原子衝突学会誌「しょうとつ」 2016 年第 13 巻第 3 号
Journal of atomic collision research, vol. 13, issue 3, 2016.

原子衝突学会誌

しょう とつ

第 13 巻
第3号
2016 年

巻頭言 会長挨拶 東俊行
シリーズ 「陽電子が拓く物質の科学」
第 3 回 ポジトロニウム負イオン
長嶋泰之，五十嵐明則, 満汐孝治

原子衝突学会 2016 年 5 月 16 日発行
http://www.atomiccollision.jp/

原子衝突学会賛助会員（五十音順）

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ツジ電子株式会社
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株式会社トヤマhttp://www.toyama-jp.com/
株式会社ナバテック
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60

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原子衝突学会誌

しょう とつ
第 13 巻 第 3 号

目次

巻頭言 会長挨拶

東俊行

シリーズ「陽電子が拓く物質の科学」
第 3 回 ポジトロニウム負イオン…63

長嶋泰之，五十嵐明則, 満汐孝治
…64

第 23 回原子衝突セミナー報告

加藤太治

…75

第 41 回原子衝突学会年会のお知らせ

行事委員会委員長…77

第 41 回原子衝突学会年会優秀ポスター賞実施のお知らせ

顕彰委員会委員長…77

2016 年度第 1 回運営委員会（文書持回）報告

庶務委員会委員長…78

2016 年度第 2 回運営委員会（新旧合同）報告

庶務委員会委員長…78

第 17 回若手奨励賞受賞者決定のお知らせ

顕彰委員会委員長…78

庶務委員会からのお知らせ

庶務委員会委員長…79

編集委員会からのお知らせ

編集委員会委員長…79「しょうとつ」原稿募集

編集委員会事務局…80

ユーザー名とパスワード

…80

62

巻 頭 言会長挨拶
原子衝突学会会長
東俊行
toshiyuki-azuma@riken.jp

40年におよぶ長い歴史と伝統をもつ本学会の力学の基礎を築くという立場の研究だけではなく，名称は，atomicとcollisionという物騒なキーワード

原子・イオンの内部・運動状態を自在に制御し，からなっています．世界中を見渡しても，この分これによって興味ある状態を生成するということも野を対象とするこれほどの学術団体は少ないと盛んになってきました．我々が向き合っている科

思います．原子衝突という量子力学の散乱問題

学は常に前進しています．

を取り扱う基礎分野と，出口として宇宙科学，放歴代会長や髙橋前会長のもと，会員が切磋琢

射線やプラズマ科学など極めて多様な関連分野

磨し，本学会の揺るぎない土壌が築かれました．

を併せ持つことが特徴です．そして，他の学会組

財政的にも安定してきました．私に託された使命織を縦糸とするならば，分野横断的な横糸としては，今まで積み上げられてきた伝統を守ることとユニークな役割を担ってきました．

同時に，前に向かって改革していくことです．具

その昔，私は，原子力工学科の学生として放体的には，丁寧にやるべきことと，無駄を省いて射線化学を学びました．分子に放射線が照射さ簡素化することのメリハリをつけたいと思います．

れると，超励起状態という星印が2個添えられた

本学会の若手の研究者を尊重するという姿勢こ（M**）分子状態が生成され，これが物質の分解

そ，設立の時からのよい伝統であると思っており過程を理解する上で鍵であること，さらに，イオンます．形式的なことに囚われず，本学会に参加し種と中性種との間の反応は特殊であって，温度て誰もが熱い議論に加わることが最重要であるとを下げるほうが進むことを学びました．どちらも初

考えます．

学者として不思議であると思った記憶があります．

更に国際化を促進したいと思います．本学会

今，思い起こせば，これこそ本学会のテーマです．

に所属する若手研究者の研究やネットワークの基礎的なことの重要性を学ぶにつれ，当時いかことを海外の研究者から尋ねられ，本学会の存にこれらが専門の研究者にも注目されていたか

在を紹介することが少なくありません．本学会がを知り，強く興味を覚えるようになりました．つまり国の垣根を超えた組織に脱皮していく機が熟し

私は，関連分野から入ってきたタイプの人間でたと感じます．

す．あれから30有余年．実験研究者として実に私の抱くささやかな野望がどこまで実現できる

様々な研究に携わるあいだに，多くの驚きと感動

かはわかりませんが，必ず意欲的な学会会員のを経験し，私は物理屋でも化学屋でも技術屋で皆様のご支援がいただけることと楽観的な気持もない何でも屋，つまり「原子衝突実験屋」になり

ちでこの大役をお引き受けすることにいたしましました．

た．会員の皆様の叱咤激励こそが活力の源です．
何卒宜しくご指導のほどお願い申し上げます．

その昔，衝突といえば，飛んでくる粒子と止まっている標的があるのが当然であったのでしょう2016 年 4 月

が，今やこの範疇に当てはまらない例が多くなりました．分光あるいは断面積データをもとに量子Copyrigh t© 2016 The Atom ic Colli sion Soci ety of Japan, All ri gh ts reserv ed.

63

シリーズ

陽電子が拓く物質の科学
第 3 回 ポジトロニウム負イオン
長嶋泰之 1*, 五十嵐明則 2，満汐孝治 1
1
2

東京理科大学理学部第二部物理学科 〒 162-8601 東京都新宿区神楽坂 1-3

宮崎大学工学部工学基礎教育センター 〒 889-2192 宮崎県宮崎市学園木花台西 1-1
ynaga@rs.kagu.tus.ac.jp
平成 28 年 3 月 19 日原稿受付

陽電子 1 個と電子 2 個の束縛状態であるポジトロニウム負イオンの研究について，理論・実験の両面から解説する．

1．はじめにることを見出した．その生成率は 0.03%と低いものであったが，Mills は，この方法で生成したPs− を陽電子と電子が束縛するとポジトロニウム（Ps）が形成される．さらにもう 1 個の電子が束縛すれ用いて消滅率の初めての測定を行っている[22]．

－ばポジトロニウム負イオン（Ps ）になる．

その後消滅率の測定は，検出方法を改善した測定が Mills ら[23]と Max Planck のグループ[24, 25]

