暗黒物質は見えるか
野尻美保子 ＠引越中（京都大学基礎物理学研究所
高エネルギー加速器研究機構)

いいわけ• １２月１５日

最後の送別会。論文投稿。

• １２月２０日

KEK出張。家確保。洗濯機購入。

• １２月２１日車契約。KEK冬の学校で講義• １２月２２日講義続き。カーペット等購入• １２月２３日

京都に戻る。

• １２月２５日

引越らくらくパック初日。理論懇講演。

• １２月２６日

らくらくパック２日目• １２月２７日

つくば市転入。車納入。

• １２月２９日

オフィスかたづけ• １２月３０日

オフィス２日目

effort 率低いです。間違ってたらごめんなさい。

暗黒物質と素粒子物理• 素粒子標準模型の粒子は暗黒物質ではない。

素粒子論は完全ではない。（まだまだやることはある。）

標準的な暗黒物質の候補
宇宙論：重力的な性質だけきめればいい。
素粒子論：素粒子模型の中での粒子の性質に興味がある。
相互作用、質量を知りたい。その粒子がどのようにして宇宙に現れたかを知りたい。
ただのスカラー粒子をいれればよい、というわけにはいかない。
（宇宙屋さんの入れる暗黒物質には素粒子に対する愛情を感じない）
お薦めしない候補の例
strongly interacting dark matter• おすすめ候補• 超対称粒子• axion• KK粒子（extra次元の模型の粒子）

暗闇に光をあてるには• 暗黒物質をみつける？
• 直接探索（測定器に残るエネルギーを見る）• 間接探索（暗黒物質が対消滅してできる宇宙線を見る）• New high energy frontier (LHC)• SUSY (”standard new physics”)√s=2TeV

14TeV

Extra dimension

dynamical sectors?

• 強い相互作用する新しい粒子が暗黒物質に崩壊できるな
ら、それは運動量のバランスしていないイベントとして見つかるはず。

超対称模型• ボソンとフェルミオンの間の対称性。新粒子たくさん。
• 一定の成功を治めている（力の統一）• 場の理論的に筋がよい。
• ２次発散がない。相互作用が制限されている• R parity →stable particle（LSP）→ DM• DMがあることで、勇気づけられるところはある。
• 宇宙初期に熱平衡ー＞ decoupling. 対消滅確率に反比例する暗黒物質密度• LSP：

ニュートラリーノ（ゲージーノとヒグシーノの混合状態）
グラビティーノ（重力の超対称粒子。スピン 3/2)

DM density constraint is important in“MSUGRA”

Slepton 交換で密度が決まるΩh2 ∝ m4l̃ /m2χ̃
too large mass density

Scalar mass

1)バルク: LSPはほとんどBino

hep-ph/0106204

2)Higgs pole effect near mH=2mχ
3)随伴消滅τ̃ χ̃4)focus point region：
higgsino-gaugino 混合

Gaugino mass

直接探索の将来
DM フラックスがある:ρ=0.3GeV,v=230Km/s
χ N 散乱による直接探索
Limit 10-6 pb(current )10-10 pb

LSPが一番軽いニュートラリーノなら、I

B

直接探索でかなりの領域が探査でき

E
G

L

F
C
A

る。「新しい実験技術」に対するJ投資が必要。
H

D
K

Near Future

Xmass 100Kg
g-2でだめ。

MWhy Challenging
コヒーレンスO(10keV)• すべての相互作用がsuppress されている。
• コヒーレントな相互作用は原子核の核子数N2に比例するので有利。

N (H̃)
N (B̃)

tan βms !s̄s"• もとになる相互作用は ヒッグス交換。
• 核子のストレンジ成分に比例。実験

χ = NB̃ B̃ + NW̃ W̃ + NH̃1 H̃1 + NH̃2 H̃2的、理論的不定性は大きい。

• スピン依存の相互作用は数桁大きい。しかし原子核自身はスピン０。ス
ピンを持つ原子核は軽い（止める能力が弱い）か、値段が高い。太陽は例外 （たくさん水素がある。）

