スピン偏極電子技術

スピン偏極パルス透過電子顕微鏡の開発―偏極電子源の原理とその応用―
Development of Spin-Polarized and Pulsed Transmission Electron Microscope—Based on the Fundamentals and the Advantage of Polarized Electron Source—
桑原真人ａ＊，中西彊ｂ，竹田美和ａ，田中信夫ａ，ｃ

Makoto Kuwahara, Tsutomu Nakanishi, Yoshikazu Takeda and Nobuo Tanakaｃ

要旨ａ名古屋大学大学院工学研究科ｂ

名古屋大学大学院理学研究科

名古屋大学エコトピア科学研究所

スピン偏極電子源は，負の電子親和性表面を有する半導体フォトカソードを用いたレーザー駆動型電子源である．この電子源は名古屋大学中西らの研究により，量子効率 0.5％において 92％の高いスピン偏極度を可能とし，ピコ秒パルス電子の生成や 107 A/m2.sr.V の高輝度電子ビーム生成が実現されている．その生成には半導体光物性，固体内の電子輸送過程，表面，そしてビーム物理と複合的な要素を考慮して開発されてきており，本記事ではスピン偏極電子生成原理とその特徴，またその特色を生かした透過電子顕微鏡への応用研究を紹介する．我々は既にスピン偏極電子源を透過電子顕微鏡に搭載しパルス TEM 像の取得や EELS 測定を実施しており，そのゼロロスピーク幅が 0.3 eV 以下であることを確認するに至っている．最後に電子顕微鏡への応用として大きな一歩を踏み出したことについて触れたい．

キーワード：スピン，フォトカソード，透過電子顕微鏡，パルス，エミッタンス

電子スピンを揃えた電子線であるスピン偏極電子線は，負1.

はじめにの電子親和性（NEA: Negative Electron Affinity）表面を有す

近年，内部自由度であるスピンはナノ磁性デバイスやスピる半導体フォトカソードを円偏光レーザーにより励起するこントロニクスなど様々ところに利用されており，さらに量子とで生成される．そして，特に高い量子効率と高いスピン偏情報分野においてもキュービットとしての応用が期待されて極度の両立が可能な方式として，加速器用に開発研究がなさいる 1 ～ 4）．また，素粒子・原子核実験においても根幹を成すれてきた．スピン偏極電子源は現在までに，高い偏極度測定パラメータであり，スピンは非常に重要な物理量となっ（～ 90％）かつ高い量子効率（0.5％）を実現し，表面電荷制ている 5）．一方，透過電子顕微鏡に目を移すと，ローレンツ限現象の克服により高繰り返し・大電流のサブナノ秒パルス

顕微法やホログラフィーを用いてナノワイヤー中の磁壁移動偏極電子ビーム（サブナノ秒マルチバンチビーム）の生成なの観測やヴォルテックスビームの発現，スキルミオンや局所どを達成してきた 11,12）．さらに，優れた時間応答を示す光陰ポテンシャルのマッピング測定が精力的に進められており，極であることから，電子顕微鏡における時間分解実験に大きスピン・角運動量とそれに相互作用する 4 元ベクトルポテンなアドバンテージを有する．

6 ～ 8）．さらにパルス電子

一方，磁性体表面の磁区構造やスピン偏極状態密度の観測線を用いて，空間の 3 次元情報のみならず時間分解を含めたにスピン偏極電子線を必要とする表面分析方法として，偏極シャルの観測に注目が集まっている

4 次元情報の取得が米国を中心に進められている 9,10）．これ

電子エネルギー損失分光（SPEELS）やスピン偏極逆光電子は電子照射に対して脆弱な生物試料の観測においても有用で分光（SPIPES）がある 13,14）．またスピン偏極低速電子顕微鏡

あり，1 ショットパルス撮像により試料ドリフトや試料の損（SPLEEM）や透過電子顕微鏡への応用も進められている15,16）．

傷が起こる前に像を取得することが可能となる．

特に透過電子顕微鏡では，スピン偏極電子線を用いたスピンナノ構造解析の可能性や，その狭いエネルギー分散幅によるａ〒 464–8603 名古屋市千種区不老町
TEL: 052–789–3597; FAX: 052–789–3597* E-mail: kuwahara@esi.nagoya-u.ac.jp
2012 年 12 月 14 日受付

