\chapter{序章}
\label{chp:1}
\thispagestyle{mystyle1}
\vspace{-10mm}\hspace{2mm}
\section{背景}
原子核は核子と呼ばれる陽子と中性子から構成される。核子同士は核力で結合しており、この核力の源となる粒子が「中間子」である。原子核内で中間子は量子力学の不確定性原理に従って生成消滅を繰り返し、固有の質量を持たない「仮想粒子」として振る舞う。一方、真空中で中間子は固有の質量と寿命をもった「実粒子」として存在できる。このことから、中間子が原子核内で実粒子として存在する「中間子原子核」は存在するのか、存在するならばその特性は通常原子核といかに違うのか、という疑問が生じる。

$\pi$中間子は核子との相互作用が斥力のため、核内では実粒子として存在できないことが明らかになっている。核子との間で引力相互作用が予想される$\eta$中間子、$\eta^{\prime}$中間子、$\omega$中間子、及び$\phi$中間子に関して中間子原子核探査研究が精力的に行われているが、まだその存在の発見には至っていない。

ここで我々は反$K$中間子($\bar{K}$)に注目する。これまで行われてきた反$K$中間子を水素原子軌道にトラップさせ、その脱励起により放射されるX線の精密測定実験の結果は反$K$中間子$\bar{K}$と核子$N$の間に非常に強い引力が働くということを示した\cite{Bazzi:2011zj}。
これは、$\bar{K}N$質量閾値よりも$\sim$30$\;$MeV小さい質量を持つ$\Lambda$(1405)は反$K$中間子$\bar{K}$と核子$N$が強く束縛した状態(1s束縛状態)であるという考え方と無矛盾である。
これは、$\Lambda$(1405)を$\bar{K}N$束縛状態と考えると、核子数を1つ、2つ増加させた“$\bar{K}NN$”や“$\bar{K}NNN$”などの反$K$中間子と複数の核子が束縛した状態である「反$K$中間子原子核」が存在することを示唆する。この反$K$中間子原子核の存否を明らかにすることは、実粒子である中間子と核子とが強い相互作用で束縛されている類を見ない系であるだけでなく、「バリオン以外の実粒子が原子核の構成要素になり得るのか？」「クォークで構成される原子核と反クォークを持つ実中間子が共存することは出来るのか？」など原子核やハドロンに関する根源的な問題を理解する上で重要な疑問に答えを与えることが期待できる研究課題である。

また、反$K$中間子と核子間の強い引力の存在により、原子核内で核子を強く結びつけることが期待される。すなわち、反$K$中間子原子核内部は通常の原子核を超える高密度核物質が生成されている可能性を示唆している（\cite{Dote:2008hw}）。そのような高密度核物質状態が実現されているならば、反$K$中間子原子核研究は、中性子星内部の高密度状態理解への新たなアプローチとなる可能性を秘めているだけではなく，その内部で起こるであろう物理現象、カイラル対称性の自発的破れの部分的回復の観測などへその研究対象を広げていくことが期待できる。

