原⼦衝突学会誌「しょうとつ」
2020 年 5 ⽉ 15 ⽇発⾏
第 17 巻第 3 号

原

⼦

衝

突

学

会

誌

しょうとつ

Journal of Atomic Collision Research

Vol.17 Issue3
2020

解説（第 19 回若⼿奨励賞受賞研究）
イオン・原⼦混合気体における極低温衝突

⼟師慎祐

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 17 巻 第 3 号

目次

巻頭言 会長挨拶

長嶋泰之 … 39

解説（第 19 回若手奨励賞受賞研究）
イオン・原子混合気体における極低温衝突

土師慎祐

追悼記事 鈴木洋先生を偲ぶ 〜師であり父であり〜

平山孝人 … 49… 40

第 27 回原子衝突セミナー（中止）報告

行事委員会委員長 … 52

2020 年度第 1 回運営委員会（文書持回）開催報告

庶務委員会委員長 … 53

第 45 回原子衝突学会年会のお知らせ

行事委員会委員長 … 53

「しょうとつ」原稿募集

編集委員会事務局 … 53
… 54

ユーザー名とパスワード

38

解説

イオン・原子混合気体における極低温衝突
土師慎祐

Institut für Quantenmaterie, Universität Ulm, 89069 Ulm, Germany
shinsuke.haze@uni-ulm.de
令和 2 年 1 月 30 日原稿受付

レーザー光を用いることで, 原子, 分子, イオンの状態を自在に制御することが可能となる. その中でもレーザー冷却と呼ばれる冷却方法は, マイクロケルビン領域の極低温状態にまで原子を冷却できる技術として, 原子・分子物理分野で広く利用されその発展に大きく貢献してきた. 本解説ではレーザー冷却技術を駆使することで実現される「イオン・原子混合気体における極低温衝突」について, その概要と最近得られた結果について紹介する.
し, 原子やイオンの持つ量子力学的な性質が顕1. はじめに物質の量子状態をコヒーレントに制御する技

在化するような極限領域における化学反応の振術は, 近い将来に科学・産業分野において主幹

る舞いの理解やコヒーレントな化学反応制御にともなる量子技術のうちで最も重要な要素の一応用しようというわけである. 冷却原子系ではつである.

こういった背景のもと古くから研究が行われて「冷却原子気体や冷却イオン」は量子レベルでおり, これまでにフェッシュバッハ共鳴によるの状態操作を可能にする物理系の候補の一つと散乱長のコントロールを発端に, 原子・分子間して挙げられるであろう. イオントラップや原のコヒーレント遷移, また最新の研究では極性子トラップといった装置を用いることで, 電場

分子の縮退気体の実現といった大きな成功を収や磁場などの外部摂動から完全に切り離されためている [1, 2]. さらに最近の研究では冷却, ト

環境に長時間粒子を蓄積することができる. こ

ラップ技術の発展によりイオンと原子の同時トのようにして準備された原子やイオンは言わばラップも実現され, イオン・原子混合系におけ理想的な孤立量子系 として扱うことができる.

る極低温化学に関する研究が各所でスタートしまたレーザー光やマイクロ波により内部・外部状ている [3, 4].
本研究においても冷却イオン・原子気体の混態を自在にコントロールすることもできる. ま
量子 と名の付く研究を行うにはもって合系の研究に着手し, 近年ミリケルビン温度領

こいの物理系なのである. 実際, 冷却原子や冷域における弾性衝突や非弾性衝突を観測するこ却イオンは量子情報処理や精密分光といった量とができた. 本稿ではイオンと原子の極低温相子技術分野において幅広く活用されており, 今

互作用について, 最近得られた結果や使用されなお大きな広がりを見せる有望な系である.

た実験技術も交えて紹介していこうと思う. こさにこういった極低温物質を用いたもう一つの応

ういったイオン・原子混合系での研究は極低温

用例として, 「極低温化学反応の探求」は非常衝突物理だけでなく, 天体物理, プラズマ物理に興味深いものの一つであろう. 極低温状態でといった様々なフィールドへの架け橋ともなり,の原子-イオン間の化学反応を調べるためのテ

領域横断的な新テーマとして今後の動向に大きストベッドとして冷却原子や冷却イオンを利用な期待がかかる分野である.

