原子衝突研究協会誌

2006年第3巻第5号

原子衝突研究協会 2006年9月15日発行
http://www.atomiccollision.jp/

しょうとつ
第3巻 第5号
目 次
シリーズ；原子衝突実験の歩み
第５回－独断と偏見で選んだ１０大(?)実験－

電子衝突における共鳴効果―Schulz の実験―（市川行和）…3

サブ１０フェムト秒強レーザー場における分子過程 （菱川明栄）…7

原子衝突研究協会第 31 回研究会報告（行事委員会）…14

第７回若手奨励賞を岸本直樹氏に授与（第７回若手奨励賞選考委員会）…16

2006 年度第 2 回運営委員会報告(庶務)…17

第 33 回総会報告（庶務）…17

HCI 参加報告…17（中野祐司）HCI2006 参加報告（大橋隼人）…18

国際会議参加報告（井上洋子）…18

お詫びと報告2006 年度役員選挙（選挙管理委員会）…19

国際会議発表奨励事業に関するお知らせ（庶務）…19

編集委員会からのお知らせ（編集委員会）…20「しょうとつ」原稿募集（編集委員会）…20

今月のユーザー名とパスワード

…20

1

シリーズ

原子衝突実験の歩み―独断と偏見で選んだ１０大（？）実験―

第５回

電子衝突における共鳴効果（Schulz の実験）
市川 行和
yukitikawa@nifty.com
平成 18 年 8 月 7 日原稿受付
２．電子とヘリウムの衝突

１．はじめに本誌の読者の多くは図１をどこかで見たことがあ

図１はヘリウムによる電子の弾性散乱断面積でるに違いない．George J. Schulz が原子衝突にある [1]． 散乱角７２度における微分断面積のおける共鳴現象を初めてはっきりと実験的に示し

衝突エネルギーによる変化を表す．測定に用いた図である．今回は共鳴効果を主題とするた装置は図２のようなものである．１２７度形の静電

Schulz の二つの論文を取り上げる [1,2]． 「共鳴」は現在でも原子衝突研究の大きなテーマであるが，その研究は Schulz に始まったといっても言い過ぎではないであろう [3]．
George J. Schulz は１９２５年にモラビア（現在のチェコ）のブルノで生まれた．戦争中は大変な苦労をしたようであるが，戦後アメリカに渡り，１９５４年にマサチューセッツ工科大学で学位を得た．
博士論文は放電プラズマの診断に関するものである．その後ウェスチングスハウスの研究所へ移り，
電離真空計の開発などに携わる傍ら，原子衝突の実験をはじめた．今回紹介する共鳴の実験がなされたのはその時代である．やがてエール大学に移り，共鳴を中心とした原子衝突の実験を精力的に行った．しかし残念なことに、１９７６年５１歳の若さでこの世を去ってしまった．彼が１９７３年に発表した二つの総説[4,5] は共鳴について研究する人が必ずお世話になるバイブルのような存在である．

図１．ヘリウムによる電子の弾性散乱の微分断面積（散乱角７２度）．（文献 [1]より）

3

型エネルギー分析器２台をそれぞれ，入射ビーム

気がついた人はいろいろいるようである．ここでは用と散乱電子検出用に用いている．このようにす興味ある話を一つだけ紹介する．Schulz は図１

ることで電子のエネルギー分解能を当時としてはの実験より６年ほど前に，He の準安定状態の励格段に上げることができ，そのおかげで共鳴効果

起断面積を測定した [6]．これは，電子衝突によの発見に成功した．得られた分解能は 60 meV でり生成された準安定ヘリウムが容器の壁に当たっあったが，それでも本当は十分ではなく，図にあるて２次電子を放出することを利用したものである．

凹みの幅は装置の分解能で決まってしまっている．

その結果として，しきい値のすぐ上にピークをもつ後年の研究によると，真の幅は 8 meV とのことで断面積が得られた．Schulz が居たウェスチング

ある．

ハウスの研究所はピッツバーグにあるが，ピッツバ

散乱における共鳴効果はすでに原子核の研究

ーグ大学に，もともと原子核理論の研究者であるでは良く知られたことであった．しかし，原子衝突が，原子衝突の分野でも活躍した Ed Gerjuoy

でも起こるかどうかについては自明のことではなく，が居た（今でも健在である！）．彼は Schulz 達

起こらないと考える人もいたそうである．（このことの相談相手をしていたが，この He の準安定状については後述する．）やがて理論家が共鳴の存

態励起断面積を見て直ちに共鳴励起の際の在を具体的に示す計算を発表しだした．たとえば，Breit-Wigner 公式（ＢＷ公式）で説明できると気

Burke らは最も簡単な系である電子と水素原子がついた．同僚で同じく核物理の研究者であるの衝突について詳しい計算を行い，共鳴が現れElizabeth Baranger といっしょにその旨の論文ることを示した．Schulz はそれらの研究に刺激さを書いた．当時，原子核で共鳴が起こるには核力れて実験を始めたのである．

