原子衝突学会誌「しょうとつ」 2016 年第 13 巻第 1 号
Journal of atomic collision research, vol. 13, issue 1, 2016.

原子衝突学会誌

しょうとつ

第 13 巻
第1号
2016 年シリーズ「多価イオンの物理とその応用：これまでの進展と今後の展開」第 3 回 重元素多価イオンプラズマと実験室サイズの極端紫外光源開発 大橋隼人，東口武史
解 説（若手奨励賞受賞研究）
反水素原子ビームの研究 永田祐吾
キーワード 分子の２電子励起状態 穂坂綱一

原子衝突学会 2016 年 1 月 15 日発行
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http://www.labo-eq.co.jp/3原子衝突学会誌

しょうとつ
第 13 巻 第 1 号

目

次

シリーズ「多価イオンの物理とその応用：これまでの進展と今後の展開」 第 3 回 重元素多価イオンプラズ
マと実験室サイズの極端紫外光源開発

大橋隼人，東口武史…5

解説（若手奨励賞受賞研究）反水素原子ビームの研究

永田祐吾

…15

原子衝突のキーワード 分子の 2 電子励起状態

穂坂綱一

…26

第 23 回原子衝突セミナーのお知らせ

行事委員会委員長…27

2016 年度原子衝突学会役員選挙の結果

選挙管理委員会…27

2015 年度 第 8 回運営委員会（文書持回）報告

庶務委員会委員長…28

2016 年度国際会議発表奨励賞募集要項

顕彰委員会委員長…28

学会協賛学術会合のご案内■第 32 回化学反応討論会

広報渉外委員会

原子衝突若手の会第 36 回秋の学校 開催報告

森健汰

…30

「しょうとつ」原稿募集

編集委員会事務局

…32

…30

…32

ユーザー名とパスワード

4

シリーズ

多価イオンの物理とその応用：これまでの進展と今後の展開
第 3 回 重元素多価イオンプラズマと実験室サイズの極端紫外光源開発
大橋隼人 1∗ ，東口武史 2∗∗1

富山大学大学院理工学研究部 (工学)2

宇都宮大学大学院工学研究科〒 930-8555 富山県富山市五福 3190

〒 321-8585 栃木県宇都宮市陽東 7-1-2*ohashi@eng.u-toyama.ac.jp**higashi@cc.utsunomiya-u.ac.jp
平成 27 年 11 月 15 日原稿受付

シリーズ第 3 回の今回は多価イオン単体についての物理というよりも，幅広い範囲の価数の多価イオンを含むプラズマを「光源」として応用する分野の視点から，重元素多価イオンがどのような役割を担っているのかをプラズマ光源開発の現状を交えて紹介する．
の向上が大きな役割を果たしてきたからだと言1. はじめに「光源」という言葉を見聞きしたとき，頭のえるだろう．集積回路技術の発展について論じ中に何をイメージするだろうか．本誌の読者でた経験則であるムーアの法則 [1] によれば「集積あればおそらく自分の研究に関連したものとし回路上のトランジスタ数は 24 ヶ月ごとに 2 倍てレーザー，放射光，プラズマなどを思い浮かになる」と推測されており，1965 年発表当初のべるであろう．家族など非研究者には，もしか「18 ヶ月ごとに 2 倍」から 1975 年に修正が加えしたら「光源」という言葉自体に馴染みがなく，られたものの，今日まで概ねその通りに集積密「照明」や「光っているもの」として尋ねてみれ度が向上し続けていることは驚くべきことであば，蛍光灯や LED ライト，太陽などをイメージる．中でも半導体リソグラフィ用光源の開発はされるのではなかろうか．何れの場合も物質の重要な位置を占めている．なぜなら，フォトリ持つエネルギーを光という形に変えて放出されソグラフィ技術において形成パターンの分解能ているもので，どのようなメカニズムで「光源」

は光源の波長に比例しており，光源の短波長化として発光しているかは多種多様である．残念がパターンの微細化，すなわち回路の高集積化ながら「任意の波長」を「任意の強度」で発すに直接繋がるからである．この半導体リソグラることのできる光源は存在せず，目的や用途に

フィ光源開発において，古くは水銀ランプの g 線

応じて光源を選択もしくは開発することで，各(波長 436 nm) から KrF エキシマレーザー (波研究分野や産業界は発展してきた．本稿ではシ

長 248 nm) など特定の原子・分子の遷移に伴うリーズテーマに則し，多価イオンの性質が重要

発光が利用されてきたが，近年，新たに重元素な役割を果たす「プラズマ光源」についてご紹

多価イオンからの特徴的な発光が着目されてお介させていただく．

り，その集合体である重元素多価イオンプラズ
マが次世代半導体リソグラフィ光源候補として今や日常生活に大きな利便性をもたらしてい有力視されている．

る携帯電話，スマートフォン，パソコンなどの電気製品がここまで高性能化・小型化した背景

次節以降，産業界の次世代半導体リソグラフィには，産業界における半導体リソグラフィ技術

光源開発について，その光源プラズマ解析におc 2016 The Atomic Collision Society of Japan, All rights reserved.
Copyright⃝5q = 21おける状態数の多い準位間での遷移が狭い波長q+

S n -He

帯に数百数千の発光ラインが現れるため，重ね20

合わせによって発光強度が大きくなることから

19

光源としてより高出力になることが期待される．
18

後者の発光は物理的に分解できずに擬似的な連17

続スペクトルになることから，Unresolved Tran-

Intensity (arb. units)

16

sition Array (UTA) と呼ばれている [2]．重元素

155

プラズマは複数の価数の多価イオンで構成され14ているので，幾つもの価数にわたる多価イオン

13の UTA 発光が同一波長帯で起こるような条件

12があれば，プラズマ全体として高出力光源を実現

11

できる可能性が高い．また，原子番号 Z = 50 の10

Sn 周辺の元素について最外殻が主量子数 n = 49となる多価イオンのエネルギー状態を見てみる

8と，例えば基底電子配置 [Ar]3d10 4s2 4p6 4d3 への外q=7

殻励起配置 [Ar]3d10 4s2 4p6 4d2 4f からの 4d–4f 遷

6移と内殻励起配置 [Ar]3d10 4s2 4p5 4d4 からの 4p–
10

15

20

25

30

4d 遷移はほぼ等しい遷移エネルギーとなり，両35

Wavelength (nm)

配置がパリティに関する同一の対称性をとると

図 1: Snq+ –He 衝突 (q = 7–21) の電荷交換分光法による発光スペクトル．発光は主に反応後の (q − 1) 価によるもので，ピンク線は
13.5 nm 帯を示している [5]．

きに強い配置間相互作用がみられる [3, 4]．このような重元素多価イオンの励起状態は両励起配置の混合状態 ([Ar]3d10 4s2 4p6 4dN −1 4f 1 +[Ar]3d10 4s2 4p5 4dN +1 4f 0 , N = 1–9 (整数)) となり，4d–4f 遷移の UTA は特異な構造を持つこ
ける多価イオン分光技術・装置や原子物理学がとが知られている．電荷交換分光法によって取担う役割の重要性，また，その過程で見出され得された多価 Sn および Xe イオンの価数分離発

た他分野への応用と展開について紹介する．

光スペクトル (図 1) [5] から各価数の発光波長領域や UTA の特性が実験的に明らかにされるなど

2. EUV 光源開発

様々な研究開発が行われてきており [6]，現在で現在の半導体フォトリソグラフィ技術は波長はよりエネルギー変換効率の良いレーザー生成

193 nm の ArF エキシマレーザーが用いられるのSn プラズマが主流となって EUV 光源技術開発が主流だが，次世代の光源として波長 13.5 nm，が進められている．レーザーの周波数 ωL ，電子

帯域幅 2%の極端紫外 (Extreme Ultra-Violet;の質量 m，真空の誘電率 ε0 ，電気素量 e を用いてEUV) 領域の光を用いる技術が開発中である．

プラズマ臨界密度が nc = ε0 mωL2 /e2 で定義され，光源波長が 13.5 nm と定められているのは，光レーザー光はプラズマ中に形成される臨界密度学系に用いる多層膜鏡が先に開発されており，そ面までしか侵入できない．Sn プラズマ自身の吸の反射率が該当波長で極大値を持つためである．

収が大きいため光学的に薄いプラズマを生成す

当初は光源候補として Li，Sn，Xe プラズマが挙る必要があるが，レーザー波長が長いほどプラげられていたが，Li プラズマでは Liの 1s–2p

ズマ臨界密度は低くなるので，波長 1.06 µm の遷移のみが 13.5 nm の発光に寄与している一方，

Nd:YAG レーザーよりも長い波長 10.6 µm を用Sn および Xe プラズマでは重元素多価イオンにいる炭酸ガスレーザー生成プラズマのとき，臨2+c 2016 The Atomic Collision Society of Japan, All rights reserved.
Copyright⃝

6

Line strength (arb. units)

界密度が相対的に低くなり光学的厚みが薄くなることで，スペクトル純度が大きく向上することが示されている [7]．

EUV 光源開発によってレーザー生成 Sn プラ
ズマの物理の理解が進み，変換効率が 5%近くになっていることを考えると [8]，他の特定波長領域でも UTA 発光が様々な価数で重なる条件の

50
50
50
50
50
50
50
40
40
40
40
0
7

In
Sn
51Sb
52Te
53I
49
50

54

Xe

Cs
Ba
57La
58Ce
59Pr
9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26
55

56

8

Wavelength (nm)Line strength (arb. units)

プラズマを生成することができれば，重元素多価イオンプラズマは軟 X 線〜EUV 領域における高出力光源になり得るのではないかと筆者らは考えてきた．例えば，EUV リソグラフィの更に次世代を見越した Beyond EUV (BEUV) リ
ソグラフィとして波長 6.x nm (x は未定)[9]，軟X 線顕微鏡として「水の窓」領域 (2.3–4.4 nm)

40
40
40
40
40
40
40
40
40
40
40
0
4

60

Nd
Pm

61

Sm
Eu
64Gd
62
63

65
66
67
68
69
70

5

6

7

8

9

10

11

Tb
Dy
Ho
Er
Tm
Yb

12

13

Wavelength (nm)Line strength (arb. units)とより長波長側の「炭素の窓」領域 [10] の光源となり得るのではないかと．では，どのようにして光源の波長を変化させることができるであろうか．

