原⼦衝突学会誌「しょうとつ」
2020 年 9 ⽉ 15 ⽇発⾏
第 17 巻第 5 号

原

⼦

衝

突

学

会

誌

しょうとつ

Journal of Atomic Collision Research

Vol.17 Issue5
2020

解説（第 20 回若⼿奨励賞受賞研究）
凝縮系での分⼦の振動回転および核スピン転換に関する理論・分光研究⼭川紘⼀郎

原⼦衝突学会｜www.atomiccollision.jp

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第 17 巻 第 5 号

目次

解説（第 20 回若手奨励賞受賞研究）
凝縮系での分子の振動回転および核スピン転換に関する理論・分光研究山川紘一郎 … 86

第 45 回原子衝突学会年会（オンライン） 参加登録・講演申込開始のお知らせ
行事委員会委員長 …102
第 22 回原子衝突学会若手奨励賞募集要項

顕彰委員会委員長 …102

2020 年日本表面真空学会学術講演会のお知らせ

広報渉外委員長「しょうとつ」原稿募集

編集委員会事務局 …104

…103

…104

ユーザー名とパスワード85

解説（第 20 回若手奨励賞受賞研究）

凝縮系での分子の振動回転および核スピン転換に関する理論・分光研究山川紘一郎
日本原子力研究開発機構先端基礎研究センター〒319-1195 茨城県那珂郡東海村大字白方 2-4

yamakawa.koichiro@jaea.go.jp
令和 2 年 6 月 22 日原稿受付

低温分子性固体の内部における，分子単量体の回転・核スピン転換とクラスター中の分子間振動の研究を解説する．前者については，凝縮系における単量体の核スピン転換と回転緩和の機構を説明し，それに基づいて，H2 O の転換速度の温度依存性と CH4 の 2 種及び 3 種異性体間の転換を議論する．後者については，Ar マトリックス中に分離した D2 O クラスターの系を対象とする．テラヘルツ・赤外吸収スペクトルの解析と，マトリックス効果を取り入れると共に対称性を正しく考慮した量子化学計算の結果から，(D2 O)3 の分子間振動モードを決定する．
が盛んに行われている [17]．同種粒子の不可弁

1. はじめに気相において分子の単量体やクラスターの別性によって核スピンと回転の自由度が必然持つ自由度が，固体表面への吸着または内部へ的に結びつくため，核スピン転換というテーマの捕捉によってどのような摂動を受けるかとは，「分子と媒質との間のエネルギー授受」という問題は，分子科学と凝縮系物理学の両観点いう観点からも興味が持たれている．

から，古くより興味が持たれてきた．例えば，凝縮系における分子の振動も，古くから研固体内の分子の回転は Pauling によってはじめ究されている問題の 1 つである．例えば，ゼて論じられ，ポテンシャルの異方性を表すパラオライトの細孔に吸着した H2 の振動数は，メータを用いて束縛回転の概念が定式化され気相に比べて 2% 低下することが知られ，電た [1]．彼は等核 2 原子分子を扱い，異方的な場由来の振動シュタルク効果の観点から説明

結晶場の関数として最も単純な形を仮定したされている [18]．低温の不活性媒質中に分子が，その後この研究は，様々な対称性を有するを捕捉した際も，多くの場合に振動数の赤方分子・結晶場の問題へと拡張された [2–4]．そ

偏移が観測されており，マトリックスシフト

して，最終的には置換反転群の理論 [5] を用いと呼ばれている [19, 20]．Volkenstein [21] とた統一的な記述が完成した [6]．

Buckingham [22] は，2 原子分子を対象とする*1

核スピンの存在は，量子力学の黎明期に H2単純化されたモデルに基づき，マトリックスシの比熱 [8] と回転スペクトル [9] の異常を説明

フトの大きさが媒質の臨界温度の平方根に比例する中で予言され [10–12] ，その後約 1 世紀にわすることを提案した．この傾向は，2 原子分子

たって，凝縮系における H2 の核スピン異性体

のみならず，多原子分子についてもおおよそ成間の転換は研究されてきた [13,14]．また，多原立することが知られ [23, 24]，さらには水素結子分子についても，Curl [15] と Chapovsky [16]合クラスターの分子内振動のシフトを記述するによる理論的研究以降，凝縮系での転換の観測際にも用いられている [25–27]．しかし，より精確な予測には，マトリックス効果を取り入れた量子化学計算の開発が不可欠である．特に，*1 置換反転群とその分子科学への応用に関しては，文献 [7] が詳しい．

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86

されているが，クライオスタットに直付けした
輻射シールドにより，ホルダー全体を覆った．

HgCdTe Detector
Spectrometer
RotaryFeedthrough

基板温度はシリコンダイオードを用いて測定
し，液体ヘリウムフロー時の下限値は 7.7 K でGate Valve

あった．クライオスタット下部に巻き付けた
Polyethylene

ヒーターの通電加熱により，基板温度を制御しAu Plate

た．超高真空槽全体に対して 390 K での加熱

Si Bolometer

脱ガス処理を 24 時間施した結果，ヘリウムフ
ロー時の到達圧力 1 × 10−8 Pa を得た．

図 1: 超 高 真 空 下 THz・IR 吸 収 分 光 装 置 ．
Adapted from [34] with the permission of
AIP Publishing.

ダイヤモンドは，THz 域から可視域までほとんど平坦な透過スペクトルを有し，機械的・熱的耐性に優れている一方，真空フランジへの溶接は困難である．そこで，窓部はバイトンのクラスターの分子間振動に対しては上記のモデO リングを用いて真空シールした．ダイヤモ

ルを適用できないため，第一原理計算が大きな

ンド窓部からの大気のリークを最小限にし，基役割を担う．

板周りの超高真空環境を保つため，分光器内を凝縮系と束縛分子の自由度の結合 [28] を理含む超高真空槽外の光路全体を，ターボ分子ポ

解する際には，対称性に基づく議論は有力なンプにより 10−4 Pa 台まで排気した．次節以道具となる．そのため，著者は対称性の観点

降に述べる実験では，不活性分子固体中に試料から，孤立分子の電子状態 [29, 30] および振動を分離・生成する「マトリックス分離法」を用

遷移 [31, 32] を考察してきた．これら一連の理いた．予め，370 K で 24 時間加熱脱ガス処理

論研究については他ですでに解説しているたを施した気体導入系において，不活性分子（X）

め [33]，本稿では凝縮系における分子単量体のと試料分子（Y）の気体を混合し，微流量調整

回転と核スピン転換，クラスターの分子間振バルブを通じて超高真空槽内の金基板上に凝縮動の研究に焦点を当てる．2 節において，著者した．希釈率（X/Y）は，導入系に設置した水らが開発したその場テラヘルツ（THz）・赤外

