187■ 研究紹介Double Chooz 実験の現状と今後
首都大学東京 理工学研究科

松原 綱之
matsubara@hepmail.phys.se.tmu.ac.jp
東北大学 ニュートリノ科学研究センター

Emmanuel Chauveau
chauveau@awa.tohoku.ac.jp
2014 年 (平成 26 年) 11 月 18 日

1

はじめに

に様々な実験でニュートリノ振動の存在が確認され, 本実験が測定を開始した 2011 年の時点では三つの混合角

ニュートリノ振動は現在の素粒子標準模型を超えた物のうち二つが測定されていた。しかしながら, 残る混合理の存在を示唆する現象であり, その理解は新物理への角 θ13 は Chooz 実験による上限値 [2] が得られているの糸口となることが期待される。そのニュートリノ振動をみであった。

記述するパラメータの一つ, 混合角 θ13 を精密測定する

その θ13 の有限値の測定を目指して加速器や原子炉をことが筆者らの参加する原子炉ニュートリノ振動実験

使った実験が複数提案され, 熾烈な競争が繰り広げられDouble Chooz の目的である。
本実験は 2011 年 4 月より後置検出器のみでのデータた。そして, 2011 年 6 月から 2012 年 4 月の 10ヶ月の間取得を開始し, 2011 年 11 月に θ13 による原子炉ニューすら更新されていなかった θ13 の有限値が測定された。

トリノ消失現象の兆候を世界で初めてとらえた。その後

図 1 に 2011 年以降の θ13 測定結果のまとめ 1 を示す。

に次々と測定結果が発表され, 約 10 年ものあいだ上限値の 2012 年 3 月, 競合する DayaBay 実験により 5σ 以上の有意度でその有限値が示され, 現在は θ13 測定の高精

T2K 6 events[1106.2822]

MINOS[1108.0015]

誤差と系統誤差を削減して, より高い精度での θ13 測定

DC (Gd) 101 days

[1112.6353]

結果を得た。また, さらなる精密測定化にむけて前置検

DayaBay 55 days

[1203.1669]

RENO 229 days

[1204.0626]

DC (Gd) 228 days

[1207.6632]

DayaBay 139 days

[1210.6327]

置検出器の建設および試運転状況, θ13 測定感度の将来

DC (H) 228 days

[1301.2948]

予測について報告する。前置検出器の建設および試運転

T2K 11 events[1304.0841]

DayaBay 217 days

[1310.6732]

T2K 28 events[1311.4750]

RENO 416 days

[1312.4111]

DayaBay (Gd+H) 217 days

[1406.6468]

DC (Gd) 461 days

[1406.7763]

度化のフェーズに入っている。本実験も現在までに統計

出器のデータ取得を目前に控えている。

2011

Accelerator
experiments (NH)
Accelerator

2012

experiments (IH)
Reactor

この研究紹介では, Double Chooz 実験の最新結果, 前

状況については Chauveau が, それ以外については松原

experiments

2013

が記事を担当した。
2014

2

物理的背景
素粒子の標準模型ではニュートリノの質量はゼロとし

-0.05

0

0.05 0.1 0.15 0.2 0.25 0.3

sin22θ13て扱われている。これに対し, ニュートリノが世代間で

図 1: 2011 年以降の θ13 測定のまとめ。原子炉実験の結異なる質量を持ち, フレーバーの固有状態が質量の固有

果の (Gd), (H) については本文で解説する。

状態の混合で表されるとき, ニュートリノ振動というフレーバー間の遷移現象が予言される。このニュートリノ
振動は, 1998 年の Super-Kamiokande 実験による大気
ニュートリノの観測結果より発見された [1]。現在まで

1 各実験の結果は学術誌に投稿された論文から引用した。図中にその投稿論文の arXiv 番号を示す。誤差はすべて 68% C.L. であり,
特に加速器実験では, 順階層 (NH) と逆階層 (IH) について δCP =0,
θ23 =45◦ を仮定した際の θ13 測定結果を記載した。

188

有限な θ13 値の発見後も, 各実験はより高い精度での質量二乗差が |∆m231 | ∼ |∆m232 | = 2.5 × 10−3 eV2 (∵θ13 測定を目指し測定結果を更新し続けている。本実験∆m221 ≪ |∆m232 |) であることと反電子ニュートリノのもこれまでに, ガドリニウム捕獲事象を用いた解析結果

エネルギーが数 MeV であることから, 式 (1) より後置(Gd) を三度にわたって発表した [3, 4, 5]。2013 年には独立した事象である水素捕獲事象を用いた解析結果 (H)

