2020
17

11

16
6

Journal of Atomic Collision Research

Vol.17 Issue6
2020

原⼦衝突学会｜www.atomiccollision.jp

原子衝突学会賛助会員（五十音順）

アイオーピー・パブリッシング・リミテッド（IOP 英国物理学会出版局）
http://journals.iop.org/
アドキャップバキュームテクノロジー株式会社
http://www.adcap-vacuum.com
有限会社イーオーアール

Electronics Optics Research Ltd.

http://www.eor.jp/

イノベーションサイエンス株式会社
http://www.innovation-science.co.jp/
株式会社オプティマ
http://www.optimacorp.co.jp/
クリムゾン インタラクティブ プライベート リミテッド
http://www.enago.jp/
http://ulatus.jp/
http://www.voxtab.jp/
コスモ・テック株式会社
https://www.cosmotec-co.jp/
株式会社サイエンス ラボラトリーズ
http://www.scilab.co.jp/
真空光学株式会社

http://www.shinku-kogaku.co.jp/105

スペクトラ・フィジックス株式会社
http://www.spectra-physics.jp/
ソーラボジャパン株式会社
http://www.thorlabs.jp/
ツジ電子株式会社
http://www.tsujicon.jp/
株式会社東京インスツルメンツ

http://www.tokyoinst.co.jp/
株式会社ナバテック
http://www.navatec.co.jp/

仁木工芸株式会社

http://www.nikiglass.co.jp/
伯東株式会社
http://www.g5-hakuto.jp/

株式会社ラボラトリ・イクイップメント・コーポレーション
http://www.labo-eq.co.jp/106

第 17 巻 第 6 号

目

次

解説
静周期磁場によるポジトロニウム超微細構造の共鳴遷移の観測実験

永田祐吾，長嶋泰之 …108

第 22 回原子衝突学会若手奨励賞募集要項

顕彰委員会委員長 …117

The 9th International Symposium on Surface Science (ISSS-9) のお知らせ
広報渉外委員長…117

編集委員会事務局 …118

「しょうとつ」原稿募集…118

ユーザー名とパスワード

107

解

説

静周期磁場によるポジトロニウム超微細構造の共鳴遷移の観測実験
永田祐吾 1∗ , 長嶋泰之 1
1

東京理科大学理学部〒 162-8601 東京都新宿区神楽坂 1-3

yugo.nagata@rs.tus.ac.jp
令和 2 年 9 月 17 日原稿受付

原子の共鳴励起は普通，レーザーやマイクロ波といった電磁波によって誘起されるが，空間的に周期構造を持つ静的な場 (ここでは静周期場と呼ぶことにする) によって誘起されることもある．静周
期場中を移動する原子は，重心系において時間的に振動する場を感じ，その周波数が原子の遷移周波数に一致すると共鳴遷移が起きる．最近，この手法の新しい試みとして，エキゾチック原子であるポジトロニウムの超微細構造の共鳴遷移が実験的に観測された．本解説ではその研究の意義，実験方法，結果の詳細を平易に紹介する.
を理論的に提案した Okorokov の名を取って，

1. はじめに原子の共鳴励起は普通，レーザーやマイクロ

Okorokov 効果 [1, 2]，あるいは，1978 年に最初波といった電磁波によって誘起されるが，空間の観測を報告した論文に倣ってコヒーレント共的に周期構造を持つ静的な場 (ここでは静周期鳴励起 [3] と呼ばれている．結晶のクーロン電場

場と呼ぶことにする) によって誘起されることは 100 GV/m のオーダーで非常に強く [4]，効率もある．磁場を例にとって，図 1 のように磁石的な電気双極子遷移が可能である．これまでにを周期的に配置すると，周期長 a の静周期磁場

多価イオンの多くの内部状態の操作が報告されが発生する．そこを通過する速度 v の原子は，ている [5, 6, 7, 8, 9, 10]．また，結晶表面の周期

周波数 f = v/a の時間的に振動する磁場 (図 1性を利用した現象も観測されている [11, 12, 13]．

の場合，回転磁場) を受けていると感じるだろ最近では Si 結晶に入射した Li 様 U89+ の X 線

う．その振動の周波数が原子の遷移周波数に一領域の精密分光による QED 効果の研究も行わ致すると，共鳴遷移が起きる．

れている [14]．これらの現象は，実光子による励起に対して，結晶場を通過することで受ける

周期長 a

磁力線

疑似光子による励起とも見ることができる1 ．

速度 v
原子

図 1:

人工的な周期場による共鳴遷移はこれまでマイクロ波領域で観測されており，まず，1969 年
S

N

S

N

S

N

に静電場を用いた水素原子の 3s-3p Lamb シフ

N

S

N

S

N

S

ト（520 MHz）の遷移の観測が行われた [17]．
静磁場では，2005 年，プリント基板上に配線し

速度 v の原子と周期長 a の静周期磁場．

た銅線に電流を流すことで静周期磁場を生成し，この興味深い現象で一番良く知られているの

Rb 原子の 1 MHz 程度の Zeeman 副準位間の遷は結晶場の例で，相対論的な速度を持つ多価イオンが結晶を通過する際に，周期的な静電場を

1 特に超相対論的な場合，結晶内原子の電場のイオン進行方向成分が，垂直成分と比べると無視できるほど小さくなる．すると，この電場は電磁波の横波のようになるため，しばしば理論計算の上で，疑似光子として扱われる [15, 16]受け，イオンの共鳴励起が起きる．このような結晶場による共鳴励起は，1965 年にこの現象

Copyright© 2020 The Atomic Collision Society of Japan, All rights reserved.

