しょうとつ
第7巻 第2号
目 次
総説：(e,2e)電子運動量分光の過去，現在，そして未来（山﨑優一，渡邉昇，髙橋正彦）…

第 58 回質量分析総合討論会，第 1 回アジア・オセアニア質量分析会議 のお知らせ… 27

国際会議発表奨励事業に関するお知らせ （庶務）… 27

「しょうとつ」原稿募集… 28（編集委員会）4

今月のユーザー名とパスワード

… 28

編集後記

… 28

（田沼 肇）

1総 説(e,2e)電子運動量分光の過去，現在，そして未来
山﨑優一，渡邉昇，髙橋正彦
東北大学多元物質科学研究所 量子電子科学研究室
masahiko@tagen.tohoku.ac.jp
平成 22 年 2 月 2 日原稿受付

1. はじめにペクトルと類似の EELS スペクトルを与える．しかし，十分に大きなエネルギーをもつ電子を原子分子

この EELS スペクトルの形状は K が大きく（散乱角に衝突させると励起やイオン化が起こり，非弾性が大きく）なるにつれ，劇的に変化する．すなわち，散乱電子が生成する．こうした電子散乱の衝突の励起を表すシャープなピークの強度が減少する

内容は一般に，移行運動量（入射電子の散乱前

一方で，イオン化を表すスペクトルの連続部分は後の運動量ベクトルの変化）の大きさに依存して高損失エネルギー側にシフトすると共にブロード著しく異なる．このことを鳥瞰的に表す一例として，になり，その高エネルギー極限では X 線コンプト

Bethe 面［1］を図１に示す．これは，入射電子エネ

ンプロファイルと等しくなる［4］．以上のように，高ルギー3.0 keV の条件のもと，電子エネルギー損

速電子衝撃イオン化を支配する相互作用は K が

失 分 光 （ Electron Energy Loss Spectroscopy;

大きくなるにつれ，光子の言葉を借りて云えば，

EELS）装置［2］を用いて測定した He 原子の一般

光電効果からコンプトン効果へと次第に移り変わ化振動子強度（Generalized Oscillator Strength;っていくのである［#1］．

GOS）を損失エネルギーと移行運動量 K の双方

本稿で議論する binary (e,2e)分光ないしは電子の大きさをパラメータとして三次元プロットしたもの

運動量分光（Electron Momentum Spectroscopy;である．周知のように，GOS は K がゼロの極限でEMS）と呼ばれる手法［5,6］は，そうした電子線コ双極子遷移が支配する光学的振動子強度と等し

ンプトン散乱条件下［#2］で起こる電子衝撃イオン

くなる［3］．事実，このことを反映して，小さな値の化の動力学的完全実験である．この一文だけでK での電子衝突（電子線の前方散乱）は光吸収ス

本稿の読者は次の三つのことを洞察されるかもしれない．一つは，従来のコンプトン散乱実験とは異なり，非弾性散乱電子のみならず電離電子をも測定するので各エネルギー準位に存在する標的
電子毎に分けたコンプトンプロファイルを観測，すなわち，電子軌道一つ一つの形を運動量空間波
動関数の二乗振幅として観測できること［7,8］．二つめは，フーリエ変換の性質により反応性や分子認識などを支配する位置空間波動関数の原子核から遠く離れた部分を鋭敏に観測できること．これは，変分原理に基づいて得られる理論的波動関

図 1. He 原子の Bethe 面------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------［#1］ 光子の言葉を借りたのは，X 線であれ電子線であれ，projectile のエネルギーが十分に高ければ等しく Bethe 面
を与えることによる．
［#2］ 英名は Electron Compton Scattering なので直訳すれば電子コンプトン散乱となるが，直感であいまいさなく理解できるように，筆者らは X 線コンプトン散乱と対比させて電子線コンプトン散乱と表記する．

4

数がエネルギーの深い内殻電子など原子核近傍

なってしまい，波動関数がもつ情報の多くを失っの電子の記述に重点を置く状況と対照をなす．三てしまう．加えて，コンプトン散乱の描像が成り立

つめは，低速電子の前方散乱と比較して何桁もつ実験条件，言い換えれば電子・分子衝突ダイ

強度の弱い高エネルギー電子の大角散乱を対象

ナミクスに関する不十分な基礎的理解が実験結とするので，より進んだ実験を行うには劣悪な統果の電子構造論的検討をしばしば妨げる．事実，計やエネルギー分解能を改善する努力が絶えずこれらの空間平均と電子衝突ダイナミクスの問題求められること．これらがまさしく EMS が表裏一体に起因する閉塞状態を，チオール分子の立体異に併せもつユニークな特質と実験的困難なので性と超共役［39］，ノルボルナジエンと 1,4-シクロヘ

ある．

キサジエン［25］，1,4-ジアザビシクロ[2.2.2]オクタ

EMS の歴史は古く長い．本分光は 1960 年前後

ン［26］，およびグリオキザールとバイアセチルに(p,2p)核反応［#3］の理論家の McCarthy［9,10］，［50］における等価な官能基間の分子内相互作用，および Smirnov と Neudatchin［11,12］がそれぞれ五員環芳香族化合物のサテライトバンドと電子相

独立に提 案 した手法で ，パイオ ニア 的実験は

関［23,51,52］，アセトン分子の分子内回転異性体

1970 年前後に Amaldi ら［13］，Camilloni ら［14］，［53］などの研究を通して，我々も強く実感すること

Weigold ら［15］によってなされた．これ以降，豪のとなった．

Weigold グループ，加の Brion グループ，およびそこで，我々は上記の閉塞状態を乗り越えること

米の Coplan と Moore グループを中心として，四半を目指して，まず，画像観測法を取り入れた(e,2e)

世紀にわたる本分光の第一期ルネッサンスが始装置の開発［54］に取り組み，約 5 桁の検出効率

まった．この間，水素原子波動関数の実験的決定の向上を図った．その成果を踏まえ，後述するよう［16］，理論的波動関数の質的検討［17-20］，軌に，直線分子イオンの axial recoil 解離を利用した

道順序の決定とサテライトバンドの帰属［21-24］，（非弾性散乱電子・電離電子・解離イオン）三重

軌道の対称性の同定［25,26］，軌道電子運動量

同時計測により，分子軸方向を基準として電子運密度のフーリエ解析［27-29］，外殻価電子軌道に動量分布を測定する(e,2e+M)分光装置［55］の開おける相対論的効果［30-32］，励起原子の(e,2e)

発に着手した．その結果，本装置を用いて得た酸反応［33］，錯体分子の電子構造［34］など多岐に

素分子［56］や水素分子［57］の実験データは，満わたる研究が展開された．そうした展開に，マル足すべき統計ではないものの，分子軌道の運動

チチャンネル同時計測法［29,35-40］や単色電子

量空間三次元イメージングの嚆矢となった［58］．

線［24］などの技術的進歩が鼎の一つとなったこと

一方で，EMS でそれまで全く考慮されていなかっは云うまでもない．以上の先駆的研究の詳細につた Born 近似の二次項の two-step（TS）メカニズム

いては文献利用できる優れた総説［5,41-49］にゆ［59,60］に着目して水素分子［61,62］，He 原子

ずるが，重要なことは，EMS のもつ特質を物質科［63-65］，および Xe 原子［66］の実験を行い，また学から生命科学にわたる自然科学の広範な分野

並行して TS メカニズムの寄与を取り入れた断面で遺憾なく発揮するために解決すべき数多くの課

積計算の手法［64］を開発するなど，より詳細な電題が我々のグループを含む第二世代以降に託さ

子衝突ダイナミクス研究を進めた．

れていることである．例えば，気相分子を標的とし

以上のように，現時点ではその研究対象を気た場合の空間平均の問題がそうである．一般に気体・安定・単純系に限定してはいるものの，EMS

体分子は各々てんでばらばらに回転運動していの今後の展開に向けた貴重な一歩を踏み出すこるため，得られる実験結果は空間平均したものにとができた．現在は，桁違いの高感度化を図る新------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------［#3］ 反応物質をカンマの左側，生成物を右側に書く核物理の表記に従えば，電子衝撃イオン化過程を M(e,2e)M+と表すことができる．これが電子衝撃イオン化の動力学的完全実験を(e,2e)分光と呼ぶ所以である．またその反応式は化学の表記に従えば，M + e− → e− + e− + M+となる．

5

しい装置の開発［67］と並行して，本分光のユニー(e,2e)反応は，光電効果を利用した光電子分光とクな性質を pump-and-probe 実験で活用するため

類似の情報を与える．一方，EMS が対象とするもの時間分解(e,2e+M)装置［68］の試作を進めるなのは大きな運動量移行を伴う(e,2e)反応であり，そど次世代の EMS 研究の具現化を目指している．

の衝突は X 線コンプトン散乱と同様に入射電子とこうした我々の試みを例にとって，本研究分野の標的電子との二体衝突による clean knock-out 過

現状と将来展望を次章以下に紹介しよう．

程で一般に記述され，標的原子分子のイオンコア
M+は傍観者として振舞う．従って，標的電子が衝

2. 基礎理論

突前に原子分子内でもっていた運動量 p は，生成イオンの反跳運動量 q と大きさが同じで逆符合

2-1 散乱の運動学−(e,2e)分光は，入射電子 e0 の衝突イオン化での関係で結びつく．

生成した非弾性散乱電子 e1 と電離電子 e2 を同

p = −q = p1 + p 2 − p0

時計測する手法である．標的原子分子 M をイオ

以上の原理により，EMS を用いて，標的電子毎のン化する(e,2e)反応は一般に次式で表せる．

電子軌道を運動量空間波動関数の二乗振幅（運−−M + e 0 (E 0 , p 0 ) →−e 1 (E 1 , p1 ) + e 2 (E 2 , p 2 ) + M−−+(E recoil , q )(4)動量分布）の形で観測できる．