Ps が生成されることは，1946 年に Wheeler[1]－によって行われている．

によって予測された．Wheeler は，ヘリウム原子のために Hylleraas が提案した試行関数を用いて，一方，我が国で，効率が従来よりも 2 桁高いPs−

変分法によって Ps－の束縛エネルギーを計算した．

生成法が開発された[26–29]．これは従来のビー

その直後に Hylleraas[2]自身も Ps に関する同様

ムフォイルではなく，金属に入射した陽電子がバ－－の取り扱いを行っている．その後，Ps の理論的ルク中で熱化し，それが熱的に表面に戻ったとき研究は数多くの研究者によって行われている[3–に引き起こす過程の一つを利用するものである．

19]．我が国でも 1964 年には井口道生[4]が変分

単に清浄な金属表面ではPs− の生成率は生成さ法で束縛エネルギーの計算を行っている．

れてもごくわずかで，炭素薄膜を用いてビームフ

理論的な研究がかなり活発に行われる一方で，ォイル法で生成する場合よりもさらに低い[30]が，実験的研究は今世紀の初頭までは僅かしか行わ

表面にアルカリ金属を蒸着することで生成率が 2−桁も改善される．この手法を用いて，Ps− にレーザ

れてこなかった．Ps が初めて生成されたのは，
1981 年のことである．Bell 研の Mills[20]はビーム−

ー光を照射して起こる電子の光脱離[31]や共鳴フォイル法でPs を生成し，その検出に成功した．

状態の観測[32]が可能となった．またエネルギー−

1946 年の Wheeler の論文[1]には，Ps は光子と可変 Ps ビームを生成する方法として利用され始

原子中の電子との相互作用で生成されるだろう，

めている[33–35]．
本稿では，Ps− の研究の最近の展開を，理論・と書かれているが，この方法による生成の報告はまだ無い．Mills は Princeton 大の学部学生であっ実験の両面から解説する．

た 1961 年に，Wheeler から曲率テンソルについて

2. ポジトロニウム負イオンの理論

個人指導を受けている[21]．もちろん，曲率テンソ−−

2.1 ポジトロニウム

ルはPs とは関係はないが，Mills がPs の生成実験を試みたことには，Wheeler からの影響があった

まずは電子と陽電子の束縛状態である Ps につようである．Mills は，低速陽電子ビームを炭素薄いて，Ps－を理解する上で必要な事柄のみを簡単

膜に入射すると，下流側の面からPs− が放出されに解説する．詳しい解説は[36]等に述べられていCopyrigh t© 2016 The Atom ic Colli sion Soci ety of Japan, All ri gh ts reserv ed.

64

る．

理論的側面について説明するが，これらを一貫し

電子と陽電子の質量は等しく，その換算質量とて扱え，束縛状態や共鳴状態についての視覚的相対座標を用いれば Ps の軌道部分は水素原子な情報が得られる超球座標緊密結合法[12]に沿の取り扱いがそのまま適用できる．ただしハミルトって話を進める．また簡単のため原子単位

ニアンは換算質量についてスケールする．すなわ（atomic unit: a.u.） を用いる．

ち，Ps の換算質量は電子質量の 1/2 であるため，

Ps− の 2 つの電子を e1, e2 で表す．陽電子から見た e1，e2 の座標をそれぞれy1 , y2とし，y1 の中点か同じ状態の束縛エネルギーは水素原子の 1/2 でら e2 を測った座標をx1 , y2 の中点から e1 を測ったあり，陽電子－電子間の平均距離は陽子－電子

座標をx2 とする．これらのヤコビ座標の組（x1 , y1 ），間の 2 倍に広がる．Ps の状態は水素原子と同じよ（x2 , y2 ）を使って，系の重心運動を分離した後の

うに Ps(nl)と書ける（主量子数 n，軌道角運動量量
子数 l）．

運動エネルギー演算子は水素原子との大きなちがいは，Ps では電子と陽T =−電子の対消滅が起こるため準安定であることであ12μx∇2xk −

1
2μy

∇2yk

(k = 1, 2)

る．Ps の寿命は，スピン（陽電子と電子の合成スピと書ける．ここで換算質量はµx = 2/3, µy = 1/2 であン）によって異なる．パラ（スピン 0）の Ps(ns)は自る．超球座標は，1 つの動径μ1/2 ρ ≡ (µxx2k +µyy2k )1/2

己消滅して主に 2 本の γ 線になり，その寿命はと 5 つの角度の組

0.125n3 ns である．もちろん，寿命の逆数は自己Ω ≡ {ϕk = tan−1

消滅率に等しい．オルソ（スピン 1）の Ps(ns)は自�𝜇𝜇𝑦𝑦 yk�μx xk, x� k , y� k } (k = 1, 2)によって定義される．µ は質量の次元をもつ任意

己消滅によって主に 3 本の γ 線になり，その寿命のパラメータで，後に示す計算例はµ = 1 として行は 142n3 ns である．従って Ps の寿命は，原子の時われている．ヤコビ座標のいずれの組を用いても，間スケール（~10-17 s）では十分長い．また，l ≥ 1の

ρとΩが同様に定義できることが，超球座標の特徴

状態の寿命は s 状態よりずっと長い．オルソ Ps とである．重心系のハミルトニアン H = T + Vc （Vc はパラ Ps のエネルギー差（超微細構造分裂）は十3 粒子間のクーロン相互作用）は，超球座標(ρ,分小さく（~8 × 10-4 eV），陽電子を含む系の計算Ω)を用いてでは，対消滅の効果やクーロン力以外の相互作用は通常無視される．

H =−Ps はレプトンのみからなる系であるため，量子

1

∂2

5 ∂

� + � + had (Ω; ρ)
2μ ∂ρ2 ρ ∂ρ(1)と表せる．had はρをパラメータとして含む断熱ハミ

電気力学の検証に利用できる．たとえば自己消

ルトニアンで，その固有関数であるチャンネル関数�φi �はhad (Ω; ρ)φi (Ω; ρ) = Ui (ρ)φi (Ω; ρ)を満た滅率の測定値と理論計算値の比較が行われている．一時，実験値と理論値が異なり問題となってす．固有値{Ui (ρ)}は断熱ポテンシャルと呼ばれいたが，測定法が改善されて，最新の値は理論る．系の対称性は軌道角運動量 L（= 0, 1, 2, …，