108

移が観測されており，運動誘起共鳴と呼ばれてよって光子に変換され，o-Ps の方が 1000 倍長

いる [18, 19, 20]．その後，カプトン膜に磁性体

寿命であることが知られている．この分裂幅，を蒸着した磁性薄膜によっても観測が報告されつまり超微細構造周波数は 203 GHz(0.84 meV)ている [21, 22]．

で，水素の 1.42 GHz と大きく異なる．これはその他，中性子の共鳴遷移も行われている．細陽電子と陽子の磁気モーメントが大きく異なる

長いアルミ箔を蛇行させて配置し，電流を流しためである．この周波数はレーザーやマイクロて静周期磁場を生成し，そこに中性子を透過さ波を用いて，直接的に [27, 28]，あるいは間接的せることで 1 MHz 程度のスピン共鳴が観測さに [29, 30, 31] 測定されている．この分裂はスれている．これは空間スピン共鳴と呼ばれていピンに起因するため，磁気双極子で遷移が起こる [23, 24]．

る．一方，この遷移は軌道角運動量の変化を伴わないため，電気双極子遷移は禁制である (光ここまで，Okorokov 効果，コヒーレント共鳴

学禁制)．

励起，運動誘起共鳴，空間スピン共鳴の 4 つの名称が現れたが，本解説では運動誘起共鳴と呼ぶことにする．

N極S極運動誘起共鳴の原理は単純ではあるが，実現

多層磁気格子g線(A) + ee

可能かどうかは，適切な周期場が用意できるか(B) + ee

どうかが鍵となる．例えば，結晶場は強力な電場と，周期長が短いことによる高い遷移エネル

e+ e-

o-Ps

e+ 陽電子e- 電子

ギーが魅力的な一方，結晶内の原子との衝突によるコヒーレンスの乱れを避けるため，主にエネ
ルギー MeV/u 以上の多価イオンの，EUV かそ

図 2:

れより高い遷移エネルギーが実験の対象となっている [25]．
それに対して，人工的な場合，静周期場が広がる何もない空間を用意すれば，結晶と比べて周

p-Ps
スペーサー

検出器

実験概念図．(A) 非共鳴条件の場合，o-Psは静周期場を生成する多層磁気格子を通過し，検出器でカウントされる．(B) 共鳴条
件の場合，o-Ps は多層磁気格子を通過中に
p-Ps に遷移し，短寿命のため，速やかに自己消滅し，検出器でカウントされない [26]．

期長は長くなるものの，衝突は無くなり，コヒー
レンスを維持できるため，結晶場によるものと

図 2 は運動誘起共鳴による Ps の超微細構造

は別の方向に応用が広がると考えている [22]．

周波数の実験概念図を示している．静周期磁場

その応用のひとつとして，エキゾチック原子では磁石を周期的に並べた構造の多層磁気格子にあるポジトロニウムの超微細構造の観測を試み

よって生成されている．o-Ps はそこを通過し，た [26]．

検出器でカウントされる．o-Ps が受ける振動磁場の周波数が，超微細構造周波数と一致すると

2. 実験原理

p-Ps に遷移する．しかし，短寿命であるため，ポジトロニウム (Ps) は電子と陽電子の二体束検出器に到達しない．従って，o-Ps のカウント

縛系の水素様原子である．Ps は電子と陽電子の数を o-Ps の速度の関数として測定すれば，共鳴スピンの存在によって超微細構造を持つ．基底遷移の信号を Ps のカウント数の減少として観状態の Ps は，全スピン S = 0 のパラポジトロニ

測することができる．

ウム (p-Ps) と，S = 1 のオルソポジトロニウム

次に，どのような静周期磁場を生成すれば良(o-Ps) の状態に分裂する．p-Ps および o-Ps は，いかを概算してみる．本研究の装置によって生それぞれ 125 ps と 142 ns の寿命で自己消滅に成される Ps のエネルギーは，例えば，1.5 keV
で，速度にして 1.8 × 107 m/s である．従って，

Copyright© 2020 The Atomic Collision Society of Japan, All rights reserved.

