原子衝突学会誌「しょうとつ」 2016 年第 13 巻第 6 号
Journal of atomic collision research, vol. 13, issue 6, 2016.

原子衝突学会誌

しょう とつ

第 13 巻
第6号
2016 年シリーズ「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 5 回 コヒーレント共鳴励起による多価イオンの精密分光
中野祐司，東俊行
キーワード クーロン爆発 間嶋拓也

原子衝突学会 2016 年 11 月 15 日発行
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原子衝突学会誌

しょう とつ
第 13 巻 第 6 号

目

次

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 5 回 コヒーレント共鳴励起による多価イオンの精密分光
中野祐司，東俊行…117

原子衝突のキーワード クーロン爆発

間嶋拓也

…126

原子衝突学会第 41 回年会プログラム

行事委員会委員長…127

原子衝突若手の会第 37 回秋の学校 開催報告

中島功雄

…128

「しょうとつ」原稿募集

編集委員会事務局…130

ユーザー名とパスワード

…130

116

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 5 回 コヒーレント共鳴励起による多価イオンの精密分光中野祐司 1∗ , 東俊行 1,2
1

理化学研究所2

東原子分子物理研究室

首都大学東京理工学研究科nakano-y@riken.jp
平成 28 年 5 月 15 日原稿受付「結晶場によるコヒーレント共鳴励起は，疑似的な X 線レーザーとして使える」，そう言い始めて10 数年，多価イオンを研究するツールとして，それなりに実用的な手法と言えるようになってきた．ポンプ・プローブによる状態操作や２重励起状態の選択的な生成をはじめ，準安定状態の寿
命測定や精密分光による高次 QED 検証など，原子物理学的に実用レベルの研究へと展開されている．新しいツールによって繰りひろげられる多価イオン研究の中から，GSI Helmholtzzentrum für

Schwerionenforschung（ドイツ重イオン研究所）で進行している高 Z イオンの精密分光に焦点を当てて現状と今後の展望について紹介する．
造が生じる．実際のエネルギーと Dirac 方程式

1. はじめに周波数コムによる精密分光で功績をあげたの固有値とのズレは Lamb シフトと呼ばれ，水T. Hänsch のノーベル・レクチャーの題目は，素原子の 1S Lamb shift に対する QED 効果の“A passion for precision”であった．水素原子寄与は 33.8 µeV である [2]．そのうち，２次の効の 1s − 2s 分光において，その precision は 15 桁果（two-loop QED）は数 neV 程度と見積もられにまで達し，現代の原子モデルは，もはや感動ており [3]，15 桁の精度をもってすれば十分に測的な精度で確かめられている [1]．一方で，水素定可能に思えるが，実際には実験値の誤差より

原子を 15 桁で調べても見えないものが，原子番も陽子半径の不確かさの方が大きいために，検号 Z の大きな H 様イオン（１電子系イオン）を証の精度が制限されている．そこで，水素原子使うと，たった数桁の精度で見えてくることがに対して精度を追求するのではなく，核電荷 Z

ある．Z のべき乗でスケールされる量子電磁気を上げて QED 効果を拡大するというアプロー

学（QED）や原子核サイズの効果などがそうでチが有効的になってくる．例えば，水素原子にある．こういった効果を拡大して原子の構造をおいてたったの数 neV だった two-loop QED 効

調べるという意味で，“few-electron heavy ion”

果は，H 様ウラン（U91+ ）では 1 eV 以上，すとしての多価イオンは，ミューオニック原子やなわち 10 億倍に拡大される．時に，多価イオン

反水素原子など並び，ひときわエキゾチックでを使って Z を大きくすることは，水素原子にお魅力的な原子系である．

いて測定精度を何桁にもわたって向上させることに匹敵する効果があるのだ．

図 1 に水素原子のエネルギー準位を模式的に示した．Schrödinger 描像では主量子数 n によっとはいえ，H 様イオンの 1s − 2p 遷移エネルてのみエネルギーが決まるが，相対論を考慮しギーは Ar17+ で 3 keV，Xe53+ で 30 keV，U91+

た Dirac 方程式では全角運動量 J による微細構では 100 keV（波長にして 0.1 Å）に達する．周© 2016 The Atomic Collision Society of Japan, All rights reserved.

