2021
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4

Journal of Atomic Collision Research

Vol.18 Issue4
2021

X

X

原⼦衝突学会｜www.atomiccollision.jp

原子衝突学会賛助会員（五十音順）

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第 18 巻 第 4 号

目

次

シリーズ「陽電子が拓く物質の科学」
第 8 回 陽電子寿命測定による固体絶縁体中の空孔サイズ評価

和田健，兵頭俊夫… 62

解説X 線自由電子レーザーの高強度・極短 X 線パルス照射が誘起する
原子・分子・クラスター内超高速電子・分子ダイナミクス

上田潔 … 69

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 6 回 多価イオン衝突

田沼肇 … 79

第 42 回 原子衝突若手の会「秋の学校」 のお知らせ

第 42 回秋の学校開催事務局…100

第 46 回 原子衝突学会年会（オンライン）のお知らせ

行事委員会委員長 …1002021 年度 第 1 回運営委員会（新旧合同）開催報告

庶務委員会委員長 …101

「しょうとつ」原稿募集

編集委員会事務局 …101

ユーザー名とパスワード

…102

61

シリーズ

陽電子が拓く物質の科学
第 8 回 陽電子寿命測定による固体絶縁体中の空孔サイズ評価
和田健*，兵頭俊夫
高エネルギー加速器研究機構物質構造科学研究所低速陽電子実験施設〒305-0801 茨城県つくば市大穂 1-1
kenwada@post.kek.jp
令和 3 年 4 月 13 日原稿受付

電子の反粒子である陽電子が電子と水素原子様に束縛状態を形成したポジトロニウム（Ps）は，真空で固有の寿命を持つが，物質中では気体原子・分子や物質表面との相互作用によって寿命が変化する．気体中のピックオフ消滅と呼ばれる消滅過程の消滅断面積は，粘性率から求めた気体原子・分子の幾何学的断面積におおよそ比例し，1 回衝突あたりのピックオフ消滅の確率は気体原子・分子の種類によってほとんどかわらないことが分かる．この性質を仮定した Ps の寿命測定による固体絶縁体中の空孔サイズ評価手法が広く用いられている。本稿では，空孔サイズが 1 nm 以下の量子力学的領域で実績のある TaoEldrup モデルと，古典力学的領域も含むそれよりも大きな空孔サイズに適用できるよう拡張した Shapefree モデルについて解説する．

1．はじめには古典電子半径，𝑐 は光速，𝑛$ は陽電子の位

電子の反粒子である陽電子は，物質中で電子と対消滅する前に，電子と水素原子様束縛状態

置における電子の数密度である．
気体中の陽電子の消滅率 𝜆% は，多くの気体のポジトロニウム（Ps）を形成することがある[1]．Ps

原子・分子において，数密度が高すぎたり温度がは真空で固有の寿命を持つが，物質中では周囲の物質と相互作用して寿命が変化する。本稿で低すぎたりしない場合，気体の数密度に比例する．
そのため，𝜆% の代わりに，気体の数密度 𝑛 で規は，気体原子・分子との衝突による Ps 中の陽電子

格化し，さらに，単位電子数密度における Dirac レの様々な消滅過程の概要，およびそのうち特にピックオフ消滅と呼ばれる消滅断面積が，粘性率かート 𝜋𝑟"# 𝑐 でも規格化した，
𝜆%𝑍eff = #𝜋𝑟" 𝑐𝑛ら求めた気体原子・分子の幾何学的断面積にお(1)

およそ比例することを説明する．また，固体絶縁体中の空孔にトラップされた Ps のピックオフ消滅という無次元量を用いると便利である[4]．

による寿命の変化から，空孔サイズを評価する手て 7 桁にもわたって広く分布している[5]．その大法について解説する．本稿の内容は，文献[2][3]の内容をまとめて日本語で解説したものである．

部分の値については，陽電子の入射エネルギー

𝑍eff の実験値は，気体原子分子の種類によっ依存性に関する実験と理論の両面からの詳しい研究により，長距離および短距離相互作用と，振2．ポジトロニウムの消滅過程
陽電子は真空中で電子と同じ無限大の寿命を持つが，物質中では電子と主に 2 光子に対消滅する．無偏極の電子雲中での低速の陽電子の 2
光子消滅率（寿命の逆数）は，𝜆! = 𝜋𝑟"# 𝑐𝑛$ と近似計算でき，これを Dirac レートと呼ぶ．ここで，𝑟"原子衝突学会誌しょうとつ 第18巻第4号 (2021)

動 Feshbach 共鳴による一時的な陽電子と気体分
子との束縛状態によってうまく説明されている[5,6]．
Ps は真空中で固有の寿命を持ち，スピン状態
によってその値が異なる．スピン一重項（singlet）の para-Ps（p-Ps）は消滅率 𝜆S = 1/125 ps)* で 262© 2021 原子衝突学会

光 子 に 自 己 消 滅 し ， ス ピ ン 三 重 項 （ triplet ） のortho-Ps（o-Ps）は，消滅率 𝜆T = 1/142 ns)* で 3
光子に自己消滅する．物質中で観測される o-Psの消滅率 𝜆total は，物質との相互作用の効果によるクエンチング（消滅）率 𝜆q が自己消滅率 𝜆Tに加わって大きくなり，𝜆total = 𝜆T + 𝜆q

(2)となる．クエンチングは p-Ps にも起こり得るが，その効果の影響は自己消滅率の小さな o-Ps で顕著である．o-Ps 中の陽電子が物質中でその陽電子

図 1:気体原子・分子に対する規格化した o-Ps 消とスピン一重項となる電子と 2 光子に対消滅する

滅率 #𝑍!"" の実験値[1]．横軸は幾何学的断面積 𝜎geom = 𝜋(𝑎( + 𝑑/2)) を𝜋𝑎() 単位で示している．𝑎( はボーア半径，𝑑は粘性率から求めた各
原子・分子の直径．

ことを，ピックオフ消滅（ピックオフクエンチング）と呼ぶ．気体中におけるピックオフ消滅率 𝜆pick-off
は，気体の数密度 𝑛 と，o-Ps の位置で陽電子と「スピン一重項」となり得る電子の単位数密度あた𝜋(𝑑/2)# = 𝑀𝑣̅ /8√2𝜂 である[12]．𝑀 と 𝑣̅ はそりの 2 光子消滅率 4𝜋𝑟"# 𝑐 で規格化したパラメー

れぞれ原子・分子の質量と平均の速さである．o-タ

Ps と原子分子の全散乱断面積の実測値が使えれ*

𝑍677 =

𝜆pick-off
4𝜋𝑟"# 𝑐𝑛(3)ば良いのだが，関連するデータはまだ一部しか無い[13–16]．

で整理されている[4]．しかしながら，実験で得ら

O2 と NO 分子は電子交換で o-Ps をスピン転換れるクエンチング率 𝜆q にはピックオフ消滅以外

消滅させることが知られている[17–20]．Ps が，基の過程の寄与も含まれることがあるので，本稿で底状態でスピン一重項でない，即ち不対電子をは，それを（3）と同じように規格化したパラメータと持つ分子と衝突した場合，電子交換によって o-Ps

して「下付きの 1」にした表記
𝜆q*𝑍677 =
4𝜋𝑟"# 𝑐𝑛

が p-Ps にスピン転換したり，その逆に p-Ps が o-Ps
(3)を導入し，全ての消滅過程を含めて整理することにする[7]．
これまで

*𝑍677

の値は，様々な気体原子・分子に対して数多く測定されてきた[7–9]が，理論計
算は*𝑍677 （ピックオフ消滅）についてのみなさ

れており，He に対していくつか[10]と，Ne, Ar, Kr,
Xe について 1 例[11]があるのみで，それらの計算値はいずれも実験値より低い値となっている．
陽電子に対する𝑍677 と同様に， *𝑍677 の実験
値も，多くの桁にわたって広く分布している．図 1に過去に測定された*𝑍677の室温における実験

値をログスケールで示す[2]．横軸は，原子分子の幾何学的断面積 𝜎geom = 𝜋(𝑎" + 𝑑/2)# を 𝜋𝑎"#単位で示している．ここで，𝑎" はボーア半径，𝑑は粘性率 𝜂 から求めた原子分子の直径で，
原子衝突学会誌しょうとつ 第18巻第4号 (2021)にスピン転換したりする．p-Ps の寿命は o-Ps の寿
命より 3 桁も短いのでスピン転換によって o-Ps の寿命は短くなる（正確に言うと p-Ps になることで早々と自己消滅する）．原子・分子の内部励起を伴わないとき，Ps の超微構造細分裂を無視すれば，この過程は弾性的で，熱化した o-Ps に対しても有効な消滅過程である．気体分子の基底状態
かそこからの励起状態のどちらかがスピン一重項
でなく，Ps がその励起に十分な入射エネルギーを持っている場合には，非弾性的なスピン転換も起こり得る．酸素分子との衝突ではこれら弾性/非弾性の両方の過程のスピン転換消滅が観測されており，それぞれの32.5 ± 0.3*𝑍effの値は，弾性過程では[20]，非弾性過程では(2.10 ± 0.08)×4

10 [18, 19]である．
NO2, Br2, I2 気体中では，o-Ps が極めて高い消63© 2021 原子衝突学会

滅率を持つことが知られている[21–23]．これらの消滅は p-Ps にスピン転換されたものではないこと
が消滅γ線の運動量分布の解析から明らかとなっている[23]．o-Ps はこれらの分子と結合したり共鳴状態になったりすることで，消滅率が桁違いに高くなっている可能性があり，この過程は化学的消滅と呼ばれる．
以上の気体分子以外の*𝑍effの値は 1 程度以下であるが，その中にもピックオフ消滅以外の消滅過程が一部に含まれている．Xe と Kr の*𝑍effの値に関しては，スピン軌道相互作用によるスピン転換消滅の寄与があることが明らかとなっている[24, 25]．CH3I の*𝑍effの値は 2.1 ± 0.2

図 2: Ps に対する気体原子・分子の規格化したピックオフ消滅率 #𝑍eff -≡ #𝑍eff (pick-off)6 の実験値[1]．横軸は粘性率から求めた幾何学的
断面積 𝜎geom ．

[26]とやや大きいが，これもその寄与によって説は，1 回衝突あたりのピックオフ消滅確率 𝑃 がこ明できるかもしれない．o-Ps が p-Ps にスピン軌道

れらの原子・分子に対してあまりかわらない，即ち，相互作用によってスピン転換する断面積 𝜎:; (𝑘)𝑃 ∼ 𝜎pick-off /𝜎geom ∼ const. ということを示していは，𝜎so (𝑘) = 𝐹so 𝜎= (𝑘) [24]と表される．ここで，る．これは，o-Ps と衝突相手の電子の波動関数の𝜎= (𝑘) は p 波の弾性散乱断面積，𝐹so は p 波弾

重なりが，これらの原子・分子ではあまりかわらな

性散乱 1 回あたりのスピン転換確率で，例えば希いということを示唆している．図 2 の原点を通る破ガスの場合原子番号のおおよそ 4 乗に比例する

線はデータにフィットしたもので，その傾きからと考えられている[11]．I の原子番号は Xe より 1 つ𝜎pick-off /𝜎geom ∼ 6.0 × 10)> であり，これは，ピッ小さいだけなので，o-Ps と CH3I の散乱でもスピンクオフ消滅は平均で 170 万回衝突あたり 1 回程軌道相互作用によるスピン転換消滅は起こり得る．

度しか起こらないことを示している．

ここで，ピックオフ消滅の寄与のみをプロットしした結果[2]で，縦軸はリニアスケールである．O2

3．ポジトロニウムの寿命測定による固体
絶縁体中の空孔サイズ評価

に対しては電子交換によるスピン転換消滅の寄

前節では，スピン三重項のポジトロニウム（o-Ps）てみる．図 2 は， *𝑍eff を 𝜎geom に対してプロット

与を除いて求めた*

𝑍677 の実験値[20]，Kr とXe に対してはスピン軌道相互作用によるスピン
転換消滅の寄与[25]を除いて求めた*

𝑍677 の実の 1 回衝突あたりのピックオフ消滅確率が，気体
原子・分子の種類によらずほぼ一定と考えられることを説明した．本節では，この性質を仮定した o-

験値をプロットしている．これらの値には補正の効

Ps の寿命測定による固体絶縁体中の空孔サイズ

果を含む不確かさをつけてある。SF6 に対する値評価手法について解説する．

[9]の不確かさは不明である．図 2 のグラフの右の陽電子は，多くの絶縁体中で Ps を形成し，長縦軸には，ピックオフ消滅断面積 𝜎pick-off に換算

寿命の o-Ps は熱化してから消滅する．そのうちのした値を示している．
*

𝑍677 の実験値は， 𝜎geom におおよそ比例していることがわかる．スピン転換消滅の寄与を除

一部が消滅前にエネルギー的により安定な空孔にトラップされ，そこで熱化してから消滅するが，空孔中は電子密度（原子・分子密度）が低いため

𝑍677 の値もこの傾向に相対的に o-Ps の寿命は長くなる．陽電子寿命

𝜎geom を散乱断面積とすれば，この比例関係成分）の消滅率（寿命の逆数）の解析による空孔

いた O2，Kr，Xe に対する*に合致している．

スペクトルの最も長寿命な成分（熱化 o-Ps の寿命
サイズ評価は長い実績のある手法である．

原子衝突学会誌しょうとつ 第18巻第4号 (2021)

64© 2021 原子衝突学会

(a)

(b)

図 4: 陽電子寿命測定による空孔サイズ評価の
各モデルの空孔サイズと陽電子寿命の関係[3]．
(6) 式の ETE モデルと (12) 式の Shape free モデル（present）は見分けがつかない．
図 3: Tao-Eldrup（TE）モデルの概念図．(a) 空孔にトラップされている o-Ps を電子質量の 2 倍の質量を持つ単一の量子力学的粒子とみなした時の並進運動の波動関数が，半径 𝑅 の球状の空孔のポテンシャル井戸の基底状態にあるものと考える．(b)さらに，空孔壁面の有限のポテ
ンシャル障壁内部への o-Ps の波動関数の染み込みを簡単に取り扱うために，空孔を半径 𝑅 +Δ𝑅 の位置で無限に高くなるポテンシャル障壁で表現し，o-Ps の波動関数が厚さ Δ𝑅 の領域
で壁とオーバーラップする部分で Ps の自己消滅率でスピン平均した値でピックオフ消滅するものとする．

最初に提案された o-Ps 寿命測定による空孔サ
イズ評価のモデルは Tao-Eldrup（TE）モデル[27–29]で，1 nm 程度以下の小さい空孔に適用できる．
TE モデルでは，空孔にトラップされた o-Ps を，電子質量の 2 倍の質量を持つ単一の量子力学的粒子とみなした時の並進運動の波動関数が，半径𝑅 の球状の空孔のポテンシャル井戸の基底状態にあるものと考える（図 3(a)）．さらに，空孔壁面内部への o-Ps の波動関数の染み込みの取扱いを簡単にするために，半径 𝑅 の壁面に有限のポテ
ンシャル障壁を考えるのではなく，壁面の裏の半径𝑅 + Δ𝑅の位置に無限に高くなるポテンシャル障壁があるとするモデルで考える．そうすると，oPs の波動関数が厚さ Δ𝑅 の領域で壁とオーバーラップするので， そこで o-Ps が自己消滅率をス ピ ン 平 均 し た 値 𝜆A = (𝜆S + 3𝜆T )/4 = 2 ns)*
原子衝突学会誌しょうとつ 第18巻第4号 (2021)

でピックオフ消滅するものとする[27,28]（図 3(b)）．
ここで，𝜆S と 𝜆T はそれぞれ真空中の p-Ps と oPs の自己消滅率である．このオーバーラップを単純に計算すると，空孔にトラップされた o-Ps の消滅率は，次のようになる．
𝑅
1
2𝜋𝑅
+
sin O
PQ (4)
𝑅 + Δ𝑅 2𝜋
𝑅 + Δ𝑅Δ𝑅 の値は，経験的に 0.165 nm という値が使われ𝜆TE (𝑅) = 𝜆A L1 −ることが多い．
図 4 に，空孔内部の平均さしわたし（空孔半径と平均さしわたしとの関係式については後述する）と o-Ps の寿命との関係をプロットした[3]．
しかしながら，TE モデルは 1 nm 程度以上のサ
イズの空孔に対しては実際との乖離が大きく適用できない．より大きな空孔に適用できるよう，このモデルを修正する試みがこれまでいくつかなされてきた．たとえば，o-Ps の真空中での自己消滅率𝜆Tを加えた消滅率𝜆MTE = 𝜆TE (𝑅) + 𝜆T