(1)

ただし，上記の二体衝突による clean knock-out
過程を測定するには以下の二つの条件が必須で

ここで，Ej と pj (j=0, 1, 2)はそれぞれ入射電子，非ある．

弾性散乱電子，電離電子のエネルギーと運動量（1）入射電子，非弾性散乱電子，電離電子のいであり，同様に Erecoil と q は生成したイオン M+がも

ずれもが十分に高いエネルギーをもち，それつ反跳エネルギーと反跳運動量である．二つのら電子波が標的ポテンシャルの影響を受けず

散乱電子はもちろん区別出来るものではないが，平面波で記述できること．

エネルギーの大きいものを“非弾性散乱電子”，（2）標的への移行運動量 K のすべてを標的電子

小さいものを“電離電子”と慣習的に呼んでいる．

一つが吸収すること．

また本分光で取り扱う電子のすべてが高いエネル

条件（2）は，標的電子が衝突前に原子分子内でギーをもつので標的とする気体原子分子の熱運
動エネルギーは無視でき，標的は静止しているともっていた運動量 p の大きさが衝突後にもつ運動

みなしてよい．同様に，生成イオンの反跳エネル

量 p2 と比較して十分に小さいことを考え合わせれば， K ≈ p2 と等価である．同様に，標的電子の束

ギーErecoil も無視できる．従って，散乱前後のエネ

縛エネルギーEbind の大きさは入射電子，非弾性ルギー保存則と運動量保存則から，標的電子の散乱電子，電離電子のもつエネルギーE0，E1，E2

束縛エネルギーEbind と生成イオンの反跳運動量 qのいずれよりも十分に小さいので，入射電子の損に関する次の 2 つの式を得る．
E bind = E 0 − E 1 − E 2(2)

q = p0 − p1 − p2

(3)

失 エ ネ ル ギ ー Eloss
Eloss ≈ E2 = p22

( = E0 − E1 ) は2 となる．従って， Eloss ≈ K 2 2あるいは K ≈ p2 の式で特徴付けられる Bethe

入射電子のエネルギーE0 と運動量 p0 は既知であridge（図 1 に示した Bethe 面を貫いて走る山の背るので，(2)式と(3)式から，(e,2e)反応の起こりやすの部分）の高エネルギー極限，すなわちさを表す散乱断面積を Ebind と q の双方をパラメー

high-energy Bethe ridge 条件下で EMS 実験を行タとして測定できる．これが(e,2e)分光一般の原理

えばよいことが理解できる．

である．

上記の high-energy Bethe ridge 条件下で起こる

本稿の冒頭でも見たように，(e,2e)反応の衝突の(e,2e)反応を実験観測する際には，図 2 に示す

内容は移行運動量 K（= p0−p1）の大きさに依存しsymmetric non-coplanar 配置が広く用いられてきて著しく異なる．移行運動量がごく小さい場合のている．この配置では，電子衝撃イオン化で生成6る演算子である．入口チャンネルは入射電子の運動量 p0 と標的中性始状態Ψi で，出口チャンネルは二つの散乱電子の運動量 p1，p2 と標的イオン
終状態Ψf でそれぞれ決まる． ∑ は標的の縮重し
av

たあるいは実験的に分離できない状態に関する和を表す．また空間的配向がランダムな気相分子の集団を標的とする場合には， ∑ は分子軸方向avΩに関する空間平均の意も含む．
上式右辺のイオン化振幅を表す T 行列要素p1 p2Ψ f T Ψ i p0 を評価する際に最基礎とする近似が二体衝突近似［5］である．これは演算子 T が
図 2. Symmetric non-coplanar 配置

入射電子と標的電子のみの座標に依存すると仮する非弾性散乱電子と電離電子のうち，エネルギ

定するもので，恒等作用素 ∫ d 3 p p p

ーが相等しくかつ入射電子ビーム軸を基準としたことにより T 行列要素を衝突振幅 p1 p2 T pp0 と散 乱 角 が 共 にを用いる

構造因子 pΨ f Ψ i の二つに分割できる．

45 ° の も の の み（ E1 = E2 ≈ (E0 − Ebind ) 2 ， θ1 = θ 2 = 45o ） を 検 出

p1 p 2 Ψ f T Ψ i p 0 =する．この場合，イオンの反跳運動量 q の大きさは∫ d p p p T pppΨ f Ψ i3

1

検出二電子間の方位角差Δφ (= φ2 − φ1 − π ) のみ

2

0

(7)

上式から，衝突振幅が実験で観測するイオン化の関数となる．

振幅と構造因子とを結びつける役割を担うことがq= q = −p

(

)

2
⎡
⎤
2
= ⎢ p 0 − 2 p1 + ⎛⎜ 2 p1 sin ⎛⎜ Δφ ⎞⎟ ⎞⎟ ⎥2⎝
⎠ ⎠ ⎥⎦⎝⎢⎣

12

見て取れる．その役割の最も単純な表式は平面(5)

波 Born 近似（Plane Wave Born Approximation;

PWBA）を用いて以下のようにして得られる．まず，一方，測定する q の方向は入射電子ビーム軸と垂入射電子と散乱二電子が十分に高いエネルギー直であるとみなしてよい．これは，入射電子エネルをもつとして，それらを平面波の形で記述する．

ギーが十分に大きい場合には p0 ≈ 2 p1 となるの

p = (2 π )−3 / 2で q の平行成分 q// (q// ٛ= p0 − 2 p1 )は比較的小exp(ip ⋅ r )(8)

そして，入射電子と標的との相互作用を摂動的にさくなり，垂直成分 q⊥ (q⊥ ٛ= 2 p1sin (Δφ 2) )が支配的となるためである．

取り扱い散乱振幅級数の第一項のみを残す Born
近似［1,69］と Bethe の積分公式［70］を用いて次式を得る．

2-2 微分散乱断面積p1 p 2 T pp 0 =散乱理論［5,41-49］によれば，(e,2e)反応の三重微分散乱断面積は一般に次式で与えられる．
d 3σ=
dΩ1dΩ 2 dE1(2π)4 p1 p 2 ∑ p1 p 2 Ψ f T Ψi p0p0

212 π p 0 − p122

δ (p + q)(9)

従って，PWBA による断面積はd 3σ PWBA=
d Ω 1 d Ω 2 d E1(6)p1 p 24∑ p Ψ f Ψip 0 p 0 − p1 4 av

av

ここで，dΩ1 と dΩ2 は非弾性散乱電子と電離電子

2

(10)

となる．この式は，EMS データがどのようにして標の散乱方向に対する微小立体角であり，T は入口

的電子運動量密度 pΨ f Ψ i

チャンネルから出口チャンネルへの遷移を支配す

72と直接的に結びつくかを端的に教えてくれる．

ように書かれる．

( ) φ ( p)pΨ f Ψi = Sαf

実は EMS で最も広く使われてきている近似は上

1/ 2

α

(16)

記の PWBA ではなく，平面波撃力近似（ Plane

ここで，φα(p) は Dyson 軌道の運動量空間表示でWave Impulse Approximation; PWIA）［5］である．

ある． Sαf は spectroscopic factor あるいは pole

これは，入射電子および散乱二電子のエネルギ

strength と呼ばれる物理量で，その添え字αは軌ーが十分高く，それらと標的イオンコアとの相互作

道の対称性を意味する．Hartree-Fock 波動関数

用が無視できると仮定する一方で，二電子演算子

で標的始状態 Ψi を記述できるとすれば，そのt を用いて電子−電子間の衝突を正確に取り扱う

Hartree-Fock 型の電離軌道が Dyson 軌道を表すものである．その結果，T 行列要素は次のようになことになる．この標的 Hartree-Fock 近似（ Target

る．

Hartree-Fock Approximation; THFA）では，Sαf は配置間相互作用展開したイオン終状態波動関数p1 p 2 Ψ f T Ψi p 0∫= d 3 p p1 p 2 t pp 0

Ψf に一電子空孔配置φα−1 を見出す確率を意味p Ψ f Ψi(11)

する．従って，次の総和則を満足する．

∑S =1= p" t p ' pΨ f Ψi

f

α

(17)

f

また Dyson 軌道を用いて PWIA による断面積を書

ここで
p" =

1
( p1 − p 2 ),
2

p' =

1
( p0 − p )2

けば，次式となる．

(12)

d 3σ PWIA
24 p p= (2π) 1 2 f ee ∑ S αf φα ( p ) (18)dΩ1 dΩ 2 dE1
p0av

である．PWIA による断面積は

図 3 は symmetry non-coplanar 配置での fee がもつ

d 3σ PWIA=dΩ1dΩ 2 dE1(2π)4 p1 p 2 f ee ∑ pΨ f Ψip02

散乱二電子間の方位角差Δφ依存性である．入射(13)

電子エネルギーE0 = 1024.6，3024.6，5024.6 eVの条件下での fee を各々のΔφ = 0°での値で割る

av

ことにより規格化してプロットしている．図から，入で与えられる．式中の電子−電子衝突因子 fee

射電子エネルギーが十分高ければ，実験で通常［5,71］はカバーする方位角差Δφ = 0−40°の領域で fee は

⎡
1
2 πη
1
1
⎢
f ee =
×+44
44 π exp (2 πη ) − 1 ⎢ p 0 − p1
p0 − p2⎣2⎛
p 0 − p1 ⎞⎟ ⎤11⎜⎥
cos ηln
−
2
2
2 ⎟
⎜
⎥
p 0 − p1 p 0 − p 2
p
p
−
0
2
⎝
⎠⎦

