原子衝突学会誌 2012 年第 9 巻第 6 号
Journal of atomic collision research, vol. 9, issue 6, 2012.

しょうとつ

原子衝突学会 2012 年 11 月 15 日発行
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3

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しょうとつ
第9巻 第6号
目 次（シリーズ） 宇宙と原子

第四回
イオンと電子の再結合
市川 行和－宇宙には壁がない．再結合の仕方に工夫が必要－

… 5

畠山 温

… 8

（原子衝突のキーワード） ローミング経路

前田 理

… 17

（原子衝突のキーワード） 偏極原子

松尾 由賀利

… 18（原子衝突の新しい風）

榎本 嘉範

… 19

「合同研究会:多価イオン衝突研究とその周辺」開催報告

山口 知子

… 20

原子衝突若手の会 第 33 回秋の学校開催報告

鈴木 亮平

… 20

国際会議参加報告(HCI2012 に参加して)藤田 奈津子… 23

国際会議参加報告(参加会議：ICPA-16)

寺部 宏基

… 23

原子衝突学会運営委員選挙について

選挙管理委員会… 24

第 14 回原子衝突学会若手奨励賞募集要項

庶務幹事

… 24

国際会議発表奨励事業に関するお知らせ

庶務幹事

… 25

「しょうとつ」原稿募集

編集委員会

… 25

（解説）

静周期場中を運動する原子の共鳴遷移… 26

今月のユーザー名とパスワード

4

シリーズ

「宇宙と原子」
第四回 イオンと電子の再結合－宇宙には壁がない．再結合の仕方に工夫が必要－
市川行和
yukitikawa@nifty.com
平成 24 年 8 月 27 日原稿受付

宇宙の大部分はプラズマ(電離気体)状態になっている．ただその電離度はさまざまで，きわめ-8て低い（星間分子雲では 10

e + Aq+ → A(q+1)++ 2e(q+1)+

+ 光

e + A

→ A
q+

程度）ところから，をあらゆる価数のイオン Aq+について考え，そほぼ 100 %になっているところまである．宇宙にのつり合い(電離平衡)からイオンの価数分布をあるイオンは主として二つの方法，すなわち①粒決めることができる．これによれば，プラズマの温子衝突，または②光吸収で生成される．主流は度(正しくは電子温度)を決めると，どのような価数

光吸収(なにしろ光源は”星の数ほど“ある)だが，のイオンが最も多く存在するかがわかる．逆にど光はいったんイオン化を起こすと吸収されてそこのイオンが多いかを観測で決めれば，プラズマから先へは届かない．ある程度密度の高い天体の温度が決まる．これはプラズマの温度を知るもに外から光が当たってイオン化が起こるときには，っとも簡便な方法である．このようにして太陽コロ

その天体の中の方ではイオンができない．しかし

ナの温度を決め，それが数百万度であることを宇宙には宇宙線(主として高エネルギーの陽子)初めて示したのは日本の天文学者宮本正太郎

が遍在しており，密度の高い星間雲などではこ[2] であった．第二次大戦中のことである．
1964 年 Seaton [3] は太陽コロナのスペクトルれによる電離が主となる．もちろん高温のプラズ
マでは電子衝突が電離の主流である．

について当時の成果をまとめた論文を書いてい出来たイオンは自由電子と再結合して消える．
その過程としては+る．その中で，鉄のイオンについて電離平衡の計算を行った．それによると，スペクトル線が観測→ A+ 光されている Fe13+ の存在が最大になるのは電子(b) e + AB+ → A + B

温度(Te)が 1.1 × 106 K であった．一方，スペクト(c) e + M + A+ → A + M

ル線のドップラー幅からそれを放出するイオンの(a) e + A

(M は電子，原子分子，固体表面)

熱運動の程度がわかり，イオンの温度(Ti)は 2.5がある．地上の実験室では多くの場合，3 体衝突

× 106 K と求められた．Te と Ti は必ずしも同じ(c) によりイオンは消える．しかも M は容器の壁である必要はないが，その場合には違う理由をや電極である．ただし，分子イオンの場合は解離探さねばならない． Seaton はイオンが巨視的に性再結合 (b) が効率が良い．宇宙では密度が運動(流れ)しているとした．それに対して低いので 2 体衝突が主流で， (a) または (b) がBurgess は，以前から指摘されていた共鳴状態

起こる．特に原子イオンの場合は，光を出して再を経由する放射再結合を考慮することでこの問結合する放射再結合 (a) が主となる．そこで以題を解決できると考えた．それにより再結合が増下話を (a) に限ることにする．(b) も重要である

加し，つり合いをとるためには電離も増えなけれが文献を紹介するにとどめる [1]．

ばならず，平衡温度は高くなければならない．

高温プラズマ中の多価イオンの生成・消滅を

Burgess が考えたのは次のような過程である
e + A(q+1)+

考える．イオンの生成は電子衝突によるとし，→ (Aq+)** →Aq+ + 光Copyrigh t© 2012 The Atom ic Colli sion Soci ety of Japan, All ri gh ts reserv ed.