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40

算質量にも依るが, 通常数十ナノケルビン〜10

2. イオンと原子の相互作用

マイクロケルビンといった極低温エネルギー領

2.1 相互作用ポテンシャル

域となることに注意されたい. つまりイオン・

ここではまずイオンと中性原子間の相互作用

原子系で量子散乱を実現することを見据えた場について簡潔にレビューする. イオン・原子の合には, E ∗ 付近の衝突エネルギーで実験できる相互作用は, イオン（単一電荷）による不均一かどうかがキーとなるわけである. また散乱に電場とそれにより分極した中性原子の誘起双極おける相互作用長はcharacteristic length R∗ =
√

2µC4
∗
ℏ2 でスケールすることができ, 通常 R は子モーメントとの相互作用として記述すること

50〜300 nm のレンジとなる.

ができ [5],より詳細な相互作用ポテンシャルは分極ポテ

1
1 C4
Vp (r) = − P (r) · E(r) = − 4
2
2r

(1)

ンシャルに加え, 近距離における斥力, イオンとといった形の分極ポテンシャル（図 1）で表原子の電子軌道やスピンといった内部自由度をされる. ここで E はイオン電場, P は原子の双加味することで計算され, 一般的なレーザー冷

αq 2
また, C4 は C4 = (4πϵ20)

却実験で用いられるアルカリ原子やアルカリ土

極子モーメントである.

で表される原子の分極に関連する量で，q は電類原子については Ca+ /Sr+ /Yb+ -Rb [6], Ba+ -気素量，α は原子の分極率，ϵ0 は真空の誘電率

Rb [7], Yb+ -Li [8] といった様々なイオン・原子である. イオンと原子の衝突を考えた場合には,ペアにおいて分子ポテンシャルの計算がなされl(l+1)
式 (1) に遠心力ポテンシャル ℏ 2µrを加えた
2ている. 本稿においても, 実験で用いたカルシ

2ものが実効的な相互作用ポテンシャルに対応す

ウムイオン (Ca+ ) とリチウム原子 (Li) 間のポテmiる（図 1 中の点線）. ここで, µ = mmaa+mはイオ
i

ンシャル曲線の計算結果を後ほど例示する.

ンと原子の換算質量を表し，ma ，mi ，はそれぞ

2.2 イオンと原子の化学反応

れ原子，イオンの質量である. l は角運動量を表

このような分極ポテンシャルのもとでイオンす．例えば部分波散乱を考えた時, 衝突エネルと原子が接近すると, 引力により両者が強く引きギーが l=1（p 波散乱）のポテンシャル障壁（図 1

付け合う. 特にインパクトパラメタの小さな衝∗中の E ）以下となれば, s 波散乱が支配的とな突の場合には, 原子がスパイラル状の軌道を描きる量子領域に到達することとなる. 量子散乱領ながらイオンと核間衝突するようなランジュバ∗

ン型の衝突となることが古くから知られている域への閾値エネルギー E はイオンと原子の換[9]. こういった近距離衝突の際には, 電荷やスピンといった様々な自由度が変化するような過

原子

イオン
+

−

+

程, つまり反応性のある衝突が期待される. 図 2
はそういった反応の中でも代表的なものをまとPめたものである.

R*
E*

電場 E

まずはイオンと原子の二体衝突 (図 2 (a)) から見ていこう. 観測され得る反応の中でも, (i)のように衝突時に電荷（電子）が他方へと移行するような過程 (A+ + B → A + B+ ) は電荷交換衝突と呼ばれる. また, (ii) のような弾性衝

図 1: イオン・原子間の相互作用ポテンシャル.
イオンからの電場により中性原子が分極しお互いが引き付け合う. 点線は遠心力ポテ
ンシャルを考慮した場合の実効的なポテン
シャルである.

