1 1 4 放射光第 11 巻第 2 号 SRI'97 (1998年) 特集電子運動量密度分布測定のための高エネルギー非弾性散乱ビームライン楼井吉晴理化学研究所* 盟igh EnergyI n e l a s t i cS c a t t e r i n gBea醐line f o r Elect宮O盟問。盟e阻t現職 De盟sity S加dy Yo s h i h a r uSAKURAI TheI n s t i t u t e01P h y s i c a landC h e m i c a lR e s e a r c h(RIKEN) Thea d v e n to fs y n c h r o t r o nr a d i a t i o n( 8 R )s o u r c e sf o rw e l lp o l a r i z e dandh i g he n e r g yx r a y so f f e r snew o p p o r t u n i t i e sf o re x p l o i t i n gt h eComptons c a t t e r i n gs p e c t r o s c o p ya sat o o lf o ri n v e s t i g a t i n gt h ee l e c t r o n i c andm a g n e t i cs t r u c t u r e so fm a t e r i a l s .R e c e n th i g hr e s o l u t i o nComptons c a t t e r i n ge x p e r i m e n t sshowt h e u n i q u ec a p a b i l i t yf o rt h es t u d yo fF e r m i o l o g y r e l a t e di s s u e sande l e c t r o n e l e c t r o nc o r r e l a t i o ne f f e c t s .Asa n e x tadvance , 8Pr討ing.剛品.刷. Comptons c a t t e r i n gspectroscopie邸s. Thel i g h ts o u r c ei sane l l i p t i cm u l t i p o l ew i g g l e rw i t hap e r i o d i cl e n g t h o f1 2c m .Theb e a m l i n ei n c l u d e stwoe x p e r i m e n t a ls t a t i o n s ;onei sf o rt h eh i g hr e s o l u t i o ns p e c t r o s c o p yu s ｭ i n g1 O ( } 1 5 0keVx r a y sandt h eo t h e ri sf o rt h em a g n e t i cComptons c a t t e r i n ge x p e r i m e n tu s i n gc i r c u l a r l y p o l a r i z e d3 0 0keVx r a y s .Theu s eo fs u c hh i g he n e r g yx r a y smakesi tp o s s i b l et oc a r r yo u te x p e r i m e n t s e凱ciently o ns a m p l e si n c l u dn g h e a v i e relements , l i k ehìgh欄Tc superconductors , 4f.ωand 5 f m a g n e t i cmate r ﾏｭ a l s . 1 . はじめにープや安全管理室のスタッフおよび多くのユーザーの方々 SRI'97 の開催から早くも半年近くが過ぎてしまった。この半年間には，多くの方々がご存知のように SPring・8 の並々ならぬ努力がこの半年に凝集したからである。コンブトン散乱実験では，高強度，高エネルギー X 線の供用が開始された。約 3 ヶ月間の試行運転期間に各ゼを必要とし，また磁気コンブトン散乱実験ではさらに円偏ームラインにおいて予想以上の成果が出されたことは，光した X 線を必要とする。