原子衝突学会誌「しょうとつ」 2017 年第 14 巻第 4 号
Journal of atomic collision research, vol. 14, issue 4, 2017.

原子衝突学会誌

しょう とつシリーズ

第 14 巻
第4号
2017 年「陽電子が拓く物質の科学」
第 6 回 陽電子消滅誘起イオン脱離立花隆行，長嶋泰之

原子衝突学会 2017 年 7 月 18 日発行
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原子衝突学会誌

しょう とつ
第 14 巻 第 4 号

目

次

シリーズ「陽電子が拓く物質の科学」
第 6 回 陽電子消滅誘起イオン脱離立花隆行，長嶋泰之… 44

渡部力先生を偲ぶ

島村勲

… 51

2017 年度国際会議発表奨励賞受賞者決定のお知らせ

顕彰委員会委員長… 54「しょうとつ」原稿募集

編集委員会事務局… 54

ユーザー名とパスワード

… 54

43

シリーズ

陽電子が拓く物質の科学
第 6 回 陽電子消滅誘起イオン脱離立花隆行，長嶋泰之*
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*

ynaga@rs.kagu.tus.ac.jp

平成 29 年 6 月 14 日原稿受付

数十から数百 eV 程度のエネルギーの電子や軟エックス線領域の光子が固体表面に入射すると，電子励起とその緩和を経由して表面からイオンが脱離することは古くから知られている．近年，陽電子の入射によってもイオンの脱離が誘起されることが見出された．この現象は，固体に入射した陽電子が表面で内殻電子と対消滅することに起因すると解釈されており，電子衝撃によって起こるイオン脱離と比較すると様々な相違がある．特に，入射粒子 1 個当たりの脱離効率がはるかに高いことや，脱離イオン種に強い選択性が現れるなどの特色があることがわかりつつある．

1．はじめに近年，TiO2 結晶表面に陽電子を入射すると，
O

電子の反粒子である陽電子は，気体分子との+が脱離することを示す明確なデータが得られる

散乱実験や束縛状態の形成，あるいは反物質合様になった[20–22]．このイオン脱離の現象は結成など，原子衝突の分野の様々な場面で用いら合電子が取り除かれることによるものではなく，内れている[1–3]．陽電子が電子と束縛して形成さ殻電子の消滅に誘起されると解釈されている．本れるポジトロニウムやポジトロニウム負イオンにつ

稿では，この研究の一部を解説する．

いても，気体分子との散乱やレーザー分光，電子の光脱離などの研究が進められている[4–7]．さら2. TiO2 表面における電子刺激イオン脱離に，電子と対消滅してガンマ線を放出する性質を陽電子によるイオン脱離について述べる前に，利用することで，陽電子は非破壊の物性プローブ

本稿を理解する上で重要な TiO2 結晶表面におけにもなる．金属のフェルミ面の測定や格子欠陥のる電子刺激イオン脱離について触れておく．電子

評価には，古くから消滅ガンマ線の分光測定が利や光が入射した固体の表面からイオンが真空中用されてきた[8–10]．近年では，陽電子が固体バに脱離する現象は古くから知られている．固体のルク中に侵入しにくいことや表面でポジトロニウム

種類や表面の状態によって観測される脱離の特が生成されることなどを利用して，他の手法では徴は多種多様であり，これまでに様々な固体表面得られないような固体最表面の構造[11, 12]や物を試料としてイオン脱離機構の解明が進められて性[13, 14]を調べる研究が行われている．

きた[23]．この様な研究が大きく発展してきた発端

陽電子と物質のユニークな相互作用は，固体の 1 つは，TiO2 表面における内殻励起，すなわ

表面において分子の解離や脱離といった反応もち，Ti 原子の 3p 軌道電子の励起に由来するイオ引き起こす可能性がある．例えば，陽電子が表面ン脱離現象が発見されたことにある．