νによる探索

Ellis et al hep-ph/0110225• 太陽が暗黒物質を捕まえる。
• 対消滅が起源のるνμのフラックス
はそこそこ高い。

• 低エネルギーLSPの対消

滅はほとんど bb, ττにいってしまう。ここからくるニュートリノのエネ
ルギーは低い。

O(mf ) b̄b, τ̄ τ

• ICE cube ではミューオンのエネル
ギー下限はAMANDAにくらべて相 L
当に高い。

C＝１

ll, ....
O(v) ν̄ν, ¯

Figure 3:
Muon fluxes from neutrinos origin
the Sun and (b) the Earth. Approximate sensiL(R)(Φµ = 102 Rkm−2 yr−1 for AMANDAL(R)II [45], N−2Φµ = 1 km yr−1 for IceCube [48]) are also indidimensions and muon energy threshold, and the ex

angular dispersion, energy spectrum and source (Sroughly indicative of the potential
of upcoming ne2

σ = a + bv

Fig. 3. For focus-point model E, where the neutra

銀河からの贈り物？
銀河中心に暗黒物質が集積、対消滅。密度、伝搬にに大きな不定性。
銀河中心密度、Local clump など
反陽子（銀河全体の蓄積がきく。）
陽電子（近傍のDM）
ガンマ線（銀河中心から）

１）HEAT のバンプ？
２）Integral

対消滅シグナルの基本• 暗黒物質密度が小さい（Ωh2=0.1)ということは、宇宙初期での対消滅確率は小さくなかったことをしめす。

• 熱平衡から切れた時の温度はO(10)GeV• 質量が縮退した他の新粒子があればそれとの随伴消滅も重要• 現在の宇宙線の量は温度０での対消滅確率関係。暗黒物質密度を決めた
対消滅確率はその上限にすぎない。

• 主に重たい粒子に対消滅。役にたつもの（ニュートリノ、光、反陽子、陽電子）などはトータルエネルギーリリースのごく一部。

VII. THE HEAT RESULTS

to achieve these good fits. These cross sections are eac
well above the value acceptable for a thermal relic (sEq. 12).

positron signature（HEATからPAMELA へ ）The HEAT (High-Energy Antimatter Telescopes) experiment’s balloon flights in 1994-95 and 2000 have measured the cosmic positron spectrum between energies ofapproximately 1 to 30 GeV [18–20]. When this data ispresented as a positron fraction, an interesting featureappears. The origin of this feature, a bump appearing
at 7-10 GeV, is not understood. Although many efforts
have been made to fit this feature with a contribution
Winoitlikefrom annihilating dark matter,has been shown to be
Higgsino
like to satisfactorily match the spectrum of thevery difficultbump [15–17,42].
Far more statistically significant
r BF=5 than the bumpof
TAE
feature present infithet HHEAT data, however, is the overall excess of positrons above the background prediction
at energies above about 7 GeV. This,EinLA
BF=5 canM principle,
AP
certainly be accommodated by a contribution to the
DM密度標準positron spectrum from dark matter annihilations, although rather large cross sections or boost factors are
required to do so.
S BF=5
AMadding
To judge the degree thata dark matter component to the positron spectrum improves the fit to the
HEAT data, we calculate the χ2 ,non-thermal mechanisms thements of Eq. 12. In some sceannihilation cross sections ma
LSPsfraction
at a later
Lon
FIG. 19. into
The positronfor darktime.
matter annihiltions to bb̄ suchfor WIMPmassesof 100, 300orandQ-balls,
600 GeV (boasgravitinos
HEAT
tom to top on the rightside of data
the figure). In each case, tintermediatenonnormalizationof the dark matterstates.
contributionIn
was achosen高エネルギー物理学の感覚で
maximizethequality
of
the
fit
to
the
HEAT
data
(shown! (NObs − NDM − NBG )2
as this, the LSP’s annihilation
error bars). We find χ2 ’s per degree of freedom of 23.5/1
,
(14)
χ2 =
∆N
13.6/12 and9.7/12 for 100, larger
300 and 600
GeV WIMPs,
respe
いえばバンプではない。
siderably
thanin thestively. Considering a dark matter distribution with BF =
MSSM
where
the sumwith
is over Ω制限
energy bins (one for each HEAT
(see section[35].
III) and ρ(local)=0.43 GeV/cm3 , annihilatio
error bar), NObs is the number of events observed in thatcross sections of σv = 9 × 10−26 cm3 /s, 2.5 × 10−25 cm3
For a more detailed discu
重たい粒子の崩壊によって暗黒物質が
bin, NDM is the number of events predictedfrom theand 5.5 × 10−25 cm3 /s are needed for these fits for 100, 3
and 600 GeV
WIMPs, respectively.
The solidline is the bacannihilating dark matter contribution, NBG is the nummatterin various
supersymm
ground-only
prediction.
ber of events predicted from the backgroundcontribution
つくられるような模型では、DM密度からRef. [36].
and ∆Nis the error associated with the measurement
Obs

