多価金属イオンの可視分光測定
中村信行研究室 木山源一の基底状態における超微細準位間の遷移である 211 序論
1.1cm 線が非常によく知られている。セシウムの基底多価イオン

状態超微細準位間の遷移は原子時計として利用さ多価イオンとは、2 価以上の正または負イオンのれ、この遷移周波数によって秒が定義される [4]。

ことであり、本論文では中性原子からいくつかの電1.5子を取り去った正のイオンのことを指す [1]。

1.2

先行研究

本研究に関する先行研究を挙げる。中島貴之 修

微細構造定数 α士論文 (2016)[5] では、4f 重元素多価イオンの微微細構造定数 α とはドイツの物理学者アルノル

細構造準位の構造を理解することを目的として、原ト・ヨハネス・ゾンマーフェルトによって導入され子時計の利用候補であり、α 変動検知に注目された電子と電磁場の相互作用の大きさを表す無次元のているホルミウム 14 価イオンの可視域発光線測定

定数で、基礎物理定数の 1 つある。

を行った。遷移の同定こそ行えていないものの、非e21α=≈4πϵ0 h̄c137

常に多くの発光線の帰属イオン同定に成功した [5]。

(1)

また、Yan-mei Yu と B. K. Sahoo は、原子時計の利用に有用なホウ素様多価イオンとガリウム様多価

ここで e は電気素量、ϵ0 は真空の誘電率、h̄ はディイオンの様々な候補を挙げ、可能性を議論した。そラック定数、c は光速度である。微細構造定数は、の中でニオブ 10 価イオンについて言及し、発光線原子の発光線の微細構造分裂を説明する際に導入さが可視領域に存在することを理論計算により示したれたという歴史的背景に由来して名付けられた。

1.3[6]。一方で最近、理化学研究所・木村直樹研究員らによってヨウ素多価イオンについて行われた高分解

微細構造定数の変化物理学では、基礎物理定数が変化しないという仮能レーザー分光にて、5s 価電子によって強調され定の下、理論が成り立っている。しかし、近年の理た多電子重元素多価イオンにしては比較的大きな超論研究では基礎物理定数が空間または時間で変化す微細構造が観測された [7]。ニオブ多価イオンもヨるという可能性が示唆されている [2]。近年、そのウ素多価イオンと同じく、非常に大きな核磁気モー理論検証が盛んに行われており、特に微細構造定数メントを有していることから、原子時計の利用に有α の変化を観測することによる検証が注目されてい用な発光線が同程度の大きさの超微細構造を形成しる。その観測のため、ホルミウム 14 価イオンなどていると考えられる。

多価イオンの可視域発光線を利用することで高精度原子時計を開発することが提案されている [3]。

1.4

超微細構造

超微細構造とは、原子または分子を構成する原子核が核スピンを持つとき、核スピンにより分裂したエネルギー準位の構造である。電波天文学では水素

1

1.6

研究目的

2.1.1

本研究の目的は原子時計の利用に有用なニオブ多電子ビームイオントラップ (Electron BeamIon Trap: EBIT)

価イオンの発光線を高分解能観測し、その超微細構(a) 原理

造を詳細に確認することである。しかし、ニオブの電子ビームイオントラップ (Electron Beam Ion

蒸気圧は非常に低く、既存の方法では実験装置内

Trap: EBIT) は、1970 年頃にロシア原子核研究所に試料を導入することが難しい。そこで、本研究での Donets らによって開発された電子ビームイオは電子ビームイオントラップ (Electron Beam Ion

ン源 (Electron Beam Ion Source: EBIS) を基本

Trap: EBIT) へのニオブ導入のため、新しく電子設計として、1980 年代後半にアメリカのローレン衝撃加熱蒸着源 (tectra 社 e-ﬂux) を採用する。電スリバモア国立研究所において開発された多価イ子衝撃加熱蒸着源は電子ビームを試料に照射するこオン源である [8]。日本国内では、電気通信大学でとにより、試料を加熱・蒸発させることができる。

Tokyo-EBIT(1995 年〜) と Compact EBIT(2007

棒状の金属であれば蒸気圧の低い金属であっても原年〜) が開発されている。

理的に導入を行うことができる。ニオブ多価イオン(b)Compact EBIT: CoBITの分光測定を行う前に、タングステンを用いて電子

先述の通り、電気通信大学は 2 つの EBIT を所

衝撃加熱蒸着源による導入方法を試験した。

有しているが、本研究では Compact EBIT(以下、CoBIT) を採用した。図 2 に CoBIT の詳細な断面

2 実験
2.1

図を示す。

実験装置

図 1 に装置と測定系の全体図を示す。図中 Com-

pact EBIT(CoBIT) で生成した多価イオンからの発光を、可視分光器で観測する。CoBIT 中央のトラップ領域からの発光は平凸レンズ A,B により、可視分光器の入射スリットに収束される。

図 2 CoBIT の断面図(a) 電子銃、(b) トラップ領域、(c) コイル、(d)電子コレクター、(e) 液体窒素容器、(f) 吊り下げ機
構、(g) 電流導入端子 (コイル)、(h) 直線導入