検出器付近のベースラインで振動の大きさが最大になると導かれるためである 3 。

を公表し [6], 図 1 に記載はないが, ガドリニウムの結果

本実験では Chooz 実験で用いられた検出器に比べてと組み合わせた解析結果 (Gd+H) についても 2013 年に構造的な改良がなされるとともに, 新たに前置検出器を発表した。

置くことで反電子ニュートリノのフラックスや検出効率

原子炉ニュートリノ実験における反電子ニュートリノ

に由来する系統誤差をキャンセルする。そのため二つのの生存確率は, ニュートリノ振動パラメータである混合検出器のニュートリノを観測する装置は同一構造を持た

角 θ13 と質量二乗差 ∆m231 (= m23 − m21 ) を用いて,せている。ただし, 最外層の遮蔽には違いがある。後置

1.27∆m231 [eV2 ]L[m])Eν [MeV](1)と表され, 反電子ニュートリノの欠損量から直接 θ13 が検出器では鉄シールドが検出器全体を囲うように設置さが代わりに設けられた。これは, 前置検出器が後置検出測定される。一方, 加速器ニュートリノ実験での観測量器より地下浅くに設置されることで宇宙線レートが増加

は θ13 だけでなく他の混合角やレプトンセクターの CPすることが見込まれ, それにともなう中性子を由来とす

対称性の破れ (δCP ) を含む関数となる。そのため, 加速

るバックグラウンドを抑制するためである。ただし, 原器ニュートリノ実験における δCP 測定感度を向上させ子炉と検出器間の距離が短くなることで原子炉からの反るためにも, 原子炉ニュートリノ実験で θ13 を精密に測電子ニュートリノの数も増加するため, 前置と後置検出

P (ν̄e → ν̄e ) = 1 − sin2 2θ13 sin2 (2定することは依然として重要 である。

3

Double Chooz 実験の概要

3.1

原子炉ニュートリノ実験れていた。一方, 前置検出器では上面のみに鉄シールドが設置され, 底面と側面には水を満たしたバッファー層

器での S/N 比はほぼ同等となる。

3.2

反電子ニュートリノ検出原理とバックグ
ラウンド

反電子ニュートリノ検出原理を説明する。本実験ではDouble Chooz 実験はフランス北東部のアルデンヌ地

ガドリニウム入り液体シンチレータを反電子ニュートリ方に位置する Chooz 原子力発電所の近傍で行われていノの検出に用いている。反電子ニュートリノはシンチレーる。本実験は日本を含む 7 カ国 · 約 150 名の共同研究

タ中の水素原子核と逆ベータ崩壊反応 (ν̄e + p → e+ +者からなる国際共同実験であり, 日本グループは東北大学, 東北学院大学, 新潟大学, 首都大学東京, 東京工業大n) を起こす。陽電子は運動エネルギーを失ったのちに電子との対消滅を起こし, 先発信号をつくる。このときエネ

学, 神戸大学, 広島工業大学のメンバーにより構成されルギー保存則から, 先発信号のエネルギー (Ee+ ) は反電子ている。

ニュートリノのエネルギー (Eν ) と Ee+ = Eν − 0.8 MeV

原子炉は高い強度を持つ人工のニュートリノ源であの関係を持つ。そのため, 先発信号のエネルギースペク

り, なおかつノーコストで利用できるメリットがある。

トルを測定することで, θ13 による振動パターンを考慮

Chooz 原子力発電所には原子炉が二基存在し, 原子炉熱したより高い精度での θ13 解析が可能になる。一方, 中出力の最大値は合計で 8.5 GWth である。運転中の原子性子は熱中性子となった後に約 30 マイクロ秒でガドリ

炉はその出力がモニターされており, 核分裂数と生成さニウムに吸収され, 合計 8 MeV の遷移ガンマ線を放出しれる反電子ニュートリノの数が計算される。しかし, そのて後発信号を生成する。このように逆ベータ崩壊反応に反電子ニュートリノのフラックスには不定性があるため,伴う二つの信号が, ある時間差を持って生じたことを条

前置検出器で系統誤差を抑える手法が提案された。ただ件とする遅延同時計測を行うことで, 高い S/N 比での反し, これまで Double Chooz 実験は先に建設が終わった