3. UTA ピーク波長の原子番号依存性 (擬似モーズリーの法則)

40
40
40
40
40
20
20
20
20
20
20
0
3

Lu
Hf
73Ta
74W
71
72

75

Re

Os
Ir
78Pt
79Au
80Hg
81Tl
76

77

4

5

6

7

8

9

Wavelength (nm)Line strength (arb. units)

EUV 光源開発によって見出されたプラズマ
光源は，重元素多価イオンの主量子数 n = 4 状
態間の 4ℓ–4ℓ′ 遷移 (∆n = 0，ℓ, ℓ′ は方位量子数)である 4d–4f および 4p–4d 遷移による UTA 放射の重畳を利用したものであり，プラズマに用いる元素を変えればその遷移エネルギーが変わるので，UTA のピーク波長に原子番号依存性

20
20
20
20
20
20
20
20
20
20
20
0
1

82
83

Pb
Bi

Po
At
86Rn
87Fr
88Ra
89Ac
90Th
91Pa
92U
84
85

2

3

4

5

6

7

8

Wavelength (nm)があることは容易に想像できる．重元素多価イ

図 2: Cowan コードを用いて計算された 49 In–92 Uの 4ℓ–4ℓ′ 遷移放射スペクトル [11]．

オンの UTA のピーク波長について検討した結果を図 2 に示す [11]．原子番号 Z = 49–92 の各種元素について，Ru-, Rh-, Pd-および Ag-

ク波長はそれぞれ 13.5 nm および 11 nm 付近

like イオンの 4ℓ–4ℓ′ 遷移の各線強度スペクトルであった [5, 13]．EUV 光源開発で利用されてを Cowan コード [12] を用いて計算し，重ね合いる 4d–4f 遷移および 4p–4d 遷移に着目してみわせたものである．各遷移とも原子番号が大きると，波長 6.x nm の BEUV 光源には 64 Gd やくなることで短波長側にシフトしていることか

65 Tb が，軟 X 線顕微鏡用光源では炭素の窓にら，より重い元素をプラズマ源として用いるこ78 Pt や 79 Au，水の窓の 4 nm 付近では 82 Pb やとで，光源の短波長化できることが窺える．事

83 Bi，3 nm 付近では 92 U が適していると考えら

実，EUV 光源開発で精力的に研究されていた

れる．汎用性の高い実験室規模の軟 X 線光源を

50 Sn および 54 Xe プラズマの重畳 UTA 放射ピー

重元素 UTA プラズマ放射で実現するとなると，短波長化の極限としては非放射性元素で最も重c 2016 The Atomic Collision Society of Japan, All rights reserved.
Copyright⃝

7

1

1

0
1

0
1

79 Au

Intensity (arb. units)

0
1

78 Pt

0
1

75 Re

0
1

0
1
0
1
0
1

82 Pb

0
1
79 Au

0
1

74 W

0
1

64Gd

0
1

74 W

0
1

0
1

Intensity (arb. units)

82 Pb

0
1

0
1

83 Bi

83 Bi

0
73Ta

60Nd

1

2

3

4

5

6

7

8

9

10

Wavelength (nm)

図 4: LHD による希薄プラズマから観測された発光スペクトル．矢印は UTA ピーク波長の位置を示している．(Reproduced with permission from [14]. Copyright 2014, AIP
Publishing LLC.)

68Er

65Tb

64Gd

いが現れた．この原因については 4.1 節で言及
60Nd

2

する．一方，光学的に厚いレーザー生成プラズ
3

4

5

6

7

8

9

マと比較するために，核融合科学研究所の Large

10

Wavelength (nm)Helical Device (LHD)[15] を用いて測定された

図 3: レーザー生成重元素プラズマからの発光ス
ペクトル．赤線と青線はそれぞれパルス幅
150 ps および 10 ns の Nd:YAG レーザーによるもので，矢印は前者の UTA ピーク波長の位置を示している．(Reproduced withpermission from [14]. Copyright 2014, AIP
Publishing LLC.)

光学的に薄い放電生成プラズマによる UTA 放
射スペクトルの原子番号依存性を図 4 に示す．
ピーク波長は原子番号に対してレーザー生成プ
ラズマと同様の振る舞いをしており，4ℓ–4ℓ′ 遷
移の UTA 放射ピーク波長については光学的厚みの影響が小さいようだ．

い 83 Bi になるであろう．実験によるレーザー生「遷移波長の原子番号依存性」を考える際に，参成重元素プラズマからの発光スペクトルの原子考になるのがモーズリーの法則である [16]．特番号依存性を図 3 に示す [14]．高出力高効率化

性 X 線の波長の逆数の平方根が，元素の原子核の最適なレーザー強度は各元素で異なるが，この電荷，すなわち原子番号の一次関数になるといれらは Z = 60–83 の幾つかの元素について，パう法則で，特性 X 線の Kα 線の波長が重元素ほど

ルス幅 150 ps と 10 ns の Nd:YAG レーザーを短いことを意味する．Kα 線以外の系列でも特性各々一定の強度 (I150ps = 2.1 × 10

W/cm およX 線と原子番号の間には同様の関係がある．図 5

W/cm ) で照射して生成さに 4ℓ–4ℓ′ 遷移の UTA ピーク波長の原子番号依存れたプラズマからの発光である．理論計算で予性について，レーザー生成プラズマ，LHD プラズ

測されていたように原子番号が増加するにつれ

マおよび原子コード GRASP (General Purpose

発光波長は短波長化し，両レーザーの依存性にRelativistic Atomic Code)[17] による結果を示

び I10ns = 5.7 × 10

12

14

2

2

′

ついては，定性的には 4ℓ–4ℓ 遷移の UTA ピー

す．レーザー生成プラズマは生成から消滅の時

ク波長はほぼ同じだが，より短波長側に現れる

間積分スペクトルであるのに対し，LHD は時間′的に定常状態にあると考えられるプラズマから

4ℓ-5ℓ 遷移による UTA 放射スペクトル構造に違

c 2016 The Atomic Collision Society of Japan, All rights reserved.
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8

150 ps
10 ns
LHD
GRASP (Calc.)

16
14

Sn

100

12
10

Nd
Gd
Tb

8

W

6

Er
4
2

50

60

Pt Pb
Ta Re
Au Bi

70

80

200

4. UTA のレーザー強度およびレーザー
波長依存性

Photon energy (eV)Peak wavelength (nm)18

前節ではプラズマに用いる元素を変えること
で UTA 放射ピーク波長を選択できることが示されたが，本節では UTA のレーザー強度およびレーザー波長依存性について 64 Gd を例に挙げて説明する．EUV リソグラフィ光源開発が
波長 13.5 nm で反射率極大値をとる Mo/Si 多層

400
600
90

膜鏡に合わせているのと同様に，BEUV リソグ

Atomic number

ラフィでは炭化ホウ素系の多層膜鏡のピーク反

図 5: UTA ピーク波長の原子番号依存性．赤丸と青四角はそれぞれピコ秒およびナノ秒
レーザー生成プラズマ，緑菱形は LHD プ
ラズマ，クロスは原子コード GRASP により計算されたピーク波長，実線は近似曲線である．(Reproduced with permission
from [14]. Copyright 2014, AIP PublishingLLC.)

射率が 6.x nm にあるためにそれに合わせた光源開発が進められており，Gd プラズマはその光源候補である．波長が “x” と未定にされているのは，多層膜鏡が幾つか提案されていること
や，多層膜鏡の層厚の制御によりピーク波長がずれるなど，多層膜鏡もまだ最適化されていないからである [19, 20]．したがって，現段階ではの発光スペクトルなので各々寄与する多価イオ

光源開発側と多層膜鏡側とで歩み寄りが可能なンの価数分布も異なるはずだが，UTA ピーク波

状況にあるが，BEUV 光源開発は EUV 光源が長はほぼ同じ波長となった．また，GRASP 計

実現してから着手すべきという動きもあり，こ算とは若干のずれがでているものの，いずれも

こ数年は BEUV 光源とその周辺技術に関する研ほぼ 1 つの曲線に乗っている．パルス幅 150 ps

究はペースダウンを余儀なくされている．しかのレーザー生成プラズマについての近似曲線は，しながら，NIST のデータベースを見て分かる

次式で表すことができる [14]．

ように 54 Xe より重い元素についての多価イオン

λUTA =a(Z − s)−bR∞の原子データはその多くが不足しているのが現(1)状であり [21]，軟 X 線〜EUV 領域の光源応用に

ここで係数は a ≈ 22 ± 12, b ≈ 1.5, s ≈ 23 で，必要な重元素多価イオンと UTA のデータベー

R∞ はリュードベリ定数である．s は有効核遮蔽

スを構築することは重要である．また，EUV 光

定数であり，4d 電子に関するスレーター則 [18]

源開発で培った光源技術の知見が，プラズマ構によると s = 36–39.2 の範囲をとり本実験値と成粒子が多価 Sn イオンから多価 Gd イオンに変ずれているが，UTA のピーク波長は主となる多わることでどのように異なるか，あるいは同じ価イオンの価数によっても少しずれるため，式ようになるのかを比較することも興味深いこと

中の各係数は修正される余地が残されている．

である．多価 Sn イオンプラズマ EUV 光源の知この (1) 式は a = 4/3, b = 2, s = 1 のときモー見を生かすと，UTA 放射を高出力・高効率化す

ズリーの法則となることから，疑似モーズリー

るためには電子密度が 1019 cm−3 程度の低密度の法則 (Quasi-Moseley’s law) と呼ばれている．

で，電子温度が 100 eV 程度のプラズマであれば経験則である疑似モーズリーの法則により，波よいことが予測される．自己吸収を抑えるため

長 3.9–13.5 nm の範囲においてどの元素がどのに低密度，すなわち光学的厚さが薄いことが求波長の UTA 光源に適しているかを判断するこめられるが，実際に光学的厚さが測定されていとができるようになった．

c 2016 The Atomic Collision Society of Japan, All rights reserved.
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9るわけではないので，これは今後の課題である．

光スペクトルはプラズマ生成から消滅までの時

波長 6.x nm のプラズマ光源となるためには，多間積分スペクトルなので，中性 Gd から最高電離価 Gd イオンでは 18 価程度が必要であり，衝突価数まで全ての Gd イオンからの発光を観測し輻射 (Collisional Radiative: CR) モデルによれているものであり，これ以上の実験的な解析はばその最適電子温度は約 100 eV であった．一行うことができない．そこで，同等価数の多価方，レーザー生成プラズマにおける電子温度は

Gd イオンを生成することができ，価数制御され照射レーザー強度に依存するので，レーザー強たプラズマからの発光スペクトル測定が可能な度が異なれば価数分布の違いにより UTA 構造