晶振動子真空計を用いて測定した，気体の分圧（IR）吸収分光装置を説明した後，3 節では単量比から求めた．

体，4 節ではクラスターの研究について述べる．

分光計内のビームスプリッターとして，THz域の測定（< 650 cm−1 ）には広帯域マイラー

2. 実験装置と方法

を，IR 域（> 650 cm−1 ）には KBr/Ge を用い

図 1 に，60〜7000 cm−1 の波数域を網羅した

た．分光計内の高真空環境を破らず，外部から吸収分光装置を模式的に示す．高輝度セラミッ

自動でビームスプリッターを切り替える機構を

ク光源の白色光をフーリエ変換型分光計外に取付与した．検出器も 2 種類用意し，THz 光にり出し，軸外し放物面鏡を用い，ダイヤモンド

対しては液体ヘリウム冷却のシリコンボロメー

窓を通して超高真空槽内の金基板に集光した．

タを，IR 光に対しては液体窒素冷却のテルル基板への入射角は 45 度とし，鏡面反射した光

化カドミウム水銀半導体を使用した．2 つの検は，2 枚の放物面鏡を用いて検出器へ集光した．

出器は，放物面鏡の向きを変えることにより切超高真空槽には，液体ヘリウム連続フロー型

り替えた．

クライオスタットを設置した．クライオスタッ

図 1 の装置は，4 節で述べる D2 O クラスター

ト先端に無酸素銅製の試料ホルダーを接続し，の分光測定に用いた．3 節で解説する，H2 O，ホルダー上に金基板を固定した．図 1 では省略

CH4 単量体の核スピン転換測定には，独立のCopyright© 2020 The Atomic Collision Society of Japan, All rights reserved.

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超高真空下 IR 吸収分光装置を用いた．この装置は，「測定波数範囲が 850〜7000 cm−1

JKa Kc とラベルするのが一般的である．この表」，「金記について簡単に説明する [36]．H2 O の慣性

基板の下限温度が 5.2 K」，「光の基板への入射主軸の内，分子平面に垂直なものを c 軸，2 回

角が 80 度」，
「窓材がフランジ溶接した BaF2 」，

回転軸を b 軸，これら 2 本に垂直なものを a 軸「超高真空槽外の光路の真空度は，高真空ではとする．各軸周りの慣性モーメント Ia , Ib , Ic はなく中真空」という 5 つの点で異なるが，その回転ハミルトニアンにパラメータとして含まれ他については図 1 の装置に準じている．

ており，その大小関係は，Ia < Ib < Ic である．
ここで，Ib の値を断熱的に変えて Ib = Ic また

3. 分子単量体の回転と核スピン転換

は Ib = Ia とし，仮想的に対称こまへ移行する

3.1 核スピン異性体と回転状態ことを考える．前者（後者）の場合，回転角運

H2 , H2 O, CH4 のように，スピン 1/2 の水素

動量の a（c） 軸射影成分の量子数 Ka（Kc ）を原子核（陽子）を回転対称位置に有する分子に定義できる．パラメータの変化が断熱的であは，核スピン異性体が存在する．回転対称位置

れば，エネルギー準位は 1 対 1 に対応付けらにある水素原子核の合成スピンを I とすると，れ，非対称こまの回転準位は JKa Kc により一意

H2 , H2 O では I = 1, 0, CH4 では I = 2, 1 (3), 0

的に指定できる．水素原子核の交換に対応する(2) がとり得る値である．ここで，括弧内の数

回転操作は b 軸周りの π 回転であり，これは a,

字は縮重度 dI を表し，括弧のないものは dI = 1

c 軸周りの π 回転の積で表せることに注意するである．dI は，スピンの量子化軸（z 軸）射影と，Ka + Kc の偶奇が核スピン I に依存するこ

成分の量子数 Iz に関する縮重度 d′I (= 2I + 1) ととが導かれる．すなわち，Ka + Kc の値はオルは，異なることに注意してほしい．陽子のスピ

ソ（I = 1）では奇数，パラ（I = 0）では偶数と∑ン縮重度は 2 であるため，

なる．

′
n
I dI dI = 2 が成立

する．H2 , H2 O の場合，異性体は 2 種類あり，

核スピン異性体間の転換，すなわち核スピン

dI d′I の値が大きい方（I = 1）をオルソ，小さい

転換は，孤立分子では禁制である．例えば H2方（I = 0）をパラと呼んで区別する．CH4 の場の場合，転換の時定数は 1020 s オーダーと計算

合には，異性体が 3 種類あり，dI d′I の大きい順

されている [37]．しかし，分子が固体表面へ吸にオルソ（I = 1）
，メタ（I = 2），パラ（I = 0）

着する，または固体内部に捕捉されると，数秒と呼ぶ．

から数時間という時間スケールで転換が進むこ

陽子はフェルミ粒子であるため，その置換にとが知られている [14,17]．続く 3.2 節では，凝ついて H2 , H2 O, CH4 の波動関数は反対称にな

縮系における分子の核スピン転換と回転緩和にる必要がある．この要請から，回転状態と核ス

ついて述べる．

ピン状態の間には，特定の組み合わせのみが許3.2 転換を伴う回転緩和

H2 の場合，回転量子数 J の値は，オ凝縮系が非磁性の絶縁体である場合を考え

ルソ（I = 1）では奇数，パラ（I = 0）では偶数

る．3.3 節以降で具体例として扱う希ガス結となる [35]．CH4 は球対称こま分子であるた晶や CH4 結晶は，いずれもこの場合に相当

め，H2 と同様，回転エネルギーは J のみに依する．2 原子分子 [13, 38] と多原子分子 [39–存する．J ≤ 3 の範囲に限ると，オルソ（I = 1）

41] では，これまで異なる転換機構が提案さは J = 1, 2, 3，メタ（I = 2）は J = 0, 3，パラ

れており，それらの統一は大きな課題の一つ（I = 0）は J = 2 のみをとる．

である [17]．著者はこの目的のため，H2 [42],

される.