放射光はこれらの要求を満た 1998 年 1 月に姫路工業大学，理学部で開催された放射光す光源として 1980 年代から注目され，その後の蓄積リン学会のプログラムから読み取ることができる。 SPring-8 グの高エネルギー化とともに測定対象試料の幅を徐々に広供用開始時に，ユーザー実験をスタートさせたのは 10本げるかたちで発展してきた。放射光専用施設として世界最のビームラインであり，本解説で取り上げる“高エネルギ高レベルである 8GeV 蓄積リングの SPring-8 は，高エネー非弾性散乱ビームライン (BL08W)" もそのうちの一ルギ -x 線を必要とするコンブトン散乱にとって最適なつである。 BL08W は，蛋白質結晶構造解析ビームライン放射光施設の一つである。逆に言うと，コンブトン散乱は (BL41XU) SPring-8 の特徴を生かした実験手法とも言える。とともに，パイロットビームラインとして一番早く建設に向けてスタートしたビームラインであった。 BL08W はコンブトン散乱による物質の電子構造およびその後，後発のビームラインにどんどん追い越されはした磁気構造を研究するためのビームラインである。 2 つの実が，何とか制限時間内にゴールができた。これは，挿入光 300keV 門備光 X 線を利用した磁気コンプトン散乱用のステーション A と 100-150 keV 源，フロントエンド，輸送部，制御などの各建設担当グル *理化学研究所千 678-1201 験ステーションがあり，兵庫県赤穂郡上郡町金出地 SPring-8 TEL 0 7 9 1 5 8 2 7 2 3 FAX 0 7 9 1 5 8 0 8 3 0e m a i ls a k u r a i @ s p r i n g 8 . o r . j p -36- (C) 1998 The Japanese Society for Synchrotron Radiation Research 放射光第 11 巻第 2 号 1 1 5 (1998年) れている。本解説では，続く 2 章ではのコンブト γ散乱 ω しれ X 線を用いた高分解能実験用のステーション B が用意さ k2 ， ω2 Photon 法の概略について述べ， 3 章では最近の高分解能コンブト q 関の研究に有用であること紹介したい。 4 章では，る。本解説では割愛したが， Ge 半導体検出器による高統 BL08W の主要実験テーマである。磁気コンブトン散乱は E l e c t r o n 、地 / /: ο:. E BL08W の概要，研究のターゲット，現状について述べ計精度磁気コンブトン散乱実験は高分解能実験とともに \刊\再ン散乱実験の結果を紹介し，向手法がフェルミ面や電子相・'" F i g u r e1 . Schematicdiagramoft h eComptons c a t t e r i n ginteraひ t i o nbetweenanincomingphotonandamovinge l e c t r o n . 磁性電子の運動量分和をとおして物資の磁気構造を研究するユニークな手法として注告されている。磁気コンブトン E l e c t r o nMomentumDensity, n(px,py,pz) 散乱の概要と最近の研究例については， SAKAI による詳 P x しい解説がある 1) 。 2 . コンブトン散乱の概要 P z Fig.l に示したように，コンブトン散乱はエネルギー hω1 ，波数ベクトル k1 の入射光子が物質中の電子系によってエネルギー hω2 ，波数ベクト jレ k2 の光子に散乱され， P F: Fe r m iMomentum p y 電子系にエネルギー hω =ñ(ω1-ω2) と運動量 ñq=ñ(k 1 -k 2 ) を与える散乱現象である。コンブトン散乱断面積は非相対論の範囲で， 2 品~= (去) (::)号|くI1 平戸町 1 i > 1 態であり， J(pz) 口 Hn(川y， P神x伶 1/> はエネルギー Ef を持つ終状態である。エ li> の束縛エネルギーよりも十分大きい場合には，インパルス近似2) が成り立ち，品~~ (去) (ま) I I n( p )d p xd p y →(訪問 J (pz) p z ComptonP r o f i l e i> はエネルギー訟を持つ電子の始状 1 ネルギー移動量 hω が， 0 PA となる。