電子ビームイオントラップ (Electron Beam Ionが変化すると考えられる．

Trap: EBIT)[22, 23] を用いて，レーザー生成 Gd

4.1 UTA のレーザー強度依存性

プラズマの UTA を評価した．EBIT は電子衝突

パルス幅 150 ps の Nd:YAG レーザーを用いによる逐次電離により多価イオンを生成し，電たレーザー生成 Gd プラズマからの UTA 発光

子ビームエネルギーを制御することによってプスペクトルのレーザー強度依存性を図 6 に示す．

ラズマ中のイオンの最高電離価数をコントロー

UTA 構造に劇的な変化はないものの，UTA ピー

ルすることが可能な多価イオン源である．各価

ク波長のレーザー強度依存性を見てみると，強数の電離エネルギーをまたぐように電子ビーム度が増加するにつれてピーク波長が長波長側へエネルギーを変化させて発光スペクトル測定をシフトしていることが分かる．これはレーザー行うことで，新たに生成可能となった価数の発強度が増加したことでプラズマの電子温度が高光ラインを観測し価数同定することができる．

くなり，プラズマ中の多価イオンの価数分布が

図 7 に EBIT を用いた多価 Gd イオンからの発より高価数側へとシフトしたことに起因してい光スペクトル測定結果と Flexible Atomic Code

ると考えられるが，レーザー生成プラズマの発(FAC)[24] による各最高価数イオンの 4ℓ-4ℓ′ 遷移強度の比較を示す．FAC による 4d–4f 遷移の

(a)

0.5
0

5 5.5 6 6.5 7 7.5 8 8.5 9Intensity (a.u.)

1.0

Wavelength (nm)1.0で絶対値の議論はできないが，波長 6.8 nm 領

(b)

0.5
0

5 5.5 6 6.5 7 7.5 8 8.5 9qmax = 27(a)Wavelength (nm)Ee= 0.92 keV(b)q = 27

26

0.88

26

25

0.84

25

24

0.80

23

0.75

22

0.71

21

0.66

20

0.62

20

19

0.58

19

18

0.43

Intensity (arb. units)

(c)

6.9
6.8
6.7
6.6
6.5 11
10

1012

gA (arb. units)

7.0

Wavelength (nm)Intensity (a.u.)

計算は波長がおよそ 0.2–0.3 nm ずれてしまうの

24
23
22
21

18

1013
2

Laser intensity (W/cm )

6

6.5

7

7.5

8

8.5

Wavelength (nm)

図 6: Nd:YAG レーザー生成多価 Gd イオンプラ
ズマからの UTA 発光スペクトルのレーザー
強度依存性．レーザー強度はそれぞれ (a)6.6×1012 , (b) 9.7×1011 W/cm2 ．(c) UTA
ピーク波長のレーザー強度依存性．点線
は近似直線に対応している．(Reproducedwith permission from [25]. Copyright 2014,
AIP Publishing LLC.)

9

6

6.5

7

7.5

8

8.5

9

Wavelength (nm)

図 7: (a) 価数制御 EBIT プラズマからの多価 Gd
イオン発光スペクトルと (b) FAC を用いて価数 qmax について計算された gA 値．Ee
は電子ビームエネルギー，qmax は Ee で生成できるイオンの最高価数，g は統計的重み，A は自然放出係数である．(Reproducedwith permission from [25]. Copyright 2014,
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10

域の UTA 放射には Gd18+ が寄与していること

1.0に加えて，高価数になるほど UTA ピーク波長
Intensity (arb. units)が長波長側にシフトしていくことが実証され．
レーザー生成 Gd プラズマにおける UTA ピー
ク波長のレーザー強度依存性の解釈が裏付けられた [25]．一般的に多価イオンの同系列の遷移
は価数が高くなるにつれ短波長化するが，4d–4f
遷移では前述の [Ar]3d10 4s2 4p6 4dN −1 4f 1 状態と
10

2

5

N +1

[Ar]3d 4s 4p 4d

0.8

0.6

0.4

0.2

(d)
(c)
(b)
(a)

4f 状態の強い配置混合に00より，Gd では高価数になるほど 4d と 4f のエ

3

4

5

6

7

8

9 10 11 12

Wavelength (nm)

ネルギー差が小さくなり，UTA ピークを形成す

図 8: 炭酸ガスレーザー生成 Gd プラズマからのUTA 発光スペクトル．レーザー強度はそれぞれ (a) 5.5 × 1010 ，(b) 8 × 1010 ，(c)9.8 × 1010 ，(d) 1.3 × 1011 W/cm2 [27]．

る該当遷移波長は長波長化する．

4.2 UTA のレーザー波長依存性
波長 13.5 nm の EUV 光源では Sn プラズマのオパシティ (プラズマの不透明性) が大きいため，
イオン密度を低下させて光学的に薄いプラズマズマでの変換効率は約 0.4%なのに対し，炭酸ガを生成する必要がある．電子密度が 1019 cm−3

スレーザー生成プラズマでは約 0.7%であった．

程度で電子温度が約 30 eV のプラズマを生成し炭酸ガスレーザーは Nd:YAG レーザーよりも臨て高効率の EUV 光源を実現させるためには，界密度が低く光学的に薄いプラズマを生成する

レーザー波長 10.6 µm の炭酸ガスレーザー生ことができるため，プラズマの高密度領域から成プラズマ方式が最終的な解と理解されているの共鳴線のサテライト線が抑制され，特徴的な[7]．他の重元素プラズマ光源でも同様に高効率

スペクトルになったと考えられる．実際に LHD化のためには光学的に薄いプラズマの生成が必によって希薄なプラズマを生成した場合でも，光要があると考えられ，臨界密度が 1019 cm−3 程

学的に薄いため，Nd:YAG レーザー生成プラズ

度になる炭酸ガスレーザーが適していると予測

マよりも帯域幅の狭い発光スペクトルが観測さされる．そこで，Gd プラズマによる波長 6.x nm

れている [28]．実験に用いた炭酸ガスレーザー

放射について，炭酸ガスレーザー生成プラズマの強度は最大で 1.3 × 1011 W/cm2 であり，最適実験を行った (図 8)．最適実験条件として波長

レーザー強度に達していないことから，更なる13.5 nm の Sn プラズマ EUV 光源と異なる点は，高効率化も期待できる．

波長 6.x nm の Gd プラズマ BEUV 光源では最以上の結果は，重元素多価イオンプラズマに

適電子温度が約 100 eV なので，炭酸ガスレー

よる UTA 構造を光学的厚さにより制御するこザー強度として 2 × 1011 W/cm2 程度と EUV 光とができ，エネルギー変換効率を増加させるこ源に求められるレーザー強度よりも一桁大きくとが可能であることを示している．中赤外レーなることである [26]．UTA 構造は波長 6.76 nm

ザーやピコ秒程度の短パルスレーザーを用いてに鋭いピークを有しており，幅の大きい UTA

光学的に薄いプラズマを生成することによって，ピークが観測された Nd:YAG レーザーを用い高効率光源を実現できることになる．最近では，た場合 (図 6(a)(b)) に比べてスペクトル純度が一実験室では生成が難しい一次元 (球対称) プラ

大幅に改善でき，エネルギー変換効率も増加しズマを生成することによって，膨張損失を低減す

た [27]．中心波長 6.x nm，帯域幅 0.6%，立体角ることで高効率化できることも報告されている

2π sr としたときの Nd:YAG レーザー生成プラ[29]．また，波長 6.7 nm 放射の空間分布も評価されており，炭酸ガスレーザー生成プラズマのc 2016 The Atomic Collision Society of Japan, All rights reserved.
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11臨界密度 (1019 cm−3 ) 程度で最大になることも明らかになった [30]．これは炭酸ガスレーザー
がレーザー生成プラズマ光源の駆動レーザーとして適していることを示している．

5. 重元素による軟 X 線顕微鏡用光源
最後に，擬似モーズリーの法則に基づいた重元素プラズマ光源が，どのような波長でどのような分野で応用される可能性があるかの実例として，軟 X 線顕微鏡用の光源開発について紹介する．酸素と炭素の K 吸収端間の波長領域 2.3–

4.4 nm は「水の窓」と呼ばれており，この波長

図 9: 宇都宮大学で開発中の水の窓軟 X 線顕微鏡の外観．

帯の光はほとんど水に吸収されず透過し，生体を構成する炭素に強く吸収される性質を持っている [31]．この波長領域の軟 X 線を使うと，水9.5 x 1013 W/cm2
5.4 x 1013 W/cm2
2.9 x 1013 W/cm2

600

ベルの分解能で観察することができるようになることから，軟 X 線顕微鏡を目指した研究が進められている．生命科学における DNA やタン
パク質の生命活動の発現がナノスケールである

400
300
200
100
0

ことからも，水の窓軟 X 線顕微鏡は非常に魅力

(a)

500

1

2

3

4

5

Wavelength (nm)的なテーマであり，炭素の K 吸収端より長波長Photon energy (eV)Intensity (arb. units)

分中で生きた細胞の内部構造をナノメートルレ

6

4l-4l’ transition
4l-5l’ transition

700

(b)
600
500
400
300
200

1013

1014

Laser intensity (W/cm2)

図 10: レーザー生成 Bi プラズマからの (a) UTA
発光スペクトルと (b) 4ℓ-4ℓ′ 遷移および4ℓ–5ℓ′ 遷移の各 UTA ピーク波長 (光子エネルギー) のレーザー強度依存性．(Reproduced with permission from [33]. Copyright 2012, AIP Publishing LLC.)