特集

スピン偏極パルス透過電子顕微鏡の開発

電子エネルギー損失分光の高分解能化（およびスピン分解）が可能な電子源として注目されている．さらに時間分解測定や 1 ショットパルス撮像が可能である．このようにスピン偏3【著作権者：社団法人 日本顕微鏡学会】

極電子源を用いた透過電子顕微鏡の開発は，次世代分析手法に大きな変革をもたらす挑戦的研究であり，本特集記事ではスピン偏極電子生成方法とそのスピン偏極透過電子顕微鏡の概況を報告する．
2.

スピン偏極電子線の生成原理

スピン偏極電子線を生成するために，GaAs をベースにしたⅢ-Ⅴ族半導体をフォトカソードに用いている．半導体フォトカソードとは，半導体に励起光を照射することにより，電子線を光電効果で生成する陰極物質である．フォトカソード
によるスピン偏極電子の生成過程は，次の三つの過程を経て生成される（図 1）．まず，①円偏光の照射により半導体結晶中にてスピン選択励起を行い，伝導帯にスピン偏極電子を生成する．その後，励起電子は②表面へ拡散し，③ NEA 表面を介して真空へ放出される．次に，この 3 つの過程それぞれについて詳しい説明を行うこととする．
2.1

NEA 表面を用いた場合の 3 ステップモデルの概要．

図1

選択励起

GaAs 結晶はジンクブレンド構造を持つⅢ-Ⅴ族化合物半導体である．この半導体は伝導帯最下端と価電子帯最上端が Γ点で一致している直接遷移型半導体である．図 2 にそのバンド構造とスピン選択励起についての模式図を示す．伝導帯は軌道角運動量 L = 0 の s 軌道電子状態が支配的であり，二つのスピン状態が縮退した状態を取る．一方，価電子帯は L = 1の p 軌道電子状態をとる．そして価電子帯は，スピン軌道相互作用が働くことにより，全角運動量 J = 3/2 の四つの縮退状態と J = 1/2 の二つの縮退状態が存在することになる．価電子帯の電子が伝導帯に励起され，価電子帯の電子が無くなったところは正の電荷を持った粒子として振舞う正孔（ホール）となる．この正孔は，それぞれが取る電子状態により有効質量が違ってくる．四重縮退した J = 3/2 で，磁気量子数 mj = ±3/2 は重い正孔，mmj = ±1/2 は軽い正孔に対応

図 2 黒線：バルク GaAs における円偏光励起過程におけるスピン選択励起の模式図．バルク GaAs 結晶は価電子帯が縮退しているため，偏極度は原理的に最大で 50％である．赤線：歪み等により縮退を解いた時のスピン選択則を示している．

する．ここに円偏光で励起を起こすと，光のヘリシティーを保存して選択励起が起こる．これは，ヘリシティー ±1 の光子の吸収に対して，励起された電子の角運動量の変化量 ∆∆J はP=±1 となることを意味する．そして，価電子帯の電子はそれ

NR − NL
NR + NL（1）

ぞれ Clebsch-Gordan 係数で決まる吸収比で伝導帯へ励起されまた，入射光子数に対する真空中に引き出された電子の数る．いま，光子エネルギーがバンドギャップエネルギー Egの 割 合 を， 量 子 効 率（Q.E.：Quantum Efficiency） と い う．に等しい右円偏光レーザー（ヘリシティー +1）を照射すると，この量は，引き出し電流値 I，励起光パワー P，励起波長 λ励起される価電子帯準位は mj = −3/2 および mj = −1/2 の二から求められる量であり，次式で表される．

つからのみとなる．さらに吸収比は 3：1 になることから，原理的には偏極度 50％を得ることとなる（図 2）．よって，QE =価電子帯の縮退を解かなければ，偏極度 50％という制限を越えることができない．我々は，この 50％の壁を突破する（価N electron hc I
=N photone P⋅λNelectron：引き出し電子数，λ：入射光子数，e：素電荷，“歪み GaAs フォトカソー
電子帯の縮退を解く）方法として，h：プランク定数ド”及び“歪み超格子半導体フォトカソード”の開発を進め，2.290％近い高偏極度を実現している