以下、反$K$中間子原子核に関する理論的研究の現状、及びこれまで行われてきた反$K$中間子原子核探索実験の結果及び今後の展望についてまとめる。

\vspace{-5mm}

\section{反$K$中間子原子核に関する理論的研究}
反$K$中間子原子核のアイデアは、1963年のNogami氏による$K^{-}NN$の3体系の計算による束縛エネルギーが〜10$\;$MeV程度と予言された$K^{-}NN$束縛状態の予言にはじまる\cite{Nogami:1963xqa}。特に、その存否に関する議論が活発化したのは2002年の赤石氏・山崎氏による反$K$中間子原子核の少数多体系についての計算からである。この計算ではエキゾチックハドロンとして知られていた$\Lambda$(1405)を$K^{-}p$の束縛状態であるという仮定と、反$K$中間子原子の脱励起X線測定データや$\bar{K}N$散乱実験のデータから構築したエネルギーに依らない現象論的ポテンシャルを構築した。このポテンシャルを使った計算では、軽い原子核に反$K$中間子が束縛系において100$\;$MeV程度の大きな束縛エネルギーと 20$\;$MeV程度と狭い崩壊幅をもつ束縛状態の存在を予言した(図\ref{fig:1_1})\cite{Akaishi:2002bg}\cite{Yamazaki:2002uh}。
\begin{figure}[H]
    \centering
    \includegraphics[width=0.6\textwidth]{fig/fig_chp_1/1-1.png}
    \caption[赤石氏・山崎氏による$p$, $^{3}$He,$^{4}$Heと$K^{-}$が束縛された系の束縛エネルギーと崩壊幅]{赤石氏・山崎氏による$p$, $^{3}$He,$^{4}$Heと$K^{-}$が束縛された系の束縛エネルギーと崩壊幅\cite{Akaishi:2002bg}\cite{Yamazaki:2002uh}}
    \label{fig:1_1}
\end{figure}
\vspace{-5mm}
一方で、カイラルSU(3)に基づく$\bar KN$ポテンシャルを用いたカップルドチャンネル計算（$\pi \Sigma - \bar K N (- \pi \Lambda)$）を使った反$K$中間子が束縛系に対する予言も存在する。このモデルの特徴は$\Lambda$(1405)に対して、$\pi\Sigma$と強く結合し$\bar K N$質量閾値から見ると深く束縛しているポールと、$\bar K N$と強く結合し浅く束縛しているポールの、2つのポールの存在を予言している。このモデルでは、$\bar K NN$束縛状態の束縛エネルギーは先の現象論的モデルを用いた計算よりも浅く出る事が知られている。

他にも様々な少数系の反$K$中間子原子核の束縛エネルギー、崩壊幅の計算が行われている。その比較を図\ref{fig:1_2}に示す。先述した赤石氏・山崎氏の結果は図\ref{fig:1_2}中のAYとして示されている。WGは2009年のWycech氏と Green氏によるもので、$\bar{K}N$間の力を静的な核子を用いて計算し、シュレディンガー方程式と変分計算から結合エネルギーを求めている\cite{Wycech:2008wf}。BGLは2012年のBarnea氏らによるもので、realistic $NN$ポテンシャル、カイラル$\bar{K}N$相互作用を用いて超球面基底で計算された\cite{Barnea:2012qa}。OHHMHは大西氏らによるもので、カイラルSU(3)有効場理論に基づく$\bar{K}N$ポテンシャルを用いて計算された\cite{Ohnishi:2017uni}。各計算で$\bar{K}N$相互作用のモデルが異なるので束縛エネルギーと崩壊幅の値は異なるが、束縛エネルギーは質量数に比例して大きくなる傾向が見られる。また、崩壊幅についてはこれらの値は崩壊粒子にメソンを含むチャンネルのみ($\pi\Sigma, \;\pi\Lambda$などを含むチャンネル)を考慮したものであり、メソンを含まない崩壊チャンネルも考慮するとより大きな値となることが示されている\cite{Bayar:2012hn}。

\begin{figure}[H]
    \centering
    \includegraphics[width=.9\textwidth]{fig/fig_chp_1/1-2.png}
    \caption[各モデルごとの反$K$中間子原子核の束縛エネルギーと崩壊幅の比較]{各モデルごとの反$K$中間子原子核の束縛エネルギーと崩壊幅の比較。$\bar{K}NN$については後述するJ-PARC E15実験の結果もプロットした.\cite{Akaishi:2002bg}\cite{Yamazaki:2002uh}\cite{Wycech:2008wf}\cite{Barnea:2012qa}\cite{Ohnishi:2017uni}\cite{Hashimoto:2014cri}\cite{Sada:2016nkb}\cite{Ajimura:2018iyx}\cite{J-PARCE15:2020gbh}}
    \label{fig:1_2}
\end{figure}


\section{これまで行われてきた反$K$中間子原子核に関する実験結果}\vspace{-2mm}
このように、理論的には反$K$中間子原子核の存在は疑いのないものと考えられている。その実験的な確立を目指し、世界各地で探索実験が行われてきた。本小節では、反$K$中間子原子核に関わるこれまでに行われてきた実験について代表的なものを説明する。\vspace{-5mm}