109

203 GHz の共鳴遷移を起こすための周期長は(a)
SmCo磁石

90 µm と計算される．これを例えば 10 周期重

N極

(b)

銅と炭素鋼の層
3.0 mmS極ねると，Ps が静周期磁場を通過するのに要する

3.0 mmスロット

時間は 50 ps 程度となり，非常に短い．このような短い時間で遷移させようとすると，振幅の大
軟鉄

41 mm

きな静周期磁場が必要となることが予想される．
どのくらいの磁場が必要になるか評価するたz

め，Ps の振動磁場による遷移を計算してみる

x[32]．まず，p-Ps の固有状態を |0, 0⟩，o-Ps の固(c)

有状態を |1, −1⟩，|1, 0⟩，|1, 1⟩ と表示すること
字は S ，2 番目の数字はその副準位を表す．磁
場中の Ps の相互作用ハミルトニアンは H1 =1−+−
2 gµB (σ − σ ) · B で，ここで，σ ,下穴 f0.1mm

1.05 mmにする．ここでケットベクトル中の 1 番目の数

0.90 mm

27 mm 10 mmy

σ + はそ45 mmz

れぞれ電子と陽電子のパウリ行列，B は磁場，
µB はボーア磁子，g は g 因子である．振動磁場

図 3:の z 成分 Bz = Ba cos(ωt) は，|1, 0⟩ のみと相互作用する．|1, 0⟩ から |0, 0⟩ への遷移による p-Ps

1.30 mmy(a) 多層磁気格子．(b) 銅箔と炭素鋼箔の多層構造の透過格子．(c) 透過格子のスロッ
ト穴 [26]．

の時刻 t における占有率は，Rabi 振動によって
2

2

2 2

B Ba t表され，ρ|0,0⟩←|1,0⟩ = sin2 ( gµB2ℏBa t ) ∼ g µ4ℏ∼
2

銅箔 10 枚のみで熱拡散接合したブロックを測定

Ba 2
t
2
0.8( 0.1
T ) ( 100 ps ) のように計算される [33]．こして得られた銅箔 1 枚の厚み 38.4 ± 0.5 µm を利の式から，磁場の振幅は 0.1 T 程度という強磁用すると，周期長は 86.4 ± 0.4 µm と得られた．

場であれば，効率的に共鳴遷移させることがで次に，ワイヤー放電でブロックに穴を開ける．

きると考えられる．しかし，過去の実験で用い穴幅は広すぎると磁場の振幅が平滑化されてしられた磁場の振幅は 1 mT 程度であったので，まうため，周期長程度以下である必要があり，工夫が必要となる．

幅 45 µm，長さ 1 mm 程度のスロット穴を開けた (図 3 (c))．この穴はワイヤー径 30 µm で仕3. 多層磁気格子

上加工しており，ワイヤー放電による微細加工

前節で述べた磁場の条件を満たす静周期磁場の限界に近い．また，この穴は細長いスロットを生成するために，バルクの強磁性体を微細加穴である必要がある．丸穴では磁力線が穴を避工し，永久磁石で直接着磁して使用することにけて通るため，穴の中に磁場は発生しない (磁した．図 3 (a) は今回開発した静周期磁場を発気遮蔽される)．実験前に真空槽を 100 ℃程度に生させる多層磁気格子である．中央部分が磁性ベークする必要から，ある程度熱に強い SmCo

体を多層に重ねた透過格子である．透過格子の磁石を用いて透過格子を磁化し，スロット内に作成には，まず，10 枚の炭素鋼箔（厚み 50 µm）

静周期磁場を発生させた．また，磁石を軟鉄のと，11 枚の銅箔（厚み 40 µm）を交互に重ね，ブロックで囲むことで磁力線を集め，磁場を増真空炉で熱拡散接合することで，多層構造のブ強させた (図 3 (a) 参照)．

ロックを製作した (図 3 (b))．厚みはマイクロ共鳴遷移の測定分解能は場のフーリエ変換でメータで 5 回測定し，マイクロメータの不確か概算できる．例えば，共鳴周波数 f0 = 1/T とさ込みで 902.6 ± 4.1 µm となった．あらかじめして，その角周波数を w0 = 2πf0 と定義し，場B ∝ sin(w0 t) が N 周期発生している場合の，フーCopyright© 2020 The Atomic Collision Society of Japan, All rights reserved.

110

(図 3 (a) 参照)，図中の異なる線はスロット中心

リエ変換は，Z NT|F (w)| ∝0=

からの z 方向依存性を表す．上述のように，効sin(w0 t)eiwt dt
2w0sin
w2 − w02



wN T
2

果的な遷移に必要な磁場の振幅は約 0.1 T 以上

であるが，Bz に関しては振幅 Ba > 0.12 T，Bx
に関しては，z ≥ 9 µm で，Ba > 0.10 T であるのとなる．ここで，共鳴からのずれを δw で表しで，Ps を 50 ps で遷移させるのに十分な強さのて w = w0 + δw を代入し，δw でテーラー展開す