11,17）．

（2）

電子放出課程（NEA 表面について）高い偏極度を得るには固体中において選択励起を可能にす

ここで，偏極度とは電子スピンがどれだけ偏っているかをるため，励起された電子は縮退の分離幅程度のエネルギーし表す量であり，右巻き電子数 NR と左巻き電子数 NL を用いて，か余分に持つことができない．しかし，真空準位と伝導帯下次に示す式で定義される．

端とのエネルギー差である電子親和度 χ はバルク GaAs では約4

顕微鏡 Vol. 48, No. 1（2013）【著作権者：社団法人 日本顕微鏡学会】

4 eV もあり，この状態では真空中に取り出すことはできなて大きい．さらに，伝導帯ミニバンドは井戸層の伝導帯底かい．このため，負の電子親和性（NEA: Negative Electron Af-

ら高いエネルギーのところに形成される．この二つの効果にfinity）表面という χ < 0 の状態を作り出さなければならない．

より，その量子効率は大幅に改善される．これにより我々はNEA 表面を作成するために次の手順を踏む．まず p 型不GaAs/GaAsP 歪み超格子フォトカソードにより，偏極度～純物を高ドープした GaAs 結晶により，表面領域にバンドベ90％かつ量子効率 0.5％という高いパフォーマンスを有するンディングを生じさせる．次に，清浄にした GaAs 結晶表面

スピン偏極電子源用フォトカソードの開発に成功している．にセシウムと酸素（または NF3）を付加させることにより，また，この半導体構造を発展させ，励起光を電子放出面と一原子層の厚さを持つ電気二重層ポテンシャルを形成させ，は反対（背面）から照射が可能な歪み超格子フォトカソード真空障壁を下げる（図 1 の表面状態を参照）．この二つの操の作成にも成功しており，これにより格段に輝度を高める事作により，加算的に真空準位を下げることができ，NEA 表に成功している 18）．この成果は現在，SPLEEM や透過電子顕面を形成することができる．このようにして，電子は真空中微鏡へも応用されている 15,16）．に取り出すことが可能となる．
ここで NEA 表面を作るに際し，その表面が清浄でなくて4.

NEA 表面電荷制限効果とその抑制は良質な NEA 表面の作成が困難となる．結晶表面を清浄にフォトカソードにおける電子放出過程では，電子は結晶表するために通常，装置にインストールする前に化学的に結晶面まで輸送され，NEA 表面を介し真空中に出る．しかし，表面の酸化膜を除去する．その後，真空中で加熱することにこの過程で電子は表面に到達するまでに様々な散乱を受け，より清浄表面を得ている．この他にも，原子状水素を用いてエネルギー緩和を起こす．エネルギー緩和を受けた電子の中清浄にする方法がある．これは，真空中において水素を原子で真空中へ脱出できなかったものは，結晶表面のバンドベン状態にして GaAs 結晶表面に作用させる．これにより表面にディング領域に溜まってしまう．溜まった電子はある時間である酸化物，特にガリウム酸化物を還元反応により除去する

緩和されるが，それよりも早く多くの電子が到達すると緩和ものである．この結果，作成した NEA 表面により，偏極電できずに，表面近傍で電子にとって障壁となるポテンシャル子を真空中に取り出すことが可能となる．

を形成してしまう．この効果により，大きな電流を引き出そうとするとき，NEA に必要なバンドベンディングの効果が3.