\subsection{Stopped $K^-$を利用した実験}\vspace{-2mm}
\hspace{-3mm}\textbf{{\large KEK-PS E471/E549 実験}}

つくばのKEK-PSにおいて行われた実験で、$^{4}$He($K^−_{stopped}$, $p/n$)反応を用いて$K^−ppn$束縛状態を探索した\cite{Sato:2007sb}\cite{Yim:2010zza}。この実験では、650$\;$MeV/$c$の$K^−$ビームをCarbon degraderを用いて液体$^4$He内で静止させる。その後、散乱された陽子、中性子をTOF測定によってエネルギーを求め、Missing-Mass法によって$K^−ppn$束縛状態を探索した。実験で得られたMissing-Massスペクトルを図\ref{fig:kek471}に示した。これらの実験では多核子吸収($\bar{K}NN$ → $YN$等)やハイペロン生成($\bar{K}N$ → $\pi Y$)によるバックグラウンドが大きく、$M(\bar{K}NNN)$の閾値以下にはピーク構造は見られなかった\cite{TSuzuki:2008}。
\begin{figure}[H]
    \centering
    \includegraphics[width=0.6\textwidth]{fig/fig_chp_1/kek471.png} 
    \caption[KEK E548実験で得られた（上）$^{12}\si{C}(K^-,n)$と（下）${12}\si{C}(K^-,p)$反応のMissing Massスペクトラム]{KEK E548実験で得られた（上）$^{12}\si{C}(K^-,n)$と（下）${12}\si{C}(K^-,p)$反応のMissing Massスペクトラム。実線が計算で求めたフィットカーブ、点線が理論計算における-60~MeVのポテンシャルのスペクトル、点破線がバックグランドである。\cite{Bendis:2007npa}}
    \label{fig:kek471}
\end{figure}

\hspace{-3mm}\textbf{{\large FINUDA実験, AMADEUS実験}}

イタリアのDA$\Phi$NE実験施設において行われた実験で、$K^{-}pp$, $K^{−}ppn$と思われるピークが報告された\cite{Agnello:2005qj}。電子-陽電子衝突によって生成した$\phi$(1020)を崩壊させ、生じたモノクロマティックな127~MeV/$c$の$K^−$を $^{6}$Li, $^7$Li, $^{12}$Cなどの原子核標的に照射している。その後、$\Lambda p$が反対方向に放出されたイベントにおける不変質量から$K^−pp$の束縛状態を、$\Lambda d$が反対方向に放出されたイベントにおける不変質量から$K^−ppn$の束縛状態を探索した。上記のイベントがそれぞれ$K^−pp$, $K^−ppn$の束縛状態によるものであると仮定し、その不変質量を求めたところそれぞれの質量閾値以下にピークが見られた。その結果、$K^−pp$の束縛エネルギーは115+6−5(stat)+3−4(syst)$\;$MeV、崩壊幅は67+14−11(stat)+2−3(syst)$\;$MeVという値を得た\cite{Agnello:2005qj}。また、$K^−ppn$の束縛エネルギーは58 ± 6$\;$MeV、崩壊幅は36.6 ± 14.1$\;$MeVという値を得た\cite{Agnello:2007plb}。以下の図\ref{fig:1_4}、\ref{fig:1_5}にそれぞれの不変質量スペクトルを示す。しかしながら、その後に同じくDAFNEで行われたAMADEUS実験において、FINUDA実験と同じ運動学条件で$\Lambda p$不変質量スペクトラムが再現され、このスペクトラムは$K^-$が原子核中の複数の核子に吸収される反応(multi-nucleon absorption, mNA)及び終状態相互作用(Final State Interaction, FSI)により説明できることが示された。理論的にもmNA/FSIによる解釈がなされている\cite{lliescu:2016iop}。\vspace{-2mm}
\begin{figure}[H]
    \centering
    \includegraphics[width=.8\textwidth]{fig/fig_chp_1/1-4.png}
    \caption[FINUDA実験で得られた$\Lambda p$の不変質量スペクトル]{FINUDA実験で得られた$\Lambda p$の不変質量スペクトル\cite{Agnello:2005qj}}
    \label{fig:1_4}
\end{figure}\vspace{-2mm}
\begin{figure}[H]
    \centering
    \includegraphics[width=.8\textwidth]{fig/fig_chp_1/1-5.png}
    \caption[FINUDA実験で得られた$\Lambda d$の不変質量スペクトル]{FINUDA実験で得られた$\Lambda d$の不変質量スペクトル\cite{Agnello:2005qj}}
    \label{fig:1_5}
\end{figure}
今日、$K^−_{stopped}$反応では多核子吸収と束縛状態を分けることが困難であることが知られている。
\subsection{In-flight $K^-$を利用した実験}
\hspace{-3mm}\textbf{{\large KEK E548実験}}