Obs

It is worth noting that the situation shown in figure 1
in each energy bin.
くる制限ははずすことができる。
2
canbe improved if more favorable diffusion and halo p
The χ we find for the background-only curve is 47.2
2
rameters are used. For example, if we use a diffusio
over 12 degrees of freedom (error bars). This χ of alVI.
KALUZA-KLEIN
constant twice the sizeof ourstandard choice (shown
mostneutralino
4 per degree of
freedom represents
aSilk
very
poor fitin the
Hooperandhep-ph/0409104
FIG. 15. The
annihilationcross
sectionEq. 2), we can improve the fit to the HEAT data su
to the HEAT data. The overall quality of this fit can
low velocity limit
for parameters
within athe
MSSM whichstantially, consistent with WIMPs as light as 30-40 GeV
be dramatically
improved by including
new component

SUSY vs UED
a<<bの制限がはずれている模型もある。
超対称模型

UED

g̃

• UED model :n(KK)=2q̃

• ５次元の理論は vector like. カイラルな
理論ー＞境界のあるコンパクト化。KK
mode のレベル１の一番軽い粒子は安
定。

!
W
˜
l
!
B

標準模型の粒子が extra
dimension にいるような模型。

n(KK)=1g(1) , q(1) , W(1) , B(1) , l(1)• 非常に縮退した質量スペクトラム。一標準模型

番軽い粒子はスピン１のゲージ粒子。

• 前述のカイラリティによる制限はな

い。直でニュートリノ、電子などへ。

UEDならかなりはっきりした陽電子スペクトルのedge もありうる。
Edgeでもないと discoverly は無理。

青いバー:AMS, 赤いバー：PAMELA(2005)
AMS-02はスペースステーションの現状を

ratherilationntifiedhe obon, thehe prewe canta and

見ると非現実的。（教訓は？）
e起源
b

W 起源

BG(?)

pected(15)

nnihilacm3 /s,
numberer den-FIG. 33. As in figure 31, except for Kaluza-Klein Dark
Matter(KKDM), annihilatingin the The
modes describedin secFIG. 25.
27. TheThe positron
positronfraction
fractionforfordarkmatteranni23.
dark
matterannihilaFIG. 27.
positronfracttion VI.
annihilation cross+ −−25
3 Shown as a solid blue line is the+ −hilationse bosons
ean annihilationwithan anannihilationoftions toto bgauge
withannihilationcross
sectionb̄towithcross
sectioncrossof 10section
cm predicted/s,hilationsto e will
e be able
withanfor ansectionfor
KKDM. PAMELA
to test
−26
33
−25
−26
3
10
cmfactor/s, a (seeboostfactorIII)(seeofsectionIII) darkof 5, mattera localdark
the presence
to masses
350-550factor
GeV, whilea boostsection5, a local
den- of KKDM
10 upcm/s, aofboost(see sHooper and Silk hep-ph/0409104

温度が低いと対消滅が爆発的に
Dominant diagram in the Wino- or Higgsino-like neutralino annihilation at

増える場合もある。

n which n weak gauge bosons are exchanged.

e one-loop cross section exceeds the bound for the extremely heavy neu-

• SU(2) doublet or triplet

t means that the higher-order corrections should be included. The domi-

dark matter has its brothers.

er-order contribution comes from the ladder diagrams. The n-th order (α2n )agram, in which n weak gauge bosons are exchanged, is depicted•inThe
Fig.non
4. perturbative effectesponding amplitude An of the diagram is roughly given by
from W exchange. if!
"nvelocity is small enough.
α2 m!
Figure 4: Dominant diagram
neutralino annihilation at
An !inαthe Wino- or Higgsino-like.
(12)
v ! α2 mW /mDM
O(ααn2 ), in which n weak gauge bosons m
areWexchanged.
-22

+ -

Annihilation cross section to 2!

