収束し短パルス化させた一次ビームを試料表面へ位置を変えながら照射し、飛行時間型二次イオン質量分析計により取得した質量スペクトルから質量電荷比ごとに信号強度を二次元表示した質量分析顕微鏡像の画像処理方法において、試料表面に到達する一次ビームの形状に基づくボケ関数を演算する工程;及び該ボケ関数に基づいて質量分析顕微鏡像を復元する工程を特徴とする質量分析顕微鏡像の画像処理方法。前記ボケ関数を演算する工程において、一次ビームの形状Iを、パルス幅pulsewidth秒、パルス内の時刻t秒、加速電圧E0V、収束レンズの色収差係数Ccm、照射角βrad、時刻tにおける座標xyのイオン数の二次元分布の三次元形状N、およびビームバンチングの印加電圧EbVをパラメータとして持つ数式1に記載の関数に従いボケ関数として演算することを特徴とする請求項1に記載の画像処理方法。前記ボケ関数を演算する工程において、前記一次ビームを照射することにより生じたクレータの光学顕微鏡像に基づいて、前記試料表面に到達する一次ビームの形状を演算することを特徴とする請求項1に記載の質量分析顕微鏡像の画像処理方法。前記一次ビームがイオンビームであることを特徴とする請求項1に記載の質量分析顕微鏡像の画像処理方法。前記一次ビームがレーザービームであることを特徴とする請求項1に記載の質量分析顕微鏡像の画像処理方法。TOFSIMSにより得られる質量分析顕微鏡像のボケ低減方法を提供することを課題とする。本発明においては、TOFSIMSにおいて、試料へ照射される一次ビームの広がりを、数値あるいは実験的で求め、この広がりをボケ関数として用い、画像復元することにより、ボケを低減する。すなわち、本発明の質量分析顕微鏡像の画像処理方法では、収束し短パルス化させたイオンビームまたはレーザービーム一次ビームを試料表面へ位置を変えながら照射する。飛行時間型二次イオン質量分析計により取得した質量スペクトルから質量電荷比ごとに信号強度を二次元表示する。試料表面に到達する一次ビームの形状を理論的に、または実験的に求め、これをボケ関数として表現し、該ボケ関数を用いて画像を復元する。本発明に係るTOFSIMSにより得られる質量分析顕微鏡像の像ボケ低減法では、推定したボケ関数を用いて画像処理を行うことによって、質量分析顕微鏡像の像ボケが低減することにより、鮮明な画像を得ることができる。以下、実施例を挙げて本発明をより具体的に説明する。以下の具体例は本発明にかかる最良の実施形態の一例ではあるが、本発明はかかる具体的形態に限定されるものではない。本発明による質量分析顕微鏡像の画像処理方法では、収束し短パルス化させたイオンビームまたはレーザービーム一次ビームを試料表面へ位置を変えながら照射する。飛行時間型二次イオン質量分析計により取得した質量スペクトルから質量電荷比ごとに信号強度を二次元表示する。試料表面に到達する一次ビームの形状を理論的に、または実験的に求め、これをボケ関数として表現する。該ボケ関数を用いて画像を復元する。飛行時間型二次イオン質量分析計とはイオン化部としてSIMS、検出部としてTOFをもつ質量分析計TOF-SIMSをいう。TOFSIMSにおいては一次イオンビームを試料表面へ位置を変えながら照射することにより、質量電荷比ごとに信号強度を二次元表示することができ、このようにして取得される画像を質量分析顕微鏡像という。一次イオンビームとは、一次イオンを試料に照射するために照射するビームをいう。一次イオンビームを、試料表面に照射すると、エネルギーを受けとった試料内の原子の一部が飛び出し、その一部が帯電し、二次イオンとなる。図3は、観察試料をTOFSIMSで質量分析を行い、質量分析顕微鏡像が形成されるまでのフローチャートである。採取した組織試料片S201を凍結し、ミクロトームにより薄片を作製S202する。試料台に載せた後、TOFSIMSによる質量分析S203を行う。各位置の質量分析データから、特定領域の質量電荷のシグナル強度を抽出しS204、質量分析顕微鏡像S205を得る。図1A及び図1Bは、TOFSIMSを利用して質量分析顕微鏡像を取得し、画像復元を行い、最終画像を得るまでのフローチャートを示している。パルス化した一次イオンビームの位置を制御するS101。一次イオンビームを照射するS102。発生した二次イオンをTOF検出器で検出するS103。得られた質量スペクトルを記録媒体に記録するS104。