磁場の振幅が得られていることがわかる．このると，近似的に，

磁場 Ba = 0.12 T というのは，電磁波のパワーπN(δwN T )2|F (δw)| ∼
1−
.
w0
24

に換算すると，cBa2 /2µ0 ∼ 170 MW/cm2 となる.
ここで c は光速，µ0 は磁気定数である．他の Psとなる．半値全幅は，|F (0)|/2 = |F (δw)| の条件√
3ω0となるから，2δw となる．
を課すと, δw ∼ πN
1
分解能は 2δw
w0 ∼ N となる. 今回の場合 10 層なの超微細構造の最近の測定では，ジャイロトロ
ンによる強力なミリ波源が使用されている．そのエネルギーを Fabry-Pérot 共振器中に蓄積して約 10 kW/cm2 [37] が達成されている．これはので 10% となる．

1.2 (a) Bz
1.0
0.8
0.6
0.4
B0~1.0 T
0.2
0
0.4 (b) Bx

らに 1 万倍ほど強力であることが分かる．

(c)Ba~0.12 T

ᶚ+ᵜ

図 4 (a) からはバイアス磁場 B0 ∼ 1.0 T があ

5.0

z= 0 mmz= 9 mmz=18 mm0.2

周波数 (GHz)

磁場 (T)

磁場 (T)

かなり高いパワーであるが，多層磁気格子はさ
10

0

ᶚ1,0ᵜ

ることも分かる．この磁場は Ps の Zeeman シフ

ᶚ1,1ᵜ ᶚ1,ᵋ1ᵜ

トを引き起こす．図 4 (c) に Ps の Zeeman ダイ

203 GHz
207 GHz0

アグラムを示した．|1, 0⟩ と |0, 0⟩ のエネルギー

211 GHz

固有値は磁場の強さによってシフトする．一方，

ᶚ0,0ᵜ

0

ᶚ-ᵜ

-0.4
-0.8

|1, 1⟩ と |1, −1⟩ の場合，変化しない [38, 39]．B0 ∼

-5.0

-0.2

-0.4

図 4:

0

位置 x (mm)

0.4

0.8

-10

0

0.5

1.0

磁場 (T)

1.0 T の場合，観測が期待されるのは 207 GHz
1.5と 211 GHz である．
このバイアス磁場 1 T があることによって，(a)Bz ．(b)Bx ．(c)Ps の Zeeman ダイアグ
ラム．外部磁場が 0 の時の o-Ps，p-Ps のエ
ネルギー準位を 0 としている [26]．

スロット間の薄い壁が磁力で湾曲する可能性があった．強磁性体は磁化によって磁石になるが，一様磁場中ではダイポールであるために磁力は磁場の計算は Mathematica をベースとした 3

打ち消され，そうでなければ磁力が加わる．実次元磁場計算コードである Radia を用いた [34,は，図 3 (c) は磁化させた状態で撮影した写真

35, 36]．Radia は，有限要素法のような微分形

で，湾曲していないことがわかる．

解法ではなく積分形解法であるので，空間すべ4. 実験装置概要てを要素に分割する必要はなく，多層磁気格子のような小さな部分と大きな部分が共存する構実験は東京理科大学で開発されたエネルギー

造の場合，計算速度の面で有利になる．また，実可変 Ps ビーム [40] を用いた．この装置は 22 Na

際の磁性体の磁化は非線形であるため，炭素鋼

線源と Surko 型トラップをベースとした装置での磁化曲線はあらかじめ SQUID で測定し，軟ある [41]．線源からの陽電子は，固体 Ne 減速材

鉄と SmCo 磁石 (grade 28) の磁化曲線は文献値

によって減速され，磁場で輸送されて，トラッを利用した．

プ内の円筒電極に入射される．電極内にはあら図 4 (a) と (b) に多層磁気格子のスロット内

かじめ CF4 を少量添加した窒素ガスが導入されの磁場の計算結果を示した．横軸は x 座標でCopyright© 2020 The Atomic Collision Society of Japan, All rights reserved.

111

ている．ただし，電極は 3 段に分けられ，差動次元検出器で測定した 2.0 keV の Ps ビームの排気によって下流側の電極内は高真空に保たれプロファイルである．このビームを多層磁気格

る．陽電子はガスとの衝突で減速されて，下流子に通すと，ビームプロファイルは図 6(b) のよ

側のトラップポテンシャルの底に蓄積される．

うになる．図 6(c) と (d) は y および z 軸への射

これらの陽電子はトラップから繰り返し周波数

影で，それらの半値全幅 (FWHM) はそれぞれ

50 Hz 幅 2 ns のパルスビームとして引き出さ

1.42 mm と 1.17 mm であった．スロット穴とれ，タングステン薄膜（厚さ 100 nm）に打ち比較して，10% 程度広がっていると思われる．

込まれる (図 5 参照)．タングステンの下流側

1/10 全幅 (FWTM) はそれぞれ 2.1 mm と 1.8

表面はあらかじめ Na が非常に薄く蒸着されてmm であった.
図 6(b) で測定された o-Ps は，多層磁気格子

おり (1 原子層以下)，それにより表面の仕事関−の静周期磁場を受けたものと考えられる．その数が減少し，Ps の生成効率が劇的に改善する−[42, 43, 44, 45]．Ps はタングステンに印可した