側の「炭素の窓」と呼ばれている領域での観察も検討されている [32]．水の窓軟 X 線を用いた生体細胞のシングルショット撮影は小型の実験
室規模では未だに実現できておらず，現在は 1
パルスあたりのエネルギーが小さいために多重ショットによる試料撮影で，所要時間も約 1 分

光源候補の課題と放射特性について触れるに留程度となるため試料を氷結固定化するなどの工めることにする．

夫を施さなければならない．水の窓軟 X 線顕微

水の窓における重元素レーザー生成プラズマ鏡用光源には，単一ショットでフラッシュ撮影

光源の元素としては擬似モーズリーの法則からできる明るさと照射時間を短くすることが求め

82 Pb や 83 Bi が適していると考えられるが，これられている．著者らは本稿で取り上げている重までの光源高効率化の実験結果を踏まえると，

元素多価イオンプラズマによる UTA 光源が実

更に高強度の炭酸ガスレーザーが必要になる．

験室規模の光源になり得ると考えており，光源

これについては筆者らが独自にレーザーの開発

開発に留まらず，図 9 に示すように軟 X 線顕微を進めているが，まだ公表できる状況にない．

鏡と重元素レーザー生成プラズマ光源の接続試

炭酸ガスレーザーを用いた本実験はまだできな験を行っている．この進展についてはまだ実験

いが，先行して光源と軟 X 線顕微鏡の接続試験的な検証を行っている段階なので別の機会に譲を行うため，Nd:YAG レーザー生成 Bi プラズ

るとして，ここでは水の窓軟 X 線顕微鏡の UTA

マの UTA 放射特性について調査した．図 10(a)に Bi プラズマからの発光スペクトルのレーザー

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12強度依存性を示す．4ℓ-4ℓ′ 遷移に対応する波長

素に対してもよく実験値を再現する原子モデル

4 nm 付近の発光はレーザー強度の増加とともの構築や，シミュレーションによる輻射流体数に発光強度が増加するが，波長および帯域幅は値解析も進めていく必要がある．また，今後更ほとんど変化しない．一方，4ℓ-5ℓ′ 遷移に対応すにエネルギー変換効率を向上させるためには，る 2.0–2.5 nm 付近の発光はレーザー強度の増加

プラズマの加熱効率を向上させつつ光学的に薄とともに短波長側へ偏移し，発光強度も増加しいプラズマをいかに生成するかが重要である．

た．これらはレーザー強度が増加することでプ

著者らの現在の研究は，水の窓軟 X 線顕微鏡

ラズマ内のイオン価数分布がより高価数側とな装置にかかる駆動するレーザー装置，UTA 光源，り，前者は前述の通りほぼ同波長で発光するの顕微鏡に至る一連の装置を手作りし，小型装置に対し，後者はより短波長で発光する寄与が大きで細胞観察に至るまで到達したいということにくなることによるものである [14]．図 10(b) に尽きる．今後は，光源から放射された軟 X 線を′′

は 4ℓ-4ℓ 遷移および 4ℓ-5ℓ 遷移それぞれの UTA

トロイダル鏡や多層膜鏡の捕集鏡で集光して生ピーク波長についてのレーザー強度依存性が示

物サンプルに照射することになるので，鏡の反されている．図から分かるように，ピーク波長

射率と帯域幅が問題になるであろう．また，こ′がほとんど変わらない 4 nm 付近の 4ℓ-4ℓ 遷移

れまでの光源開発では特定波長帯への変換効率

UTA 放射を用いれば，より高い変換効率が望や輝度に着目しており，生物サンプルの透過・め，更には高出力光源として光学系を設計・製

吸収率特性を考慮した研究は少ないのが現状で作しやすいことを意味している [33]．

ある．大型研究施設で行われている生物サンプルの撮影実験ではこれらの波長依存性について

6. おわりに報告がされ始めており，対象サンプルによってレーザー生成重元素多価イオンプラズマによ最適な波長帯はどこかなど，これから小型軟 X

る UTA 光源の有効性について，幾つかの実験

線顕微鏡でフラッシュ撮影を実現させるために，を紹介した．UTA 放射はある特定の波長域にそしてより高感度化するためには，光源のみなおける共鳴線の集合体であるが故に高出力にならず生物サンプルについて多くの知見を集めたり，プラズマの状態をコントロールすることでデータベースの構築が必要になると思われる．

高効率化を図ることができる．また，疑似モー

小型軟 X 線顕微鏡でのフラッシュ撮影が実現す

ズリーの法則から重元素多価イオンプラズマがれば，その実験の行いやすさから生命科学分野

様々な波長において光源となり得る可能性を，において大きなブレイクスルーをもたらすこと

具体例として BEUV リソグラフィ光源や水のになるであろう．本誌の読者で軟 X 線生体顕微

窓軟 X 線顕微鏡用光源への適用をあげて述べ

鏡に興味を持たれた方，多価イオンの原子デー′た．これまで 4ℓ-4ℓ 遷移 UTA 放射が光源としタ測定やモデリングを専門とされている方，まて利用できるとして紹介したが，最近は原子番

た，UTA 光源自体に興味を持たれた方は是非気

号 Z = 30–40 付近の元素による多価イオンプラ

軽にお声掛けいただき，原子衝突という基礎物′

ズマも，3ℓ–4ℓ 遷移 UTA 放射を用いた光源と理分野から応用分野への大きな貢献話に花を咲しての可能性があると指摘されている [34, 35]．

かせたい．

重元素多価イオンプラズマの光源としての汎用

最後に，本稿で取り上げた実験結果は，研究性の高さがうかがえるが，重元素多価イオンの室の学生や多くの共同研究者の協力により得ら

原子データベースは過去に重点的な研究対象にれてきたものです．特に，東北大学多元物質科

なった元素を除き，不足しているのが現状であ学研究所の江島丈雄氏の援助のもと，軟 X 線顕る [21]．実験による直接測定のみならず，重元

微鏡の研究を進められています．また，科学研究費補助金，キヤノン財団，東電記念財団の助

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13

成を受けて行われました．また，本研究の一部[20] E. Louis et al., Proc. International Workshop on
EUV and Soft X-ray Sources (EUV Litho Inc.,
Dublin, Ireland, 2011).
[21] http://physics.nist.gov/cgi-bin/ASD/
lines_pt.pl[22] H. Watanabe et al., J. Phys. Soc. Jpn., 66, 3795
(1997).
[23] N. Nakamura et al., Rev. Sci. Instrum. 79,
063104 (2008).
[24] M. F. Gu, Astrophys. J., 582, 1241 (2003).
[25] H. Ohashi et al., J. Appl. Phys., 115, 033302(2014).
[26] B. Li et al., Appl. Phys. Lett., 99, 231502 (2011).
[27] T. Higashiguchi, B. Li, Y. Suzuki, M. Kawasaki,
H. Ohashi, S. Torii, D. Nakamura, A. Takahashi,
T. Okada, W. Jiang, T. Miura, A. Endo, P.
Dunne, G. O’Sullivan and T. Makimura, ‘Characteristics of extreme ultraviolet emission frommid-infrared laser-produced rare-earth Gd plasmas’, Opt. Express, 21, 31837, 16 December(2013).
[28] C. Suzuki et al., J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys.,
45, 135002 (2012).
[29] K. Yoshida et al., Appl. Phys. Express, 7, 086202(2014).
[30] K. Yoshida et al., Appl. Phys. Lett., 106, 121109(2015).
[31] P. A. C. Takman et al., J. Microsc., 226, 175(2007).
[32] I. A. Artyukov et al., Micron, 41, 722 (2007).
[33] T. Higashiguchi et al., Appl. Phys. Lett., 100,
014103 (2012).
[34] B. Li et al., J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys., 45,
245004 (2012).
[35] B. Li et al., Appl. Phys. Lett., 102, 041117(2013).

は，核融合科学研究所共同研究，宇都宮大学特別経費「バイオイメージング技術の総合的推進
事業」，個性化プロジェクト，オプティクス教
育研究センター公募研究，ギガフォトン (株) の助成も受けて行われたものです．この場を借りて，皆様に感謝申し上げます．

参考文献[1] G.
E.
Moore,
SPIE,
2438,(1995)[doi:10.1117/12.210341].
[2] G. O’Sullivan and P. K. Carroll, J. Opt. Soc.
Am., 71, 227 (1981).
[3] F. Koike and S. Fritzsche, Radiat. Phys. Chem.,
76, 404 (2007).
[4] G. O’Sullivan and R. Faukner, Opt. Eng., 33,
3978 (1994).
[5] H. Ohashi, S. Suda, H. Tanuma, S. Fujioka, H.
Nishimura, A. Sasaki and K. Nishihara, ‘EUV
emission spectra in collisions of multiply charged
Sn ions with He and Xe’, J. Phys. B: At. Mol.
Opt. Phys., 43, 065204, 3 March (2010).
[6] K. Nishihara et al., Phys. Plasmas, 15, 056708(2008).
[7] H. Tanaka et al., Appl. Phys. Lett., 87, 041503(2005).
[8] 東口武史 他, レーザー研究, 42, 14 (2014).
[9] H. Meiling et al., Proc. SPIE, 8322, 83221G(2012).
[10] I. A. Artyukov et al., Quantum Electronics, 34,
691 (2004).
[11] T. Higashiguchi, T. Otsuka, N. Yugami, W.
Jiang, A. Endo, P. Dunne, B. Li and
G. O’Sullivan, ‘Shorter-wavelength extreme-UV
sources below 10 nm’, 7 October, SPIE Newsroom (2011) [doi:10.1117/2.1201109.003765].
[12] R. D. Cowan, ‘The Theory of Atomic Structure and Spectra’, (University of California Press,
Berkeley, CA) 1981.
[13] H. Tanuma et al., Nucl. Instrum. Meth. Phys.
Res. B, 235, 331 (2005).
[14] H. Ohashi et al., Appl. Phys. Lett., 104, 234107(2014); Appl. Phys. Lett., 106, 169903 (2015).
[15] C. Suzuki et al., J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys.,
43, 074027 (2010).
[16] H. G. J. Moseley, ‘The High Frequency Spectraof the Elements’, (Philosophical Magazine) 1913,
p1024.
[17] P. Jönsson et al., Comput. Phys. Commun., 177,597 (2007).
[18] J. C. Slater, Phys. Rev., 36, 57 (1930).
[19] Y. Platonov et al., Proc. 2011 International
Workshop on EUV Lithography (EUV Litho Inc.,
Maui, Hawaii, 2011).