スピン偏極度 50％を越える（歪み超格子結晶）失われてしまい，電流値に限界が生じてくる．これが NEA

スピン偏極電子源は中西（名大）らの歪み GaAs フォトカ

表面電荷制限効果である．現在，AlGaAs/GaAs 歪み超格子やソードにより 50％の壁を突破した

17）．これは，結晶に歪み

GaAs/GaAsP 歪み超格子に表面 p 型高ドープ層を設けることをかけることで価電子帯の縮退を解くことで実現された．歪で，表面電荷制限現象を克服することに成功している 12）．こみは基板層に格子定数の違う物質を成長させることにより格れにより，サブナノ秒マルチバンチビームの生成が可能と子不整合を起こすことによって得られる．これにより，バンなっている．さらに現在，数ピコ秒までの早いパルス生成がドギャップエネルギーを変化させ，重い正孔と軽い正孔間に確認されており，ほぼ固体内部の拡散速度程度の早さで電子分離を生じさせる．Γ 点において圧縮歪みのとき重い正孔が，放出が起こっている事が分かっている 19）．

引っ張り歪みのとき軽い正孔が，エネルギー的に高いほうへと分離する．GaAs の場合，圧縮歪みを 0.5％かけると分離幅5.

輝度と初期エミッタンス

δs = 34 meV を得ることができる．また，重い正孔が軽い正エミッタンスは運動量と位置で構成される位相空間におけ孔よりも電子エネルギーで見た場合，高いほうへシフトする．

る面積である．ここで，輝度 B とエミッタンス εx, εy は次式

これにより，伝導帯への励起が重い正孔からのみとなり，偏で結ばれる．

極度 80％以上という高い性能を有する電子ビームが生成可能となった．

B=π⋅ Iεx ⋅ ε y（3）しかしながら，スピン偏極度の高い励起波長帯では量子効電流値が一定であればエミッタンスが小さいほど輝度が高く率が低いという欠点を持っている．そこで歪み結晶に超格子なることを意味しており，エミッタンスの改善（低減）は高構造を導入する事により，高い結合状態密度を維持しつつ高輝度化において重要となる．

いスピン偏極度を達成した11）．これが歪み超格子半導体であまた電子顕微鏡では通常，ビーム径を広げた電子線の中心り，ヘテロ接合における格子不整合を用いることで歪みを生部分をアパーチャにより切り出すことで，コヒーレンスの良じさせる．この超格子層は臨界膜厚よりも十分薄いため，そい電子波を実現している．この操作は，エミッタンス空間のの歪みを保持した状態で超格子を形成するができる．我々が運動量空間を縮めて実空間部分を広げ，その実空間成分の一用いている GaAs-GaAsP 歪み超格子結晶では GaAs 超格子層部を取り出していることに相当する．よって，エミッタンス（井戸層）にのみ歪みをかける設計になっている．この超格を下げることと等価な操作である．通常，この操作で全電流子構造は，バンドギャップに相当するエネルギーで励起をし値も下げてしまうため，電流値とエミッタンス低減がトレーた時，その励起波長における結合状態密度が歪み結晶に比べドオフの関係になる．このため，初期のエミッタンスが小さ特集

スピン偏極パルス透過電子顕微鏡の開発

5【著作権者：社団法人 日本顕微鏡学会】

いことと大きな電流密度を実現することが高輝度化への良策

で輝度 107 A/sr・cm2 である場合，エミッタンスは 10−6 π m・であることが分かる．

rad 程度であることからも非常に小さいことが分かる．

電子ビームのエミッタンス ε は，初期エミッタンスの項

一方，電子親和度が正の状態（PEA）の場合にも，励起波長εini，空間電荷効果によるエミッタンス増加の項 εSC，RF 加速を PEA 障壁のエネルギーに合わせれば，低エミッタンスのによるエミッタンス増加の項 εRF，その他のエミッタンス劣ビームを得ることはできる．しかし，実際には，そのような化要因など様々な要素を含んでいる．それらは，励起波長では，量子効率が非常に低い状態でしか使用するこ222ε = εini + εSC + ε RF +"（4）とができない．そのため通常，励起エネルギーは真空障壁よりも高いエネルギーで励起し，量子効率を上げている．PEAという関係で表すことができる．高電界加速による空間電荷表面を用いるフォトカソードとして，Cs-Te フォトカソード効果の抑制など，電子源の加速段階におけるエミッタンスの改がある 20）．このフォトカソードは，励起エネルギー Ephoton =善が進んだ今，初期エミッタンスの低減が重要な課題となる．