の作用範囲が有限であることが重要であると考え

図１の断面積に見られる構造は現在ではられていた．しかし Gerjuoy は，遠距離力（クーFeshbach 共鳴 [3] として知られているもので，

ロン力）が支配的ではあるが原子衝突でも共鳴がヘリウムの負イオンが一時的にできる過程を経由起こって悪いことはないのではないかと考えた．彼

するは悪い理由を一生懸命考えたが思いつかなかっe

2 1+ He (1s S)-

2 2→ He (1s2s S)→

たといっている．それでも自信がなかったので，

e + He (1s2 1S)

Wigner 本人に意見を聞いてみた．Wigner はほによって生じることが分かっている．このことはんのちょっと考えて，悪いことはないんじゃないの

Schulz の実験後 Fano らによって直ちに証明さと言ったそうである．そこで Gerjuoy は論文を投れた．

稿した [7]．つまり，原子衝突にも共鳴があり，Ｂ

実は，原子衝突にも共鳴があるのではないかとＷ公式が適用できることを（筆者の知る限りでは）始めて指摘したのは Baranger と Gerjuoy なのである．
３．電子と窒素分子の衝突
図１とならんで，共鳴の話が出ると必ず引き合いに出されるのが図３である．これは電子衝突による窒素分子の振動励起断面積である [2]． やはり
散乱角７２度での微分断面積であるが，振動量子数（v）が１から８までの振動状態を励起する過程の断面積をならべて示してある．これも図２の装置

図 2．Schulz の電子衝突実験装置 [1]で測定された．実は，彼は２年前にも同様の結果
4を発表している [8]．ただしそれは散乱角０度で一時的につかまることで起こるいわゆる「形状共の測定であった．その場合には入射ビームの内鳴」である．そもそも窒素分子による電子の散乱で散乱されないものも弾性散乱ピークに混じるた断面積が 2 eV のあたりにピークを持つことは１９めそのピークの幅が広がってしまい， v=1 への３０年代から知られていた．本シリーズ第３回に紹励起に相当するピークが隠されてしまった．すな

介したビーム透過法による全散乱断面積の測定

わち，v=1 の断面積を得ることができなかったのは窒素分子についても行われており，このようなピである．共鳴のことを書いた教科書には図３の代ークがはっきりと認められていた．ただ Schulz

わりに v=1 のピークが欠けているものが載っていの実験の画期的なことは，電子のエネルギー分

ることがあるが，それがそうである．

解能を上げるとそのピークがいくつもの細いピー

さて言うまでもないが，図３は窒素分子に電子がクに分かれることを見つけたことである．図３のもう一つの特徴は，共鳴効果によりかなり高い振動状態まで励起が起こることである．これらのことを理解するには，電子の運動と原子核の運動の相関を正しく理解する必要があり，理論家に対して大変魅力的な問題を提供した．
Schulz の論文 [2] は断面積の絶対値についてははっきりしたことを書いていない．また微分断
面積ではなく積分断面積（応用上はこちらの方が重要である）ではどうなるのかも不明である．実は，
図３のピークの位置や高さは散乱角によってかな
り変化するので，これらの問題に答えを出すことはそれほど容易ではない．図４に現在のベストな答えを示す． これは積分断面積の絶対値を示しているが，最新のビーム実験の結果も踏まえてスウ
ォーム法で決めたものである．詳細は文献 [9]を見てほしい．
４．蛇足図３（あるいは図４）から分かることの一つは，共鳴励起の起こる範囲をはずれると断面積が急激に 小 さ く な る こ と で あ る ． た と え ば ， 1 eV で の
v=0-1 励起の断面積は共鳴励起のピークに比べて１００分の１以下である．このことから Schulz は共鳴に依らなければ振動励起は事実上起こらないと考えた．電子衝突による分子の振動励起については古くから研究がある [10]． それによれば，
赤外活性の振動モードは電子衝突によって比較的容易に励起されると考えられてきた．赤外光を図 3．電子衝突による窒素分子の振動励起[2]．散乱角７２度に対する微分断面積． v は励起後の振動状態を表す．