計算値と一致している[37]．また超微細構造分裂

あるいは，S, P, D, …），2 つの電子のスピン S（= 0,の測定も行われている[38, 39]．

1），および座標反転についての偶奇性 p （= ±1，

Ps は質量の重心と電荷の中心が一致する珍しあるいは e 又は o）で指定でき，2S+1Lp のように表す．

い束縛状態である．このため原子，分子，あるい

ハミルトニアンは対称性について対角なので，対は表面における散乱現象は格好の研究対象であ

称性毎にシュレーディンガー方程式を解く．対称る．また Ps は，電子を中性化した粒子と見なすこ

性はチャンネル関数に考慮されている．指定したとができ，電子では探れない物質の情報を得るた

対称性の波動関数をチャンネル関数と動径関数{Fi (ρ)}の積で，めのプローブとして魅力的である．

5

Ψ(ρ, Ω)= � ρ−2 Fi (ρ)φi (Ω; ρ)

2.2 超 球 座 標 緊 密 結 合 （ Hypersphericali

Close-Coupling: HSCC）法のように展開し，シュレーディンガー方程式(H − E)Ψ(ρ, Ω) = 0

以下でPs− の束縛状態や共鳴状態，光脱離のCopyrigh t© 2016 The Atom ic Colli sion Soci ety of Japan, All ri gh ts reserv ed.

65

に代入すると，動径関数{Fi (ρ)}についての連立

2.3 ポジトロニウム負イオンの束縛状態と消

方程式

�−

1 d

2

2μ dρ2+ Ui (ρ) − E� Fi (ρ)+ ∑j Vij (ρ) Fj (ρ) = 0

滅率
Ps− 系の 1Se 対称性のポテンシャル曲線を図 1(2)に示す．図 1 (a)で，一番低いポテンシャル曲線はが得られる．ここで，E は系のエネルギー，Vij(ρ)はρ → ∞で Ps(n = 1)のエネルギー𝜀𝜀Ps(1) = −0.25 に非断熱結合項を表している．この動径方程式を解

近 づ き ， 対 応 す る チ ャ ン ネ ル 関 数 は e− +くことで，束縛状態のエネルギー，波動関数，散Ps(n = 1) の解離を記述する．その上の 2 本のポテ

乱断面積，共鳴パラメータ（エネルギーの位置やンシャル曲線はρ → ∞で Ps(n = 2)のエネルギー幅）を計算することができる．
ここで開チャンネル，閉チャンネルについて説明しておく．前述したように，各チャンネル関数{φi (Ω; ρ)}はρ = ∞で e− + Ps(n)の解離を記述する．

系のエネルギーを E とすると，エネルギー保存則−−

𝜀𝜀Ps(2) = −0.0625 に近づき，対応するチャンネル関数はe− + Ps(n = 2)の解離を記述する．同様に，
上方の 3 本は𝜀𝜀Ps(3) = −0.0278 に近づき，それらのチャンネル関数はe− + Ps(n = 3)の解離を記述する．1Se 対称性の電子脱離しきい値は E = 𝜀𝜀Ps(1) で，からe + Ps(n)の解離を記述するチャンネルの e

E > 𝜀𝜀Ps(1)では連続状態になる．1Se 対称性に束縛を開チャンネルといい，系のエネルギーが E のと解が E < 𝜀𝜀Ps(1) において見つかるということである．

とPs(n)が遠く離れたときの相対運動エネルギーは状態があるというのは，いたるところで有界，また 3

Tn(E) = E − 𝜀𝜀Ps(𝑛𝑛) となる．Tn (E)が正のチャンネル−

つの粒子が無限に離れたときΨ → 0 になるような

きにe + Ps(n)解離が起こりえることを意味する．E

あるかないかは実際に計算してみないとわからな−> 𝜀𝜀Ps(𝑛𝑛) のときにe + Ps(n)の解離が起こるので，いが，図 1 (a)の一番低いポテンシャル曲線は引という．Tn (E)が負となるようなるチャンネルを閉チ(2)で一番低いポテンシャル曲線に対応するチャャンネルという．閉チャンネルは，系のエネルギー

ンネル関数だけを考慮すれば，−

E = 𝜀𝜀Ps(𝑛𝑛) となる E をe + Ps(n)の解離のしきい値

力型なので束縛状態があることが期待できる．式が E のときに起こらない現象を記述するチャンネ�−

ルだが，中間状態として関与するため，波動関数の正確な記述には不可欠なものである．

(a）

1 d2
2μ dρ2+ Ui (ρ) − E� Fi (ρ)+ Vii (ρ)Fj (ρ) = 0

(3)

(b）

図 1: Ps− 系 1Se 対称性の断熱ポテンシャル曲線．(a) Ps(n = 1−3)のしきい値に収束するポテンシャル曲
線．(b) Ps(n = 2)と Ps(n = 3)のしきい値付近の拡大図．束縛状態，いくつかの共鳴状態について，それらのエネルギーとそれらを支えるポテンシャル曲線を線分で示している: 束縛状態（―），Feshbach 共鳴（―），形状共鳴（―）．
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の 1 次元ポテンシャル問題の動径方程式となり，束縛状態の計算では Fi (ρ = 0) = Fj (ρ → ∞) = 0と2.4 ポジトロニウム負イオンの共鳴状態

断熱補正項である．実際に計算してみると，E =2 電子励起状態というのは，共鳴状態の別の言い−0.2613（束縛エネルギー𝜀𝜀Ps(1) – E = 0.0113）に 1方である．図 1 (b)に，𝜀𝜀Ps(2) と𝜀𝜀Ps(3) のエネルギー

つだけ見つかる．この値は基底状態のエネルギ

付近の 1Se 対称性のポテンシャル曲線を示す．

ーの上限になり，式(2)のように多チャンネルの計𝜀𝜀Ps(1) < E < 𝜀𝜀Ps(2) のエネルギー領域では，ρ → ∞次にPs−系に表れる Feshbach 共鳴と形状共鳴なるような E (< 𝜀𝜀Ps(1))を探すことになる．非断熱結合の対角項Vii (ρ)は断熱ポテンシャルUi (ρ)の非の例を，超球座標のポテンシャル曲線により説明する．Ps− において，準安定状態，自動電離状態，