ほぼ一定であることが分る．さらに，(18)式中の因4 p p
子 (2π) 1 2 f ee の値は，散乱二電子間の方位角p0
差と標的電子の束縛エネルギーの双方に対して殆ど依存しない［#4］．これは実験家にとって大変

(14)
1
η=
p1 − p 2

便利な性質で，入射電子エネルギーを変えて測(15)定した構造因子情報が遷移毎の電子運動量分
布の形および遷移間の相対強度の双方の観点でである．

互いに異ならないかどうかを調べることにより，用構造因子 pΨ f Ψ i が一電子関数であることはいた実験条件が PWIA がよい近似となる高エネル

明らかであろう．中性始状態Ψi は一価イオン終状

ギー極限に達しているか否かを知ることが出来る態Ψf と比較して電子を一つ多くもっているからで［50,61,63］．

ある．この理由のため，構造因子はしばしば次のさてそれでは，高エネルギー極限に達していな------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------［#4］ これは，価電子のイオン化を対象とした場合のことである．もちろん，束縛エネルギーがかけ離れて大きい 1s 軌
道などの内殻電子イオン化に対しては，強度補正が必要となる．

8

う電子衝撃イオン化過程に対して我々は計算を1

3行った［64］．TS メカニズムの寄与は対象とするイ

fee/fee(Δφ=0)2

オン化遷移毎に大きく異なることを見出しつつあ1る．しかし，歪曲波効果と TS メカニズムを同時に
0.5

-6

EMS
0

0

かつ同等の重みで取り扱った計算例はまだ存在

1: 1024.6eV(fee/(1.22×10 ))-7
2: 3024.6eV(fee/(1.67×10 ))3: 5024.6eV(fee/(6.35×10-8))

50

しない．
以上が，EMS の理論の現状である．第 4 章で概説する電子−分子衝突の立体ダイナミクス研究を100深化させるには上記の二次項やそれらの干渉なΔφ [degrees]
図 3. Symmetric non-coplanar 配置における fee 因子のΔφ依存性の一例．標的電子の束縛エネルギーを 24.6 eV ，入射電子エネルギーを 1024.6 ，3024.6，5024.6 eV として計算

ど高次効果の理解が必須である．この観点からも当該理論分野の迅速な発展を我々は待ち望んでいる．

い場合の理論は如何か．実は，これが結構問題

3. 実験なのである．この辺りの事情を平面波 Born 級数モEMS 実験において，満足すべき信号強度とエデルで説明しよう．このモデルによれば，Born 近

ネルギー分解能の双方を同時に得ることは一般

似の二次項を 5 つに分割することができる［59］．

に困難である．これには，二つの理由がある．一

このうち一つは channel coupling を表す項で，これつは，(10)式からも推察できるように，本分光で対に関しては EMS では無視できることが実験的に象とする高速電子の大角散乱の (e,2e) 断面積は分かっている［72］．問題は残りの 4 つの項で，そ低速電子の前方散乱のそれと比較して何桁も小れらのうちの二つが歪曲波効果，残りの二つがさいこと．二つめは，他の分子分光と比較してエtwo-step （ TS）メカニズム［ 59,60 ］の寄与に対応す

ネルギー分解能が劣悪であること．一般に EMS

る．歪曲波効果に関しては，その断面積が次式でのエネルギー分解能ΔEEMS は入射電子線のエネ与えられる歪曲波 Born 近似（ Distorted Wave

ルギー幅（ ΔE0 ）と散乱二電子を検出する際のエBorn Approximation; DWBA）によって検討が可

ネルギー分解能（ΔE1 およびΔE2）を用いて次式で能である［73,74］．

与えられる．

d σ DWBA4 p p= (2 π ) 1 2
p0dΩ 1 dΩ 2 dE1
3

∑S

f

α

χ (− ) ( p1 )χ (− ) ( p 2 ) V χ (+ ) ( p 0 )φα

ΔE EMS =(19)

2(ΔE 0 )2 + (ΔE1 )2 + (ΔE 2 )2(20)

従って，電子運動量分布をより正確に測定しようと入射電子エネルギーを高くすれば，検出したい電av

子のエネルギーも必然的に高くなるので，エネル

ここで，V は入射電子と標的電子間の Coulomb 相(+)

互作用で， χ (p0)は標的始状態の静的ポテンシ

ギー分解能も悪くなってしまう．以上の二つが，よ(−)

ャル中で運動する歪曲波である．同様に，χ

(p1)

り進んだマルチチャンネル同時計測装置の開発とχ(−)(p2)は生成イオンの静的ポテンシャル中を運に本分光研究分野全体が精力を注いできた背景

動する歪曲波を表している．ただし，DWBA 計算

である．ここでは，我々が開発した (e,2e) 分光器

は現在のところ散乱ポテンシャルが一中心の原子［54］をその一例として紹介しよう．

についてのみ可能で，多中心の分子に関しては
水素分子についてすら信頼できる計算は我々の3-1 (e,2e)分光器

知る限り報告例がない．一方，TS メカニズムに関開発した(e,2e)分光器は，ベルジャー型（内径 998

しては，第 1 章でも述べたように，EMS が対象とすmm）のアルミニウム製真空チェンバー内に収めらる大きなエネルギー損失と大きな運動量移行を伴れており，排気ポンプとしては 3400 dm3s−1 のター

9ボ分子ポンプを使用している．またチェンバー内部は二重のμメタルで磁気遮蔽され、残留磁場は約 2 mＧである．図 4 に示す(e,2e)分光器の主要部は，電子銃，8 つのガスノズルからなる標的ガ
ス導入系，二組の三電極 rectangular 型減速電子
レンズ［ 75 ］，球型電子エネルギー分析器［ 76 ］，
エネルギー分析器のへり効果を改善するためのHerzog 板［77］，および二組の delay-line 型二次元検出器（ RoentDek, DLD40 ）である．入射電子
ビームは，タングステンフィラメントを熱電子源とする自作電子銃で生成する．この電子銃は，ビーム強度とクロスオーバーポイントをコントロールするための Wehnelt 電極と三電極加速電子レンズを兼図 4. マルチチャンネル(e,2e)分光器［54］の断面図

ね備える．生成した入射電子ビームは内径 1 mmのアパーチャー2 枚を通過させたあと，イオン化室可能となり，従来のシングルチャンネル測定と比に導入する．一方，標的ガスは，均一でかつ大強較して検出効率が大幅に向上する．またこれは，度の標的密度分布を得るためにコニカル型に配入射電子ビーム強度の変動や標的密度分布の置した 8 つのガスノズル（内径 0.5 mm）を通してイ

ふらつきは全ての観測チャンネルに同じ影響をもオン化チェンバーに導入する．入射電子ビームとたらすので，得られる実験データの信頼性が大幅

標的ガスビームを球型アナライザーの焦点で交差に高まるという利点を併せもつ．

させ，電子衝撃イオン化で生成した散乱電子のうち散乱角が 45°方向のもののみをそれぞれ方位3-2 多重同時計測電子回路

角領域φ1 = 70−110°，及びφ2 = 250−290°方用いた二組の二次元検出器はそれぞれ，電子向に張った二組のアパーチャーで角度選別したを検出するごとに，マイクロチャンネルプレート

あと，球型アナライザー（平均軌道半径 100 mm）（ MCP ） か らの 検 出 時間情 報 を 与 える 1 つ のに入射させる．この際，比較的高エネルギー分解

time-reference 信号，および互いに垂直方向に張能を必要とする実験では，電子レンズを用いて散った二組の delay-line 両端からの検出位置情報を

乱電子を予め減速しておく．球型アナライザーの与える 4 つの信号の，計 5 つの信号を出力する．

偏向角は 90°で，その内径と外径はそれぞれ 85，

従って，観測する(e,2e)事象は計 10 個の信号から

115 mm である．またへり効果の補正をはかるため，なる．そうした信号を図 5 に示す電子回路を通し

球型アナライザーの入射側と出射側の双方にたあと，コンピュータに取り込む．電子回路の主な

Herzog 板を設置している．球型アナライザー，お特徴は次の 4 点である．

よびその背後に設置した出射スリットを通過した（i）二組の二次元検出器からの time-reference 信

散乱電子を，最終的に二組の二次元検出器で検号はそれぞれ，15 ns および 50 ns のパルス幅をも出する．球型アナライザーは一般に，散乱電子のつロジック信号に変換する．ここで，15 ns のパル

方位角情報を保存するので，電子検出位置からス幅をもつ信号には 35 ns の遅延時間を与えておエネルギーと方位角を知ることができる．従って，く．二つの time-reference 信号の AND 論理積は球型アナライザーと二組の二次元検出器を組み

時 間 デ ジ タ ル 変 換 器 （ RoentRek, TDC8 ） の合わせることにより，幅広い束縛エネルギー

common start 信号として用いる．一般に AND 論
理積は二つの電子が短時間内に検出されたとき（ Ebind ）領域と幅広い反跳運動量（ q ）領域にわたのみ発生するので，異なる二つの事象からそれぞってマルチチャンネル的に(e,2e)断面積の観測が10