Ps カウント数 I を，図 6(b) のプロファイルの電圧によって加速され，電極によって軌道を調整

平均位置 P を中心とする半径 1.3 mm の円の中−された後，パルス状 Nd:YAG レーザーで Ps のの総数として定義した．原理的にはこの I を速

1 つの電子が光脱離されることで，0.2–3.3 keV度の関数として測定すれば共鳴スペクトルの観の範囲でエネルギー可変な Ps ビームとなる．Ps

測が期待されるが，ビーム強度のばらつきを補

ビームのエネルギー広がりは光脱離の際の放出正するために，磁気格子無し 20 分，磁気格子有電子による反跳から数%と概算される．他の Ps

り 40 分と交互に繰り返し測定した．一つの速度ビーム装置として，陽電子を原子や分子ガスにに対し，典型的には 12 時間程度測定を行った．

衝突させて，電荷交換反応によって 1–400 eV の

これらのデータを用いて，以下のように規格化

Ps を生成する方式もあるが [46, 47]，keV 領域

を行った．
o-Ps ビームの強度は Ps のエネルギーに依存の Ps ビームは他にはなく，本研究は，この Ps

して増減し，さらに Na 蒸着膜や固体 Ne 減速材

ビームによって初めて可能となった．
多層磁気格子までたどり着く Ps は，飛行時間の状態によって時間とともに緩やかに変動するを考えると長寿命の o-Ps のみで，磁気格子通過ため，静周期磁場が無い場合の Ps カウント数

後に MCP で検出される．測定では多層磁気格

I0 で規格化する必要がある．そこで，図 6(a) の子を出し入れしつつ，o-Ps の速度を変化させな

中で，P を中心とする楕円（図 6(b) の FWTM

がら o-Ps をカウントした．

を参考に長直径 2.1 mm，短直径 1.8 mm）を考え，この楕円内のカウント数を I0P として定義す

多層磁気格子Surkoトラップからのパルス陽電子ビーム
Na蒸着タングステン薄膜
Ps

Ps

る．I0P は多層磁気格子のスロット穴を通っていない数なので，スロット穴面積に対応したカウ
ント数 Is は，楕円面積 Aellipse とスロット穴面e

積 Aslot を使って Is = I0P Aslot /Aellipse と書くこ
MCPとディレイライン
ネオジム磁石Nd:YAG レーザー

電極
図 5:

装置概要図 [26]とができる．よって規格化されたカウント数は
In = I/Is となる．

図 6(e) は In を f の関数としてプロットしたもので，横軸は f = γv/a を用いて既に Ps の速度から周波数に変換してある．ここで γ は Lorentz
因子である．211 GHz 付近にカウント数の減少

5. 実験結果が観測され，共鳴信号が得られていることが分かる．ただし，上述のように規格化したにもか

図 6(a) は，ディレイラインを用いた MCP 二

Copyright© 2020 The Atomic Collision Society of Japan, All rights reserved.

112

−3

−3

−4

0.1
1.8 mm

−8
−8

−4

−4

o-Ps カウント数 / パルス

× 10
1.0

0
4
y (mm)

8

0

0.6
0.4
0.2

図 6:

0
1.0
y (mm)

0.2−4

Circle of 1.3 mm radius 0.1

−8
−8

−4

−4

0.8

0
− 2.0 −1.0

0

× 10
1.0

(c)

2.0

0.3

P

4

0
4
y (mm)

80

1.5
o-Ps カウント数 Inz (mm)

0.2

0

(b)

o-Ps カウント数 /パルス

0.3

4

8

×10
0.4

(e)

1.4
1.3
Experiment
Fit

1.2

(f) 208.2 GHz(d)o-Ps カウント数 In

2.1 mmo-Ps カウント数 / パルス

8 (a)o-Ps カウント数 / パルス
z (mm)

×10
0.4

0.8
0.6
0.4
0.2
0
− 2.0 −1.00
z (mm)

1.0

2.0

1.0

211.1 GHz
212.7 GHz

フィットのGaussian成分

計算 rᶚ1,0
計算 rᶚ1,1 とrᶚ1,-1 の和0.9

計算 rᶚ1,1 とrᶚ1,-1 とrᶚ1,0 の和

0.8
180

200

220
240
周波数 f (GHz)

260

280

実験結果 (a)o-Ps のビームプロファイル．(b) 多層磁気格子を通した場合の o-Ps のビームプロファイ
ル．(c)(b) の y 軸への射影．(d)(b) の z 軸への射影．(e) 規格化された o-Ps カウント数の実験結果．赤線はモデルによるフィット．(f) 太い赤破線は実験結果のフィットモデルのガウス関数の成分を表す．
それと比較される 3 つの細い破線は，密度行列計算による占有率である．2 つの垂直な破線は 2 つの遷移周波数の計算結果 208.2 GHz と 212.7 GHz を表す．垂直な実線はその平均で 211.1 GHz である [26]．