(5)を導入するのは簡単で，本稿では，これをModified Tao-Eldrup（MTE）モデルと呼ぶ．さらに，
TE モデルでは空孔が形成するポテンシャル井戸
における基底状態にある o-Ps のみを考えているが，空孔サイズが大きくなれば，エネルギー準位
間隔が狭まってより多くの o-Ps が励起状態から消滅するようになるので，励起状態にも o-Ps の状
態を熱的に分配する必要がある（図 5）．最初は球形空孔で熱的励起状態への分配が試みられた
65© 2021 原子衝突学会

図 5: TE モデルの拡張の試み．空孔サイズが大きくなれば，空孔が形成するポテンシャル井戸
におけるエネルギー準位間隔が狭まってより多くの o-Ps が励起状態から消滅するようになるので，励起状態にも o-Ps の状態を熱的に分配する必要がある．

[30]が，波動関数（Bessel 関数）の扱いが難しく熱平衡状態に対する表式は得られていない．数学的な取扱いを簡単にするために，Gidley らは直方体の空孔形状を仮定した[31, 32]．この Extended
Tao-Eldrup（ETE）モデルでは，o-Ps が各辺の長さが 𝑎, 𝑏, 𝑐 の直方体にトラップされ，温度 𝑇 の熱平衡状態にあると考える．熱的励起状態まで含めて消滅率を計算すると𝜆ETE (𝑎, 𝑏, 𝑐)= 𝜆A −

𝜆p-Ps − 3𝜆o-Ps
𝐹(𝑎, 𝛿, 𝑇)𝐹(𝑏, 𝛿, 𝑇)𝐹(𝑐, 𝛿, 𝑇)
4(6)となる．ここで，囲まれる寸法を (𝑎 + 2𝛿)(𝑏 + 2𝛿)(𝑐 + 2𝛿) とし，
Ps の波動関数が厚さ 𝛿 の領域で壁とオーバーラップする部分で消滅率を計算した結果を図 4 に示している．
空孔のサイズが大きく，Ps の平均自由行程 𝐿fPs
が Ps の ド ・ ブ ロ イ 波 長 𝜆dB = ℎ/√4𝜋𝑚𝑘𝑇 =3.05 nm （室温）よりも十分長い場合には，古典モデルが適用できるはずである．そのとき o-Ps のピックオフ消滅率は，空孔壁面への 1 回衝突あたりの消滅確率 𝑃A と，衝突頻度 𝑣th /𝐿fPs の積で与えられるので，o-Ps の全消滅率は，
𝑣th 𝑃A
𝜆CM = f + 𝜆T
𝐿Ps

(8)

となる[31]．ここで，𝑣th は熱化した Ps の速さである．室温における 𝑣th 𝑃A の値は，実験データよりの古典モデル（CM）は，数十 nm よりも大きな空孔2𝛿
=1−
𝑥 + 2𝛿
+て，空孔の寸法を 𝑎𝑏𝑐，無限大のポテンシャルで0.021 ± 0.002 nm/ns と求められている[33]．こ𝐹(𝑥, 𝛿, 𝑇)∑B
CD*

図 6: Ps のサイズの効果も考慮した古典モデルの概念図に対しては，o-Ps の消滅率と平均自由行程をうまく関係づけるが，小さな空孔に対してはうまくいか

1
2𝑖𝜋𝛿
𝛽𝑖 #
sin
exp
]−
_
Y
Z
𝑖𝜋
𝑥 + 2𝛿
(𝑥 + 2𝛿)# 𝑘𝑇𝛽𝑖 #∑BCD* exp ]− (𝑥 + 2𝛿)# 𝑘𝑇_ない．例えば，1 nm 程度の空孔では，古典モデ
ルは MTE モデルに対して 1 桁消滅率が低く（寿(7)命が長く）なってしまう（図 4）．
我々は，平均自由行程が短い領域での古典モ

で，𝛽 = ℎ# /16𝑚 = 0.188 eV nm# である．𝑚 はデルの問題は，Ps 原子のサイズを考慮に入れるこ

電子質量（Ps の質量は2𝑚），ℎ はプランク定数でとによって解決できるかもしれないと考えた[3]．そある．調整可能なパラメータ 𝛿 は実験データにフうすると，空孔壁面表面への 𝑖 番目の衝突の前ィッティングをして決めた 0.18 nm という値が用いられる．このモデルが最初に提案された時には，空孔の寸法は (𝑎 − 2𝛿)(𝑏 − 2𝛿)(𝑐 − 2𝛿) としていたが，本稿では，TE モデルと一貫性を持たせ原子衝突学会誌しょうとつ 第18巻第4号 (2021)の Ps の自由行程 𝐿Ps,i は，図 6 に概念的に示す
ように，𝐿Ps,i = 𝐿C − gΔ#C)* + Δ#C h となる．ここで，Δ#C)* + Δ#C は Ps の有限サイズによる影響を表し
66© 2021 原子衝突学会

ている．よって，Ps の平均自由行程 𝐿fPs は，
K

𝐿C − gΔ#C)* + Δ#C hj
𝐿fPs = i= 𝐿f − 2Δ
𝑛

(9)

CD*

となる．ここで，𝐿f は空孔内の平均さしわたしである ． (8) 式 の 𝐿fPs を (9) 式 の 右 辺 で 置 き 換 え た
Modified classical model（MCM）では，o-Ps の消滅率 𝜆MCM は，𝑣th 𝑃A(10)+ 𝜆T
f𝐿 − 2Δjj を調節可能なパラメータと見なとなる．ここで，Δ𝜆MCM (𝐿f) =して，o-Ps の寿命と空孔サイズの関係が MTE モ
デルに滑らかに接続するよう決める．MTE モデル
は球形の空孔半径 𝑅 の関数で記述されているので，予め，空孔容積 𝑉，空孔内壁の表面積 𝐴の場合に与えられる

図 7: 球形の空孔に適用した Shape-free モデルと実験データ[3]．赤線は(12)式の MTE の領域，
青線は MCM（Shape-free モデル）の領域を表わす．

この値は，量子力学的に期待される Ps 中の電子と陽電子の距離の分布の極大値 1.058 Å よりも

4𝑉
(11)
𝐿f =
𝐴
という一般的な関係式[34]を用いて，𝑅 を 𝐿f に変換する（𝐿f = 4𝑅/3）．MTE と MCM の 2 つのモ

𝜆dB = 3.05 nm の約 3 分の 1 程度である．

j = 0.76 nm と す る と 𝐿f =デ ル の 関 数 は ， 2Δ(12)式の Shape-free モデルは，複雑な(7)式を含1.28 nm で滑らかに接続する．これら 2 つのモデ
ルを組み合わせ，𝐿f = 1.28 nm より小さな空孔，む(6)式の ETE モデルと驚くほどよく一致する．例

即ち観測された o-Ps の寿命（1/𝜆o-Ps ）が 21.1 ns

1 桁大きく，室温における Ps のド・ブロイ波長
立方体の空孔の場合，単純な(10)式に基づく

えば，1 辺の長さが 𝑎 の立方体の空孔の場合，(11)式より 𝐿f = 2𝑎/3 という関係から(6)式を 𝐿f

より小さい時には MTE を使い，o-Ps の寿命がで表わした ETE モデルの曲線（図 4: ETE）は，

21.1 ns 以上の時は MCM を使うのが便利である．

Shape-free モデルの曲線（図 4: present）と見分け

式で書くと，がつかない[3]．

𝜆 (𝑅 = 3𝐿f/4), (𝐿f < 1.28 nm)
M(12)
𝜆Lo-Ps = ] MTE f(𝐿f ≥ 1.28 nm)
𝜆MCM (𝐿),

図 7 に，(13)式の球形空孔に対する Shape-free
モデルの関数を，実験データと共にプロットしたとなる[2]．この 2 つのモデルをあわせた式は，古[3]．図 7 の Mikrushin1972 [35]と Sudarshan2007

典的領域で空孔の形状を仮定しておらず，我々[36]は大気中で測定された結果だが，これらにつはこの MCM を Shape-free モデルと名付けた．特いては酸素分子との電子交換によるスピン転換消定の空孔形状を仮定したい場合は，平均自由行
程のパラメータ 𝐿f を(11)式の関係式を用いて形滅 の 効 果 [20, 37] を 差 し 引 い て プ ロ ッ ト し た ．
Gidley1976 [33]については，𝐿f を 𝑅 に変換した．

状に特徴的なパラメータに変換すれば良い．例えば空孔が半径 𝑅 の球形と仮定した場合には，𝐿f

測定状況が明確でないその他のデータについて
は，文献中で”𝑅”と示されている値をプロットした．

を 𝑅 に変換して，𝜆MTE (𝑅),N
3𝜆o-Ps = p 𝑣th 𝑃A
4 𝑅 − 𝑟"(𝑅 < 0.96 nm)+ λT , (𝑅 ≥ 0.96 nm)

(13)

j=
と し て 使 う こ と が で き る ． こ こ で ， 2𝑟" = 3Δ
1.14 nmで，これは Ps の有効サイズに対応する．
原子衝突学会誌しょうとつ 第18巻第4号 (2021)

3．まとめ
気体中の o-Ps のピックオフ消滅過程による消滅
断面積は，粘性率から求めた幾何学的断面積とおおよそ比例関係がある．その傾きから，ピックオ
67© 2021 原子衝突学会

フ消滅の確率は気体原子・分子の種類にほとん
どよらず平均で約 170 万回衝突あたり 1 回程度である．この性質を仮定した o-Ps の寿命測定による固体絶縁体中の空孔サイズ評価手法として，空孔サイズが 1 nm 以下の量子力学的領域で実績のある TE モデルと，古典論的なモデルに Ps のサイズの効果を考慮して両者を滑らかに接続させた
MCM（Shape-free モデル）を紹介した．

Phys. 23, 589 (1990).
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原子衝突学会誌しょうとつ 第18巻第4号 (2021)

68© 2021 原子衝突学会

解説

Ｘ線自由電子レーザーの高強度・極短Ｘ線パルス照射が誘起する
原子・分子・クラスター内超高速電子・分子ダイナミクス
上田潔
東北大学多元物質科学研究所 〒 980-8577 宮城県仙台市青葉区片平 2-1-1
東北大学理学研究科化学専攻 〒 980-8578 宮城県仙台市青葉区字青葉荒巻 6-3
collision@ml.hokudai.ac.jp
令和 3 年 4 月 14 日原稿受付

X線自由電子レーザー（XFEL）の誕生により，結晶化が困難なためにこれまで見ることが出来なかったタ
ンパク質分子や細胞環境における生体分子，超高速で時々刻々と変化する光感応分子等の構造が見えるようになってきた．一方で，これまでになかった超強力極短XFELパルスを物質に照射した時に，分子そのものに何が起こるのかを理解することが重要な課題となってきた．我々は，日本のXFEL SACLAと様々な分光学的手法とを組み合わせ，原子・分子・クラスターと次第に複雑になる系を対象として，これらの系にXFELパルスを照射した際に起きる様々な超高速素反応を解明してきた．本稿ではこのような一連の研究を紹介する．

1．はじめにを用いて決定されてきたが，結晶化が困難なため

短波長自由電子レーザー（FEL）の誕生により，に未だに構造が決定されていない膜タンパク質

短波長領域で可干渉な強力レーザーパルス光が分子も多々ある．XFEL の非常に強力なＸ線パル

利用できるようになった．世界最初のドイツの極紫スを用いると，非常に小さな結晶や結晶化してい外自由電子レーザー TESLA Test Facility は，ないマクロな生体分子からでもＸ線回折像が得ら

2005 年，極紫外域から軟 X 線領域の FEL 利用れることから，これまで構造がわからなかった膜タ

実験を目的とした FEL 施設 FLASH として，供用

ンパク質分子や生体分子の構造が決定できるよう運転を開始した [1]．2009 年にはアメリカの LCLSになる．XFEL で見えるようになるもう一つの世界[2] で，2012 年には日本の SACLA [3] で，X 線が，化学変化において超高速で起こる分子構造

領域の FEL（XFEL）の利用実験が開始された．この変化である．XFEL パルスは高々10 フェムト秒

れらの XFEL 施設では世界中から研究者が集っのパルス幅をもつ極短パルスであるため，超高速て活発に様々な XFEL 利用研究を推進してきた．

で時々刻々と変化する分子構造もまた XFEL を光そして，そこで培われたノウハウは新たな XFEL 施

源として撮影できるようになってきた．分子の構造設へと受け継がれ，2017 年には，韓国の PAL-と機能あるいは分子の性質を決定する電子状態

XFEL [4] ， ド イ ツ に 建 設 さ れ た 欧 州 連 合 のは強い相関を持つ．反応中に超高速で起きる構

European XFEL [5]，スイスの SwissFEL [6] が，造の変化と電子状態の変化の相関を理解できれ

XFEL 利用実験のための運転を開始した．

ば，反応の制御が可能になり，新機能デバイス材

XFEL を利用すると，これまで見ることが出来な

料設計や人工光合成の実現といった重要な課題

かった超微細構造を見ることが出来る．XFEL でに不可欠な情報を得ることができるようになるだろ

見えるようになる構造の中に，様々なタンパク質分う．多くの研究者が描いてきたこの究極の目標が子や生体分子の構造がある．シンクトロン放射光

まさに XFEL で達成できると期待されている．これ

施設が世界中に次々に建設されるとともに，多くまでになかった超強力極短 XFEL パルスを物質のタンパク質分子の構造がＸ線結晶構造解析法に照射した時に，物質そのものに何が起こるのか

原子衝突学会誌しょうとつ 第18巻第4号 (2021)

69© 2021 原子衝突学会

を理解することもまた，非常に興味深い研究課題であるととともに上記のような XFEL 利用研究に不可欠な情報を与える．物質への XFEL 照射に関する基礎データと知見もまた急速に蓄積されつつある．ここに記したような XFEL 利用で可能になってきた様々な研究については最近の英文解説記
事をご覧いただきたい [7, 8]．
我々は，日本の XFEL SACLA を用いて，超強図 1: SACLA を用いたキセノン原子のイオン化実
験の概念図．参照文献 [26] から転載．

力超極短 XFEL パルスと原子 [9, 10]，分子 [11–16]，原子集合体であるクラスター [17–21]との相8000互作用が引き起こす様々な素過程とその時間ス
実験装置と実験手法を開発しながら [22]，研究を行ってきた．本稿では，そのような一連の研究を

イオンの数ケールを明らかにすることを目指し，そのための6000

い [24–31]．

2．XFEL 照射を受けた重原子の特徴的な
振舞い

3+

Xe

134 136

128 130
0
11.4
11.6

Xe

Xe

2000

11.8

4+

Xe

3+

Xe

Xe

12

14

2+

0
4

6

40

イオンの数

ついて記した和文の解説記事も参照いただきた

132
131

5+

海外の施設での一連の研究については，本稿で覧いただきたい [23]．また，個々の研究成果に

129

200

6+

4000

紹介する．ここに紹介する研究と密接に関連したは割愛するが，ぜひ，最近の英文解説記事をご

400
7+

Xe

20

8

Xe

26+

10

Xe

25+

129 131 132 129 131 132
8+
(Ar )

1+

Xe
16

18

Xe
129

20

24+

131

132

0
3.9

4.0

4.1

イオンが飛行する時間（マイクロ秒）

図 2: 飛行時間の計測によるイオンの価数分
析．参考文献 [9] の図１を修正して転載．

様々な分子の反応中心には，光反応系 I・II に見られるように，金属原子が存在し，金属原子の真空中に導入して，集光Ｘ線パルスを照射し，生価数の変化と反応中心の構造変化を理解するこ成したキセノン原子イオンを，飛行時間型イオンとが重要な課題となっている．Ｘ線回折によるたん質量分析法を用いて観測した．実験配置の概略