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解説（若手奨励賞受賞研究）

反水素原子ビームの研究永田祐吾 1,2
1

東京農工大学工学部物理システム工学科
2〒 184-8588 東京都小金井市中町 2-24-16

理化学研究所原子物理特別研究ユニット〒 351-0198 埼玉県和光市広沢 2-1

ynagata@cc.tuat.ac.jp
平成 27 年 9 月 15 日原稿受付

基底状態の反水素原子の超微細構造周波数測定実験に向けた，反水素原子ビームの開発が進んでいる．ASACUSA における反水素原子ビームの生成原理，2012 年に成功した反水素ビーム生成実験
を中心に解説する．
れらの反水素原子は高速で運動しているため，上1. 研究の目的
反水素原子とは，陽子の反粒子の反陽子１個記のような反水素原子の基礎物理実験には適しと，電子の反粒子の陽電子１個で構成される水ていない．これを可能にする低温 (低運動エネル

素原子に対する反物質 (反原子) である．反水素ギー) の反水素原子の大量生成は 2002 年，同じく原子を研究する理由の一つに CPT 対称性の検CERN 研究所において達成された [4, 5]．現在，証がある．素粒子物理学における標準模型であCERN 研究所の反陽子減速器 AD (Antiproton

る局所的場の量子論では，CPT 対称性が保存さ

Decelerator) では，複数の国際研究グループが反れることが知られている．この枠組みでは，物

水素原子を用いた CPT 対称性の検証実験 [6, 7,

質と反物質は完全に対称であり，例えば反水素8] や，反水素原子の重力加速度測定実験 [9, 10]原子の分光学的性質は水素原子のものと全く同に向けて進んでいる．

一となる．一方で，超弦理論や超重力理論など

私が所属する ASACUSA 国際共同実験グルーの他の理論では CPT 対称性は必ずしも成り立

プは，基底状態の反水素原子ビームを用いて反つ必要がないと考えられており，さらにニュー

水素原子のマイクロ波分光をすることで超微細トリノ振動の発見によって，標準模型に修正が

構造周波数を高精度測定し，水素原子の値と詳必要なことも明らかになっている．最近，反水細に比較することで，CPT 対称性の検証実験

素原子の 1S-2S の遷移周波数や超微細構造周波をすることを目的として進めている．図１は反数は CPT 対称性の破れや Lorentz 不変性の破水素原子分光実験の概略図である．装置はカスれに敏感である可能性が理論的に指摘されておプトラップ，マイクロ波共振器，六極磁石と反り [1, 2]，反水素を用いた研究は注目を集めて

水素ビーム検出器で構成される．カスプトラッ

いる．

プはカスプ磁石 (超伝導アンチヘルムホルツコ

最初の反水素原子の合成は，1995 年，スイス

イル) と多重リング電極 (Multiring electrodesにある CERN 研究所の低速反陽子施設 LEAR

: MRE) で構成された反水素合成装置である(Low Energy Antiproton Ring) において確認さ(4.2 節参照)．

れた．1.9 GeV/c の反陽子を Xe 標的に照射し，反水素原子はカスプトラップ内で反陽子と陽対生成で発生した陽電子を捕獲した反陽子，つ電子を混合することで合成される．その後，反水まり反水素原子が 11 個確認されている [3]．こ

素原子はカスプ磁場を受けながら，ビームとして

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15カスプ磁場の磁力線
カスプ磁石（超伝導アンチヘルムホルツコイル）
反水素原子
基底状態偏極反水素原子ビーム
LFS状態
HFS 状態
反水素ビーム
検出器
マイクロ波
共振器

多重リング電極
（MRE）

六極磁石

電流の方向

カスプトラップ

図 1:

マイクロ波分光実験の概念図

引き出される．反水素原子は磁場に対する磁気

2. 偏極反水素原子ビームの生成原理

モーメントの向きに従って Low Field Seeking(LFS) 状態と High Field Seeking (HFS) 状態

カスプトラップを構成するカスプ磁石が生成に分類される (次節参照)．このとき反水素原子する磁場 B はカスプ磁場と呼ばれている．両のビームとして収束される成分は LFS 状態にコイル間の中心では，磁場が互いに打ち消しあ偏極することが軌道計算から分かっている [11]．

い，B = 0 となる．中心付近の磁場は，中心かLFS 偏極ビームはマイクロ波共振器を通り，六らの距離に比例して磁場強度が強くなるような極磁石で収束され，反水素ビーム検出器で検出勾配を持ち，四重極磁場として知られている．

される．ここで，共振器のマイクロ波周波数が

図 2 は基底状態の反水素原子のエネルギー準超微細構造周波数に一致するとき，LFS 反水素位の磁場依存性を表している．分光実験では，

原子はスピン反転によって HFS 状態に遷移し，B = 0 での 2 つの準位 (F = 0 と F = 1) の超微六極磁石で発散させられ，検出器には到達しな

細構造周波数 (約 1.4 GHz) の測定を行う．磁場い．よって反水素原子の到達数を周波数の関数

中では縮退が解け，4 つの準位に分裂する．

として測定することで，超微細構造周波数を高精度で決定することができる．ASACUSA ではe+ p

10−7 の精度で超微細構造を決定することを目指

2.0
1.5

果のみで CPT 対称性の検証，つまり反水素原

1.0

周波数 [GHz]している [12, 13]．また，この方式では実験結子と水素原子の詳細な比較が可能であり，理論に依存しないのも利点である．
この実験で特に重要な開発項目は，反水素原子(F,m)=(1,-1)

LFS(F,m)=(1,0)

0.5
0.0

(F,m)=(1,1)-0.5

ビームの生成である．以下の節では，ASACUSA-1.0における偏極反水素原子ビームの生成原理，予-1.5

想される特性，ビーム生成実験の結果，最近の

-2.0
0.00

(F,m)=(0,0)

0.02

0.04

0.06

0.08

HFS
0.10

B [T]

装置開発について述べる．
図 2:

1S 反水素原子のエネルギー準位の磁場依存性

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16反水素原子は電気的に中性であるが，磁気モーで割ったものとして定義した．LFS と HFS の

メント µ を持つため，磁場勾配があると力 F

軌道の様子を見ると，1.5 m の位置にある共振を受ける．力はエネルギーの勾配の逆符号で表器入口 (直径 100 mm) に到達する反水素原子はされるため，図 2 の中で，磁場の増加に対しエLFS 状態のものが明らかに多い．従って，カス

ネルギー (周波数 × プランク定数) が上昇する

プ磁場は LFS 原子のみを自動的に選別し，偏反水素原子は磁場の弱い方向に力を受け，Low

極ビームを生成することが分かる．

Field Seeking (LFS) 状態にあると呼ばれている．逆に下降する成分は磁場の強い方向に力を3. 反水素ビームの予想される性質受けるため High Field Seeking (HFS) 状態にあ

3.1 高励起反水素原子の非一様静磁場中での自る．式から考えると，磁場との相互作用エネル

動冷却

ギー ϕ = −µ · B から，反水素原子が磁場から受冷たい反水素原子合成の主要な物理過程としける力は，F = −∇ϕ = ∇(µ · B) と表される．µて，の B 方向成分 µ を，図 2 中のエネルギーの Bp̄ + e+ → H̄ + hν

(1)による微分と考えると (つまりグラフの傾き)，p̄ + e + e → H̄ + e(2)µ はカスプ磁場のような非一様磁場中では一定が知られている．式 (1) は放射性再結合である．

とは限らない．しかし基底状態の場合，強磁場

反応率は陽電子の密度 ρ と温度 T に対して

中 (カスプ磁石の軸上最大磁場は 2.7 T) では一

ρT −1/2 に比例する．一方，式 (2) は三体再結合定と考えてよいので，F = µ∇|B| となる．µ0 を過程である．2 個の陽電子のうちの 1 個がエネ

ボーア磁子とすると，µ = −µ0 の場合 (µ と B

ルギーを持ち去り，もう 1 個の陽電子が反陽子が反平行) は LFS，µ = µ0 の場合 (µ と B が平に束縛される．実験での反陽子の密度は低いた行) は HFS である．

め，2 個の反陽子と 1 個の陽電子による三対再結

+

+

+

反水素原子が上記のような力を受けて運動を合過程は考えなくても良い．式 (2) の反応率はする場合の軌道計算結果を図 3 に示す．(a) は

ρ2 T −9/2 に比例し [15]，放射性再結合に比べて，軸上のカスプ磁場を表している．(b) と (c) はそ

密度と温度に強く依存する．この過程は AD でれぞれ LFS と HFS 状態にある基底状態反水素

行われている低温の陽電子プラズマと反陽子の原子の軌道である．初期運動エネルギーは 10 K

混合による反水素原子合成の際の主要な過程にの単色エネルギーで -0.14 m の位置 (図中の白なっていると考えられている．

点，反水素原子合成場所を想定) より等方出射し三体再結合過程では，生成した反水素原子のている．ここで運動エネルギーは温度 K を単位

多くが高励起状態にあると考えられる．磁場中としており，運動エネルギーを Boltzmann 定数での高励起反水素原子の力学的エネルギー E は
次のように表される．

Bz [T]

E = K + mµ0 B(a)

ここで，K は運動エネルギー，m は磁気量子数

3.0
0
-3.0

である．もし脱励起により磁気量子数が１下が

(b)

10 cm

初期位置
(c)
-0.5

図 3:

(3)

るならば，E は，

共振器
10 cm
0

0.5

1.0

E = K + (m − 1)µ0 B(4)となる．つまり，E が µ0 B だけ減少することに1.5

磁場中心からの位置 [m]なる．光子放出による反跳が十分小さいと考えられるエネルギー領域であれば，反水素原子が(a) 軸上カスプ磁場，(b) LFS 反水素原子の軌道計算結果，(c) HFS 反水素原子の軌
道計算結果 [14].