5

0

+9
-1

log (f)

+13

-2
+16

-3

-4
3

4

5

6 7 8 9

10

6

2

3

T(K)

4

5

6 7 8 927

図 2: Fe13+ の再結合係数．イオン蓄積リング TSR

310による測定値，共鳴準位の位置を縦線で示してあ

図 1: 文献 [5] で計算されている鉄イオンの分布

る．文献 [8] よりアメリカ天文学会の許可を得て(対数目盛)を，9 価から 16 価まで図にしたもの．

転載．

見やすいように実線と点線を交互に使ってある．

行われているが，実用に耐える信頼度の高いデ横軸は電子温度．

ータを得るまでにはまだいたっていない」と記さ
q+

中間の状態 (A )** は，たとえば A(q+1)+の励れている．しかしイオン蓄積リングが使えるように起状態に電子が 1 個捕まってできる 2 電子励起

なって事態は大きく改善された [7]．すなわちイ

状態で，エネルギー的に不安定で寿命が有限でオン蓄積リングを使うことで高感度・高分解能のある．入射電子のエネルギーがある特定の値の測定が可能となり，DR 速度係数の定量的なデときにこのような共鳴過程が実現し，一般に再結ータが手に入るようになったのである．以下，最合が加速される．この再結合は放射再結合の一

近の例を紹介する．

種であるが，少なくとも 2 個の電子がその状態を次のような DR 過程を考える．

変える必要があるので，特に「2 電子性再結合

Fe13+(3s23p) +e → (Fe12+)**(Dielectronic Recombination, DR)」と呼ばれてい13+

る．Burgess [4] は簡単な計算で Fe

→

につい
13+

て DR を見積もった．それを考慮すると Fe

13+

上記のように(図１) Fe

Fe12+(3s23p2) +光の割合が最大となるのがは電子温度が 2 × 10 K (= 172 eV) のときであ最大になる電子温度は約 2 倍に大きくなった．図る．そこで数百 eV の電子による衝突が重要と

１は最近の電離平衡の計算結果 [5] である．こなる．Schmidt ら [8] はハイデルベルクにあるイ13+

れによると，Fe6の割合が最大になる電子温度

オン蓄積リング TSR を用いて実験を行った．図 2は 2 × 10 K である，現在ではプラズマ中の DRには電子エネルギーが 60 － 240 eV の場合の寄与は確立されており，それなしでは電離平の結果が示されている．

6

衡を議論することはできない．宇宙プラズマにおこれらは共鳴状態 3s24ℓnℓ’ などを経由するもける研究がきっかけとなって新しく見出された原のである．しかし電子エネルギーが低いところに子過程の一つである．

も多数の共鳴準位がある．たとえば 3s→3p 励

このように DR はプラズマ(特に，高温・低密度起したイオンに電子が捕獲されてできる 3s3p2nℓのプラズマ)中のイオンの振る舞いを知るには不状態や，上記の 3s24ℓnℓ’ でも n が小さい場合可欠である．しかし，実験で定量的に調べることなどではエネルギーの低いところに共鳴がある．

は困難であった．1990 年に書かれたプラズマ中

そこで Schmidt らは 0-260 eV の範囲で DR をの原子過程についての解説 [6] でも「DR は本測定した．得られた断面積を電子のエネルギー

質的に共鳴過程であり，入射電子のエネルギー分布で平均して，プラズマ中の再結合係数を求や中間状態の性質にきわめて敏感に依存する．

めたのが図 3 である．この場合には温度の低いと物理的な興味から理論的・実験的な研究が多数ころで DR 速度係数がきわめて大きくなる．これ

Copyrigh t© 2012 The Atom ic Colli sion Soci ety of Japan, All ri gh ts reserv ed.

6

[4] A. Burgess and M.J. Seaton, Mon. Not. R.
Astron. Soc. 127, 355 (1964)．
[5] M. Arnaud and J. Raymond, Astrophys. J.
398, 394 (1992)．
[6] 市川行和，核融合研究 64, 496 (1990)．
[7] G. Kilgus et al., Phys. Rev. A 46, 5730
(1992)．
[8] E.W. Schmidt et al., Astrophys. J. 641, L157
(2006)．
[9] S. Schippers, J. Phys.: Conference Ser. 163,
012001 (2009)．
[付記] 本誌第 9 巻第 5 号の「原子衝突のキーワード」欄に「2 電子性再結合」の記事がある．

図 3: Fe13+ のプラズマ中での再結合係数．縦軸の単位は 10-10 cm3s-1．図中の RR は直接放射再結合，A&R は文献 [5] に掲載されている推奨
値．Badnell は計算値である．PP,CP はそれぞれ
光電離，電子衝突電離によるプラズマの場合にFe13+ が存在するおよその温度範囲を示す．文献[9] より転載．

はこの系では低エネルギーの共鳴準位が多いことに起因する．従来低温では共鳴を考慮しない
直接放射再結合(図の RR)が支配的だと考えられていた．しかし今の場合には低温でも DR が圧
倒的に大きい．
これまで高温プラズマでの使用を目的として
DR 速度係数の推奨値が作られてきた．その一つが図の A&R である．図からわかるように，高温では問題ないが低温ではまったく役に立たない．
一般に光電離によるプラズマは温度が低い．それへの応用のためにはここで紹介したような低エ
ネルギーまで考慮した実験が必要である [9]．

参考文献
[1] A.I. Florescu-Mitchell and J.B.A. Mitchell,
Phys. Rep. 430, 277 (2006) ．
[2] S. Miyamoto, Pub. Astron. Soc. Jpn. 1, 10(1949)．1943 年に天文・宇宙物理学彙報に和文で発表したものを戦後英語にしたもの．
[3] M.J. Seaton, Planet. Space Sci. 12, 55(1964).
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7

解

説

静周期場中を運動する原子の共鳴遷移
畠山温
東京農工大学 工学府物理システム工学専攻

〒  東京都小金井市中町     平成  年  月  日原稿受付

周期ポテンシャル中の運動によって引き起こされる原子の内部状態の共鳴遷移現象を，低速の原子に対して研究している．速度通すことによって，周波数 程度のルビジウム原子ビームを周期 程度の周期磁場に 程度の原子スピン磁気共鳴遷移を引き起こした．この実験は，従来のコヒーレント共鳴励起実験の低エネルギー領域への拡張と見なすことができる．この実験系を用いて，原子と周期場の相互作用時間で原理的に決まる広がりとほぼ同じ幅を持つ鋭い共鳴線を得ることができた．さらに，原子スピンのコヒーレントな制御を実証することもできた．

 はじめにのではないだろうか．かくいう筆者もその驚きを感じた 人である．

レーザーやマイクロ波などの電磁波を使って，原子の内部状態や運動状態を高度に制御し，

ただ，この共鳴現象が熱心に研究されてきたのそして精密に観測することは，現代物理学におは，結晶中を通過する高速イオンビームの系のみ

いて極めて強力な実験手法であり，多くの研究者である．この現象は，  年に      !