強く吸収するということは外から加えた電磁場と分子の振動運動が強く結びつくことが可能であると
5

参考文献[1] G.J. Schulz, Phys. Rev. Lett. 10, 104(1963).
[2] G.J. Schulz, Phys. Rev. 135, A988
(1964).
[3] 共鳴については，例えば，島村 勲，しょうとつ 2, 3 (2005).
[4] G.J. Schulz, Rev. Mod. Phys. 45, 378(1973).
[5] G.J. Schulz, Rev. Mod. Phys. 45, 423(1973).
[6] G.J. Schulz and R.E. Fox, Phys. Rev. 106,

図 4．電子衝突による窒素分子の振動励起 ｖ＝０－１の断面積．散乱角について積分したもの．（本文参照）

1179 (1957).
[7] E. Baranger and E. Gerjuoy, Phys. Rev.
106, 1182 (1957).

いうことである．電子衝突も外から電場をかけるこ[8] G.J. Schulz, Phys. Rev. 125, 229 (1962).

とに相当するので，赤外活性のモードは励起し易[9] Y. Itikawa, J. Phys. Chem. Ref. Data 35,

いと思われる．筆者はこのことを示すために CO2

31 (2006).

について電子衝突による振動励起の断面積を計[10] Y. Itikawa, J. Phys. B 37, R1 (2004).

算してみた [11]． その結果，共鳴を仮定しなく[11] Y. Itikawa, Phys. Rev. A 3, 831 (1971).

ても比較的大きな励起断面積が得られることが分かった．Schulz もやがてこのことに気がつき，１９
７６年に彼が書いた振動励起についての総説では，直接励起についても節を設けて述べている．
筆者は残念ながら Schulz に会ったことがない．
当時筆者は共鳴についてはあまり興味がなかった．そもそも共鳴が何かの役にたつとは思えなかった． N2 の場合は別として，He の場合は，ごく狭い範囲のエネルギーで起こり，しかも断面積の変化はわずか（図１では１０％程度）である．物理としては面白いが計算は大変で，実験を定量的に説明するのは至難の技と思われた．そこで機会がなかったわけではないが，是非 Schulz に会ってみたいとは思わなかった．しかし彼は優れた実験家であるとともに，理論についても深い理解を示す人であったようである．いろいろ話を聞いておけばよかったと今となっては思われる．
終わりに，本稿を書くに当たって井口道生氏および Ed Gerjuoy 氏にお世話になったことを記しておく．
6

サブ１０フェムト秒強レーザー場における分子過程
菱川 明栄 hishi@ims.ac.jp
自然科学研究機構 分子科学研究所
総合研究大学院大学 物理科学研究科
科学技術振興機構さきがけ
平成 18 年 8 月 29 日原稿受付
る多重イオン化とクーロン爆発に到る．
一方，レーザーのパルス幅が分子の振動周期と１．はじめに同程度である場合，比較的遅い時間スケールで時間幅 100 fs，エネルギー1 mJ/pulse のレーザ起こる分子配列やイオン化促進過程が抑制されー光を半径 10 µm のスポットに集光した場合，平る．このためフラグメントの持つ運動量から，レー15

2

ザー場と分子の相互作用や電子・核ダイナミクス

均強度 3.2×10 W/cm のレーザー場が生じる．こ9のレーザー場の電場の大きさは 1.5×10 V/cm にについてより詳細な情報を得ることができる．近年，達し，水素原子の１s 軌道の電子が原子核から感このような極短パルス強レーザー場においては，

9

じる電場（5×10 V/cm）にほぼ匹敵する．このようイオン化された電子がレーザー場によって加速さに強いレーザー場において，分子は摂動領域のれた後にイオンコアに再衝突する過程[10]が多価弱い光の場とは本質的に大きく異なったふるまい

分子イオンの生成に重要であることが示されたを示す[1, 2]．特に，光子場と分子が強く結合した[11-13]．N2，O2 のなどの２原子分子[14]や CO2 な「光をまとった状態（光ドレスト状態）」においては，どの多原子分子[15]については，フラグメントイオ