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117

EnergyD ගບ㉳

2S, 2P
2P3/2
2S1/2, 2P1/2

E ࢥࣄ࣮ࣞࣥࢺඹ㬆ບ㉳

2P3/2

ග

2S1/2

࿘ᮇ
ࢡ࣮ࣟࣥሙ

2S-2P Lamb shift

2P1/2

⤖ᬗཎᏊ
100

1S

1S1/2

Schrödinger

Dirac

1S Lamb shift“Real” energy

図 1: H 様イオンのエネルギー準位．

波数コムはおろか，レーザー分光ですら容易で

60

2s-2p3/240

理研(2003 -)

20

OakRidge(1978 -)

ないこのような短波長領域で励起状態の多価イオンを作るには原子衝突による手法しかない．
特に Z の大きなイオンに関しては，大型の電子ビームイオントラップ（EBIT）や重イオン加FAIR

2s-2p1/2

80
Atomic Number

1S1/2

GSI (2009-)

F

0
1E+2

1E+4

1s-2p
放医研
(1998 -)

Chalk River(1995 -)

1E+6
1E+8
Beam Energy [eV/u]

1E+10

図 2: (a) 光励起と (b) コヒーレント共鳴励起の模式図．(c) H 様，Li 様イオンについて，その原子番号と，1s − 2p，2s − 2p 遷移を RCEによって励起するために必要なビームエネ
ルギーの関係．• はこれまでに報告されている主な RCE 実験を示す．

速器の貢献が大きい．衝突にともなう発光スペ
クトルを分光器や半導体検出器で測定するという，いわゆる passive な分光によって多価イオンの構造は調べられてきた．多価イオンに対してactive な光学的手法が利用できるようになれば，レーザー分光が現代物理学の発展を大きく推し進捗と現状，将来の展望について紹介する．

進めてきたように，飛躍的なブレークスルーが

2. コヒーレント共鳴励起見込まれる．各国の X 線自由電子レーザー施設も本格的に稼働しはじめ，EBIT を持ち込んだ

1965 年，ちょうどレーザー分野では世界初の多価イオンレーザー分光実験が注目を集め始め

レーザー（固体ルビーレーザー）が発明されてている [4, 5]．将来的には 10 keV 程度までの範間もない頃である．V.V. Okorokov は，静止し囲で多価イオンの遷移を制御できると期待された原子に電磁波を当てるのと同様に，運動するている．

原子が周期的なクーロン場を通過する場合にも，一方で，著者らのグループでは，光の代わりに原子の内部状態の共鳴的な励起が起こり得るこ

結晶場によるコヒーレント共鳴励起（Resonantとを理論的に予測した [6]．これに端を発して 50

Coherent Excitation; RCE）[6] を利用した多年の間，Oak Ridge National Laboratory の S.

価イオンの精密分光を目指している．RCE とDatz グループによる先駆的な実験研究 [7] を経は，高エネルギーで結晶標的を通過していくイて，日本では東大核研 [8]，放医研 [9]，筑波大

オンが，結晶原子のつくる周期クーロン場を振[10]，理研 [11] などで多価イオンと結晶周期場

動電場として感じ，共鳴的に励起される現象をを用いた RCE の研究が行われてきた．イオン

指す．これを疑似的に X 線レーザーとして使うの荷電変化，脱励起 X 線，Convoy 電子，低速ことで X 線領域におけるレーザー誘起蛍光分光，二次電子，標的内でのエネルギー損失などさま

すなわち active な精密分光が実現される．次節

ざまな観測手段が用いられ，RCE の共鳴ダイナ

で RCE の原理と特徴について簡単に解説した

ミクスおよび標的内での原子過程に関して詳し

のち，GSI における実験について，これまでの© 2016 The Atomic Collision Society of Japan, All rights reserved.

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118

(a)

(b)
(100) Siliconθ

PSD

Dipole magnet
SDDs
No. 1
No. 2
No. 3

(c)
count [arb. unit]

No. 4

cave A

RandomChanneling

89+
90+
88+

91+

channel

図 3: (a) GSI 加速器施設の全体図（Image rights: GSI Helmholtz Centre for Heavy Ion Research GmbH）．
(b) 照射室（cave A）内の実験装置セットアップの概要および (c) 標的結晶通過後のビームの価数分布[15]．

く調べられた．初期の実験や，共鳴ダイナミク

質のイオンビーム（単色性・平行度）と単結晶標スの詳細については，著者らによるレビューを的を用意することが重要である．式 (1) から分参照頂きたい [12, 13, 14]．

かるようにイオンの速度ベクトル v の大きさ，

さて高速イオンが速度 v で単結晶ターゲット

向きの広がりは周波数の幅を拡げてしまう．結を通過していくとき，イオンが感じる振動電場

晶の湾曲は逆格子ベクトル g を歪ませ，格子欠は結晶のフーリエポテンシャルをイオン静止系

陥や格子振動は X 線回折と同様にフーリエ係数にローレンツ変換することで得られ，を減衰させる．結晶の種類は本質的ではないが，F (t ) = Σg F′g exp (−2πiγg · vt′ ) ,
′

′

(1)