にとってなじみ深いものである．そこでは（光によって予言された " #．実験的実証が広く認の速さに比べるとほぼ）止まっている原子に対められたのはそれから  年以上たった $ 年

して，（古典的な描像では）周期的に振動する電の % &  らの論文である "#．以後，この現磁波を照射する．それでは発想を逆転して，空象は，その論文にちなんで ' ( ( )

間的な周期が である周期静電場あるいは静磁*+,

場中を速度  で原子が通過したらどうなるであるいは干渉性）共鳴励起，と一般的に呼ばれて．単純に考えて，原子は自分
ろうか（図 参照）

研究が行われてきている．比較的長い研究の歴が運動することによって周波数  で時間的に史があるが，最近になって，光速近くまで加速振動する場を感じるため，その振動数が遷移周された重イオンビームを使った実験におけるい波数に一致した時に，あたかも電磁波を照射さ

くつかのブレークスルーにより，/ 線領域（エれたかのように共鳴遷移を起こすはずである．

ネルギーでいうとこの逆転の発想は，役に立つかどうかは別にし子分光法や原子操作方法として注目されるようて，研究者にコロンブスの卵的な驚きを与えるになってきた．最近の進展については中野らの(,( -')*.，日本語ではコヒーレント（あ 程度）でのユニークな原レビュー "0 # に詳しいのでそちらを参照されたい．
さて，上に述べた共鳴現象の原理は極めて一般的なものであり，高速イオンビームと結晶は必須なものでは全くない．原子が感じる場の振動数はビームの速度と場の周期により自由に
図 

静周期場中を通過する原子のイメージ図 ­8

           

変えることができる．実際，提唱者の    !

')* 実験に比べると，原子速度も ')* を幅広いエネルギー領域で利用できる

場の周期

新しい分光法として捉えていたことが，本人の程度の遷移を利用する，かなりの低エネルギー

口頭発表資料から見受けられる "#．我々は，こ実験である．具体的には，周期的な磁場中におの共鳴現象をもっと低速の原子で研究する意義

けるルビジウム -'1. 原子基底状態の磁気サブがあると考えて実験を行ってきている．その意

レベル間の磁気共鳴遷移を扱っている．低エネ

義は後述するが，我々の行った実験は上記の高ルギー実験の利点として，電磁波を使った通常エネルギー実験の対極の低エネルギー実験で，の共鳴遷移との比較が容易であることが挙げら のオーダー（エネルギーにれる．本記事では，電磁波を使った共鳴遷移のすると ( ）である．余談であるが，この低エネ

大きな  つの特徴，すなわち鋭い共鳴と原子状

ルギーへの展開の論文 "# を読んで，   !

態のコヒーレント制御，が静周期場を使った共はたいへん好意的な感想を持っていた，という鳴でも達成できるという実験結果を述べる．そことを聞いた "$#．

のほかに，静周期場中の原子の共鳴を記述する

共鳴周波数は 程度， 程度，従って共鳴周波数

さて，我々の考える低エネルギー実験の意義理論も紹介する．原子運動状態の操作法への展についてであるが，我々は，有用な応用が単な開も含めた今後の展望にも最後に触れたい．

る分光を超えた原子操作に見出されるのではな

なお我々は，この共鳴現象を，結晶とイオン

いかと期待している．それを議論するにあたり，

ビームの実験で用いられていた ')* という呼この共鳴現象の基本的な特徴のつを考えてみび名より一般的な意味を込めて，運動誘起共鳴たい．それはこの共鳴についてもう少し考えて（ ,(2(3 3 ' ( ( ）と呼んだりしてみると思い浮かぶ疑問で，「この共鳴遷移の際のいる．その呼び名も以下用いる．

エネルギーはどこから供給されるのか」ということである．電磁波を照射された場合は，原子 周期ポテンシャル中の粒子の共鳴遷移の励起エネルギーは光子の吸収によって得られの理論る，というのが通常の直感的理解である．それこの節では，文献 "# に従い，周期ポテンシャ

では今回の共鳴の場合はどうなのであろうか．

ル中に置かれた原子の状態の時間発展を取り扱

答えは「自分自身の運動エネルギーから供給さう．紹介する手法は，原子共鳴周波数に近い光れる」である．この時の運動量の変化は，場のの定在波による原子波の散乱を取り扱った理論

周期の逆数のプランク定数倍であり小さいが，"# にならったものである．この節で紹介するよレーザー冷却などで得られる低速原子と，微細うに，')* は，回折現象とともに起こる内部状加工技術などで作る  あるいは ( オーダー

態の遷移（あるいは原子の内部状態の遷移ととの微小周期の系では，顕著にその効果が出るはもに起こる回折現象）ととらえることができる．

ずである．

なおここで考えているのは，透過型回折格子につのよる原子ビーム回折実験 " # などとは異なり，指針として我々が進めている，')* 研究の低エ

周期ポテンシャルが原子並進運動に直接与える

ネルギー領域への展開を紹介する．現在の原子擾乱は小さく，内部状態の遷移と関連しない回冷却技術と微細加工技術の組み合わせを用いれ折過程は無視できる場合であることを注意してば，高速イオンビームと結晶の系ではできなかっおく．