( cm3 sec-1 )( cm 3 sec-1 )

-28

10

-28

eV)

α2 m
. V)
(12)
.1 (Ge velocity v of the muon pair ishilation cross section.
When themrelativem=0"W
DoubletAn ! α"m = 1 (G)" m = 1 (GeV)" m = 0.1 (GeV)-22-3( v/c = 10-3 )
(
v/c
=
10
)
10
mW tralino.
for eachweakthatgaugeboson exchange.
loop
diagrams
It means
the higher-ordercorrections The
shouldhigher-order
be included. The
domiT
-24
> ladderhigher-ordercomes fromdiagrams. The n-th order (α2n ) riplet
10contributionwhen
morenantandmore important
α2 mthem.
-24∼ W
10 4. Douladder diagram, in which n weak gauge bosons are exchanged, is depicted in Fig.
blet
ncementof ladder diagrams
inofnon-relativistic
limitsis byrelated to a threshold
The corresponding
amplitudeA
thediagramisroughly
given
-26
n
"m =
-26
10
0.1 (G!
"appearseV)y. Recall that a thresholdin the non-relativisticµ+ µ−
10Triplet singularityn" m = 0.1 (GeV

Annihilation cross section toW W
10 m is large enough, the diagrams are enhanced by a factor
e neutralinomass
Thus, the one-loop cross section exceeds the bound for the extremely heavy neu-

" m = 1 (GeV)

10"m= 1 (GeV
theamplitude
neutralino massis large
enough,are enhancedby anfactor) the diagrams
han Whenα, theof mthen-orderladderdiagram,in whichphotons areof α2 m/mW for eachgauge boson exchange.
higher-orderloop diagrams
1
10n , and
0.1
0.1weakd between
the muonpair,
is proportional
toTheα(α/v)
the perturbative
m (TeV)>
become more and more important when α2 m ∼ mW .

1

m (TeV)n by αEnhancement
breaks down.
Theinternalmuons areclose
to non-relativistic
onet al hep-ph/0412403
of ladder
diagrams
in non-relativistic
limitsisHisano
relatedto a threshold10

exotic dark matter
6

J. Knödlseder et al.: The all-sky distribution of 511 keV electron-positron• INTEGRAL (International Gamma-Ray Astrophysics
Laboratory)• バルジから511 keV γ線（ポジトロニウムの消滅から、つまりもとの陽電子はエネルギーが低い。)• FWHM 8度。バルジからのフラッックス• バルジ

1.05 ±0.06 x 10-3 ph cm-2s-1• デスク0.7 ±0.4 10-3 ph cm-2 s-1• Astrophysical なソースは分かってない。デスクに少ない
ソースが必要（LMXB, Novae, SN....)

MeVの質量で• 軽いDMを suggest?Fig. 対消滅->シグナル？親が4. Richardson-Lucy image of 511 keV gamma-ray line emission (iteration 17)
levels of 10−2 , 10−3 , and 10−4 ph cm−2 s−1 sr−1 (from the centre outwards).
ないとガンマ線のシグナルに跳ね返る。

崩壊粒子が起源の可能性も• moduli decay： life time 1019 sec、 Ω=10-6 程度(dilution必要) Kawasaki and Yanagida hep-ph/0505167

me
L=
ēeφ
M∗

• Axino(axino のsuperpartoner) + Rparity violating coupling 。
そこまでせんといかんかという気はちょっとする。
Hooper et al hep-ph/0402220• Q ball の崩壊( Kasuya and Takahashi astro-ph/0508391)• Q ball は超対称模型のnon-topological solitonで高いレプトンあるいばバ
リオン数が持てる。

• 崩壊確率は表面積に比例。Q が大きければゆっくり崩壊する。
• レプトン数 をもっていれば陽電子がたくさんできても不思議ではない。

• なんかステライルニュートリノで一般論• シグナルの広がりをDMプロファイルと比較。
ρ(r) ∝

11∼(β−γ)/a(r/a)γ(r/a)γ [1 + (r/a)γ ]• Rate から対消滅確率あるいは、DMの崩壊確率を推定。
• DM 対消滅
6

γ=0.4-0.8

!

σv
pb

"!

1M eV
mDM

"2

J¯ ∼ 0.003.

J. Knödlseder et al.: The all-sky distribution ofJ=187
511 keV forelectron-positronannihilation
emission
γ＝1, 17.1
for γ=0.4• DM 崩壊 γ＝0.8-1.5, signal は life time
Particle (NLSP) decays into Standard Model particles.
Thus the epoch of SUSY particle
26 decays is over prior to
nucleosynthesis
and
the
light
element abundancesDM
DM remain
unaffected [27].
Before going into a more detailed study of decaying axinos, we briefly consider here the possibility of
decaying gravitinos. Gravitinos also have highly suppressed couplings to matter (MP−1 in the kinematical regime of interest) and could be a good candidate
for cold dark matter. We have found, however, thatfor the case of trilinear R-parity violating terms, thegravitino lifetime is too long to account for the observed 511 keV emission (see section II). In particular, the gravitino lifetime is estimated to be τ3/2 ∼
!
"4 !
"7
1031 sec ml̃ /100 GeV
0.1 GeV/m3/2 (0.1/λ)2 .