ポテンシャル曲面の形状が光電場の変化に応じンの空間異方性が標的分子の最高被占分子軌て刻一刻と変化することが見いだされ，ポテンシャ

道(HOMO)の形状を反映することが見いだされ注

ル面の操作による化学反応制御[3-5]が現実のも目を集めている．

のとなりつつある．

レーザーパルス幅がさらに短くなり，核の動きに
15

2

強いレーザー場（~10 W/cm ）におかれた分子比べて十分速やかに多重イオン化を起こせば，フは，一般に，多重イオン化によるクーロン爆発・解ラグメントイオンの運動量にレーザーパルス照射

離を起こす．クーロン爆発で生成したフラグメント時における分子構造が直接反映されるため，化イオンの運動量は爆発直前の分子構造およびダ

学反応過程を分子構造の変化として実時間追跡

イナミクスを鋭敏に反映するため，イオンの運動量計測から強レーザー場中における分子の構造変形や異性化過程が明らかになった[6]．図１は強レーザー場における分子過程を模式的に示したものである．レーザー場からの強い擾乱にまず電子が応答し，これに伴う核間ポテンシャルの変化によって構造変形がおこり，遅れてレーザー偏光方向への分子軸の配列(alignment)[7-9]が誘起される．分子軸がレーザー偏光方向に平行な分子で
図１：

は核間距離が平衡位置の２倍程度に伸張したとこ
ろで，イオン化促進(enhanced ionization)過程によ
7強レーザー場(~1015 W/cm2)における分子過程

図２：(a)サブ１０フェムト秒領域レーザーパルス発生装置． (b)Ar を封入した中空ファイバー内をレーザーパルスが伝搬する様子．
図３：(a)フェムト秒再生増幅器（点線）および中空ファイバー（実線）から出力されたレーザーのスできる．本解説では，このような極めて短いパルス

ペクトル．(b)観測された干渉自己相関(IAC)波を用いることで明らかになった強レーザー場中の形（実線）．光位相が波長に対して一定である分子の姿を最新の研究成果を交えて紹介する．

と仮定してスペクトルのフーリエ変換から得られた結果（黒丸）と良い一致を示している．(c)２．サブ１０フェムト秒領域の高強度レーザーパル

再構築されたパルス波形（パルス幅 9.5fs）

ス発生
サブ１０フェムト秒領域の高強度レーザーパルス

波 数 は パ ル ス 前 半 (∂I(t)/∂t>0) で 減 少 ， 後 半発生にはパラメトリック発振を用いるものなどいく(∂I(t)/∂t<0) で増加するため，中空ファイバー内

つかの方法がある[16]．ここでは我々のグループの伝播によってレーザー光の周波数帯域が広がで行っている中空ファイバーを用いた極短パルス

る（図３(a)）とともに正の周波数チャープ（変調）が発生について紹介する（図２）．フェムト秒レーザ

生じる．この周波数チャープはエネルギーが集中ー再生増幅器からの出力（中心波長λ0 = 800 nm，するパルス中心部ではほぼ線形であるため，負のエネルギー1 mJ/pulse，パルス幅 35 fs）を希ガス

周波数分散を持つ鏡（チャープミラー）に複数回（Ar）を満たした中空ファイバー（コア径 500 µm）

反射させてこれを補償しパルス圧縮する[17, 18]．

に導入する[17, 18]．ファイバー内における媒質と得られたレーザーパルスは干渉自己相関(IAC)の非線形相互作用によるレーザーパルスの周波計測法を用いて評価した．サブ１０フェムト秒領域

数シフトδω(t)は，位相シフトϕnl(t)，非線形屈折率のパルスは，IAC 計測に用いる干渉計のビームス

n2，媒質長を L，パルス強度 I(t)（強度ピークを時

プリッター，実験を行う真空チャンバーの窓材，あ刻 t=0 とする）を用いて，るいは空気中の伝播による分散で形状変化する
ので，その評価には注意が必要である．図３(b)にδω(t) = -∂ϕnl(t)/∂t = -(2π/λ0) n2L ∂I(t)/∂t

真空チャンバー内の分子—レーザー場相互作用(1)領域に相当する位置で計測された IAC 波形を示と表される．この式からわかるように，レーザー周
8

す．得られた波形は，周波数に対して位相が一定であると仮定してフーリエ変換した結果とよく一致
し，分散がうまく補償されていることがわかる．この場合圧縮後のレーザーパルス幅は 9.5 fs で，プレパルスおよびポストパルスが少ないきれいなレー
ザーパルスが得られている（図３(c)）．サブ１０フェ
ムト秒領域のレーザーパルスは媒質分散の影響を受けやすく，また色収差が問題になるため，レンズの代わりに真空チャンバー内に設置した凹面
図４：