ぱく分子の構造決定では，金属原子のような重原を図 1 に，観測されたキセノン原子イオンの飛行

子のＸ線散乱断面積が軽元素よりも大きいことを

時間スペクトルを図 2 に示した．図 2 から生成した利用して，重原子による異常散乱に着目し，構造

キセノンイオンの価数分布がもとめられる．観測出決定の際のフーリエ変換に必要な位相を回復す

来たイオンの最も高い価数は 26+であった．

る手法がよく用いられる．一方，重原子はＸ線吸

この実験で用いたＸ線の光子エネルギーは 5.5

収断面積も高いため，Ｘ線吸収による放射線損傷

keV である．一方，キセノン原子のＬ殻の吸収端の原因ともなる．

は 5 keV 近傍である．従って，キセノン原子に 5.5

このようにＸ線と分子・物質との相互作用で重keV のＸ線を照射すると，Ｌ殻の 2s, 2p 軌道の電要な役割を果たす重原子の例としてキセノン原子

子が光電子として放出され，内殻正孔をもつ原子を対象として，SACLAの強力Ｘ線パルス照射にイオンになる．このような原子イオンはオージェ過対するその応答を調べた [9]．SACLAの硬X線ビ程により，より浅い，結合エネルギーの低い，Ｍ殻ームラインの実験ハッチ 3 に整備された汎用集光（3s, 3p, 3d 軌道），Ｎ殻（4s, 4p, 4d 軌道），Ｏ殻（5s,装置を用いて 1 ミクロン程度にFELパルス光を集5p 軌道）のそれぞれの軌道の電子を繰り返し放光すると，反応点での集光強度 25–50 J/m2 の出してエネルギー的に安定な多価原子イオンに非常に高い強度のX線パルスが得られる．本実験なる．深い内殻光電子放出に続いて繰り返し起こ

では，キセノン原子をパルスジェット原子線としてるオージェ過程はオージェカスケード過程と呼ば原子衝突学会誌しょうとつ 第18巻第4号 (2021)

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れる．今回の実験で観測したイオンの最も高い価数は 26+であったが，このことはＸ線パルスを照射されたキセノン原子が，10 フェムト秒程度のパル
ス照射時間のうちにこのような内殻光電子放出とオージェカスケード過程を複数回繰り返して 26 個
もの電子を放出したことを示す．
本研究ではまた，Ｘ線パルスの強度（ピークフ
ルエンス）によって生成するイオンの数と価数分布が変化する様子も観測した．このような観測結果を理論計算によってよく再現することにも成功した．この理論計算から，価数が 24+以上の多価イ
オンは，10 フェムト秒程度のパルス幅の時間内に，キセノン原子がX線吸収とオージェカスケード
過程を 5 回ないし 6 回繰り返して生成することを

図 3: Ｘ線吸収と多段階に起こる電子放出の繰返
しによりキセノン原子の価数が上昇するＸ線の高次非線形効果．黒い曲線上の黒丸はそれぞれの価数のイオンの基底状態のエネルギーを示す．参考文献 [9] の図 4 を修正して転載．

見出した．理論計算に基づいて，5 回繰り返されるＬ殻（2s, 2p軌道）光電子放出とオージェカスケ
ード過程の典型的な例を図 3 に示した．
本研究から，SACLA の強力なＸ線パルスを照射された重原子では，SACLA の 10 フェムト秒のパルス幅の間に，Ｘ線を吸収してはオージェ電子
を次から次に放出する過程を何度も繰り返して，
図 3 に示すように急激にイオン化が進行することが明らかになった．このことは，XFEL の非常に強力なＸ線パルスを用いた構造解析では，このような重原子の動的な挙動を正確に記述することが重要であることを示唆する．本研究では，強力Ｘ線パルスを照射された重原子の挙動を理論的に正確に記述することにも成功した．この成果は，XFEL を用いて未知の構造を決定する手法の基

図 4: ヨウ化ウラシルのクーロン爆発の初期過程．
図中の球はそれぞれ原子を表し，紫色はヨウ素（元素記号:I，以下同様），灰色は炭素（C），橙色
は窒素（N），赤色は酸素（O），空色は水素（H）を表す．赤の矢印は 10 フェムト秒の間の原子の動きを示す．プレスリリース記事から修正して転載．

盤となると期待される．
とで安定化する．このような過程が高々 10 フェム

3. ヨウ化ウラシル分子の XFEL 照射実験

ト秒のＸ線照射時間の間に複数回起こり，ヨウ素

本研究では，放射線増感作用のある分子の１原子サイト生成した多価の電荷が速やかに他の例として，リボ核酸を構成する塩基分子の１つで原子に移動する．電荷が再配分されると，それぞあるウラシル（C4H4N2O2 ）分子の中の水素原子１れの原子が正の電荷をもつため，原子イオン間の個をヨウ素原子に置き換えたヨウ化ウラシル分子

クーロン反発力によって，分子はバラバラになっ（C4H3IN2O2; 図 4）を真空中に導入して，SACLAて飛び散る．この現象はクーロン爆発と呼ばれるの光子エネルギー 5.5 keV のＸ線パルスを照射し（図 4）．本実験では，1 分子からクーロン爆発で放た．先にみたキセノン原子と同様に，ヨウ素原子の出される多数の原子イオンを位置敏感型の検出Ｌ殻（2s, 2p 軌道）から電子が放出されて，エネル

器を用いて飛行時間を同時計測し，イオン間の 3

ギーが高く不安定な内殻正孔をもつ原子イオンに次元運動量相関を求めた [12, 13]．

なり，より結合エネルギーが低い軌道の電子を同様な条件で行った実験では，キセノン原子か次々に放出するオージェカスケード過程を経るこら得られたイオン分布に 20 価以上の多価イオン

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図 5: ヨウ化ウラシルから生成した解離ヨウ素イオン(Iq+:q=1–4)と 1 価の解離イオン H+,O+,N+,C+の角相
関．はヨウ素イオンの運動量と他の１価の解離イ
オンの運動量のなす角度．○は実験値，赤破線はモデル計算の結果，網掛けは中性分子内での位置を示す．参考文献 [12] の図 3 を修正して転図 6: ヨウ化ウラシルから生成した解離ヨウ素イオン（Iq+:q=1–4），水素イオン H+と他の 1 価の解離イオ
ン H+, O+, N+, C+の 3 体イオン相関．はヨウ素イオ
ンと水素イオンの運動量で定義される分子平面と他の 1 価の解離イオンの運動量のなす角度．○は実験値，赤破線はモデル計算の結果．参考文献

載．

[12] の図 4 を修正して転載．

が観測されていた [9]（図 2）．ヨウ化メタン（CH3I）

オンの運動量の角相関を図 6 に示す．

分子でも，主としてヨウ素の多価イオンが生成して

図 5 や図 6 のような実験結果を解釈するためいる [11]．12 個の原子を含むヨ ウ 化ウ ラシルに，分子中の電荷生成や電荷移動を考慮したモ（C4H3IN2O2）では，ヨウ素イオン，炭素イオン共にデルを用いた数値計算により実験データを再現

1 価イオンが主な解離生成物となっていたが，こすることを試みた．モデル計算では，相互作用とれは XFEL 照射によってヨウ素原子サイトに生成してクーロン斥力を考慮したクーロン爆発モデル

した高い電荷が他の原子に再分配されてクーロンを採用し，さらにフェムト秒時間スケールで繰り返

爆発を起こした結果と推察される．ヨウ化ウラシル

し起こるX線吸収とカスケードオージェ過程によるの実験で得られた解離イオンのほぼ全てが単原

X線吸収サイトでの電荷生成時間および分子全子イ オ ンで あり，そ の平均電荷 が低いこ と は ，体への電荷移動速度を現象論的に取り入れた．

XFEL 照射によるクーロン爆発に際して，すべて

このような比較的簡単なモデルによる分子ダイナの構成原子への電荷の再分配が非常に効率よく

ミクス計算により，実験で得られた各イオンの運動

起こっていることを示している．

エネルギー分布と 2 体の運動ベクトル相関，3 体

ウラシルは窒素と炭素から構成される六員環骨の運動ベクトル相関を，程良く再現できることを見格を有する平面分子（図 4）であるが，実験からは出した（図 5 と図 6 の赤の破線）．実験結果を再現

六員環が完全にばらばらとなることがわかる．分

する上で 10 フェムト秒程度の電荷生成時間と 2–子がどの様に開環してばらばらになるのかを理解

3 フェムト秒ほどの電荷移動時間を考慮することがすることも重要である．本実験では，1 個のヨウ化必須であることもわかり，XFEL照射によって誘起ウラシル分子から生成した複数の解離イオンの 3される分子の高速解離ダイナミクスが，どのように次元運動量を同時に計測しているので，2 個ある分子内の高速電荷生成・電荷移動に影響される

いは 3 個のイオンの運動量相関を抽出し，分子のかも解明できた．

変形に関する情報を抽出することにも成功した．2

さらに，モデル計算の結果から，時々刻々変化

個のイオンの運動量の角相関を図 5 に，3 個のイする電荷と個々の原子の位置を明らかにすること

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ができた（図 7）．ヨウ素原子サイトの電荷が約 10
フェムト秒で上昇するのと同時に，電荷が分子全体に約 2 フェムト秒で広がること，10 フェムト秒のＸ線照射時間の間に，軽い水素原子イオンが結合距離の 2 倍程度動く一方で，酸素，窒素，炭素などの重い原子の結合距離の変化は数％程度に留まる（図 7）ことが明らかになった．この結果は，水素原子以外の主にＸ線散乱に関わる元素からなる分子構造は，XFEL 照射によって受ける変化が十分に小さいことを示しており，XFEL を用いた無損傷構造解析が原理的に可能であることを示
唆する．
さらに，本研究によって，Ｘ線を吸収したヨウ化
ウラシル分子から多数のイオンと低エネルギー電

図 7: (a),(b) 分子動力学計算から得られた原子間距離の時間変化（時間原点の原子間距離で規格化）．(c)原子間距離のラベルを示した原子の組み合わせを示したヨウ化ウラシル分子構造．参考文
献 [12] の図 5 を修正して転載．

子が生成する機構が明らかになった．このようなイ
オンや低エネルギー電子は生体分子に損傷を与えることが知られており，「放射線スープ」と呼ばれる．従って，本研究成果は，ヨウ化ウラシル分子の放射線増感効果の機構を分子レベルで解明するものでもある．

4. X 線照射で始まる分子内超高速反応の観測
本節では，XFEL の短パルス性を利用した時分

図 8: XFEL 誘起反応過程と近赤外レーザーによるプローブ効果．参考文献 [16] から転載．

割実験の例として，XFEL を重原子含有分子のジ射の遅延時間に対して追跡すれば，過渡状態の

ヨードメタン（CH2I2）分子に照射した際に起こるフ緩和時間（寿命）を得ることが出来る．

ェムト秒オーダーの超高速現象を，近赤外レーザ

図 9 に実験配置の模式図を示す．XFEL の光ーをプローブ光として用いた時間分解計測により

子エネルギーは 5.5 keV とした．波長 800 nm（光捉えた研究 [16] を紹介する．

子エネルギー1.55 eV）の近赤外レーザーはレン

図 8 に本研究に関わる反応経路の模式図を示ズにより集光し，プリズムミラーによりＸ線とほぼ平す．CH2I2 分子に XFEL を照射し，ヨウ素原子の L行にして試料に照射した．XFEL と近赤外レーザ

殻イオン化を起こすと，オージェカスケードによりーのピークフルエンスはそれぞれ 30 J/m2 と 11電子を次々と放出して多価分子イオンが生成し，nJ/m2 であった．試料である CH2I2 分子をパルス

クーロン爆発によって運動エネルギーを持った原分子線として真空槽に導入し，２つのレーザーパ子イオンが放出される．この反応の最中に近赤外

ルスと集光点で交差させ，生成するイオンの運動

レーザーを照射すると，一定の確率でカスケード量を計測した．XFEL と近赤外レーザーのレーザ

緩和の中間状態にある分子の励起あるいはイオーパルスには 700 フェムト秒（FWHM）程度のジン化が起き，最終的に放出される原子イオンの価ッターがあるが，ビームラインに常設されたアライ

数が変化することがある．XFEL のみを照射したと

バルタイミングモニターによってジッターを計測し，きに生成した q 価のヨウ素原子イオンのうち，近赤測定データを並べなおすことによって，フェムト秒外レーザーの照射によって q+1 価のヨウ素原子イオーダーの反応追跡を可能とした．

オンを生成することになる変化量を TIq→(q+1)とし，実験で得られた TIq→(q+1)は遅延時間の増加ととTIq→(q+1)を XFEL 照射に対する近赤外レーザー照もに速やかにピークに達し，数十フェムト秒かけて

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減衰するピーク構造を示す．この立ち上がりは
XFEL 照射によって過渡状態 CH2I2**が生成する
時定数p を反映し，減衰は過渡状態が緩和する
時定数d を反映すると考えられる．これらの時定数を実験で得られた TIq→(q+1)から抽出した結果を
図 10 に示す．XFEL パルスの時間幅が 10 フェム
ト秒程度であることから，p は 10 フェムト秒程度と予想される．そこで，p を 2–20 フェムト秒の間で変化させてフィッティングによりd を求めたが，d はpの値に依存しないことが分かった．TI2→3 から TI5→6

図 9: SACLA の硬Ｘ線ビームラインにおけるポン
プ・プローブ実験の実験配置．参照文献 [16] から転載．

についてはd がほぼ同じで 20–30 フェムト秒であった．この値は，オージェカスケード中の中間状態の寿命を反映していると考えられる．ところが TI1→2のd は 100 フェムト秒程度あり，他と比べて著しく長い．なぜ TI1→2 のd，つまり 1 価ヨウ素原子イオンを生成する中間状態の寿命が長いのであろうか？これには CH2I2 分子が分子内に重原子を 2つ含んでいることが関係している．
XFEL 照射によって CH2I2 分子から中性のヨウ素原子と励起した 1 価ヨウ素原子イオンが生成したとする．1 価イオンの励起エネルギーが，中性ヨ
ウ素原子のイオン化エネルギーとイオン対が生成したときに生じるクーロンエネルギーの和よりも高ければ，1 価イオンの励起エネルギーによりヨウ素原子がイオン化することが可能である．つまり，I +I+* → I+ + I+ + e− という過程が起こる．この過程
は 原子 間 クー ロ ン緩 和 （ Interatomic Coulombic
Decay: ICD）[32] と呼ばれている．中性の基底状態 CH2I2 分子の平衡状態でのヨウ素原子間距離3.73 Å において，2 つの１価イオンが生成すると，

図 10: 実験で得られた TIq→(q+1)から抽出した過渡状態の緩和時間d のヨウ素原子価数（q）依存性．
塗りつぶしたシンボルは TI0→1 = 0 として求めた結果，塗りつぶさないシンボルは TI6→7 = 0 として求めた結果．d の決定は，仮定した過渡状態生成時間に依存せず，また，2 通りの求め方で同じ結果が得られることから，解析の信頼度が確かめられる．
参照文献 [16] から転載．

そのクーロンエネルギーは 3.86 eV であり，ヨウ素
原子のイオン化エネルギーは 10.45 eV である．こに着目して過渡状態の寿命を抽出したが，実験れらの和よりも高い励起状態の 1 価ヨウ素イオン

ではイオンの運動量や炭素イオンについても計の状態は確かに存在する [33]．またヨウ素原子測している．炭素イオンの収量には，ヨウ素イオンは重いので，クーロン爆発による解離でも，比較で見られたような遅延時間を反映するピーク構造

的長い間，原子間が近接し続ける [14]．この間，の寄与はほとんど見られず，ステップ構造が見ら原子間での相互作用が可能である．このようなヨれた．ステップ構造は，解離イオンの近赤外レー

ウ素原子間の ICD 過程は，ab initio 計算によってザー吸収による価数変化を示唆している．このこも存在が支持された [16]．

とは，過渡状態が近赤外レーザーを吸収すること

本研究では，XFEL と近赤外レーザーを組み合で上昇した価数は，主にヨウ素イオンが取得する

わせた時間分解計測により，ジヨードメタン分子にことを意味する．また，検出したイオンの運動量に

XFEL を照射して生成する過渡状態の寿命を測注目すると，同じ分子から放出された他のイオン定することが出来た．ここではヨウ素イオンの収量の価数の変化に伴うクーロンポテンシャルの変化