τ

∼ 4 × 10 sec/m

に比例

decay

(MeV)

Boehm et al
astro-ph/0309686

FIG. 1. The angular distribution of 511 keV γ-rays fromdecaying dark matter averaged over the 2◦ angular resolution

生成過程と関係づけるとシグナルの大きさから

!

σv
pb

"!

1M eV
mDM

熱生成を仮定して暗黒物質密度から"2J¯ ∼ 0.003.

xF
σv = 0.2 √g∗

10-4~10-5 pb for 1 MeV
0.1 ~1 pb for 100MeV
P waveφφ → U → e+ e−!

ΩDM h20.11"−1xF=12-19
スカラ−粒子あるいはスピン１／２
vector like gauge boson exchange
コライダーバウンドは大丈夫• L／Mの小さい矮小銀河で、 511keVの線が見えるかどうか
が焦点。

pb

(Hooper astro-ph/0311150)• 期待される flux at Sagittarius dwarf galaxy
+3.1
+1.5
Φ = 3.4−1.7
× 10−4 to Φ = 1.6−0.8
× 10−4 ph cm−2 s−1

current upper limit 1.7 x 10-4 ph cm-2 s-1

t of Astronomy, Ohio State University, Columbus, Ohio 43210, USA(Dated: December 15, 2005)

MeV gamma-ray line emission from the Galactic Center observed by INTEge annihilation rate of nonrelativistic positrons. If these positrons are injectedvistic energies, higher-energy gamma rays will also be produced. We calculate
trum due to inflight annihilation and compare to the observed diffuse Galactic
en in a simplified but conservative treatment, we find that the positron injection
3 MeV, which strongly constrains models for Galactic positron production.

スペクトルも大事かもしれない。

.Rz, 98.70.Sa, 98.35.-a, 95.35.+dBeacom et al astro-ph/0512411
3

ky Way Galaxy (hereafter
annihilation of ∼ 1050
the 0.511 MeV gamma10−3 photons cm−2 s−1
he INTEGRAL satellite
gular distribution of thisC and is consistent with8◦ FWHM. There is only
nent, in stark contrast to
osynthesis (e.g., the 1.809
or cosmic ray processesm), which reveal a brightregions, and a much less
Both the flux and angueV radiation are difficult
11, 12].
n of the positrons is thergies, which range up to
nt astrophysical [11] andhysics) [12] models. How, and delay, the positronma rays at or below 0.511
tion energies. To circume relatively rare gammaproduced by relativistic
strahlung (IB) radiation
ction would conflict withgamma-ray observations
20 MeV [13].
rays produced by the Ingetic positrons with elecm; as noted long ago by

0.2

gamma ray spectra for various positron injection energies. The choice of plotting E dΦ/dE means that thevariations in height directly reveal the variations in thenumbers of gamma rays in each logarithmic energy inter0.15
val:
the area under each IA curve is proportional to twice
the fraction of positrons annihilated in flight, as shown in
Eq. (5). The spectral distortion below the 0.511 MeV line
is small compared to the three-gamma continuum. The
0.1 rays above 0.511 MeV are spread over a broad engamma
ergy interval, but their detectability is greatly enhanced
since (a) there are no competing signals from nonrelativistic positron annihilation, and (b) the Galactic diffuse
gamma-raybackground discussed below is steeply falling
0.05
with energy and has small uncertainties. We also show
the IB gamma-ray spectrum, assuming that the positrons
are co-produced with equal-energy electrons [13].
INTEGRAL& COMPTEL Constraints.— The
0
1 was measured
3100.511 0.1
MeV flux0.3
from the GC
by INTEE
[MeV]
−3
−2 −1
GRAL to be (1.07 ± 0.03) × 10 photons cm s [5].
The morphology of the angular distribution is well fit
FIG. 1: Gamma-ray spectra (peaked set, inflightannihilaby a two-dimensional Gaussian of " 8◦ FWHM
(andtion; flatter◦ set, internal bremsstrahlung) from relativistic
σ " 3.4 ). The peak flux is " 0.048 photons cm−2 s−1
positrons,
normalized to the 0.511 MeV flux; the injection ensr−1, with" 24%(80%)
of thedot-dashedphotons comingfrom aergiesare
1, 3, and10 MeV(dotted,and dashed).
circle of half-angle 2.5◦ (6◦ ); the corresponding average
fluxes are " 0.042 (0.025) photons cm−2 s−1 sr−1 .
The expected flux from within a circle aligned withthewill have
twotocomponents.
First,
theapproach,calculated
tivistic GC
positrons.
Due
the generalityof ourgamma-rayspectrum
from
IA
(and
IB)
for
an
assumedour constraint on the positron injection energy willallow
injection energy; we minimize the model dependence bypowerful discrimination between models [11, 12].
normalizing this flux and angular distribution to the obWe
review
theMeVenergyloss Second,and confinement
positrons
served0.511
data.
the diffuseofgamma-ray
in theGCandcalculatethesurvival
probability
for rel-it
background; this is slowly varying, and we normalize
ativistic
injected
positronstoreachnonrelativistic
ener-infrom the measured INTEGRAL and COMPTEL data
gies. We then calculate the IA gamma-ray spectrum;