EMS に必要な情報を全て効率よく捕集することができる．加えて，各 delay-line からの両端からの信号 t1，t2 とこれらと関連する time-reference 信号

tMCP との間になりたつ時間総和則(t1 − t MCP ) + (t 2 − t MCP ) = constant(21)を利用して，解析の際に電気ノイズ信号データを取り除くことができる．
3-3 エネルギーと角度補正
弾性散乱を用いて(e,2e)分光器のエネルギーと図 5. 同時計測電子回路［54］．図中の MV はマ
ルチバイブレータ

角度補正を図ることが可能である．ここでは，散乱れ生成した二つの電子を偶発的に観測する偶発−110°及びφ2 = 250−290°方向に張った二組

的コインシデンス過程による TDC の不感時間をのアパーチャーの代わりに，同じ方位角領域にわ大幅に減少する．

たって 4°ステップで各々計 11 個の穴（内径 0.5（ii）15 ns 幅および 50 ns 幅の time-reference 信号mm）を開けた一対のマスクを用いる．散乱点とマと関連する delay-line 信号には 135 ns およびスクの間の領域はフィールドフリーなので，マスク

100 ns の遅延時間をそれぞれ与える．これらの遅を通過した一連の弾性散乱電子のエネルギーと延時間の役目は，すべての delay-line 信号が上

方位角は予め分かっていることになる．図 6 がそう

記の common start 信号に遅れて TDC に来るようした測定の一例である．この測定は，球型アナラにすることである．また一つの delay-line 両端からイザーのパスエネルギーを 600 eV に固定する一の二つの信号の時間差が散乱電子の検出位置方で，弾性散乱電子のエネルギーを 575 eV からの x 座標を，もう一方のそれが y 座標を決めるの

620 eV まで 5 eV ステップで掃引したものである．

で，この遅延時間は電子検出の位置分解能に影図から，11 個のスポットからなる幾つかの同心円

響を与えない．

があり，またそれら同心円の半径が弾性散乱電子（iii）二つの time-reference 信号の AND 論理積とのエネルギーにユニークに対応することが見て取関連する delay-line 信号のみ捕集するため，前者れる．こうした測定を用いる二次元検出器毎に行電子の散乱角選別のために方位角領域 φ1 = 70のパルス幅を 200 ns に広げたものと後者の AND
論理積を取る．その後，各々の delay-line 信号を

40

610eV

TDC がもつ 8 つの独立したストップチャンネル（時間分解能 0.5 ns，マルチヒット機能は 16 発まで）

590eV
600eV
580eV

20

tY-tYY [ns]で計測する．
（iv）上記（i）の AND 論理積を取ることによって，二つの time-reference 信号のいずれかの時間情報を失ってしまう．そこで，二つの time-reference

0-20

信号を分岐したものに 500 ns の遅延時間を与え，それらを二つの time-reference 信号の AND 論理

二次元検出器-40

積に 400 ns の遅延時間を与えたものとの AND 論-40

理積を取ったあと，ストップチャンネル 7 と 8 のdelay-line 信号との OR 論理和を計測する．
以上のようにして，最速の時間応答を保ちつつ，

11

-20

0

tX-tXX [ns]2040

図 6. 観測した弾性散乱電子のイメージ画像［54］

い，(e,2e)分光器のエネルギーと方位角の補正を

下式
Nt = Nc −

行う．

Na

R

(22)

により得られる．またその統計誤差ΔNt は

3-4 データ解析

ΔN t =

上記の分光器と電子回路を用いて行う(e,2e)実験のデータセットは 10 次元である．すなわち，(e,2e)

Nc +

Na

R2

(23)

で与えられる．

事象ごとに散乱二電子の検出時間に関する計 2
つの情報と検出位置に関する計 8 つの情報を含

4. 実験結果例

む．これらのうち位置情報を直ちにエネルギー（E1

第 1 章で述べたように EMS を用いて行われた研と E2）および方位角（φ1 とφ2）に変換し，散乱二電究は多岐にわたる．ここではそうした研究の一電子間のエネルギー相関を調べて，EMS で必要と子過程と二電子過程の例としてそれぞれ，Ar，Kr，するエネルギー等分配（E1 = E2）の事象を選別す

Xe 原子の外殻電子イオン化［78］および Xe 原子

る．そして，それら EMS データを十分に細かく等間隔に分割した個々の（Ebind, Δφ）ビンに保存する．
ただし，この段階のデータが真のコインシデンスの内殻電子イオン化［66］を対象とした(e,2e)実験を紹介する．また，新しい研究の潮流の例として，
水素分子を対象とした (e,2e+M)実験［57,58 ］を紹

事象のみである保証はない．偶発的コインシデン介する．

ス事象が何がしか含まれているかもしれないからである．そこで，以下のように，検出した散乱二電

4-1 一電子過程

子間の時間相関を調べて，真のコインシデンス事

希ガス原子のイオン化過程は，基礎的重要性の象のみを抽出する．

みならず様々な理論的モデルの絶好の検証の場

図 7 は，観測した(e,2e)事象の数を散乱二電子として，古くより多くの関心がもたれてきた．EMS もの検出時間差の関数としてプロットしたタイムスペ

その例外ではなく，これまで数多くの研究がなさ

クトルの一例である．検出時間差が 0 ns 付近に一れてきた．その結果，入射電子エネルギーが本のシャープな真のコインシデンスピークを見て

1.0 keV 以上であれば，およそ 1.5 a.u.以上の高運取れる．一方，偶発的コインシデンス事象では散動量領域の外殻電子イオン化の記述に関して

乱二電子の検出時間に互いに相関が無いので，

PWIA は DWBA や歪曲波撃力近似（Distorted

カバーする検出時間差領域にわたって均一の強Wave Impulse Approximation; DWIA）［5,41］には度で広がったバックグランド成分として現れている．

及ばないが，1.5 a.u.以下の低運動量領域では比真のコインシデンス事象のカウント数 Nt は，真のコ肩し得るとのコンセンサスが産まれるにいたった．

インシデンスの時間窓Δtc 内のカウント数 Nc と偶発

この様子を，Ar，Kr，Xe 原子の外殻電子イオン化
実験［78］を通して見てみよう．

および時間窓の比 R（=Δta/Δtc）を用いて表される

図 8 は，入射電子エネルギー2.0 keV で得られ3

同時計測数 [10 ]的コインシデンスの時間窓Δta 内のカウント数 Na，

た Ar，Kr，Xe 原子の(e,2e)束縛エネルギースペク

1

トルである．図中の棒線は，Ar (n = 3)，Kr (n = 4)，
および Xe (n = 5)の np−1，ns−1 イオン化主遷移と真のコインシデンス

0.5

それらのサテライトバンドを示している．残念ながらエネルギー分解能が劣悪である故，np−1 イオン

偶発的

0化主遷移のスピン軌道成分（np3/2−1 と np1/2−1 イオ-100

検出時間差 [ns]10ン終状態）は云うに及ばず，ns−1 イオン化にいたっては主遷移とサテライトとの分離すら満足にでき

図 7. 散乱二電子の検出時間の相関を表すタイ
ムスペクトル12

:実験(a) Ar6

3p3/2 3p1/2

3s

10

4

三重微分散乱断面積 [a.u.]04(b) Ar3s
qth

qth

10-4

2

同時計測数 [10 ]:DWIA(a) Ar3p

satellite-3(b) Kr4

4p3/2 4p1/2

4s satellite

20(c) Xe30-510(c) Kr4p

qth

qth

-3

10

(d) Kr4s

-4

10

10-5

qth

-3

10

5p3/2 5p1/2(e) Xe5pqth(f) Xe5s1

2

5s satellite

20

10-4

10

10

-5

0

0

:PWIA

0

20

40

束縛エネルギー [eV]

1

2

3

0

運動量 [a.u.]3

図 9. Ar，Kr，Xe 原子の外殻軌道の運動量分布
［78］

60

図 8. Ar，Kr，Xe 原子の(e,2e)束縛エネルギース
ペクトル［78］

実験および PWIA 計算の結果をスケール倍している．

ていない．そこで，スピン軌道成分の和として np

図 9 から，実験的運動量分布は軌道の性質を反原子軌道の運動量分布を求めた．一方，ns 原子

映した特徴的な形をもつことが見て取れる．すな

軌道に関しては，主遷移およびサテライトバンド

わち，0.6 a.u.付近に最大値をもつ np 軌道の運動全体の和として運動量分布を求めた．具体的に量分布は運動量の値が小さくなるにつれ強度がは，Ar では 23−50 eV，Kr では 21−48 eV，Xe

減少するのに対し，ns 軌道のそれは運動量原点

では 19−45 eV の束縛エネルギー領域で観測しで最大値をとる．さらに，Ar から Xe へと標的が重た真のコインシデンス事象の数の総計を運動量のくなるにつれ，np および ns 軌道の運動量分布は関数としてプロットする．2-2 節で記した THFA を共に次第にシャープになっていく．こうした観測結思い起こせば，上の幅広い束縛エネルギー領域

果を， (e,2e) 断面積を電離軌道の運動量空間波で得た ns 軌道運動量分布の spectroscopic factor

Sαf を 1.0 として取り扱ってよいことに注意されたい．
以上のようにして求めた Ar (n = 3)，Kr (n = 4)，Xe

動関数に結び付ける PWIA を用いて，以下のように理解することができる．一般に，位置空間波動
関数を運動量空間関数にフーリエ変換しても関(n = 5)の np 及び ns 軌道の運動量分布が図 9 で数の角度部分は同じであるが，動径部分は大きくある．図には，PWIA および DWIA による理論的変わる．このことを端的に言えば，r の大きい領域