でポジトロニウムを形成することで，表面との結合

1978 年に Knotek と Feibelman [24]は，入射エに寄与する電子を失った吸着種がイオン化して脱ネルギーが Ti 3p 内殻電子の束縛エネルギーより離するのではないか，とのアイデアが提唱されても高い電子を TiO2 表面に電子を入射するとそのきた[15, 16]．この提案を基に，陽電子刺激イオン

表面から O+の脱離が起こり，それ以下の入射エ

脱離の観測が試みられてきた[17–19]．

ネルギーではその様な脱離が観測されないことを
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報告した．イオン結晶である TiO2 は 4 価のカチオ正孔が生成し，この過程によっても O+の脱離が起ン （Ti4+）と 2 価のアニオン（O2-）で構成されていこるはずである．この陽電子入射に特有のイオン

るため，O+が脱離するためには少なくとも 3 個の脱離現象には，固体や表面における陽電子の振電子が結晶表面にある酸素原子から移動する必る舞いが強く反映される可能性がある．陽電子対要がある．つまりこの実験結果は，大きな電荷の消滅誘起イオン脱離の観測は，これまでの測定

移動が電子励起によって，しかもチタン原子の内方法とは異なる視点から陽電子と固体や表面との殻励起が引き金となって起こり，加えてイオンが脱相互作用を評価する手段になるかもしれない．あ離するために必要な運動エネルギーも生み出す

るいは，電子刺激脱離とは異なる特徴を利用する過程が存在することを意味している．得られた結ことによって，陽電子を用いた新たな表面分析プ

果に対して Knotek と Feibelman は，電子衝撃にローブが開発されることも期待できる．

よって Ti 3p に生じた正孔が，原子間オージェ過れ，さらに O 原子から 2 個のオージェ電子が放出

3. 固体及び表面における陽電子の振る舞いされることで結晶中の O2-が+1 価となり，最終的に固体に入射した陽電子は，電子とは異なった

周囲の Ti4+とのクーロン反発によって O+が脱離す

興味深い振る舞いをする．それらのうち幾つかはるというメカニズムを提案した．この機構は提案者

対消滅によってイオン脱離が起こる要因となり，陽の頭文字から KF モデルと呼ばれ，金属酸化物や

電子消滅誘起イオン脱離の過程において重要な

アルカリハライド結晶における内殻励起からのイ部分を担う．ここでは，陽電子と固体及び表面にオン脱離機構として広く認められるようになった．

おける陽電子の挙動について紹介をする．

程によって隣接する O 原子の電子によって埋めらまた，内殻電子は各原子に局在しているので，オ陽電子が固体に入射すると，電子散乱やプラージェ緩和に続くイオン脱離は励起した原子近傍

ズモン励起などを繰り返してエネルギーを失い，で起こると考えられている．つまり，ある分子内原

数 ps のうちに熱化して，やがて電子と対消滅する．

子の内殻電子を選択的に励起することで，表面か固体中の陽電子の寿命は 100 ps～数 ns 程度でら特定の原子のみを脱離させることができる可能あり，陽電子は熱化に要する時間よりもはるかに性がある．そのため，内殻励起によるイオン脱離

長生きする．これは，消滅断面積が電子との散乱現象を表面改質の手法として応用を試みる研究

断面積と比べて遙かに小さいためである．熱化しも進められている．

た後は，格子欠陥や表面など陽電子が束縛され今日においては，イオン脱離の機構を考察するサイトが存在しなければ熱的に動き回る．絶縁る際に KF モデルやそれをより一般化したオージ