4.05 eV のとき状態密度が最も大きく，その真空障壁のエネ

そこで，エミッタンスが小さい電子源として，スピン偏極

ルギー EA は χ ～ 0.2 eV，バンドギャップエネルギーは Eg～電子源が注目されている．それは，NEA 表面を持った半導3.3 eV で あ る． こ の 条 件 か ら Ek = Ephoton − Eg − EA = 0.55

体フォトカソードにより引き出される電子群の持つ初期のエ（eV）， ϕmax = arccos EA / Ek = 0.6 となり，そのエミッタンネルギー分散幅が小さいことより起因する．ここで特徴的な

スは 5.8 × 10−7 π m・rad（R = 1 mm）と見積もられる．こののは，NEA 表面の場合，伝導帯の底に励起された電子は，ことからも，NEA 表面を用いたフォトカソードは，量子効表面まで拡散する過程で，散乱を受けるが，そのエネルギー率が高い状態で低エミッタンスを実現できる優れたカソードを失って電子群がエネルギー的に広がってしまうことがなであると言える．よって，スピン偏極電子源の電子生成機構

い．電子群のエネルギー幅が広がるのは，表面のバンドベンは，試料観察における明るさを一定に考えると，ソース電流ディング領域のみである．よって，引き出された電子は密度の低減が可能であり空間電荷制限現象やそれによる輝度

δε+|χ| のエネルギー幅しか持たない．ここで，
δε は励起レーの劣化を低減することが可能な非常に魅力的な電子源である．

ザーの持つ光子エネルギー幅と熱エネルギー分散の幅である．このエネルギー幅が小さいため，エミッタンスの運動量空間の幅を小さくすることができ，初期エミッタンスを下げる事が可能となる．

透過電子顕微鏡への応用

我々は，スピン偏極電子源を透過型電子顕微鏡に搭載することで，物質のスピン情報を高い空間分解能と時間分解能にて計測する分析手法の開発を進めている．図 3 に実際のス規格化エミッタンスは
1εn, rms =m0 c6.

ピン偏極透過電子顕微鏡（SP-TEM）の外観写真を示す．
x22xp − x ⋅ px2（5）と書きあらわされる．
フォトカソードから引き出すビーム強度が均一な時，ビーム半径 R とすると xrms は R/2 と表される．また，運動量は極座標系 φ と θ を用いて，px = p·sinφ·cosθ と書くことができる．
ここで，φ は 0 から φmax まで，θ は 0 から 2π までの範囲であり，この φmax は，ϕmax = arccos EA / Ek である．ここで，EEA は表面のポテンシャル障壁（電子親和度 χ）である．これよりエミッタンスは，
ε n, rms =R 2 Ek
2 3 m0 c 2

32 + cos ϕmax − cos ϕmax
2 (1 − cos ϕmax )（9）と記述できる．
NEA-GaAs にバンドギャップエネルギーの光で励起した場合を考える．いま，室温（300 K）下で電子親和度 χ が 0 eV，ビーム半径 R = 1 mm である時，エミッタンスは熱によるエネルギー分散のみとなる．NEA 表面の場合 EA = 0 なのでφmax = π である．よって，そのエミッタンスは Ek = 3kBT/2
よ り 1.2 × 10−7 π m・rad と な る． さ ら に ス ポ ッ ト 半 径 を1 μm まで小さくできると 1.2 × 10−10 π m・rad まで小さいエミッタンスが実現可能となる．例えば LaB6 において 10 μA
6