運動量分布も併せて示している．ここでは，実験とで振幅の大きな位置空間関数は，運動量空間で理論の比較のため，CI 計算によって示唆されたは p の小さな領域で振幅が大きい．従って，位置Ar 3p ， Kr 4p ， Xe 5p イ オ ン 化 主 遷 移 の空間で最も大きく広がった軌道は運動量空間でspectroscopic factor の 値 ， 0.975 ， 0.977 ， 0.976

は逆に最も小さくなり，その結果，運動量分布は［79］を考慮して，np 軌道の運動量分布の 0−3.6

シャープになるのである．実際，そうした運動量分

a.u.の面積が DWIA 計算のそれと一致するように

13

布の形を PWIA 計算はおよそ 1.5 a.u.以下の低運

Xe 原子の束縛エネルギースペクトルの比較によ

動量領域でうまく再現する．

る二電子過程の研究である．光子エネルギーが一方，1.5 a.u.以上の高運動量領域に目を転じ十分に高い場合，光電子分光の強度 IPES は一般

ると，実験と PWIA 計算との間に運動量分布の形に瞬間近似［ 80,81 ］を用いて次式で与えられ，に関する僅かな差異があることが分かる．ここではspectroscopic factor Sαf に比例する．
I PES ∝ S αf φεα r φα

差異を見やすくするため，運動量分布の強度を

2

(24)

対数表示でプロットしていることに注意されたい．

ここで，φεαは光電子波で，φαは前出の Dyson 軌

PWIA 計算が実験との乖離を見せ始める運動量道である．一方， EMS の強度も， PWIA であれの大きさ qth を参考にすると，次の二つの傾向があ

DWBA であれ projectile と標的の相互作用が一ることが見て取れる．一つは，最外殻電子軌道で次であれば，同様に spectroscopic factor Sαf に比最も弱く束縛された np 軌道に対する qth の値は，

例することは(18)式や(19)式が示すとおりである．

比較的強く束縛された ns 軌道に対するそれよりも従って，高エネルギー光電子分光（ High-Energy

常に大きいこと．二つ目は，Ar から Xe へと標的がPhotoElectron Spectroscopy; HEPES）と EMS によ

重くなるにつれ，qth の値は次第に小さくなっていくり得られた Xe 原子の束縛エネルギースペクトルはこと．この二つの傾向は，高運動量領域は原子核

spectroscopic factor Sαf の観点では互いに等しいに近い r 領域での (e,2e) 過程を含み，そこではことが予想される．このことは，プロジェクタイルのPWIA が想定する入射電子や出射電子を表す平エネルギーが十分に高ければ，イオン化強度は

面波が核の影響を受けて比較的歪曲されやすい用いたプロジェクタイル種に依らず，主として生成だろうとの直感とも合致する．事実，そうした歪曲したイオンの電子相関で決まることを意味する．

波効果を取り入れる DWIA 計算は，カバーした運図 10 の(a)と(b)はそれぞれ，入射電子エネルギ

動量の全領域にわたって実験的運動量分布を見ー2.1 keV の条件下で測定した Xe 原子の EMS ス

事に再現する．

ペクトル［66］，および Svensson らが Al Kα X 線を

DWIA が PWIA よりもうまく(e,2e)過程を記述する

用いて測定した Xe 原子の HEPES スペクトルであ様は，運動量分布の強度の観点においても見るる［82］．これらを spectroscopic factor Sαf の観点でことができる．上記したように np 軌道の運動量分比較するには，(18)式や (19)式の行列要素と (24)

布はすべて規格化してあるので，実験と理論の強式の行列要素に対する軌道の性質の現れ方の違度に関する比較で対象とできるものは ns 軌道のいを考慮しなければならない．そこで，まず図

運動量分布である． Spectroscopic factor の値を10(b)中に示すように，HEPES スペクトルを 5p 軌道

1.0 と想定する図中の PWIA 計算は実験結果より

から 4s 軌道までの 5 つの主遷移とそれらのサテラも明らかに大きな強度を与えるが，DWIA 計算はイトバンドを各々含む I から V までの 5 つのスペク

分布の形のみならず強度も実験を定量的に再現

トルに分割した．そして，5 つのスペクトルを EMSする．何故 PWIA が ns 軌道の(e,2e)断面積を大きスペクトルのエネルギー分解能で畳み込んで得た

く見積もるのか，ないしは np 軌道のそれを小さくモデルスペクトルを独立したフィッティングカーブ

見積もるのかについての理由は現在のところ不明

として EMS スペクトルの再現を試みた．その結果ではあるが，確かなことは，PWIA が形と強度の双が，図 10(c)である．図から，HEPES のモデルスペ方の観点でよい近似となる高エネルギー極限をクトルは観測したイオン化エネルギー全領域にわ実現するには用いた入射電子エネルギー2.0 keV

たって EMS スペクトルを概ね良く再現していることよりも高いエネルギーを必要とすることである．

が見て取れる．ただし，イオン化エネルギー100−140 eV の領域に有意な差がある．HEPES と比較
4-2 二電子過程

して，EMS スペクトルはかなり大きな強度を示して次の実験例は，EMS と光電子分光により得られたいる．この差異は，他の広いエネルギー領域で14

5p 5s4d4p(a) EMS

4s

(a)

: EMS

(b)

: 差スペクトル: EELS

5

同時計測数 [10 ]

3

2

×25

5

3

同時計測数 [10 ]1(b) HEPES

3
2

I

II

III

IV

V

3

3

2

2

1

1

1
0

強度 [arb. units]

0

2

(c)

×25

0

80

100

120

140

160

0

束縛エネルギー [eV]
図 11. (a)EMS スペクトルの最小二乗フィットの結果．(b)は EMS と HEPES の差スペクトルと EELS
スペクトルとの比較［66］10

強度 [arb. units]

強度 [arb. units]

0

0

50

100

150

束縛エネルギー [eV]200

ある．イオン化エネルギー120 eV を中心とした，
約 50 eV 幅のブロードなバンドが明確に現れてい図 10. (a)EMS［66］および(b)HEPES［82］により得られた Xe 原子の(e,2e)束縛エネルギースペク
トル．図(c)は EMS スペクトルの最小二乗フィットの結果る．この差スペクトルを見てすぐさま，Xe 4d 電子が電離する際にεf 部分波への振幅が著しく大きくなる巨大共鳴［83］を思い起こされる読者がおられEMS と HEPES が互いに良い一致を示すことから，るかもしれない．実際，図 11(b)中に併せて示した，

一次の相互作用の枠組みでは理解しがたいこと光学的振動子強度［84］と Bethe-Born の式を用いは容易に想像がつく．

て得た EELS スペクトルに現れている Xe 4d 巨大

議論を進める前に実験家として最低限確認して共鳴プロファイルと形状が類似している．ただし，おくべきは、EMS スペクトルに対する多重散乱の次の 2 点の相違があることにもお気づきであろう．

影響の有無である．標的ガス圧を 2 倍にして同様

一つは，差スペクトルの中心位置（〜 120 eV ）がの実験を行った結果，スペクトルの形状にはまっ

Xe 4d 巨大共鳴プロファイル（〜100 eV）と比較したく変化が見られず，多重散乱の影響は無いことて 20 eV 程度高エネルギー側にシフトしていること．

が分かった．従って，EMS と HEPES の差異は，プ

二つめは，差スペクトルの幅（〜50 eV）が Xe 4d

ロジェクタイルと標的の二次以上の高次相互作用

巨大共鳴プロファイル（〜40 eV）と比較して 10 eV

で理解できるはずである．そこで，EMS と HEPES

程度ブロードであること．こうした観測結果を二次の差異を浮き彫りにするため，EMS スペクトルからの相互作用の一つの two-step （ TS ）メカニズム

モデルスペクトルを差し引いた差スペクトルをつく［59,60］を用いて以下のようにして理解できる．

った．その手順は次のとおりである．まず，EMS ス

一般に，TS メカニズムは二つの半衝突からなっペクトルの満足すべき再現が得られるように 1 つており，結果的に二つの標的電子の状態を変えのガウシャンカーブをフィッティングカーブに加える．TS メカニズムが Xe の EMS スペクトルに寄与た結果が図 11(a)である．そして，そのフィッティン

する過程には次の 4 つが存在する．

グで用いた 5 つのモデルスペクトルの和を EMS ス(a) e0 + Xe → e1’ + e2 + Xe+(5p−1)

ペクトルから差し引いた差スペクトルが図 11(b)で→ e1 + e2 + Xe2+(5p−1, 4d−1) + e(εf)

15

(b) e0 + Xe → e0’ + Xe+(4d−1) + e(εf)
2+120 eV とよく一致する．差スペクトルと Xe4d 巨大

−1

−1

−1

−1

→ e1 + e2 + Xe (5p , 4d ) + e(εf)+

共鳴プロファイルのエネルギー幅の差 10 eV も，−1(c) e0 + Xe → e1’ + e2 + Xe (5s )2+

E5p と E5s の違いを考えれば合点がいく．このように→ e1 + e2 + Xe (5s , 4d ) + e(εf)+

して，Xe 4d 巨大共鳴現象を二次の相互作用の−1(d) e0 + Xe → e0’ + Xe (4d ) + e(εf)
2+

中で初めて見出した．

−1−1→ e1 + e2 + Xe (5s , 4d ) + e(εf)

以上のような二次の相互作用は，電子衝突に固上式は，Xe 原子の 5p あるいは 5 電子の(e,2e)過有の現象ではない一般的なものであることを書き

程と入射電子ないしは出射電子と 4d 電子との相添えておく．二次の相互作用は光衝突にも存在互作用で起こる巨大共鳴過程の二つの半衝突をす る は ず で ， 実 際 ， 当 該 分 野 で は final state