でe− + Ps(n = 1)の解離を記述するチャンネルは算をすればエネルギーの値は下がり，チャンネル関数の増加とともに収束を示す．束縛状態のエネ

開チャンネルであるが，𝜀𝜀Ps(𝑛𝑛≥2) に収束するポテン

ルギーは Hylleraas 型の試行関数を用いた変分シャル曲線に対応するチャンネル（ρ → ∞でe− +計算で精度良く計算されている[14]．Ps− の束縛Ps(n≥2)の解離を記述するチャンネル）はすべて
閉チャンネルになる．ρ → ∞で𝜀𝜀Ps(2) に収束する 2

状態は 1Se 対称性の 1 つだけで，その束縛エネル−

ギーは有効数字 5 桁で 0.012005 である．Ps のサ

本の曲線のうち低い方のポテンシャル曲線にはイズを陽電子－電子間の距離の期待値で見積も谷が見られる．このポテンシャル曲線に対応する

ると 5.5a0 になる[3,14,15]．Bhatia と Drachman[7]チャンネル関数を使って式(3)の 1 次元ポテンシャ

n1n2 −β1 r1 −β2 r2

はr1 r2 er12n3+ (1↔2)のような試行関ル問題を解けば，束縛状態が複数個見つかる．こ数を用いて束縛状態のエネルギーを計算していのように閉チャンネル空間において得られる擬束

る．β1 = β2 のように同じ指数パラメータの値を使縛状態に由来する共鳴を Feshbach 共鳴という．1

ったときに比べ，β1 ~2β2 ~0.6程度の異なる値を用

チャンネル計算で得られる擬束縛状態のエネル
ギーのうち，最も低いものは E1 = −0.0762 となる．

いたときの方がエネルギーの収束が良いことか−ら，”Ps のおおまかな描像は Ps(1s)とゆるく束縛さ

仮に，E1 に対応する擬束縛状態（状態 1 とよぶ）

れた電子である”と，彼らは述べている．このことはが作られたとすると，ρ → ∞でe− + Ps(n = 1)の解

1Se 対称性に一つ束縛状態を持つH− と事情は似離を記述する開チャンネルとの結合（式(2)中の Vij）のため，状態 1 から開チャンネルへ遷移が起こり，ていて，2 つの電子は同等な軌道を回っているのではなく，1 つは H(1s)の軌道，もう一つはより大き状態 1 は電子と Ps(n = 1)に壊れる．Feshbach 共鳴

な半径の軌道 1s’を回っていると見なした方が適エネルギーは 1 チャンネルの計算でも見積もるこ当である．

とができるが，エネルギー幅は得られない．エネ−

Ps の束縛状態の波動関数をΨo とすると，そのルギー幅を求めるためには開チャンネルを含めた対 消 滅 の レ ー ト λ （ 寿 命 τ = 1/λ ） は λ= 2πca0 −1 [1 + d1 α + d2 α2 + ⋯] × ⟨Ψo|δ(r1 )|Ψo⟩と書式(2)のような多チャンネルの散乱計算を行い，共鳴エネルギーとエネルギー幅を同時に求める．状

けて，陽電子と電子の接触する確率に比例する．

態 1 のような擬束縛状態があると，E = E1 付近の

ここで，c は光速，a0 はボーア半径，αは微細構造解に大きな影響を及ぼす．図 2 (a)と(b)に，ρ → ∞

定数で，d1 , d2, ⋯ は主要項 1 に対する補正をαのでe− +Ps(n ≤ 2)を記述するチャンネルを考慮して

べ きで 展 開 した 係数 である ．後 述す る よ うに ，計算した位相のずれδ(E)とそのエネルギー微分dδ(E)⁄dEを示す．δ(E)は 1.0 × 10-4 程度の狭いエMills は最初に消滅率の測定に成功し，λ = 2.09
ns-1 を報告した[22]．この結果は，αの 1 次までのネルギー範囲でπ程度増加し，dδ(E)⁄dEはローレ係数を用いた計算と有効数字 3 ケタで一致していンツ型のピークを示す．これらのエネルギー依存

る．Puchalski 等[16]はαの 2 次まで含めた計算を性は，Breit–Wigner の公式

行い，λ = 2.087 9635(12) ns-1 を得た．この結果は

Γ⁄2

δ(E) = tan−1 �E −E� + δbg ,r

最も精度の高い実験結果[25] と一致している．

dδ(E)
dE

=

Γ⁄2

(E−Er )2 +(Γ⁄2)

2(4)

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67

S 対称性の束縛エネルギー，いくつかの共鳴エ1 e

ネルギーの位置，及び，それらを主に支えるポテ
ンシャル曲線を，線分により例示している．
もうひとつの共鳴のタイプが形状共鳴である．
ポテンシャル散乱でも起こるのでポテンシャル共
鳴ともいわれ，擬束縛状態はポテンシャル障壁の−透過によって崩壊する．図 3 (a)にPs− 系の対称性

図 2: Ps 系 S 対 称 性 の ρ = ∞でe− + Ps(n = 1,2)を記述するチャンネルを考慮して動径方程式(2)を解いて得られた位
相 の ず れ δ(E) と そ の エ ネ ル ギ ー 微 分dδ(E)⁄dE.
1 e

P のポテンシャル曲線を示す．ρ → ∞で𝜀𝜀Ps(1) に

1 o収束するポテンシャル曲線は斥力型なので，束縛状態はない．図 3 (b)は𝜀𝜀Ps(2) 付近のエネルギー領
域を拡大したものである．それらに加えて，3Pe 対によって表すことができる．ここで，Er は共鳴エネ

称性の一番低いポテンシャル曲線を破線で書き

ルギー，Γはエネルギー幅，δbg は非共鳴領域に込んでいる．1Po の下から 2 本目のポテンシャル曲

おける位相のずれである．擬束縛状態の崩壊レートはΓ⁄ℏ ，その寿命はその逆数のℏ⁄Γで与えら線はρ = 24 付近で擬交差しているが，物理的には交差していると思ってよい．ポテンシャル曲線をれる．散乱計算で得られた位相のずれ，あるいは交差させて滑らかに結んだものは，3Pe のポテンシ