本解説記事では，このアイディアをた ')* の基本的性質の実証をしつつ，新しい原 準位原子が次元周期ポテンシャル中にあ子の操作技術としての応用につなげられるのでる系を考える．ハミルトニアンは，はないかという期待をしている．今回紹介する



 



のは冷却原子を用いた実験ではないが，従来の ­9           

のように  つに分けられる．  は，原子の内部方程式に代入すると，確率振幅についての次の状態と並進運動状態を記述する次のようなハミ式が得られる．

ルトニアンである．

   

 










ここで  は原子の並進運動量（演算子）
， は原

 


子の質量である．  は内部状態  と  間のエネルギー差で，基底状態  のエネルギーは としてある．  は原子と周期場の相互作用を表す．ここでは，状態  と  についての行列要



 


している（一般性は失わない）．

 

 


る．相互作用ハミルトニアン  のこの基底での   ¼  ¼    









           は原子の内部状態を表し，  は原子の並進運動量であ ¼   ¼   

 



計算で用いる基底は  の固有状態で，それ行列要素は， はいわゆるラビ周波数で，ここでは正の値とを    と表すことにする．    
        





 


  として次のように書ける．
         









-$.




-.

小さい  について書き下してみると，素が  でない周期ポテンシャルを考えており，
周期を









  









     
 
 


 
 

              


-.





  
      

 



- .
-

.



- .

-.

左辺にでてくる  と同じ  の右辺における係数は， の固有状態    と      のエである．つまり，場の周期性により， だけ異ネルギー固有値の差に相当するものであることなる波数を持つ並進運動量固有状態間でのみ行を注意しておく．ここで式 - . の右辺  

列要素が  でない．

係数 と   

原子状態の時間発展を調べていく．初期状態

 で   （基底状態，並進運動量  ）で

は

 









の

 が ，つまり  

のエネルギー固有値が等しい時を考える（これは後でわかるが共鳴条件である）．



あるとする．時刻  での状態ケットは，  を整

この時，上記の連立方程式は次のようになる．

数として，一般的に次のように書ける．

 
















 

                 






-.
確率振幅  は，初期条件より  では   以外は  であり，その他の時間でも， の行
列要素の性質より，







 が奇数 が偶数


 

 















              










 



  

     
 
 
- .

- .
- .

    

 

- .

この連立方程式は複雑に見えるが，  が 

-.





に比べ十分小さい時0 つまりおおざっぱにいってラビ周波数が遷移周波数に比べ十分小である．この状態ケットをシュレーディンガー ­10           

さい時（原子と場の相互作用が弱い時），状態

  と  

の間で振動数  のラビ振動をすることが（微分方程式を数値的に解くと明白に）わかる．したがって，上で課した条件 

 







  は，状態    間遷移の



共鳴条件であることがわかり， 整理すると，







 







 



である．ここで  は原子の遷移前の並進速度  と遷移後の並進速度 の平均で図  原子の関連するエネルギー準位の図ある．遷移前後での速度変化が小さい場合は，
この式は，原子の古典的な運動を考えて直感的ような手法で実験を行うかというところから考に導かれる共鳴周波数である  と近似できる．

えていく必要があり，それが研究の面白みでも本記事で紹介する実験は遷移前後での速度変化ある．分子なども含めて検討した結果，我々にが小さいため共鳴周波数は  として問題ない．

とってなじみのあったアルカリ金属原子とレー

ただし，場の周期を小さくしたり冷却原子を使っザーを利用した磁気共鳴実験の選択に落ち着いて原子の速度を遅くしたりすると，遷移に伴うた．そして実験の容易さを考えて，比較的大き

速度変化が相対的に大きくなるため，共鳴周波な周期を使う実験から開始した．まず行った実数は  としなくてはいけない．

験は，  周期で配列した電流導線により，極薄型の '1 蒸気セルに外部から周期磁場をかけまた，原子と周期場の相互作用が強くなりラビ周波数が高くなるなどして今回の近似  







るという，簡便だがやや技巧的なものであった"0 #．本記事では，オーブンからの漏れ出し '1

が成り立たなくなると，ほかの運 程度の周期配列導線

動量状態の確率振幅が無視できなくなるくらい原子ビームを，周期大きくなることに注意したい．これは回折現象

が作る立体的な周期磁場（以後，磁気格子と呼の視点からいうと，高次の回折パターンが現れぶ）の中に通すタイプの実験 "てくるということである．

説明する．これらの実験では，通過時間で原理的に決まる鋭い共鳴 "最後に，この共鳴条件は，実はエネルギー保0 # について# と，コヒーレントなラ存則で直感的に理解できることを指摘しておく．

ビ振動（厳密にいうとスピンの章動） " # が観次の式の左辺が励起前，右辺が励起後の原子内測された．

部状態＋並進運動状態のエネルギーである．



 



個々の実験結果について述べる前に，ここでは，両方に共通する実験方法を説明する．オー

この式を整理すると式 - $. になる．この式の意

トされてビームとなり，磁気格子に入射してく味するところは，内部状態の励起が並進運動エる．原子ビームは熱的に広い速度分布を持ってネルギーの減少でまかなわれている，というこいるが，対向するレーザー光で観測することにとである．

より，ある速度を持った原子集団のみをドップ







ブンから漏れ出てきた '1 原子蒸気はコリメー

ラー効果で選択することができる．実験では，

 実験

天然存在比の高い  '1 を選び，円偏光レーザー

 実験方法の照射で光ポンピングすることにより，基底状態の微細構造準位の前例がない新しい研究のため，まずはどのつ

準位の磁気サブレベル間での原子占有数の偏りを作る（関連す ­11           図 

磁気格子を作るためのプリント基板の積み
重ね

図 

縦磁場を掃引して得た磁気共鳴スペクトル 鋭い共鳴
つめの実験では，鋭い共鳴スペクトル線を得ることを目的とした．これは，電磁波を使った共鳴遷移の大きな特徴の つであり，それを意識したものである．磁気格子の周期 は  