含むことを表している．こうした TS 過程が(e,2e)断

correlation 等の名称で知られ，古くより活発に研2

面積へ寄与する散乱振幅の二乗|fTS| は，上記の究がなされてきた．例えば Xe 原子の光イオン化

過程 (a) ， (b) ， (c) ， (d) の散乱振幅 f(5p,4d) ， f(4d,では，上記の TS 過程(a)と(c)に類似の次の二つ5p) ， f(5s,4d) ， f(4d, 5s) を用いて，次のように書け(e)と(f)が存在しよう．

る．

(e) hν + Xe → e’ + Xe+(5p−1)

f TS

2

= f (5p,4d ) + f (4d,5p )2+ f (5s,4d ) + f (4d,5s )2→ e + Xe2+(5p−1, 4d−1) + e(εf)(25)(f) hν + Xe → e’ + Xe+(5s−1)→ e + Xe2+(5s−1, 4d−1) + e(εf)一方，束縛エネルギーEbind は，巨大共鳴の際のそれでは何故，こうした過程の寄与が Xe 原子の電子損失エネルギーEgr と Xe 原子あるいは Xe+イHEPES では見えないのか？ それは，図 10 のオンの 5p（5s）電子のイオン化エネルギーE5p（E5s）

EMS スペクトルと HEPES スペクトルの強度分布をを用いて，E bind = E gr + E 5p (E 5s )比較してみれば分る．EMS スペクトルでは，5p と(26)

5s 電子のイオン化強度が 4d 電子のそれよりも桁で与えられる．ここで注意すべきは，EMS の実験

違いに大きい（62 eV 以上のエネルギー領域では条件である．そこでは入射電子と出射電子のいずスペクトルを 25 倍に拡大していることに注意されれもが keV オーダーの高いエネルギーをもつのたい）のに対し，HEPES スペクトルでは逆に 4d 電で，上記の TS 過程に含まれる巨大共鳴は前方散乱（擬似的光吸収）が支配的となる．加えて，光イ

子のイオン化強度が 5p や 5s 電子のそれよりも遥

オン収量実験［85］によれば，Xe+イオンの巨大共かに大きい．従って，上記(e)と(f)の寄与はもともと比較的小さい上に大強度の 4d 電子のサテライト

鳴プロファイルは中性の Xe 原子のそれと形，エネ

バンドに隠れて観測の網にかかっていないことがルギー位置の双方で類似であることが分かってい理解できる．まさに自然が造った偶然の所産である．従って，図 11(b)に示した前方散乱 EELS スペる．

クトルでの巨大共鳴プロファイルのピーク位置

本研究［66］で取り上げた TS メカニズムに興味

100 eV を(26)式の Egr の値として考えてよい．さらに，話を簡単化するため，5p（5s）電子のイオン化を覚える読者には，以下の研究を紹介する．まずエネルギーE5p（E5s）を中性 Xe 原子の主遷移のイは，励起を伴うイオン化過程を対象とした運動量分布の対称性の議論から，EMS で TS メカニズム

オン化エネルギー13 eV（23 eV）で代表させよう．
そうすると， (25) 式右辺の二つの成分 |f(5p,4d) +の寄与を初めて見出した水素分子の実験研究

f(4d,5p)|2 と|f(5s,4d) + f(4d,5s)|2 はそれぞれ，100 +［ 61］である．理論にも重きをおかれる読者には，
実験および二次 Born 近似計算の両面から議論を

13 = 113 eV，100 + 23 = 123 eV を中心位置として

進 め た ， He 原 子 の 励 起 を 伴 う イ オ ン 化 過 程

EMS スペクトルに寄与することになり，それらの値［ 63,64 ］と二重イオン化過程［ 65 ］に関する研究，の平均(113 + 123) /2 = 118 eV は観測した値

および水素分子の励起を伴うイオン化過程の後

16

続研究［ 62 ］を是非ご参照頂きたい．いずれにせじとする axial recoil 近似［94-96］である．これは原よ，歪曲波効果や TS メカニズムに代表される高次子衝突物理の分野で今や基本的技術の一つとな効果は古くて新しい課題であり，次節で紹介するったもので，本稿の読者の多くがすでにご存知で標的分子軸の空間的方向を規定した EMS 実験

あろう．そうした axial recoil 解離イオンを EMS がの展開や電子・分子の衝突立体ダイナミクス一般

従来観測していた非弾性散乱電子および電離電の解明に向けて高次効果の理解が飛躍的に進む子と併せて三重同時計測する手法が， (e,2e+M)ことを期待している．

分光である．
実験原理をまず説明する．図 12 に基礎とする

4-3 三重同時計測(e,2e+M)実験

symmetric non-coplanar 配置を再掲する．前述しそもそも EMS がその真骨頂を発揮すべき“運動たように，この配置で観測する運動量 q は入射電量空間科学”に対する研究者の関心は，化学結子 の 運 動 量 p0 と 垂 直 な 成 分 垂 直 成 分 q⊥合論で著名な C. A. Coulson らによる 1940 年代初
頭の一連の論文［86-91］にまで遡ることができる．

(q⊥ ٛ= 2 p1sin (Δφ 2 ) )が支配的である．さらに，方位角領域φ1 = 70−110°，及びφ2 = 250−290°

運動量空間で波動関数を考えることの利点はフ方向に張った二組のアパーチャーを用いた場合，ーリエ変換の性質に由来する．4-1 節で議論した

φ = 0°あるいはφ = 180°方向を向いた運動量ベ

ことと重複するが，フーリエ変換はある関数を表裏

クトル q⊥を角度分解能 ±10°で観測することにな

逆にひっくり返すような働きをもち，その結果，化る［55］．一方、axial recoil 近似によれば，残った学結合や反応性，分子認識などに重要な役割を

イオン分子が衝突後に解離（ (A − B) + ⇒ A + + B ）担う，位置空間で分子の外側に大きく広がった波して生成した解離イオン A+の反跳方向φM は電子動関数のすその環境の違いによる変化を運動量

衝突時の分子軸の空間的向きと同じである．従っ空間では鋭敏に見ることができるはずである．また，て，解離イオンを入射電子ビーム軸と垂直な面内

運動量空間では分子を構成する原子はすべて運動量原点に存在し，位置空間で必須の分子構造というフレームワークから解き放たれた電子論的議論が可能となる．こうした特質に着目して，近年
では“運動量空間科学”は創薬にも重要な役割を担えるとの理論的提案［92,93］までなされている．
その一方で，EMS 実験で得られる情報は依然，気体分子のランダムな空間的配向に基づく空間
平均により波動関数の動径部分のみに限定されている．「空間平均という実験的困難を克服して，三次元運動量分布を，分子軌道一つ一つの運動量空間波動関数の立体的な形を自由自在に観測できたら．．．」と，これまで幾人が夢見たことであろう．
本節では，上記の夢を将来的に実現するための 貴 重 な 一 歩 と 我 々 が 信 じ る (e,2e+M) 分 光

図 12. Symmetric non-coplanar 配置に基づいた(e,2e+M)実験の原理．EAs は散乱角θ1 = θ2 =45 °方向の散乱二電子を選別するためのアパーチャー．CEMs はθM = 90°方向に反跳する解離イオンを検出するためのチャンネルトロン［55-58］について概説する．本分光で鍵の一つとなるアイデアは，生成した分子イオンが分子回転よりも速やかに解離を起こせば，解離イオンの反跳方向はイオン化の際の標的の分子軸方向と同17で検出すれば、φM は分子軸と標的電子運動量ベ

電子銃

クトル q との角度φDMD と等しい．

φ DMD = φ M

マルチガスノズル(27)
チャンネルトロン

従って，（非弾性散乱電子・電離電子・axial recoil

ファラデーカップ

解離イオン）三重同時計測を行い，それら三つの荷電粒子間のベクトル相関（エネルギー相関と角球型アナライザー

度相関）を調べれば， “ 配向分子の (e,2e) 電子運
動量分光”と等価な情報，すなわち分子軸を基準とした運動量分布を得ることができる．
以上の実験原理に従って開発した (e,2e+M) 分

出射スリット

光装置［55］の模式図が図 13 である．散乱二電子

二次元検出器を検出するセットアップは，前述したマルチチャンΔφ

ネル (e,2e) 装置［ 54 ］と基本的に同じである．解離

図 13. (e,2e+M)分光器［55］の模式図

イオン種は，入射電子ビーム軸と垂直な面内で

φM = 0，45，90，150，195，240，285°の 7 つの異る．

なる方位角にそれぞれ配置したチャンネル型イオ（ 3 ）水素分子イオンの励起状態の全てが後続過ン検出器を用いて検出する．このイオン検出器は程として直接解離を伴うため，axial recoil 近似の荷電粒子検出器であるチャンネルトロンの前に追適用に絶好である．加えて，解離生成物が最も質

い返し電場を掛けることが可能で，これにより熱運量の小さい H+イオンであるため，飛行時間法を用

動エネルギーをもつ親イオンや低い運動エネル

いて運動エネルギーを比較的高分解能で測定でギーをもつ解離イオンを除去し，axial recoil 解離

きる．

イオンのみを選択的に検出する．検出した解離イ

実験は，入射電子エネルギー1.2 keV，追い返

オンの質量と運動エネルギーはその飛行時間かし電圧 2.5 V の条件下で行った．図 14 が，散乱二ら分る．

電子と解離イオンの三つの荷電粒子の検出時間

三重同時計測(e,2e+M)実験の例として，水素分の相関を表す三次元タイムスペクトルである．ここ子の励起を伴うイオン化過程を対象として行ったで，Δtee は検出二電子間の時間差，ΔteM は検出