電子ニュートリノの検出ができる。

後置検出器のみで測定を行っているため, 原子炉付近で一方で, 精密な θ13 測定には, 残る数少ないバックグ測定された別実験の測定結果を前置検出器代わりに用い

ラウンドにも注意を払う必要がある。この反電子ニューることで, その不定性を 1.7%程度まで抑えている。

トリノ事象のバックグラウンドには偶発事象と相関事象

前置と後置検出器は原子炉コアから約 400 m と 1 kmの距離に設置される。これは, 他実験から見積もられた2 加速器と原子炉ニュートリノ実験の相補性や期待される成果については日本物理学会誌 第 68 巻 第 7 号に詳しい記事 [7] がある。

がある。偶発事象は, 環境ガンマ線と宇宙線起源の中性
3 実際に振動の大きさが最大となるのは 1.5 km 付近になるが, 旧Chooz 実験で使用されたトンネルを利用したため, 後置検出器は約1 km ベースラインの位置に設置された。

189子といった時間相関をもたない単発事象が偶発的に時間

Double Chooz 実験の最新結果

4

差条件を満たした事象 (Accidental BG) である。相関事
象は, 反跳陽子をともなう高速中性子 (Fast-n BG) や核

2014 年に発表した Double Chooz 実験の最新結果 (Gd-

破砕反応で生成されて崩壊時に中性子の放出をともなうIII) について報告する。前回の 2012 年に公表された結果 (Gd-II) に比べて 2 倍以上の統計量を用いたことに加えて, 様々なアプローチで解析の改善を行うことで測定

放射性同位体 (9 Li/8 He BG) など, 宇宙線を起源とした
時間相関を持つ事象である。

感度を向上させた。本稿では解析手法の改善のポイントと θ13 測定結果について説明する。また, 今回の解析に

3.3

Double Chooz 検出器の構造

Double Chooz 検出器 (図 2) はニュートリノ検出器とミューオン検出器に大別される。ニュートリノ検出器は円筒形の 3 層構造をしている。最内層の透明なアクリル

よって明らかとなった先発信号のエネルギースペクトルの歪みについても報告する。この結果は 2014 年 10 月に学術雑誌 “Journal of High Energy Physics”[5] に掲載されており, 詳細は論文をご参照いただきたい。

容器内には逆ベータ崩壊反応のターゲットとなるガドリ
ニウム入り液体シンチレータ (10.3 m3 ) が入っている。

4.1

解析の改善のポイント

ターゲット層は液体シンチレータで満たされたガンマ
キャッチャー層 (23 m3 ) に囲まれており, 漏れ出るガン

まず第一の改善点は, 検出器の理解が進んだことであマ線を検出して反電子ニュートリノの検出精度を高めてる。その一例として, 図 3 に検出器分解能を示す。各種いる。その外側にはバッファー層と呼ばれるミネラルオ

キャリブレーション線源と核破砕反応で得られる中性子

イルに満たされた不感領域 (110 m3 ) があり, 光電子増倍のガドリニウムと水素捕獲事象を用いて見積もられた検管のガラスに含有するガンマ線バックグラウンドを抑え出器分解能について, データと MC シミュレーションのている。最外層の外壁には 390 本の 10 インチ光電子増比較を行った。その結果, 両者は良い一致を示した。

方, ミューオン検出器はバッファー層の外側の光学的に分離された層 (内部ミューオン検出器) と検出器上部 (外部ミューオン検出器) に設置され, 宇宙線起源バックグ
ラウンドの低減に重要な役目を果たしている。

Energy Resolution

倍管 4 が配置され, シンチレーション光を観測する。一0.14

Data (calib. source)

0.12

MC (calib. source)
137

Cs

0.10

Data (IBD or spall. n)

68Ge

MC (IBD or spall. n)

0.08
H (252Cf)

0.06

C (GC, spall. n)

60

Co

0.04

Gd (252Cf, ν)

0.02
0.00

1

2

3

4

5

6
7
8
Visible Energy (MeV)

図 3: 検出器分解能のデータと MC シミュレーションの比較。各点はキャリブレーション線源と中性子の捕獲事
象を用いて見積もられた。実線は検出器分解能を表す関数を用いたフィット結果を示す。
第二, 第三の改善点としては, θ13 測定感度を向上させるためにバックグラウンド量および系統誤差の削減を行ったことが挙げられる。3.2 章で説明したバックグラ
ウンドをより多く排除するために複数のカットを新しく開発し, バックグラウンド量の大幅な削減に成功した。
表 1 に今回の解析で見積もられたバックグラウンド量お
図 2: Double Chooz 後置検出器の断面図。検出器全体