冷却されたことになる [16]．この理論を用いて，

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17

4 T のカスプ型の磁気トラップ中に捕獲された

磁場の形状をより詳細に調べるため ∂|B|/∂r

高励起反水素原子が，どのように脱励起しながをカスプ磁石の内側全体にわたってプロットしら冷却されていくかを計算すると，初期条件がたものが，図 4(a) である．図 4(b) は (a) の拡

主量子数 n = 44，磁気量子数 m = 43，15 K大図である．z = 0 を除くと ∂|B|/∂r は r にの Maxwell 速度分布の反水素原子が，脱励起後対して概ね線型である．カスプ磁場は反水素原の基底状態では 0.4 K まで冷却されることが分子ビームの優れた収束作用を持つことが予想さ

かった．

れる．

これを反水素原子ビームに適用すると，高励

このことを調べるため，図 3 の軌道を含めた起状態にある反水素原子が脱励起を伴って，冷様々な条件の軌道に対し，カスプ磁場を光学レ却しながら流れ出てくることが結論された [17]．

ンズとしてみなしてレンズ公式 ( a1 + 1b = f1 ) を

3.2 カスプ磁場の磁気光学的性質

適用すると，ASACUSA のカスプ磁場が持つ焦点距離 l は，反水素原子の運動エネルギー K ，

カスプ磁場強度 |B| は，√|B| ∝ r2 + 4z 2

軸上の最大磁場強度 B をパラメータとして，近(5)

似的に次式のように表すことができる [14]．

の位置依存性がある．ここで，z と r はそれぞれ磁場中心 B = 0 からの軸方向位置，径方向位l[m] = ±0.085

置を表し，|B| は磁場中心からの距離に比例す

K[K] ± 1.1B[T]
B[T]

(7)

る．反水素の軌道の収束力は径方向に働く力でここで式中の上の符号は LFS の焦点距離を表あるため，径方向の勾配を取ってみると，し，下の符号は HFS の焦点距離を表す．ここ

∂|B|
r
∝√
∂r
r2 + 4z 2

でレンズ位置は磁場中心より下流 0.05 m とし

(6)

ている．

となる．z = 0 のとき，∂|B|/∂r は定数である

この式を用いると，カスプトラップからの反が，z > r であるならば，∂|B|/∂r ∝ r，つまり r

水素原子ビームの性質を数値計算せずとも容易に対し線形となる．この場合，径方向の運動がに知ることができる．一例として，LFS 反水素

単振動となることを意味するので，等時性を考

原子ビーム強度が軸上のどの場所で反水素原子

えると，軸上のある一点から出射した様々な速を合成すれば増えるかを調べた．図 5 はその度を持つ反水素原子は同じ時間経過後に軸上に結果を表している．(a) は軸上の軸上カスプ磁戻る．もし各反水素原子の z 方向の速度が同じ場を表す．(b) は反水素原子がマイクロ波共振ならば，軸上の一点に収束し，磁気レンズとして器に到達する割合 fLFS の合成位置依存性であ機能することになる．この性質は原子ビームのBz [T]

レンズとして使われる六極磁石と同じである．
(a)

2
0
-2

(b)
∂|B|/∂r (T/m)∂|B|/∂r (T/m)

(a)

30
25
20
15
10
5
0.06 0
0.06
0
0.04
0.04
0.1
0
0.02
0.02
0.2
0 径方向
磁場中心から 0.2 0
径方向
磁場中心からの 0.4
位置 [m]
位置 [m] の位置 z [m]
位置 z [m]

図 4:

10

fLFS

30
25
20
15
10
5
0
-0.4
-0.2

10

10

5K
10K
30K
100K

-2

(b)

-3

立体角の割合

-4

-0.3

-0.2

-0.1

0

0.1

0.2

0.3

磁場中心からの位置 z（反水素合成の位置） [m](a) カスプ磁場の径方向の勾配 ∂|B|/∂r と(b) その拡大図 [14]図 5:(a) 軸上磁場，(b) 反水素ビーム強度の合成
位置依存性のシミュレーション結果 [14]c 2016 The Atomic Collision Society of Japan, All rights reserved.
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る．異なる記号は基底状態反水素原子の温度依存性の数値計算結果を表す．紫の点線は合成位

陽電子蓄積装置
22

置から見たマイクロ波共振器入口 (図 3 参照) のNa 陽電子源低エネルギー陽電子
輸送ライン

立体角の割合である．反水素原子の温度が高く

反水素
反水素ビーム
検出器

なるか，反水素合成の位置が正 (マイクロ波共陽電子

振器に近づく方向) の場合，計算値は紫の点線

六極磁石
カスプトラップに近づいており，カスプ磁場の収束効果が弱く

反陽子なることがわかる．一方，合成位置が負 (マイ

超低速反陽子輸送ライン

クロ波共振器から離れる方向) の場合，5 K や

反陽子

10 K ではビーム強度が増加していくのが確認

パイ中間子飛跡検出器

MUSASHIトラップ(反陽子トラップ)

図 6:

装置全体の概観 [6]できる．これは磁場からの収束力を長く受けることができるためである．これらの結果は，反設置されている．

水素原子合成をカスプ磁場中心よりも上流側の磁場の強い領域で行なえば良いことを示してい反陽子は核子との対消滅によって平均約 3 個

る [14]．図 5 の各線は，各記号に対応した条件の荷電パイ中間子と平均約 2 個の中性パイ中間で焦点距離の式 (7) とレンズ公式を用いて収束子に崩壊する．それらの運動量は約 200 MeV/c

点を求め，そこから幾何学的に計算した結果でと比較的大きい [18]．従って，荷電パイ中間子

あり，数値計算の結果と非常に良く合っている．

はカスプトラップの構造物を容易に貫通し，パ

焦点距離の式からは，カスプトラップから放出

イ中間子飛跡検出器で測定される．中性パイ中されるビーム強度の各種パラメータ依存性，つ間子の寿命は非常に短く (8.4 × 10−17 s)，ただち

まり合成位置や運動エネルギー，磁場強度の依に２個のガンマ線に崩壊する．プラスチックシ

存性，またカスプ磁場から引き出された後の運ンチレータはガンマ線に対し感度がないので，

動方向などの情報を取り出すことができる．さパイ中間子飛跡検出器で測定されない．

らに，焦点距離の式は反水素原子が磁場から受4.2 反水素原子の合成

け取る径方向の運動量輸送 (5 節参照) から概算

反水素原子はカスプトラップ中で高密度にしすることも可能で，式 (7) と概ね良く一致する

た陽電子プラズマに，MUSASHI トラップからことも明らかになった．このことは，カスプ磁の反陽子パルスビームを相対エネルギーをなる

場のビーム収束能力が，運動量輸送から評価でべく小さくして直接打ち込み，混ぜ合わせるこ

きることを意味しており，後述のダブルカスプとで合成している [19]．

磁石の設計に良く活かされた．

図 7 にカスプトラップの断面図を示す．中心に多重リング電極 (MRE) が設置され，その周4. 反水素原子ビーム生成実験

りに冷凍機によって約 6 K まで冷却されたコー

4.1 実験装置

ルドボア，カスプ磁石が配置されている．また，

ASACUSA の反水素原子ビーム生成の装置

熱輻射によるコールドボア内部への熱流入を防概観を図 6 に示す．反陽子を蓄積，冷却する

ぐため，左手 (上流) にはアパーチャー型の輻射

MUSASHI トラップ，22 Na 線源からの陽電子をシールド，右手 (下流) には開閉式の輻射シール

捕獲する陽電子蓄積装置，カスプトラップ，六ドが設置されており，温度上昇による真空度の極磁石，反水素ビーム検出器が配置されている．

悪化を防いでいる．

また，カスプトラップの両脇にプラスチックシ

図 8 は (a) カスプトラップの MRE の断面図，ンチレータを使用したパイ中間子飛跡検出器が(b) 軸上のカスプ磁場 (c)MRE による軸上の静電ポテンシャルを表す．反水素の合成方法は，

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19

カスプトラップへの反陽子の導入と反水素合成時の静電ポテンシャル輻射シールド（アパーチャー

カスプトラップへの陽電子蓄積時の静電ポテンシャル

輻射シールド
（開閉式）

[V]

カスプ磁石
MRE
反水素原子

反陽子
陽電子

[T]

コールドボア図 7:

カスプトラップの断面図
磁場中心からの位置 [mm]まず陽電子蓄積装置からの 100 eV の陽電子のHバンチを，図 8(c) のカスプトラップの MRE の上流

下流

静電ポテンシャル ϕ1 へ入射する．陽電子が ϕ1のポテンシャル壁によって反射して MRE から

図 8:

飛び出す前に ϕ2 のように変化させて捕獲する．

カスプトラップの (a)MRE，(b) 軸上磁場，(c) 静電ポテンシャル [19]この付近の磁場は 2.7 T と非常に強く，陽電子
は (後述の反陽子も) サイクロトロン運動するた

ンシャル井戸で捕獲して，互いに混合させるこめ径方向に束縛され，MRE 内の軸上付近に局とを可能にする．次に MUSASHI トラップか所的に閉じ込められる．軸方向の運動は静電ポ

ら 3 × 105 個の 150 eV 反陽子が MRE 内に打ち

テンシャルによって束縛される．さらに陽電子込まれる．陽電子と同様に，ϕ3 から ϕ4 に一瞬はサイクロトロン運動による電磁放射によって変化させて反陽子のバンチを取り込む．反陽子

自然に冷却され，軸上付近のポテンシャルの底は ϕ3 の nested trap の領域を往復する．このに保持される．次に再度ポテンシャルを ϕ1 にとき陽電子と反陽子のエネルギーは一致してい変化させ，二発目の陽電子を入射する．このとない，つまり，相対エネルギーが大きい状況にき，一発目の陽電子はポテンシャルの底にあるある．しかし，互いに軸上付近で運動しているため，ϕ1 に変化させてもこぼれない．そして ϕ2ので，クーロン衝突し合い，相対エネルギーがに変化させて二発目の陽電子を閉じ込める．こ

減少し，さらに陽電子の電磁放射のため，全体の操作を繰り返すことで，3 × 107 個を溜め込む．

として冷却されていく．最終的に反陽子は陽電

このような荷電粒子の集合が磁場中で静電調和子を捕獲して中性の反水素原子が合成される．

ポテンシャル中にある場合，回転楕円体になる

これら反水素原子は中性であるので電磁力はことが知られている．MRE の陽電子閉じ込め

働かず，nested trap 領域から飛び出して拡がっ領域の電極の一つは，径方向に 4 分割され，そていく．反水素原子の合成を確認するため，一れぞれに π/2 ずつずらした高周波 (回転高周波)部の反水素原子が高励起状態にあることを利用を印加することができる．この高周波を用いてする．高励起の反水素原子は強い電場によって回転楕円体にトルクを与えると，回転速度が上イオン化し，反陽子と陽電子に分離することが昇し，径が圧縮されることが知られている．こできる．そこで図 8(c) 中の右手 (下流) に強いのようにして径方向への拡散を抑えて陽電子を電場を持つ静電ポテンシャル (フィールドイオ

高密度に保つことができる．次に陽電子がこぼ

ン化 (FI) 領域) を用意する (ϕ3 )．そして nested

れないように滑らかに ϕ3 に変化させる．このtrap から飛び出した高励起反水素原子の一部はポテンシャルは入れ子型ポテンシャル (nested

この領域に入り，イオン化され，後に残った反trap) と呼ばれ，陽電子を中央のポテンシャル井陽子は FI ポテンシャル井戸 (FIT) に捕獲され戸に保持しつつ，同時に反陽子を逆向きのポテ

る．一定の時間，反陽子を溜め込んだ後，ϕ5 の

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20イオン化された反水素数て，反陽子のエネルギーを増加させ，再び陽電