で，プリント基板上で往復を繰り返す周期的な配線を流れる電流によって作った．原子の感じる周期の数は約  周期である．プリント基板は図  に示すように原子の通る隙間を空けて図 枚積み重ね，より多くの原子が周期磁場と相互プリント基板型磁気格子実験のセットアップの概念図

作用できるようにした．原子ビームは十分コリメートされているため，いったん基板間の隙間に入った原子は基板にぶつからずに通り抜ける

るエネルギー準位は図  参照）．このスピン偏極と考えて良い．実験セットアップの概略は図 した状態の '1 原子は，共鳴条件を満たすと，磁に示してある．

気格子中において磁気サブレベル間で遷移を起この実験系で，縦磁場を掃引，すなわちゼー

こす．この遷移はレーザーの吸収により光学的

マン分裂の幅を掃引して測定した共鳴スペクトに観測できる．この実験方法は，いわゆる光磁

ルが図  に示してある．図の縦軸の値は先に述

気二重共鳴（あるいは光検出磁気共鳴）と呼ばべたスピン偏極   である（厳密にいうと少れる手法である．実験では  '1 の  遷移の中し違うが，それについては後述）．この測定の時のに選択している原子速度は  ¼  遷移を使っていて，基底状態

  である．

準位にいる原子の角運動量の  成分（磁プリント基板に電流を流さず周期磁場がない場

気サブレベルのゼーマン分裂を起こす縦磁場方合は，ゼーマン分裂が （すなわち外部縦磁場向成分）の期待値（グラフでは   と表記）をが ）の時以外は偏極は崩れていない．ゼーマン

測定している．この実験では場の周期は固定な

分裂  において観測されている偏極の崩れは残ので，原子速度（すなわちレーザー周波数の原留 &) 横磁場によって引き起こされるものであ

子遷移周波数からの離調）と磁気サブレベル間る．それに対して，周期磁場をかけた時は鋭いの間隔（すなわち外部縦磁場）を調節すること変化が現れる．図で  ¼

よって共鳴条件を満たすことができる．

プが，

 ­12

   と示してあるディッ¼
 の光学遷移を使って観測         

している信号である．原子速度が   ，周な原子状態操作である．ここで我々の使ってい なのでゼーマン分裂    においてる 7コヒーレント8 の意味は，状態の占有数だけ

磁気共鳴条件が満たされるため偏極が崩れ，そでなく重ね合わせを含めて原子集団の状態を制れが信号のディップとして表れている．

御するということである．またも余談ではある期

この大きな信号のほかに，  ¼  と示してが，')* の ) である ( のもともとの論

文 "# での意味はここでの我々の用途とは異なある小さなピークがあるが，これらは  ¼  の遷移を通して観測されている原子由る．論文では &  らは，結晶中で並んだ原子に来のものである．離調が異なるため原子の速度よる 7が    とは異なり，異なるゼーマン分裂間というような表現をしている．コヒーレントと隔において磁気共鳴を起こしている．信号の向聞いて何を思うかは研究分野や状況によってかきが違うのは，偏極がくずれた時のレーザーのなり違い，我々の研究発表の時にもしばしばそ吸収量の変化が 

こでひっかかることがあった．閑話休題．

 ¼  の遷移の場合( 8 な周期的摂動が励起を起こす，と逆であるためであり，この光学遷移を使って6 振動磁場によるスピンの操作はよく知られ測っているのは   とは厳密には異なる．

た技術であり，操作対象としては今回のアルカ
リ原子の基底状態のスピンはふさわしいもので実験で得られた共鳴スペクトル線の幅は，最小 

 -45. であった． （周期ある．しかし前出の磁気格子では，このコヒー 周期）の相互作用長さによって原理的レントな原子操作を行うにあたり，問題があらに決まる共鳴線幅（通過時間広がり）は  

かじめ予想された．それは，原子ビームがプリと見積もられる．つまり，測定された線幅はおント基板間を通り抜ける時の基板からの距離のおよそこの原理的な線幅で決まっているといえ違い（言い換えると磁気格子への入射位置）にる．原理的な線幅という意味を言い換えると，振より，周期磁場振幅の大きさが異なってしまう

動 6 磁場を使った従来の分光法においても，こことである．この違いがスピンのラビ振動周波の原子ビームと 6 磁場の相互作用長さが  

数の違いを生み，原子集団全体で見た時に，原である限りこれより細い線幅は原理的に得られ子系のコヒーレンスを悪くしてしまう．

ない，ということである．従って，運動誘起共

実はこの問題を解くヒントは ')* 実験です

鳴によっても電磁波と同等の鋭い共鳴を引き起でに与えられていた " #．前出のプリント基板

こすことができることを実証できたといえる．

の実験は，結晶とビームを使った実験でいうと' 

分光のように相互作用領域を離して いわゆる 7チャネリング8 実験 " # に相当する．

つ設置するような方法を用いれば，もっと狭い

伝統的な ')* 実験もチャネリング条件下で行線幅を得ることも期待できる．

われていて，原子の軌道ごとに結晶場との相互ただ，電磁波と同様のスペクトルが得られて作用の強さが違うということは実験的にも認識はいるが，起こっている現象は異なることをもされていた．しかし " # の実験では，ビームにう一度思いおこす必要はある．特に，この共鳴チャネル面を斜めに横切らせることによってこは原子の速度に強く依存した共鳴遷移で，通常の軌道依存性をなくすことに成功し，チャネルの 6 共鳴とは全く異なる．逆にいうと，この測時よりむしろ狭い共鳴線を得た．このアイディ