ミラーを用いて集光し強レーザー場を発生させる．

コインシデンス運動量画像計測装置．極短パ
ルスレーザー光は真空内に設置した凹面鏡で圧縮後のエネルギーは 0.4 mJ/pulse であり，1016
W/cm をこえるレーザー場を生成することが可能

分子ビームに集光される．レーザー偏光方向である．

は x 軸方向．

2に基づいて強レーザー場における分子過程を調３．フラグメントイオン運動量計測

べることが可能となる．
図４に我々のグループで用いている実験装置の一般に強レーザー場において生成した多価分概要を示す．分子とレーザー場との相互作用によ子イオンは複数の解離経路に沿ってクーロン爆って生成したフラグメントイオンは，速度写像型電発する．例えば，強レーザー場(1.1×1015W/cm2)

場[21]によって PSD(Roentdek HEX80)に導かれる．

において生成した CO2z+ は３体解離経路，CO2z+

PSD に到着したイオン毎にその位置(xi,yi)および→ Op++Cq++Or+ (z = p+q+r)，あるいは２体解離経飛行時間(ti)が記録され，式(2)に従ってその運動

路， CO2z+ → COm++On+ (z = m+n) によってクーロ

量 pi が３次元ベクトルとして決定される[6, 20,

ン爆発を起こすため，例えば生成した O2+ の運22]．

動量には，２体解離経路(1,2)の他に５種類の３体解離経路(1,1,2),(1,2,2),(2,2,2), (2,2,3),(2,3,3) からの寄与が重畳して観測される[19]．フラグメント
イオンの運動量に基づいて強レーザー場におけ pix  α x mi∆x /t i   pi =  piy  = α y mi∆y /t i  p z   α q F∆t  i  z i(2)

ここで，∆x, ∆y, ∆t はそれぞれ px=py=pz=0 であるイ

る分子過程を理解するためには，解離経路を特オンが到着する位置 ( x i0 , y i0 ) および時刻 ti0 からの定し，それぞれのイオンの持つ運動量を計測する

差， F は引き出し電極への印加電圧から計算し必要がある[6]．

た見かけ上の電場，(αx,αy,αz) は速度写像型電これを実現する実験手法として「コインシデンス

場の非均一性を考慮するための補正定数

運動量画像法」[20]が 2001 年に導入され，その(αx=αy~0.9,αz~1.0)，mi および qi はイオンの質量

後多くの研究がこの手法を用いて行われるようにおよび電荷である．

なった．高速位置敏感型検出器(PSD)による単一解離経路の特定は，その経路に対応するすべ

粒子検出に基づくこの手法は，(1)単一の親分子てのイオンが同時検出されたクーロン爆発事象をイオンから生成するすべてのフラグメントイオンを抽出して行う．単一の親分子からのコインシデン同時検出し，さらに(2)それぞれのイオンについてス事象を捉えるためには，レーザーパルスあたり

その運動量を３次元ベクトルとしてクーロン爆発事のクーロン爆発過程頻度が１よりも十分に小さくな

象毎に決定することができる．これによって，生成くてはならない．このためには標的分子の数密度した親分子イオンの価数および解離経路を指定を十分下げる必要があり，このため実験は通常した上で，各フラグメントイオンの運動量間の相関91×10-8 Pa 程度の高真空条件下で行う．

2×1014 W/cm2）における H2S 分子のクーロン爆発
過程，

4．強レーザー場中分子ダイナミクスの配向依存
H2S3+ → H++S++H+性(3)３次元構造を持つ多原子分子においては，分子についての研究結果[24]を紹介する．H2S は図５

座標系におけるレーザー電場の方向 (ε) によっ(a)に示すような屈曲構造を持ち，その回転定数かて応答は異なるはずであり，強レーザー場中でのら x，y，z 軸周りの回転周期は室温においてそれ分子ダイナミクスの理解と高精度な反応コントロー