図3

スピン偏極透過電子顕微鏡の全体写真

顕微鏡 Vol. 48, No. 1（2013）【著作権者：社団法人 日本顕微鏡学会】

本装置において NEA フォトカソード型 40 kV 電子銃から度偏向器において平行から垂直方向に任意にスピンを回転さ放出された電子は，スピン制御器を介して電子顕微鏡本体へせる．また，CL 系は 4 段でそのうち 1 段は電子スピンの面と入射される（図 4）．この電子銃では，背面照射型フォト内回転用に用いるソレノイドマグネットである．その他 3 段カソードを採用することで励起レーザーのスポット直径はダブルギャップレンズを用いてスピンの面内回転をキャン1.8 μm@780 nm を実現している．これにより輝度は LaB6 とセルするように工夫がなされている．これにより，あらゆる同等かそれ以上の性能が期待できる．また励起用レーザーをスピン方向の偏極電子線を試料に照射することが可能とな変調することにより，数ピコ秒までのパルス電子線の発生がる．試料導入はホルダー切り離しサイドエントリー型であり，可能である．さらに電子銃での引き出し電界は，空間電荷効常温で 2 軸傾斜が可能である．また電流導入端子を備え試料果を抑制（輝度の低下を抑制）するために，フォトカソード加熱，電圧・電流印加ができるようにも設計されている．結表面上で加速電圧 40 kV において 4 MV/m に設計されている．

像系は通常の対物，中間，投影レンズ構成であり，像記録はまた安定的に電子顕微鏡を運転させるために，電子銃の真空CCD カ メ ラ（Garan 社 製 Orius 2 k × 2 k） と EELS（Gatan−10度は 10Pa 台の極高真空を実現し，NEA 表面劣化を抑制社製 Enfina）を用いている．本装置は加速電圧 40 kV 以下としている．また電子銃への残留ガス流入を抑えるため，スピ比較的低い加速電圧の透過電子顕微鏡となっている．これは，−9ン制御器で 10Pa 台，TEM 本体で 10−8Pa 台の超高真空仕スピンと物質の相互作用が低いエネルギーほど大きく（散乱様にしている．このため TEM 本体は日立製作所製 H9000-断面積が大きく）なるためであり，これによりスピン効果をUHV をベースに開発している．

出来るだけ効率的に取得するためである．

SP-TEM では，図 3，4 を見て分かるように，TEM 鏡筒が我々はスピン偏極電子線を既に試料室へ通し，そして測定鉛直方向に設置されているのに対して電子銃は水平方向に電室まで輸送する事に成功している．電子銃から CL 直上の電子線が出射される方向に取り付けられている．このため電子流モニターまでの輸送効率は 95％程度であり，フォトカソー銃を出た電子は 90 度曲げて鏡筒に入射する必要があり，スドから出た電子は非常に効率よく移送されることが分かる．

ピン制御機能を備えた電場・磁場重畳型 90 度偏向器を設けこれは平面からのエミッションであり，かつエネルギー分散ている．偏極電子線のスピン方向は，電子銃出射時において，が小さいためと考えられる．また，エミッション時の横方向ビーム軌道に対して平行または反平行に向いている．スピンの広がりはエネルギー分散と加速電界によって決まるため，方向を任意に回転させ試料に照射する必要があるため，90仮想光源（またはエミッタンス）が小さい可能性を示唆するものである．そして現在，TEM 像の取得やエネルギー損失分析装置を用いて電子線のエネルギー分散幅の測定に成功している 16,21）．図 5 と図 6 にそれぞれの結果を示す．図 5 は
SP-TEM にて測定された鉄薄膜の TEM 像と回折図形である．
図 6 の横軸は，電子のエネルギーから加速電圧分のエネルギー 30 keV を引いた値でプロットしてある．その結果，エネルギーフィルターや可動絞りを使用していないにも関わらず，ゼロロスピークのエネルギー分散幅は 0.3 eV 以下であった．これは電界放出型例陰極に匹敵する性能であり，さらにNEA フォトカソードにはフリッカノイズやフラッシングの問題がないため，高輝度でかつ安定的な動作が可能な電子源として期待できる．また本電子顕微鏡の面白い特徴は，倍率に応じて電子源のエミッションスポットサイズ（フォトカ

図4特集

スピン偏極透過電子顕微鏡の構成

スピン偏極パルス透過電子顕微鏡の開発

図 5 スピン偏極電子顕微鏡において取得した TEM 像とその回折像．試料は Fe である．
7

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謹んでご冥福をお祈り申し上げますと共に，先生の切り開かれてきた本研究を書かせて頂き追悼とさせて頂きます．
文献1）Parkin, S.S.P., Hayashi, M. and Thomas, L.: Science, 320, 190–194(2008)
2）Gisin, N., Ribordy, G., Tittel, W. and Zbinden, H.: Rev. Mod. Phys.,