中でも Si 結晶は精度良く格子定数が知られておと表される．ここで g は結晶の逆格子ベクトル，

り，エッチング等の技術も完成されているのでF′g は対応するフーリエ係数，γ はローレンツ因扱いやすい．

子である．その大きさは 10 V/m 程度であるた
9

3. Li-様 U89+ の RCEめ，レーザーの集光強度でいえば 1016 W/cm2程度に相当する．振動電場の周波数は γg·v であ

図 2(c) は H 様イオンの 1s − 2p 遷移，およびるため，ビームの速度 v，あるいは g と v の成す

Li 様イオンの 2s − 2p 遷移について，イオンの原

角度，すなわち結晶軸に対するイオンの入射角度

子番号 Z と，RCE を起こすために必要なビームを調整することで制御できる．結晶の格子間隔

エネルギーの関係を表している．実線が１次の（d ∼ Å）と，相対論的な高速イオン（v ∼ 10 m/s）

共鳴を，破線は振動結晶場の高次周波数によるを使うと，RCE によって X 線領域（1〜10 keV

共鳴に対応しており，ビームエネルギーが高い程度）の遷移が可能となる．さらに高い周波数

ほど Z の大きなイオンの RCE を観測できる．

を得るにはどうすればよいだろうか．ビームの

現在，ドイツの GSI にて建築中の次期国際加速度は光速を超えられないが，ビームエネルギー

速器施設 The Facility for Antiproton and Ion

を上げていくことで γ を上げ，結晶格子がローResearch (FAIR) では，最も重い安定元素である

レンツ収縮することを利用する．ビームエネル

U を 33 GeV/u まで加速することができる．図ギーを 10 GeV/u まで上げれば γ は 10 を超え，に示されるとおり，これは原理的には H 様 U91+

100 keV 以上の遷移に対しても RCE が利用での 1s − 2p 遷移（∼ 100 keV）の RCE までを観きる．

測可能にする．一方でこれまでに報告されてい8

実験の方法はきわめてシンプルであるが，良© 2016 The Atomic Collision Society of Japan, All rights reserved.

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119

る RCE は，図中に黒丸で示すように，Z ≤ 26

(a)
700

く前例がない．U91+ のような高価数イオンが，600

ADC channelの領域であり，それ以上のイオンについては全
固体内でどの程度コヒーレンスを保って結晶原子と相互作用するか，標的内での衝突過程が共鳴スペクトルにどう影響するか，など様々な懸

6
4

500

2

400
8

10

6

300
200

念事項があり，実際に実験をやってみて，これ

U89+ 2s - 2p3/2

4
2

Si Kα

100
4.4

らを確かめていく必要があった，

4.6

4.8

5.0

θ

そこで FAIR による 1s − 2p 遷移の準備実験(b)として，2009 年に GSI の加速器を用いて，190

MeV/u Li 様 U89+ を用いた最初の RCE 実験を行った．Li 様の 2s − 2p の遷移エネルギーは4459.37(21) eV [16, 17] であり，既存の加速器で供給可能なエネルギーで RCE が可能だ．また結晶分光器による精密な分光データが存在するため，RCE を用いた精密分光の精度を評価すθ

るのに適している．図 3 に GSI の加速器施設の図 4: (a) SDD で得られた X 線スペクトル．縦軸が X 線検出器の波高，横軸がビームに対する Si 結晶の回転角 θ．(b) 上図において
U89+ の 2s-2p3/2 遷移に対応する発光強度と θ の関係．[15]概要を示す．イオン源から引き出された U イオ
ンは，線形加速器 UNILAC，シンクロトロン加速器 SIS18 を用いて 190 MeV/u まで加速される．この間，加速段階に応じて複数のストリッパー（H2 ガス，炭素薄膜など）を通過し，標的

標的内でのエネルギー損失がランダム入射時にとの衝突によって電子を剥がされる．本実験で比べて 50%程度に抑えられることも知られていは最終段のストリッパー（10 mg/cm の Al 薄る [18]．

2膜）通過後のビームから 89 価のイオンを選別しこのような条件下で，ビーム入射角 θ をスキャて，照射室 (cave A) へと輸送した．照射室内にンしながら X 線スペクトルを４台のシリコンド導入されたビームは，高精度のゴニオメータにリフト検出器（SDD）で観測する．SDD は近年，取りつけられた厚さ 1〜10 µm の Si 結晶を通過

顕微鏡や元素分析装置において Si(Li) 検出器のし，電磁石にて価数選別されて２次元位置検出

代替として急速に普及しており，エネルギー分器にて観測される．平行ビームをスリット，コ

解能を落とさずに検出面積を大きく出来ることリメータで切り取って使うため，標的に入射すと，液体窒素が不要であることがメリットであるビーム強度は数 1000 cps 程度である．今回のる．ペルチエ素子の空冷放熱板を銅製の伝熱版

実験は，標的結晶の原子面に対して平行にビーに置き換えて熱を逃がすことで真空中でも問題

ムを入射する，面チャネリング入射と呼ばれるなく動作している．SDD で観測された X 線の条件で行った．これによりイオンは原子面の隙

波高分布を，入射角 θ を横軸にとって２次元プ間を通り抜けるようにして標的内を進行するた

ロットした様子を図 4(a) に示した．標的からのめ，結晶原子とのランダムな衝突の影響を受け発光（Si Kα, 1.74 keV）は θ に依存せず一定のにくくなる．RCE の過程においてチャネリング