$K^-_{\text{in-flight}}$による反応$^{12}\si{C}(K^-_{\text{in-flight}}, N)$は、BNL\cite{Kishimoto:2005yj}およびKEK\cite{Kishimoto:2007yj}で実施された。KEKで測定された($K^-, n$)および($K^-, p$)反応のMissing-Massスペクトルを図\ref{fig:kek548}に示す。測定されたスペクトルは、グリーン関数法によって計算されたスペクトルと比較された。報告によると、($K^-, n$) と ($K^-, p$) のスペクトルは、それぞれ(-190 - 40i)~MeVおよび(-160 - 50i)~MeVの光学ポテンシャルによって再現された。一方で、理論計算では、スペクトル形状は-60~MeVのポテンシャルで再現可能であるという主張も存在し、断定的な物理結果は得られていない\cite{ramos:2010yj}
\begin{figure}[H]
    \centering
    \includegraphics[width=0.7\textwidth]{fig/fig_chp_1/kek548.png} 
    \caption[KEK E548実験で得られた（上）$^{12}\si{C}(K^-,n)$と（下）${12}\si{C}(K^-,p)$反応のMissing Massスペクトラム]{KEK E548実験で得られた（上）$^{12}\si{C}(K^-,n)$と（下）${12}\si{C}(K^-,p)$反応のMissing Massスペクトラム\cite{Bendis:2007npa}。実線が計算で求めたフィットカーブ、点線が理論計算における-60~MeVのポテンシャルのスペクトル、点破線がバックグランドである。}
    \label{fig:kek548}
\end{figure}

\hspace{-3mm}\textbf{{\large J-PARC E05実験\cite{ichikawa2020event}}}

J-PARC K1.8ビームラインにおいて、運動量1.8~GeV/$c$の$K^-$ビームを用いた $^{12}$C($K^-, p$) 反応のMissing-Massスペクトルをトリガーバイアス無しで測定した。このスペクトルには準弾性ピーク ( $K^- p \to K^- p$ ) が観測された。準弾性ピーク領域では、二次相互作用の影響がピークのシフトとして観測され、ピークは束縛領域に尾を引いている。$\bar{K}$-$N$光学ポテンシャルに対する異なるパラメータを仮定してグリーン関数法に基づく理論計算とスペクトルを比較した。その結果、束縛エネルギー領域 -300~MeV < $B_K$ < 40~MeVにおいて、ポテンシャル深さ$V_0 = -80$~MeV（実部）および$W_0 = -40$~MeV（虚部）カイラルモデルが予測する「浅い」ポテンシャルと一致する形でスペクトルを適切に再現できることが判明した。

一方で、深く束縛された領域$B_K \sim 100$~MeV付近では、主要な崩壊チャンネル$K^- NN \to \pi \Sigma N$がエネルギー的に閉じており、非中性子崩壊モード（$K^- NN \to \Lambda N$および$\Sigma N$）が主に寄与すると考えられる事象が過剰であることが観測された。この事象の過剰は、いかなる$\bar{K}-N$相互作用や背景プロセスでも再現することができない。この過剰分は、$\bar{K}$の束縛エネルギー90~MeV、幅100~MeVのBreit-Wigner関数でよく再現される。このBreit-Wigner成分は$Y^*-N$系の深く束縛された状態の可能性があると解釈されている。