ぞれ Trot = 0.7, 0.5, 0.5 ps と見積もることができる．

ルの実現のためには，電子・核ダイナミクスがレー

また分極率がほぼ等方的である（ αxx=24.93 a.u.,

ザー偏光方向に対する分子の配向によってどの

αyy=24.34 a.u., αzz=24.25 a.u.）（a.u.：原子単位

ように変化するかを明らかにしなければならない．

系）ことから，分子回転およびレーザー誘起分子

この配向依存性を調べるための最も直接的な方配向の効果は無視でき，レーザーとの相互作用

法は，あらかじめ空間に対して配向した標的分子

時間内において分子の向きは空間固定されていを用いるものである[23]．一方で下に示すように，ると考えてよい．

極短パルス強レーザー場において生成したフラグ

図６(a)に，３体クーロン爆発過程(3)に対応する

メントの運動量を測定することによって，ランダム

すべてのコインシデンス事象を p1-p2 平面にプロッな配向を持つ標的における分子の向きをクーロントした結果を示す．ここで，p1，p2 は生成した H+ イ

爆発事象毎に決定することができる．

オンの運動量の絶対値， p1=|p1(H+)|， p2=|p2(H+)|，

ここでは，極短パルス強レーザー場（12 fs，である（図５(b)）．観測されたコインシデンス事象
は p1-p2 平面の対角線上に強い分布を示し，２つの S-H 結合が協奏的に伸張する[25]ことがわかる．
このことから図５(b)に示すように(i) x 軸を p1(H+)および p2(H+)の外積ベクトルの方向，(ii) z 軸を

p1(H+)および p2(H+)がなす角θ12 を２等分する方向，(iii) y 軸を x，z 軸と直交座標系をなす方向，として定義することによって，実験室座標系における分子座標系の向きを，２つのベクトル p1(H+)およびp2(H+)を用いてクーロン爆発事象毎に定めることができる[24]．
ここでは H2S の核ダイナミクスが分子座標におけるレーザー電場の向きに対してどのように依存するかを調べる．先に示した図６(a)を詳しく見ると，
実は対角線上に表れた分布には p1= p2= 37 a.u.
および 31 a.u. に２つのピークが存在することがわ
かる．得られたコインシデンス事象のうち，電場方
図５：(a)H2S 分子の幾何構造と分子軸．(b)３体クー

向が分子平面に対して垂直（x//ε ）および平行

ロン爆発過程, H2S →H +S +H によって生成（x⊥ε）であるものを選別してプロットしてみると，こ

3+

+

+

+

した H の運動量 p1(H )および p2(H )を用いて

れら２つのピークがきれいに分離して観測され（図定義した分子座標系．

６(b)，(c)），核の運動がレーザー電場の向きによ

+

+

+

って異なることがわかる．より詳細な議論のために、
10

図７： 極短パルス強レーザー場(12 fs, 2×1014 W/cm2)
中 H2S に対する(a)運動量角θ12 および(b)解放運図６：

動エネルギーEkin の分子配向依存性．

クーロン爆発過程 H2S3+ → H++S++H+に対する

p1- p 2 運動相関図．(a)全コインシデンス事

H 結合が伸張することを考慮すると，レーザー場

象，(b) x//ε， (c) x⊥ε．

において分子はその構造がレーザー偏光方向に３つの異なる電場の向き，x//ε, y//ε, z//ε に対のびた構造をとることがわかる（図７）．このことは，して，フラグメントイオン (H+, H+, S+) の運動エネ

分子座標系で「電子をどの方向に揺さぶるか」に

ルギーの和 Ekin（解放運動エネルギー）および運動量角θ12 の分布を示したのが図７である．点線は，非経験的分子軌道計算によって得られた H2S3+のよって分子ダイナミクスの制御が可能であることを意味しており，時間依存偏光パルス[26, 27]などを用いた分子制御に新たな指針を与えるものであ

ポテンシャル曲面を用い，中性 H2S 基底状態におる．

ける分子構造を初期状態として行ったクーロン爆
発過程に対する古典シミュレーションの結果であ

5．クーロン爆発イメージングによる分子構造の決る．図から明らかなように x//εに対する分布はこの定シミュレーションの結果と良い一致を示し，レーザー電場が分子平面に対して垂直である場合，レ

クーロン爆発解離は分子（イオン）と多価原子イーザー場中で分子構造がほぼ変化しないことがオン[28]や薄膜[29]の衝突においても観測され，わかる．一方，y//ε および z//ε の場合には，