強度として現れる一方，U89+ の 2s − 2p3/2 遷移

入射は本質的ではないが，実効的な標的密度がの発光は θ = 4.7◦ 付近に極大を持っていること低くなり，図 3(c) に示すように，荷電変換せずが分かる．これが RCE によって誘起された共に通過してくる U

鳴発光である．図 4(a) において U89+ 発光ライ89+

イオンの割合が高くなる．

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120

ンの強度を θ の関数としてプロットした分光ス

表 1: 共鳴幅に対する各要因の寄与．

ペクトルが図 4(b) である．式 (1) から入射角 θは周波数に換算することができ，図横軸（上）が対応する遷移エネルギーを表す．スペクトルの半値全幅（FWHM）は 4.4 eV となり，最新の結晶分光器やカロリメータと同等の分解能がで

要因

値

縦運動量拡がりエネルギー損失
エネルギーストラグリング
角度拡がり
角度ストラグリング−4

7 × 100.15 MeV/u
4 keV/u0.32 mrad0.08 mrad寄与
3.1 eV
1.9 eV
0.03 eV
0.37 eV
0.09 eVている．ただし現段階では，ビーム速度の不確かさから，エネルギー軸の絶対値は ±2.2 eV の強度で，１点３分のスキャンで共鳴スペクトル

系統誤差を持っている．また，ピークの形状がが得られることを考慮すれば，結晶分光器によやや非対称になっており，これは標的結晶内でる実験に比べて極めて高効率な手法であると言エネルギー損失したイオンの共鳴が θ の大きいえる．また，共鳴幅の解析結果から，ビーム品

側に裾を作っていることが原因と考えられる．

質を向上することで 1 eV 台の分解能が達成で共鳴幅については実験的な拡がりが支配的できるという，期待の膨らむ可能性が示唆されている．

あり，各要因の寄与は表１のように見積もられる．もっとも大きな要因はビームの速度拡がり

4. 蓄積リングにおけるビーム冷却∆v/v である．SIS18 内のショットキー検出器におけるイオン周回周波数スペクトルから，∆v/v ∼U89+ の RCE 観測の成功によって，精密分光

7 × 10−4 と見積もられ，これは共鳴スペクトルへ向けたスタートラインに立った．ここからどに 3.1 eV の幅をもたらす．次いで結晶内でのエれだけビームの拡がりを抑え，速度を精密に測

ネルギー損失による速度拡がり，すなわち，結定できるかが RCE の分光法としての性能を決晶の中でビームの速度が変化することによる影定づける．

響が大きく，幅として 1.9 eV になる．その他，

2010 年より，SIS18 で加速したビームを直接利

ビームの角度広がりやストラグリング（標的内用するのではなく，一旦イオン蓄積リング ESR衝突による運動量拡がり）を見積もると，ビーへ輸送してリング内の Electron cooler でビームム拡がりによる幅の二乗和は 3.7 eV と得られを冷却した後に利用するということを始めた．

る．これをガウシアン分布と仮定すると，共鳴

手順は以下の通りである．まず SIS18 で加速しスペクトルはガウス関数とローレンツ関数が畳たビームから He 様 U90+ を選んで ESR 内に蓄積み込まれた形状をとるため，図 4(b) の実線のし，リング直線部に設置された Electron cooler

ように，フォークト関数を用いてスペクトルをにおいて，等速度の電子ビームと合流させる．

フィッティングすることができる．これより得

図 5(a) の Electron cooler 拡大図はビーム慣性られたローレンツ幅は 1.3 eV である．自然幅は系における U90+ イオン，電子の運動を模式的に0.1 eV 程度と十分に小さいため，これが RCE の示しており，その速度分布からビームの「温度」

共鳴幅であり，結晶周期場とのコヒーレントなが求められる．Electron cooler の電子ビームは相互作用時間を反映していると考えられ，これ

U90+ ビームに比べて極めて温度が低い（速度がはレーザーにおけるコヒーレンス長に相当する．

揃っている）ため，周回中に電子との弾性散乱を

以上のように，GSI の加速器を用いることで繰り返すことで，U90+ ビームは，電子ビーム温U89+ という高価数の重イオンに対しても RCE度まで冷却される．これにより運動量拡がりのが有効な手法であることが実験的に証明された．

小さいビームを ESR に準備することができる．

「精密分光」として目指すスペックにはまだ達し

Electron cooler 内では，イオンビームの冷却とないが，実験の原理実証としては十分に成功と同時に U90+ + e− →U89+ の電子捕獲反応が起こ言って良い．とりわけ毎秒 103 個程度のビーム© 2016 The Atomic Collision Society of Japan, All rights reserved.