よび前回の結果に対する比を示す。この改善によって先としては 7 m×7 m 程度の大きさを持つ。

発信号と後発信号のエネルギーカットの条件を緩めることが可能となったため, 反電子ニュートリノ事象の検出
効率の不定性を約 40%削減することができた。さらに,
バックグラウンドの見積もり手法の改訂も行い, 宇宙線

4 この光電子増倍管は IceCube 実験でも使用されている浜松ホトニクスの R7081 に, 特別に低放射能のガラスを用いた改良品を使用している。

の核破砕反応にともなう 9 Li と 8 He の信号量に対する190

誤差を約半分に, 高速中性子と停止ミューオンの誤差を
表 3: 観測された反電子ニュートリノ候補とその予測値

約 1/5 に抑えることにも成功した。
表 2 に今回の解析で見積もられた誤差および前回の結果に対する比を示す。統計量の増加による統計誤差の減少も合わせて, 信号量に対する全体の誤差を 20%減少させた。この改善は, 今回の θ13 の測定結果に効果をもたらすだけでなく, 前置検出器完成後の原子炉ニュート
リノのフラックスに由来する誤差が大幅に削減された際に, より大きなインパクトを持つ。
表 1: 今回の解析で見積もられたバックグラウンド量お
Background9
Li + 8 He
Fast-n + stop-µ
Accidental13
C(α, n)16 O
12B

Rate (d )0.97+0.41−0.16
0.604 ± 0.051
0.070 ± 0.003< 0.1< 0.03

Reactor On
460.6717351
17530 ± 320
447+189−74
278 ± 2332.3 ± 1.2
18290+370−330

Live-Time (days)
IBD Candidates
Reactor ν̄eCosmogenic 9 Li/8 He
Fast-n + stop-µ
Accidental BG
Total Prediction

Reactor Oﬀ
7.24
7
1.57 ± 0.47
7.0+3.0−1.2
3.83 ± 0.64
0.508 ± 0.019
12.9+3.1−1.4

Rate+Shape 解析は, 先発信号のエネルギースペクト
ルから θ13 による振動パターンをフィットして見積もる。

よび前回の結果に対する比。

−1

のまとめ。

Gd-III/Gd-II
0.78
0.52
0.27
not reported in Gd-II
not reported in Gd-II

θ13 の大きさによる振動パターンの違いに加えて, 反電
子ニュートリノとバックグラウンドのエネルギースペク
トル (Shape) の違いをフィットに組み込むことで, 計数(Rate) のみの解析より高い測定感度を得ることができる。観測された先発信号と Rate+Shape 解析によって得られたベストフィットのエネルギースペクトルを図 4 に

表 2: 今回の解析で見積もられた誤差および前回の結果2示す。この解析により, sin2 2θ13 = 0.90+0.032−0.029 (χ /d.o.f= 52.2/40) の結果を得た。

Uncertainty (%)
1.7
0.6+1.1 / -0.4
0.1
0.8
+2.3 / -2.0

Gd-III/Gd-II
1.0
0.6
0.5
0.2
0.7
0.8

Data

1400

No oscillation + best-fit BG
Best fit: sin22θ13=0.090

1200

Accidentals
9

Li + 8He
Fast n + stopping µ1000
Events/0.25 MeV

SourceReactor flux
Detection eﬃciency
9
Li + 8 He BG
Fast-n + stop-µ BG
Statistics
Total

Events/0.25 MeVに対する比。

800
600
400

4.2

θ13 測定結果

表 3 に, 使用したデータ日数, 反電子ニュートリノ事象
候補の観測数, 振動がない場合に予測される反電子ニュー

30
25
20
15
10
5
0

200
0

2

4

6

8

2

4

10

6

8 10 12 14 16 18 20
Visible Energy (MeV)

12

14

16

18

20

Visible Energy (MeV)

トリノの事象数, 見積もられた各バックグラウンドの数について, 原子炉稼働中と停止中の期間に分けた値を示

図 4: 観測された先発信号のエネルギースペクトルとす。460.67 日のデータを使用した解析により, バックグ

Rate+Shape 解析によって得られたベストフィットのエ
ネルギースペクトル。

ラウンドを含む振動がない場合の予測値 18290+370−330 事象に対して 17351 事象を観測した。この欠損量が先に説明した θ13 によるニュートリノ振動の影響である。前回の一方, RRM 解析は, 反電子ニュートリノの数が原子炉解析と同様に, 原子炉停止中の 7.24 日の測定結果も解析