かわらず，ベースラインが 1 を越えており，さに対しては，比例定数 ϵ を定義することにした．

らに傾きもある．以下では，これらの点に注意

これらの考察から，フィットモデルはパラメータ

して結果の解析を行った．

f0 ，σ ，A，C ，ϵ を用いて ϵ[A exp ((f − f0 )2 /2σ 2 ) +1]/[1 − C exp (−L/f aτ )] となった．

実験結果を解釈するため，データのフィットモデルを考える．まず，共鳴の形状にはガウス

実験データをこのモデルでフィットしたもの

分布を用いた．次にベースラインの傾きについが図 6(e) の赤線である．その結果，共鳴周波ては，以下のように Ps ビーム強度に関係してい数は f0 = 211.5 ± 1.9 GHz となった．共鳴幅はると考えた．Ps が MCP に同時に 2 個以上入射

16 ± 5 GHz(半値全幅) で，これは期待される

した場合，ディレイライン検出器では入射位置

分解能 f0 /N = 21 GHz と同程度である．ϵ =を決定することができず，解析の上で排除され1.23 ± 0.05 は，磁気格子から MCP までの x 方

る．I はカウント数が小さいため，このような向，y 方向のビームの広がり 10% の増加を考え影響はないが，I0 はカウント数が多いため，影ると 1.1×1.1 = 1.21 となり，近い値となる．最後響が大きい．これをモデル化すると，1 パルスに，C = 0.7 ± 0.2 は Ps の生成レート 0.1–0.15 を中の Ps の数を R(通常は 1 より小さい) とした場

考えると，0.8–1.2 となり概ね妥当な値となる．

合，解析後に得られた o-Ps の数は I0 ∝ R(1 − R)より詳細に共鳴周波数を評価するために，Psと書ける．一方で，I ∝ R なので，In ∝ 1/(1 − R)の密度行列の時間発展を解いた．始状態の o-となる．R は Ps− の数に比例する．Ps− の寿命

Ps の 3 状態の占有率は B = 0 のときに，等(τ = 479 ps) は短いため，タングステン表面での分配 (1/3 ずつ) とした．図 6(f) の 2 つの垂直生成からレーザーで光脱離するまでの時間 t にな点線は計算による 2 つの遷移周波数を表し，大きく依存し，R ∝ exp (−t/γτ ) と書ける．ここ208.2 と 212.7 GHz であった．その平均は垂直で，v = f a/γ を用いると時間 t = L/v = Lγ/f a

な実線で表され，211.1 GHz であった．実験結となる．L = 18 mm は生成から光脱離までの有果 f0 はこの計算と不確かさの範囲内で一致し効距離である．ベースラインが 1 を超えることた．一方で，実験データのディップの深さは計

Copyright© 2020 The Atomic Collision Society of Japan, All rights reserved.

113

算の半分でしかなかった．ディップの深さは p-て周期数を増やすことで改善できる．本研究でPs の占有率を表しているが，静周期磁場のパ対象となった 2 つの Ps の遷移周波数を分離でワーが Rabi 振動と同じく Ba2 の依存性を持つこきるほどの分解能に達すれば，o-Ps の Zeemanとを考えると，占有率が半分ということは，パ

副準位を選択的に遷移させることができるだろ

ワーも半分ということを意味する．例えば計算う．そうすれば，o-Ps ビームの偏極状態を測定

値が 170 MW/cm (Ba = 0.12 T) の場合，実際はすることも可能となる．また，本研究ではバイ85 MW/cm 程度であったと推測される．この

アス磁場 B0 によって Zeeman シフトが起こる

原因として，透過格子をワイヤー放電で切断しが，各磁性体層を、磁場が交互に反対方向になてスロット穴を作成したときに，切断面が部分るように磁化できれば，B0 を打ち消すことがで的に溶けることで，磁場の振幅が少し平滑化しきる [22]．例えば，フォトニック結晶の製作技

たのではないかと予想している．一方で，平滑術のように，微細加工を施した磁性体シートを，化されても多層磁気格子のバイアス磁場 B0 は十分な位置精度で重ねることで可能となるかも

ほとんど変化しないため，Ps の遷移周波数は変しれない [48]．

2

2

化しない．

7. 謝辞
6. 結論

本研究の成果は産業技術総合研究所の満汐孝

エネルギー可変 Ps ビームと多層磁気格子を用治主任研究員，千葉大学の Luca Chiari 助教，東いて，Ps の sub-THz における運動誘起共鳴の

京理科大学の学生の飯塚太郎氏，鞠谷温人氏，田観測に成功した．運動誘起共鳴として初めての中文氏との共同研究で得られました．東京農工試みとなる，エキゾチック原子への応用と sub-大学の畠山温教授には磁気格子による原子分光

THz 領域での実証を，同時に実現したことにな

応用への道筋について，多くの助言をいただきる．エキゾチック原子だけでなく，他の原子やました．この場をお借りして皆様に感謝を申し

分子などへ，様々な周波数領域で応用可能なの上げます．

ではないかと期待している．

本 研 究 は JSPS 科 研 費 JP17H01074，

多層磁気格子は，マイクロオーダーの周期構

JP19K12645 の助成を受けたものです．

造を持つ強磁性体で，微細加工によるスロット
穴を持ち，SmCo 磁石で直接に磁化させること

参考文献

で，スロット内に静周期磁場を発生させている．

[1] V. V. Okorokov, Yad. Fiz. 2, 1009 (1965)

本研究によって，次の 2 つの大きな特徴を持つ[Sov. J. Nucl. Phys., 2, 719 (1966)].