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(a)

(b)
Electron cooler

U90+ →

SIS beam + 7.0 µm Si

→U

89+

e- →

ESR beam + 2.5 µm Si

U90+

e-

図 5: (a)Experimental Storage Ring (ESR) および Electron cooler の概略．拡大図はビーム慣性系でのイオ
ン，電子の運動を示す．(b)Li 様 U89+ の RCE スペクトル．SIS18 のビームと 7 µm の Si 結晶を用いて得られた結果（上）と，ESR にてビームを冷却し，2.5 µm の Si 結晶を用いて先鋭化された結果（下）．

る．価数変化した Li 様 U89+ は ESR 内の周回軌たため，分光法としてのエネルギー分解能は３

道から外れ，U90+ ビームから分離されてリング倍以上向上した．表 1 に示したビーム拡がりに外へと運ばれる．荷電変換を利用した，いわゆ

よる幅は，ビームを冷却して薄い標的を使うこる「遅い引き出し」である．こうして引き出さとで，0.7 eV 程度に抑えられていると見積もられた冷たい U

ビームを照射室へと輸送する

れる．同様にフォークト関数を用いて，実験的ことにより，ESR への入射１ショット毎に数分なガウス幅を取り除くと，共鳴のローレンツ幅の間，標的位置において数 1000 cps の連続ビーは約 1.1 eV と得られた．コヒーレンス長で決まムを安定して得ることができている．2012 年

る共鳴幅そのものはビームの性質に依存しないに Stockholm 大学の蓄積リング CRYRING がので，２つのスペクトルから同程度の共鳴幅をESR 後段リングとして GSI で運用されること持つことはリーズナブルである．また，SIS18が決まり，ESR からの引き出しビームラインののビームを直接用いた実験ではスペクトルが非診断系が改良された．これにより格段に平行度

対称に広がっていたが，ESR で冷却されたビーの高いビームを輸送できるようになった．

ムを用いるとローレンツ分布に近い対称なピー

89+

冷却ビームを用いた RCE 実験では，標的をクとなり，共鳴プロファイルから実験的な拡がさらに薄くし，1.0〜2.5 µm の Si 結晶を，同じりの要因をほぼ取り除けたことを意味している．

く (220) 面チャネリング条件で用いた．これにこれによりフィッティングによるピーク位置のより表１のエネルギー損失による幅 1.9 eV を，

決定精度も格段に向上し，相対的な分光精度と標的厚さに比例して小さくすることが狙いであしては 5 × 10−6 を達成している．

る．2014 年に初めて冷却した平行ビームを cave

一方，遷移エネルギーの絶対値を測定するた

A に輸送することに成功し，RCE スペクトルをめには，ビーム速度を精度良く測定することが観測した．図 5(b) に，以前に SIS18 のビームを必要となる．SIS18 のからのビームを使った場

使って観測したスペクトルと，最近，ESR で冷合，ビーム速度の精度は 10−3 程度であり，これ却されたビームで観測したスペクトルを比較しが大きく精度を制限していた．しかし Electron

た．詳細な解析はまだ進行中であるが，共鳴幅

cooler を使うと，cooler の電子ビーム速度から，は FWHM で 4.4 eV から 1.4 eV へと狭くなっより精度よくイオンビームの速度を求めること© 2016 The Atomic Collision Society of Japan, All rights reserved.

Copyright122

50 ppm 程度の精度で遷移エネルギーを決められる見込みである．これは Beiersdorfer らによる報告値と同じくらいの精度ではあるが，Electron

cooler におけるビーム冷却，速度校正をともなった，RCE による初めての「絶対値」精密分光として重要なマイルストーンとなる．
今後，PTB 製の高精度分圧器を使うことで数

ppm 程度までは，困難なく精度を向上できるものと期待できる．X 線領域の多価イオン遷移について，高精度で遷移エネルギーを測定していくことで強電磁場中の高次 QED，原子核のサイズ効果を，これまでにない高精度で実験的に検証していくことが可能となる．高エネルギーの

図 6: 実験に用いた高電圧分圧器の写真．

イオンを直接分光可能であるという RCE の特ができる．190 MeV/u の U

イオンビーム速徴を活かし，短寿命の不安定核イオンの構造な度に相当する電子ビームの加速電圧は約 100 kV

どの研究への応用も有望である．また，分光にである．精度の良い分圧回路を用いてこれを測限らず，禁制遷移の寿命測定や，X 線の角度分定し，電子ビームに対する空間電荷効果を補正

布測定などを通して，相対論，QED 効果を観測することで U

していくことも選択肢に挙がる．

89+

89+

ビームのエネルギーが求められる．2014 年の実験では分圧回路の校正が不十分

次期加速器施設 FAIR のプロジェクト（図 7）もであったため，遷移エネルギーの絶対値として現在進行中である．現存のシンクロトロン SIS18−4程度の精度にとどまっているが，最近の周長が約 200 m であるのに対し，これを入Physikalisch Technische Bundesanstalt (PTB)

射器として，周長 1000 m 以上のシンクロトロと GSI で開発された高精度分圧器を使うと，こン２台を建設し，後段に複数のリングやフラグ

は 1×10−5の精度で測定することができる

メントセパレータが続くという壮大な計画であ[19]．現在，Uの 1s − 2p3/2 遷移エネルギーとる．図 2 で示したように，SIS100 からのよりして広く用いられている値は 4459.37(21) eV，