出力に比例するのに対してバックグラウンドが一定値とに用いることで, バックグラウンドに信頼性の良い強いなることを利用し, 計数のみの解析で θ13 による振動の制限をかけて測定感度を高める工夫もされている。

大きさとバックグラウンドの総量を同時にフィットでき

今回の最新結果では, 二つの手法を用いて θ13 測定結るという特徴がある。すなわち, 図 5 のように横軸を予果を得た。一つは反電子ニュートリノの欠損量および先

測値, 縦軸を観測値にとったとき, 振動の大きさは傾き

発信号のエネルギースペクトルに現れる振動パターンの 1 からのずれ, バックグラウンド総量は切片から求まやバックグラウンドの形も考慮した Rate+Shape 解析,

2る。この解析により, sin2 2θ13 = 0.90+0.034−0.035 (χ /d.o.f =動を利用した Reactor Rate Modulation (RRM) 解析で4.2/6) の結果を得た。この解析では, 表 3 にある見積もられたバックグラウンドの量と誤差の情報もフィットにある。

組み込むことで感度を向上させている。

もう一つは原子炉からの反電子ニュートリノのレート変191

Observed rate (day-1)

可能性などが調べられたが, どの調査からもこの特徴的なスペクトルの歪みを与える証拠は得られなかった。

50

Data
No osc. (χ2/dof=54/7)
Best fit: sin22θ13 = 0.090

電子ニュートリノ事象の予測に由来する可能性につい40

90% CL intervalて検証した。この検証には 5 つのエネルギー領域に分け

次にわれわれは, 未知のバックグラウンド, または反た RRM (eRRM) 解析を用いた。先ほど説明したように,

30

RRM 解析はバックグラウンドの見積もり誤差を与えな
いことでその総量をフィット後の切片から独自に見積も20ることができる。また, この eRRM 解析では DayaBay

100

実験の sin2 2θ13 = 0.90+0.009−0.008 を用いて振動の大きさに
0

10

20

30

40

制限を与えることで, 反電子ニュートリノ事象の予測量50に対する観測量の割合 (∆Φ) をフィット後の傾きから得

Expected rate (day-1)られるようにした。
図 5: RRM 解析の結果。θ13 によるニュートリノ振動に

この eRRM 解析の結果, どのエネルギー領域においても得られたバックグラウンド総量は見積もられたバッ

よって傾きが 1 より小さくなって現れている。

クグラウンドの量や原子炉停止中のデータとエラーの範エネルギースペクトルの歪み

4.3

囲内で一致し, 未知のバックグラウンドが存在する証拠

改善した解析でより精密な θ13 測定結果は得られたが,われわれを悩ませる兆候も同時に得ることとなった。図6 に Rate+Shape 解析で示した振動がない場合に予測されるエネルギースペクトルに対する観測された先発信号との比 (黒点), またはベストフィットとの比 (赤実線)を示す。この図より, 4 MeV 以上の領域で予期していな
かったスペクトルの歪みの兆候があることが分かり, 特に 5 MeV 付近の超過が顕著にみえる。原子炉ニュートは得られなかった。一方, ∆Φ のフィット結果 (図 7) より, [4.25, 6] MeV の領域に 2σ の超過, [6, 8] MeV の領
域に 1.5σ の不足がみられた。さらに, 見積もられたバッ
クグラウンドの量で eRRM 解析のフィットに制限を加えると, その超過と不足の有意度はそれぞれ 3σ と 1.6σに達した。これは反電子ニュートリノ事象の予測のずれが原因でスペクトルの歪みを引き起こしていることを示唆している。

リノのフラックスに由来する誤差と比較しても, それだ

Flux normalization ∆Φ (%)

Data / Predicted
0.25 MeV

けでこの歪みを説明することは難しい。

Data

1.4

No oscillation
Reactor flux uncertainty
Total systematic uncertainty

1.2

Best fit: sin22θ13 = 0.090

1.0

20
10
0
-10

Best-fit ∆ ΦBest-fit ∆ Φ (BG constrained)-20

Φ uncertainty

0.8

-30
0

0.6

1

2

3

4

5

6

7

8

Visible Energy (MeV)
1

2

3

4

5

6

7

8

Visible Energy (MeV)