指定の範囲の測定が終了するまで、S101からS104を繰り返す。測定が終了したら、質量電荷を指定するS106。測定した質量スペクトルから指定した質量電荷の強度を抽出し、質量分析顕微鏡像を得るS107。照射条件から一次イオンビーム形状を予測しS108、ボケ関数を算出してS109、画像復元に利用する。S107とS109を利用して画像復元しS110、ボケが低減された最終画像を得るS111。一般に、得られる画像gは、真の画像fとボケ関数h、ノイズnを用いて、次式のように表現される。ここで、は畳み込み演算子を示している。観察試料の本来の構造を再現するためには、実際の質量分析顕微鏡像gからfを推定することが必要となる。この推定には、図4に示されている工程の概念図のような、逆畳込みが利用できる。得られた質量分析顕微鏡像S301とボケ関数S307を利用し、逆畳込みS303を行い、復元画像S304得る。指定した回数の逆畳み込みを行ったかどうかの判断S305を行った後、条件を満たすまでS302からS304を繰り返す。最終的に、最終画像S306を出力する。画像復元では、図4に示されている工程の概念図のような、ボケ関数hの逆関数を求め、この関数を逆フィルタS308として用いて、画像処理を行っても同様な効果が得られる。ボケ関数とは、像ボケの原因を関数として定義したものである。本発明におけるボケ関数については、以下に説明する。ボケ関数は、像ボケを生むメカニズムから求められ、TOF検出器を用いたSIMSでは、特有のものが存在する。ボケ関数は、一次イオンビームの広がりを実験的に直接または間接的に求める。このうち、間接的に求める方法として、平滑なシリコン基板に照射した一次イオンパルスのスパッタリングにより生成したクレータの形状を計測し、該形状を反映させたボケ関数を利用する。ボケ関数を求める別の方法として、一次イオンビームの広がりを数値計算により求めることができる。一次イオンビームの広がりを間接的に求めるために、平滑なシリコン基板に一次イオンパルスを照射し、その後、スパッタリングにより生成したクレータの形状を計測した。図5は、平滑なシリコン基板へ、同一箇所に一次イオンビームを当て続けて生じたクレータの光学顕微鏡像である。画像の大きさは、縦4076μm×横4076μmである。この画像濃度は一次イオンビームによるスパッタ痕なので、一次イオン数と近似的に比例している。つまり、この画像をボケ関数として利用することができる。図6は、縦6627μm×横6627μmの領域から得られた銅グリッドの質量顕微鏡像である。この画像では、明るく表示されている部分が銅を示している。図5に示されるボケ関数を用いて、図4に従って、図6に示される質量顕微鏡像の画像復元を行った。画像復元は、米国のアメリカ国立衛生研究所で開発された画像処理ソフトImageJを使って実行した。この処理のプラグインとして、エモリー大学のProfPiotrWendykierが開発したParallelIterativeDeconvolutionを利用した。図7は、銅グリッドの復元画像である。ボケ画像である図6と復元画像である図7を比べると、復元画像が明瞭であることが分かる。元画像と復元画像についての像ボケの程度を合焦判定方法に従い評価する。合焦判定方法は輝度の分散法を採用した。輝度の分散法は、各画素値の分散σ2が大きい程、焦点合った画像であると判断する方法である。ここで、MとNはそれぞれxとy方向の画素数で、Dは各ピクセルの画素値、μは画素の平均値である。図8には、ボケ画像と復元画像の合焦判定値を示した。輝度の分散法により比較すると、それぞれの値は2958と3978であり、復元画像がボケ画像よりも焦点が合っていると判断できる。この方法によっても、復元画像の方が元画像よりも大きな値であり、画像復元の効果が示された。以上、一次イオンビームの形状を間接的に求める方法を述べた。一次ビームとしてレーザービームを利用する場合にも、同様な方法でビームの広がりを間接的に求め、画像復元を実施するための、ボケ関数として利用できる。TOF検出器を用いたSIMSでは、高い質量分解能を実現するために、同時刻に一次イオンビームを試料へ照射することによって、二次イオンを発生させる必要がある。このため、複数の一次イオンが同時に試料表面に到達するように、一次イオンビームは短パルス化されている。一次イオンビームの短パルス化では、ビームバンチングを用いる。