核ダイナミクスに比べて十分に相互作用時間がEkin の分布が大きく低エネルギー側にシフトするこ

短い場合には生成したフラグメントイオンの持つとがわかるが，これはレーザー場において S-H 核

運動量ベクトルから標的分子の構造を再構築す

間距離が増大し，H2S3+における反発クーロンポテ

ることができる．近年，極短パルス強レーザー場にンシャルが低下したためと考えることができる．こよるクーロン爆発を利用することによって，化学反

れら２つの方向の違いは θ12 分布の差に表れ，応過程を分子構造の変化として直接捉えるため

y//ε において分布平均が<θ12>=128o であるのにの取り組みが始められている[30-32]．

対 し ， z//ε に 対 し て は か な り 小 さ い 平 均 値

このレーザークーロン爆発による反応イメージン<θ12>=108o が得られた．運動量角θ12 は単純な近グの実現のためには，まず生成したフラグメントの似では H-S-H 結合角を反映することから，y//εお

運動量がどのように標的分子の構造を反映する

よび z//εにおいて結合角が大きくなる方向あるいかを知っておく必要がある．ここでは我々のグルは小さくなる方向に屈曲座標方向の運動が誘起ープで行われた８フェムト秒強レーザー場（5×1015

されていることがわかる．Ekin の分布から明らかに

W/cm2）における CS2 のクーロン爆発過程の研究なったように，これら２つの電場方向において，S−

結果について紹介する．
11

クーロン反発のみで決まるとした．

上で述べた実験装置を用いて得られた飛行時+

図 8(a) か ら わ か る よ う に ， ク ー ロ ン 爆 発 経 路

S , S S , S C , C ，に由来するピークが観測さ(1,1,1) に対して得られた運動量は中性 CS2 の基れた．コインシデンス計測によってクーロン爆発過底状態からの予想に比べて小さな値を持ち，２つ程には二つの異なる２体爆発経路 (m, n) = (1, 1)，の S＋イオンが持つ運動量 p1(S+)および p２(S+)がな(1, 2)，

す角θ12 が狭い (θ12~150o)．一方，クーロン爆発経間質量スペクトルには７つの解離イオン種，CS ,
+

2+

3+

4+

+

2+

CS2z+ → CSm+ + Sn+(4)路(4,2,4)に対して観測された運動量分布はほぼ予想と一致する（図８(b)）．このことは，ポテンシャの他に，６種類の対称な３体クーロン爆発過程

ル曲面の形状がクーロンポテンシャルで十分に記(p,q,r) = (1,1,1), (1,2,1), (2,1,2), (2,2,2), (3,2,3),

述できる CS210+から生成したフラグメントイオンの(4,2,4)，

運動量分布から分子構造の決定が可能であるこCS2 → S +C +S
z+

p+

q+

r+

とを示している．同様の結論が屈曲構造を持つ(5)

D2O および SO2 についても得られている[31]．この
p+q+が観測された．図 8 に，得られた S および C フラ

結果を踏まえて，強レーザー場において生成した

グメントイオンの分子座標系における運動量分布

多価分子イオンにおける核ダイナミクスの実時間を示す．比較のために CS2 基底状態の分子構造追跡が行われ[33, 34]，例えば 8 fs, 2×1015 W/cm2

を初期状態として行ったクーロン爆発過程に対すの強レーザー場において生成した CS24+多価分子

る古典シミュレーションの結果をプロットした．シミ

イオンにおいては，C-S 核間距離の増加と並行しュレーションにおいては，CS2 基底状態におけるて，極めて早い時間スケール(~90 fs)で分子が大零点振動による構造分布を考慮し，また簡単のたきく屈曲することが見いだされている[34]．

めにポテンシャル曲面は各フラグメントイオン間の6．おわりに
ここでは，サブ１０フェムト秒領域の強レーザー場における分子過程を我々のグループの研究成果を中心に紹介した．近年のレーザー技術の発展に伴って，このような極めて短い時間幅を持つ
近赤外領域のレーザーパルスが比較的たやすく利用できるようになり，新たな研究を進める原動力となっている．本稿ではふれなかったが，ここで用いたような光学周期の数倍程度のパルス幅を持つ，いわゆる「数繰り返し（few cycle）」パルスにお図８：

極短パルス強レーザー場(８ fs, 5×1015 W/cm2)

いては，電場(carrier)とパルス包絡線(envelop)のにおける CS2 のクーロン爆発過程 CS2 → Sp+

相対位相(carrier-envelop phase: CEP)によって，+Cq+ +Sr+; (p,q,r) によって生成したフラグメント

光イオン化[35]，高次高調波発生[36]，分子解離

イオンの分子座標系おける運動量分布: (a)[37]が制御できることが近年明らかにされつつあり，(1,1,1)経路，(b)(4,2,4)経路。それぞれ青およ

新たな研究分野として発展を遂げつつある．

z+

ここで紹介した我々のグループでの研究成果は，

び緑の点が実験結果を示す。黒点は，クーロ
ンポテンシャルを仮定して行ったシミュレーショ

高橋栄治博士（現 理化学研究所）および松田晃ンの結果。

孝博士との共同研究によるものである．

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[20] H. Hasegawa, A. Hishikawa, and K.