図 7: eRRM 解析による反電子ニュートリノ事象の観測量と予測量の割合のフィット結果。

図 6: Rate+Shape 解析から得られた, 予期せぬスペク
トルの歪みの兆候。
われわれはこの 5 MeV 付近の超過を生じうる要因について様々な面から調査を行った。非常に小さい反応断面積を持つ炭素による捕獲事象や 12 B のベータ崩壊に由来するバックグラウンドの可能性, エネルギースケー
ルやエネルギー分解能といった検出器自体を由来とする

eRRM 解析の結果を受けて, 5 MeV 付近の超過領域のさらなる調査を二基の原子炉の稼働状況を利用して行った。その手法と結果を図 8 に示す。解析にはガドリニウ
ム捕獲事象に加えて水素捕獲事象も用いられ, 超過領域に含まれる事象数は [4.25, 6] MeV の外側の領域を内挿して差をとることで見積もられた。右上図にその超過領

192

域の一日あたりの事象数と規格化された全エネルギー領

5

The near detector

域の事象数を, 原子炉の稼働台数が一基と二基の期間に分けて示す。このように超過領域の事象数は, 全エネル
ギー領域の事象数と同様, 原子炉の稼働台数とよい相関を示す。よって本解析でも, この超過が原子炉からの反電子ニュートリノ由来であると示唆された。
最後にわれわれは, この超過が θ13 測定感度に与える影響について評価した。評価にはその超過がガウス分布となるモデルを仮定し, 様々なピークエネルギーとそのHaving a second detector closer to the neutrino
source and identical to the first and far detector isthe concept of the experiment. Such near detector
will observe anti-neutrinos before appearance of flavor
oscillation. A comparison of neutrino flux and energy
spectrum from both detectors will give a direct
measurement of θ13 with unprecedented precision.

広がりを持つ条件のもと, 超過量をフリーパラメータとして Rate+Shpe 解析に組み込んだ。結果, あらゆる条件
に対して sin2 2θ13 の値がその測定誤差に対して 30%以

5.1

A new underground laboratory

内 (< 0.3 σ) の変動にとどまったため, スペクトルの歪み

While the far detector was built inside an ex-が θ13 測定に大きな影響を与えないことが確認された。

isting laboratory, host of the previous CHOOZ
experiment[2], the near detector has required the construction of a new underground laboratory, 40 meters

以上の解析結果を元に, Double Chooz 実験グループ
は反電子ニュートリノ事象の予測のずれに由来したと考えられる予期せぬスペクトルの歪みについて他原子炉実5

験グループに先がけて公表した 。その後, RENO 実験
や DayaBay 実験でも同様の超過を確認したとの報告がなされた。
この歪みを引き起こす可能性の一つとして, 原子炉
ニュートリノスペクトルの計算方法の見直しも行われている。例えば, 本実験では主要な親同位体 (235 U, 238 U,
239

Pu, 241 Pu) のスペクトル測定実験に基づき計算する方法が採用されているのに対し, 原子炉コアで反応に関わる核種のデータベースから数値計算する方法 [8] が試された。その結果, 実験で観測された歪みを説明しうる
スペクトルの計算結果が示されている。しかしながら,原因を特定するためには引き続き調査が必要であろう。
Excess rate (/day)

Entries / 0.25 MeV

7000
6000
5000

Excess rate

3

under the ground (120 m.w.e.) and at 400 m from thetwo nuclear reactors.
In 2011, when first neutrinos were detected in the far
detector, the digging of the access gallery started. Twoyears were necessary to complete the gallery and thelaboratory hall to hold the detector. This work had
special authorization and was particularly controlled,
since this is not common to use large amount ofdynamites close to a running nuclear power plant.
The laboratory was designed larger compared to
the far detector, with 3 independent rooms in orderto parallelize some independent tasks (Fig. 9). The
diameter of the pit was also made wider on purpose,in order to add a water shielding around the detector6 .

n-Gd + n-H

All candidates scaled

2

n-Gd

1
0

ONE

TWO

ONE

TWO

Number of Reactors ON

4000 n-Gd + n-H

Region of excess

3000

Side-band data
Best-fit interpolation

2000

n-Gd
1000
0 3

4

5

6
7
Visible Energy (MeV)

図 9: The new underground laboratory with the central

pit to host the detector.
図 8: 超過領域に含まれる事象数の見積もり。右上図は,原子炉の稼働台数で分けた超過領域の一日あたりの事象
数と規格化された全エネルギー領域の事象数。
5 2014 年 5 月にフランス · オルセーにある LAL でのセミナーにて, また同年 6 月のアメリカ · ボストンでの Neutrino 2014 国際会
議にて, 他実験グループに先がけて報告した。