ここで， P F P A ( 1 ) × δ(烏 -Ei-ñω) F i g u r e2 . E l e c t r o nmomentumd e n s i t yn( p )andComptonp r o f i l e J( p z )off r e ee l e c t r o ng a s . 準粒子波動関数であり， Nb (孟)は準粒子の占有関数である。また，コンブトンプロファイルは ( 2 ) に J(pz) めz=N， ( 4 ) となる。 n(p) は電子運動量密度であり， n(p) の二重積分がコンブトンプロファイル J(pz) である。コンブトン散乱という規格化ができ，理論と定量的な比較が可能になる。実験では J(pz) が観測量になる。 pz は散乱ベクトル q 方ここで N は 1 原子当たりの電子数である。向にとる。自由電子気体の場合， n(p) は Fig.2 に示すよ以上がコンブトン散乱を用いた物質の電子構造研究の基うにフェルミ運動量討を半径とする球内に電子が完全に礎である。(1) -(4) 式が示すようにコンブトン散乱実験で詰まった状態であり， J(Pz) は下に示したようにパラボラは，基底電子状態の運動量分布を直接測定できるため，ブェ jレミ面の直接観測が原理的に可能になる。また，膨大な形状になる。数の電子が相互作用しながら運動している圏体の電子状態金属の場合，一般に電子運動量密度以p) はを理解する上で，まず占有関数を 1 か O の値を持つステボ十五 II gJk , b 仙xp (-ip.ω1 2 Nb(k) ω ップ関数とした独立粒子近似でスタートし，この近似に対して電子相関効果をどのように取り込むかが重要なポイントとなる。コンブトン散乱の観測対象は準粒子であり，で与えられ， gJk , b(r) はバンド指標 b ，波数ベクトル k の験により求めたコンブトンプロファイル J (pz) と独立粒子 -37- 1 1 6 放射光第 11 巻第 2 号 (1998年) 品と l 次元位量検出器の組み合わせで Loupias と Petiau 1 . 5 によって LURE-DCI で最初に行われた5) 。彼女らの実験は 10keV 付近で行われてたが，その後入射 X 線の高エ ( N a ) Z 1 . 0 ｭネルギー化が放射光の発展とともに進み， DESY の、、、、、 ¥ HASYLAB6) と KEK のフォトンファクトリー7) では 30 0 . 5 keV , KEK の AR-NE1 8 ) と ESRF9) では 60keV の X 線を用いた実験が行われている。ただし， ESRF では角度分 \、散型スベクトロメータを採用している。 60keV の場合， 0 . 0 は，経験的に 3d 元素までの物質である。 BL08W では， 100-150keV の X 線を用いた高分解能コンブトン散乱を、、 0 . 5 計画しており，これによって測定対象は 4f 元素まで拡大され，重い電子系 Ce 化合物や錦酸化物高温超伝導体など、七\ 0 . 0 0 . 0 フェルミ面の直接観測や電子相関効果の測定が可能なの F r e eE l e c t r o n E l e c t r o n 一一一 Interacting 店、、口\ ¥ 、、-闘っ ¥ c r1.0 f刷、一一一¥ 1 . 5 子\ に応用が可能になると期待される。 \、 1 . 0 0 . 5 1 . 5 3 . 最近の高分解能コンブトン散乱研究例 p z ( a u ) 本章では，フェルミ面と電子相関研究例として，最近の . O c c u p a t i o nf u n c t i o nN( p z )a n dComptonp r o f i l eJ( p z ) F i g u r e3 o ff r e ee l e c t r o ng a sa n di n t e r a c t i n ge l e c t r o ng a s . Be と Li の研究成果を紹介し，また高分解能磁気コンブト近似に基づく精密なバンド計算により求められる J(pz) とを紹介する。ン散乱実験による MAJORITY-, MINORITY -SPIN バンド別の電子運動量分布測定例として Fe-5.8 at%Si の結果の差は，同バンド計算に取り込まれていない電子相関効果によると考えられる。 J (pz) は定量的比較が可能であり， 3 . 1 Be これは電子相関効果のバンド理論への取り込みに関しても F i g .4~こ Be の第 1 ， 2 フリルアンゾーンとフェルミ面定量的な評価が可能になる。