定ではビームの速度を測っていると見なすことアを今回の我々の実験にも用いれば良いだろう，もできるだろう．

と考えた．



しかし，そのアイディアの意味するところは，

コヒーレント制御

次に我々が目指したのは，電磁波を使った共実験的には，手軽なプリント基板を使うことが鳴のもう つの大きな特徴であるコヒーレント

できなくなるということである．検討した結果，
粒子検出器の つであるワイヤーチェンバーの ­13

           

    

ワイヤーを張って作製した磁気格子発生装置図 

ワイヤーチェンバー型磁気格子実験のセッ
トアップの概念図

図 




     v/a

原子の感じる横磁場のフーリエ変換．原子が磁気格子へ入射角
 で入射した場
合の例（入射位置によってスペクトルは若
干異なる）
．

F

ñz á

図 










            
図  縦磁場を掃引して得た磁気共鳴スペクトル

ように，多数の導線を空中に張ることにした．
ワイヤーチェンバーで用いられる金メッキタン
グステンワイヤー（径  ）をひっぱり，両の基本周波数の  倍， 倍 の周波数にも高脇に立てたプリント基板の穴に一本ずつハンダ

次の成分が存在する " #．スペクトルの細かい付けして作製した磁気格子生成器が，図  の写

ピークは，磁気格子の異なる 7結晶面8 に由来す で，るものである（わずかに，周期の数が有限であ

我々の腕ではこの狭さが限界であった．隣り合ることに由来するものもある）．この結晶面あうワイヤーに逆向きの電流が流れるようにしてるいは結晶の逆格子を利用した解釈は本質的であるため，磁気格子の周期は   である．原

あるので，詳しくは文献 " # を参照されたい．

子が感じる周期の数は約  周期である．本解なお，チャネリングの場合と異なり，このフー説記事のデータを取った磁気格子を作製するた

リエスペクトルがビームの磁気格子入射位置にめに使ったワイヤーの本数は  本である．

よってほとんど変わらないことを確認した．

真のものである．ワイヤーの間隔は実験のセットアップは，レーザーの入射位置実験で実際に得られた共鳴スペクトルが図 が多少違うものの，ほとんどプリント基板実験に示してある．このスペクトルも前出と同じよの場合と同じである（図 $ 参照）．

うに，縦磁場（つまりゼーマン分裂間隔）を掃

この磁気格子に，角度  3，すなわち磁引して得たものである．おおよそ，フーリエ変気格子中で 7チャネリング面8 を  回乗り越える換から予想されるようなスペクトルが得られてような角度で入射した場合に原子が感じる横磁いることがわかる．

場を計算しフーリエ変換したグラフを図  に示

この結果を受け，我々はスピンのコヒーレン

す． の周波数に強いピークが見られる．こト操作の実験を行った．原子の速度とゼーマン ­14

           

に伴う運動量変化の実証とその原子操作への応   

用を目指している．周期が小さくなると，周期場を作る固体表面に原子がより近づく必要がで

F

ñz á

るため，原子と固体表面との相互作用を良く理解し制御しなくてはならなくなる．現在は，透過型回折格子を利用した実験と，周期的に磁化した磁性薄膜を利用した実験を，熱原子ビーム


図




     

とレーザー冷却原子ビームの両方を用いて進めている．

原子スピンの章動を表すグラフ

また我々は，この解説で説明した理論は運動
誘起共鳴の取り扱い方のつに過ぎないと考え

分裂の条件を図  の一番強い共鳴線の条件に合ている．ほかの理論的な扱いも文献 "# に紹介

わせた．そして，磁気格子を生成する電流の大してあるが，もっと別の視点から，運動誘起共

きさを掃引し，それに応じてスピンの向き（正鳴の本質がえぐり出されるような理論の展開が確にいうとスピンの  成分）がどのように変化あることも期待している．

するかを観測した．その結果を図  に示す．周

理論的な整備も含め，')* 研究の低速原子へ

期磁場の振幅を大きくするにつれて，スピンのの展開はまだ始まったばかりであり，原理的な向きが正弦関数的に変化していく様子が見て取研究を超えて有意義な応用へつながるかは今後れる．実験データは，正弦関数  単一減衰指数の研究の進展次第であろう．

関数によってほぼきれいにフィットできている．

謝辞

この減衰の理由であるが，シミュレーションではもっと減衰が遅いことが予想されていたので，

本解説記事で紹介した結果は，小林佑輔，白おそらく実験の不完全さ，特に磁気格子の不完

石有為との共同研究で得られたものである．本

全さによるものではないかと推測している．こ研究は，日本学術振興会科学研究費補助金（課のグラフのように，原子状態のコヒーレントな

題番号 $， $）と文部科学省科学時間発展が運動誘起共鳴あるいは ')* で引き起技術振興調整費「若手研究者の自立的研究環境

こされることを直接的に示したのはこの実験が整備促進」事業の補助を受けて行った．

初めてである． ')* の ) が今回の 

( の

参考文献

意味で初めて実証されたと言ってもおもしろい．

" #      !0 9 :; <  -=.

 今後の展開と課題

0  - . "%! 9 :; <  0 $ 

我々は，')* 実験のアイディアを低速エネル- .#> ? *  @   4, <,A ' 3

0 $ - . "9*@< B

ギー実験に展開してきた．現在までのところ，従来の 6 磁気共鳴実験との比較ができる"# % & 0 ) &  0- .#

0   ) =6 30程度の共鳴周波数の領域で，通過時間で原理的 4 C  0 < 4 &, ( 0 9 D  3 ;に決まる細さとほぼ同じ幅の共鳴線を得ること) 0 9 E F,GG  H0 < & ,;; 0に成功し，コヒーレントなスピン操作のデモン< ! ;;(30ストレーションも達成した．

' ! B(3  C(3 (0 <  0  - $.