6 Iron shielding was installed around the far detector due tolimited space.

193

5.2

Construction of the near detector

The construction started by the most outer vessel,
the Inner Veto (IV). Large stainless steel plates wereassembled and welded directly inside the pit. A
tightness test of the vessel was performed by filling
it with water to the top.
Following a general cleaning of all working areas andsurfaces of IV vessel, the laboratory became a cleanroom, starting from ISO 8 level, and going progressively into ISO 5 when getting closer to Inner Detector(ID) assembly. Such precaution is fundamental to minimize particles and dusts which could degrade optical
performance of liquid scintillator and could introduce

図 10: The ID vessel after installation of 360 PMTs.

some natural radioactive contaminations.
First PMTs were installed on the side and bottom of
the IV vessel. Reflective foils VM2000 were attachedon the wall to enhance the light reflection on surfaces
and improving collection to the PMTs.
At thesame time, the ID vessel was being assembled in thenext room, and once completed, the 10 tons piece
was lowered inside the IV vessel, positioning it by
millimeters precision.
The installation of ID PMTs requires up to 30 persons alternating on site during a 2 months period, because of various tasks involved: transport in/out ofboxes, test individual PMT to verify operating mode
after storage/transportation, preparation of PMT andlabeling, lowering into the detector, fixation on support
rails, routing 22 m of cable through pipes and flanges,etc.
A campaign of post-installation tests was performed
to confirm that all PMTs were working, and to verify
the mapping and labeling. A particular care was taken
during all tasks and no PMT were damaged during the
installation. Fig. 10 shows a memorable bird’s eye view
into the detector at this stage.
Following the PMT installation, the delicate integration of acrylics vessel took place. First the Gamma
Catcher (GC) was assembled, glued and placed insidethe detector. Then, the neutrino target vessel was lowered into the GC. And finally the GC lid was set andglued directly in-situ the detector. Once tightness ofacrylics vessels confirmed, the ID lid with last PMTs
installed underneath was lowered to close finally our”neutrino trap”, the inner detector (Fig. 11).

図 11: Last view on acrylics vessels during ID lid

closure.

5.3

Liquid scintillator filling

As soon as the detector was closed, tightness against
light, gas and liquid was taken care. A flushing of
the detector by nitrogen was started to dry acrylics
vessels and remove dioxygen, a known scintillator
quencher. Liquids stored in trucks outside the gallery
was transported to the laboratory by a trunk line andcontrol of the filling was performed by shifters on-site.
Because of the fragility of acrylics to liquid pressure,liquid levels in each sub-volume were equalized withina few mm precision during filling using a redundant
system of measurements: floaters, pressure diﬀerence
and hydrostatic measurements.

5.4

Detector shielding

The detector is surrounded by 1 m thickness water
shielding on its side and below. This oﬀers aneﬃcient and inexpensive shielding, to reduce naturalradioactivities from rocks, thermalize a part of fastneutrons component, and minimize production of
secondaries particles by muons in the neighboring

194

region.
To complete the shielding, 70 tons of iron plates were

gigabytes7 if no reduction is applied. Some trigger
and DAQ developments were performed to tag muon-

installed above the detector, covering a 90 m2 area
(Fig. 12). Subsequently, the trigger rate in IV caused
by natural radioactivity was reduced up to a factor 10.

related events dynamically during data taking, inorder to replace the waveforms data by reduced

External γ-ray component hitting ID is also expected
to be strongly attenuated, especially at high energy,
but the eﬀect has no direct impact on the trigger rate,
dominated by muons and internal contaminations.

observable (integrated charge, start time, etc.). This
will help data transfer to permanent storage inIN2P3 computing center (Lyon), and speed up dataprocessing for the phase with two detectors.

5.5.2

Muons and radioactivity rate

The rate of muons crossing the ID volume wasestimated close to 90 Hz. It includes around 1.5 Hzof muons stopping inside the detector, well identified
by their decay within a few µs into so called Michelelectrons. After applying a rough muon veto, a sampleof physic events was isolated (Fig. 14), where Comptonedges of 40 K and 208 Tl are well apparent. In addition, along and smooth tail at high charge can be recognized,
図 12: Large iron shielding above the detector.

5.5

associated to β decay of the cosmogenic 12 B isotope.
Both rate and shape of such spectrum of singles event
is totally similar to observation with FD data.

Detector commissioning
5

10

Thanks to the experience with the far detector, arunning DAQ could be obtained “out of the box”.
Fig. 13 shows one of the first events recorded withcomplete detector readout: not a neutrino yet.. but
a muon!

4

10

3

10

102

10

1
0

3

100

200

×10
300
400
500
ID charge (arbitrary unit)

図 14: Outlook on ND spectrum.