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により，運動エネルギーが変化する様子が観測されている．さらに複数のイオンの運動量の角相関から，分子の形状が見えることも分かってきている[15]．電子計測との同時計測を行えば，電子状態についての詳細も分かるであろう．このような様々な情報を組み合わせ，様々な要素が混在する過程を紐解いていくと，一見複雑な現象を理解することができると期待される．

されて，内殻に正孔をもつ不安定な原子イオンに

図 11: アルゴン原子 1000 個程度からなるクラスタ
ーに光子エネルギーが 5 keV の SACLA の集光
XFEL パルスを照射した際に放出される電子の運動エネルギー分布．青い破線は実験スペクトル，
赤い実線は理論計算の結果を示す．参照文献

なる．この不安定な原子イオンはオージェカスケ[17] から転載．

5. XFEL 照射によるナノプラズマ生成
Ｘ線を原子クラスターに照射すると，クラスターを構成する原子の深い内殻軌道から電子が放出ードにより比較的浅い軌道の電子を次々に放出するこ と で 安定 化し ，多価 原子イ オ ン にな る．

eV 付近にこのようにして生成されるオージェ電子

SACLA で得られる非常に強力な XFEL パルスをに由来するピークが観測されるが，本研究で観測照射すると，単一クラスター内の複数の原子におしたアルゴン原子クラスターからの電子放出の場

いてこのような過程が起こり，多数の電子が放出さ合には，200 eV から低エネルギー側の領域が平れる．1 原子あたりの吸収光子数は少なくても，クら（プラトー）になり，ゼロエネルギー近傍で急増ラスターは強く正に帯電する．しかし，Ｘ線吸収にすることが明らかになった．

より放出される光電子やオージェ電子は高いエネ

図 11 に示すように，イオン化とオージェ崩壊はルギーを持つ場合が多く，これらがクラスターの生

量子力学的に取り扱い，粒子（原子，原子イオン，

成するクーロンポテンシャルにトラップされることは自由電子）の運動は古典分子動力学法により計まれである．それでも XFEL 照射によりプラズマが算する理論計算により，観測結果はよく再現され形成される [17] ことを本節で解説する．

た．この理論計算によると，図 11 で観測されたプ

本研究では，アルゴン原子 1000 個程度からな

ラトー領域はクラスターに生じた強い正の電荷にるクラスターを標的試料として，SACLA で得られよりオージェ電子が減速されていることに加えて 2

る XFEL パルスを照射し，放出される電子の運動次電子放出によるものであること，ゼロエネルギー

エネルギー分布を測定した [17]．図 11 に観測さ近傍の低エネルギー電子は，減速されたオージ

れた電子スペクトルを示す．アルゴン原子の最もェ電子や 2 次電子がクラスターから飛び出せなく

深いＫ殻の 1s 電子の束縛エネルギーは 3.2 keVなり，ナノメートルサイズのプラズマ（ナノプラズマ）であるのに対して，XFEL の光子エネルギーは 5が生成されたことを示唆することが分かった．つまkeV に設定した．従って，最初に飛び出してくる光り，XFEL 照射によって放出される電子の中でも電子やオージェ電子はもっぱら 2–5 keV の超高

比較的低エネルギーのオージェ電子と 2 次電子

速電子で，クラスターから飛び出せなくなることはが主にナノプラズマ生成に寄与することも明らかない．ここで注目すべきはカスケード的に起こるオになったのである．この 2 次電子放出は物質にＸ

ージェ電子緩和で放出される低エネルギーオー

線を照射した時にごく一般的に起こる現象である．

ジェ電子やオージェ電子とクラスター内の原子と本研究は，強力な XFEL パルスを原子の集団の衝突により放出される 2 次電子である．孤立しに照射すると，Ｘ線のエネルギーや原子の種類にたアルゴン原子にＸ線を照射する場合には 200

よらず，低エネルギー2 次電子を大量に放出し，原子衝突学会誌しょうとつ 第18巻第4号 (2021)

75© 2021 原子衝突学会

この 2 次電子が束縛されてナノプラズマを生成する可能性が常につきまとうことを示すものである．
このことは，XFEL の強力な XFEL パルスを用いた物質の構造解析を行う上で，ナノプラズマが生成される反応素過程を正確に知り，考慮した上で解析を行うことが必要不可欠であることを示している．

6. XFEL 照射ナノプラズマ生成の瞬間を捉える
前節で紹介した XFEL 照射に伴うナノプラズマ
誘起反応はあらゆるナノ粒子において起こり得る
XFEL 誘起反応の代表であるため，そのダイナミ
クスを理解することは XFEL 利用研究において重要である．本節では， SACLA において実施した
時分割イオン分光計測により捉えた XFEL 誘起ナ
ノプラズマ誕生の瞬間 [20] について解説する．
本実験では，平均クラスターサイズ 5000 原子から な る キ セ ノ ン ク ラ ス タ ー （ Xe5000 ） を 生 成 し ，SACLA から供給される光子エネルギー5.5 keV の集光 XFEL を照射した．第 4 節の分子の実験と同様に，近赤外領域のフェムト秒光学レーザーをプ
ローブ光として用いて，飛行時間型イオン分光器

図 12: XFEL 誘起ナノプラズマの超高速ダイナミク
ス．(a) XFEL 誘起ナノプラズマから放出された
Xe+イオンと Xe2+イオンの収量の近赤外レーザー
プローブパルス時間遅延依存．(b) プローブされた中性原子の励起状態の生成と緩和の機構．参照文献 [20] から転載．

によって， XFEL 誘起ナノプラズマから放出されたキセノン原子イオンフラグメントの運動エネルギ

るため， レーザー加熱効率は低い．ナノプラズマーおよび収量を時間分解計測した．

内の電子密度は，主にプラズマ膨張により， 時

図 12 に時分割イオン分光計測の結果を示す．

間と共に徐々に減少していく．プラズマ内の電子

まずは，2 価イオン Xe2+の収量増加に着目しよう．

密度の減少に伴い，表面プラズモン共鳴による近Xe2+ の収量は遅延時間に対して徐々に増加し，

赤外レーザー吸収加熱の効率が増加する．その約 800 フェムト秒近傍で最大となる．この Xe2+収結果，Xe2+ 収量が遅延時間に対してゆるやかに

量の緩やかな増加は，近赤外レーザーパルスに増加するのである．

よる XFEL 誘起ナノプラズマの表面プラズモン共

次に，1 価イオン Xe+の収量の遅延時間依存に

鳴吸収加熱 [34, 35] に由来する．多価クラスタ

着目する．Xe+の収量は 10 フェムト秒ほどの時間

ーイオンのクーロンポテンシャルに束縛されながで増加し，その後，250 フェムト秒ほどの緩和時間

らナノプラズマ内を自由に動く電子（擬自由電子）で減少する．このような Xe+収量の遅延時間依存

は，表面プラズモン共鳴を起こす電子密度で，近性は，プラズマ膨張よりもはるかに高速な過程に赤外レーザー電場からエネルギーを吸収して加由来している．まず，Xe+収量が急激に増加にす

速され，その結果，ナノプラズマ内での電子衝突る機構について考えよう．収量の増加は，ナノプラ

による原子のイオン化が促進される．XFEL 誘起

ズマ内に生成した高励起状態にある中性原子

ナノプラズマが形成された直後は，近赤外レーザ

Xe*の近赤外レーザーによる光イオン化に由来すー電場が高密度の擬自由電子によって遮蔽されると考えられる．Xe*が生成する機構としてはオー

原子衝突学会誌しょうとつ 第18巻第4号 (2021)

76© 2021 原子衝突学会

ジェカスケードに伴い放出される電子とクラスター

つひとつ解決していくことは，それ自体，非常に内原子との非弾性散乱による励起が想起される

興味深い研究課題であるが，XFEL を用いてこれ（図 12(b)左）．一方，250 フェムト秒程度の緩和時まで見えなかった分子構造や超高速な現象を見間で減少する機構としては，Xe* 間における非輻るためにも，重要な基盤情報を与えるものであるこ

射的なエネルギー交換, ICD [32] により説明できとを理解していただければ幸いである．

る．ナノプラズマ生成の初期過程でクラスター内に多くの Xe*が生成すると想定されるが，近接した

8. 謝辞

Xe*間において ICD が起こると，一方の Xe*はイオ

本研究は，東北大学多元物質科学研究所のン化し，もう一方の Xe*は内部エネルギーを失い

福澤宏宣氏をはじめとする旧上田研のメンバー，

基底電子状態へ失活する（図 12(b)左）[36]． 本

京都大学大学院理学研究科故八尾誠教授の研研究で用いた近赤外レーザーの強度（5×1013

究室の永谷清信氏をはじめとするメンバー，広島

W/cm2）では，ICD 後の基底電子状態のキセノン

大学大学院理学研究科和田真一氏（現准教授）

原子をイオン化できないため，Xe+収量が減少すのグループ，理化学研究所放射光科学総合研究るのである．

センターXFEL 研究開発部門ビームライン研究開

前節の研究ではオージェ電子とクラスター内の発グループ矢橋牧名グループディレクター及び原子との衝突により放出される 2 次電子が捕獲さ高輝度光科学研究センター XFEL 研究推進室

れてナノプラズマが生成することを見出したが，本利用技術開発・整備チーム 登野健介チームリー

研究では，10 フェムト秒のオーダーの時間で起こ

ダーのグループ，海外の共同研究者等などからるオージェカスケードで放出される電子がクラスタなる合同研究チームによる成果であり，筆者を代ー内の原子を励起する様子を捉えることにより，ま表とする文部科学省Ｘ線自由電子レーザー利用

さにナノプラズマ生成の瞬間を捉えることに成功推進研究課題，理化学研究所 SACLA 利用装置

した．本研究で明らかになったナノプラズマ生成

提案課題，文部科学省Ｘ線自由電子レーザー重の機構と時間スケールは 10 フェムト秒ほ どの

点戦略研究課題の各事業の一環として行われた．

XFEL パルスの照射を受けた微粒子一般に当て参考文献 [9–31] の共著者の皆様に感謝致しま

はまると推測される．したがって，本研究で得られす．

た知見は XFEL を用いた構造を決定する際の重要な情報であると期待される．

参考文献[1] W. Ackermann et al., Nat. Photon. 1, 336

7. 結言(2007).

本稿では，原子・分子・クラスターと次第に複雑[2] P. Emma et al., Nat. Photon. 3, 641 (2010).

になるターゲットを対象にして，10 フェムト秒のパ[3] T. Ishikawa et al., Nat. Photon. 6, 540 (2012).

ルス幅をもつ XFEL パルスがパルス照射中に引き[4] H.-S. Kang et al., Nat. Photon. 11, 708 (2017).

起こす様々な素過程を様々な分光手法とモデル[5] W. Decking et al., Nat. Photon. 14, 391 (2020).

計算を用いて解明する SACLA での我々の研究[6] C. J. Milne et al., Applied Sciences 7, 720を紹介した．これらの研究を通して，高々10 フェム
ト秒程度の時間で，ターゲットサンプルの中にどの様にして電荷が生成して系全体に分配されるのか，その間に系を構成する原子がどのくらい動
くのか，ナノプラズマ化するのか，を理解していただけたかと思う．このようにして XFEL パルスと物質との相互作用に由来する様々な素過程をひと
原子衝突学会誌しょうとつ 第18巻第4号 (2021)(2017).
[7] C. Bostedt et al., Rev. Mod. Phys. 88, 015007(2016).
[8] E. A. Seddon et al., Rep. Prog. Phys. 80,
115901 (2017).
[9] H. Fukuzawa et al., Phys. Rev. Lett. 110,
173005 (2013).
77© 2021 原子衝突学会

[10] K. Motomura et al., J. Phys. B 46, 164024(2013).

[28] 「SACLA の高強度 X 線照射下の原子・分子の動的振舞い」 福澤 宏宣・上田 潔，日本

[11] K. Motomura et al., J. Phys. Chem. Lett. 6,2944 (2015).

結晶学会誌 59 (1), 29 (2017).
[29] 「ヨウ化ウラシルによる放射線増感効果の機[12] K. Nagaya et al., Phys. Rev. X 6, 021035(2016).

構解明」 永谷 清信・上田 潔，Isotope News2018 年 4 月号 No.756, p. 1.

[13] K. Nagaya et al., Faraday Discuss. 194, 537(2016).

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原子衝突学会誌しょうとつ 第18巻第4号 (2021)

78© 2021 原子衝突学会

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 6 回 多価イオン衝突
田沼 肇 ∗
東京都立大学 理学部 物理学科

〒 192-0397 東京都八王子市南大沢 1-1

tanuma-hajime@tmu.ac.jp
令和 3 年 5 月 6 日原稿受付

多価イオンと中性原子・分子の衝突現象について概観する．特に，低エネルギー領域の衝突において最も大きな断面積を持つ電荷移行過程について，その特徴を簡単にまとめる．そして，電荷移行過程を記述する幾つかの理論について述べた後，断面積に関するスケーリング則を紹介する．続いて，主な伝統的な実験手法について簡単に解説した後に，都立大における軟Ｘ線，極端紫外，紫外
可視の 3 つの観測波長領域における電荷交換分光法による研究例について紹介する．最後に，電荷移行断面積のデータベースについても簡単に触れる．

1. はじめにでは内部自由度が変化する散乱となるが，これシリーズ最終回のお題は衝突現象である．こは実験例が極めて少ないことから，エネルギー

こでは三体以上の複雑な衝突は考えず，最も基本領域によらず対象外とさせて頂く．従って，中的で単純で重要な二体衝突に限定する．固体・液性原子または中性分子を標的とした多価イオン

体と多価イオンの衝突も，二体衝突に還元できる

衝突に限定することにする．初めに大きく “衝ことが多いので取り上げるべきかも知れないが，突現象” と言っておきながら，極めて狭い分野

表面も含めて凝集相との衝突現象は著者の守備に絞ってしまったことをお詫びしておく．とは範囲を越えるため割愛させて頂く．また，原子言っても，それなりに多様な衝突過程について

衝突国際会議 ICPEAC (Internatiobal Confer-

概観した後，低エネルギー衝突で最も重要な電

ence on the Photonic, Electronic, and Atomic

荷移行過程についての理論と実験について簡単

Collisions) のスコープにあるように，光子とのに解説する．次に，都立大で行ってきた電荷交衝突も二体衝突とみなすことができるが，質量換分光の実験結果について，観測波長領域毎にのある粒子と光子を全く同等に扱うことは必ず研究の動機から始めて簡単に紹介していこうと

しも自然ではなく，しかも著者は光子衝突に関思う．

しては専門的な知識を持ち合わせていないので，解説を始めるに当たって，衝突エネルギーのこれも除外する．さらに，電子との衝突は EBIT

高低について明確にしておく．衝突速度が，原(Electron Beam Ion Trap) も含めたプラズマで子に束縛されている電子の古典的な運動速度との主要過程として既に紹介されているのでこれ同程度になるのは，重心系における核子当たりも除くことにする．つまり，本稿で紹介するのの衝突エネルギーが約 25 keV/u のときであり，は，原子・分子を標的とした多価イオン衝突で

この衝突エネルギーを低エネルギーと高エネルある．但し，標的粒子が電荷を持っている場合，ギーの境界の目安にすることが多い．本稿では，

低エネルギーでは Rutherford 散乱として簡単に

25 keV/u 以下を低エネルギー衝突として記述し理解することが可能であり，一方，高エネルギーていくが，1 keV/u 以下を極低エネルギー，1–

原子衝突学会誌しょうとつ 第18巻第4号 (2021)