結果［55,57,58］を示す。水素分子の励起イオン化

二電子のいずれかと解離イオン H+との時間差で過程は，中性始状態の水素分子がもつ 2 つのある．検出したい 3 つの荷電粒子は一つの事象で1sσg 電子のうち一方が電離し他方が励起する，い生成したものなので，それらは必ず時間相関をもわゆる二電子励起過程の一種である．この過程を対象とした理由は，以下の 3 つである．
（1）二電子系等核二原子分子の水素分子は最も単純な分子であるため，高度な理論計算との比較が可能である．
（2）PWIA によれば，励起イオン化過程は，イオン基底状態への一電子遷移とは異なり，標的水素分子に電子相関がなければ起こりえない．つまり，波動関数を配置間相互作用的に考えれば，水素分子の励起イオン化過程を対象とした(e,2e+M)実

図 14. 散乱二電子および解離イオン H+の 3 つの荷電粒子の検出時間の相関を表す三次元タ
イムスペクトル［55］験は，標的波動関数の電子相関により含まれる励
起分子軌道の形と重みを直接的にプローブす

18

(a)

3sσg

2sσg

2pσu

2pπu

強度 [arb. units](b)は，Sharp のポテンシャルエネルギー曲線［97］とLe Roy の BCONT プ ロ グ ラ ム ［ 98 ］ を 用 い て

2+
H2

Franck-Condon プロファイルを計算して得た．これ
らのうち電子遷移強度が比較的強い 2sσg，2pσu，III

2pπu 励起状態からの解離イオンの理論的運動エIII

ネルギー分布をフィッティングカーブとして三重同

1

2sσg
2pπu

時計測で観測した実験的分布を再現したものが

2pσu

図 15(b)である．そして， 2pπu，2pσu，2sσg 励起状態からの解離イオンをそれぞれ支配的とすべく，

0
0

5

10

運動エネルギー [eV]

図中の両端矢印で示すように，観測した実験的15分布を I，II，III の 3 つの領域に分割した．さらに，

図 15. (a) 解離イオン H+ の運動エネルギー分布の理論的予測．図(b)は(e,2e+M)実験で検出した解離イオン H+の運動エネルギー分布，および図(a)の理論的分布を用いた最小二乗フィットの結果［57］

各領域 I，II，III 内の運動エネルギーをもつ解離
イオンと散乱二電子との三重同時計測数を縦軸にとった (e,2e+M) 束縛エネルギースペクトルをそれぞれ作成した．その結果が図 16(a)，(b)，(c)でち，シャープなピークを形成する．実際，Δtee~0 ns，

ΔteM~1500 ns の領域に真の三重同時計測事象にある．図 16(d)はそれらの総和である．ここでご注目頂きたいエネルギー相関は、次の 2 点である．
第一は，水素分子イオン基底状態への遷移を示

よるそのようなピークを見ることができる．一方，

す 1sσg 遷移バンドが(e,2e+M)束縛エネルギース

Δtee~0 ns 軸に沿った大きなバックグランドは，検出ペクトルには現れていないことである．1sσg イオン

二電子は一つの事象で生成したものであるが別基底状態は前期解離を起こすことが知られているの事象で生成した解離イオンを検出した偶発的が，これによる解離イオンは 0.5 eV 以下の低い運

な三重同時計測信号を表しており，これは主として高速電子線の前方散乱で生成した解離イオン(a) Iによるものである．以下は余談ながら，本稿の読者がよくご存知のように，衝突で生成する全荷電三重同時計測数 [arb. units]

粒子の多重同時計測検出は COLTRIMS（COLd

Target Recoil Ion Momentum Spectroscopy）など
他の実験手法でも数多く報告されている．しかし，その全てが断面積の大きな光電効果ないしは荷電粒子の前方散乱，あるいは比較的小さな運動量移行条件下での実験であることにご留意頂きたい．本研究は，大きな運動量移行を必然とするコ(b) II(c) III

2pπu 3sσg
2pσu 2sσg
H2+
2

1sσg

(d) All

ンプトン散乱条件下での多重同時計測に世界で初めて成功したのである．
本研究の多重同時計測の成功は，散乱二電子20および解離イオンのエネルギー相関からも見て取

40

束縛エネルギー [eV]

ることができる．図 15(a)は，水素分子イオン H2+の60

図 16. 水素分子の (e,2e+M) 束縛エネルギース
ペクトル．図(a)，(b)，(c)はそれぞれ，図 15(b)の領域 I，II，III の運動エネルギーをもつ H+イオンとの同時計測によるもの．図 (d) はそれらの総和［57］

2sσg ， 2pσu ，2pπu ，3sσg 励起状態，および二重イ
オン化状態 H22+からそれぞれ生成する解離イオ
ン H+の理論的運動エネルギー分布である．これら

19

:実験

動エネルギーしかもたず，従って追い返し電圧

2.5 V の条件下では検出されない．1sσg 遷移がも:PWIA(a) 2sσgつ，イオン励起状態への遷移と比較して数十倍の電子遷移強度の跡形を束縛エネルギー約 16 eV付近の大きな実験統計誤差に見るのみである．
第二は，各領域 I，II，III に対応して，2pπu，2pσu，2sσg 励起状態への遷移バンドが図 16(a)，(b)，(c)の(e,2e+M)束縛エネルギースペクトルでそれぞれ
相対的に大きく現れていることである．こうした結果から，我々は (e,2e+M) 実験を成功させたことを(b) 2pσu

確信した。
他方，解離型ポテンシャルのイオン励起状態への遷移は本質的にブロードであり，それらは互いに重なり合って束縛エネルギースペクトル上に現れる．こうした励起イオン化遷移毎の寄与を分離して得るため，計算で求めた Franck-Condon プロ
ファイルをフィッティングカーブとして波形分離を行った．その結果を破線で図 16(d)に併せて示してある．こうした波形分離をイオン検出器毎の(e,2e+M)束縛エネルギースペクトルに対して行い，

図 17. 配向水素分子の(e,2e)断面積．緑の矢印
は分子軸方向を示す［57］得られた遷移毎の強度を分子軸からの角度の関間における三次元的な形を直接的に観測可能で数としてプロットすることにより，分子軸方向を基あることを実証した．

準とした運動量角度分布を得た．

さらに，我々は入射電子エネルギーを 2.0 keV

図 17 は，分子軸を紙面上下方向としてプロットに上げた水素分子の (e,2e+M) 実験も行った．そした，2sσg および 2pσu イオン励起状態への遷移の結果，例えば図 17(b)で見た 2pσu 遷移の運動に対する運動量角度分布である．図から，実験の量角度分布の劣悪な統計は比較的改善され，分統計は満足すべきではないものの，EMS 研究に子軸に平行および垂直な方向にそれぞれローブ

質的展開をもたらしたことが分かる．すなわち，運と節面を明確に見ることができるようになっている

動量角度分布は決して等方的ではなく異方性を［99］．これは未発表のデータなので残念ながら本もち，さらにその角度分布は遷移毎の性質を反映

紙面では紹介できないが，こうした結果は荷電粒した特徴的な形を示すことが実際に見えたのであ子の検出方法を引き続き質および効率の両面でる．上記したように PWIA の枠組みでは，2sσg およ

改良を重ね続けていけば，量子化学理論と肩をび 2pσu 遷移はそれぞれ，電子相関の効果により並べて波動関数形の議論を実験的に行える日が標的水素分子波動関数に含まれる 2sσg，2pσu 分

やがて来るだろうことを強く示唆する．一方で，衝子軌道の形をプローブする．実際， 2sσg および突ダイナミクスの観点から云えば，実は入射電子

2pσu 遷移に対する実験結果は，前者が s 軌道様エネルギー1.2 keV の実験条件下では TS メカニの比較的丸い形をもつのに対し，後者は p 軌道様ズムの寄与がとりわけ 2pσu 遷移に対して顕著であのひょうたん型の角度分布を示すなど，PWIA のることが，従来の空間平均した EMS 研究から分か

予測と定性的に一致する．このようにして，従来はっている［61,62］．ここで(e,2e+M)実験との関連で

空間平均した運動量分布と理論計算との比較を

興味深いことは，TS メカニズムの顕著な寄与があ

通じて間接的に探っていた分子軌道の運動量空るにも拘わらず，図 17(b)の実験的運動量角度分20離イオンがどの電子遷移のどういった核間距離で2 sσ g

始まった解離過程に由来するかを判別する指紋
として，解離イオンの運動エネルギー情報を利用できるはずである．事実，図 18 に示す運動量角度分布は，図 17 のものと類似の形を示している．
以上の予備的結果は，現在の追い返し電場を用いた飛行時間法と比較してイオンの運動エネルギ
ー分布をはるかに精密に与える画像観測法などの計測法を(e,2e+M)分光実験に取り入れることができれば，非弾性散乱電子，電離電子，解離イオ

2 pσ uンの三つの荷電粒子の間のベクトル相関がもつ情報をフルに活用可能になることを示唆する．つまり，分子の空間的配向のみでなく核間距離をもパラメータとする(e,2e+M)分光実験を将来的に展開できるはずである．

5. より進んだ実験手法の開発
以上見てきたように，現時点ではその研究対象
図 18. 解離イオンの運動エネルギー解析から得た配向水素分子の(e,2e)断面積．緑の矢印は分子軸方向を示す［100］を気体・安定・単純系に限定してはいるものの，