図 6 スピン偏極透過電子顕微鏡におけるゼロロスピーク．測定時のフォトカソード励起波長は 778 nm である．

ソード励起レーザーの照射径）を変える事で，どの倍率でも明るく観察することができることである．これは従来の電子顕微鏡にはない特徴である．また本電顕の特徴であるパルス動作についても確認し，偏向器により 1 kHz で振動させた
TEM 像を μs パルスによりパルス同期することに成功した 22）．
これにより，通常用いる CCD や EELS では実現できない早い露光時間での記録が可能となっている．またこの結果は電子線パルスを用いたポンププローブ法による時間分解測定の可能性を示唆するものであり，既に我々は ps パルスビームの生成を確認している 23） ことから，ポンププローブ法において数百 fs の時間分解能が期待される．
本 SP-TEM 開発による成果は，スピン偏極電子源がこれまでの電子顕微鏡にない機能（スピン偏極やパルス駆動）を可能とする有望な電子源であることを示している．
謝辞

日立製作所中央研究所の品田博士，高口博士，菅谷氏，古川氏そして富田氏には透過電子顕微鏡開発におけるサポートを頂いており，ここに感謝いたします．また，近年のスピン偏極透過電子顕微鏡の研究開発は，科学研究費補助金・基盤研究（S）（No. 51996964）の補助により推進されています．
最後に，去る 2012 年 12 月にご逝去されました中西彊先生に874, 145 (2002)3）Loss, D. and DiVincenzo, D.P.: Phys. Rev., A 57, 120 (1998)
4）Petta, J.R. et al.: Science, 309, 2180 (2005)
5）SLD Collaboration: Phys. Rev. Lett., 74, 2880 (1995)
6）Uchida, M. and Tonomura, A.: Nature, 464, 737 (2010)7）Pfleiderer, C. and Rosch, A.: Nature, 465, 880–881 (2010)8）Tonomura, A., Osakabe, N. et al.: Phys. Rev. Lett., 56, 792–795(1986)
9）Park, H.S., Baskin, J.S. and Zewail, A.H.: Nano Lett., 10, 3796
(2010)
10）Armstrong, M.R., Reed, B.W., Torralva, B.R. and Browning, N.D.:Appl. Phys. Lett., 90, 114101 (2007)11）Nishitani, T., Nakanishi, T., Yamamoto, M. et al.: J. Appl. Phys., 97,094907 (2005)12）Togawa, K., Nakanishi, T., Baba, T. et al.: Nucl. Instr. and Meth., A455, 118 (2000)
13）Kirschner, J., Rebenstorff, D. and Ibach, H.: Phys. Rev. Lett., 53,698–701 (1984)14）Unguris, J., Seiler, A., Celotta, R.J. and Pierce, D.T.: Phys. Rev. Lett.,
49, 1047–1050 (1982)15）中西 彊：顕微鏡，44，103–110（2009）16）Kuwahara, M., Kusunoki, S. et al.: Appl. Phys. Lett., 101, 033102(2012)17）Nakanishi, T., Aoyagi, H., Horinaka, H. et al.: Phys. Lett., A 158,345–349 (1991)18）Jin, X.G., Yamamoto, N., Nakagawa, Y. et al.: Appl. Phys. Express, 1,045002 (2008)19）Aulenbacher, K., Schuler, J., Harrach, D.V. et al.: J. Appl. Phys., 92,7536 (2002)20）Kong, S.H., Kinross-Wright, J., Nguyen, D.C. and Sheffield, R.L.: J.
Appl. Phys., 77, 6031-6038 (1995)
21）Kuwahara, M., Kusunoki, S. et al.: AMTC Letters, 3, 180 (2012)22）Kuwahara, M., Nambo, Y. et al.: Microscopy, to be submitted (2013)23）Honda, Y., Matsuba, S. et al.: Jpn. J. Appl. Phys., to be submitted (2013)

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