Missing-Massスペクトル内で、反$K$中間子原子核または$Y^*-N$状態の明確な信号を独立したピークとして観測することはできなかった。この信号を明確なピークとして観測するためには、崩壊粒子を同時測定することで得られる排他的スペクトルが必要である。J-PARCでは、H-ダイバリオンを探索するためのE42実験が計画されている。E42実験は、現在の実験（E05）と同じ反応、すなわち1.8~GeV/$c$の$^{12}$C($K^-, K^+$) を用いる。この実験では、E05実験と同じ条件下で$^{12}$C($K^-, p$)スペクトルを同時に測定できる。E42実験では、崩壊粒子を測定するために「HypTPC」と呼ばれる大型タイムプロジェクションチェンバーを使用する予定である。これにより排他的スペクトルを測定し、解釈を明確化できると考えられる。また、反$K$中間子原子核と$Y^*-N$状態は、それぞれ中性子崩壊と非中性子崩壊を測定することで区別されることが予想される。
\vspace{-7mm}
\subsection{その他の手法による実験}\vspace{-2mm}
\hspace{-3mm}\textbf{{\large OBELIX 実験}}

スイスのCERNにおいて行われた実験で、$K^−pp$, $K^−ppn$と思われるピークが報告された(図\ref{fig:obelix}\cite{Bendis:2007npa})。低エネルギー反陽子リング(Low Energy Antiproton Ring, LEAR)において反陽子($\bar{p}$)を$^4$He標的中に静止させて対消滅反応を起こし、その後に放出された粒子において$pp\pi^−$, $pd\pi^−$の不変質量を組むことで$K^−pp$, $K^−ppn$の束縛状態を探索した。それぞれ$K^−pp$ → $\Lambda p$ → $pp\pi^−$、$K^−ppn$ → $\Lambda d$ → $pdπ^−$と崩壊するため、$ppπ^−$, $pdπ^−$のうちの$pπ^−$の不変質量が$\Lambda$の質量と一致する場合のみを選択している。これにより、$K^−pp$の束縛エネルギーは160.9±4.9$\;$MeV、崩壊幅は24.4±8.0$\;$MeVという値を得た。また、$K^−ppn$の束縛エネルギーは121±15$\;$MeV、崩壊幅は$\Gamma$<60$\;$MeVという値を得た(図\ref{fig:obelix})。しかしながら、粒子識別の大きな不定性や非常に少ない統計のため、反$K$中間子原子核が存在する証拠には至っていない。\vspace{-2mm}
\begin{figure}[H]
    \centering
    \includegraphics[width=0.8\textwidth]{fig/fig_chp_1/1-3.png} 
    \caption[OBELIX実験で得られた$pp\pi^−$, $pd\pi^−$の不変質量スペクトル]{OBELIX実験で得られた$pp\pi^−$, $pd\pi^−$の不変質量スペクトル\cite{Bendis:2007npa}。左図は$pp\pi^−$の不変質量スペクトルで$K^−pp$の束縛状態に対応する。右図は$pd\pi^−$の不変質量スペクトルで$K^−ppn$の束縛状態に対応。}
    \label{fig:obelix}
\end{figure}

\hspace{-3mm}\textbf{{\large DISTO実験, HADES実験}}

フランスのSATURNE実験施設で行われた実験で、$K^−pp$と思われるピークが報告された\cite{Yamazaki:2010mu}。2.85$\;$GeVの陽子-陽子衝突による実験で$p + p$ → $X + K^+$, $X$ → $\Lambda + p$の一連の反応について$X$の質量欠損と$\Lambda p$の不変質量を求めることで$K^−pp$の束縛状態を探索した。上記の反応の終状態である$p\Lambda K^+$が観測されたデータについて、同様の終状態が直接生成される$p + p$ → $p + \Lambda + K^+$反応をシミュレーションによって見積もり、シミュレーションとデータとの比較から$K^−pp$と思われるピークが見られた。以下の図\ref{fig:disto}に質量欠損分布にて得られたピークを示す。この結果から、束縛エネルギーが103+3−3(stat)+5−5(syst)$\;$MeV、崩壊幅が
118+8−8(stat)+10−10(syst)$\;$MeVという値を得た。しかし、$p + p$ → $p + N^* \to p + \Lambda + K^+$反応でこれらの構造を再現出来ることが指摘されており、その妥当性については議論の余地がある。実際に、ドイツのGSIで行われたHADES実験では、エネルギーの異なる$p+p$反応において、同様の調査が行われ、前述の$N^*$生成反応により$\lambda p k^+$終状態のスペクトルが説明されている\cite{Agakishiev:2014dha}。
\begin{figure}[H]
    \centering
    \includegraphics[width=0.7\textwidth]{fig/fig_chp_1/1-6.png}
    \caption[DISTO実験にて得られた質量欠損分布]{DISTO実験にて得られた質量欠損分布\cite{Yamazaki:2010mu}}
    \label{fig:disto}
\end{figure}