"# 中野裕司，東俊行，日本物理学会誌 0  

現在は，上述の比較的大きな周期を持つ場での基礎的な実験に一区切りをつけ，  程度の- .

より小さな周期の場での実験を行い，共鳴遷移 ­15

           

"# 中野裕司，しょうとつ -.0  - .
"# 東俊行， ,!
"# E (, ,(

 0 I *( 0 C C

(3 I I  ,0 <  ' ! B



,0

0

 -.
"$#   F ; !0  ,!
"# E (, ,(

 0 E; <  F

0  

-.
"#  (3 % % (;0 E; < F 0  - .
" # &5 C , 0 B %
%, 0B(1 G0 2

(3 &* < ,  30 <  ' ! 0  - .

" # I C1,(3 E  0 9<  )(6 %   0   -.
" # I C1
,0 I %, ,,0 0 <  ' ! E

(3 E0 - .
" # ) C(30E %  G,0(0 0 @ E 0 C C

,0 I I  

* @

I :

,0 @ 3 0 <  ' ! B



,0

(3

0 

-.
" # & % D  ;;0 ' ! 3 <  0 - $.
" # 偶数次の成分がないのは， 周期の間に同じ大きさの電流が等間隔で逆向きに流れているからである．実際の実験では  次の共
鳴線もわずかに観測された．この理由は，ワイヤーは直列につながっているので流れている電流の大きさは等しいものの，厳密に等間隔ではワイヤーを張れていないからであると考えている．

 ­16

           

「原子衝突のキーワード」
ローミング経路 (Roaming Channel)
大気，燃焼反応中，星間分子雲などの化学組成を予測する数値シミュレーションを行うには，起こり得る全ての反応素過程に対する反応速度定数が必要となる．2004 年に，それまで全く想定されていなかった素過程が HCHO 単分子の光分解において確認され[1]，注目を集めている．本稿では，その Roaming 経路について解説する．
図 1 に，HCHO 単分子が CO + H2 に解離する
二種類の経路を示す[2]．IM，SP，および MEP はそれぞれ，intermediate(中間体)，saddle-point(鞍点)，および，minimum-energy-path(最小エネルギー経路)の略である．Tight-SP を通る Straight 経路
は古くから知られており，2004 年以前は同反応を

図 1: HCHO 単分子の分解過程における Roaming
経路と Straight 経路. 計算方法は文献[2]を参照.

説明する唯一の経路であった．一方，Roaming 経路では，片方の H 原子が解離しかけた状態が生成し，その後，H 原子が HCO ラジカルを周回する．
この動きが徘徊しているように見えることから，徘

経路は，単分子の光分解や熱分解を解析する上なった．徘徊している H 原子は，もう片方の H 原子を見つけると再結合し，H2 分子として解離する．
このとき，遠方から吸い込まれるように再結合する

ンシャル面の非常に平坦な部分を徘徊する．そのな振動励起が，Roaming 経路を実験的に見つけため，反応トラジェクトリが最小エネルギー経路かるときの手がかりとなる．

ら大きく外れてしまうことが多く，ポテンシャル面のRoaming 経路を含めると，単分子 ABC が分解

調和近似を仮定した場合に，遷移状態理論が十する反応では以下の三つの経路が競合する．
(Roaming)

ABC → AB + C(Direct)

最後に，理論解析の難しさを指摘しておこう．
ルギーを持つことから分かるように，H 原子はポテることが顕著な特徴である．つまり，生成物の異常

ABC → AB·····C → A + BC

で欠かせない素過程であると結論できる．
図 1 で，SP1-IM1-SP2-IM2-SP3 がほぼ同じエネため，生成する H2 分子の伸縮振動が高励起され(Straight)

において，Straight 経路が全く寄与しないことが報告され[3]，注目を集めている．つまり，Roaming

徊を意味する Roaming という名で呼ばれるように

ABC → A + BC

ジカルである．さらに最近，NO3 ラジカルの光解離

分な精度を与えない．また，同じ理由から，経路に沿った鞍点の探索が非常に難しい．さらに，
NO3 の光解離において，電子励起状態において起こる Roaming が見いだされ[3]，その寄与も無視

Roaming 経路は Direct 経路の解離極限の近くをできない．従って，Roaming 経路の理論解析は，通るため，Direct 経路より若干低いエネルギー閾

非常に挑戦的な課題であるといえる．

値を持つ．例えば，HCO + H への解離エネルギ(北海道大学大学院理学研究院 前田理)

ーは Roam-SP や Roam-IM のエネルギー値より少参考文献

しだけ高い 3.978 eV である．Roaming 経路の発見
以来，これら三つの経路の競合が，CH3CHO の[1] Townsend et al., Science 306, 1158 (2004).

光分解や鎖状アルカン分子の熱分解など，様々[2] Maeda et al., Chem. Phys. Lett. 460, 55(2008).

な系で報告されている．このとき，徘徊する化学種[3] Grubb et al., Science 335, 1075 (2012).

は，H や O などの原子または CH3 や OH などのラCopyrigh t© 2012 The Atom ic Colli sion Soci ety of Japan, All ri gh ts reserv ed.