そのエネルギー微分を式(4)でフィットすることによャル曲線と良く似たものになる．この 2 本の良く似り，Er やΓを求めることができる．図 2 (a)のδ(E)からたポテンシャル曲線はρ = 14 付近に谷を持ち，ρ

Er = −0.07597, Γ = 4.2 × 10-5 が得られる．より多くのチャンネルを考慮すれば，より精度良く Er とΓが> 40 ではゆっくり減少して𝜀𝜀Ps(2) に近づく．図 3 (b)計算できる．ρ → ∞でe− + Ps(n ≤ 4)を記述するチ

えたもので，ρ = 32 付近にポテンシャル障壁（ピー= 4.3 × 10-5 [12]となり，これらの値は Ho[6]の複素

ク 値 −0.06177 ） を 示 す ． 3Pe 対 称 性 の ρ → ∞ での点線は，3Pe のポテンシャルに断熱補正項を加ャンネルを考慮して計算すると Er = −0.076029, Γ

e− + Ps(2p)を記述するチャンネルだけを考慮した回転法の計算結果と良く一致している．Ps(n = 2)

1 チャンネルの動径方程式(3)を解いて位相のずとPs(n = 3)のしきい値の近傍には， 1Se 対称性の共鳴状態が他にもたくさんある．図 1 (a)と(b)では，(a）

れを計算すると，図 2 (a)と同じように位相がπ 程度(b）

図 3: Ps− 系 1Po 対称性の断熱ポテンシャル曲線. (a) Ps(n = 1, 2, 3)のしきい値に収束するポテンシャル
曲線．(b) Ps(n = 2)のしきい値付近の拡大図. 赤い破線は 3Pe 対称性の Ps(n = 2)のしきい値に収束する
断熱ポテンシャル曲線，点線は（赤破線のポテンシャル）+（非断熱補正項）. いくつかの共鳴状態について，それらのエネルギーと，それらを支えるポテンシャル曲線を線分で示している: Feshbach 共鳴（―），形状共鳴（―）.
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68増加する．得られた位相のずれを式(4)にフィット

ここでΨoは 1Se 対称性の束縛状態，ΨEは 1Po 対称

すると，Er = −0.06215，Γ = 3.8 × 10-4 が得られる．

性の連続状態である．連続状態のエネルギーE と

1 o

P 対称性の似たポテンシャル曲線も断熱補正項

束縛状態のエネルギーE0 は，エネルギー保存則を加えると，ポテンシャル障壁が見られる．Botero

より E = E0 + ℏωの関係がある．図 4 (a)では，

ら[9]は，同様の 1 チャンネルの計算を 1Po 対称性

Bhatia 等[8]，Ward 等[10]，HSCC 法[13]によるについて行い，形状共鳴のエネルギーと幅を見Ps(n = 1)生成の光脱離断面積の計算値を比較し積もっている．これらの形状共鳴は，多チャンネルている．Bhatia 等は，Ψo をその漸近形で，ΨE を計算においても現れる．1Po 対称性の𝜀𝜀Ps(2) ， 𝜀𝜀Ps(3)Ps(1s)の波動関数と平面波の積で近似した．Wardのしきい値付近には他にも共鳴状態がたくさんあ等はΨoとΨEを変分法で求めている．図 4 (a)中のる．いくつかの共鳴状態のエネルギーの位置とそ

計算結果は光子エネルギーが低い所では良く一の共鳴状態を主に支えるポテンシャル曲線を，図致しているが，エネルギーが高くなるにつれて不3 (a)，(b)中の線分により例示している．

一致が見られる．図 4 (b)には Ps(n = 2)生成のしき−−

Ps と H のポテンシャル曲線は定性的に似てい値（ℏω = 5.429 eV）付近の断面積を示している．

いて，おおよそ共鳴構造もよく似ている．前述のしきい値のすぐ下にある 2 つの鋭いピークは図 3−(b)の Feshbach 共鳴によるもので，すぐ上にあるピ

Ps の 1Po と 3Pe 対称性の形状共鳴に対応するもの−

が，H でも H(n = 2)のしきい値近傍に現れる．しークは形状共鳴によるものである．この形状共鳴−

かし， H の 3Pe 対称性については形状共鳴ではについては後述されるように，最近の実験によりなく，3Pe 対称性の最も低い解離しきい値𝜀𝜀H(2) の確認されている[32]．

下に出てくるため，本当の束縛状態になってい3. ポジトロニウム負イオンの実験

る．

3.1 ビームフォイル法によるポジトロニウム
2.5 ポジトロニウム負イオンの光電子脱離

負イオンの生成と消滅率測定−

図 5 (a)に，Mills が用いたPs− の観測装置を示

Ps が 0.327 eV より高いエネルギーをもつ光子

す[20]．ニッケルメッシュで保持した厚さ 37Å の炭を１つ吸収すれば，電子脱離−ℏω + Ps−→ e+ Ps(n)素薄膜に，右側から低速陽電子ビームを入射し，陽電子－電子対の消滅によって放出される γ 線が起こる．光脱離断面積は双極子演算子（D）の行列要素の絶対値 2 乗|⟨ΨE|D|Ψo⟩|2 に比例する．

のエネルギーをゲルマニウム検出器で計測した．

図 4: Ps− の光脱離（ℏω + Ps− → e− + Ps(n)）の断面積．(a) Ps(n = 1)生成断面積．(b) Ps(n = 1)および Ps(n = 2)生成断面積．Ps(n = 2)生成の光子エネルギーのしきい値は 5.429 eV．
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炭素薄膜の下流 2.5 mm にメッシュが設置されており，薄膜とメッシュ間には電場が印加されている．
−

薄膜下流面からPs が放出されると，この電場によって検出器に向かって加速される様になっている．

放出された陽電子を検出することによってPs− の生成を調べる手法を開発した．この方法は，加速したPs−の自己消滅からの γ 線のドップラーシフトを調べるよりも，Ps− の検出効率が高い．Mills らある．陽電子の 2 光子消滅によって放出される[23]はこの手法でPs− の消滅率の測定も行ってい