CoBIT は鉄多価イオンを生成し、そのスペクトルを調べるために開発された装置である [9]。また、

CoBIT は他の EBIT と比較して多価イオンのトラップを行う領域を極力低磁場 ( ∼ 0.3 T) で運転

図 1 CoBIT と測定系を行うことが可能で、ゼーマン分裂を抑制した超2微細構造分光が可能である [7]。この低磁場 EBIT

ステンでは 300 mA 以上まで得ることができる。の分光環境は理化学研究所・木村直樹研究員によって “Quasi Zeeman-free condition” と名付けられた[7]。
(c) 可視分光器 (iHR550)
本研究で使用した可視分光器は HORIBA 製で、分光器内部には回折格子が三角柱の側面に 3 つ(150 gr/mm, 1200 gr/mm, 2400 gr/mm) 備えつけられている。制御用 PC で任意の回折格子、slit

図3

電子衝撃加熱蒸着源 (e-ﬂux) 本体

幅、中心波長を設定できる。入射スリットから可視分光器に入ってきた光はミラー A で反射後に回折格子で分散される。そしてミラー B で再び反射され、CCD カメラへと入射された後に信号へ変換される。なお検出器に Andor 社製 iDus416 を使用した。

(d) 電子衝撃加熱蒸着源
図 3 に本研究で新しく採用した電子衝撃加熱蒸着源 (蒸着源: e-ﬂux) を示す。また、図 4 に蒸着源動作時のヒートシンク内部の模式図を示す。正に印加された試料を電流が流れているフィラメントに近づけることにより、電子がフィラメントから飛び出

図4

蒸着源動作イメージ (ヒートシンク内部の断面図)

2.2

実験方法

2.2.1

概要

し、試料へ加速される。これによりエミッション電流を得ることができる。図 3 の直線導入は、試料位置の調整に使用する。大量の電子を浴びた試料は急激に熱せられ、蒸気圧の低い元素であっても強制的に蒸発させることが可能である。蒸気の一部は電子蒸着源 e-ﬂux で目的とする元素を CoBIT に導入

衝撃によりイオン化され、イオン電流が生じる。試し、逐次電離により目的とする元素の多価イオンを料から生じる蒸気量はイオン電流に比例するため、生成する。目的とする多価イオンを生成するためのイオン電流を図 3 中のフラックスセンサーで検知すエネルギーは NIST データベース [10] 上のイオンることで蒸気量をモニタすることができる。蒸着源

化エネルギーを参考にしている。

上部のヒートシンクへ外部の水冷ホースから冷却水2.2.2をチラーで送り込むことができ、ヒートシンクが試波長較正

料の熱を奪うことによって、試料の突沸及び急な蒸本研究では可視分光器の較正時に超高真空窓 A発を防ぐことができる。試料が蒸気になる前に融解から発光線の波長がよく知られた標準光源の光をにより固体から液体に変化することを防ぐため、得入光した (図 1 を参照)。図 5 に、回折格子 150

られる最大のエミッション電流は試料液体時の粘性

gr/mm、slit 幅 25 µm、中心波長 550 nm としたとに依る。そのため、ニオブではエミッション電流がきのネオンランプのスペクトルの例を示す。なお、

40 mA までしか得ることができず、一方でタング横軸 Pixel は画素位置を表す。データ取得時の露光時間は 0.1 秒である。

3表2

高分散測定波長較正時に採用した標準光源と発光線

図5

ネオンランプスペクトル

取得した標準光源スペクトルの各発光線を正規分

ピクセル値

中心波長 (nm)[10]

標準光源

343.90412.1978

He602.31

414.4930

He770.11

415.9762

Ar833.382

416.5354

Ar1034.46

418.3063

Ar1221.73

419.9500

Ar1248.73

420.1858Ar

布 (2) 式でフィッティングして、発光線の中心のピクセル値を求める。a、b、c、d はフィッティングパラメータで、x はピクセル値である。フィッティ

3 結果と考察

ングにより得られた較正線の中心のピクセル値と波3.1長の関係を、3 次多項式でフィッティングすることタングステンを用いた導入試験

蒸着源 e-ﬂux を用いた純粋タングステン試料からでピクセル値と波長の関係式を較正関数として求めの導入と、ガス導入によるタングステンヘキサカルた。各発光線の波長は NIST データベース [10] をボニルの導入を行い、得られたスペクトルを図 6 に参照した。

示す。図中の Ee は電子ビームエネルギーである。

f (x) = a exp(−4 ln 2(x − b)2)+dc2

なお、図 6 には先行研究 [11],[12] を参考にして、タ(2)ングステン多価イオンの発光線と思われる箇所に矢印を挿入した。測定条件は回折格子 150 gr/mm、