79© 2021 原子衝突学会

25 keV/u を中間エネルギーとして分ける場合

積が大きく，また，水素原子を標的にした場合もあるので注意して頂きたい．

は理論的に取り扱い易いこともあって，最も理解が進んでいる [1]．この過程については，後ほ

2. 原子・分子との衝突素過程：概観
q 価の高電離原子イオン Aq+と中性粒子 B のど詳しく解説する．
次に，2 電子が関与する素過程を列挙する：

衝突で起こり得る衝突素過程を列挙してみる．

Aq+ + B

多価イオン衝突と言えども断面積が最も大きい→ Aq+ + B∗∗のは弾性散乱の筈であるが，著者は 3 価以上の→A

q+

多価イオンについては，弾性衝突断面積の報告

→A

q+∗∗

例を見たことがない．全衝突断面積の測定をし→A(q+2)+たとしても，入射イオンの電荷が変化する過程→ Aq+∗ + B∗にしか関心を持たず，弾性散乱については不問→ A(q+1)+ + B+ + 2e−

同時電離とするのが慣例となっているようである．

→A(q−2)+

2 電子移行→A(q−1)+→A(q−1)+

そこで，初めに 1 電子だけが active な素過程を考える：

Aq+ + B+B

2+

標的の 2 電子励起

+ 2e

−

標的の二重電離イオンの 2 電子励起+B
+ B + 2e−イオンの二重電離
同時励起

+B

2+

+B

+∗

+B

2+

移行励起

+e

−

移行電離

2 電子励起状態の大半は自動電離を起こすし，→ Aq+ + B∗

標的の 1 電子励起

→ Aq+ + B+ + e−

内殻励起が起こっていれば Auger 遷移が連続す標的の電離るので，最終的な状態は必ずしもここに列挙した→ Aq+∗ + B

イオンの 1 電子励起

→ A(q+1)+ + B + e−

ものではないが，衝突後相互作用 (post-collision

イオンの電離interaction) 1 が無視できるのであれば，衝突素→A

1 電子移行過程として以上のような分類が適当であろう．

(q−1)++B+

1 電子励起および 1 電子電離であっても，内これらの非弾性素過程の中で，低エネルギー衝

殻に孔が空けば Auger 遷移が連続して起こって突において重要なのは，2 電子移行・2 電子捕獲

多電子過程になるため，ここでは議論しない．

(double electron capture, DC)，および移行電離高エネルギーでは標的およびイオンの電離が(transfer ionization, TI) と移行励起 (transfer

主な過程になるが，低エネルギーでは 1 電子移

excitation，TE) である．TI の過程では電荷移行が圧倒的に大きな断面積を有している．電荷行と電離が，TE では電荷移行と電子励起が，ぞ移行 (charge transfer) は日本語で，電子移行・

れぞれ同時に起こることから，このように呼ばれ電荷交換・電子捕獲・荷電変換・荷電交換などているが，個人的には英語での名称にも日本語の様々な呼び方が共存している．英語でも，charge

訳にも未だに強い違和感を感じている．代替案

transfer，electron transfer，charge exchange，はないが，本来であれば transfer and ionizationelectron capture などの用語が，ほぼ同等な頻度のように and でつなぐべきものを並べてしまっで使われている． 電子捕獲 (electron capture)ているからである．晴耕雨読，有象無象，魑魅

だけは多価イオンが主体なので，他の言葉とは

魍魎，などのように二文字の言葉を並べても四少し意味合いが異なるものの，物理現象として

字熟語になればこの違和感は消えるのであろう

は全く同じものを指している．同じ現象がこれ

が，移行電離や移行励起が熟語辞典に掲載されほど多くの名称を持っているのも珍しいと思うる日が来るとは思えない．

が，昔からの慣例ゆえに御容赦願いたい．
これらの中で，1 電子移行，あるいは 1 電子
捕獲 (single electron capture, SC) は特に断面原子衝突学会誌しょうとつ 第18巻第4号 (2021)

2 電子捕獲で生成された状態が 1 電子励起状
1 衝突直後，2 つの粒子が充分に離れる前に電子放出が起こることで，放出電子および粒子の運動エネルギーに顕著な変化が現れる現象80© 2021 原子衝突学会

態の場合は価数の変化は起こらないが，二重励断面積が著しく小さい．

起状態の場合は Auger 電子放出を起こす．この• 低エネルギー領域での断面積が非常に大きい．

Auger 電子の観測を用いても電子捕獲過程の研(10−14 cm2 に迫ることもある．これは 10 Å

究は精力的に行われてきた [2, 3]．このときの程度の核間距離で電子が乗り移ることに相当

Auger 電子は孤立した多価イオンの二重励起状

する．)

態から放出されたものとして観測され，TI によって放出される電子とは明確に区別できる．
一方，入射多価イオンの電荷の変化を観測するだけでは，SC と TI は区別ができないため，SCと TI の断面積の和を測定してしまう可能性がある．SC と TI では内部エネルギー変化 (発熱• 中間エネルギー領域では断面積の衝突エネル

ギー依存性が小さく，ほぼ一定値．
• 極低エネルギー領域での衝突エネルギー依存性は，衝突系に大きく依存する．
• 高エネルギー領域では衝突エネルギーが上がるほど断面積が小さくなる．

的なのでエネルギー利得，energy-gain) が異な• 生成する電子状態 (捕獲する電子軌道) の選択

るので，両者を区別するためには後述する並進性が極めて高い．ほぼ特定の主量子数だけに運動エネルギースペクトルの測定が有効である．

移行するが，通常は高い励起軌道である．

なお，2 電子捕獲の後に電子放出が起こらない• 移行する電子が少ない過程ほど断面積が大き場合を “真の”2 電子捕獲 (true double electron

い．つまり，σSC > σDC ．

capture, TDC) と呼ぶことがある，標的気体が• スケーリング則が存在し，イオンの価数 q と電子を 2 つしか持たない H2 または He の場合，標的のイオン化ポテンシャル I から断面積が単一衝突条件が成り立っている限り，価数が 2予想できる．

つ小さくなったイオン強度から TDC の断面積

この世の全ての規則と同様に，これらの傾向にが得られる．また，多電子標的の場合にも，電も例外があるが，かなり一般的に上記のことが子を失った標的粒子と散乱入射イオンの同時測成り立っている．そして，その多くは比較的簡定によって TDC を判別することができる [4]．

単な理論的考察によって説明されている．次の二電子過程は，電子間相互作用の興味深い研

節では理論的計算手法について簡単に紹介する．

究対象である．連続した 1 電子過程の繰り返しとして考えられれば単純であるが，電子相関が4. 電荷移行に関する理論

顕わになれば，理論的に追求したくなる．TI に理論としては量子論，半古典論，古典論に基ついては明確な観測例を知らないが，DC におづくものが，それぞれ使われている．但し，イける電子相関，言い換えると，標的の 2 つの電オン衝突に対する高精度な理論計算は標的が原子が相関しながら多価イオンに捕獲される過程

子の場合に限られており，分子標的の計算は電が Auger 電子によって観測されている [5]．

子を 2 つしか持たない H2 分子に限定されてい3 つ以上の電子が関与する素過程もあるが，現ると言っても過言ではない．より複雑な分子を象が複雑であるため充分に理解されているとは扱う場合には，幾つかの特徴的な分子配向につ言い難い．そのため，本稿ではこれ以上の詳し

いて計算した上で平均を取るという，かなり粗い紹介は控えておく [6, 7]．

い近似しか知られていない [8, 9]．しかも，この方法を用いた計算であっても，低価数の H+ ，

3. 電荷移行過程の特徴
これまでに知られている多価イオンの電荷移

O+ および He2+ の衝突に限定されており，多価
イオン衝突に関する計算例は見当たらないよう

行過程の特徴をまとめておく：である．

• 基本的に発熱反応であり，吸熱反応の場合は量子論：

原子衝突学会誌しょうとつ 第18巻第4号 (2021)

81© 2021 原子衝突学会

• 原子軌道緊密結合法 (Two Center Atomic Or-に扱う．重心系で考えても良いが，標的を座

bital Close Coupling method, TC-AOCC)：

標原点に固定し，入射粒子の運動を直線軌道

概ね 1 keV/u 以上の衝突速度で有効 [10]．孤に限定して，衝突パラメーター毎に電子状態

立イオンの励起軌道エネルギーを再現するモの変化を考えることができる．電子状態を量

デルポテンシャルを用いるため，疑似 1 電子

子力学的に扱う場合は，半古典的ではあるが系の場合には計算は精度が高いが，多電子系

量子論の範疇に入り，ポテンシャル交差点におには難がある．最近になって，H2 標的の 2 電ける遷移確率として Landau-Zener の公式を

子移行を計算できるコードが開発された [11]．

用いるものが典型的な半古典論と言える [21]．

電子スピンを顕わに取り入れた計算について

始状態では中性粒子の分極だけを考え，終状は開発途上 [12]．但し，どちらも有効性につ

態は点電荷同士の Coulomb 反発だけを考える

いては検証が必要である．

と，簡単に近似的な粒子間ポテンシャルが得• 分子軌道緊密結合法 (Molecular Orbital Close

られる．交差点における遷移確率の計算に必

Coupling method, MOCC)：1 keV/u 以下の要なポテンシャル行列の非対角項の値につい

低速度衝突で高い精度が得られる [13]．量子ては，一電子系に対する理論計算結果に基づ

化学的計算によって衝突対の電子状態毎に粒いた近似公式を用いることができる [22, 23]．

子間ポテンシャルと状態間の相互作用を求め，

但し，多電子系の場合はあまり正確な近似と結合方程式を解くことで反応断面積を得る．

は言えず，高精度な理論計算結果を用いるの電子数には強い制限はないが，計算コストがが望ましい．また，Landau-Zener モデルの常かかるため現実的にはチャネル数に上限があであるが，動径結合にしか適用できず，回転る．H2 分子標的については，擬似 1 電子系と結合を考慮することができないこともあって，見なした計算 [14]，独立電子モデルに基づい実験結果との一致は十分とは言えない．

て等価な 2 つの電子を扱う理論 [15]，そしてポテンシャル行列の非対角項に関する Taulb-

分子の振動と回転は凍結するものの，電子にjerg の論文では，ポテンシャル交差距離を半

ついては第一原理的に扱う計算 [16] と，徐々径とした円の面積に対する電荷移行断面積のに近似の程度を緩めた計算が可能になってき比を求め，その値を交差距離の関数としてプている．

ロットすると反応が起こり易い領域は 1 Å 程

• 電荷移行は組み替え反応であるため，ガリレ

度の幅に限定されることから，これを “反応イ不変性が成立しない．直感的に言い換えれ窓 (reaction window)” と命名している [23]．

ば，移行前と移行後では電子に対する適切な反応窓は衝突速度が遅いほど距離が大きな位座標系が異なる．そのために，計算上では核置にシフトすることが判っており，定量的な間距離が大きくなっても遷移が起こってしま

議論には向かないものの，ポテンシャル交差う．この問題点を解決するためには，電子走モデルに基づいて反応機構を理解するために

行因子 (Electron Translation Factor, ETF)

は有用な概念である．

を考慮する方法が一般的である [17, 18]．

なお，これまでの Landau-Zener モデル計算で• 相対論的な領域を含む高エネルギー衝突の場

は，例外なくオリジナルの遷移確率公式が用い

合は Born 近似・歪曲波近似のような摂動論られてきた．しかし，入射チャネルは分極ポ的な手法が有効であるが，低エネルギー領域

テンシャルなので交差点における勾配は正でには適用されていない [19, 20]．

あり，終状態は Coulomb 斥力のため負の勾配

半古典論：になる．2 つのポテンシャルの勾配の積が負• 衝突パラメーター法 (impact parameter mer-になる場合，Landau-Zener モデルの解析的なhod)：核の運動は古典的，内部状態は量子論的完全解を導出した Zhu-Nakamura の理論によ

原子衝突学会誌しょうとつ 第18巻第4号 (2021)

82© 2021 原子衝突学会

れば，従来の公式ではなく「非断熱トンネリン
グケース (non-adiabatic tunneling case)」の遷移確率を用いるべきである [24]．この変更

なお，これによく似た次式の提案もある [1]：
√

n≈q

√
2 q
√
2I(q + 2 q − 1)

(2)によって劇的に計算結果が改善されることは2 つの式を比較すると，q が大きければ同じ結果期待できないが，モデルとしては理にかなっが得られることが判る．何れの式を用いても主たものの方が信頼できる．

要捕獲軌道の主量子数 n は予想できるが，方位

古典論：

量子数 ℓ について COB 模型は無力である．

• 古典的オーバーバリア模型 (Classical Over

半古典的なモデル計算でも主量子数 n に関す

the Barrier model, COB)：捕獲電子軌道のる理解は可能であるが，方位量子数 ℓ に関する

主量子数を予言し，電荷移行全断面積も予想分布については，量子論による精密な理論計算できる [25]．1 電子系から始まったモデルであの再現は難しい．大きな n では ℓ によるエネル

るが，多電子系にも拡張されている [26, 27]．

ギー分裂は小さく，ほとんど縮退していると言COB のアイデアそのものは N. Bohr にまでえる．この ℓ 分布については，簡単なモデルが遡るが [28]，捕獲電子軌道の主量子数を導出

幾つか提案されている [1]：

したのは Ryufuku-Sasaki-Watanabe の論文

1. 均一分布：が最初である．次に示すように，方位量子数に関する議論ができないという欠点はあるが，非常に簡単な式で断面積まで予想できるため，W (ℓ) =

• 古典的軌道モンテカルロ法 (Classical Trajec-

運動も完全に古典力学的に扱う [29]．分子標的であっても 1 電子近似によって不思議なくらいに良い結果を出す [30]．但し，二電子系
以上の計算は難しく，おそらく電離過程のみが可能 [31]．

1 電子移行の場合，捕獲軌道の主量子数 n は
COB 模型に基づいて次式で “予言” することが
√
n≈q

√
1+2 q
√
2I(q + 2 q)

2ℓ+1
n2

(4)

3. Landau-Zener モデル：
W (ℓ) =ℓ(ℓ+1)(2ℓ+1)(n−1)!(n−2)!
(5)(n+ℓ)!(n−ℓ−1)!

4. Landau-Zener モデルにおける低速極限：
W (ℓ) =

(2ℓ+1)[(n−1)!]2(n+ℓ)!(n−ℓ−1)!