\hspace{-3mm}\textbf{{\large J-PARC E27実験}}

茨城県東海村のJ-PARCにおいて行われた実験で、$K^−pp$と思われるピークが報告された\cite{Ichikawa:2014ydh}。この実験では、1.69$\;$GeV/$c$の運動量の$\pi^+$ビームによる$d(\pi^+, \; K^+)$反応で$K^-pp$を生成し、質量欠損法によって $K^−pp$の束縛状態を探索した。質量欠損法に加えて、上記の反応で生成されたクラスターの崩壊について横方向に陽子が2つ放出されたイベントを選んでいる。これにより、ハイペロン生成によるバックグラウンドの抑制と、さらに$K^−pp$ → $\Sigma^0p$, $\Sigma^0$ → $\Lambda$ + $\gamma$, $\Lambda$ → $\pi p$の反応であることを同定している。以下の図\ref{fig:1_7}に質量欠損分布を示す。この結果から、束縛エネルギーが95+18−17(stat)+30
−21(syst)$\;$MeV、崩壊幅が162+87−45(stat)+66−78(syst)$\;$MeVという値を得た。しかしながら、統計量が少ないのはもとより、観測したピークのすぐ下にacceptanceの限界があることにより、これが本当のシグナルなのか否か議論の余地がある。将来的には、large-acceptanceを有するHyp-TPC等を用い、再度検証が行われることが期待される。
\begin{figure}[H]
    \centering
    \includegraphics[width=0.8\textwidth]{fig/fig_chp_1/1-7.png}
    \caption[J-PARC E27実験にて得られた質量欠損分布]{J-PARC E27実験にて得られた質量欠損分布\cite{Ichikawa:2014ydh}}
    \label{fig:1_7}
\end{figure}

\hspace{-3mm}\textbf{{\large LEPS/LEPS2 実験}}

LEPS/SPring-8において、$\gamma d \longrightarrow K^+ \pi^- X$ 反応が$E_\gamma = 1.5 \, \text{GeV} - 2.4 \, \text{GeV}$の範囲で検証された\cite{Tokiyasu:2013mwa}。この実験では$d(\gamma, K^+ \pi^-)X$の欠損質量スペクトルにおいて、2.22 GeV/$c^2$から2.36 GeV/$c^2$の質量領域にピーク構造は確認されなかった。
また、$K^-pp$束縛状態の断面積の上限は、95％の信頼区間(C.L.)で0.1から0.7$\;\si{\mu b}$の範囲であることが示された。

\section{J-PARC E15実験}\hspace{2mm}
上記のように反$K$中間子原子核探索実験は21世紀に入って世界各地で行われたが、どの実験も決定的な主張はできていなかった。初めてこの存在の決定的な証拠を示した実験がJ-PARC E15実験である\cite{Hashimoto:2014cri}\cite{Sada:2016nkb}\cite{Yamaga:2018}\cite{J-PARCE15:2020gbh}\cite{Yamaga:2024}。