*2

非対称こま分子である H2 O の回転準位は，H2 O [43], CH4 [44–46] の核スピン転換を研究してきたが，本稿では多原子分子に焦点を当て*2 電子系，振動系は基底状態にあるとしている．

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(a)

Para
(I = 0)ある．図 2(a) の通り，この縮退は O 結晶場中

Ortho
(I = 1)c

でもそのまま残る．球対称こまである CH4 のJ = 1 準位の縮退も，O 結晶場下では解けない．

111

E2
b

E1

一方，J = 2 の準位は 3 つに分裂し，図 2(b) にはその内の最低エネルギー準位のみを示してい101

る．この準位は，パラ，オルソ異性体の両方が占有できる.*4 3.3 節以降で扱う 3 つの例について，図 2 に示した回転準位のエネルギー E1 , E2a0の値を，気相値と共に表 1 にまとめた．

000

続いて，転換に伴う回転エネルギー授受の詳細を論じる．はじめに，2 種の異性体が存在

(b)
E2

Para
(I = 0)Ortho(I = 1)cdMeta(I = 2)する H2 O を扱う．著者は，既存の電子スピンの緩和モデル [52] を核スピンの場合に拡張し，

H2 O の転換速度の温度依存性を導出した [43]．

J=2

この方法の要点を以下に説明する．図 2(a) の準位 i(= a, b, c) の占有数を Ni とおく．20 K 以
下の低温を考えると，c より上の準位の占有数b0は小さいため，J=1E1aNa + Nb + Nc = const

J=0

(1)

とし，3 準位系を扱う．また，エネルギー E のフォノン数を与えるボーズ分布関数を

図 2: O 結晶場下の (a)H2 O と (b)CH4 の低エネ
ルギー回転準位．

n(E) = [exp(E/T ) − 1]−1(2)と定義する．ボルツマン定数を 1 にとり，E には温度の次元を持たせている．単位時間当たて解説する．

りに H2 O が準位 i から j へ遷移する確率 wi→j

まず，多原子分子が非磁性の絶縁体中に単離は，次のように表される．

された場合，分子内の磁気相互作用*3 が異なる核スピン状態を混合する．3.1 節で述べた通wb→a = ga A[n(δ) + 1],(3)

り，核スピン異性体は特定の回転状態のみをと

wa→b = gb An(δ),(4)

るため，転換が起きるためにはさらに回転エネ

wb→c = gc B1 n(∆),(5)

ルギーの授受が必要となり，フォノンがその役

wc→b = gb B1 [n(∆) + 1],(6)割を担うと考えられている [41]．図 2 に，O 対

wa→c = gc B2 n(δ + ∆),(7)

称性をもつ結晶場中の，H2 O と CH4 の低エネ

wc→a = ga B2 [n(δ + ∆) + 1].

(8)

ルギー回転準位を示す．例えば，面心立方構造

gi は準位 i の回転及び核スピンに関する縮重度をもつ希ガス結晶の 1 置換サイトは，O 対称性を表し，ga = 1，gb = 9，gc = 3 である．δ ≡ E1 ，を有する．異方的なポテンシャル中では，J は∆ ≡ E2 − E1 と定義しており，A，B1 ，B2 は温度

量子数とはなりえないが，準位を区別するラベに依存しない係数である．3 準位に関するレー

ルとして引き続き用いる．気相において，H2 O

ト方程式は，の 101 , 111 準位の回転に関する縮重度は 3 で*3 これには，「2 つの陽子スピン間」と「分子回転に伴う磁場と陽子スピン間」の磁気双極子相互作用という 2種類がある．

*4 図 2(b) では便宜的に，パラ（オルソ）異性体が占有する準位を c（d）とラベルして区別している．

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89表 1: 気相及び各種結晶中における，H2 O と CH4 の第 1（E1 ），第 2（E2 ） 励起回転準位のエネルギー (K)．

H2 O

CH4

気相 [47]

Ar 結晶 [48]

気相 [49]Xe 結晶 [50]

CH4 結晶 [51]

E1

34.2

32.1

15.1

13.5

12.7

E2

53.4

46.6

45.2

33.5

30.8


dNi
= −
dt

∑


wi→j  Ni +j(̸=i)∑

加するため，実験から得られる転換速度の温度依存性を解析する際には，温度範囲とデータ点

wj→i Nj (9)j(̸=i)の数に基づいて扱う準位数を定める必要があと表される．ここで，共にパラ異性体に属する

る.*5

a-c 間の遷移は，a-b，b-c 間に比べて圧倒的に速次に，CH4 の転換を論じる [46]．図 2(b) にいことに注目する．これは，A ≪ B2 ，B1 ≪ B2

示す 4 準位 a，b，c，d に関するレート方程式を意味する．よって，数秒から数時間というは，式 (9) において i = a, b, c, d としたものに相転換の時間スケールを問題にする限り，wa→c ，当する．共にオルソ異性体に属する準位 b, d のwc→a の含まれる項は除外し，Nc /Na は常に熱占有数比 Nd /Nb は熱平衡値に等しいものとし，平衡値に等しいと考えてよい．これと，総分子総分子数の保存も用いると，変数の数は 4 から数の保存を表す式 (1) を合わせると，3 変数の

2 へと減少する．H2 O の場合のように 1 変数とレート方程式 (9) は，次のような 1 変数の 1 階ならない理由は，CH4 には 2 種ではなく 3 種の微分方程式に帰着する．

の異性体があるからである．2 変数の 1 階の連

dNi= −kNi .
dt

立微分方程式の解き方は確立しており，方程式(10)の係数で記述される判別式 D の符号に応じて，次のように 3 種類の解がある [46]．

k は核スピン転換速度に相当し，以下に示す温D > 0 : N = C0 + C1 e−k1 t + C2 e−k2 t ,度依存性の表式が得られる．
k=9{An(δ) + 3B1 [n(∆) + 1] exp(− δ+∆T )}1 + 3 exp(− δ+∆T )+A[n(δ) + 1] + 3B1 n(∆).

(12)

D = 0 : N = C0′ + C1′ e−kt + C2′ te−kt ,
(13)
′′
′′
′′
D < 0 : N = C0 + (C1 cos βt + C2 sin βt)e−αt .

(14)

(11)

3.3 節で示すように，この式の妥当性は実験′′′
N はある準位の占有数を表し，Cm , Cm
, Cm

により検証することができ，測定データへの(m = 0, 1, 2) は初期条件で決まる係数である．

フィッティングから A, B1 の値を決定すること

k1 , k2 , k, α, β は wij を用いて表現され，式 (11)ができる．

のようにそれぞれ温度依存性を書き下すことも以上では a, b, c の 3 準位系を仮定したが，こできるが，ここでは割愛する．

の議論は任意の準位数の系に拡張できる．実

IR 吸収分光法を用いた CH4 の核スピン転換

際，文献 [43] では，4 準位系における温度依存の先行研究では，式 (12)-(14) で記述される占性の式も導出している．一般に， n 準位系の有数の時間変化は観測されず，式 (10) に従う単レート方程式は n 変数を含むが，「同一の核ス

一指数関数的な変化のみが現れていた [41, 53]．

ピン異性体に属する準位の占有数比は，熱平衡

これは Xe をマトリックス種とした著者らの実値に等しい」とすることで，常に 1 変数問題へ

験でも同様であり [45]，3.4 節においてこの結帰着できる．ただし，考慮する準位数を増やす*5 3.3 節に示す解析では，3 準位の場合の式 (11) を用いと，その分フィッティングパラメータの数が増る．

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90

果の解釈を説明する．また，著者らは結晶 CH49を測定対象とすることで，式 (12) に従う時間変化の観測に成功し，3 種の異性体間の転換を初めて報告した [46]．この研究については，3.5,6,,7('&%!$#"!