ビームバンチングとは、進行方向へビームを収束し短パルス化させることをいう。SIMSにおいては一次イオンビーム照射系にビームバンチング機構を組み込むことが一般的である。ビームバンチング機構により、短パルス化された一次イオンが、試料表面へ同時に照射され、その結果、高い二次イオン強度が得られ、質量分解能が向上するというものである。TOFSIMSの一次イオンビーム照射系は、図9に示されるように、イオン源4パルス化機構5ビームバンチング機構6収束レンズ7から構成されている。イオン源4で発生した連続的な一次イオンビームは、パルス化機構5で300n秒程度の長いパルスビーム9aに分割される。このイオン数11aは時刻10aと共に変化する。パルス化機構5は、電界の変調によって行われることが多い。生成した長いパルスビーム9aは、ビームバンチング機構6により進行方向に圧縮されて短パルス9bとなる。この機構では、進行方向前方のイオンには弱く、後方には強く電圧が印加されるので、この間に含まれるイオン数強く印加されるほどイオンは速度を増すので、後方のイオンは次第に前方に近づく。このため、時刻10bとイオン数11bの関係を見ると、単位時間当たりのイオン数が多くなる。このような機構により、高質量分解能が達成される一方で、試料表面8において、収束したイオンビームが得難いという問題も発生する。その理由は、一次イオンビームを収束させるために用いている磁界型あるいは電界型レンズでは、速度の速いイオン13は、速度の遅いもの12よりも収束されにくいという作用色収差をもつためである。様々な速度をもつ複数のイオンが一点から発せられた場合、これらのイオンが、色収差係数Ccを持つレンズを通じて収束されるときのガウス面での拡がり半径dは、次式で表される。ここで、E0はイオンの加速電圧、ΔEはイオンの持つ運動エネルギーの変化量、αは物面における点光源からの発散角、Mはレンズの倍率を示している。パルス化された一次イオンビームは、進行方向をz軸進行方向に垂直な面をxy軸とすると、三次元的な広がりで表現できる。ビームバンチング後は、印加される電界の影響でz軸方向に狭くなり、色収差の影響でxy平面に拡がるといえる。また、イオンの進行方向zは、時刻tで表現する方が都合よいので、今後は、時刻tの関数として取り扱う。ビームバンチング前におけるパルスイオンの進行方向の広がりは、経験的にガウス分布で表現される。時刻tのイオン数Sは次式のように表される。ここで、Sはパルス内の全てのイオン数、σtは標準偏差を表している。また、単位時間当たりに含まれるイオンは、進行方向に垂直な平面において、二次元ガウス分布状に拡がっているので、次式のように表される。ここで、xyはそれぞれ座標を示し、tは時刻を示す。また、σsは標準偏差を表している。ビームバンチング機構では、パルスイオンの先端では0V、終端では所定電圧Ebがイオンビームに印加される。この間、電場は連続的に変化しているので、印加される電圧ΔEは時刻tの関数となり、レンズの色収差Ccによる広がり半径dは数式3を変形して、次式のようになる。ここで、pulsewidthはパルス幅、βは照射角で、βMαの関係をもつ。時刻tにおける座標xyのイオン数の二次元分布は、三次元形状Nとなり、数式7によって拡がる。つまり、Nがdによって拡げられると、半径dを持つ円内部のイオン数Ndx’y’tはNd2となり、時刻tの短パルスイオンの2次元分布は、全平面空間における足し合わせとなる。試料あるいは基板の表面に到達する一次イオンビームの形状Iは、全ての時間における短パルスN’の足し合わせとなるので、下記のようになる。数式6、7及び8より、図9の試料表面8に到達する一次イオンビームの二次元分布Iは、数式1の通りである。ここで、時刻tにおける座標xyのイオン数の二次元分布の三次元形状N、パルス幅pulsewidth秒、パルス内の時刻t秒、加速電圧E0V、収束レンズの色収差係数Ccm、照射角βrad、およびビームバンチングの印加電圧EbVをパラメータとする。図10の条件における一次イオンビーム照射の広がりを数値計算によって求めた。ここでは、簡略化のために、一次元における照射を考えた。図11は、時刻とイオン数の関係14を示していて、全時間で1000個のイオンを含んでいる。