自由電子気体の占有関数 N を示す。 Be のフェ lレミ面は宝冠状のホール面 (coronet) (pz) は Fig.3 上に示すフェルミ運動量 (pz=l) 以下ではと葉巻状の電子面 (cigar) からなることが知られている。 1，それ以上では O であるが，電子関相互作用を導入する Be は単位胞当たり 4 僧の髄電子を持つ。これらは，原理と破線で示すようにブェルミ運動量以下の N(pz) は l よ的には完全に満たされた 2 つのバンドに収容されるわけり小さくなり，またブェルミ運動量よりょの N(pz) も O であるが，現実は第 3 バンドが部分的に占有され葉巻状でなくなり，高 pz 側にテールを引くようになる。自由電電子部を形成し，第 2 バンドにはホールができ宝冠状の子気体の場合に比べて，電子間相互作用を導入した系の J ホール面を形成する o (pz) は， pz=O 近傍で小さくなり，高 pz 側で大きくなる。コンブトン散乱による物質の電子構造の研究は意外に古最近， Itou らは 0.08 au の分解能で Be の [OOOlJ と [1120J 方位について J(pz) を測定し，局所密度近年{ く， 1920年後半から 1930年代にかけて， DuMond らによ (LDA) に基づく精密な KKR バンド計算より求めた理論って測定が行われている。彼は Be の J(pz) を測定し，国プ口ファイルと比較した 10) 0 F i g .5 と Fig.6 にそれぞ体中の電子は古典的な Maxwell-Bolzmann 統計分布ではれ，なく， Fermi-Dirac 統計分布に従うことを実証している 3) 。ファイルは半値幅 0.08 au のガウス関数でコンボリューシその後， y 線源や回転対陰極型 X 線発生装罷と半導体検ョンされている。 J(pz) とその l 階微分プロファイルを示す。理論プ口出器を用いた実験4) が行われ，コンプトンプロファイルの最初に， Fig.6 の 1 階徴分プロファイ Jレを見てみる。全体的な広がりから電子相関効果を取り込むことの重要性このプロファイルには，フェルミ面やブリルアンゾーンなが指摘されたが，ブェ lレミ菌の直接観測や電子相関によるどに起罰した微細構造(記号 A-F で示めしてある)がみフェルミ面のボケを捕らえるには分解能 ("'0.5 au) られる。バンド計算より， A と C は電子酉，と統計精度の点で足りず，それには放射光を利用した高分解能実験を待たなければならなかった。 B は電子酉とホール面， D はホール面， E は電子面， F はブリルアンゾーンによる構造であることが判明している。実験結果は高分解能コンブトン散乱実験では 10 12 photons/s 以上の強度を持つ高エネルギー X 線を必要とする。また，金 E を除いてバンド計算とほぼ一致している。例えば， Fig.4 で K 点にある葉巻型電子面に着目すると，微細構属のフェルミ面や電子相関効果によるフェ lレミ面のボケを造 C と E はこの葉巻型電子面のそれぞれく 1120) とく0001) 0 . 1au 以下の分解能を必要とする。放軸方向のサイズを反映している。微細構造 C はその按暢射光を利用した高分解能実験は，エネルギー分散型分光結を別にして位置に関してバンド計算と実験は一致はよい直接観測するには， -38- 放射光第 11 巻第 2 号 1 1 7 (1998年) が， E は振踊，位霞とも一致は悪い。これは，この電子酉く 0001> のく0001>方向へのサイズがバンド計算と実験では異なっているためと考えられる。このように，高分解能コンブトンブ口ファイル J(pz) は Be の電子商とホール酉をとらえており，高分解能コンブトン散乱がフェルミ面の直接観測に有用であることを示している。 Fig.5 の J(pz) において，実験結果はバンド計算と比べて低 pz 領域で低く，高 pz 側で逆に高くなっていることが T 観測されている。これは， y 線と半導体検出器を用いた実験11) や Loupias と Petiau の高分解能実験5) で既に指摘されていたことであるが，バンド理論計算では占有関数 N b く 1120> (k) はフェルミ面内では 1 ，以外では O を仮定しているためであり，実際の系では占有関数は電子相関によって O と 1 の中間の値をとっていると考えられる。