参考文献

Yamanouchi, Chem. Phys. Lett. 349, 57 (2001).
[1] K. Yamanouchi et al., Progress in Ultrafast[21] A. T. J. B. Eppink, and D. H. Parker, Rev. Sci.

Intense Laser Science (Springer, Heidelberg,

Instrum. 68, 3477 (1997).

2006).

[22] J. Ullrich et al., Rep. Prog. Phys. 66, 1463

[2] J. H. Posthumus, Rep. Prog. Phys. 67, 623(2003).

(2004).

[23] I. V. Litvinyuk et al., Phys. Rev. Lett. 90,[3] R. J. Levis, G. M. Menkir, and H. Rabitz,

233003 (2003).

Science 292, 709 (2001).

[24] A. Hishikawa, E. J. Takahashi, and A.

[4] H. Yazawa et al., J. Chem. Phys. 124, 204314

Matsuda, submitted to Phys.Rev.Lett. (2006).

(2006).

[25] A. Hishikawa, H. Hasegawa, and K.

[5] H. Niikura, D. M. Villeneuve, and P. B.

Yamanouchi, Chem. Phys. Lett. 361, 245 (2002).

Corkum, Phys. Rev. A 73, 021402 (2006).

[26] T. Suzuki et al., Phys. Rev. Lett. 92, 133005[6] A. Hishikawa, and K. Yamanouchi, in Progress(2004).

in Ultrafast Intense Laser Science II, edited by K.

[27] T. Brixner et al., Phys. Rev. Lett. 92, 208301

Yamanouchi et al. (Springer, Heidelberg, 2006), in(2004).

press.

[28] F. A. Rajgara et al., Phys. Rev. A 64, 032712[7] H. Sakai et al., J. Chem. Phys. 110, 10235(2001).

(1999).

[29] Z. Vager, Adv. At. Mol. Opt. Phys. 45, 203[8] F. Rosca-Pruna, and M. J. J. Vrakking, Phys.

(2001).

Rev. Lett. 87, 153902 (2001).

[30] A. Hishikawa, M. Ueyama, and K.

[9] X. M. Tong et al., J. Phys. B 38, 333 (2005).

Yamanouchi, J. Chem. Phys. 122, 151104 (2005).

[10] P. B. Corkum, Phys. Rev. Lett. 71, 1994[31] F. Legare et al., Phys. Rev. A 71, 013415(1993).

(2005).

[11] F. Legare et al., Phys. Rev. Lett. 91, 093002[32] E. Baldit, S. Saugout, and C. Cornaggia, Phys.

(2003).

Rev. A 71, 021403 (2005).

[12] A. S. Alnaser et al., Phys. Rev. Lett. 93,[33] F. Legare et al., Phys. Rev. A 72, 052717

183202 (2004).

(2005).

[13] X. M. Tong, Z. X. Zhao, and C. D. Lin, Phys.

[34] A. Hishikawa, E. J. Takahashi, and A.

Rev. Lett. 91, 233203 (2003).

Matsuda, unpublished.

[14] A. S. Alnaser et al., Phys. Rev. Lett. 93,[35] G. G. Paulus et al., Nature 414, 182 (2001).

113003 (2004).

[36] A. Baltuska et al., Nature 421, 611 (2003).

[15] A. S. Alnaser et al., Phys. Rev. A 71,[37] M. F. Kling et al., Science 312, 246 (2006).

031403(R) (2005).
[16] F. X. Kartner, Few-Cycle Laser Pulse
Generation and Its Applications (Springer, Berlin
Heidelberg New York, 2004).
[17] M. Nisoli et al., Opt Lett 22, 522 (1997).
[18] S. Sartania et al., Opt. Lett. 22, 1562 (1997).
[19] A. Hishikawa, A. Iwamae, and K. Yamanouchi,
Phys. Rev. Lett. 83, 1127 (1999).
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