2

Internal Bremsstrahlung

1.5

-4

-2 -1

E d!/dE [10 cm s ]E d!/dE 1/!0.511

In-flight Annihilation

1

0.5

0
0.5

1

3
E [MeV]

10

FIG. 2: The INTEGRAL and COMPTEL diffuse gamma ray
flux measurements are shown with a black solid line, and their±30% uncertainties by the gray shaded band. For positron
injection energies of 1, 3, and 10 MeV (dotted, dot-dashed anddashed lines), the thick lines show how this would be increasedby the inflight annihilation gamma ray flux (thin lines also
include the internal bremsstrahlung flux). All results are fora 5◦ -diameter region at the Galactic Center. The 0.511 MeV
line flux is not shown.

• Internal Bremsstrahlung からはエネルギーが２０MeV以下に制限される。PRL 94,171301• In-flight Annihilation から3MeV 以下？あるいはなにか構造が見えれば、injection energy についてなにか言える。
over a large region by the solid angle of our 5 -diameter◦circle at the GC. For the same circle, our predictions
for how the IA and IB fluxes would increase the observed diffuse flux are also shown in Fig. 2 for various

まとめ• Solid な発見は大変難しい。一番よさそうなのは直接探索だが、シグナルが出てからが難しい。（DAMA の教訓）

• BGもシグナルも連続スペクトラム。BG、DM密度分布等には大きな不定性。超対称模型の場合は「マヨラナの呪い」
も。

• Power low が変わった程度では、シグナルという判別は難しい。一方、シグナルにピークやエッジが出るのは例外的。

• まず暗黒物質の質量や相互作用を知っていて、それを見ながら進むのが一番確実。

「DM発見はすぐそこ」かもしれない
LHC reach•

LHC は2.5TeVまでの超対称粒子(スカラークオークとグルイーノ)を発見できる。

•

LSP(DM) が逃げるので、見えない

2TeV gluino squark

運動量が出るので、QCD BGと識別できる。
発見によってDMの質量が決まる。
In MSUGRA 2.5TeV gluino
は 400 GeV Bino like DMに対応(GUT relation)

Tevatron
CMSAfter LHC starts in 2007
スカラークオークなどの質量2-3TeV
LHCで生成崩壊
クオーク、レプトン

Slow charged
track

などが出る

ニュートラリーノが一番軽い

スカラータウが一番軽いMSSM粒子

MSSM粒子相互作用の測定
密度は熱的な密度
と同じか。

"が出る
neutralino
LSP

!がでる。
gravitino orother LSP

LSPが逃げるので運動量がバランスしない。。

グラビテーノの寿命
初期宇宙の制限LHCは大半のモデルポイントで発見の物理をすることができる。
non
discovery

テキスト

このあたりでは質量、相互作用の測定などの詳しい情報を得る事が可能ゴールデンチャンネル
高い横運動量を持ったクオークが出る
主に生成されるのは{強い相互作用をする
粒子

LSPが逃げるので運動量が釣り合わない。 e+e-あるいはμ+μ-q̃ → χ̃02 j → ˜ljl → χ̃01 jll

m(ll) の値に上限mχ̃02 − mχ̃01
LHC Point 5

500• m(jll), m(jl) 、 m(ll)の分布から粒子の質量や相互作用を決めること

Events/10 GeV/10 fb-1

400

300

200

100

ができる。
0

ATLAS TDR

0

100

200
300
Mll (GeV)

400

500

Summary of endpoint study at SPS1a(from Gjelsten et al 2003 )LHC/LC report
超対称粒子の質量は崩壊にたくさんのレプトンが含まれていれば比較的正確に分かる。(<5% for LSP. For ILC, O(0.1%) measurement is possible)

LSP の質量 暗黒物質の質量
Heavier ino mass M, μ(mixing angles)
スレプトンの質量 バルクの寄与(随伴消滅が主に効くような場合は難しい。）

軽いバルク領域ならLHCで個々の対消滅の寄与まで切り込むことが可能
0.11

4

2

#ann (units of 1/"h )

0.14

0.105
"h

2

!h2

0.12

0.1

0.1

3

2
Annihilation to $Annihilation to e, !

0.08

$1 co-annihilation

0.09580

100 105m(LSP) (GeV)tan!