511 keV 近辺のピークの高エネルギー側に，小さは，マックスプランク研究所のグループが同様のな，しかし明瞭なピークが現れている．これは炭素方法でPs− の生成量を測定し，2.086(6) ns-1 を得(b)は得られた消滅 γ 線のエネルギースペクトルでるが，理論値とかけ離れた値になった．2006 年に薄膜下流側からPs− が放出し，電場によって加速ている[24]．さらに 2008 年には，ミュンヘン工科大された後に消滅するため，γ 線が高エネルギー側の原子炉から得られる高強度低速陽電子ビーム−を用いて測定を行い，2.0875(50) ns-1 を得ているにドップラーシフトしていることを示している．Ps−の生成率（入射陽電子数に対する生成されたPs[25]．いずれの値も，Puchalski 等[16]の計算値と数の割合）は 0.028%と極めて低いものであった．

一致している．

−

Mills は，この測定の後にPs の加速電圧や加しかしいずれの実験でも，炭素薄膜を用いて−−Ps を生成した場合には，その生成率は 0.01%程

速領域の長さを変えながら観測されるPs の数を−測定することによって，Ps の消滅率を測定した

度と低いものであった．

[22]．その値は λ = 2.09(9) ns-1 であった．さらに1989 年には，炭素薄膜で生成したPs− を電場で

3.2 金属表面を使ったポジトロニウム負イオ

加速し，もう一枚の炭素薄膜に入射して解離させ，ンの生成
すでに述べたビームフォイル法では，エネルギーを持った陽電子が炭素薄膜に飛び込み，そのエネルギーで電子 2 個をたたき上げると同時に陽電子がこれらと束縛してPs− を生成する．すなわち，
Ps− 生成に必要なエネルギーは，陽電子の入射エネルギーから供給される．それに対して W やMo 等の金属中では，バルク中の陽電子のエネル

ギーは真空準位よりも高く，その余剰エネルギーとPs− の束縛エネルギーが生成に必要なエネルギーを供給し，その結果Ps−が表面から放出される．

電子の仕事関数ϕ−は真空準位と金属中における電子の価電子帯上端のエネルギー準位の差であり，一般の金属では 5 eV 程度の値をもつ．陽電子の場合も仕事関数を定義することができる（図6）．ただし，通常の実験条件では金属中の陽電子数は高々1 個であり，金属中で熱化した陽電子
はバンドの底にいると考えれば良い．つまり，陽電子の仕事関数ϕ+ は真空準位とバンドの底との差である．ϕ+ は多くの金属で負の値をとる．このため，金属に入射した陽電子は金属中で熱化し，金属内を熱的に動き回って表面に達すると自発的に−

図 5: (a) Mills が用いたPs 観測装置．(b)ゲルマ
ニウム検出器で得られた消滅 γ 線のエネルギー
スペクトル[20]．©1981, by the American PhysicalSociety.

放出される．
また陽電子は，表面の電子と束縛して Ps として放出されることもある．表面から Ps を放出させるた

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の場合は電子 2 個のうち 1 個分の変化は陽電子の変化と打ち消すが，電子 1 個分の効果が残り，
𝜙𝜙Ps− が下がる．しかし，𝜙𝜙Ps− の変化のみから期待されるPs−生成率の増大は 20 倍程度であり，測定で得られている 2 桁の増大を説明することはできない．アルカリ金属の蒸着によって最表面に，伝導電子密度の低い領域が広がってPs− が生成さ

図 6: 金属中における電子(a)と陽電子(b)に対するポテンシャルエネルギー．D は表面電気二重層の効果，μ−と μ+ はそれぞれ，電子と陽電子の化学ポテンシャルである．

れやすくなっていることも原因ではないかと考えられる[41]．

W 表面に Cs を蒸着すると確かにPs− の生成率は増大するが，Cs は反応性が高いため高い生成

めに外から与えなければならないエネルギーは，率は短時間しか維持しない．しかし，Cs のかわり

Ps の束縛エネルギーが 6.8 eV であることを思い出に Na を蒸着すると，生成量の減少が緩やかにな

せばり，数日間にわたって 1%を越える生成量を維持

ϕPs = ϕ− + ϕ+ − 6.8 eVすることがわかっている[27]．

と書くことができる．この値はほとんどの金属で負となる．すなわち，表面から Ps が放出するためには外からエネルギーを与えることは必要なく，Ps

3.3 ポジトロニウム負イオンの光脱離実験

は自発的に放出される．Ps− についても同様に，

Nd: YAG レーザーの基本波（1064 nm，1.165 eV）

らないエネルギーは，Ps− の束縛エネルギーが 7.1

で比較的高い値となる．Ps− 光脱離の最初の観測

Ps− の光脱離断面積は図 4 (a)に示した通りで，表面から放出させるために外から与えなければなはこの波長で行われた[31]．

eV であることを考慮すれば
𝜙𝜙Ps− = 2ϕ− + ϕ+ − 7.1 eV

KEK 低速陽電子実験施設の線形加速器で得となる．この値は W では負となり，W 表面からのられる低速陽電子ビームを用いた．このビームはPs−の自発的な放出が起こりうることを示している．

加速器の特性を反映してパルス状（繰り返し周波このような考察に基づき，Wilson と Mills[40]はPs−

数 50 Hz，パルス幅 10 ns）であり，ナノ秒レーザー

線を捕らえることはできなかった．

Na 蒸着した W に入射して，入射面から放出されの放出を観測する試みを行ったが，Ps− からの γと同期させて使用することが可能である．これを，W 表面から放出されるPs− が検出されたのは，