また，同様 <1010> に電子相関効果は，一階徴分プロファイルにも現われ， F i g u r e4 . F e r m is u r f a c ea n df i r s ttwo お ri1louin Fig.6 に見られるようにブェルミ面に起因する微細構造 z o n e so fB e . 2 . 0 2 . 0 (touetal . ) Exp.l Theory 1 . 5 1.5f " ¥ 〆3'hN、 1 . 0 〆3 同崎N、同て3 同つ 0 . 5 0 . 0 0 . 0 1 . 0 0 . 5 [ 0 0 0 1] 0 . 5 1 . 0 1 . 5 2 . 0 2 . 5 [Exp(Mal) 一一- Theory 0 . 0 0 . 0 3 . 0 0 . 5 1 . 0 1 . 5 2 . 0 2 . 5 3 . 0 p z ( a u ) pz{au) . E x p e r i m e n t a la n dKKRband岨theoretical Comptonpro長les o fB e . F i g u r e5 0 . 0 0 . 0 0 . 5 一一- E xp .l (t o ue ta l . ) T h e o r y 欄0.5 1 . 0 N ぷJ ・ 1.0 告ぺ .5 てコ f句、〆'町、 0. とず之 O 、、_" 、、、、、、 N N Q側弓てコ -1.5 a 司 Z2 4 司 22 欄2.0 C 爪γi 3 . 5 0 . 0 [ 0 0 0 1 ] A E x p . ( l t o ue ta l . ) 3 . 0H 一一一 Theory m 一 2 . 5 輔2.5 0 . 5 1 . 0 1 . 5 0 . 0 1 . 0 0 . 5 p z ( a u ) p z ( a u ) . F i r s td e r i v a t i v ec u r v e so fe x p e r i m e n t a la n dKKRb a n d t h e o r e t i c a lComptonp r o f i l e so fB e . F i g u r e6 39- 1 . 5 1 1 8 放射光第 11 巻第 2 号はバンド計算に比べて実験結果はかなり丸くなっている。 (1998年) U, [ 1 1 1 ] これは，高分解能実験で始めて確認されたことである。基底電子状態の運動量分布を定量的に再現するには，電子相 1 . 0 ( S a k u r a ie ta l . ) • E x p . " ' E x p .(Schuellくe 関効果を適切にバンド計算に取り込む必要がある。 e t al . ) 一一ー LDA“ FLAPW (N吋AU) 3 . 2L i Be を例にとって，電子相関効果をバンド計算に取り込むことの重要性を指摘した。ここでは Li を例にとり，一一一 GWん FLAPW 0 . 5 GW 近似による電子多体効果の取り込みで電子運動量分布を十分うまく記述できることを紹介する。コンブトンプロファイル J (pz) を得るには，次の方程式を解いて得られ 0 . 0 0 . 0 る準粒子状態九， b(r) を求めなくてはならない。 0 . 5 1 . 0 p z ( a u ) ザ杵山+刊 Vext+V仇口 Ek， b'l'k, bμ(何 ω司) r ここで， (伶3) Vext , VH は電子一原子核問相互作用，ハートレーポテンシャルで， 2:: (r , r' , E k .b) は自己エネルギー演算子 1 1 1 J F i g u r e7 . E x p e r i m e n t a lComptonp r o f i l e so fL ia l o n gt h e[ direction , t o g e t h e rw i t ht h o s eo ft h eLDA田based FLAPWandt h e GW-approximationc a l c u l a t i o n s . ( 6 ) Jmag(pz) 口 J同 (pz) … Jmin (pz) , である。 Li に関して，最近 Kubo は自己エネルギーに関するダイソン方程式を摂動展開し，第 l 項をとりだしてである。 Jmaj (pz) と J江山 (pz) は MAJORITY-SPIN バンド電子相関効果を取り込むという GW 近似で自己エネルギと開INORITY…SPIN バンドのコンブトンプロファイルーと占有関数を求め，コンブトンプロファイル J(pz) を計である。すなわち，実験によつて得られる磁気コンプトン算した。 