ことが実証された．

[2] V. V. Okorokov, Zh. Eksp. Teor. Fiz. Pis• スロット穴の中に生成される静周期磁場の振ma Red. 2, 175 (1965) [ JETP Lett. 2, 111

幅は，パワーにして ∼ 100 MW/cm2 であり，従来のミリ波源を用いたものより強力で，効(1965)].
[3] S. Datz, C. D. Moak, O. H. Crawford, H.

率的な磁気双極子遷移が可能である．

F. Krause, P. F. Dittner, J. Gomez del• 原子はスロット穴を通る限り物質と衝突しな

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

いため，共鳴遷移のためのコヒーレンスを保Hvelplund, and H. Knudsen, Phys. Rev.

つことができる．

Lett. 40, 843 (1978).

また，多層磁気格子は受動素子であり，レーザー[4] D. S. Gemmell, Rev. Mod. Phys. 46, 129

やマイクロ波のように電源を必要としない．

(1974).

共鳴遷移の測定分解能は，層をより多く重ね[5] F. J. Garcı́a de Abajo and P. M.

Copyright© 2020 The Atomic Collision Society of Japan, All rights reserved.

114

Echenique, Phys. Rev. Lett. 76, 1856

tromagnetic Processes in Condensed Me-(1996).

dia(Wiley-Interscience,1972),

The

Pseudo-Photon Method.

[6] T. Azuma, T. Ito, K. Komaki, Y. Yamazaki, M. Sano, M. Torikoshi, A. Kita-[17] T. Hadeishi, W. S. Bickel, J. D. Garcia,

gawa, E. Takada, and T. Murakami,

and H. G. Berry, Phys. Rev. Lett. 23, 65

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

(1969).

[7] C. Kondo, S. Masugi, Y. Nakano, A.

[18] A. Hatakeyama, Y. Enomoto, K. Komaki,

Hatakeyama, T. Azuma, K. Komaki, Y.

and Y. Yamazaki, Phys. Rev. Lett. 95,

Yamazaki, T. Murakami, and E. Takada,

253003 (2005).

Phys. Rev. Lett. 97, 125503 (2006).

[19] Y. Kobayashi and A. Hatakeyama, J.

[8] T. Azuma, Y. Takabayashi, C. Kondo,

Phys. Conf. Ser. 185, 012021 (2009).

T. Muranaka, K. Komaki, Y. Yamazaki,[20] Y. Kobayashi, Y. Shiraishi, and A.

E. Takada, and T. Murakami, Phys. Rev.

Hatakeyama, Phys. Rev. A 82, 063401

Lett. 97, 145502 (2006).

(2010).

[9] Y. Nakai, Y. Nakano, T. Azuma, A.

[21] A. Hatakeyama and K. Goto, J. Phys. B:

Hatakeyama, C. Kondo, K. Komaki, Y.

At. Mol. Opt. Phys. 49, 065005 (2016).
[22] Y.

Yamazaki, E. Takada, and T. Murakami,

Nagata,S.

Kurokawa,

andA.

Hatakeyama, J. Phys. B: At. Mol. Opt.

Phys. Rev. Lett. 101, 113201, (2008).

Phys. 50, 105002 (2017).

[10] Y. Nakano, C. Kondo, A. Hatakeyama,
Y. Nakai, T. Azuma, K. Komaki, Y. Ya-[23] M. M. Agamalyan, G. M. Drabkin, andmazaki, E. Takada, and T. Murakami,

V. I. Sbitnev, Phys. Rep. 168, 265 (1988).
[24] E. Jericha, J. Bosina, P. Geltenbort, M.

Phys. Rev. Lett. 102, 085502 (2009).
[11] K. Kimura, H. Ida, M. Fritz, and M.

Hino, W. Mach, T. Oda, and G. Badurek,

Mannami, Phys. Rev. Lett. 76, 3850-2853

Nucl. Instrum. Methods Phys. Res. A(1996).

845, 552 (2017).
[25] 東 俊行, 日本物理学会誌, 56 巻 7 号 502[12] N. Hatke, M. Dirska, M. Grether, E. Luderer, A. Robin, A. Närmann, and W. Hei-

(2001).

land, Phys. Rev. Lett. 79, 3395 (1997).

[26] Y. Nagata, K. Michishio, T. Iizuka, H.

[13] C. Auth, A. Mertens, H. Winter, A. G.

Kikutani, L. Chiari, F. Tanaka, and Y.

Borisov, and F. J. Garcı́a de Abajo, Phys.