突も可能である. 弾性衝突では粒子の見た目の変化は見られないものの, 運動量交換が行われる. こういった衝突はイオンと冷却原子の共同

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冷却（バッファーガス冷却）において重要な役と原子気体を同一空間上でトラップし相互作用割を果たす. 本稿においても後ほど弾性衝突にさせる必要がある. そのために本研究では「パよるイオンの共同冷却について詳しく解説する.

ウルトラップ」と「光双極子トラップ」を組みまた, 十分に密度の高い原子気体の場合にはイ合わせたハイブリッドトラップを構築すること

オン-原子-原子の三体再結合が起こる. 三体衝で極低温イオン・原子混合気体を実現した. ハ突では図 2 (b) のような A + B + B → AB+

イブリッドトラップでは長い相互作用時間が得+ B といった分子イオンが形成されるプロセス

られるといった利点に加えて, 質量分析によるが存在する.

生成イオン種の同定やイオン数のカウンティン+

関連する研究グループの報告によると, これグを精密に行うことができることも強みとなる.

までに磁気光学トラップや量子縮退気体と冷却

以下では実験で使用されたトラップ技術についイオンとの混合の実現 [10, 4, 3] に始まり, 電荷て紹介する.

交換衝突 [11, 12, 13], スピン交換 [14] や spin-

今回の実験では, Ca+ イオンの捕獲のために

orbit change [15], 分子生成 [11] 等がミリケルビ

リニア型パウルトラップを採用した. リニア型

ン程度の温度領域で実現されている. 直近では

パウルトラップは図 3 (a) で示されるような電ここ最近の関連分野の動向をまとめたレビュー

極構造を持つトラップ装置で, 高周波交流電圧

論文も出版されているので, ご興味を持たれた及び静電圧を電極に印加することで四重極ポテ方があれば是非参照されたい [16].

ンシャルを形成し荷電粒子を三次元的に閉じ込めることができる. さらに, トラップされた粒子(a)の持つ光学遷移からわずかに赤方離調したレー

A++ B

(i)

ザー光を照射することで Ca+ イオンを 1 mK

A + B + (電荷交換)+程度の温度にまで冷却することができる. この+冷却法はドップラー冷却と呼ばれる. パウルト
ラップでは, 数 eV（温度換算すると数万ケルビ(ii) A+ + B (弾性衝突)ン）といったイオンの温度と比較して非常に深+いトラップを実現することができるため, 数時(b)

間, 数日といった長い時間スケールでイオンを捕獲し続けることも可能である. また, 閉じ込め

AB ++B (分子生成)

A++ B + B+

周波数が数 MHz 程度と高いものとなるため微+小空間領域にイオンを局在化させることができる. 例えば, 閉じ込め周波数 2 MHz のトラップ
中の振動基底状態にあるイオンの波束の広がり

図 2: イオン・原子系における化学反応の例. (a)二体衝突では (i) 電荷交換衝突, (ii) 弾性衝突などが例として挙げられる. (b) 三体衝
突における分子生成を表す.

はおよそ 10nm 程度と見積もられ, 光波長と比べて十分に小さな値となるためドップラー広がりが無視できるような領域（Lamb-Dicke 束縛領域と呼ばれる）へとイオンを準備することができる [17]. トラップ中のイオンは，イオンが3. 実験手法

発するレーザー誘起蛍光を光電子増倍管や高感

3.1 イオンと原子のハイブリッドトラップ

度 CCD カメラに集光することによって検出さ本研究では Ca と Li を用いたイオン・原子混れる．なお CCD カメラを用いた検出では個々

合気体の極低温衝突に関する実験を行った. イのイオンを空間的に分解して観測することがで

オン・原子衝突を観測するためには, 冷却イオン

きる．図 3 (b) は観測された三個のカルシウム+c 2020 The Atomic Collision Society of Japan, All rights reserved.
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Ca+࢖࢜ࣥ⺯ගಙྕ㸦a.u.㸧

(a)

(b)
パウルトラップ

(c)