EMS 研究の今後の展開に向けた貴重な一歩を踏み出すことができた．本章では，分子の空間的布が p 軌道様の形状を示していることである．これ配向のみでなく核間距離をもパラメータとするは，TS メカニズムを形成する幾つかの互いに異な(e,2e+M)分光など俄然，視野に入ってきた近将来るプロセス間の干渉効果により実験的運動量角の課題に挑むための実験手法として現在立ち上度分布は PWIA による理論的分布と比べて分子げを進めている(e,2e+M)分光装置 2 号機［67］を軸方向により大きな強度をもつことを予測する二概説する．さらに，技術面で飛躍的にクアンタム・

次 Born 近似計算の結果［62］と矛盾ないように見ジャンプして EMS の真骨頂を自然科学の広範なえるが，こうした電子−分子衝突の立体ダイナミク

分野で遺憾なく発揮するために，その開発に着手

スに関する詳細な議論はより進んだ実験を待たねした時間分解(e,2e+M)装置［68］の概要を紹介すばならない．他方，上記の入射電子エネルギー

る．

2.0 keV 条件下での水素分子の(e,2e+M)実験データから解離イオンの運動エネルギー分布を抽

5-1 2π-azimuth 型(e,2e+M)分光装置

出し，その解析法の検討を詳細に行い，最終的(e,2e+M)分光の開発および実験［55-58,99,100］には図 15(b)と同様の波形分離により励起イオン

によって分子軌道の運動量空間三次元イメージ

化遷移毎の運動量角度分布を求めた．その結果ングの可能性を実証した．次なるステップは，原［100］が図 18 である．ここで鍵としたアイデアは，

理原則の実証に止まらず，波動関数形の議論が解離イオンがもつ運動エネルギーは，解離前の実験的に行えるように (e,2e+M) 分光の技術的改

終イオン電子状態への遷移エネルギーと解離極良を図ることである．この目的に向けて，我々は荷限とのエネルギー差によって決まることである．加

電粒子の検出方法を質および検出効率の両面でえて，そのエネルギー差は電子状態毎のポテン

桁違いに改善を図る(e,2e+M)分光装置 2 号機のシャルエネルギー曲線の形に固有であるから，解開発を進めている．図 19 に模式的に示す本装置

21

図 20. 2π-azimuth 型(e,2e+M)分光装置［67］で観測した弾性散乱電子のイメージ画像

ーの入射スリット幅を細くすることにより散乱二電子のエネルギー分解能ΔE1，ΔE2 を，また図 19 に

図 19. 2π-azimuth 型(e,2e+M)分光器［67］の模式図示すような単色電子線への置き換えにより入射電の最大の特徴は，散乱二電子をほぼ全方位角 2π子線のエネルギー幅ΔE0 をそれぞれ改善することにより，全体として EMS のエネルギー分解能

領域にわたって検出する点にある．具体的には，

ΔEEMS を大幅に向上させる．このうち，入射電子線

三組の delay-line を有する六角形 delay-line 型二のエネルギー幅ΔE0 の改善に関しては，表面モフ

次元検出器（ RoentDek ， HEX120 ）を用いて，同ォロジーを制御したカーボンナノファイバーの電時に飛び込んできた二つの散乱電子の位置を計

界電子放出の利用も計画している［102］．以上に測する［101］．これにより，散乱電子一つ当たりの方位角カバー領域が従来と比べて大幅に拡がる．

よ り ， 現 在 の 最 高 分 解 能 （ ΔEEMS ~0.5 eV ）［ 24,103,104 ］ を 遙 か に 凌 ぐ 超 高 分 解 能 化

その具体的例として，3-3 節と同様の弾性散乱電（~ 0.1 eV）の具現化を図る．単純系の振動分離し子測定を行った結果を図 20 に示す．現実的にはた EMS 実験や，原子・分子クラスター，生体関連

球型アナライザーの内球等の支持の関係で全方分子などの巨大，複雑系の実験を目指している．

位角 360°の散乱電子を完全に観測できるわけ（2）解離イオンの全立体角 4π検出ではないが，それでもほぼ全方位角 2πといってよ
い320°の方位角領域をカバーしている．この値は，同時計測画像観測法を駆使して，図 19 に示すよ

図 6でみた従来の個々の電子に対する方位角領

うに，解離イオンの全立体角 4π検出を図る．従来

域幅 40°と比較して 8 倍の大きさである．従って，は入射電子運動量 p0 と垂直な面内に限定されていたが，本手法ではあらゆる空間的方向の標的

散乱二電子のネットの検出効率は一般に個々の分子を対象とした実験が可能となる．これにより，電子のそれの二乗に比例するので，従来と比較

運動量空間波動関数の三次元精密観測や電子して桁違いに大きな EMS 信号強度を得ることが線コンプトン散乱条件下での電子・分子衝突の立可能となる．この極限的とも云える散乱二電子の体ダイナミクス研究の展開を目指す．また，解離イ

高い検出効率を，主として以下の 2 点で活用したオンの多重計測を行えば，配向分子の電子衝撃

い．

二重イオン化(e,3e)実験も可能となる．それは，二（1）超高エネルギー分解能

重イオン化で生成した二つの解離イオンを検出

信号強度と trade-off の関係にあるエネルギー分することにより解離前の二重イオン化親イオンの解能の改善を図る．具体的には，球型アナライザ

22分子軸方向と反跳運動量を求めることができ，さらにその反跳運動量を別途観測する二つの散乱
電子の運動量と組み合わせたものは(e,3e)実験で通常観測する散乱三電子と同等の情報を与えるからである．
5-2 時間分解(e,2e+M)分光装置
化学反応を実時間で観測したいという物理化学
者全体の夢は，極短パルスレーザーの発展によって現実のものとなりつつある．これまで，極短パ

図 21.時間分解(e,2e+M)分光装置［68］の概念図

ルス電子線の回折像による原子核配置の変化

製作は終え，電子線回折研究分野で広く実績の［105-107］，振動分光法による官能基の振動数変あるフォトカソード型パルス電子銃［105-107］の試化，あるいは吸収・発光分光や光電子分光による作を進めている．フォトカソード型パルス電子銃で電子状態変化［108］などを通して，化学反応途中

は，フェムト秒レーザーパルスを基板に蒸着したの系を実時間追跡する素晴らしい研究が展開さ金などの薄膜に照射して光パルスを光電子に変れてきている．これらに対し，本研究は，化学反応

換することにより，極短パルス電子線を発生させる．

は物質内電子の運動が先導して起こる核配置の

ただし，パルス電子強度を大きくすると途端に，空変化であるとして，物質内電子の運動の変化その間電荷効果によって電子ビームのエネルギー幅

ものの観測を試みる．具体的には，安定状態にあが急激に広がってしまうことが知られている．従っる気体分子内の電子運動量分布を三次元的に与て，極短パルス電子線技術を電子線非弾性散乱

える(e,2e+M)分光を，過渡不安定状態をも対象と実験に導入するには，如何にしてこのエネルギーする時間分解 (e,2e+M) 分光へと展開し，過渡系

広がりを押さえるかが鍵の一つとなる．これに関し

電子波動関数が運動量空間において時間発展ては，5-1 節で紹介した 2π-azimuth 型(e,2e+M)分する様をスナップショット的に観察する手法の開光装置がもつ高い検出効率を拠り所の一つとして発・確立を目指す．さらに，本手法を用いて，励起いる．事実，予備的実験ではあるが，従来のエネルギー移動，電子移動，プロトン移動，異性

数十 μA から三桁強度を落とした数十 nA での化反応など単分子の動的過程に対して従来とは(e,2e) 分光が数時間で可能であることが分かって異なる視点から研究を行う運動量分光学の構築いる．本分光装置の立ち上げとして，まずは非弾を試みる．

性散乱電子のみを観測する Compton 実験の時間

上記の目的に向けて我々が 2008 年度より整備分解測定を 2010 年度から開始する予定である．

を開始している時間分解 (e,2e+M)分光装置［ 68 ］の概念図を図 21 に示す．本装置は(1)メイン真空6. 謝辞

チェンバー，(2)大型排気ポンプ， (3)超音速分子

紙面をお借りして，EMS 研究をともに進めてくだ

線源， (4)極短パルスポンプレーザー， (5) 極短パ

さった国内外の先生方および研究室学生諸君に

ルス電子線源，(6) 2π-azimuth 型(e,2e+M)分光器，

厚く感謝いたします。また東北大多元研機械工場

および (7) 多次元同時計測電子回路の七つの設

および分子研装置開発室の数十名にも及ぶスタ備から成る．本実験では，ポンプレーザー光パル

ッフの皆さんの協力無くしては，本稿で紹介した

スにより単分子を励起し，緩和途中の過渡状態に装置の開発はすべて不可能でした．これまで頂ある物質内電子運動量分布をポンプパルスから戴した多岐にわたる技術支援に心より感謝申し上の遅延時間の関数として，10−30 keV の極短パ

げます．同様に，EMS 研究に導きご指導下さいま

ルス電子線でプローブする．現在，チェンバーのした宇田川康夫東北大名誉教授を始めとする原23

子衝突あるいは分子科学分野の先輩先生方の[17] S. Dey, I. E. McCarthy, P. J. O. Teubner, E.

数々のご高配，ならびに EMS 研究の推進の目的

Weigold, Phys. Rev. Lett. 34, 782 (1975).

にこれまで拝受した科学研究費補助金などの財[18] S. T. Hood, A. Hamnett, C. E. Brion, Chem.

政的支援に深く感謝申し上げます．

Phys. Lett. 39, 252 (1976).
[19] A. O. Bawagan, C. E. Brion, E. R. Davidson,

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