Fig.7 に， GW 近似 FLAPW バンド計算と局所プ口フアイ lルレ Jr訂ma 密度近似 (LDA) FLAPW バンド計算による J (pz) を示から，す 12) 。また，同図には Sakurai ら 13) と Schuelke ら 14) によコンブトンプロファイルが得られることを示している。る実験結果を示してある。局所密度近似バンド計算と実験結果の間には， Be の場合と同様に低 pz 領域では実験結果 at%Si の全コンブトンプロファイルと MAJORITY-， M INORIｭが低く，高 pz 傑で逆に高くなっているが，電子相関を取 TY-SPIN バンドコンブトンプロファイルを示す 15) 。測定り入れた GW 近似バンド計算は実験結果とかなり良い一試料は 5.8 at% の Si を含んでいるので，直接の比較はでき MAJORITY-SPIN , MINORITY-SPIN バンド別の Fig.8 に 0.13 au の分解能で測定された Fe-5.8 致を示す。これは，バンド理論における電子相関効果の取ないが，純鉄の FLAPW バンド計算の結果も一緒に示しり込む方法として GW 近似は有望な方法であることを示てある。これは，従来の Ge 半導体検出器を用いた実験している。電子相関効果について電子運動量分布の観点か (分解能 0.5-1. 0 au) ら検討を加えることは有用であり，そのための実験手法と細な構造が見えて来ており，磁性金属，合金の MAJORI と比べて統計精度は劣るものの，微して高分解能コンブトン散乱法は有益であることを示して TY-, MINORITY-SPIN ノ t ンド別のフェ Jレミ面，電子多いる。体効果の研究に道を拓くものと期待される。 3 . 3 F e 5 .8at%Si の高分解能磁気コンブトン散乱 4 . 入射 X 線が円偏光している場合，式 (2) のコンブトン散 (1) BL08W の概要と現状研究ターゲット Fig.9 には，最近行われたの高分解能コンブトン散乱乱断面積は実験と SPring-8 で可能になる実験を，横軸を入射 X 線の哉氏(乏)chzge(2)J(川凱in エネルギー，縦軸を測定試料の平均原子番号でプロットしたものである。 BL08W では， 1 0 0 1 5 0keV の X 線を使用し，フェルミ面研究と電子相関の研究対象を銅酸化物高 X (::) J m a g ( p z ) 温超伝導体，重い電子系 Ce 化合物た 4d ， 4f 金属及び合金に拡張される。 3d， 4f 磁性金属や合金の高分解能磁気コンとなり，ブトン散乱実験についても，磁気効果の増加やバックグラウンドの少ない測定が期待でき，新たな研究対象になる。 J( p z )=J附 (pz) 十 Jmin (pz) , ( 5 ) 本解説では触れなかったが，磁気コンブトン散乱実験は -40- 放射光第 11 巻第 2 号 1 1 9 (1998年) 3 . 0 [ 1 0 0 ] ,_ 2 . 5 ω ぷコ E x p .( F e 5 . 8 a t % S i ) 2 . 0 F しAPW 忘コ z 50 ( P u r eF e ) 0 ε 醐s ，.h3、ト， 1 . 5 。キJ < 仏唖壬一一 Total v a l e n c ee l e c t r o n 1 . 0 ω 0) Cu塁審 V, C o S i2 (1 r o Majority植spin L圃 e l e c t r o n ω > 護霊 FeAI < 塁塁 o 。 Na重警 KHCOの 0 . 5 0 . 0 S iC謬 2 3 4 5 。 Be ( 護霊 AI し iCu ，し i-Mg 軽量Li L持率警 10 6 100 300 I n c i d e n tX-RayEnergy( k e V ) P z( a u ) F i g u r e8 . E x p e r i m e n t a lt o t a lv a l e n c eelectron , majority網spin- a n d minority間spin-electron C omptonp r o f i l e so fFe-5 . 8at%Si , t o g e t h e r w i t ht h o s eo fFLAPWc a l c u l a t i o n sf o rp u r eF e . F i g u r e9 . R e c e n th i g hr e s o l u t i o nComptons c a t t e r i n ge x p e r i m e n t s a n dt a r g e t sa tt h eSPring欄 8. 