RF 電極

光双極子

イオン・原子混合気体
原子気体

イオン
+

トラップ

原子

Ca+ +

4 ion

3

Li

3 ion
2

+

2 ion

Ca

Li+

1 ion

1

0 ion

0
0

2

4

6

8

10

┦஫స⏝᫬㛫㸦s㸧

図 3: (a) イオン・原子のハイブリッドトラップ．
イオンと原子はそれぞれパウルトラップ, 光
双極子トラップにて捕獲, 冷却される. 尚,
イオン原子化学反応を観測するために, イオンと原子のトラップ中心位置が空間的に重なるように注意深く調整されている. (b)レーザー冷却中の３個のカルシウムイオンからの蛍光を高感度 CCD カメラで撮像したもの. (c) イオン・原子混合気体のイメー
ジ図. 冷却原子集団中に局在化したイオンがトラップされている様子を表す.

図 4: 電荷交換衝突の検出. Ca+ イオンが Li 原子との電荷交換により中性化され, イオン
トラップから離脱してゆく様子が観測された. 個々の衝突イベントがステップ状の蛍光減少として単一粒子レベルで検知できる.

へ導入することによりイオンと原子をコンタク
トさせ, その時の蛍光信号をモニターする. 図の横軸は相互作用時間, 縦軸は Ca+ イオンからの蛍光信号強度を表したもので, 蛍光レベルが時

イオンのクーロン結晶の画像を表す.

間とともに減少してゆく様子が見て取れる. こ一方, 原子気体の捕獲には光双極子トラップ

れは Ca+ イオンが Li との衝突の際に電荷交換と呼ばれる, レーザー光による原子トラップがのため中性化されトラップポテンシャルから離有効である. 光双極子トラップでは大きな周波脱することに対応している. また, 電荷交換イ数離調を持つレーザー光との相互作用 (AC シュ

ベントがステップ状の蛍光減少として単一粒子

タルク効果) を利用し, 光強度が極大となる領域

レベルで明瞭に検知できるため, 衝突が起きた（レーザービームの焦点）に原子気体を閉じ込めタイミングや回数を正確に知ることができる.

る（図 3 (a) を参照）. またドップラー冷却によこの他にもイオン原子衝突による原子数変

り Li 原子気体は 150 µK にまで冷却され, さら

化 [18] や, イオンの温度変化を観測することでに蒸発冷却を施すことで量子縮退温度付近 (〜弾性衝突を検知することも可能である. 弾性衝1 µK) にまで温度を下げることができる. 本研

突の検出方法については, 後ほど第 5 章にて詳

究ではこれら二つのトラップ手法を組み合わせ

細を説明する.

ることで, 図 3 (c) のような単一 Ca イオンと+

中性 Li 原子の混合気体を生成した.

4. 電荷交換衝突の観測
前節で見たとおり, イオン・原子混合系では豊3.2 イオン・原子衝突の検出
実験では注目する反応過程に応じ, それぞれに富な化学反応が期待されるが, 本節ではその中適した検出手段を準備しなければならない. こでも典型的な過程である「電荷交換衝突」の測定

こでは例として電荷交換衝突の検出方法につい結果を紹介する. 電荷交換は星間空間におけるて触れる.

分子生成などの化学反応を理解する上での鍵と図 4 が観測された電荷交換衝突の結果である.

なるプロセスの一つとして重要視されており, こ+

ここではまず 4 個の Ca イオンをイオントラッ

れまでにも上智大学のグループによる低速極性

プへとロードしドップラー冷却により 1.5 mK分子を利用した関連研究も報告されている [19].

まで冷却する. その後, Li 原子気体をトラップ中

特にこのような反応は数ケルビン程度での低温

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43

衝突に基づくものであることが知られており, イを照射することで, D3/2（397 nm を照射）, D5/2

オン原子混合気体中においてもこういった低温（397 nm および 850 nm を照射）もしくは S1/2

反応をシミュレートすることができる.