体中ではポジトロニウムが形成されることもある．

ェ刺激脱離モデルとの比較から議論されることが

ただし金属中ではポジトロニウムは形成されない．

多い．また，放射光を利用した脱離イオンとオー

陽電子の入射エネルギーが低い場合（数 keV

ジェ電子の同時測定法の開発によって，KF モデ

以下）には，陽電子の多くは熱的に動き回るうち

ルの妥当性を詳しく検証し，その上で異なる電荷に表面に戻り，表面に特有な現象が起こる．固体

移動プロセスを踏まえた脱離モデルの提案もされが金属の場合には，バルク中での陽電子のエネている[25]．

ルギー準位は真空準位に近い．タングステンやニ

電子刺激イオン脱離の過程を踏まえて，TiO2ッケルなどの場合には，バルク中での準位は真空

表面に陽電子を入射した場合について考えてみ準位よりも数 eV 高いため，陽電子はその差のエる．Ti 3p 内殻電子の束縛エネルギー以上のエネ

ネルギーを持って飛び出す．また表面の電子 1 個

ルギーを有する陽電子を入射すれば，電子衝撃と束縛してポジトロニウムとして放出したり，電子 2の場合と同様に Ti 3p に正孔が生じ，O+イオンが個と束縛してポジトロニウム負イオンとして放出し脱離すると考えられる．このイオン脱離の過程はたりする．表面にある陽電子は，表面の鏡像ポテ

電子刺激脱離と同じである．さらに陽電子入射のンシャルに束縛されて，そこで対消滅することもあ場合には，内殻電子との対消滅によっても内殻にる．この様な，陽電子が表面に束縛された状態を，

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陽電子の表面状態と呼んでいる．大雑把に言っ舞いから，陽電子が表面敏感なプローブになるこて金属の場合には，陽電子の再放出，ポジトロニとは陽電子消滅誘起オージェ電子分光法以外にウムの放出，表面状態への束縛が，同程度の割もすでに幾つかの測定法において実証されてい合で起こる．

る．しかしながらそれらは，それまでに利用してき絶縁体の場合でも陽電子は熱化の後にバルクた粒子線を単に陽電子ビームに置き換えて測定中を拡散し，表面に達する．表面ではポジトロニウ

しただけという単純なものではない．陽電子を利ムを形成して真空中に出ていくこともある．SiO2 な用する故の実験的な難しさがあるために，ビーム

どではバルク中で形成したポジトロニウムがそのま生成方法や測定手法に創意工夫を必要とするこま表面から飛び出すこともあると考えられているとが多い．もっとも，そのための技術開発こそが陽[26]．また，表面に陽電子がポジトロニウムとして電子を利用した実験的研究の面白さの 1 つでもあ物理吸着しているとも考えられている[27]．

る．

表面状態にある陽電子が対消滅する場合，そ4. 陽電子消滅誘起イオン脱離の実験の相手は価電子帯や伝導帯の電子であることがほとんどであるが，内殻電子と対消滅することもあ

著者らが陽電子消滅誘起イオン脱離の実験のる．陽電子は正の電荷をもつため，原子核に近づ着想を最初に得たのは 2007 年のことである．その

くにつれて波動関数は 0 に近くなっていくが，そ後，実際に測定に着手し，TiO2(110)表面に低速れでも内殻電子との対消滅確率をわずかにもつ．

陽電子を入射して，O+が脱離する様子を観測す

この対消滅によって内殻に正孔が生成されれば，ることに成功した．

オージェ緩和によるオージェ電子の放出が観測さ我々が開発した測定装置の一番の特長は，装れる[28]．電子線を用いた一般的なオージェ電子

置全体に陽電子ビームの輸送に必要な磁場が印分光法では，表面だけではなく試料深さ方向に可されている条件下において，試料固体表面から対して数 nm の領域の情報も含むのに対して，表脱離するイオンを飛行時間法により質量選別して面に束縛された陽電子の対消滅を利用する陽電検出できることである．イオン脱離の観測では，脱子消滅誘起オージェ電子分光法は，オージェ電