節で紹介する．

3.3 Ar マトリックス中の H2 O：転換速度の温度依存性と緩和経路

Ar マトリックス内で束縛回転する H2 O 単量8):体の IR 吸収スペクトルを測定し，オルソ・パ
ラ異性体由来の吸収ピークの時間変化から，核8-2;

スピン転換速度を求めた．さらに，転換速度の温度依存性を測定し，3.2 節に示した式 (11) に

)*,,

)*-,

.%/(&01!($23'14)5

基づいて解析した [43]．この研究について，以下に解説する．

Ar と H2 O を分圧比 Ar/H2 O = 10000 で混合
し，13 K に冷却した金基板へ凝縮した．凝縮
後に試料を 22 K でアニールし，結晶構造を整えた．アニール処理後に試料を 7.0 K に急冷し，IR 吸収スペクトルの時間変化を測定した．

)*+,

図 3: Ar マトリックス中に分離した H2 O の IR
吸収スペクトルの時間変化．H2 O の変角
振動領域を示す．基板温度は 7.0 K．破線
は t = 50 s，実線は t = 11730 s のスペクト
ル．O はオルソ，P はパラの単量体，D は2 量体，T は 3 量体を表す．Adapted from[43] with the permission of EDP Sciences.

その結果を図 3 に示す．基板温度が 7.0 K に落ち着いた時刻を t = 0 s とした．
98

: 76514+32*,+*)10,+/.-,+*)

H2 O 単量体の吸収ピークは 1608 cm−1 (O1),1624 cm−1 (P), 1636 cm−1 (O2) に現れている．
順に，110 ← 101 ，111 ← 000 ，212 ← 101 という回転準位間の遷移に対応し，いずれも変角振動
量子数の変化は 1 ← 0 である．O1, O2 はオルソ異性体，P はパラ異性体に由来する吸収であ
る．2 量体（D），3 量体（T）由来の吸収ピー
クも，1593 cm−1 ，1602 cm−1 にそれぞれ検出
した．

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! #
1=
1>9

! $
! %
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! (
!

時間経過と共に O1, O2 は減衰し，P は成長した．これは，H2 O のオルソからパラへの核
スピン転換が，Ar マトリックス内で進行したことを示唆する．図 4 に，7.0 K における P，

O1 ピークの積分強度の時間変化を示す．いず9!

(!
;37,15<:'!

図 4: 7.0 K における，P，O1 吸収ピークの積
分強度の時間変化．単一指数関数 (15) によるフィッティング結果を実線で示す．
Adapted from [43] with the permission of
EDP Sciences.

れも，単一の指数関数
I(t) = [I(0) − I(∞)] exp(−kt) + I(∞) (15)

kO1 = 0.33 ± 0.04 h−1 を得た．これらの値が実により良く再現された．I(t) は時刻 t での積分

験誤差の範囲で一致したため，図 3 に示したス

強度，k は転換速度を表す．転換速度の値としペクトルの時間変化は，確かに H2 O の核スピて，P からは kP = 0.36 ± 0.02 h−1 ，O1 からはン転換に由来すると結論した．
同じように他の温度でも測定・解析を行い，Copyright© 2020 The Atomic Collision Society of Japan, All rights reserved.

91

1

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4%56%.')7.%-/82

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図 5: Ar マトリックス中に分離した H2 O の核
スピン転換速度の温度依存性．実線は，式(11) によるフィッティング結果を表す．
Adapted from [43] with the permission of
EDP Sciences.

図 5 に示す転換速度の温度依存性を得た．温度が高くなるほど転換は速くなる傾向が現れている．3.2 節で導出した式 (11) によるフィッティ

図 6: Xe マトリックス中に分離した CH4 の IR
吸収スペクトルの時間変化．基板温度は8.5 K．破線は t = 0 s，実線は t = 7200 sのスペクトル．(a) 三重縮重伸縮振動（ν3 ）領域，(b) 三重縮重変角振動（ν4 ）領域．
Reprinted from [45] with the permission of
EDP Sciences.

ングの結果も，図 5 に示している．フィッティ
ングに際しては，表 1 の値を用いて δ = 32.1

K, ∆ = 14.5 K と固定し，A = 0.30 ± 0.04 h−1 ,B1 = 0.17 ± 0.03 h−1 を得た．A は図 2(a) に示した準位 b から a へ直接緩和する経路の，B1
は中間準位 c を経由して緩和する間接経路の寄スペクトルの時間変化を解析することで，観測与を意味しており，両者の寄与が同程度である

された 2 種異性体間の転換速度を求めた [45]．

ことをフィッティング結果は示している．3.2

この研究を以下に紹介する．

節で式 (11) を導出する際に展開した議論は，2Xe と CH4 を分圧比 Xe/CH4 = 2000 で混合

種類の核スピン異性体を有する分子の転換に対し，25 K に冷却した金基板へ凝縮した．試料

して一般に適用できる．よって，同様の方法をを 55 K でアニールした後に 8.5 K に急冷し，用いて，今後 H2 O 以外の分子についても転換

IR 吸収スペクトルを測定した．基板温度が 8.5

速度の温度依存性の解析が進むと期待される．

K に落ち着いた時刻を t = 0 s と定義した．図6 に，Xe マトリックス中に分離した CH4 のス

3.4 Xe マトリックス中の CH4 ：2 種異性体

ペクトルの時間変化を示す．R(0) 枝は CH4 の間の転換

メタ異性体（I = 2），P(1), Q(1), R(1) 枝はオ

Xe をマトリックス種として，CH4 の振動回

ルソ異性体（I = 1）に由来する吸収ピークで転スペクトルを測定した．オルソ，メタ異性体

あり，時間経過と共に前者は成長，後者は減衰由来の吸収ピークは分離して観測されたのに対している．この結果は，オルソからメタへの核

し，パラ異性体のピークは検出されなかった．

スピン転換を示唆している．H2 O の場合と同Copyright© 2020 The Atomic Collision Society of Japan, All rights reserved.