表 1、2 に波長較正のために採用した標準光源の種

中心波長 525 nm、silt 幅 200 µm、露光時間 30 分

類と発光線を示す。低分散測定では、150 gr/mm、である。

高分散測定では、2400 gr/mm の回折格子を使用した。
表1

低分散測定波長較正時に採用した標準光源と発光線

ピクセル値

中心波長 (nm)[10]標準光源309.063404.6565

Hg554.148

447.1480

He670.007

467.1225

Xe1187.88

557.0289

Kr1314.84

579.0670

Hg1361.25

587.0915

Kr1518.67

614.3063

Ne

1826.39667.8151

He1972.97

692.9467

Ne

1992.88696.5431

Ar

図6

本研究で得られたタングステン多価イオンのスペクトル (左が蒸着源による導入、右がガス導入法によるもの)

図 6 の左右のスペクトルを比較すると同じ電子ビームエネルギーであるにも関わらず、違いが見ら4れる。ガス導入法によって得られたスペクトルはタングステン由来の発光線以外にも不純物による発光線も多く見られる。一方で、蒸着源による導入では不純物による発光線はあまり見られない。

3.2

ニオブ多価イオン可視分光結果3.2.1

低分散測定結果

表 3 にニオブ多価イオンの可視域発光線に関する情報を示す。
図 7 に本研究により得られたニオブ多価イオンの

図8

ニオブ 10 価イオンの発光遷移のエネルギー準位 (超微細構造準位)[6]発光線スペクトルを示す。測定条件は回折格子 150gr/mm、中心波長 550 nm、silt 幅 200 µm、露光時間 10 分である。図中の矢印は目的とする発光線で、時計候補であるニオブ 10 価イオンだと 418 nm付近に、11 価イオンだと 528 nm 付近に発光線が表れており、表 3 の値とほぼ一致していることがわ

次に、理論計算によるニオブ 10 価イオンスペクかる。

トルを示す。このスペクトルは図 8 で挙げた 6 本の超微細構造成分から構成されており、その和を青線で示した。別の元素の発光線の高分解能測定により線幅を測定したところ 0.067 nm あったため、その値により畳み込んだものを表している。図 8 より、発光線の総和は中央が窪んでいることがわかる。

図7ニオブ多価イオンのスペクトル

他の価数のニオブ多価イオンの観測も試みたが、図9相当する発光線は観測されなかった。

3.2.2

理論計算によるニオブ 10 価イオンスペクトル

高分散測定結果

図 8 にニオブ 10 価イオンのエネルギー準位を示す。図 8 より、図 7 に示したニオブ 10 価イオンの
ここで、本研究でニオブ 10 価イオンの発光線に発光線は 6 本の超微細構造成分から構成されている

ついて高分解能測定を行った結果を図 10 に示す。

ことがわかる。

5表3価数

ニオブ多価イオンの可視域発光線

生成エネルギー (eV)[10]910

3d 4s 4p180

10200122461421591113観測される遷移
1022 3波長 (nm)

3P0 - P1710241835282

3d 4s 4p P1/2 - P3/21033d 4s4p P1 - P293d 4s D1 - 3 D2269483

3d9 235452

D5/2 - D3/2428[2] J.-P. Uzan, Rev. Mod. Phys. 75, 403 (2003)[3] V. A. Dzuba,

V. V. Flambaum,andHidetoshi Katori. Phys. Rev. A 91, 022119(2015)[4] 著: Dmitry Budker,Derek F. Kimball, David
P. DeMille

訳: 清水康弘 「原子物理学」(共立出版、2019)[5] 中島貴之 修士論文
図 10

ニオブ 10 価イオンの高分解能スペクトル(2016)

電気通信大学[6] Yan-mei Yu and B. K. Sahoo, Erratum Phys.
Rev. A 99, 022513 (2019)

図 9 と同様に、図中赤枠で示した発光線の中央[7] Kimura, N., Priti, Kono, Y. et al. Communが窪んでいることがわかる。さらに、図 9 の 2 つPhys 6, 8 (2023)のピークの間隔は約 0.048 nm で、一方で図 10 に

[8] R.E. Marrs et al., Phys. Rev. Lett. 60, 1715

ついては約 0.055 nm であり、ほぼ一致した上、形(1988)状が非常に似通っている。以上から、本研究では図10 の赤枠の発光線をニオブ 10 価イオンの超微細構造だと断定した。

[9] 菊池浩行 修士論文

(2007)[10] NIST

ReferenceStandard

電気通信大学

Database(https://www.nist.gov/pml/atomic-spectradatabase)4 結論
本研究では、蒸着源を用いたニオブの導入とその多価イオン生成に成功し、ニオブ多価イオンの時計候補遷移 3 本のうち、1 本を観測することに成功した。さらに、その発光線の高分解能分光により、ニオブ多価イオンの超微細構造を初めて直接観測することに成功した。本研究は、多価イオン原子時計開発に重要な知見を与えるものである。

参考文献[1] 市川行和、大谷俊介 「原子分子物理学ハンドブック」(朝倉書店、2012)6[11] 三田百恵 修士論文

(2017)

電気通信大学[12] 小林優介 修士論文

(2014)

電気通信大学