(6)5. Landau-Zener モデルの近似式：

4.1 電子捕獲準位の選択性

できる：

(3)

2. 統計分布：極めて強力な理論的モデルと言える．

tory Monte Carlo method, CTMC)：電子の1nW (ℓ) =

W (ℓ) =[]
2ℓ+1ℓ(ℓ+1)
exp −
n
n

(7)

宇宙物理学の分野で X 線観測スペクトルのシ(1)

ミュレーション・ツールとして利用されている“AtomDB” というソフトウェアでは，2014 年

ここで q は入射多価イオンの価数，I は原子単に電荷移行過程をモデルの中に組み込んだ [32]．

位 (1 a.u. = 27.211 eV) で表した標的粒子のイ

そこでは上記 5 つの W (ℓ) 分布のうち，4 番目の低オン化ポテンシャルエネルギーの値である．非速極限以外が選択できる仕様になっている．デ

常に簡単な式であるが，入射多価イオンに束縛

フォルトの設定が 5 番目になっているのは，極されている電子数が少なく，外部の電子に対す端ではなく平均的な分布であるからに思える．

る静電ポテンシャルが単純に距離に反比例する

これらの分布を実験結果や量子論的計算結果とCoulomb ポテンシャルで近似できる条件では，比較すると，高エネルギーでは統計分布に近く，実験と一致しなかったことはないと思われる．

低エネルギーでは Landau-Zener モデルに近い

原子衝突学会誌しょうとつ 第18巻第4号 (2021)

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があまり精度は高くないと言われている．そのる [22]．Z 価の裸のイオンに対して，このモデため，理論計算によって信頼できる nℓ 状態毎のルでは断面積を次のように与える：

電子捕獲断面積を得るためには，量子論に基づ

σ = πR2

く計算が欠かせない．なお，磁気量子数分布に

そして，この半径 R は衝突速度を v0 としたとついても簡単なモデルは存在せず，理論的に求き，次式を満たすものである：(11)ンの全電荷移行断面積については，COB 模型に()
2.648αR
R exp − √Z
(12)
= 2.864×10−4 Z(Z −1)v0 /F√
ここで α = (I/eV)/13.6 である． また，F は

基づく簡単な考察から次のような式が得られて分子標的の場合に考慮される Franck-Condon 因

いる [33]：子であり，原子標的の場合は F = 1 となる．こめるには量子論的計算を行う必要がある．

2

4.2 全断面積のスケーリング則
捕獲軌道の nlm 分布にこだわらない q 価イオ

σq = 4πq/I 2 = 2.6 × 10−13q(I/eV)2cm2 (8)の式で与えられる R は衝突速度 v0 が大きいほど少しずつ小さな値を取るため，断面積は衝突

この式は簡単なモデルに基づいているが，一方エネルギーの増加とともに緩やかに減少するが，で 1 電子移行断面積に関する実測結果をまとめその値は他のスケーリング則によるものと，概ることで次式のような経験的なスケーリング則ね同程度である．
ここまでに紹介したスケーリング則は，keV 領が知られている [34]：σq,q−1 = 1.43 × 10−12

q 1.17cm2(I/eV)2.76

域において断面積の衝突エネルギー依存性がほ(9)

とんど見られない場合のモデル的な結果である．

これらの 2 つの式はよく一致しているとは言え一方，1 eV/u 程度の極低エネルギー衝突になるないものの，常に似たような値を与えており，そと，多価イオンによる中性標的の分極が顕著にれが中間エネルギー領域でほぼ一定の値を取る

なって粒子間距離の 4 乗に反比例する引力ポテ

ときの 1 電子移行断面積に相当する．

ンシャルの効果が現れてくるため，Langevin 断

これらのスケーリング則による断面積は，一般面積が一つの指標になる [38]：√には良い目安になるが，例外も知られている．ア

σL = qe

ルカリ金属はイオン化エネルギーが小さい (Li,

παd
2ε0 E

(13)

5.39 eV; Cs, 3.89 eV) ため，標的としてアルカ

ここで αd は標的粒子の双極子分極率体積であ

リ金属蒸気を用いた場合には，これらの式からる．低エネルギー衝突における電子捕獲断面積

非常に大きな断面積が得られてしまい，実測値の測定データとの比較を見ると，このモデルはとは 2 倍以上の開きがあった．そこで次の式が衝突エネルギー依存性を必ずしも的確に表して提案されている [35]：はいないが，1 eV/u 以下での断面積に近い値を

σq = 1.05 × 10−13q(I/eV)2cm2(10)

与えているのも事実である [39, 40, 41]．このことは，長距離力である分極相互作用によって衝

なお，イオン化エネルギーが大きな希ガス (He,

突対が近づき合って，かなり離れた距離でも電子

24.59 eV; Xe, 12.13 eV) などの実験に対応するの移行が起っていることを意味しており，古典的スケーリング則は他にも幾つか提案されているな描像では互いに相手の廻りを周回する “オーが，概ね同じような結果を与えているので，こビティング” の可能性も議論されている．重粒こでは説明を省略する [36, 37]．

子散乱における形状共鳴と見なせるオービッテ

また，Landau-Zener モデルの応用として，吸ング共鳴は，重い希ガスと水素原子の衝突でし

収球モデルと呼ばれる 1 電子移行断面積があか観測されていないが [42]，極低エネルギーにおいて断面積が原子衝突学会誌しょうとつ 第18巻第4号 (2021)√

E に反比例する場合もオービ
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いので，衝突素過程の実験には適していると言ティング効果と呼ばれている．
本解説の主題とは少し外れるが，高エネルギー
衝突における 1 電子移行断面積についてもスケー

える．

5.1 全断面積の測定

リング則が提案されているので紹介しておく．

多価イオンビーム実験では，衝突後に観測で水素分子を標的とした場合については複数の報きるものが 3 種類ある．それは，イオン・電子・

告があるが [43]，原子番号 Z の様々な原子標的光子である．歴史的に最も古いと思われるのは，気体については次の式が提案されている [44]：希薄な気体の入った箱 (衝突箱，衝突セル) を用

q 3.9 Z 4.2
σ = 1.1 × 10−8
cm2
[E/(keV/u)]4.8

意してイオンビームを貫通させ，気体との衝突(14)によるイオンビーム電流の減少を観測するもの

これ以外のスケーリング則でも，高エネルギー領である．散乱による粒子数の変化がない場合で域における 1 電子移行断面積は衝突エネルギー

あっても，電荷移行によってイオン価数が低下

E の 4.48–4.82 乗に反比例している．これは，1すると電流値は減少する．この電流値の変化か

次 Born 近似では速度 v の −12 乗，2 次 Born 近ら全断面積を求めることができる．しかし，こ似では −11 乗に比例するという理論的な結果との方法では移行した電子数は判らないので，電それほど大きくは乖離していない [45]．

場あるいは磁場によってイオンの価数を分離しスケーリング則は多少の不正確さはあってもて電流値を求めるのが普通である．但し，大き概算値が容易に得られるため，様々な物理量にな角度に散乱して検出器に入らないイオンがあついて提案がある．多価イオンではないが，1 価ると正しい断面積は得られない．そのため，H2イオンの共鳴電荷移行についても簡単で有用なや He のような軽い標的気体と高速重入射イオ式が提案されているので紹介しておく [46]：ンの組み合わせでの測定に限定されていた．八1.81×10−14 − 2.12×10−15 log10 v
σ=
cm2 (15)(2I)1.5重極イオンビームガイド技術を用いて 1 eV 程
度の低エネルギー衝突を実現しても [48]，後方

ここで，v は cm/s を単位とした衝突速度，I は原散乱されたイオンは検出できないため，入射イ

子単位で表した標的のイオン化ポテンシャルでオンの方が標的気体よりも重いという条件は信ある．内部エネルギーが変化しない共鳴電荷移

頼できる断面積測定には必須である．この条件行については Rapp–Francis の理論 [47] が有名の下，標的を He として C，N，O の 2–6 価のであるが，この経験的なスケーリング則は Rapp–

イオンについて，系統的に 1 電子移行と 2 電子

Francis 理論より正確な断面積を与えるとされて移行の断面積を 0.1–1000 eV/u の範囲で測定しいる．

た結果は，顕著なエネルギー依存性を示す場合(C2+ ，C4+ ，C6+ ，N6+ ，O6+ ) や，1 電子移行

5. 電荷移行研究の実験手法と 2 電子移行の断面積が拮抗したり逆転する場

多価イオンの電荷移行衝突の最も一般的な実合 (C4+ ，N4+ ，O6+ ) など，先に紹介した一般

験手法は，多価イオンをイオンビームとして標的な傾向には合わない例外的な挙動を示してい的気体に衝突させるものである．磁場によってる [49]．このような全断面積における複雑な挙閉じ込めたプラズマの中で中性気体と衝突させ動は，電子状態が離散的な低価数多価イオンにて発光を観測するような測定も行われているが，おいて顕著であり，価数が高くなると捕獲され衝突エネルギーが単色ではなく，かつイオンとる電子軌道のエネルギーが高く，電子状態分布

中性粒子の密度測定が困難で，衝突体積を特定が連続的に近づくことから，入射多価イオンのしにくいことから，衝突断面積の測定には向か価数だけで断面積が決まると考えられる．COB

ない．ビーム実験の方がこれらの不定性が小さ模型がよく成り立つのは，このような場合とも

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ことで，完全実験や “reaction microscope” と呼言える．
低エネルギー衝突における全電荷移行断面積

ばれる測定手法が一世を風靡したことは記憶にの測定に特化した方法として，合流ビーム法

新しい [52]．

(merged-beams technique) が知られている．合5.3 並進エネルギー分光法

流ビーム実験は，一価イオンについては幾つか時代を遡るが，衝突による入射イオンの運動エの研究機関で行われているが，多価イオンを用

ネルギー変化を測定する並進エネルギースペク

いているのは Oak Ridge National Laboratory

トル (transrational energy spectra, TES) の測(ORNL) だけである [50]．この施設では，デュオ

定は，状態選別断面積の測定に威力を発揮した．

プラズマトロン型イオン源から引き出した水素

散乱イオンの運動エネルギー測定は発熱過程に−原子負イオン H を加速した後で Nd:YAG レー

も吸熱過程にも適用することができるが，多価ザーを照射して光電子脱離によって中性 H 原

イオンの電荷移行衝突では吸熱的な反応は極め

子ビームを生成する．この原子ビームと電子サて起こり辛く，実際には発熱反応に限定されてイクロトロン共鳴型多価イオン源 (electron cy-

いる．このエネルギー利得スペクトル (energy

clotron resonance ion source, ECRIS) で生成しgain spectra) を測定することによって，多価イ

た多価イオンビームを同軸で合流させ，2 つのオンの電荷移行では特定の電子励起状態が選択

ビームの速度差を制御することで 1–10000 eV/u

的に生成されることが明らかにされた [53, 54]．

の広い範囲の衝突エネルギーを実現している．

その先駆者が，名古屋大学プラズマ研究所 (現衝突エネルギーを下げるほど滑らかに断面積が在の核融合科学研究所) の NICE (Naked Ion

増加するのが観測されているが，この実験を主

Collision Experimets) プロジェクトである．金導している C. Havener の興味は，共鳴的な断面

子洋三郎・東京都立大学名誉教授を客員教授と積のピーク構造の観測である．共鳴の観測には，して，当時プラ研助手であった故 大谷俊介・電さらに衝突エネルギーを下げるとともに，ビー

通大名誉教授が現場を率いて推進された超伝導

ムのエネルギー幅を狭くする必要もあり，まだEBIS (electron ion beam source) の開発と TES

まだ課題は大きそうである．

による状態選択電荷移行断面積測定は，日本が5.2 反跳イオンの観測誇る原子物理学の金字塔として語り継がれるべ

検出可能なイオンとしては，価数の変化した

き価値がある．是非，若い人にも NICE の偉大

入射イオンだけでなく，標的が電離して生成すさを知って頂きたいと切に願わずにはいられなるイオンもある．標的から生成したイオンの検い [55, 56]．

出方法としては，電離箱と同じ原理で衝突セル

TES の測定 は 1990 年代の 途中 まで H.B.

の内部に設けた電極で電離したイオンを集め

Gilbody 教 授 が 率 い た Queen’s Universityて，その電流値を測定するものが，簡便で全断

Belfast (QUB) のグループでも行われ，電荷移面積の測定には有効である．しかし，超音速分

行反応の状態選択性の高さが NICE 同様に注目

子ビームを用いて標的気体の運動エネルギーをを集めた [57]．個人的な思い出話になってしま

揃えることで，標的気体から生成した反跳イオ

うが，著者自身が多価イオン衝突実験を行った

ンの運動エネルギーを精密に測定し，反応後ののは，1992 年の冬に QUB を訪問して R.W. Mc-

内部エネルギー状態を分離することが可能とな

Cullough 達と共同研究をしたのが初めての経験

り，COLTRIMS (COLd-Target Recoil-Ion Mo-であった [58]．実験と並行して BASIC で組ん

mentum Spectroscopy) と呼ばれる実験手法がだ多チャネル Landau-Zener モデルのコードを2000 年前後の時代を席巻した [51]．さらに，放改良して計算したが，理論の節で述べたように，

出電子および光子も同時測定によって押さえる

余り良い一致が得られなかったのも良い思い出

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となった．当時，都立大には mini-EBIS (ソレ数による縮退は強い電場や磁場によって分裂す

ノイドコイルを液体窒素で冷却する小型の電子るとは言え，そのエネルギー分裂は非常に小さ

ビームイオン源) が 2 台あったものの ECRIS は

いため高分解能な分光的手法を用いても，そのまだなく，科研費で重点領域研究「多価イオン

分離を直接観測することは極めて困難である．

物理学」が採択される直前の話である．

従って，偏光度の測定は磁気量子数分布に関す

さて，TES ではイオンの運動エネルギーを高る情報が得られる貴重な手法と言える．この偏分解能で測定する必要があるが，エネルギー分

光度測定も含めて，一般に電荷移行過程によっ解能 ∆E/E は装置の幾何学的なサイズの制限のて生成した励起状態からの発光分光測定は，電ため 1/200 程度が普通である．従って，小さな荷交換分光法 (charge exchange spectroscopy,∆E を得るにはイオンの運動エネルギー T を減

CXS) と呼ばれることが多い．但し，発光はほ速して小さくする必要がある．しかし，低エネ

ぼ全ての方向に向かって放出されるため，観測

ルギーイオンビームでは空間電荷効果が顕著とできる立体角は小さく，TES に比べると圧倒的なるため，T < 100 eV とするのは難しい．イオに暗い実験であることは否めない．また，一般

ンの運動エネルギー幅およびビーム強度との兼的には励起状態にアラインメントが生成されるね合いで，数 keV の衝突エネルギーで 10 eV 程ために発光には放出角度依存性があり．発光断度のエネルギー分解能というのが現実的である．

面積の絶対値を測定するためには，強度が発光

そのため，捕獲電子軌道の主量子数は分離できの角度分布に依存しない魔法角 (54.7◦ ) での観ても，方位量子数については分離が難しいこと

測が欠かせない．

が多い．

分光学の宿命であるが，CXS でも波長領域に

また，方向の揃った細いイオンビームを標的

よって異なる分光器を用いる必要がある．これ

気体に衝突させたとき，衝突後のイオンは様々までの研究例を分類すると，半導体検出器を用

な角度に散乱される．標的気体分子が入射イオ

いた軟 X 線領域，斜入射分光器を用いた真空紫ンよりも遙かに軽い場合，イオンの散乱は前方外・極端紫外領域，そして大気中でも観測が可に限定されるため，零度散乱での TES が主流で能な紫外可視領域に分けられる．最近では，Ｘあった．一方で，粒子間ポテンシャルに関する

線観測衛星に搭載されるものと同等なマイクロ情報が得られる微分散乱実験と組み合わせた大カロリーメーターを用いた研究例も幾つか報告

きな散乱角での TES は実験例が少なく，著者がされている [61, 62]．

知る限り 2 つの研究グループでしか行われていCXS による状態選択電子捕獲断面積測定に関ない [59, 60]．

する先駆的な実験は，紫外可視および真空紫外

5.4 電荷交換分光法の 2 つの波長領域で 1970 年代後半に行われた

TES は有限な散乱角への散乱イオンを全て検[63]．最初は電荷移行に伴う発光断面積と捉え出できるという意味では明るい測定であるが，られていたようであるが，励起状態からのカス

エネルギー分解能に限界があり，捕獲準位の主ケードを考えることで初期状態の電子状態分布

量子数は特定できても，方位量子数についてのが求められることから，状態選択電子捕獲断面積

詳細な議論には限界があった．これに対して，

σ(n, ℓ) の測定法として確立していった [64, 65]．

衝突後の発光を観測する方法では，TES より遙CXS の一つの到達点は，ビームガイドを用いてかに高いエネルギー分解能が得られ，方位量子

衝突エネルギーを 5 eV/u まで下げることに成数の違いを明確に分離することが可能である．

功した実験ではないかと思う [66, 67]． 3 種類

さらに，発光の偏光度の測定ができると磁気量の He 様イオンと H2 標的の実験しか報告されて子数分布についての情報も得られる．磁気量子いないが，低エネルギー衝突特有の断面積の構造が観測されている．

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都立大では，14.25 GHz ECRIS によって多価

彗星は有機物や岩石質を含んだ氷であり，自ら

イオンビームを生成し，軟Ｘ線，極端紫外．紫軟Ｘ線を放出するとは考えられない．太陽を向外可視の 3 つの波長領域での CXS の測定を行っいた方向から放出されていることから，太陽かてきたので，それぞれの波長領域での測定例をらのＸ線を彗星が反射しているという説もあっ

紹介する．

たが，1997 年に T.E. Cravens が提唱した「太陽風多価イオンの電荷移行反応」というアイデア

6. 電荷交換分光の研究例

が本命となった [72]．太陽からは毎秒 100 万ト

6.1 軟Ｘ線観測実験の背景

ン (109 kg) の物質が太陽風として放出されてお少し長くなるが，都立大でＸ線領域におけるり，その速度は 300–400 km/s の低速成分と 700–CXS の実験を始めた動機を説明させて欲しい．