35

RF なし
RF あり

30

子閉じ込め領域に入射，混合できるようにした
結果，反水素合成数を 3.5 倍改善させることに25
20成功した (図 9 の丸) [6]．

15

4.3 反水素ビームの生成10反水素原子の超微細構造測定のためには，反5水素原子ビームの検出は大変に重要なステップ

0である．しかし，反水素原子を生成しただけで
0

10

20

30

40

50

60 70

80

は，それをビームとして確認することは難しい．

時間 [s]
図 9:

生成後の反水素原子の温度はまだまだ高いと予想され，カスプ磁場による反水素ビーム強度のパイ中間子飛跡検出器による反水素原子カ
ウント数 [6]増加はまだ期待できない．生成点から見た立体
角 /4π は 8 × 10−5 であり，最下流の反水素ビー

ようにポテンシャルを素早く変化させて反陽子ム検出器に到達すると予想される反水素原子数を排出し，カスプトラップの内壁面に衝突させ，は数個ほどである．これは宇宙線のバックグラ

対消滅させる．このとき生成した荷電パイ中間

ウンドに対して遥かに少なく，反水素ビームの子を，パイ中間子飛跡検出器で検出する．反陽確認を極めて困難にさせる．これには，高感度子を溜めて短時間で排出するのは，合成中に常のビーム検出器が必須の開発項目であった．

に検出される nested trap に閉じ込められた反このような中で，2012 年の実験で ASACUSA

陽子の残留ガスとの対消滅によるパイ中間子やは世界で初めて反水素原子ビームの検出に成功

宇宙線等のバックグラウンドノイズに対し，反した．まず，どのように反水素原子ビームを検

陽子検出の S/N を高くするためである．この出するかを述べ，反水素原子ビーム生成実験の操作で検出されたパイ中間子は FIT に溜め込

結果を解説する．

まれていた反陽子由来であるため，高励起状態

4.3.1 反水素ビーム検出器の反水素原子の合成を確認したことになる．

反水素原子が反水素ビーム検出器に到達する

図 9 に高励起反水素原子合成数の時間依存性

個数は，100 秒につき数個である．一方，反水素を示す．これは FIT に溜まった反陽子を 5 秒

原子検出の際のバックグラウンドノイズは主に毎に排出することで得られる．黒の四角は反陽

次の三種類が挙げられる．(1) 宇宙線，(2)nested

子を陽電子プラズマに入射後，そのまま nested

trap 領域の大量の反陽子と残留ガスとの消滅に

trap に保持し続けたときに得られた結果である．

よる荷電パイ中間子，(3) 反水素ビーム検出器に混合から 25 秒程度で合成数は最大となるが，そまで到達しなかった反水素原子の対消滅によるの後，反応は減少する．この原因として，パイ

荷電パイ中間子である．例えば (1) の場合，検中間子飛跡検出器の測定結果から nested trap

出器に毎秒１個の宇宙線が飛来すると考えると，内の反陽子消滅位置分布を求めると，反陽子が100 秒につき 100 個のバックグラウンドが予想

陽電子閉じ込め領域の両脇にある２つのポテン

される．さらに (2) と (3) のバックグラウンド

シャル井戸に分離して，陽電子から離れてしまが存在するので，反水素原子の個数と比較してうことが示唆されている．この場合，反陽子は膨大な数となる．従って反水素原子を検出，同両脇のポテンシャル井戸で，それぞれでそのポ定するためには，反水素原子に対する検出効率

テンシャルに沿った往復運動をしていることにを維持しつつ，バックグラウンドノイズを 99%

なる．そこで，振動の周期に合わせた RF を外以上の確率で排除しなければならない．反水素部から MRE に印加してその周期運動を励起しc 2016 The Atomic Collision Society of Japan, All rights reserved.
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原子はランダムで検出器に到達するので，タイ晶に大きなエネルギーを付与すると考えられる．

ミングを取ることもできず，効果的な方策を考

それに対して (2) のパイ中間子は発生位置が検える必要がある．

出器から遠いため，BGO 結晶を垂直に貫き，付これらの要求を満たすように，図 10 のよう与されるエネルギーは上記の場合よりも小さくな，無機シンチレータの BGO (Bi4 Ge3 O12 ) 結晶なる．従って，BGO カロリーメータに付与さと，その周りに５枚のプラスチックシンチレー

れるエネルギーの閾値を，宇宙線による付与エタを配置した検出器を開発した．直径 100 mm，

ネルギーより高く設定することによって，バッ

厚さ 5 mm の BGO 結晶を超高真空ダクト内にクグラウンドを有効に抑制することが可能であ配置した．高速荷電粒子の BGO 通過による蛍り，且つ反水素原子の検出効率はそれほど損な光はビューポートを介して口径 5 inch の光電子

われない．陽電子由来のバックグラウンドノイ

増倍管で検出，イベント毎に波形データが取得

ズは，511 keV のガンマ線が考えられるが，後される．この波形データを積分することで，荷述のようにエネルギーの閾値は 40 MeV である電粒子が BGO 結晶に付与したエネルギーを計ので，十分無視できる．また，反陽子対消滅時算することができるため，BGO 結晶はカロリーの約 3 つの荷電パイ中間子を，プラスチックシ

メータとして使用される．

ンチレータ 5 枚のうち 2 枚以上で検出すること

5 枚のプラスチックシンチレータは BGO が設は容易であるが，(1) の主成分であるミュオン

置された真空ダクトの周りに配置され，BGO のや，(2) や (3) のパイ中間子が 2 枚通過し，かつ中心に対して約 50% の領域を見込むようになっ

BGO を貫通する可能性は高くない．以上の 2ており，高速荷電粒子を検出する．BGO 結晶

つの条件を適切に課すことで反水素原子とバッの直前には円筒電極が配置され，負電圧を印加

クグラウンドを有効に選別することができる．

することで，電極を通過する高励起反水素原子

4.3.2 反水素ビームの検出の n の最大値を選択し，且つ反陽子は検出器に2012 年の CERN のビームタイムで反水素原到達しないように配慮される．

子ビームの検出を試みた．図 11 の太線のヒス

バックグラウンドノイズを排除する方法は次

トグラムはカスプトラップ中で反陽子と陽電子のように定性的に説明できる．反水素原子がの混合時に反水素ビーム検出器の BGO 結晶でBGO 結晶に衝突した場合，反陽子の対消滅に測定されたエネルギースペクトルを示している．

よって約 3 個の荷電パイ中間子が発生する．そ

ただし，条件として BGO とプラスチックシンの一部が BGO 結晶を貫通し，斜めに進む場合
は BGO 内での通過距離も長くなり，BGO 結
反陽子と陽電子の混合 ( n < 43 )カウント数 / 150 s

10
側面プラスチック
シンチレータx2
前面プラスチック
BGO 結晶シンチレータ上面プラスチック
シンチレータ後面プラスチック
シンチレータ

反水素

1

–1

10

0

5 inch PMT

円筒電極

反陽子と電子の混合 ( バックグラウンド )ビューポート

20 40 60 80 100 120 140 160 180 200
BGOに付与されたエネルギー [MeV]

図 11:
図 10:

反水素ビーム検出器

反水素原子ビーム検出器で得られたエネ
ルギースペクトル [6]c 2016 The Atomic Collision Society of Japan, All rights reserved.
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22

表 1:

反陽子と陽電子混合時と，バックグラウンドの反水素ビーム検出器での測定結果 [6]AB

バックグラウンド

総計測時間 [s]

4950

2100

1550

Nt

1149

487

352

N>40
Profile likelihood
ratio (σ)

99

29

6

5.0

3.2

–

Z-value (σ)

4.8

3.0

–

1 時間当りの H̄

25 ± 316 ± 2–

チレータ２枚以上との同時測定を課している．

定方法で評価したものが 4 段目と 5 段目に示さこのスペクトル中に BGO 結晶まで到達した反れており [20, 21]，反水素原子の個数はバック

水素原子が含まれるが，同時に宇宙線や，カスプ

グラウンドに対し統計的に有意であることを示

トラップからの荷電パイ中間子等のバックグラ

している．この結果は 6 段目にあるように，1ウンドも含まれていると考えられる．次に，反時間あたり約 25 個の反水素原子が到達してい陽子と “電子”を混合した場合のエネルギースペ

ることを示している [6]．また，そのうち無視でクトルも測定し，図 11 の青く色付けされたヒスきない数が n ≲ 29 にあることを示唆している．

トグラムで示した．このスペクトル中には宇宙

5. 最近の装置開発

線やカスプトラップからの荷電パイ中間子は含まれるが，反水素原子は含まれない．従って，太反水素原子分光実験の実現にはまだ課題が

線と青のヒストグラムの差を取ることで，検出残っている．低温かつ基底状態の反水素原子器に到達した反水素原子の個数を決定すること

ビームの生成，ビーム強度の増強，より高効率のができる．図 11 を見ると，BGO に付与されたビーム検出器が挙げられる．2014 年の実験に向エネルギーが 40 MeV 程度以上になると，バッ

けていくつか新たな装置を開発した．まず，反クグラウンドは強く抑制されるが，反陽子と陽水素原子ビーム強度を増加させるため，新しい電子の混合時のスペクトルは依然として残って超伝導磁石の開発を行った．さらに磁石ボアのいる．よって，次の解析に用いるエネルギー閾

内側に 3 次元トラッカー [22] を配置した．反陽値を 40 MeV とした．

子や反水素原子の消滅位置等の詳細な情報が分

表 1 に 2 つの実験条件 A と B とバックグラウ

かれば，質の良い反水素原子ビーム生成につな

ンド測定の結果をまとめた．Nt は BGO と 2 つがる考えられる．そして，ビームの二次元情報

以上のプラスチックシンチレータが同時に鳴っと，さらなる高効率の検出を求め，新しい反水たイベントの数を示し，そのうち 40 MeV 以上

素ビーム検出器を開発した．

のエネルギー付与のあったイベント数を N>40

5.1 超伝導ダブルカスプ磁石

で表わしている．実験条件 A では，反水素ビー
ム検出器の直前の電極に 94 V cm

−1

図 12 (a) はダブルカスプ磁石の概念図を示しの電場をており，2 つのアンチヘルムホルツコイルを並かけることで主量子数 n ≲ 43 の反水素原子がべた構造となっている．中央の 2 コイルの電流

BGO 結晶まで到達できるようにしている．実は同じ向きを持つ (１つのコイルとして扱われ

験条件 B ではより強い電場 (452 V cm

−1

) をか

る)．両側のコイルの電流方向は中心のコイルにけて n ≲ 29 のものだけが届くようになってい対し逆向きとなっている．図 12 (b) で示される

る．バックグラウンド測定で得られたものは右ように軸上磁場が最大となる正のピークが 1 箇の欄に示してある．このバックグラウンドに対所，その両側に負のピークが 2 箇所，そして 2