92表 2: Xe マトリックス中に分離した CH4 の核ス
ピン転換速度（k）．基板温度は 8.5 K．IR
吸収スペクトルの ν3 ，ν4 振動領域に現れた，Q(1), R(0), R(1) ピークから求めた値をそれぞれ示す [45]．

k (h−1 )

帰属
ν3

ν4

Q(1)

1.78 ± 0.11

1.77 ± 0.19

R(0)1.58 ± 0.03

1.83 ± 0.13

R(1)1.54 ± 0.17

1.38 ± 0.17
図 7: EJK モデルに基づく，CH4 の結晶相 II の構造．ほぼ自由回転する分子を球，秤動す
る分子を正四面体で示しており，正四面体の頂点は CH4 の水素原子核に対応する．
Reprinted from [55] with the permission of
AIP Publishing.

様に，吸収ピークの積分強度を時間に対してプ
ロットしたところ，式 (15) の単一指数関数によく従うことがわかった．表 2 に，各吸収ピー
クから求めた転換速度をまとめた．P(1) は強て秤動するのに対し，残りの 1/4 はほとんど自度が弱く，積分強度の算出に伴う誤差が大き由回転する」という特異な構造を持つ．図 7 はかったため，除外した．表 2 の値は，測定誤差

この構造を模式的に示している．回転分子の位の範囲でほとんど一致しているため，図 6 に示置するサイトは O 対称性を有しており，周りしたスペクトル変化は，確かにオルソからメタの秤動分子がつくる電気八極子場が，このサイへの核スピン転換に由来する．

トでちょうど打ち消し合っている．以下に述べ

図 6 のスペクトルにパラ異性体由来の吸収

るように，著者らは結晶相 II において回転すピークが検出されず，オルソ-メタ間の転換にる CH4 分子に注目し，3 種異性体間の転換を起因する，単一指数関数 (15) に従う時間変化観測した [46]．

が観測されたという結果は，図 2(b) の c, d 準位

CH4 を 30 K の金基板へ凝縮し，38 K でのが縮退していることから考えて妥当と言える．

アニール処理により結晶構造を整えた後，5.2

すなわち，J = 2 準位の縮退によりパラ-オルソ

K に急冷して CH4 の結晶相 II を生成した．急間の転換がオルソ-メタ間に比べて十分速やか冷後の IR 吸収スペクトルの時間変化を図 8 にに進行したため，基板温度が 55 K から下がり示す．基板温度が 5.2 K に落ち着いた時刻を

8.5 K に落ち着くまでの間に，パラ異性体の存

t = 0 s とした．スペクトルには，秤動分子に在量が検出水準以下になったと考察した．

よる吸収（L0←0 ）に加え，回転分子による吸収

3.5 結晶 CH4 ：3 種異性体間の転換

ピークが複数現れた．後者の内，R(0) はメタ

結晶 CH4 は，真空下で 20.4 K において相転種，P(1), Q(1), R(1) はオルソ種に由来する．

移を起こし，高温側は相 I，低温側は相 II と呼さらに，Xe マトリックス中の CH4 のスペクト

ばれる [54]．いずれも面心立方構造をとる点で

ルには観測されなかった，パラ種に由来するは共通しているが，次のように配向秩序が異Q(2), R(2) も検出した.*6なる．相 I では全ての分子が秤動し，分子軸の*6 コリオリ相互作用により，Q 枝に相当する J = 2 準向きに長距離秩序はない．一方，拡張 James-

位からの遷移は 2 種類観測されることが知られており，これらを Q(2), Q(2) と区別した．後者は Q(1) とほぼ同じ遷移振動数を持つと計算されているため [55]，3012.4 cm−1 のピークは Q(1) と Q(2) の重ね合わせでKeenan（EJK）モデルによると [51]，相 II は「全体の 3/4 の分子は分子軸の向きを秩序化しCopyright© 2020 The Atomic Collision Society of Japan, All rights reserved.

93

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8)6#(.90" /図 9: 結晶 CH4 （相 II）の IR 吸収スペクトルのν3 振動領域に観測した，R(0), R(1), Q(2)吸収ピークの積分強度の時間変化．基板温度は 5.2 K．単一指数関数，双指数関数によるフィッティング結果をそれぞれ破線，
実線で示す．Reprinted from [46] with thepermission of AIP Publishing.

図 8: 結晶 CH4 （相 II）の IR 吸収スペクトルの時間変化．ν3 振動領域を示す．基板温度は 5.2 K．Adapted from [46] with thepermission of AIP Publishing.

図 9 に，R(0), R(1), Q(2) 吸収ピークの積分
強度を時間に対してプロットした．R(1) は，一動するような挙動は図 9 に現れていないため，

旦増加した後に減少に転じている点で特徴的で

式 (14) は除外される．一方，式 (13) に基づいあり，このような変化は明らかに式 (15) の単て，R(0), R(1), Q(2) の積分強度の時間変化を一指数関数では再現できない．また，R(0) に

同時フィッティングしたところ，k = 1.3 h−1

ついて式 (15) によるフィッティングを試みたを得た．しかし，この時の残差平方和の値が，ところ，図 9 の破線で示すようにプロットから式 (16) を用いた場合に比べて 4 倍の大きさで外れる結果を得た．そこで，あったため，式 (12) の双指数関数が実験結果の記述に最も相応しいと結論した．

IX (t) = A1X e−k1 t + A2X e−k2 t + IX (∞) (16)と い う 双 指 数 関 数 を 用 い て ，R(0), R(1),3.4 節で述べたように，マトリックス中ではQ(2) の 時 間 変 化 を 同 時 フ ィ ッ テ ィ ン グ しオルソ-メタ間の転換のみが観測されており，Oた．ここで，X = R(0), R(1), Q(2) であり，結晶場下ではパラ，オルソ異性体の J = 2 のA1X , A2X , IX (∞), k1 , k2 はフィッティングパラ

準位が縮退していることが要因と考えている．

メータである．結果は，図 9 に実線で示されよって，3 種異性体間の転換が観測されたといている．式 (16) は 3.2 節の式 (12) に対応してう実験結果は，EJK モデルで仮定される O 対

おり，これにより測定データが再現されたこと称性が少なくとも局所的には破れており，そは，結晶 CH4 中の 3 種異性体間の転換が観測の結果としてパラ，オルソ異性体の縮退が結されたという事実を明確に示している．フィッ