J-PARC ハドロンホールのK1.8BRビームラインにおいて1.0$\;$GeV/$c$の$K^−$ビームを$^3$Heに照射し、$^3$He($K^−_{\text{in-flight}}, n$) 反応で反$K$中間子原子核$K^−pp$を生成させた。“$K^−pp$”は$\Lambda + p$に崩壊する。反$K$中間子原子核からの崩壊粒子を円筒型検出器システム (CDS) で検出し、前方に放出される中性子をミッシングマスで識別をすることにより全粒子を特定、反応の運動学を完全に再構成し、これら崩壊粒子の不変質量スペクトルから束縛状態に対応するピーク構造を発見した(図\ref{fig:e15})。In-flight $K^-$を使うことで終状態相互作用によるバックグラウンド（特に$K^-$の2核子吸収）が少なく、このピーク構造が明確な反$K$中間子原子核$K^-pp$の証拠と認められている。
\begin{figure}[H]
    \centering
    \includegraphics[width=0.7\textwidth]{fig/fig_chp_1/e15.png}
    \caption[J-PARC E15実験で得られた$\lambda p$の不変質量スペクトル]{J-PARC E15実験で得られた$\lambda p$の不変質量スペクトル\cite{Ajimura:2018iyx}}
    \label{fig:e15}
\end{figure}
発見された“$K^−pp$”は、束縛エネルギーにして約40$\;$MeVであった。同じく2核子系である重陽子$^2$Hの束縛エネルギーが2.2~MeVであることと比較すると、20倍近く深く束縛していることがわかる。これは構成要素である反$K$中間子がその強い引力により2つの核子$pp$を強く引きつけることで通常核より高密度でコンパクトな構造を持つ可能性を示唆している。

\section{本研究の目的}
J-PARC E15実験によって最も単純な構造を持つ反$K$中間子原子核$K^-pp$が発見され、その存在の確立された。しかしながら、ボソンである中間子を構成粒子として含む新たな物質形態である中間子原子核について、その性質を探るには実験結果が不足している。現在、核子数を一つ増やした反$K$中間子原子核$K^-ppn$は存在するのか、存在するならばその束縛エネルギーと崩壊幅はどの程度なのか、また反$K$中間子原子核$K^-ppn$の様々な崩壊モードを測定による反$K$中間子原子核内部構造の研究を目的とした実験を計画している（J-PARC E80実験）。同時に先行研究であるJ-PARC E15で存在が確定した反$K$中間子原子核$K^-pp$のスピン$\cdot$パリティを測定することでその内部構造を調査する実験（J-PARC P89）計画も進行中である。ともに2026年度からのデータ収集の開始を目指している。

目標としている反$K$中間子原子核である$K^-ppn$は崩壊粒子が３粒子以上であること、また反応終状態に複数個の中性子が放出されるため既存J-PARC E15実験装置では探索できない。そこで我々はJ-PARC E80実験とJ-PARC P89実験のために、J-PARC E15実験装置に比べより大立体角で中性子検出効率が高い検出器、J-PARC E80大立体角スペクトロメータ（E80-CDS）を建設している。このE80-CDSは、先行研究であるE15実験のスペクトロメータに比べ立体角が約1.6倍、中性子検出能力が約7倍となっている。

E80-CDSを構成する主要検出器の1つが円筒型ドリフトチェンバー (Cylindrical Drift Chamber, 以下E80-CDC) である。E80-CDCの役割は生成された反$K$中間子原子核からの崩壊粒子の検出、その飛跡から反応点を決定、崩壊荷電粒子の運動量解析、その情報を使い反$K$中間子原子核の不変質量を再構成することである。我々は今年度完成したE80-CDC実機のコミッショニングを開始した。
J-PARC E15実験ではこれまでCDC（以下，E15-CDC）の充填ガスとして使っていた可燃性の充填ガスAr-C$_2$H$_6$の使用してきた。しかしながら、E80-CDCは先行研究であるE15-CDCの約3倍の体積であることから、可燃性であるC$_2$H$_6$ではなく、不燃性ガスを用いることが望ましい。そこで我々は、E80-CDCではその代替として不燃性のAr-CO$_2$の混合ガスを用いることを検討している。

本論文では、E80-CDCの充填ガスとして使用を検討しているAr-CO$_2$の基本的ガス特性を確認するとともに、これまで使用してきたArC$_2$H$_6$との性能比較を行い、その使用可能性について議論する。