（レーザー照射なし）へとポンプしそれぞれの状

電荷交換は, イオン・原子衝突の際, 中性原子

態ごとの電荷交換レートを測定した. なお今回内の電子がイオンへと移動する反応である. 本

使用した準安定状態である D3/2 と D5/2 状態は研究ではカルシウムイオン ( Ca ) とリチウム

1.1 秒程度の長い寿命を持つ準位であるため, 原

原子 ( Li) を用いているので,子との相互作用における内部状態緩和の影響が

40

+

6

Ca + Li → Ca + Li

(2)

抑制できる. 図 5 (a) はこの方法で内部状態をといった反応となる. 今回の研究ではこの反S1/2 , D3/2 , D5/2 状態と変化させた際の測定結果

応を 1.5 mK のイオン温度（衝突エネルギーにを比較したもので, イオンが D 状態に励起され換算すると 200 µK）で観測することに成功している際には D3/2 , D5/2 状態ともに同等の衝突

た. また, その衝突レートがイオンの電子状態

レートを示すが, 基底状態である S1/2 にある時に大きく依存し, イオンが励起状態に準備されには電荷交換衝突が大幅に抑制されていることたときには基底状態と比べて格段に強い反応性がわかった.

++を示すことがわかった [20, 21].

この衝突特性を理解するため, 理論計算による

図 5 (a) は Ca と Li 間の電荷交換の測定結果

Ca+ -Li ペアの相互作用ポテンシャルとの比較をである. 横軸は原子との相互作用時間, 縦軸は行った. 図 6 は理論計算により得られたポテン

Ca+ イオンの検出確率である. 図 5 (b) は Ca+

シャルカーブである. 便宜上, 今回の実験で使イオンのエネルギー準位図を表す.

用した内部準位に関するデータのみを抽出して+表示してある (ポテンシャルカーブの詳細及び他の内部状態に関するデータについては [21] を࢖࢜ࣥࡢ᳨ฟ☜⋡(a)1

参照されたい). ポテンシャル計算では, Li+ と0.9

Ca2+ からなる ion core とそれに束縛された 2 つ

0.8の電子から構成されるモデルを想定し, それら 2

0.7

0.5

つの電子に関するシュレディンガー方程式を解

D3/2 state
D5/2 stateS1/2 state

0.6
0

0.1

くことで求められた. この計算手法は [6, 22, 23]
0.2

0.3

にて詳しく説明されている. 今回の実験では始0.4┦஫స⏝᫬㛫 V

状態として Ca+ の D 状態および S 状態（図 6の Li(2 S )+Ca+ (2 D) および Li(2 S )+Ca+ (2 S ) に

(b)

P1/2

P3/2

対応）を準備したわけであるが, D 状態について

850nm
397nm

見てみると Li+ (1 S) と Ca(3 P ) の間に擬交差（赤

866nm

S1/2

D3/2

D5/2

い点線部分）が存在している. これが元となって Li(2 S )+Ca+ (2 D) → Li+ (1 S)+Ca(3 P ) という電荷交換パスが許容され, 中性となった Ca(3 P )

図 5: 電荷交換レートの測定結果. (a) イオンの検出確率 vs. 相互作用時間をプロットした
もの．初期状態として S1/2 ，D3/2 およびD5/2 状態にイオンを選択的に準備した時の結果をそれぞれ示す．(b) Ca+ のエネル
ギー準位図 .

は約 0.38 ms の寿命で Ca(1 S ) へ遷移することになる. 一方, イオンが S 状態にある場合にはLi+ (1 S)+Ca(1 S ) とはエネルギー的に大きな隔たりがあり近傍には結合し得る状態が存在しな
い. それ故, 電荷交換衝突は強く抑制され, 原子

実験では, Li 原子と相互作用させる直前にイオとの反応性は著しく小さくなるものと予想できンに対して共鳴光（波長 397nm および 850nm）

る. これは図 5 で得られた結果と符合しており,

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理論計算によるポテンシャルカーブを用いて実験結果がうまく説明できることがわかった.