るPs− を観測した．他の実験と同様に，ターゲット

清浄な W 表面に入射した場合は，放出されるPs−

側にドップラーシフトした γ 線のエネルギーを測定

前面にかけた電場でPs− を加速し，高エネルギー

2006 年以降のことである[29, 30]．低速陽電子をした．

の生成率はわずか 0.01%であり，ビームフォイル

Ps− の自己消滅による γ 線の強度が，レーザー法による生成率よりもさらに低いものであった．しかしながら，Ps−の生成率は，W 表面にアルカリ金

光の照射によって低下する結果が得られた．

属を蒸着すると飛躍的に増大する．たとえば，Cs

光脱離によって形成される Ps の内，パラ Ps は 2の蒸着によって，Ps− の生成率は 200 倍に増大す

光子消滅し，オルソ Ps は 3 光子消滅する．2 光子

る．その理由のひとつは，アルカリ金属の蒸着に消滅の場合，エネルギーと運動量の保存則からよって𝜙𝜙Ps− が大幅に低下することである．金属表

ほぼ正反対方向に 511 keV のエネルギーの γ 線

面にアルカリ金属を蒸着すると，表面電気二重層が放出されるのに対し，3 光子消滅では連続スペの効果 D が小さくなり，電子の仕事関数ϕ−が小さクトルの γ 線が放出される．つまり，光脱離によってオルソ Ps が形成された割合だけPs− の信号強くなることが知られている．たとえば，Cs を 0.3 原子度が低下することになり，実験結果はPs− の光脱層程度蒸着すると仕事関数は 4.5 eV から 1.5 eV程度に下がる．一方，陽電子仕事関数は，電気離が起こっていることを示している．また低下の割

二重層の効果が電子の場合と逆向きに効く．Ps−

合から見積もられた光脱離断面積の値は，理論

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71

計算値（図 4 (a)）と矛盾しないものであった．
3.4 共鳴の観測
図 4 に示したように，5.4 eV 近辺には Feshbach
共鳴と形状共鳴が存在する．これを実験的に検証するためには，紫外レーザーを用いてPs− を光脱離させればよい．最近，色素レーザーを用いて形状共鳴の観測が行われた[32]．
光脱離の観測と同様に，KEK 低速陽電子実
験施設で得られるパルス状低速陽電子ビームをNa 蒸着した多結晶 W に入射し，放出されたPs− を電場で加速した後，レーザー光を照射した．光脱離によって形成される Ps を MCP で検出し，その数の波長依存性を測定した（図 7）．Ps は電気的に中性であるが，加速された状態で MCP に飛び込むため，検出が可能である．
図 8: Ps− の共鳴を示すデータ[32]．𝑉𝑉はPs− の加速電圧である．

る．とくに Ps は電子を中性化した粒子であり，電場や磁場が存在してもその軌道は影響をほとんど受けることない．このため，電場や磁場を伴う固体
表面（帯電しやすい絶縁体や磁性体の表面）の観測のためには最適なプローブであると言える．
これまでのところ，Ps− の光脱離を利用したエネ

ルギー可変 Ps ビームは，KEK の低速陽電子実験施設で得られている[33, 34]．パルス状低速陽電子ビームを，ナトリウム蒸着した W に入射して，入射面からPs− を放出させる．これを電場で加速した−

図 7: Ps の 共 鳴 の 観 測 に 用 い ら れ た 装 置[31]．

後に，Nd: YAG レーザーからの基本波で照射し，Ps を得る．これを，照射領域から 0.8 m 離れたマイ

図 8 に，得られたデータを示す．図中の V の値−

クロチャンネルプレートで検出した．その結果，1.9−

は，Ps の加速電圧である．Ps は加速された状態

keV までのエネルギーを持つ Ps ビームが得られで，レーザー光で照射される．それによるドップラ

た．

ーシフトを補正すると Er は 0.5437(1) eV となった．

しかし，このようにして得られる Ps ビームは，レ

この値は，図 4 に示した理論計算の結果と一致しーザー光照射領域近辺では入射陽電子の軌道とている．

重なってしまうため，実用性は低い．また高いエネ
ルギーの Ps ビームを得ようとしてPs−の加速電圧

4. 最後に：エネルギー可変ポジトロニウ
ムビームの生成と今後の展開を大きくすると，陽電子のターゲットへの入射エネ

ルギーが大きくなる．この結果，陽電子はターゲッ−

Ps の光脱離は，エネルギー可変 Ps ビームのトの奥深くまで侵入することになり，表面に戻る確生成の手法として重要である．Ps は固体表面との率が小さくなってPs− の生成率が低下する．これらを解決するために，厚さ 100 nm の W 薄膜を用い散乱などで有効な情報をもたらすことが期待され

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72

40cm

図 9: 透過型Ps− 生成ターゲットを用いたエネルギー可変 Ps ビーム装置[42, 29]．

て，陽電子ビームの入射面と反対側の面からPs−(1987).

[11] J. M. Rost and D. Wintgen, Phys. Rev. Lett.

を放出させる試みが始まっている（図 9）[42]．こう69, 2499 (1992).

して得られるエネルギー可変 Ps ビームは，今後は[12] A. Igarashi and I. Shimamura, J. Phys. B: At.

固体表面にすれすれの角度で入射することによMol. Opt. Phys. 37, 4221 (2004).

って，最表面の構造解析などに利用できるはずで[13] A. Igarashi, I. Shimamura, and N. Toshima,ある．このような表面の研究は，H や He などの中New J. Phys. 2, 17 (2000).

性原子線を使って行われているが[43]，Ps の質量[14] G. W. F. Drake, M. M. Cassar, R. A. Nistor,

は一般の原子よりも遙かに小さいため，より非破Phys. Rev. A 65, 054501 (2002).

壊な測定が可能になると考えられる．

[15] A. M. Frolov, Phys. Lett. A 342, 430 (2005).
[16] M.

参考文献

Puchalski,A.

Czarnecki,

and

S.

Karshenboim, Phys. Rev. Lett. 99, 203401[1] J. A. Wheeler, Ann. N. Y. Acad. Sci. 48, 219(2007).

(1946).

[17] S. Kar and Y. K. Ho, Phys. Rev. A 86, 014501[2] E. A. Hylleraas, Phys. Rev. 71, 491 (1946).

(2012).

[3] W. Kolos, C. C. J. Roothaan, and R. A. Sack,
Rev. Mod. Phys. 32, 178 (1960).

[18] Y. Zhou, S. Watanabe, O. I. Tolstikhin, and T.
Morishita, Phys. Rev. A 92, 032713 (2015).

[4] A. A. Frost, M. Inokuti, and J. P. Lowe, J.

[19] A. Czanecki and Y. Liang, Phys. Rev. A 91,

Chem. Phys. 41, 482 (1964).
[5] G. Ferrante, Phys. Rev. 170, 76 (1968).

012514 (2015).
[20] A.P. Mills, Jr., Phys. Rev. Lett. 46, 717[6] Y. K. Ho, Phys. Rev. A 19, 2347 (1979).