Nagashima, Phys. Rev. Lett. 124, 173202

Rev. Lett. 79, 4477 (1997).

(2020).

[14] Y. Nakano, Y. Takano, T. Ikeda, Y.

[27] T. Yamazaki, A. Miyazaki, T. Suehara,

Kanai, S. Suda, T. Azuma, H. Brauning,

T. Namba, S. Asai, T. Kobayashi, H.

A. Brauning-Demian, D. Dauvergne, Th.

Saito, I. Ogawa, T. Idehara, and S.

Stohlker, and Y. Yamazaki, Phys. Rev. A

Sabchevski, Phys. Rev. Lett. 108, 253401

87, 060501 (2013).

(2012).

[15] J. D. Jackson, Classical electrodynamics,[28] A. Miyazaki, T. Yamazaki, T. Suehara,

2nd edition (John Wiley & Sons, 1975),

T. Namba, S. Asai, T. Kobayashi, H.

Weizsacker-Williams Method of Virtual

Saito, Y. Tatematsu, I. Ogawa, and T.

Quanta.

Idehara, Prog. Theor. Exp. Phys. 011C01(2015).

[16] M. L. Ter-Mikaelian, High-Energy Elec-

Copyright© 2020 The Atomic Collision Society of Japan, All rights reserved.

115

(2014).

[29] A. P. Mills Jr. and G. H. Bearman, New[44] Y.

Measurement of the Positronium Hyper-

Nagashima,T.

Hakodate,A.

and K. Michishio,New

ﬁne Interval, Phys. Rev. Lett. 34, 246

Miyamoto,(1975).

J. Phys. 10, 123029 (2008).

[30] D. B. Cassidy, T. H. Hisakado, H. W.

[45] H. Terabe, K. Michishio, T. Tachibana,K. Tom, and A. P. Mills, Jr., Phys. Rev.

and Y. Nagashima, New J. Phys. 14,

Lett. 109, 073401 (2012).

015003 (2012).
[46] N. Zafar, G. Laricchia, M. Charlton, and[31] A. Ishida, T. Namba, S. Asai, T.
Kobayashi,

H.

Saito,M.

A. Garner, Phys. Rev. Lett. 76, 1595

Yoshida,(1996).

K.Tanaka, and A.Yamamoto, Phys. Lett.

[47] S. J. Brawley, S. E. Fayer, M. Shipman,

B 734, 338 (2014).
[32] Rodney Loudon 著 小島忠宣・小島和子共and G. Laricchia, Phys. Rev. Lett. 115,

訳 光の量子論 内田老鶴圃 (1994) p49

223201 (2015).

(和訳).

[48] S. Noda, K. Tomoda, N. Yamamoto, and
A. Chutinan, Science 289, 606 (2000).

[33] A. P. Mills Jr., Nucl. Inst. Meth. in Phys.
Res. B, 192, 107 (2002).
[34] http://www.esrf.eu/Accelerators/Groups/InsertionDevices/Software/Radia[35] P. Elleaume, O. Chubar, and J. Chavanne, Proc. of the PAC97 Conference,
3509 (1997).
[36] O. Chubar, P. Elleaume, and J. Chavanne, J. Synchrotron Rad. 5, 481 (1998).
[37] A. Miyazaki, PhD thesis, Direct Measurement of the Hyperﬁne Structure Intervalof Positronium Using High Power Millimeter Wave Technology, The Universityof Tokyo (2013).
[38] 難波俊雄, 末原大幹, 高エネルギーニュー
ス 研究紹介, Vol.27 No.2 (2008).

[39] M. Charlton and J. W. Humberston,
Positron Physics (Cambridge University
Press, 2009).
[40] K. Michishio, L. Chiari, F. Tanaka, N.
Oshima, and Y. Nagashima, Rev. of Sci.
Instrum. 90, 023305 (2019).
[41] C. M. Surko and R. G. Greaves, Phys.
Plasmas 11, 2333 (2004).
[42] 長嶋泰之, 五十嵐明則，満汐孝治, しょう
とつ, 13, vol. 3, 64 (2016).

[43] Y. Nagashima, Phys. Rep. 545, 95

Copyright© 2020 The Atomic Collision Society of Japan, All rights reserved.

116

2020 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）
大橋隼人（富山大学）
金安達夫（九州シンクロトロン光研） 歸家令果（東京都立大学）
木野康志（東北大学）

中井陽一（理化学研究所）

北島昌史（東京工業大学）
中野祐司（立教大学）

鳥居寛之（東京大学）
永田祐吾（東京理科大学）

渡部直樹（北海道大学）

久間晋（理化学研究所）

城丸春夫（東京都立大学）
樋山みやび（群馬大学）

星野正光（上智大学）

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

しょうとつ

第 17 巻 第 6 号（通巻 97 号）

Journal of Atomic Collision Researchⓒ原子衝突学会 2020
http://www.atomiccollision.jp/
発行: 2020 年 11 月 16 日
配信: 原子衝突学会事務局 <acr-post@bunken.co.jp>