800 km/s の高速成分に二分されている．地球軌

1990 年に打ち上げられたＸ線観測衛星 ROSAT

道付近での粒子数密度とフラックスの大凡の値(ROeutgen SATelite) は 1999 年 2 月の運用停止

は，低速成分が 10 cm−3 と 3×108 cm−2 s−1 ，高速までの間に，全天掃引 (all-sky survey) を行っ

成分が 3 cm−3 と 2×108 cm−2 s−1 とされている．

て 15 万を超える天体からのＸ線強度分布測定

全体では電気的に中性であるが，正イオンと電子を行った．その観測の中で，1994 年に特定の天からなる非常に希薄なプラズマで，正イオンの約体が存在しないあらゆる方向からも軟Ｘ線背景96%が H+ ，約 4%が He2+ ，そしてわずか 0.1%放射が存在し，その強度が数日単位の周期で変程度であるが C，N，O，Ne，Mg，Si，Fe などの多動していることが発見された [68]．発見当時は価イオンが含まれている．この多価イオンの中

軟Ｘ線背景放射は，局所高温バブル (Local Hot

で最も多いのは約 0.03%の O6+ であり，次いで

Bubble, LHB) と呼ばれる太陽系を取り巻く半

O7+ が 0.02%程度含まれている [73]．O8+ は質

径 100 pc (1 pc = 約 3.26 光年) 程度の高温低密量電荷比が He2+ などと同じであるため直接的な度領域からの放射だと考えられていた [69]．し測定は難しいが，106 K を超える太陽コロナプラ

かし，LHB にはこのような周期で強度変動を起ズマから放出されていることと，O6+ と O7+ のこす理由は全く見当たらないため，天文学にお量に大きな差がないことから，O8+ もかなり含まける謎とされていた．

れていると考えられる．これらの多価イオンが，一方で，ROSAT 衛星は 1996 年 3 月に百武彗

太陽光によって熱せられた彗星から蒸発した気

星 (C/1996 B2) から非常に強い軟Ｘ線が放出

体分子 (主に H2 O) と衝突し，1 電子移行反応にされていることを発見した [70]．そのＸ線は，よって生成した励起状態が脱励起することで軟彗星を中心とした半径 50,000 km 程の領域の太Ｘ線が放出する．O6+ の 1s2p 1 P◦1 と 1s2s 3 S1 か陽側を向いた巨大な半球状の領域から放出されらの遷移がそれぞれ 573.95 eV と 560.98 eV なていた．この発見の後，観測した全ての彗星かので，実測スペクトルの最大ピークが O6+ に対応

らも同様に軟Ｘ線が放出されていることが判っしていることが判る．また，650 eV 付近の輝線

た．さらに，1999 年に NASA によって打ち上げ

は O7+ の 1s–2p 遷移 (653.49 および 653.68 eV)

られたＸ線観測衛星 Chandra の分光器が，2000と一致している．この発見を受けて，軟Ｘ線背

年 7 月に LINEAR 彗星 (C/LINEAR 1999 S4)

景放射の強度と，数日程度の周期で変動する太から放出された軟Ｘ線発光スペクトルを観測し

陽風 (厳密には H+ フラックス) 強度の時間変た [71]．エネルギー分解能 110 eV 程度のスペク化が完全に一致したことから，太陽系内の希薄

トルではあったが，560 eV 付近にピークを持っな中性物質 (主に水素原子) と太陽風多価イオた輝線が最も強く，650 eV 付近にも弱い輝線がンの反応が背景放射の原因であることが判明しあることが見出された．

た [74]．さらに，Suzaku 衛星によって太陽風強度が増大した時期に C5+ からの発光が増大した

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ことが観測され，この機構が確実なものになっ計算によると，電荷移行によって生成する三重た [75]．

項と一重項の比は統計重率から予想される “3”同様の現象が火星の外気圏や月の裏側でも観から大きく外れており，nℓ と衝突エネルギーに測されており，太陽風電荷交換 (Solar Wind

よって様々であるが，0.04–50 の範囲の値を取Charge eXchange, SWCX) という呼び方が定ることが予想されている [13]．この計算結果が着している [76, 77]．さらには，太陽系を離れ正しいとすると，禁制線と共鳴線の強度比は衝

た超新星残骸 [78] やスターバースト銀河 [77] に突速度を決定する新たな手法になる可能性があ

おいても，同様な現象が見つかっている．SWCXり，地上実験による理論計算の検証と異なる多が発見されるまで，宇宙におけるＸ線放出機構

価イオンでの測定が必要と言える．その測定をは，高温プラズマにおける熱的な輻射や非熱的目指した新たな装置の開発は 2019 年度から開始

なシンクロトロン放射が主なものとされていた．

したばかりであるため，その予備実験とも言えプラズマの中では電子衝突によってイオンが励る都立大でのこれまでの結果を少し紹介する．

起されるため，電子双極子許容な共鳴線が強い

6.2 水素様多価イオンからの発光ことが知られている．例えば，悲劇の X 線観測

ECRIS に H218 O の蒸気を導入して生成した衛星 Himomi が測定したペルセウス銀河団のＸ

18線スペクトルでは，6.5–6.6 keV の範囲に He 様

ルに満たした希薄な He 気体と衝突させ，ビーム

Fe イオンからの 4 本の輝線が明瞭に分離して観軸から魔法角 (54.7◦ ) の方向に設置したシリコン

測されているが，共鳴線 (1s2 –1s2p) が最も強

ドリフト検出器 (Sahara Silicon Drift Detector，く，禁制線 (1s –1s2s) の強度はその半分程度でPrinceton Gamma-Tech Instruments) によってある [80]．これに対して，SWCX (太陽系外で放出された軟Ｘ線スペクトルを測定した [82]．

は単に CX) 起源の発光スペクトルの場合は，禁半導体検出器には通常は Be などの薄膜の窓が制線が強調されるという特徴がある．

あるが，ここで用いた検出器は窓無しの特注品

2O8+ を 6–10 kV の電位差で引き出し，衝突セ

SWCX の発見後，Ｘ線観測衛星によるスペクで，300 eV 程度の低エネルギー光子でも検出

トルの理解と解析に役立つような地上実験が幾可能であり，光子エネルギーに依存する透過効つかの研究機関で行われた．衛星では観測対象率を補正する必要がないという大きな利点があと観測時刻しか制御できず，宇宙空間のありのる．エネルギー分解能は 70 eV 程度なので輝線ままの状態を観測するしかない．しかし，実験とは言いにくいが，図 1 にスペクトルを成分に室ではイオンの種類 (元素，同位体，価数) を選分けて示したように，1s–2p 遷移が強く，1s–3pんだ上で，速度を広い範囲で変化させることがと 1s–4p 遷移が同程度で，1s–5p 遷移はほとん

容易であり，標的として様々な気体を選ぶこと

ど見られなかった．

も可能である．このような研究が進む中，2005

COB 模型によれば，この衝突系における捕獲

年頃，著者はＸ線観測衛星に搭載する検出器を

準位は n = 4 であり，これらの発光は n = 4 の開発している都立大の院生から，地上実験につ状態からのカスケード遷移によって理解できる．

いての相談を受けた．彼は P. Beiersdorfer が書

TC-AOCC 法による状態選択電子捕獲断面積のいた総説 [81] を読んでおり，原子物理との連携・計算結果を図 2 に示すが，低エネルギーでは n =共同研究の話を持ちかけてきた．その後，2009

4 だけが大きな断面積を持ち，中でも 4f と 4d が年度から科研費基盤研究 A の分担者として実験同程度で，次いで 4p，4s の順になっている [83]．

を開始して，現在に至っている．目下の最大の

このような ℓ 分布は，先に紹介した簡単なモデ興味は，H 様多価イオンから 1 電子移行によっルとは一致しないことを強調しておく．この断て生成した He 様イオンの共鳴線と禁制線の強面積の計算結果を用いて，状態間の E1 遷移を度比にある．C5+ –H 衝突に対する MOCC 理論
原子衝突学会誌しょうとつ 第18巻第4号 (2021)

89© 2021 原子衝突学会

2p

3p 4p
1s2p

Intensity / arb. units

Intensity / arb. units

O8+ - HeE = 3.6 keV/uO8+ - HeE = 4 keV/u
2p

3p 4p

5p
500

600

700

800

5p
900

X-ray energy / eV

500

600

700

800

900

X-ray energy / eV

図 1: 3.6 keV/u の O8+ –He 衝突における軟 X 線
発光スペクトル．

図 3: 状態選択電子捕獲断面積を用いて計算した
O8+ –He 衝突における軟 X 線発光スペク
トル．

考慮して発光スペクトルのシミュレーションを行った結果を図 3 に示す．2p への捕獲断面積はれないのは当然である．見方を変えれば，1 電無視できるほど小さいが，4f→3d→2p の yrast

子捕獲に比べて 2 電子捕獲が起こりにくいから

遷移 (角運動量が最大の nℓ 軌道から ∆ℓ = −1 のこそ，1 電子問題として TC-AOCC 法によって選択則に従って分岐比 100%で起こる遷移) の寄実験と良く合う結果が得られたとも言える．

与が大きく，加えて 4d→2p の分岐比も大きい

次に，標的気体を He から H2 に換えて測定しため，結果的に 2p からの発光が強くなることがたスペクトルを図 4 に示す．He 標的のスペクト理解できる．全体的にも実測スペクトルを非常

ルと似てはいるが，3p および 5p からの発光強度に良く再現しており，電子捕獲断面積計算の信が上がり，4p からの強度が下がっていることが頼性が確認できたと言える．

判る．He のイオン化ポテンシャルは 24.588 eVと大きいのに対して，H2 の垂直イオン化ポテン

10

シャルは 15.98 eV なので，COB 模型による捕獲

Cross section (10-16 cm2)

O8+-He

準位は n = 5 となる．図 5 に示した TC-AOCC

8法による状態選択電子捕獲断面積の計算結果を4f

見ても，n = 5 が主チャネルであることがわか6

る．ここでも 2p への直接捕獲断面積は無視でき4dるほど小さいが，5g→4f→3d→2p の yrast 遷移

4p4と，5f→3d→2p，5d→2p，5s→2p の大きな分岐24s比から，2p からの発光が強くなる．但し，理論

n=5

n≤3

的な状態選択断面積から求めたシミュレーショ

0
0

5

10

15

20

Collision energy (keV/u)

図 2: TC-AOCC 法によって求めた O8+ –He 衝突における状態選択電子捕獲断面積．

ンによるスペクトル (図 6) を見ると，3p/4p/5pの強度比が実測スペクトルとは少し異なっている．これは TC-AOCC 法では分子構造を無視して H2 を擬似的な 1 電子原子で近似しているた

図 1 と 3 のスペクトルは，気を付けなければ判らないほど良く一致しているが，実測スペクトルめ，計算精度が不充分であることを意味していると解釈している．

だけには 574 eV に弱い輝線が見えている．これ同じ O7+ からの発光スペクトルであっても，標は 2 電子捕獲によって生成した O6+ (1s2p 1 P◦1 )的が He と H2 では各輝線の相対強度に明らかな状態からの発光である．理論では擬似 1 電子系

違いがある．従来のＸ線観測衛星による SWCXとして計算をしているので，2 電子捕獲が考慮さのスペクトルでは n = 2 以外からの輝線は明確

原子衝突学会誌しょうとつ 第18巻第4号 (2021)

90© 2021 原子衝突学会

らの短寿命発光しか観測できない．衝突によっ
Intensity / arb. units

O8+ - H2
E = 3.6 keV/uて生成している筈の O6+ (1s2s 3 S1 ) 状態の寿命は約 1 ms であり，イオンビームの速度を 500 km/s

2pとすると約 500 m の飛行距離に対応する．そこ
で，電荷移行反応によって生成した準安定励起
3p 4p

1s2p

イオンを Kingdon トラップに導入して蓄積する

5p

ことで，ms という長寿命の発光を観測するとい
500

600

700

800

900

X-ray energy / eV

た [84, 85]．

図 4: 3.6 keV/u の O8+ –H2 衝突における軟 X 線
発光スペクトル．

太陽風電荷交換反応に関する軟 X 線発光スペ
クトル観測は，これからも継続していき，Hitomiの代替機として打ち上げが決まっている XRISM

20

衛星による新しいデータとの競演を楽しみにし

O8+-H2
Cross section (10-16 cm2)

うアイデアを思いつき，それを実現してもらっているところである．

155g

7. 極端紫外領域
105f

7.1 極端紫外光源開発

5d
5p

5

極端紫外領域の CXS 実験は，2003 年 2 月の阪
4f

大レーザー研の西原功修・名誉教授からの電話

4d
4p

5s

から始まった．13.5 nm の次世代半導体リソグ

n≤3
0

0

5

10

15

20

Collision energy (keV/u)

ラフィー用極端紫外光源開発のために，Xe や Snの多価イオンからの発光スペクトルのデータが

図 5: TC-AOCC 法によって求めた O8+ –H2 衝突における状態選択電子捕獲断面積．

取れないか，という問合せであった．次の節で述べる紫外可視分光の経験から，分光器さえあ

Intensity / arb. units

れば可能であろうと返事をし，阪大から斜入射
O8+ - H2
E = 4 keV/u型分光器および液体窒素冷却式 CCD カメラを2p

搬送して実験を開始した [86, 87]．文字通り一瞬でスペクトルが取れてしまうレーザー生成プ
ラズマとは違って，数時間以上の露光が必要な3p 4p実験であり，装置設計の思想を始めとしてレー5p

ザー核融合プラズマ業界や半導体製造技術研究
500

600

700

800

900

X-ray energy / eV

図 6: 状態選択電子捕獲断面積を用いて計算した
O8+ –H2 衝突における軟 X 線発光スペク
トル．

開発業界との文化の違いを至るところで感じたが，我々が測定した原子分光データを見て喜んでくれる人達がいるという状況が新鮮であった．
研究成果に興味を持ってもらうことはあっても，それを喜んで使ってくれる人達がいるという経なものとしては同定されていないが，分解能が験は初めてだったからである．この研究の一部

上がれば分離して観測され，そこから多価イオ

はシリーズ第 3 回で一緒に実験を行った大橋隼ンが衝突した中性粒子の種類が特定できる可能

人氏が紹介してくれているので，そちらの記事性が広がる．

を御覧頂きたい．

なお，この実験セットアップでは，衝突領域か
原子衝突学会誌しょうとつ 第18巻第4号 (2021)

91© 2021 原子衝突学会

は，シャープな数本の輝線が観測された．図 7

7.2 高励起フラグメント原子イオンの生成
光源開発の基礎研究を端緒として極端紫外領に O2 標的のスペクトルの一例を示したが，こ域での分光学に興味を持つようになり，13.5 nm

れらの輝線の波長が入射 Ta イオンの価数に依時代の次の半導体リソグラフィー光源，細胞観

存しないことから，標的由来の輝線であると考察用の水の窓，太陽観測衛星ひので，熱核融合炉

えて慎重に波長を決定したところ，N3+ ，N4+ ，

ITER など，まだまだ需要がありそうな 2–40 nm

O4+ ，O5+ からの発光と同定できた．図 7 の場の波長領域を測定する分光器が欲しくなった．

合，19.3 nm に見える輝線は入射 Ta イオンが幸いなことに科研費の共同研究として電通大の

14 価のときは強度が弱いが，18 価と 19 価では

中村信行氏に頼んで新しい分光器を作ってもら明瞭となっているのが判る．この遷移は O4+ のうことができ，電子冷却式 CCD カメラを核融

2s2p 3 P◦ –2s3d 3 D 遷移に対応する．多価イオン

合研との共同研究予算で購入できたので，分光と希ガス二量体を含む二原子分子との衝突におデータが存在しない重元素多価イオンの CXS をける解離に関するこれまでの研究では，解離イ開始した．最初のターゲットは国際熱核融合実オンの価数分布と運動エネルギー分布 (kinetic

験炉 ITER のダイバータに使用される W としenergy release, KER) の測定 [89, 90, 91, 92] がたが，スペクトルが非常にブロードで，とてもほとんどであり，極端紫外光領域の発光をする

分光したとは言えないような結果しか得られなほどの高励起状態が生成するという報告は見当かった．そもそも W は同位体の種類が多いたたらない．Ta イオンだけでなく，既に原子標的

め，質量電荷比で入射イオンを選択する CXS にでのスペクトルを測定してある Xe イオンを用は向かない元素である．そこで原子番号が 1 ついた実験を行っているが [93]，1–3 keV/u の衝