高エネルギーのビームを用いれば，H 様 U91+

すなわち 47 ppm の精度であるが，高精度分圧の 1s − 2p 遷移の RCE 観測が原理上可能であ器を用いた RCE 実験では 10 ppm 以下の精度

る．エネルギーが高くなることにより，ローレが期待できる．

ンツ変換によって，結晶場の振動振幅数 10 倍

れを 1.3 × 1089+に拡大される，検出器の実効的な検出立体角が5. 現状と今後の展望上がるなどのメリットもある．また，比較的シビーム速度の絶対値を精度よく測定すること．

ンプルなセットアップで実験が可能なこともあ

これが精密分光を行うたための最終ステップでり，RCE による Lamb シフトの高精度分光はある．本稿を書き始めたいま，まさにビーム速

FAIR の APPA（ Atomic Physics, Plasma and

度を校正したスペクトルを観測することを目的

Applied sciences）コラボレーションの実験プとした，ビームタイム実験の最中である．現在

ログラムうち，day-one experiment，すなわちは GSI で開発された分圧器を，PTB 製の校正用

FAIR 完成後に最初に行う実験の候補のひとつ

分圧器と併用することで 10 V 程度の精度で加となっている [20]．

速電圧を測定できている（図 6）．これにより，© 2016 The Atomic Collision Society of Japan, All rights reserved.

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手法のひとつとして，結晶場を使った RCE に関心を寄せて今後の進展を楽しみと思っていた
だけたら幸いである．

7. 謝辞
本 研 究 は ，GSI 原 子 物 理 グ ル ー プ のA.

Bräuning-Demian，Th.

Stöhlker，加 速器グループの H. Bräuning，C. Kleﬀner との 共 同 研 究 に よ る も の で あ る ．初 期 の 実 験については理研原子物理研究室の T. Ikeda,，

Y. Kanai，Y. Yamazaki，および Lyon 大学

図 7: Image rights: Facility for Antiproton and
Ion Research in Europe GmbH (FAIRGmbH)の D. Dauvergne と共同で行った．また学生・
ポスドクとして実験に加わった A. Ananyeva（Frankfurt 大），Y. Takano（東大），S. Suda
（首都大），T. Shindo（首都大），S. Menk（理6. おわりに研）の貢献に感謝する．研究の一部は科研費

RCE を用いた多価イオン研究について，GSI（No. 19104010，26287141）の補助を受けて行われた．

での精密分光実験に焦点を絞って紹介した．最も重い安定元素である U を使った初めての RCE
観測から，蓄積リング ESR におけるビーム冷却，

参考文献

エネルギー校正に成功し，FAIR での将来計画[1] C. G. Parthey, A. Matveev, J. Alnis,は大きく期待されている．

B. Bernhardt, A. Beyer, R. Holzwarth,

他方で，放医研の加速器 HIMAC を利用した

A. Maistrou,

R. Pohl,

K. Predehl,

RCE 実験でも，ユニークな研究が展開されていT. Udem, T. Wilken, N. Kolachevsky,

る．レーザーや放射光など，画期的な光源が登場

M. Abgrall, D. Rovera, C. Salomon,

する度に新しいことが見えてきたように，RCE

P. Laurent, and T. W. Hänsch, Phys.

を X 線光源とすることで，新しいフィールドがRev. Lett. 107, 203001 (2011).

開かれようとしている．同時に，各国の X 線自[2] T.

Udem,

A.

Huber,

M.

Weitz,

由電子レーザー施設でも多価イオンに関連した

D. Leibfried, W. König, M. Prevedelli,実験が開始されている．カロリメーターや半導A. Dimitriev, H. Geiger, and T. W.

体素子などの X 線素子では新しい技術が次々とHänsch, IEEE Trans. Instrum. Meas. 46,

実用化され，X 線領域の多価イオン研究は着実

166 (1997).

に進展している．宇宙の果てからも，すざくを[3] M. Weitz, A. Huber, F. Schmidt-Kaler,

初めとする X 線天文衛星から多価イオンに関す

D. Leibfried, W. Vassen, C. Zimmer-

るさまざまな話題が届いている．X 線衛星「ひmann, K. Pachucki, T. W. Hänsch,

とみ」の運用停止は残念なニュースであったが，L. Julien, and F. Biraben, Phys. Rev. A

その反響の大きさは，国内外の多くの原子物理

52, 2664 (1995).

研究者の X 線天文観測に対する関心の高さを伺[4] S. W. Epp, J. R. C. López-Urrutia,

わせた．このように活気のある X 線多価イオン

G. Brenner, V. Mäckel, P. H. Mok-

研究の魅力の一端にふれていただき，またそのler, R. Treusch, M. Kuhlmann, M. V.

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[15] Y. Nakano,

Yurkov, J. Feldhaus, J. R. Schneider,

Y. Takano,

M. Wellhöfer, M. Martins, W. Wurth,Y.

Kanai,and J. Ullrich, Phys. Rev. Lett. 98,

H.

Bräuning,

183001 (2007).