120 15

20

1

0

10

20

30

tan!

•

しかし
についての感度があまりないので、ヒッグス
Figure11: Left:tanbeta
Dependencyof the relic density Ωχ h from the value of tan β. Right: Dependency of the annihilation cross-section for different processes, respectively χ̃01 χ̃01 → τ + τ −(full 交換による暗黒物質探索への制限を得るのは厳しい。
line), χ̃01 χ̃01 → $+ $− (dashed line) and χ̃01 τ̃1 → Z/Aτ (dot-dashed line). The units are
ggs mass is fixed, andits experimental
contributions
to uncertainty
1/Ωh2 . does not contribute to the error on

e 9: Value of the predicted relic density Ωχ h2 as a function of the measured χ̃01 mass. 2

ic density prediction, as for high Higgs masses the contribution of channels involvings to the neutralino annihilation is negligible.
this case the dominant contribution to the uncertainty will come from the poorly cond value of tan β. In the interval allowed by the non-observation of theSM decays of thethe relic density varies
byobservations∼11%, as shownin theside Modelsof Figurein
11.which
It is interestingeral
mayberight
made.
stau co-annihilation dominates display similarntangle the contributionsofthedifferent
annihilation
processestothevariation.
In the however the small mass difference bephenomenology to the light slepton annihilation region,ide of Figure 11 we show the annihilation 0cross-sections (in units of their contribution
± ∓
0
± ∓

• エラーはこの点では0.108±0.01(統計と質量絶対値） +0-0.02(mA) ± 0.01(tanβ)+0.02-0.05(stau2 mass)

gravitino LSP• グラビティーノの質量は理論全体の超対称性の破れ Fによっている. m3/2~F/Mpl• 標準模型の超対称粒子の質量 m(SUSY) は、それに関係する Hidden sector の超対称性の破れFとそれを伝える機構によっている。 m(SUSY)~F/Mm• 間接、直接の暗黒物質探索は無力• gravitino DM-> NLSP （LSPの次に軽い超対称粒子）の寿命は長い。寿命や分布の測定でその性質を明らかにすることができる？スカラータウがNLSPの有力候
補。

with
mixingwith
FIG. 4:thisThesection.
lifetime ofExtension
the CNLSP toτ̃ inthethecasecase ofgravitinoLSP,
as a τ̃functionof the gravitino
L is straightforward,

introduceparameter
to thewhere the dependence is expe
mass, forthe stau themassadditional
100, 200, and
400 GeV (fromtopmodel,to bottom).

Gravitino
mass
and
NLSP
life
time
width into a gravitino and lepton is given by [8]small.

The gravitino is a spin-3/2 particle. However, in the limit where mG̃ ! mτ̃ , thm5τ̃
48πm2G̃ Mpl2!

m2G̃ + m2τ
1−
m2τ̃

"4 #

4m2G̃ m2τ1−
(m2τ̃ − m2G̃ − m2τ )2
(2

$3/2

interaction
to MSSM particles would be reduced to that of spin 1/2 particle,g.
Γ (τ̃ → G̃τ ) =τ̃The effective action relevant to the τ̃R decay
is given as follows,'%mτ̃ &5 10 GeV×−mm2τ̃= (68 days)
100
GeV
m
∗
B̃
¯ R τ̃R + H.c.) + √¯ µ , γ ν ]B̃(cos θW Fµν − sin θW Z
G̃
L= √
(χ̃τ
χ̃[γ
!
$3/2fly and decay"#
NLSP
3m3/2 Mpl
4
6m
M
2
2 4
2 pl 2
3/2
m + mτ
4mG̃ mτ1 − G̃ 2
.
(5)
1−
2
2
2 )2
−
m
−
m
m
(m
τ̃ of axino givenτ̃ in G̃The
actionis similar to →that
Eqs.(9)and (10) except the coup
NLSPの寿命の測定超対称性の破れの総和
F τ の決定−1