5.5.3

First neutrino candidate

図 13: Charge map and waveforms of the first muon.

By the time of writing this article, the commissioning

5.5.1

Data reduction

is fully on-going and new results are obtained everyday. After taking some data with ND, and following
similar event selection criteria to those presented in

The main challenge with the near detector (ND)
concerns the data reduction: as the rate of cosmic rays

Sec. 4, dozens of neutrino candidates were alreadyidentified.
Fig. 15 shows an event display withis about 7 times higher compared to the far detector(FD) location, which has 300 m.w.e. overburden,
the raw file size produced per hour will reach 100

PMT waveforms and charge map of the first neutrino

7 One

event contains 472 PMT waveforms, made by 128
samples of 8 bits ADC eachcandidate in the ND (prompt event of inverse beta
decay reaction).
Stay tuned on future results from DOUBLE Chooz!

Expected 1σ error on sin22θ13 = 0.1

195

0.07
0.06
0.05

DC-II (n-Gd): FD only
DC-II (n-Gd): ND and FD
DC-III (n-Gd): FD only
DC-III (n-Gd): ND and FD
Range of potential precision (n-Gd): ND and FD

0.04
0.03
0.02
0.01
0.00
0

1
2
3
4
5
6
7
8
Total years of data-taking since April 2011

図 15: First ND neutrino candidate.
図 16: θ13 測定感度の将来予測と潜在的な感度の向上可能性。点線は後置検出器 (FD) のみ, 実線は前置 · 後置検6

まとめと今後の展望

出器 (FD and ND) での測定を示し, 黒線は前回の解析

Double Chooz 実験は 467.9 日間の測定データを用い(DC-II) で得られたバックグラウンド量と系統誤差から,
灰 (青) 線は今回の解析 (DC-III) から予測される測定感て測定結果を更新し, sin2 2θ13 = 0.90+0.032−0.029 の最新結果度を示す。灰 (青) 色で囲まれた領域の下端はニュートを得た。この結果は, 原子炉稼働率の変動を用いる独立

リノフラックスの誤差以外の系統誤差がないと仮定した

した解析手法ともよい一致を示している。また, 反電子

もので, 潜在的な感度の向上可能性を示している。

ニュートリノ事象の予測のずれに由来したと考えられる
予期せぬスペクトルの歪みについて, 他実験グループに

参考文献

先がけて公表した。このスペクトルの歪みが θ13 測定に大きな影響を与えないことは確認されたものの, その原因は特定されておらず, 引き続き調査が必要となる。
われわれは解析手法の改善を押し進めることで, 後置検出器単体でも実験開始時 [9] に想定された最終到達感[1] Y. Fukuda et al., Phys. Rev. Lett. 81, 1562
(1998).
[2] M. Apolonio et al., Eur. Phys. J. C 27, 331–374(2003).

度である σ(sin2 2θ13 ) < 0.03 に並ぶ精度での θ13 測定をすでに達成した。そして間もなく, 長年待ち望んだ前
置 · 後置検出器での精密測定を開始する。今後の展望として, 測定感度の将来予測と潜在的な感度の向上可能性[3] Y. Abe et al., Phys. Rev. Lett. 108, 131801(2012).
[4] Y. Abe et al., Phys. Rev. D 86, 052008 (2012).

を図 16 に示す。今後さらに系統誤差を抑制することでσ(sin2 2θ13 ) = 0.01 までの測定も期待されるため, 他原[5] Y. Abe et al., JHEP 10, 086 (2014).

子炉実験に比べても十分な競争力を持つ, 独立した θ13[6] Y. Abe et al., Phys. Lett. B 723, 66–70 (2013).

測定が可能となる。今後の Double Chooz 実験の新しい測定結果にも是非ご期待いただきたい。

7

謝辞

Double Chooz 実験日本グループの研究は, 科研費・特別推進研究 (20001002), 新学術領域研究 (25105003),
東北大学重点戦略支援プログラム, 新潟大学戦略的教育
研究プロジェクト, 日本学術振興会特別研究員奨励費,
その他の予算により行われています。ここに感謝いたします。

[7] 川崎健夫, 石塚正基, 古田久敬, 松原綱之, 日本物理学会誌 68, 450 (2013).
[8] D. A. Dwyer, T. J. Langford, arXiv:1407.1281.
[9] 石塚正基, 中島恭平, 早川知克, 前田順平, 高エネ
ルギーニュース 30–1, 1 (2011).