D. Dauvergne, T. Stöhlker, and Y. Ya-[5] S. Bernitt, G. V. Brown, J. K. Rudolph,

mazaki,R. Steinbrügge, A. Graf, M. Leuteneg-(2013).

S.

Suda,

T. Ikeda,

A.

T.

Azuma,Bräuning-Demian,

Phys. Rev. A 87,

060501ger, S. W. Epp, S. Eberle, K. Kubiček,[16] P. Beiersdorfer, D. Knapp, R. E. Marrs,

V. Mäckel, M. C. Simon, E. Träbert,

S. R. Elliott, and M. H. Chen, Phys. Rev.

E. W. Magee, C. Beilmann, N. Hell,

Lett. 71, 3939 (1993).
[17] P. Beiersdorfer, Nucl. Instrum. Methods

S. Schippers, A. Müller, S. M. Kahn,

B 99, 114 (1995).

A. Surzhykov, Z. Harman, C. H. Keitel,
J. Clementson, F. S. Porter, W. Schlot-[18] T. Ito, T. Azuma, K. Komaki, Y. Ya-ter, J. J. Turner, J. Ullrich, P. Beiersdor-

mazaki, M. Sano, M. Torikoshi, A. Kita-

fer, and J. R. C. López-Urrutia, Nature

gawa, E. Takada, and T. Murakami, Nucl.

492, 225 (2012).

Instrum. Methods B 135, 132 (1998).

[6] V. Okorokov, JETP Lett. 2, 111 (1965).

[19] J. Ullmann, Z. Andelkovic, A. Dax,

[7] S. Datz, C. D. Moak, O. H. Crawford,

W. Geithner, C. Geppert, C. Gorges,

H. F. Krause, P. F. Dittner, J. G. Del

M. Hammen, V. Hannen, S. Kaufmann,

Campo, J. A. Biggerstaﬀ, P. D. Miller,

K. König, Y. Litvinov, M. Lochmann,

P. Hvelplund, and H. Knudsen, Phys.

B. Maass, J. Meisner, T. Murböck,

Rev. Lett. 40, 843 (1978).

R. Sánchez, M. Schmidt, S. Schmidt,
M. Steck, T. Stöhlker, R. C. Thomp-[8] F. Fujimoto, K. Komaki, A. Ootuka,
Hirao,

son, J. Vollbrecht, C. Weinheimer, andT. Hasegawa, M. Sekiguchi, A. Mi-

W. Nörtershäuser, J. Phys. B 48, 144022

zobuchi, T. Hattori, and K. Kimura,(2015).

E.

Vilalta,Y.

Iwata,

Y.

[20] T. Stöhlker, V. Bagnoud, K. Blaum,

Nucl. Instrum. Methods B 33, 354(1988).

A.

Blazevic,A.

Bräuning-Demian,[9] T. Azuma, T. Ito, K. Komaki, Y. Ya-

M. Durante, F. Herfurth, M. Lestin-

mazaki, M. Sano, M. Torikoshi, A. Kita-

sky, Y. Litvinov, S. Neﬀ, R. Pleskac,

gawa, E. Takada, and T. Murakami,

R. Schuch, S. Schippers, D. Severin,

Phys. Rev. Lett. 83, 528 (1999).

A. Tauschwitz, C. Trautmann, D. Varentsov, and E. Widmann, Nucl. Instrum.

[10] H. Kudo, M. Nagata, H. Wakamatsu, andMethods B 365, 680 (2015).

S. Tomita, Nucl. Instrum. Methods B
229, 227 (2005).
[11] Y. Nakai, T. Ikeda, Y. Kanai, T. Kambara, and N. Fukunishi, Nucl. Instrum.
Methods B 205, 784 (2003).
[12] 東俊行, 日本物理学会誌, 7, 502 (2001).
[13] 中野祐司, 東俊行, 日本物理学会誌, 65, 516(2010).
[14] 中野祐司, しょうとつ, 7, 5 (2010).

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「原子衝突のキーワード」

トルから，解離直前の分子の幾何構造を再構築する[9]．最初の測定は薄膜透過法[8]でなされた

クーロン爆発 （Coulomb explosion）

が，最近はレーザーを用いた研究が多い．レーザ
ーを励起源とする場合，パルス幅が 10 fs 以上で

1 つの分子から多数の電子が瞬間的に剥ぎ取あると，多重電離と分子変形が同時進行する可能

られると，斥力的なポテンシャルエネルギー曲面性があるので，それを含めた考察が必要となる．

に沿って分子は速やかに解離に至る．このとき，CEI 法は，一般的な分子構造解析の手法（各狭い空間に複数の正イオン（コア）が生成されるた種の分光法や回折法）と比べると精度は低いが，め，クーロン斥力によって，高い運動エネルギー