(1981).

[7] A. K. Bhatia and R. J. Drachman, Phys. Rev.

[21] A. P. Mills, Jr., Phys. Status Solidi C 6, 2253

A 28, 2523 (1983).

(2009).

[8] A. K. Bhatia and R. J. Drachman, Phys. Rev.

[22] A. P. Mills, Jr., Phys. Rev. Lett. 50, 671

A 32, 3745 (1985).

(1983).

[9] J. Botero and C. H. Greene, Phys. Rev. Lett.
56, 1366 (1986).

[23] A. P. Mills, Jr., P. G. Friedman, and D. M.

[10] S. J. Ward, J. W. Humberston, and M. R. C.

Zuckerman, in Annihilation in Gases andMcDowell, J. Phys. B: At. Mol. Phys. 20, 127

Galaxies, edited by R. J. Drachman (NASACopyrigh t© 2016 The Atom ic Colli sion Soci ety of Japan, All ri gh ts reserv ed.

73

[39] A. Ishida, T. Namba, S. Asai, T. Kobayashi, H.

[Conference] Publication No. 3058), p. 213.

Saito, M. Yoshida, K. Tanaka, and A.

[24] F. Fleischer, K. Degreif, G. Gwinner, M.
Lestinsky, V. Leichtenstein, F. Plenge, and D.

Yamamoto, Phys. Lett. B 734, 338 (2014).

Schwalm, Phys. Rev. Lett. 96, 063401 (2006).

[40] R. J. Wilson and A. P. Mills, Jr., Phys. Rev. B
27, 3949 (1983).

[25] H. Ceeh, C. Hugenschmidt, K. Schreckenbach,S. A. Gärtner, P. G. Thirolf, F. Fleischer, and[41] H. Terabe, S. Iida, T. Yamashita, T. Tachibana,D. Schwalm, Phys. Rev. A 84, 062508 (2011).

B. Barbiellini, K. Wada, I. Mochizuki, A.

[26] Y. Nagashima, T. Hakodate, A. Miyamoto,

Yagishita, T. Hyodo, and Y. Nagashima, Surf.
Sci. 641, 68 (2015).

and K. Michishio, New J. Phys. 10, 123029[42] Y. Nagashima, K. Michishio, H. Terabe, R. H.

(2008).
[27] H. Terabe, K. Michishio, T. Tachibana, and Y.

Suzuki, S. Iida, T. Yamashita, R. Kimura, T.

Nagashima, New J. Phys. 14, 015003 (2012).

Tachibana, I. Mochizuki, K. Wada, A.

[28] 満汐孝治, しょうとつ 10, 118 (2013).

Yagishita, and T. Hyodo, J. Phys. Conf. Ser.

[29] Y. Nagashima, Phys. Rep. 545, 95 (2014).

505, 012037 (2014).
[43] H. Winter and A. Schüller, Prog. Surf. Sci. 86,[30] Y. Nagashima and T. Sakai, New J. Phys. 8,

169 (2011).

319 (2006).
[31] K. Michishio, T. Tachibana, H. Terabe, A.
Igarashi, K. Wada, T. Kuga, A. Yagishita, T.
Hyodo, and Y. Nagashima, Phys. Rev. Lett.
106, 153401 (2011).
[32] K. Michishio, T. Kanai, S. Kuma, T. Azuma,
K. Wada, I. Mochizuki, T. Hyodo, A.
Yagishita, and Y. Nagashima, Nat. Commun.
7, 11060 (2016).
[33] K. Michishio, T. Tachibana, R.H. Suzuki, K.
Wada, A. Yagishita, T. Hyodo, and Y.
Nagashima, Appl. Phys. Lett. 100, 254102(2012).
[34] K. Michishio, R. H. Suzuki, K. Wada, I.
Mochizuki, T. Hyodo, A. Yagishita, and Y.
Nagashima, Nucl. Instr. and Meth. in Phys.
Res. A 785, 5 (2015).
[35] L. Chiari, K. Michishio, N. Oshima, and Y.
Nagashima, J. Phys. Conf. Ser. 635, 082003(2015).
[36] M. Charlton and J. W. Humberston, ”PositronPhysics”, Cambridge University Press, 2001.
[37] Y. Kataoka, S. Asai, and T. Kobayashi, Phys.
Lett. B 671, 219 (2009).
[38] T. Yamazaki, A. Miyazaki, T. Suehara, T.
Namba, S. Asai, T. Kobayashi, H. Saito, I.
Ogawa, T. Idehara, and S. Sabchevski, Phys.
Rev. Lett. 108, 253401 (2012).

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2016 年度 役員・委員会
会長
東俊行（理化学研究所）幹事
長嶋泰之（東京理科大学）〔副会長〕

北島昌史（東京工業大学）

酒井康弘（東邦大学）

中野祐司（理化学研究所）

菱川明栄（名古屋大学）
運営委員
石井邦和（奈良女子大学）

足立純一（高エネルギー加速器研究機構）

金井保之（理化学研究所）

髙橋正彦（東北大学）

高口博志（広島大学）

中野祐司（理化学研究所）

河内宣之（東京工業大学）

菱川明栄（名古屋大学）

木野康志（東北大学）

平山孝人（立教大学）

酒井康弘（東邦大学）

渡部直樹（北海道大学）

城丸春夫（首都大学東京）

長嶋泰之（東京理科大学）

北島昌史（東京工業大学）
常置委員会
編集委員会

委員長：北島昌史（東京工業大学）

行事委員会

委員長：菱川明栄（名古屋大学）

広報渉外委員会

委員長：酒井康弘（東邦大学）

顕彰委員会

委員長：長嶋泰之（東京理科大学）

庶務委員会

委員長：中野祐司（理化学研究所）

編集委員

五十嵐明則，岡田邦宏，北島昌史，高口博志，冨田成夫，
中井陽一，彦坂泰正，間嶋拓也, 山崎優一

しょうとつ

第 13 巻 第 3 号（通巻 70 号）

Journal of Atomic Collision Researchⓒ原子衝突学会 2016
http://www.atomiccollision.jp/
発行: 2016 年 5 月 16 日
配信: 原子衝突学会事務局 <acr-post@bunken.co.jp>