0

cients.
The relative
the twoin eq.(26)
We show
the dependenceof weight
the stauoflifetime
onterms
the gravitino
massarein fixed
Fig. 4.by the supergra

10 yrsyr
Thefordecay→ Xτthecancoefficient
be triggereda singlejets initiatingfrom thewhere cthe τ̃axino
in byeq.(10)is tauinducedfrom Eqs.(9)byposition
the radiative

108

month

νexpressed asτ̃10is stopped.
The thetau term
energyproportinal
is monochromatic
6秒以下。
Note thatto 寿命は初期宇宙の制限から10X[γandcoupµ , γ ]B̃Fµν is a non renormalizableτ̃1 lifetime [sec]

6

day

10

4

2
hour
eV gravitino or axino andm+コライダーでスカラータウをつくって
m2τ −significantly
m2X
photon0 Gto
different γ, τ distribution.
τ̃induces
E =

.
(6)
τ
eV
2m
G
τ̃
min
00 GeV three body decay τ̃ →The
γτ ã proceeds through the diagrams shown
1
も測定器の中でグラビテーノに崩壊し2axinom τ̃040
1 X is the invisible
Hereparticle in the τ̃secdecay, for this case X = G̃. If one can measure
102

=

10

where the hatched triangle express ないかもしれない。
the effective vertex shown in Eq. (10). On

−2
10
the
lifetime and the mass of the stau, the gravitino mass can be determined assuming that

hand The relevant diagrams for the three body decay√ into goldstino τ̃ → γτ χ̃

2
−2
10
1
10SUSY
10−1Then10−3 is 10103breaking scale F =eq.(5)
correct.
the
total
0
mG̃ [GeV]

3m Mpl is also determined,

in Fig.??. the diagram corresponding to the top right G̃of Fig. 14 does not exi

which is important to understand the hidden sector physics.

電荷を持つNLSP は測定器のなかで減速する。

2.5 Kg /cm2

でかい減速用測定器(?) at CMS
with Albert De Roeck, K.Hamaguchi MN(To appear)
Also Kuno, Hamaguchi, Nakaya, Nojiri 04
3.5m x 15m x 15m x 2 =1.6 x 109cm35g/cm3 x 1.6 x 109 cm3=8 x 109g ~8Kton
衝突点から8.5 m
8
6
4
2
0
-2
-4
-6
-8
-12
-10

CMSはそもそも重い（12Kton)ので床は十分強く作ってある。建設方法もシン

-8

-6

-4

-2

0

2

4

6

8

10

12

0
-2
-4
-6
-8
-10

10
8
6
4
2

プルでスペースもそこそこある。
ATLASは直径がCMSの1.5倍ある上に、測定器に液体アルゴンをつかうので、冷却器が邪魔。組み立て
方法もややこしい。

準安定LSPが見えたらできること。
x[m]

12.0

測定器の構造は普通のfixed target型の10.0

y-position[m]-6 -4 -2

0

2

4

ニュートリノの測定器と同じでよい。

6

鉄の間にトラッキングが入った形。

6

6

4

4

軌跡の測定と崩壊のエネルギー測22

定、粒子の測定ができる。

0

0

-2

-2

-4

-4

-6

-6
-6 -4 -2 0 2 4
z-positon[m]61) 軌跡の測定ー＞止まった場所が分かる。
2) 崩壊のエネルギーの測定。 プラン
10 12
x[m]

クスケールの決定。
3) 崩壊でできる粒子の性質の決定。

G. 2: The simulated positions of the CNLSPs in a stopper detector for the Λ = 40 TeV point.

re the z axis is the beam direction, and the y axis is the vertical direction. The origin (0, 0, 0) isinteraction point and we assume the stopper detector is at 8.5m< x <12m, −7.5m< y <7.5m,

d −7.5m< z <7.5m (cf. Fig. 1). The big square is the projection on the y-z plane, the top

tangle is the projection on the x-z plane, and the right rectangle is the projection on the x-yne.

Astrophysics Meets
Collider Phyiscs

コライダーによるLSPの発見

MSSMのパラメーターの決定

熱的な暗黒物
質密度の決定初期宇宙の暗黒物質と原子核の散乱断面積
宇宙での対消滅確率

生成物のスペクトラム
銀河内分布

素粒子現象

伝播の不定性

暗黒物質の直接探索

CDMの量

宇宙線の観測の高精度化

コライダーできちんと暗黒物質の性質を決めて、観測と比較すればなにが分かる

Astrophysical あるいはだろうか？

cosmological な観測