それらの手法が適用できない特殊な条件下でのを持つ解離イオンが放出される．このような，クー

構造決定手法として利用されている．例えば，レロン斥力ポテンシャルに起因する“爆発的”な解ーザーを用いた場合には pump-probe 法との相性離現象を「クーロン爆発」と呼ぶ．クーロン爆発は，が良いため，光吸収に伴う分子の変形や解離途巨大クラスター[1,2]や絶縁物表面[3]でも報告さ中の構造を追跡する時間分解の CEI 測定が可能

れている（ただし表面では，絶縁体でも電荷の緩となる[10]．また，特殊な分子の例として，He3 のエ和が競合するため，クーロン爆発が起きるかどうか

フィモフ状態の構造が CEI 法によって明らかにさは自明ではないとされている[3]）．また最近，アルれている[11]．さらには，キラル分子の原子配置のカリ金属と水の接触というマクロな現象においても，直接的観測にも応用されている[12,13]．

クーロン爆発の寄与が示唆されている[4]．

クラスター標的に対する高強度レーザーの照電子を剥ぎ取る手法としては，低速多価イオン

射[1]では，MeV 領域のイオン放出を伴うような，による多電子移行[5]や高速重イオン衝突[6]，高激しい“爆発”が観測され，応用研究としても注目

強度レーザーによる多重電離[7]が挙げられる．まされている．ただし，このような条件では，ナノプラ

た，1 価の分子イオンを MeV 程度に加速して薄ズマの形成によって，クーロン爆発以外の多様な膜を透過させることによっても，瞬間的（フェムト秒

メカニズムが働くため，本稿の範囲を超える．

以下）な分子イオンの多重電離が可能である[8]．

（京都大学 間嶋拓也）「クーロン爆発」と言った場合には，古典的な点

参考文献[1] T. Fennel et al., Rev. Mod. Phys. 82, 1793

電荷モデルを含意していることが多い．例えば，2原子分子の多重電離の場合，核間距離 r（Å）だ(2010).

け離れた位置に，電荷 q1 と q2 の点電荷が生成さ[2] 永谷清信他，しょうとつ 10 (4)，81 (2013).

れたと考える．このモデル分子はクーロンポテンシ[3] F. Aumayr and H. Winter, Philos. Trans. R. Soc.

ャルに従って解離し， 14.4 q1q2 r （eV）のポテンシ

Lond. A 362, 77 (2004).

ャルエネルギーが，2 つの解離イオンの運動エネ[4] P. E. Mason et al., Nature Chem. 7, 250 (2015).

ルギーへと転換される．点電荷モデルは，全ての[5] D. Mathur, Phys. Rep. 391, 1 (2004).

外殻電子が電離された場合や，距離 r が十分に

[6] T. Majima et al., Phys. Rev. A 90, 062711

大きいところでは良い近似となるが，それ以外で(2014).

は，残された電子の影響が無視できない[5]．また[7] 八ッ橋知幸，中島信昭，しょうとつ 5 (2)，5

低価数では，準安定状態を経由して解離に至る(2008).

場合や，3 原子以上の分子であれば段階的に解離が進行する場合もあり[5]，多価分子イオンの解[8] Z. Vager et al., Science 244, 426 (1989).

離でも，爆発的とは言えない場合がある．

[9] 菱川明栄，しょうとつ 3 (5)，7 (2006).

「クーロン爆発イメージング（Coulomb Explosion[10] J. Xu et al., J. Phys. B. 49, 112001 (2016).

Imaging, CEI）法」は，クーロン爆発を利用した，[11] M. Kunitski et al., Science 348, 551 (2015).

分子構造の分析手法である．クーロン爆発によっ[12] M. Pitzer et al., Science 341, 1096 (2013).

て放出された解離イオンの 3 次元的な運動量ベク[13] P. Herwig et al., Science 342, 1084 (2013).

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

北島昌史（東京工業大学）

酒井康弘（東邦大学）

中野祐司（理化学研究所）

菱川明栄（名古屋大学）
運営委員
石井邦和（奈良女子大学）

足立純一（高エネルギー加速器研究機構）

金井保之（理化学研究所）

髙橋正彦（東北大学）

高口博志（広島大学）

中野祐司（理化学研究所）

河内宣之（東京工業大学）

菱川明栄（名古屋大学）

木野康志（東北大学）

平山孝人（立教大学）

酒井康弘（東邦大学）

渡部直樹（北海道大学）

城丸春夫（首都大学東京）

長嶋泰之（東京理科大学）

北島昌史（東京工業大学）
常置委員会
編集委員会

委員長：北島昌史（東京工業大学）

行事委員会

委員長：菱川明栄（名古屋大学）

広報渉外委員会

委員長：酒井康弘（東邦大学）

顕彰委員会

委員長：長嶋泰之（東京理科大学）

庶務委員会

委員長：中野祐司（理化学研究所）

編集委員

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

しょうとつ

第 13 巻 第 6 号（通巻 73 号）

Journal of Atomic Collision Researchⓒ原子衝突学会 2016
http://www.atomiccollision.jp/
発行: 2016 年 11 月 15 日
配信: 原子衝突学会事務局 <acr-post@bunken.co.jp>