晶 CH4 中で解けていたことを示唆する．対称ティングにより得られた 2 つの転換速度は，性の破れには，並進秩序と配向秩序の乱れとい

k1 = 0.48 h−1 , k2 = 2.3 h−1 である．

う 2 つの可能性がある．ただし，上記の実験で上の議論では式 (12) を前提としていたが，式は試料を 38 K でアニール後，相 I と相 II の(13)，(14) に従う時間変化の可能性も吟味する転移温度である 20.4 K をまたいで急冷した点必要がある．まず，積分強度が時間に対して振に，注意が必要である．2 つの相は共に面心立方構造であるため，並進秩序の乱れの可能性はほぼ除外されるのに対し，急冷に起因する配向あると判断した．

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94対側に位置する．よって，3 回対称性は崩れており，3 つの O の位置を固定した時，等価な最安定構造が 6 つ存在する．等価構造間は，陽子のトンネル運動により行き来することができる．レーザー分光実験によると，気相における
図 10: 密度汎関数法により計算した，H2 O の 2-5
量体の最安定構造．汎関数には B3LYP，基底には 6-311++G(d,p) を用いた. 文
献 [56] より修正して転載.

3 量体の振動回転スペクトルは対称こまの回転構造を持つ [57]．これは，上述の 3 回対称性の破れと一見矛盾する．しかし，「陽子のトンネ
ル運動は回転に比べて十分速く，3 量体が 1 回転する間に等価構造が平均化されるため，回転秩序の破れは十分に考えられる．一般に，急冷を扱う範囲では C3h 対称性を持つとみなせる」

前後の温度差は大きくとった方が核スピン転換と考えれば，説明がつく．

の観測は容易になるが，上記の縮退解消の原因

クラスター中の水分子の OH 共有結合は，水をさらに究明するためには，相 I の関与しない

素結合に直接関与する (OH)b と，そうでない

核スピン・回転緩和の解析が今後必要になるだ(OH)f の 2 種類に分類される. *7 前者の伸縮振ろう．

動数は，クラスターの構造やサイズに大きく依存することが知られ，数多くの先行研究により

4. クラスターの分子間振動

精度良く決定されている．著者らは，IR 吸収

4.1 水クラスター研究の背景

分光法とマトリックス分離法を用いて，帰属が水クラスターは，主に 2 つの目的で研究が確立している伸縮振動域のスペクトルを基に，進められてきた．1 つ目は，氷や水の物性を特

水クラスターの「サイズ分布制御 [27]」，「成長

徴づける「水素結合」の性質の解明である．水機構の考察 [27, 58]」，「分子内振動に対するマ素結合という分子間相互作用の理解は，ポテン

トリックス効果の評価 [26, 27]」を行ってきた．

シャルエネルギー曲面の高精度決定と言い換えこれらの研究についてはすでに過去の記事でられ，クラスター内の振動の測定が，第一原理解説しているため [56, 59]，本稿では水クラス

計算との両輪で行われてきた．もう 1 つの目的

ターの分子間振動モードに焦点を当てる．

は，地球の放射エネルギー収支に対する水蒸気

一般に，水の n 量体の分子間振動モード数はの寄与の評価である．水分子の OH 伸縮振動

6n − 6 である．3 量体の場合，12 個の分子間振の IR 吸収強度は，水素結合の形成により増強

動モードは，ねじれ，O-O 伸縮，面内変角，面することが知られている．また，クラスターの外変角の 4 種に分類され，それぞれに 3 つの形成は，水分子間振動に由来する THz 域の吸モードが属する．仮に，3 量体が C3h 対称性を収ももたらす．よって，水蒸気の温室効果を評有しているとすると，分子間振動モードは点群価する上で，クラスターの振動モードとその吸C3h の既約表現 A′ ，E ′ , A′′ , E ′′ のどれかに分収強度の決定は不可欠である．

*8 この内，E ′ , A′′ モードのみが THz類される．

図 10 に，H2 O の 2-5 量体の最安定構造を示活性であり，ねじれ，O-O 伸縮，面内変角，面す [56]．図の通り，3-5 量体では環状の構造が外変角の 4 種類は，それぞれ E ′ または A′′ を 1

最安定となる．本稿では特に，3 量体に注目すつずつ含む [61]．よって，分子間振動モードのる．まず，3 つの O は正三角形を成しており，基本音に対応する THz 吸収ピークは，計 4 本

O がつくる平面を PO と名付ける．水素結合に*7 b は bonded，f は free の頭文字である．

関与しない 3 つの H は PO から外れており，そ*8 点群とその物理化学への応用に関する初等的な教科書の内 2 つは PO に対して同じ側，もう 1 つは反としては，例えば文献 [60] がある．

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95

用することで，Ar マトリックスの効果を取り入れた D2 O クラスターの量子化学計算を行った．ここでは 3 量体を例にして，計算手順を説明する．第 1 段階では，6-311++G(d,p) を基底関数とした Hartree-Fock 計算により，3 量体の構造最適化を行った．これにより，C3h 対称性を持たない最安定構造を得た．第 2 段階では，格子定数 5.3118 Å [64] の面心立方構造をもつ(Ar)86 クラスターを準備し，第 1 段階で構造最適化した (D2 O)3 によって，中央の 3 つの Ar
原子を置換した. *9 (D2 O)3 を取り囲む Ar は，

図 11: ONIOM 計 算 に よ り 最 適 化 し た(D2 O)3 −(Ar)83 の構造．球で表した最隣
接 Ar は実線，第 2 隣接 Ar は破線で結ばれている．Adapted from [34] with thepermission of AIP Publishing.

第 1 隣接（NN）層と第 2 隣接（SNN）層に分類され，それぞれの Ar 原子数は 22, 61 である．第 3 段階では，(D2 O)3 -(Ar)83 の構造最適化と振動数計算を行った．基底関数は，(D2 O)3に対しては 6-311++G(d,p)，Ar に対しては 6-観測されることになる．しかし，前述の通り，

31+G(d,p) を適用した．Ar マトリックスの柔

最安定構造では 3 量体の C3h 対称性は完全に軟性を取り入れるため，NN 層の Ar は一定の破れている．これにより，振動の縮退は解け，比率で膨張・収縮する自由度を残し，SNN 層

12 個のモードは全て THz 活性となる．

の Ar は完全に固定した．このようにして得ら

水クラスターの分子間振動は，実験・計算のれた最適化構造を，図 11 に示す．同様の方法

いずれにおいても，分子内振動に比べて圧倒的を用いて，(D2 O)2 -(Ar)54 ，(D2 O)4 -(Ar)94 の構に研究例が少なく，THz スペクトルの帰属は