しか違わない Ta を代わりに用いることにした．

突エネルギーにおいては主に入射イオンの価数

Ta は質量数 181 の存在比が 99.9%であるため，だけに依存し，イオン種には依らないという結CXS に向いた元素と言える．しかし，予想でき果が得られている [94]．但し，まだ未解明なこたことであるが原子としての性質は W に類似しとが多く，分子標的からのフラグメント多価原ていて，6–20 nm の範囲の Taq+ (q = 13 − 19) の子イオンの励起機構については，今後も継続しスペクトルには，半値全幅が 2–4 nm のブローて研究していく予定である．

ドな 2 つのピークしか観測されなかった [88]．

8. 紫外可視領域
8.1 都立大 CXS 黎明期
都立大での CXS の実験は，ECRIS とビームラ

Intensity / arb. units

Ta18+- O2

インが完成した直後，新しい装置が比較的簡単に作れることから，あり合わせの部品を組み合わせた紫外可視分光から始まった．当時，Tokyo-

Ta17+- O2

EBIT 開発のために電通大に常駐していた渡辺
裕文氏 (現 中部大) がサイドワークとして都立大で実験を行うことになり，光ファイバーを導Ta14+- O2
8

10

12

14

入して O6+ –He 衝突における発光スペクトルを
16

18

20

Wavelength / nm

図 7: 20q keV の Taq+ (q = 14, 17, 18) –O2 衝突における極端紫外発光スペクトル．

測定した [95]．さらに，偏光フィルターを用いて，発光の偏光度測定を開始した．最初は，偏光フィルターの向きを交互に変えた測定を繰り返していたが，程なくして二股に分かれたバン

ところが，標的気体を N2 や O2 にしたときに原子衝突学会誌しょうとつ 第18巻第4号 (2021)

92© 2021 原子衝突学会

ドル光ファイバーを製作して，2 つの偏光成分25を同時に測定する新しい装置を開発した．この20

標的における 3s–3p 遷移の偏光度を系統的に測定した [96, 97, 98]．1 電子移行によって生成する Li 様イオンの 3p 状態には J = 21 と J = 32 と微細構造が存在するが，J = 21 の状態はアラインメント (不均一な磁気副状態分布) を持ち得ないので，3s 2 S 12 –3p 2 P 21 遷移は必ず無偏光になる．これに対して J = 32 の状態には 4 つの磁気副状態があるのでアラインメントを持つ可能性があり，3s S 12 –3p P 23 遷移について偏光度22の測定を行った結果が，図 8 に示した偏光度の衝突速度依存性である．
この図から判るように，この 4 つの衝突系は偏Polarization / %装置を用いて O6+ ，N5+ ，C4+ イオンと He，H2

N
15
C

4+

5+

- He

- H2

10
O

6+

- He

5
0

N

-5
0.3

5+

- H2
0.4

0.5

0.6

collision velocity / a.u.
図 8: 4 つの衝突系において一電子移行で生成した励起状態からの 3s 2 S 1 –3p 2 P 3 遷移の偏22
光度．

光度が大きな系と小さな系に大別できる．電荷が常識であったような記憶がある．ところが，移行が起きるポテンシャル交差点において，励

それだけは量的に不十分であり，連星中性子星

起状態のイオンは電離した標的イオンによる非の合体によっても重元素は合成される筈である

常に強い電場を受けるため Stark 効果によって[103]，という話が唐突に降ってきた．そして，

磁気副状態が分裂し混合する可能性がある [99]．

それを検証するには，合体直後の新天体を光学

そのため，交差距離と偏光度に相関があること

望遠鏡で観測して理論的なスペクトルと比較すが予想できる．この衝突系では 3p 状態は電子れば良いという．しかし，全ての元素が一瞬で捕獲によって直接生成され，上準位からのカス合成されて発光と吸収に寄与するため，理論的ケードの効果は無視できるので，この予想が検計算のためには膨大な量の重元素多価イオンの証できると考えた．単純なポテンシャル・モデ

分光学的データが必要なのだが，現在整備されルで交差距離を見積もると，偏光度が小さな系ているデータベースでは全くもって不十分であでは約 2 Å であるのに対し，大きな系では約 4 Åり，新たな重元素の原子分光データを生産できとなり，予想と一致することが判った [100]．

る人を探しているというのだった．

この結果を北京の J-G. Wang (王建国) グルー2016 年 3 月に，中性子星合体による元素合成

プに理論的に解析してもらったのが，彼らとのの理論的研究を行っている和南城伸也氏 (上智大

交流と共同研究の始まりである [101, 102]．そ→Max Planck 重力物理学研究所) と，合体後のの後，極端紫外と軟Ｘ線の測定に軸足が動いて天体における輻射輸送シミュレーションを行っしまったため，2003 年以降は紫外可視分光はしている田中雅臣氏 (国立天文台 → 東北大) によ

ばらく凍結されていたが，次に述べる理由によっるセミナーが電通大で開催され，著者にとって全て 2016 年から再開した．

く新しい話を聴く機会があった．そこから話が8.2 連星中性子星合体による重元素合成

拡がり，最終的にはまとまって，以前から共同研

自分が学生のときには「H と He はビックバ究を行ってきた電通大・核融合研・都立大の原子ンで作られ，Fe までの軽い元素は恒星内部で核物理チームが中性子星合体研究チームに協力す

融合によって生成し，Fe よりも重い重元素は超ることになった．この共同研究が立ち上がって新星爆発によって合成される」と教わり，それ間もない 2017 年 8 月 17 日に連星中性子星合体
による重力波が観測され [104]，それに引き続い

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93© 2021 原子衝突学会

て γ 線から電波までのあらゆる波長領域の電磁移行が起こったときに可視光を放出するような波が到来する騒ぎとなり，マルチメッセンジャー

励起状態が必ず生成されるという楽観的な予想

天文学が花開いた [105]．中性子星合体によってはできなかった．そこで，テスト実験が必要に生まれた新しい天体はキロノバ (kilonova，千新なったわけである．幸い遷移の同定はまだでき星) と呼ばれ，2 週間ほどの短い期間ではあっていないものの，Er3+ からと覚しき輝線が観測たが地上からも観測された [106]．物理学史にされたので，測定効率を向上するために新しい残るかも知れない大イベントを，当事者ではな装置を立ち上げた．分担者にしてもらった科研

いものの，少し近い場所で眺めることができて，費で低分散用と高分散用の回折格子が切り替え

この奇跡的なタイミングに感動することを禁じられる新しい分光器を購入し，これで準備が整っ得なかった．キロノバは非常に暗く，しかも短たと思っていたところで，思いがけない新型コ

い期間しか光らないため，通常の天体観測では

ロナウイルス感染症 (COVID-19) によるパンデ

プロもアマも発見の可能性は絶望的である．そミックで 2020 年 3 月に足止めをされてしまっ

れ故に重力波観測が必須であるが，重力波望遠

たが，半年ほど遅れたところで実験を再開した．

鏡の稼働時間はまだ短く，連星中性子星合体の

なお，このケースでは COB 模型による予想が観測データを蓄積するには時間がかかりそうで外れたように思えるかも知れないが，4 価ではある．それでも次の観測を待ちわびながら，地余りにも価数が低く，Er イオンに残されている

上で重元素多価イオンの原子分光データの取得

電子数も非常に多いため，励起軌道にある電子を進めている．

の感じる実効的な静電的ポテンシャルは，COB

現状では理論計算の方が圧倒的に先行してい模型で仮定している点電荷による Coulomb ポ

るが，電通大ではレーザー誘起ブレークダウ

テンシャルとはかなり異なっている，と考える

ン発光分光 (Laser Induced Breakdown Spec-のが妥当である．また，開殻 4f 電子系の微細troscopy, LIBS) の装置を立ち上げて，発光の遷構造の数が莫大であるため，擬似連続的に励起移確率を測定する実験が始まっている．都立大状態が分布していると考えられるので，離散的では紫外可視分光用の衝突チェンバーを解体しな電子状態を想定している COB 模型を適用すてしまっていたので，間に合わせの装置でテスること自体が不適切とも言えるだろう．現在のトを行うことから始めた．最終的には全ての元

課題は，原子コード計算で予想された多数の遷素のデータが必要になるかも知れないが，理論的移 [107] と，実験で得られた少数の遷移の対応考察から 3 価程度のランタノイド原子イオンのを付けることである．同定に困るほどの沢山の3+

寄与が大きいことが予想されていたので，Er輝線が観測されることを覚悟していたのであるについての分光測定が最初の目標になった．Erが，逆に余りにも少なくて同定と理解に苦しん

は原子番号が 68 で中性原子の基底状態の電子でいる．未だに低価数の Er イオンに悪戦苦闘

配置は [Xe]4f12 6s2 である．CXS によって Er3+している状態であるが，他の重元素についてもからの発光を観測するには Er4+ のビームを中貪欲に食らいついて，混沌を脱して少しでも物性標的気体に衝突させることになるが，COB 模

理を語っていきたいと考えている．

型を用いて捕獲軌道準位を計算すると，イオン

8.3 都立大における CXS の展望

化ポテンシャルが極端に小さなアルカリ金属を

波長 13.5 nm の次世代半導体リソグラフィー

標的として用いない限り n = 3 になってしまう．

用極端紫外光源開発の基礎研究を行っているとのイオン化ポテンシャルは 42.42 eV なの

きに再認識したことだが，約 5000 種の原子イオ

3+

Er

で，Er

は標的気体が He であったとしても発熱

ンの中で分光学的データが十二分に揃っている的な電荷移行反応が可能である．しかし，Er4+

ものは数少ない．データのニーズが無いものに

4+の n = 3 の軌道は全て埋まっているため，電荷原子衝突学会誌しょうとつ 第18巻第4号 (2021)

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対して実験しようという情熱が湧きにくいこと

が，充実度という意味では “CHART” が勝っは否定しないが，原子物理に携わる者としてはている．以前は管理者から使用許可をもらう

少しでもデータを充実させることに貢献するべ必要があったが，現在は何の手続きも必要と

きかとも思う．光源開発は物理応用，中性子星

せずに自由にアクセス可能である．文献リス合体による元素合成の解明は純粋科学と，そのト出力，数値データリスト出力，グラフ表示

目的は大きく異なるが，遷移波長とエネルギーの機能がある．

レベルの決定を介して，その両者に協力できる• 電荷移行に限らない原子衝突の文献データ

ことは幸運と言えるかも知れない．また，電荷ベースとして，ORNL (Oak Ridge National

移行断面積および発光スペクトルのシミュレー

Laboratory) がある [109]．現在は核融合研のションがＸ線天文学の役に立つのであれば，そデータベースの一部として公開されている．

れもまた喜びになる．そして，それらの実験の• IAEA(International

AtomicEnergy

途中で原子衝突ダイナミクスとして新たな現象

Agency) の ALADDIN [110] は ，条 件 をの発見が必ず有るものと信じている．初めから絞りながら 1 つの文献に到達すると，数値結果が予想できるような実験で，予想通りの結データがリストとグラフで表示される．重粒

果が出ることも嬉しいことではあるが，半ば賭子衝突だけなく電子衝突・光子衝突のデータ

けのような実験での想像もしていなかった発見も登録されている．このデータベースも登録の方が，感動は大きいと思うのである．データ

不要のフリーアクセスである．

のニーズを動機として行った既定路線から外れ• University of Georgia の P.C. Stancil らが作た実験条件が，旧態依然とした原子物理学を越成したデータベース “Charge Transfer Data-

えた想定外の結果をもたらしてくれるようで，

base for Astrophysics” [111] には，“AtomDB”

最近は多分野との連携を積極的に受け入れたいに組み込まれた “Kronos” という計算コードと考えるようになっている．どう考えても，Sn，が公開されている．1 電子移行に限定された

Ta，Er の多価イオンビームを作って実験をしよ

多チャネル Landau-Zener モデルによる計算

うとは，自分だけでは思いも依らなかった筈で結果が主であるが，一部はより高精度な計算ある．

結果も含まれており，python と fortran が必要であるが，CXS によって観測されるスペク

9. 電荷移行断面積のデータベース

トルが出力される．

最後の節では，多価イオンと中性原子・分子との電荷移行断面積が入手可能なオンライン上のデータベースを紹介する．

10. 最後に多価イオン衝突の一例として，著者が身近に• 核融合科学研究所・核融合システム研究系・感じている衝突エネルギーが keV/u 領域の気体

原子分子過程研究部門が管理している Atomic

標的との電荷移行過程について紹介した．ここand Molecular Numerical Databases [108] にで紹介したのは膨大な研究例のほんの一部であは電子衝突・重粒子衝突・固体のスパッタリ

り，重要なものが幾つも抜け落ちていることはング収率などのデータが登録されている．そ著者が一番良く判っている．大枠についてはやの中にある “CHART” が重粒子衝突におけるり尽くされた感のある研究分野ではあるが，多電荷移行およびイオン化断面積のデータベー

電子原子・多原子分子標的については理論がまスである．一部，分子標的のデータも入ってだまだ追いついてこられないし，実験でも極限いるが大部分は原子標的であり，分子標的の状況まで攻め切れてはいない．量子多体系の詳

データベースとしては別に “CMOL” がある

細なダイナミクスとしての基礎的な興味ととも原子衝突学会誌しょうとつ 第18巻第4号 (2021)

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に，Ｘ線宇宙物理学，核融合プラズマ，軟 X 線
光源開発へのデータ提供という応用も視野に入

参考文献

れながら，しばらくはこの両輪で走り続けてい[1] R. K. Janev and HP. Winter, Phys. Rep.

けると感じている．

117, 265 (1985).
[2] N. Stolterfoht, J. Electron Spectrosc. Re-

謝辞
1993 年から現在に至るまで，都立大において多価イオンの研究を続けられてきたのは，金子洋三郎先生，小林信夫先生，故 奥野和彦先生が文化的・技術的・資源的な素地を作って下さったからに他なりません．また，多価イオン実験
ビームラインを建設できたのは，故 大谷俊介先生，市川行和先生など，重点領域研究「多価イオン原子物理学」推進者の皆様の御陰です．さらに，電荷移行の研究を見通し良く進められるのは，故 渡部力先生の理論に負うところが非常に大きいといつも感じています．一人一人の御名前は挙げ尽くせませんが，この分野の先達の方々に篤く御礼を申し上げたいと思います．
また，イオン源とビームラインの立ち上げでは，
まだ共に 30 代だった城丸春夫さんと一緒に汗を流しました．小林先生が命名された CORONA(Co-operative Research On Novel Atoms) という設備名 (プロジェクト名) は，余りに格好が良すぎて使うのを躊躇っていましたが，今は別の意味で使いにくくなってしまいました．この忌々しいコロナ禍が終息した後には，改めて使わせて頂こうと思っています．最後に，一番重要なことですが，後半で紹介した研究例は全て研究室の学生諸氏の無償の努力の賜物です．深
く感謝致します．なお，本稿で紹介した実験の一部は科研費 (21246017，23244083，23246165，

19H00694，19H00701) の補助を受けて行われました．
この記事の執筆依頼を頂いたのは 2015 年 11月でした．脱稿が想定できないほど大幅に遅れてしまい大変申し訳なく思っていますが，当時は想像もできなかった新しい話題についても触れることができたことで，御容赦頂ければ幸いです．

原子衝突学会誌しょうとつ 第18巻第4号 (2021)

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原子衝突学会誌しょうとつ 第18巻第4号 (2021)

99© 2021 原子衝突学会

2021 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）
小田切丈（上智大学)

岡田邦宏（上智大学）
北島昌史（東京工業大学)

久間晋（理化学研究所）

酒井康弘（東邦大学）

高峰愛子（理化学研究所）
鳥居寛之（東京大学）

土田秀次（京都大学）
中野祐司（立教大学）

永田祐吾（東京理科大学）

中村信行（電気通信大学）

樋山みやび（群馬大学）
山崎優一（東京工業大学）

星野正光（上智大学）
渡部直樹（北海道大学）

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

委員長：鳥居寛之（東京大学）

顕彰委員会

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

原子衝突学会誌しょうとつ第 18 巻 第 4 号（通巻 101 号）
Journal of Atomic Collision Researchⓒ原子衝突学会 2021
http://www.atomiccollision.jp/
発行: 2021 年 7 月 15 日
配信: 原子衝突学会事務局 <acr-post@bunken.co.jp>