30000

Potential energy (cm-1)

さて, ここで観測された電荷交換はランジュ
バンモデルでうまく記述できることが知られている. ランジュバン衝突の場合の速度係数
は KL = σL vcoll = 2π√C4µ といった衝突エネル

ギーに依存しない形で表現できる. ここで σLはランジュバン衝突断面積, vcoll はイオンと原子の相対速度を表す. Li-Ca+ ペアの場合には
KL =5.0×10−9cm /s と計算される. 一方, 実験
3で得られた衝突レートと原子密度から電荷交換

Li(2S)+Ca+(2D)20000

1 + 3 +

電荷交換

Σ,ΣLi+(1S)+Ca(3P)

3 +

10000

1 +

Σ

Σ

Li(2S)+Ca+(2S)

3 +

Σ

0

1 +

Σ

Li+(1S)+Ca(1S)-10000速度係数を見積もることができ, イオンが D3/2

5

状態の場合には KD =2.6×10−9 cm3 /s と, ラン

10 15 20 25 30 35 40

R (a.u.)ジュバンモデルでの値と比較的近いものが得ら

図 6: Ca+ -Li 間のポテンシャル曲線の計算結果．
図には Ca+ イオンの 4s 2 S, 3d 2 D と Li の2s 2 S 状態，Ca の 4s2 1 S ，4s4p 3 P と Li+の 1s2 1 S 状態の組合せによるスピン 1 重項
および 3 重項のポテンシャル曲線が示されている. 赤い点線部には擬交差が存在し, これが D 状態の電荷交換チャンネルとなる.

れることがわかった. これは D 状態にあるイオンが原子と衝突した際には高確率で電荷交換反応が生じることを意味する. 実際, 図 6 に見られる擬交差において Landau-Zener 遷移確率を見積もってみると PLZ =0.556 となり, 実験結果を説明するに足るほどの大きさであることも確認された. これら理論予測との比較により, 実

た望まぬ効果を引き起こすものとして扱われる.

験で得られた速度係数が定性的にも定量的にもこれまでにもイオン・原子衝突におけるマイク

うまく説明されることがわかった.

ロ運動の効果が実験的, 理論的両側面から詳細に調べられており, 結論としてトラップのための

5. 弾性衝突によるイオンの共同冷却

RF 電場が衝突の際の余剰なエネルギー増加（加イオン・原子混合系では, 電荷交換のように衝熱）の原因となることが明らかになってきた. こ

突前後で状態変化を伴うような非弾性過程に加れは主として原子との衝突の際の強い引力によえて, 弾性衝突も起こり得る. 弾性衝突はとりりイオンの位置がわずかに変位し, RF 電場によわけ, 極低温原子気体をバッファーガスとしたる加熱を受けることが原因であることがわかっ

共同冷却において中心的な役割を担い, イオンている. 興味深いことに, この加熱効果はイオ

原子衝突をより深く理解する上でも重要な過程

ンと原子の質量比に強く依存し, 質量比 ma /miである. 本節では近年観測された「冷却原子と（ma は原子質量, mi はイオン質量を表す）が小の弾性散乱によるイオンの共同冷却」について

さいほど加熱効果が抑制されることがわかって紹介し, その衝突特性について触れようと思う.

いる. つまり, 効率的に共同冷却を行うには可本研究で用いるパウルトラップでは動的電場

能な限り軽い原子と重いイオンの組み合わせがによるイオンの閉じ込めを行うため, その運動

望ましいことになる. Cheng らの報告 [24] によは調和振動に微小な高速振動を加えた形となる.

ると, ma /mi ∼1.0 を critical mass ratio として

このような微小振動はマイクロ運動と呼ばれ, イ

原子との衝突がイオンの冷却から加熱に転じる

オントラップ系の実験においては, 時としてイオことが明らかにされた. さらに近年, Sr+ イオン

ンの加熱やそれに起因する周波数シフトといっ（質量 88）と Rb 原子（質量 87）の equal mass
系においては, 冷媒となる原子気体（マイクロc 2020 The Atomic Collision Society of Japan, All rights reserved.
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ケルビンオーダー）がイオン温度よりもはるか

イナミクスを観測し, 効率的なバッファーガス冷に低い温度であるにも関わらず, 衝突によって却をデモンストレートすることに成功した [26].