して条件 A と B で検出された数を 2 種類の検c 2016 The Atomic Collision Society of Japan, All rights reserved.
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23

(a) ２つのアンチヘルムホルツコイル (b)
磁場 B

正のピーク
軸上最大磁場

MRE

6. まとめ

B=0

反水素原子ビームに関連した研究を中心に解説を行った．詳細な計算から反水素ビームの収

マイクロ波
共振器
反水素原子

図 12:

束と高励起反水素原子の自動冷却が明らかに

負のピーク

電流方向

なった．実験では，高感度の反水素ビーム検出(a) ダブルカスプ磁石の概念図 (b) ダブル
カスプ磁場器を開発し，反水素原子ビームの生成に成功した．さらに最近の装置開発について解説した．
今後は，その開発した新たな装置を用いて，大箇所の B = 0 が存在する．従って，磁場勾配が強度の基底状態の偏極反水素原子ビームを生成

単一のアンチヘルムホルツコイルより強力になし，反水素原子の超微細構造周波数の測定を目り，ビーム収束能力も上がる．

指す．

磁石の設計を行うため，磁石の各種パラメー
タ，コイル長，コイル間距離，コイル厚さに対し，

7. 謝辞

ビーム収束能力を評価する必要がある．3.2 節

本研究は，理化学研究所の山崎泰規上席研究で示したように，反水素が磁石を通過する際の，員のもとで行われました．研究を進めるにあた

磁場から反水素原子への運動量輸送を計算した．

り，多くのご指導をいただきました．心より感反水素原子は径方向の力 Fr = ∂r |B| によって収謝を申し上げます．これらの成果は金井保之専

束作用を受け，径方向の運動量輸送 ∆p =Fr dt

任研究員，黒田直史助教をはじめ，非常に多くを受け取る．もし反水素の速度がそれほど遅くの方々の協力によって得られたものです．ここないならば，収束能力はこの ∆p によって特徴に深く感謝したいと思います．

∫

づけられる．もし反水素の速度が一定で，運動がビーム軸に平行と近似出来るなら，∆p は積

参考文献

分することによって，[1] A. Kostelecký, R. Potting, Nucl. Phys. B,

∫ ∞

dt
∆p =
Fr
dz =
dz
−∞

∫ ∞

Fr
dz,
−∞ vz

359, 545 (1991).

(8)[2] R. Bluhm, A.V Kostelecký and N. Russel,と表される．この量を，上記各種パラメータにPhys. Rev. Lett., 82, 2254 (1999) .

対し最適化することで，仕様を決定した．2014[3] G. Baur, et al., Phys. Lett. B, 368, 251

年の実験に導入し，安定に動作している．

(1996).

5.2 反水素ビーム二次元検出器[4] M. Amoretti, et al., Nature, 419, 456

これまで反水素ビームの像を測定することは(2002).

できなかった．二次元位置情報の取得のため，[5] G. Gabrielse, et al., Phys. Rev. Lett., 89,

直径 90 mm の BGO 結晶とマルチアノード光電213401 (2002).

子増倍管を利用して，二次元反水素ビーム検出[6] N. Kuroda, S. Ulmer, D.J. Murtagh, S.

器を開発した．BGO 結晶表面に炭素成膜し，超Van Gorp, Y. Nagata, et al., Nature Com-

高真空中に設置，炭素膜に荷電粒子通過時の蛍

munications, 5, 3089 (2014).

光の余分な光を吸収させ，裏面からビューポー[7] G.B. Andresen, et al., Nature, 468, 673

トを通して光を取り出し，マルチアノード光電(2010).

子増倍管で測定した．結果，荷電粒子の衝突位[8] G. Gabrielse, et al., Phys. Rev. Lett.,

置あるいは軌道の二次元位置情報を取得できる

108, 113002 (2012).

ようになった．

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[9] S. Aghion, et al., Nature Communications, 5, 4538 (2014).
[10] P. Perez and Y. Sacquin, Class. Quantum
Grav., 29, 184008 (2012).
[11] A. Mohri and Y. Yamazaki, Europhys.
Lett., 63, 207 (2003).
[12] B. Juhasz and E. Widmann, 193, 305(2009).
[13] Y. Yamazaki and S. Ulmer, Ann. derPhysik, 525, 493 (2013).
[14] Y. Nagata and Y. Yamazaki, New J.
Phys., 16, 083026 (2014).
[15] F. Robicheaux, Phys. Rev. A, 73, 033401(2006).
[16] T. Pohl, H. R. Sadeghpour, Y. Nagata
and Y. Yamazaki, Phys. Rev. Lett., 97,
213001 (2006).
[17] R. Lundmark, C. Malbrunot and Y. Nagata, et al., J. Phys. B: At. Mol. Opt.
Phys., 48, 184001 (2015).
[18] M. Hori, et al., Nucl. Instrum. Methods
Phys. Res. A 496, 102 (2003).
[19] Y. Enomoto, et al., Phys. Rev. Lett., 105,
243401 (2010).
[20] G. Cowan, et al., Eur. Phys. J. C 71, 1554
(2011).
[21] R. Cousins, et al., Nucl. Instrum. Methods Phys. Res. A, 595, 480 (2008).
[22] B. Radics, et al., Rev. Sci. Instrum. 86,
083304 (2015).

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「原子衝突のキーワード」の系でもあり, H+
2 の第一励起状態 (2pσu ) に電子が付与した状態を Q1 状態 (オレンジ), 第二分子の２電子励起状態(Doubly excited states of molecules)

励起状態 (2pπu ) に電子が付与した状態を Q2 状
態 (赤)... のように分類される. これらの状態はRydberg 状態であり, H+
2 の励起状態に収斂する
水素原子から多電子原子への拡張同様に, 分

無限個の状態が存在する. また、内部エネルギー子の状態も, １電子軌道関数である分子軌道にが H+
2 の 1sσg 状態よりも高いため, ほとんどの基づいて記述される. 最も単純な分子 H2 を例−
場合, H+
2 + e へ自動イオン化 (autoionization)にとると, その基底状態は１電子系である H+
2する. この時間スケール (∼10−15 sec) は分子解の波動関数, 1sσg , 2pσu , 2pπu , ... を用いて,離と同程度であり両者は競合する. 自動イオン(1sσg ) (2pσu ) (2pπu ) ... と記述される. 基底電化先が解離性の 2pσu 状態であれば, 更に H+ +子配置から 2 電子が励起した状態が２電子励起

H へと解離する. 電子と原子核の運動が複雑に状態である. 原子分子過程における２電子励起

絡み合っている点が難しい点でもあり, 興味深状態の重要性は島村 [1] や中村ら [2] の解説に詳い点でもある [5].

2

0

0

しいが, 分子の場合には H2 [3, 4] すら帰属の定

２電子励起状態は図 1 に示した光励起以外に,まらない状態が存在する [5].

正イオンが電子を捕獲しても生成する. 電子が２電子励起状態の一例として H2 と H+
2 のポ

正イオンを衝突励起し, 自らは捕獲される過程

テンシャルエネルギー曲線のうちの何本かを図は”Feschbach 共鳴”であり [1], この共鳴を経た

1 に示す. ２電子励起状態は [励起イオン+電子]

解離過程は解離性再結合である. このように２電子励起状態は様々な過程に共通の中間状態であり高層大気や放射線化学など様々な分野で興味を持たれてきた [2]. 最近では, 解離生成する!

励起原子ペアの量子的な相関 [7] など, 新しい観=;$.<.;$

点からも再注目されている.

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(東京工業大学 穂坂綱一)

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[1] 島村勳, しょうとつ 2, 3 (2005).

;@*B$A=;@*B$A=;@%9A=;$?σ6Gν[2] 中村宏樹, 高木秀一, 日本物理学会誌 45,
87 (1990).

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参考文献

;@*B$A=;[3] I. Sánchez and F. Martı́n, J. Chem. Phys.
106, 7720 (1997); 110, 6702 (1999).

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D. Σ6 .@%9σ0A @$?σ6A%C. Σ0 .@%9σ0A[4] A. Igarashi, and Y. Kuwayama, J. Phys.

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Soc. Jpn. 83, 054302 (2014).
[5] 小田切丈, 河内宣之 日本物理学会誌 61,

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4
5*()/*67-),/.8+9(,*7).2,(':+7.6*+(9671 (2006).
[6] T. E. Sharp, Atomic Data and Nuclear
Data Tables 2, 119 (1970).

図 1: H2 (実線) と H+
2 (点線) のポテンシャルエネ
ルギー曲線の一例 [3, 6], 及びそのダイナミ
クスの模式図. エネルギーの原点は H2 の基底状態. 図中の縦線は Franck-Condon 領域.

[7] Y. Nakanishi et.al., Phys. Rev. A 90,
043405 (2014).

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2015 年度 役員・委員会
会長
髙橋正彦（東北大学）
幹事
城丸春夫（首都大学東京）〔副会長〕

加藤太治（核融合科学研究所）

中井陽一（理化学研究所）

渡邉 昇（東北大学）

運営委員
市村 淳（宇宙科学研究所）

鵜飼正敏（東京農工大学）

加藤太治（核融合科学研究所）

北島昌史（東京工業大学）

田沼 肇（首都大学東京）

長嶋泰之（東京理科大学）

中井陽一（理化学研究所）

渡邉 昇（東北大学）

石井邦和（奈良女子大学）

金井保之（理化学研究所）

木野康志（東北大学）

高口博志（広島大学）

河内宣之（東京工業大学）

酒井康弘（東邦大学）

城丸春夫（首都大学東京）
常置委員会
庶務委員会

委員長：渡邉 昇（東北大学）

編集委員会

委員長：中井陽一（理化学研究所）

行事委員会

委員長：加藤太治（核融合科学研究所）

広報渉外委員会

委員長：城丸春夫（首都大学東京）

顕彰委員会

委員長：鵜飼正敏（東京農工大学）

編集委員

岸本直樹，北島昌史，冨田成夫，中井陽一，
彦坂泰正，日高宏，間嶋拓也，森林健悟

しょうとつ

第 13 巻 第 1 号（通巻 68 号）

Journal of Atomic Collision Researchⓒ原子衝突学会 2016
http://www.atomiccollision.jp/
発行: 2016 年 1 月 15 日
配信: 原子衝突学会事務局 <acr-post@bunken.co.jp>