離するイオン種を同定することは必要不可欠であ子の放出が表面の電子と陽電子の対消滅に由来

る．イオンを質量分析する手法は数多くあるが，ロすることから，表面のみの情報が選択的に得られーレンツ力が働くビーム輸送磁場領域中でそれらる手法である．

を利用することは基本的に不可能である．我々は，さらに電子などの荷電粒子の入射によって内この問題を非常に単純な測定原理を用いて解決

殻励起やイオン化を引き起こす場合，内殻電子した．以下に，測定装置全体の概略を述べる．

の結合エネルギーに匹敵する比較的大きな入射陽電子消滅誘起イオン脱離の実験には，低速エネルギーが必要になる．そのためオージェ電子

陽電子ビームが用いられる．22Na などのβ+崩壊の分光測定では，非弾性散乱電子や 2 次電子がから放出される陽電子は 0 から 0.546 MeV まで広

大きなバックグラウンドを形成してしまう問題が生がっているため，表面の研究には不向きである．

じる．それに対して，陽電子と電子の対消滅にエ

そこでこれいったん減速してから再加速し，単色

ネルギーは必要ない．その理由から，陽電子消滅のビームにして用いる．

誘起オージェ電子分光法は入射エネルギーが 10

陽電子の減速にはタングステンメッシュを用い

eV 以下であっても測定が可能であるので，バックる．線源から放出した陽電子がメッシュを構成するグラウンドとなる電子の発生を抑えた SB 比の良い

タングステンワイヤーに入射するとすぐに熱化してスペクトルが得られるといった特徴もある．また，後拡散をはじめ，その一部はワイヤー表面まで達すに述べるように，陽電子は対消滅のサイトを自らる．タングステン中で熱化した陽電子のエネルギ

選ぶ性質があり，そのため電子衝撃オージェ電子

ー準位は真空準位よりも数 eV 高いため，このエ分光法と比べると特徴のある情報が得られる．

ネルギー差の運動エネルギーをもって表面から固体表面やバルク中におけるユニークな振る

放出される．放出される陽電子のエネルギーは数

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eV であるが，エネルギー幅は熱エネルギー程度

電子分光の測定に用いられる電子ビーム強度とである．これを電場で加速して，必要なエネルギ

比べると相当に弱い．このため研究開始時には，ーを有するビームにする．実際に測定される陽電果たして本当にイオン脱離が観測できるのか懐疑

子ビームのエネルギー幅は，陽電子の輸送法に的であったが，実際には陽電子消滅誘起イオン

依存し熱エネルギーよりは大きくなるようである．

脱離の効率は予想外に高く，数時間の測定で明線源から放出された陽電子のうち，メッシュによっ確な信号を得ることが可能である．
図 1 に，陽電子消滅誘起イオン脱離観測のたて減速されて低速陽電子として利用できるもののめの試料および検出器周辺の様子を示す．脱離割合は，0.08%程度である[29]．
一般に入手可能な 22Na の放射能は 1 GBq（1

試料には 300 V の電位をかけてあるため，ビーム

Bq は線源中で 1 秒間に 1 個の原子が壊変するこライン上流から装置中心軸と平行に印可されたとを意味する．従って，1 GBq の線源内では 1 秒

0.01 T の磁場に沿って輸送されてきた陽電子は間に 1×109 個の 22Na 原子が壊変する．これらの減速しながら試料に入射する．一方，陽電子の入壊変のうち，陽電子が放出される割合は 90%で，射によって表面から脱離した正イオンは 300 V の軌道電子が原子核に捕獲される（軌道電子捕獲:

電位差で加速される．脱離イオンの軌道は 2 枚のEC）割合が 10%であり，そのような陽電子を低速平行な電極板の間の電場によって曲げられて，マビームにして得られる強度は，105 s-1 台と極めて

イクロチャンネルプレート（MCP）に入射する．この弱い．こうして得られる陽電子をロスせずに輸送

電場は入射陽電子の軌道にも影響を与えるが，するために，ビームの進行方向と平行もしくは反磁場に巻き付いて輸送されてくる陽電子の軌道平行に 0.01 T 程度の磁場をかける．こうすることでは，わずかにサイクロトロン運動の中心がドリフト