イオンが徐々に加熱されていく様子が実験的に以下ではその実証実験の結果を紹介する.

観測されている [25].

実験手順は図 7 (a) に示されている. まずイオ
ントラップ中に単一イオンをロードし, (i) ドップラー冷却により 1.5 mK にまで冷却する. その(a)

後, (ii) 3 秒間冷却レーザーを遮断しイオンを加ࢻࢵࣉ࣮ࣛ෭༷

(i)

ຍ⇕

࢖࢜ࣥཎᏊ
⾪✺

3s

+

(ii)

(iii)

熱する. この時点でのイオンの温度は 6〜7 K とᗘ ᐃ

なる. 尚, イオンはこの時 S1/2 状態に準備されている. 続いて (iii) 原子気体とイオンを一定時(iv)

間相互作用させ, 最後に (iv) 再度冷却光をパルス的に照射した時のイオンからの蛍光信号を取࢖࢜ࣥ⺯ගಙྕ DX(b)

得する. この蛍光信号はイオンの温度を推定する際に利用される. この方法は数百ミリケルビ

1
0.8
0.6
Tion = 4.5(3) K
0.4
0.2
0
0 20 40 60 80 100120

ン〜数ケルビンのイオンの温度測定にしばしば用いられる技術である [27]. 図 7 (b) は得られた
蛍光信号の一例である. 図中の曲線は光ブロッホ方程式を用いたモデル解析により得られる理論値でこれを用いたフィッティングによりイオ

Time (ms)

ン温度が見積もられる. 今回の実験ではこの手法を利用し, 原子密度や相互作用時間といった

図 7: (a) 共同冷却の実験手順. イオントラップ
中にて単一イオンを捕獲し, (i) ドップラー
冷却する. その後, (ii) 冷却光を遮断しイオンを加熱する.(iii) リチウム原子とイオンを一定時間相互作用させ, (iv) 再度冷却光を照射し, そのときのイオンからの蛍光信号を取得する (b) ドップラー再冷却によるイ
オンの温度測定. 冷却光照射開始からのイオンの蛍光信号の時間変化をプロットしたものを表す. 解析モデルを用いてデータをフィッテイングすることで原子との相互作
用直後のイオンの温度を推定することができる. この場合は 4.5 K であった.

パラメタを変化させながら, 原子気体中でのイオン温度がどのように時間発展するかを調べた.
図 8 (a) はそのときの冷却プロセスの観測結果で, 縦軸はイオン温度, 横軸は相互作用時間を表す. これを見ると, 原子との弾性衝突によりイオンが徐々に冷却されていく様子が観測され,衝突レート ΓL が高ければそれだけ高効率に冷却が進むことがわかる. ここで, ΓL はイオン・原子間のランジュバン衝突レートであり, 図 8 に示された値は独立した測定により得られた電荷

本研究では質量数 40 の Ca+ を用いているが,交換レートを用いて算出されたものである [26].

原子として非常に小さな質量を持つ Li（質量数なお, 点線はトラップによるイオン加熱と原子と6）を使用している. そのためイオンと原子の質の衝突による冷却効果を加味したレート方程式

量比は ma /mi =0.15 となり先述の critical mass

モデルの解によるフィット曲線である. また図 8

ratio よりも十分に小さいものとなる. 実際, Li(b) はイオンの温度変化を原子との衝突回数のはレーザー冷却可能な原子として一般的に使用関数としてプロットし直したものである. ここされるものの中で準安定状態ヘリウムに次いでで, Tc （Tnc ）は原子による冷却が存在する（し質量が小さく, イオン冷却のための冷媒原子とない）場合のイオン温度である. この結果を解して適切な原子種と言える. 本研究では Li 原子

析することにより, 原子との一回の衝突ごとに気体との衝突における単一 Ca イオンの冷却ダ

イオンの運動エネルギーの 35 % が取り去られ+

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ることが導かれた. また, これはランジュバンの実験と比較すると十分に低いものの，量子効モデルからの予測と近い値となることも確認で果を観測するには不十分であった. 今後イオン・きた.