パルスビーム中のイオン数は、時刻150n秒で極大となり、パルスの最初時刻0n秒と最後時刻300n秒に向かうに従い、イオン数は少なくなる分布となっていることが分かる。図12の15a15dは、それぞれ時刻150100150n秒における進行方向に垂直な平面でのイオン数を示している。空間的な広がり16は、標準偏差の6倍とした。図12に示されているように、イオン数は時刻と共に時刻150n秒まで増大することが分かる。また、この分布がガウス分布であるために、200250300秒におけるイオン数は、それぞれ100500秒におけるものと同じとなる。図13には、一次イオンビームの広がりを数式7から求めた結果を示した。ここで、ΔEはビームバンチング時に印加される電圧で、E0はイオンビームの初期加速電圧である。時刻0nsではビームバンチングは行われないので、レンズの色収差によるボケは無い。従って、ビームの広がり半径dは0である。ビームバンチングによる印加電圧ΔEは、時刻tと共に増大するので、ビーム径も時刻と共に拡がることがこの表から見て取れる。最もイオン数の多くなる時刻150n秒の時には、ビームの広がり半径dは167nmとなり、時刻300n秒では333nmまで拡がる。図14の17a17fは、ビームバンチングによる一次イオンビームの広がりを示していて、それぞれ、150100150200250ns時の形状を示している。時刻1n秒では、広がりは極わずかなのでガウス分布を保っている。この広がりは、時刻と共にビームバンチングの影響が大きくなるために、平たいイオン分布となっていくことが分かる。図15は、一次イオンビームが試料面上に到達した時のイオン分布で、ビームバンチングが行われる場合18と行われない場合19について、それぞれ記載してある。ビームバンチングを行わない場合には、ビーム形状はガウス分布を保ったままだが、ビームバンチングを行うと、最大強度は110程度で、広がりは8倍程度の幅広いビームが試料面に照射されることが分かる。このようにTOFSIMSでは、ビームバンチングの影響により一次イオンビームが収束し難くなることが数値計算によって分かる。TOFSIMSで得られる質量分析顕微鏡像の画像復元では、試料へ照射される一次イオンビームの広がりをこのように数値で求め、求めた広がりをボケ関数として利用できる。図16には細胞のモデル20、細胞膜21と核22が描かれている。画像の大きさは、縦20μm×横15μmである。図17には細胞中の細胞膜と核が見えている質量分析顕微鏡像を模式的にそれぞれ図17、に示している。図18には、試料面に到達する1000個の一次イオンビームの形状を示した。一次イオンビームの条件は、図10と同様である。この図は、明るい程イオン数が多いことを示し、幅は13μm×13μmである。このボケ関数を用いて、図4に従って図17に示す質量顕微鏡像の画像復元を行った。画像復元は、米国のアメリカ国立衛生研究所で開発された画像処理ソフトImageJを使って実行した。この処理のプラグインとして、エモリー大学のProfPiotrWendykierが開発したParallelIterativeDeconvolutionを利用した。図19は、細胞膜aと核bの復元画像で、図17に示されているボケ画像よりも全体が明瞭になっていることが分かる。図17に示されているボケ画像と図19に示されている復元画像について、輝度の分散法により、合焦判定を行った。図20に示すように、細胞膜のボケ画像である図17aと復元画像である図19aを輝度の分散法により比較すると、それぞれの値は699と2530であり、復元画像がボケ画像よりも焦点が合っていると判断できる。また、核のボケ画像である図17bと復元である画像図19bを比較すると、同様に964と1912となり、復元画像の方がボケ画像よりも焦点が合っていると判断できる。このように、今回用いたボケ関数による画像復元の効果が示された。一方、TOFSIMSの一次イオンビーム照射系は、ビームバンチング機構を持たない場合もある。この場合、上述した一次イオンビームの広がりは理論的にはまたは理論設計上は発生しない。しかしながら、前記のパルス化機構や収束レンズは単純な構造でないために、予期せぬ一次イオンビームの広がりが現れる場合がある。この場合、例えば、前記一次イオンビームの広がりを実験的に求め、または間接的に求め、得られた結果をボケ関数として利用し、TOFSIMSで得られる質量分析顕微鏡像の画像復元を行うこともできる。