17

「原子衝突のキーワード」

m3
2P
3/2

偏極原子 (Polarized atoms)

2

2
m1

2P
1/2

偏極とは向きが特定の方向に偏ることであるが，

1

1

1

2

2

3

2

2

円偏光(σ +)
レーザー

偏極陽子や偏極中性子の場合，偏極しているのはスピンであり，これらは空間的に“スピンの向き”

2S
1/2を揃えた陽子や中性子のことを指す．同様にここ

m1

2

1

2

で取り上げる偏極原子は，スピン状態が空間的に
図 1: 円偏光レーザーによる光ポンピングと原子スピン偏極．（赤の実線：2S1/2 – 2P1/2 励起の場合，
青の点線：2S1/2 – 2P3/2 励起の場合）偏極された原子のことであり ，スピン偏極原子(Spin polarized atoms) と言うほうがより正確な記述である．
それでは偏極原子の場合，何のスピンが偏極Δm = 0, ±1 ともに起こりうる．すると，σ+レーザー

しているのであろうか．まずスピン偏極電子とはス

光を照射し続けて，吸収放出のサイクルを繰り返

ピンの向きが偏った電子のことである．従って電すと，m 磁気副準位が 1/2 の状態に原子が集中す

子スピン偏極原子は価電子のスピンが偏極している．基底状態は軌道角運動量 ℓ = 0 なので，スピる原子である．また，原子内電子と原子核の間にン角運動量 1/2 の状態に対応し，スピンの向きがは超微細相互作用 (hyperfine interaction)と呼ば偏った状態が生成される．m 磁気副準位間の緩れる電磁相互作用が働き核スピンと電子スピンが和が無視できれば，ほぼ 100 %スピン偏極した原

結合するため，核スピンと電子スピン双方を同時子を生成することが可能であり，これ以上の円偏に偏極出来る場合がある．

光の吸収は起こらない．2S1/2 – 2P3/2 間の遷移を励原子のスピン偏極を生成するのに，良く用いら起する場合も同様に基底状態の m＝1/2 状態にれる方法が光ポンピング法である [1]．最初の光原子の状態数が集中した偏極状態が生成されるポンピングは A. Kastler によりレーザー誕生以前

が，この場合は 2S1/2 (m＝1/2) 状態と 2P3/2 (m＝に行われたが，現在では円偏光レーザー光を用

3/2) 状態の間で吸収放出が繰り返される．

いることがほとんどである．光ポンピング法の特徴

スピン偏極された原子に対して，レーザー励起

は，円偏光レーザーで原子の電子準位を励起し，とラジオ波またはマイクロ波吸収を組合せた二重脱励起する過程を繰り返すことで，巧妙に原子の共鳴法を適用すると原子の Zeeman 分裂および超スピン角運動量を操作することにある．ルビジウム

微細構造分裂を精密に測定することが可能にな(Rb) などのアルカリ原子のように価電子が 1 つでる．Zeeman 分裂からは原子の核スピンについて，ある 1 電子系を例に説明しよう．スピン軌道相互超微細構造分裂からは原子の電磁モーメントに作用により，軌道角運動量が 1 以上の準位は分

ついての情報を取り出すことができる．またスピン裂して，微細構造を持つ．さらに磁気副準位 m ま

偏極原子線源は，原子の電子状態に，スピンので考えると，それぞれの微細構造準位が分裂し，向きというもう一つの自由度を測定に与えることか

原子のエネルギー準位構造は模式的に図 1 のよら，スピンに敏感な表面状態のプローブとして期うに表される．ここでは簡単のため，超微細構造

待されている．
(理化学研究所 松尾由賀利)は考えないものとする．熱平衡状態ではスピンの向きは半々であり，磁気副準位 m = ±1/2 の原子数存在比はほぼ同数である．ここで 2S1/2 – 2P1/2 間

参考文献のエネルギー準位に相当する波長の円偏光レー[1] W. Happer, Rev. Mod. Phys. 44, 169 (1972).

ザーを入射すると，光の偏光に対して選択則が生じる．例えば，右旋性円偏光(σ+)を入射した場合は m が 1 増加する遷移のみ起こるが，脱励起はCopyrigh t© 2012 The Atom ic Colli sion Soci ety of Japan, All ri gh ts reserv ed.

18

2012 年度 役員・委員会等会長
髙橋正彦（東北大学）
幹事
渡部直樹（北海道大学）（副会長）森下亨（電気通信大学）

足立純一（高エネルギー加速器研究機構） 星野正光（上智大学）
運営委員
石井邦和（奈良女子大学）

高口博志（広島大学）

星野正光（上智大学）

間嶋拓也（京都大学）

美齊津文典（東北大学）

本橋健次（東洋大学）

森下 亨（電気通信大学）

渡辺信一（電気通信大学）

足立純一（高エネルギー加速器研究機構） 岸本直樹（東北大学）
小島隆夫（理化学研究所）

冨田成夫（筑波大学）

日高 宏（北海道大学）

渡部直樹（北海道大学）

渡辺 昇（東北大学）
会計監事
城丸春夫（首都大学東京）
中村義春
常置委員会等
編集委員会

委員長：

渡部直樹（北海道大学）

行事委員会

委員長：

森下

広報渉外委員会委員長：

足立純一（高エネルギー加速器研究機構）

若手奨励賞選考委員会委員長：

大野公一（豊田理化学研究所）

国際会議発表奨励者選考委員会

委員長：

髙橋正彦（東北大学）

学会事務局

担当幹事：星野正光（上智大学）

亨（電気通信大学）

編集委員会
足立純一，岸本直樹，長嶋泰之，中井陽一，羽馬哲也，早川滋雄，日高宏

森林健悟，渡部直樹

しょうとつ

第９巻 第６号（通巻 49 号）

Journal of Atomic Collision Researchc 原子衝突学会 2012⃝
http://www.atomiccollision.jp/
発行: 2012 年 11 月 15 日
配信: 原子衝突学会 事務局<acr-post@bunken.co.jp>