造，振動数も計算した．

十分に理解されていない．そこで著者らは，2実験では，Ar と D2 O の混合気体を 7.7 K の節で述べたその場吸収分光装置を用いて，Ar

金基板へ凝縮した．単量体ではなくクラスター

マトリックス中に分離した D2 O クラスターのを主な測定対象としたため，希釈率は 3 節で解THz スペクトルを測定し，帰属が確立してい説した実験よりも低い値である Ar/D2 O= 800

る IR 域のスペクトルと比較して解析した．さに設定した．凝縮後，「スペクトル測定」，「加らに，「マトリックス効果を取り入れると共に，熱」，「7.7 K への再冷却」のサイクルを繰り返

クラスターの対称性を正しく考慮した量子化学

し，加熱温度は 15, 20, 25 K と順に高くした．

計算」を行うことで，THz スペクトルの帰属を

図 12 に，THz・IR 吸収スペクトルの測定結決定した．D2 O クラスターでは，H2 O に比べ果を示す．図 12(a), (b) に現れている 22 本のてトンネル運動が抑制されるため，分光実験とTHz 吸収ピークを，P1 - P22 とラベル付けし計算の比較がより容易であると期待した．4.2

た．図 12(c) は OD 伸縮振動域のスペクトルで節では，この研究について解説する．

あり，4.1 節で述べたように，この領域に現れるピークの帰属はよく確立している．図 12(c)4.2 Ar マトリックス中の (D2 O)3に示した通り，(D2 O)n の n = 1-6 に由来する

計算対象を複数の階層に分け，階層ごとに異吸収を，それぞれ PI -PVI と名付けた．6 量体

なる計算レベルや制限を付与する ONIOM 法*9 クラスターの O-O 間距離と，結晶 Ar の最隣接原子間（our own N-layered integrated molecular or-

距離は同程度であるため，2-4 量体はこのような置換で結晶内に収容できる．

bital and molecular mechanics） [62, 63] を適

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96

(a)
䢳

(b)
䢴

䢳䢷
䢵

Absorbance

(c)

䢶 䢷

䢸

䢹 䢺䢻

䢳䢲

䢳䢳 䢳䢴

䢳䢵

䣘

䢳䢸

䢳䢶

䢳䢹 䢳䢺 䢳䢻

䢴䢲 䢴䢳

ν3

(OD)b

䣋䣘

䣘䣋

䣋䣋䣋

ν1

䣋䣋

(OD)f

䣋

䢴䢴

(D)

(C)

Wavenumber (cm-1)

図 12: Ar マトリックス中に分離した D2 O クラスターの THz・IR 吸収スペクトルの加熱温度依存性．波数
域は，(a) 50 - 255 cm−1 ，(b) 255 - 550 cm−1 ，(c) 2260 - 2850 cm−1 ． 希釈率は Ar/D2 O=800，スペ
クトル測定時の基板温度は 7.7 K. 4 本のスペクトルの内，1 番下は加熱前，下から 2, 3, 4 番目は 15,
20, 25 K で加熱後にそれぞれ測定した．Adapted from [34] with the permission of AIP Publishing.

(a)に起因する [27]．図 13 (c), (d) に示すように，(b)

P5 , P11 , P13 , P16 , P19 は PIII と類似の加熱温度依存性を示した．よって，これら 5 本の THz
Relative Peak Area

ピークは 3 量体に由来するものとした．図 13(b) において，P4 , P9 は，PII と PIII の中間的傾向を示している．このことから，P4 , P9 は共(c)に，2 量体と 3 量体由来の吸収が重なったピー(d)クであると判断した．同様の理由から，P7 は3 量体と 4 量体の両方に由来するとした．これ
らの対応付けの妥当性は，振動数計算の結果との比較によって検証した．
表 3 に，3 量体由来の THz 吸収ピークの帰属，振動数の測定値と計算値を示す．先行研

Heating Temperature (K)究 [61] における帰属と振動数も，比較のため

図 13: THz・IR 吸収ピークの積分強度の加熱温
度（Th ）依存性．加熱前は Th = 7.7 K と見なし，この時の積分強度が 1 となるよ
うに規格化した．Adapted from [34] withthe permission of AIP Publishing.

に示している．著者らは，P4 , P5 , P7 , P9 , P11 ,P13 , P16 , P19 という 8 つの THz 吸収ピークが，3 量体の O-O 伸縮，面内変角，面外変角の基
本音に帰属するものとした．O-O 伸縮に分類
される 3 つのモードの内の 1 つは，検出されに由来する PVI は加熱前には検出されず，加熱なかった．このモードは，3 つの O-O 間距離

温度が高くなるにつれて強度が増加した．

THz・IR 吸収ピークの積分強度の加熱温度が同位相で伸び縮みするモードであり，遷移依存性を図 13 に示す．図 13(a) の通り，加熱強度の計算値が 0.9 km/mol と他に比べて小さ

温度の上昇に伴って PI 強度は単調減少し，PIII

いため，対応する基本音が検出されなかったことは妥当な結果と言える．ねじれ振動は，100- PVI 強度は単調増加した．PII の強度は，一旦増加してから減少に転じるという振る舞いを示

cm−1 以下の低振動数を有し，このスペクトルした．これらの変化は，Ar マトリックス中の領域には単量体（P1 ）と二量体（P2 ）に由来す

D2 O の熱拡散に伴う，クラスターサイズ成長

る強い吸収が現れる．そのため，先行研究と同

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97表 3: 実験及び計算により得られた，Ar マトリックス中に分離した (D2 O)3 の分子間振動の振動数 ν(cm−1 ) [34, 61]．遷移強度の計算値 Icalc (km/mol) も合わせて示す．ただし，文献 [61] の計算には，マトリックスの効果は取り入れられていない．Adapted from [34] with the permission of AIP Publishing.