陽電子は磁場に巻き付いて広がることなく試料まするのみである．このドリフト運動によってビームで輸送され，ほぼ 100%の輸送効率が実現できる．

軌道がずれたとしても，装置上流側に設置された

陽電子のサイクロトロン半径は 1 mm 以下である．

ステアリングコイルによって試料の中心に入射す

それでもこの方法で得られる低速陽電子ビーム

るように軌道を調整することができる．一方，質量強度は，電子刺激イオン脱離の観測やオージェが陽電子よりもはるかに大きいイオンの軌道は，

図 1: 陽電子消滅誘起イオン脱離実験装置の試料周り．真空チェンバーは省略した．図中の矢印の向きに 0.01 T 程度の磁場が印加されており，陽電子は磁場の周りをらせん運動しながら試料に入射する．らせん運動の半径は 1 mm より小さいため，この図では陽電子の軌道は直線として描かれている．陽電子が試料中や表面で対消滅した時に放出されるガンマ線は，大気中に置かれたシンチレーション検出器で検出される．試料表面から放出されたイオンは，加速された後に電場によって MCP に導かれる．シンチ
レーション検出器の信号と MCP の信号の時間差からイオンの飛行時間が得られる．

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磁場の影響をほとんど受けない．これは，磁場中における荷電粒子のサイクロトロン運動の周期が質量に反比例することによる．つまり，イオンが試料表面から脱離して検出される間の数マイクロ秒
程度の時間内では，サイクロトロン運動による回転はほとんどない．さらにこの理由から，平行電極板
間の電場領域でイオンは陽電子のようにドリフト運
動することはなく，単に電場の効果で軌道を大きく曲げて MCP の検出面に入って信号となる．
イオン種の同定を行うために，入射した陽電子が試料中の電子と対消滅して放出されるガンマ線
をシンチレーション検出器で検出し，それと MCP
からの信号が検出される間の時間差を求めて，イオンの飛行時間を測定している．イオンは試料を飛び出してすぐに 300 eV に加速されているため，
図 2: TiO2(110)表面から陽電子入射によって脱離するイオンの飛行時間スペクトル[20]．図中の値は陽電子の入射エネルギーを表している．
Copyright 2014 by the American Physical Society.

質量の分析は容易である．この様に，イオンと陽電子の質量の違いをうまく利用することで，磁場環境下であっても脱離イオンの飛行時間スペクト
ルを取得している．
その一方で，陽電子入射によってイオンの脱離

実際に試料に入射した陽電子の数が減っているが観測されたとしても，その結果のみから陽電子ためである．13 eV よりも高いエネルギーでは，ピに特有の脱離現象を見極めるのは困難である．

ークの強度はほぼ一定である．特筆すべきこととそこで，電子衝撃によるイオン脱離の機構の解明

して，電子刺激脱離の場合は 34 eV に O+の脱離が進んでいる TiO2 表面を試料としてイオン脱離のしきい値が存在するのに対して，陽電子入射の場観測を進めた．測定に用いた TiO2(110)結晶表面

合にはその様なしきい値はなく，とくに 34 eV の前は，1000 度までの昇温を繰り返し行い清浄化した．

後でイオン脱離収率に明確な変化は見られない．

表面の酸素欠陥を補うために，測定の直前に酸

これらの結果は，しきい値を超えると O+の収率の素ガス中で焼鈍を行った．この熱処理によって表急激な増加が観測される電子刺激脱離の結果

面は導電性を持つために，表面の帯電の影響を[24]とは対照的である．
O+ 脱離収率の陽電子入射エネルギー依存性

気にする必要はない．
得られた飛行時間スペクトルを図 2 に示す．一の結果は以下のように解釈できる．試料に入射し番左側に現れているピークは，陽電子の消滅ガンた陽電子は試料中で熱化しその大部分が表面ま

マ線が MCP に飛び込んで信号となったものであでもどってくる．さらにその一部は表面に束縛されり，このピークが飛行時間 0 を表している．飛行時て，表面原子の内殻電子と対消滅し，内殻に正間スペクトルは，それぞれのガンマ線のピーク強孔が生じる．内殻に正孔ができれば，イオンの放度で規格化をした．飛行時間の分析から，中央付

出過程は電子刺激の場合と同様であるが，対消近に見えるピークが試料表面から脱離した O+に滅では陽電子の運動エネルギーは必要ないので，由来することがわかった．このピークの強度には，

