC（ATLAS・CMS）最新結果 I」，高エネ
ルギーニュース 29-3, 142 (2010)。

[2] 戸本誠，花垣和則「LHC 最新の研究結果 II」，高エネル
ギーニュース 30-1, 116 (2011)。

[3] The ATLAS Collaboration, arXiv:1108.6308 [hep-ex];
CERN-PH-EP-2011-134.
[4] The ATLAS Collaboration, arXiv:1107.2381 [hep-ex];
CERN-PH-EP-2011-095.
[5] The ATLAS Collaboration, Phys. Lett. B 701 (2011)31-49; arXiv:1103.2929 [hep-ex];
CERN-PH-EP-2011-036.
[6] The ATLAS Collaboration, arXiv:1109.5141 [hep-ex];
CERN-PH-EP-2011-143.
[7] The ATLAS Collaboration, ATLAS-CONF-2011-110.
[8] The ATLAS Collaboration, ATLAS-CONF-2011-099.
[9] The ATLAS Collaboration, arXiv:1110.5016 [hep-ex];
CERN-PH-EP-2011-166.
[10] The ATLAS Collaboration,arXiv:1106.1592 [hep-ex].
[11] The ATLAS Collaboration, ATLAS-CONF-2011-120.
[12] The ATLAS Collaboration, arXiv:1108.3699 [hep-ex];
CERN-PH-EP-2011-103.
[13] The ATLAS Collaboration, ATLAS-CONF-2011-117.
[14] The ATLAS Collaboration, ATLAS-CONF-2011-141.
[15] The ATLAS Collaboration, ATLAS-CONF-2011-106.
[16] The ATLAS Collaboration, ATLAS-CONF-2011-122.
[17] The CDF Collaboration, Phys. Rev. D 83 (2011)
112003; arXiv:1101.0034 [hep-ex].
[18] The D0 Collaboration, arXiv:1110.2062 [hep-ex];
FERMILAB-CONF-11-537-PPD.
[19] The CMS collaboration, CMS-PAS-TOP-11-014.
[20] The ATLAS Collaboration, arXiv:1108.5895 [hep-ex];
CERN-PH-EP-2011-129.
[21] The ATLAS Collaboration, ATLAS-CONF-2011-134.
[22] The ATLAS Collaboration, arXiv:1109.5945 [hep-ex];
CERN-PH-EP-2011-144.

[29] The ATLAS Collaboration, arXiv:1109.6606 [hep-ex],
CERN-PH-EP-2011-153.
[30] The ATLAS Collaboration, arXiv: 1110.6189 [hep-ex],
CERN-PH-EP-2011-165.
[31] The ATLAS Collaboration, arXiv:1111.4116 [hep-ex],
CERN-PH-EP-2011-160.
[32] The ATLAS Collaboration, Phys. Lett. B 703 (2011)428.
[33] The ATLAS Collaboration, Phys. Lett. B 701 (2011) 1.
[34] The ATLAS Collaboration, arXiv:1109.2242 [hep-ex],
CERN-PH-EP-2011-131.
[35] The ATLAS Collaboration, arXiv:1109.6572 [hep-ex],
CERN-PH-EP-2011-145.
[36] The ATLAS Collaboration, Under preparation[37] The ATLAS Collaboration, arXiv:1108.6311 [hep-ex],
CERN-PH-EP-2011-127.
[38] The ATLAS Collaboration, ATLAS-CONF-2011-158[39] The CMS Collaboration, PAS-EXO-11-045.