原子衝突における量子効果を観測するための手以上の試みより, 従来よりも格段に軽い原子立てとしては, 更なるイオン冷却法の導入やマを冷媒として導入することでこれまで難しいとイクロ運動フリーなトラップ方法（例えば イ

されていた効率的なバッファーガス冷却を実現

オンの 光双極子トラップなど）の検討も必要することに成功した.

となるかもしれない. とは言え, ひとたび量子散乱が実現されれば, イオン-原子 Feshbach 共

(a)

(b)
No atomΓL = 0.65 s-1

1614

ΓL = 1.6 s

0.8

Tc / Tnc

イオン温度 (K)応の制御実験なども現実味を帯びてくるであろΓL = 0.65 s-1-1

ΓL = 2.3 s-1

12

鳴や光会合による分子生成など本格的な化学反
1

0.6

10
8

う. また, ここでは詳しく触れなかったが極低

ΓL = 1.6 s-1

温イオン・原子混合系を利用した凝縮体中の電ΓL = 2.3 s-1

荷不純物や固体系の量子シミュレーション [28]への応用も検討されており, 今後の展開に期待

0.4

6
4

がかかる.

0.2

2
0

0

2
相互作用時間 (s)

4

7. 謝辞

0
0 1 2 3 4 5 6 7 8

本稿で述べた研究成果は大阪大学基礎工学研

衝突回数

究科・向山敬教授, 大阪大学基礎工学研究科・齋

図 8: (a) 極低温原子との衝突によるイオン温度の時間発展. 原子との衝突によりイオンの冷却が進む様子が観測された. ΓL はラン
ジュバン衝突レートを表す. なお, 点線はト
ラップによるイオン加熱と衝突による冷却効果を含むレート方程式モデルの解を表す.
(b) イオン温度（Tc /Tnc ）を衝突回数の関数としてプロットしたもの. 点線は (a) のモデル解と同等のものである.

藤了一助教および電気通信大学レーザー新世代
研究センターの学生の方々との共同研究のもとで得られました. 本研究にご協力いただいた皆様にこの場を借りて感謝いたします. また, 本
研究は科研費 (課題番号: 26287090, 24105006,, 15J10722, JP16J00890), および JST さきがけ
プログラムによる助成のもとで行われました.

6. 結びと展望

参考文献

本稿ではイオン・原子混合気体中の極低温衝[1] C. Chin, R. Grimm, P. Julienne, and突について述べてきた. 本研究ではイオン・原

E. Tiesinga, Rev. Mod. Phys. 82, 1225

子間の相互作用を実現するため, パウルトラッ(2010).

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接コンタクトさせることで弾性衝突および非弾[3] S. Schmid, A. Härter, and J. H. Den-

性衝突を観測するに至った. 特に本研究で得ら

schlag, Phys. Rev. Lett. 105, 133202

れた冷却原子気体とイオン間の電荷交換衝突並(2010).

びに弾性衝突に関する知見は，極低温化学反応[4] C. Zipkes, S. Palzer, C. Sias and M. Kohl,

をより深く理解するための重要なステップであNature 464, 388 (2010).

ると考えられる．

[5] A. Härter and J. Hecker Denschlag, Con-

一方で，本研究で実現された衝突エネルギー

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は， 原子ビームなどを用いて行われてきた従来c 2020 The Atomic Collision Society of Japan, All rights reserved.
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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）

鳥居寛之（東京大学）

中野祐司（立教大学）

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
顕彰委員会

委員長：鳥居寛之（東京大学）
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 3 号（通巻 94 号）

Journal of Atomic Collision Researchⓒ原子衝突学会 2020
http://www.atomiccollision.jp/
発行: 2020 年 5 月 15 日
配信: 原子衝突学会事務局 <acr-post@bunken.co.jp>