文献 [34]
帰属

O-O 伸縮面内変角

面外変角

文献 [61]

ラベル

νexp

νcalc

Icalc

帰属

νexp

νcalc

P4

130

136

16.1

−

−

−

P5

148

139

41.5

O-O 伸縮

146.8

149.7

−

−

165

0.9

−

−

−

P7

200

206

30.0

−

−

−

P9

220

212

26.7

面内変角

222

243.9

P11

267

261

63.3

結合音

279

−

P13

312

317

86.4

結合音

313

−

P16

408

401

279.1

面外変角

406

416

P19

490

490

8.8

−

−

−

様，3 量体のねじれ振動の基本音は検出されな見なせるのに対し，振動を扱う場合には，「トかった．

ンネルは無視できる程に遅く，3 量体は C3h 対

Ceponkus らは，3 量体の気相スペクトルが称性が破れた最安定構造をもつ」と考える必要

対称こまの回転構造を有することから [57]，振がある．実際，表 3 が示すように，最安定構造

動計算においても C3h 対称のクラスター構造に基づく振動計算によって著者らが決定した帰を仮定していた [61]．この場合，4.1 節で述べ属では， 3 量体由来の 8 つの THz 吸収ピーク

たように，3 量体の基本音に対応する THz 吸

全てが基本音のみに対応付けられており，この′′′ことが帰属の妥当性を保証している．

収ピークは E , A に属するものしか観測されない．ねじれ振動を除くとその数は 3 である

5. 結び

が，彼らは 3 量体由来の THz 吸収として，130

cm−1 以上の領域に 5 本のピークを検出した．
そのため，表 3 に示す通り，279 cm−1

超高真空下のその場分光を用いた，低温不活と 313

性媒質の内部における H2 O，CH4 の回転・核に現れた 2 本のピークは，基本音ではな

スピン転換，D2 O クラスターの分子間振動のく結合音に由来するとしていた．しかし，一般研究を紹介した．既存の電子スピン緩和モデルに結合音の強度が基本音に比べて 1〜2 桁小さを核スピンの場合へ拡張して導いた，転換速度

くなることを考慮すると，この帰属は妥当とはの温度依存性によって，Ar マトリックスにお言えず，Tremblay らも同様の疑義を呈していける H2 O 転換の測定結果は再現され，直接緩る [65]．

和と間接緩和の寄与の大きさがそれぞれ求まっcm−1

先行研究 [61] の帰属の問題点は，3 量体のた．CH4 には 3 種の核スピン異性体が存在す振動計算において C3h 対称の構造を仮定した

るが，Xe マトリックス中ではオルソ・メタの 2ことにある．3 量体では，回転（νrot ），トン

種間の転換のみが観測され，これはパラ・オル

ネル（νtunnel ），振動（νvib ）の周波数の間に，ソ異性体の束縛回転準位の縮退に起因するもの

νrot ≪ νtunnel ≪ νvib という大小関係が成り立とした．一方，結晶 CH4 の相 II を測定対象とつ．よって，回転を扱う際には，「トンネルはしたところ，CH4 の 3 種異性体間の転換を初十分速く，3 量体は C3h 対称の構造をもつ」とめて観測した．

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98

Ar マトリックス中の D2 O クラスターの実

Roy. Soc. A 109 (1925) 286.

−1の波数域を網羅した[9] T. Hori, Z. Phys. 44 (1927) 834.

THz・IR 吸収分光装置を用いた．THz スペク[10] F. Hund, Z. Phys. 42 (1927) 93.

トルの加熱温度依存性を，帰属が確立している[11] D. M. Dennison, Proc. Roy. Soc. A 115

験には，60〜7000 cm

IR スペクトルと比較し，「マトリックス効果(1927) 483.

を取り入れると共に対称性を正しく考慮した量[12] W. Heisenberg, Z. Phys. 41 (1927) 239.

子化学計算」を行うことで，2-4 量体の分子間[13] E. Ilisca, Phys. Rev. Lett. 66 (1991) 667.

振動に由来する THz 吸収ピークの帰属を決定[14] K. Fukutani and T. Sugimoto, Prog. Surf.

した．本稿では特に 3 量体に注目し，上記の方Sci. 88 (2013) 279.

法を用いて，観測された THz 吸収ピークが全[15] R. F. Curl, Jr., J. V. V. Kasper, and K. S.

て基本音に対応付けられることを示した．現在

Pitzer, J. Chem. Phys. 46 (1967) 3220.

は，水素結合クラスターを対象としていたこれ[16] P. L. Chapovsky, Phys. Rev. A 43 (1991)

までの研究をファンデアワールスクラスター

3624.

へと拡張し，さらに本稿で紹介した単量体の核[17] K. Yamakawa and K. Fukutani, J. Phys.

スピン転換研究と融合することで，分子クラス

Soc. Jpn. 89 (2020) 051016.

ター中の核スピン転換を研究している．

[18] N. Bras, J. Chem. Phys. 110 (1999) 5943.
[19] H. E. Hallam, Vibrational Spectroscopy

6. 謝辞

of Trapped Species:

Infrared and Ra-

本稿で解説した研究は，学習院大学理学部

man Studies of Matrix-isolated Molecules,

物理学科・荒川一郎教授の研究室にて，同大学

Radicals and Ions (Chapter 4) (John Wi-

院生であった杉本建氏，那須裕一氏，清水元希

ley & Sons, 1973).

氏，鈴木菜摘氏，同学部生であった阿佐見真也[20] M. E. Jacox, Chem. Phys. 189 (1994)

氏と共同で遂行した．これらの方々に，心より149.

感謝申し上げる．また，本研究は科研費（課題[21] M. V. Volkentein, Usp. Phys. Nauk 18

番号：JP18K14182）による助成の下で行った．

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101

2020 年度 役員・委員会
会長
長嶋泰之（東京理科大学）幹事
星野正光（上智大学）〔副会長〕

中野祐司（立教大学）

鳥居寛之（東京大学）

石井邦和（奈良女子大学）

永田祐吾（東京理科大学）
運営委員
石井邦和（奈良女子大学）

大橋隼人（富山大学）

金安達夫（九州シンクロトロン光研） 歸家令果（東京都立大学）
木野康志（東北大学）

中井陽一（理化学研究所）

北島昌史（東京工業大学）

鳥居寛之（東京大学）

中野祐司（立教大学）

永田祐吾（東京理科大学）

渡部直樹（北海道大学）

久間晋（理化学研究所）

城丸春夫（東京都立大学）

星野正光（上智大学）

樋山みやび（群馬大学）
常置委員会
編集委員会

委員長：中野祐司（立教大学）

行事委員会

委員長：石井邦和（奈良女子大学）

広報渉外委員会
顕彰委員会

委員長：鳥居寛之（東京大学）
委員長：星野正光（上智大学）

庶務委員会

委員長：永田祐吾（東京理科大学）

編集委員

石川顕一，岩山洋士，大橋隼人，岡田信二，椎名陽子，
土田秀次，冨田成夫，中野祐司，山崎優一

しょうとつ

第 17 巻 第 5 号（通巻 96 号）

Journal of Atomic Collision Researchⓒ原子衝突学会 2020
http://www.atomiccollision.jp/
発行: 2020 年 9 月 15 日
配信: 原子衝突学会事務局 <acr-post@bunken.co.jp>