電子刺激イオン脱離のしきい値以下の入射エネ

陽電子の入射エネルギーに対する依存性がほとルギーでも O+の脱離が起こる．
入射陽電子 1 個あたりの O+の脱離収率を見積

んどないこと分かる．3 eV のスペクトルにこのピークが現れておらず，また 7 eV ではそれより高いエ

もったところ，10-4（脱離 O+イオン数/入射陽電子

ネルギーのピークよりも若干強度が小さいのは，

数）にも達することがわかった．電子衝撃イオン脱陽電子ビームがエネルギー拡がりをもっており，離の研究で報告されている一般的なイオン脱離

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収率が 10-6 から 10-7 程度であることから考えると，
これは非常に大きな値である．最近，我々の実験で同一の TiO2(110)試料に同じ入射エネルギーの陽電子ビームと電子ビームを照射して，脱離イオ
ン収率の比較をおこなった．その結果，入射エネ
ルギーが 500 eV の場合で陽電子消滅誘起イオン
脱離よる O+は電子刺激脱離よりも 1 桁以上も高い脱離収率を示すという結果を得た．陽電子消滅誘起イオン脱離の場合，イオンの脱離収率は陽電子が表面で対消滅する確率に比例する．つまりこの結果は，陽電子がバルク中を拡散した後に表面に束縛されてから対消滅する過程の方が，電子衝撃よりも効率よく表面原子に内殻正孔を生成できることを意味している．
また，陽電子は試料中で熱化すると，試料内の図 3: 陽電子入射によって，(a) 焼鈍が不十分
な TiO2(110)表面と，(b) 清浄な TiO2(110)表面から脱離するイオンの飛行時間スペクトル[21]．
陽電子の入射エネルギーは 10 eV である．

わずかなポテンシャルの変化を敏感に感じて自ら消滅サイトを探す性質をもつ．このため，電子線を入射した場合とは異なる特徴的な情報が得られる
ようである．例えば，陽電子消滅誘起イオン脱離が得られるであろう．また，イオンの観測だけではの場合には，図 2 の飛行時間スペクトルで示されなく，対消滅によって放出されるガンマ線の観測た様に，確認できる脱離イオン種は O+のみである．
それに対して電子刺激脱離では，清浄な TiO2 表も同時におこなうことからも，イオン脱離過程の解明を進める試みもおこなっている．さらに，これま面でもあっても真空容器内の残留ガスの吸着にでは TiO2(110)面のみを使って測定をしてきたが，由来するイオンの脱離も観測される．この脱離イ

別の面方位での測定をおこなうことを計画していオン種の違いは，陽電子の消滅サイト選択性が関る．陽電子の消滅サイト選択性から，電子衝撃より係していると考えられる．陽電子はある元素周辺

も面方位依存性が強く表れるかもしれない．また，

で選択的に消滅するために，電子衝撃よりも特定TiO2 以外の他の材質表面ではどのような脱離現の元素の脱離を誘起すると解釈できる．

象が起こるのかを明らかにしていく予定である．

さらに陽電子消滅誘起イオン脱離は，表面の5. 最後に

環境にも大きく左右される．清浄な TiO2 表面では－今後の展望－ここで述べた研究により，TiO2(110)面での陽電O+のみの脱離が観測されるが，TiO2 の焼鈍が不子消滅にともなって O+イオンが脱離することが明十分な場合は，図 3 に示したようにプロトンによるピークが主体となる．これは表面の汚染や表面のらかになった．この現象は電子や光子を入射して欠陥に対して陽電子が敏感に反応して，陽電子観測される脱離と比べて，効率が高く，また入射が消滅するサイトが変わったことを反映しているの粒子のエネルギーが必要ないという特徴がある．4

かもしれない．これらの結果は，陽電子消滅誘起章で述べたように，固体最表面の敏感な分析方

イオン脱離の手法が，表面に敏感な分析方法に法として利用できる可能性があるが，そのためになりうることを示唆している．

は様々な基礎研究を重ねる必要がある．将来，消現在，陽電子消滅誘起イオン脱離の特徴を明滅サイト選択性の特徴を生かした表面改質技術

らかにするために，清浄表面だけではなく，表面の開発も可能になるかもしれない．ただしその実に異種分子が吸着した系からの脱離の観測を進現のためには，超高強度の低速陽電子ビームがめている．この測定結果から，陽電子対消滅によ必要になるなど，大きなブレークスルーが必要にる元素選択的なイオン脱離に関する詳細な情報なるだろう．

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49

B. Barbiellini, K. Wada, I. Mochizuki, A.
Yagishita, T. Hyodo, Y. Nagashima, Surf. Sci.

謝辞

641, 68 (2015).

本研究は現在進行中である．これまでに，立教大学の平山孝人教授，東京理科大学の渡辺一之[14] S. Iida, K. Wada, I. Mochizuki, T. Tachibana,

教授，Luca Chiari 研究員，大学院生の萩原聡さ

T. Hyodo, and Y. Nagashima, J. Phys. Cond.

ん，山下貴志さん，柳楽勝さん，矢吹壽国さんらMatter 28, 475002 (2016).
[15] A. Ishii and Y. Murata, Surf. Sci. 273, 442に共同研究者として参加していただいた．この場(1992).

を借りて感謝の意を表したい．本研究は，科学研[16] A. Ishii and Y. Murata, Surf. Sci. 283, 462

究費補助金基盤研究(S)および(A)（課題番号(1993).

24221006 お よ び 17H01074 ） ， 若 手 研 究 B[17] I. Kanazawa, A. Iwamoto, A. Ozaki, Y.

（16K21424, 23750023），日本板硝子材料工学助

Terashima, Y. Ito, K. Fukutani, Y. Murata, and成会助成金の援助で行われた．

F. Komori, Appl. Surf. Sci. 149, 248 (1999).
[18] F. Komori, Current Opinion in Solid State and参考文献

Materials Science 6, 163 (2002).

[1] M. Charlton and J. Humberston, ‘ PositronPhysics’, (Cambridge University Press) 2001.

[19] I. Kanazawa, T. Wada, Y. Oishi, Y. Terashima,[2] 長嶋泰之，“原子分子ハンドブック”，市川行K. Fukutani, Y. Murata, Y. Ito, K. Nozawa, and和，大谷俊介編，朝倉書店（2012），p.254.

F. Komori, Nucl. Instrum. Methods Phys. Res.,
Sect. B 232, 299 (2005).

[3] N. Kuroda et al., Nat. Commun. 5, 3089 (2014).
[4] S. J. Brawley, S. Armitage, J. Beale, D. E.

[20] T. Tachibana, T. Hirayama and Y. Nagashima,
Phys. Rev. B 89, 201409(R) (2014).

Leslie, A. I. Williams, and G. Laricchia,
Science 330, 789 (2010).

[21] T. Tachibana, T. Hirayama and Y. Nagashima,[5] Y. Nagashima, Phys. Rep. 545, 95 (2014).

E-J. Surf. Sci. Nanotech. 13, 261 (2015).

[6] K. Michishio, T. Kanai, S. Kuma, T. Azuma, K.

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Wada, I. Mochizuki, T. Hyodo, A. Yagishita,

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Copyrigh t© 2017 The Atom ic Colli sion Soci ety of Japan, All ri gh ts reserv ed.

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2017 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（立教大学）

菱川明栄（名古屋大学）
運営委員
足立純一（高エネルギー加速器研究機構）

岡田邦宏（上智大学）

髙橋正彦（東北大学）

星野正光（上智大学）

中野祐司（立教大学）

中村信行（電気通信大学）

菱川明栄（名古屋大学）

佐甲徳栄（日本大学）

平山孝人（立教大学）

小田切丈（上智大学）

渡部直樹（北海道大学）

本橋健次（東洋大学）

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（立教大学）

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 14 巻 第 4 号（通巻 77 号）

Journal of Atomic Collision Researchⓒ原子衝突学会 2017
http://www.atomiccollision.jp/
発行: 2017 年 7 月 18 日
配信: 原子衝突学会事務局 <acr-post@bunken.co.jp>