100 BL08W の大きな柱である。 Fig.10 には Ge 半導体検出器を用いた高統計精度，中程度分解能 (0.5-0.8 au) の磁気弘山 ω ぷココンブトン散乱実験について同様にプロットしたものであ E 2 0 なり，また後方散乱の場合コンブトン散乱 X 線は 140 ~ 50 keV 近傍にあるので，いかなる蛍光 X 線にも邪魔されず・ゐ幽， < ω 0) に効率のよい測定が可能になる。 (2) Gd コる。 60keV に比べて， 300keV の場合磁気効果は 5 倍に r ,_o 挿入光源とフロントエンド ω 塁審 Fe 塁審 > < 挿入光源は，周期長 12 crn ，全長4.5 rn の楕円偏光ウイグラー 16) で，最小ギャップ (20 rnrn 時)に臨界エネルギ -42.6keV ，全放射パワー 18.7kW になる。 SPECTRA 0 10 で計算した全フラックスを Fig.10 に示す。また，フロントエンド部には，グラファイトと Al フィルターを置き，放射光の低エネルギー部分を吸収し，モノク口メータの熱負荷を低減している。 Fig. 11 にはグラファイト 15 mrn , 100 500 I n c i d e n tX-RayEnergy( k e V ) F i g u r e1 0 . R e c e n tm a g n e t i cComptons c a t t e r i n ge x p e r i m e n t sa n d t a r g e t sa tt h eS P r i n g 8 . さらに A115 rnrn 後方でのブラックススペクトルを示してあるが，このフィルタ一系で 100 keV 以上の X 線の強度 1e+16 を低下させずに，モノクロメータの熱負荷を制御できる程 1e+15 度に低減している (3) 31e+14 光学系 17， 18) と実験ステーションポ 51e什 3 Fig.12 には実験ホール側のビームラインの図を示す。 ω 2 つの実験ステーションがあり，ステーション A は 300 g _1e+11 ン散乱実験用で，ステーション B は 100-150 keVX 線を仏当 1e什 O 用いた 0.1 au 以下の分解能の高分解能実験用である。それ l . L ぞれのステーション用のモノク口メータは光学ハッチ 1e+9 ) v ，，z‘、 e bk y e v d a v - r i cJohann 型モノクロメータ (Si771 反射，非対称角 1 ) 1 0 X 0 イln 1e+8 して試料位置で縦 3rnrnX 横 0.5 rnrn に集光する asymrnet OB o e ( O p t i c sHutch) に設置されている。ステーション A 用とを，ステーション B 用として doubly bent 型モノクロメゃ AI ， 15mm 1e+12 0 keV 円偏光 X 線を用い， 0 . 5au の分解能の磁気コンブトータ (Si400反射)を設置されている。 E m i t t e dfromE 陥 PW 1000 n dt h a ta f t e rt h e F i g u r e1 1 . C a l c u l a t e dt o t a lf i u xo ft h eEMP 玖T a f i l t e r s . -41- 1 2 0 放射光第 11 巻第 2 号 E x o e r i m e n t a lS t a t i o nA E x o e r i m e n t a lS t a t i o nB m 35 (1998年) 5 5 4 0 ( a )E x p e r i m e n t a lS t a t i o n A8 r a n c h nHE ‘陶円。，T 内α皿 n u ｭ -4..‘幽吟α山 4 ・‘幽酔O 四 ! MEE酬 nH四 AE醐 AE叩 4 5 VA削 40 jm一 35 FE聞 E x o e r i m e n t a lS t a t i o nA ( m ) 5 5 5 0 ( b )E x p e r i m e n t a lS t a t i o n . B8 r a n c h F i g u r e1 2 . S c h e r n a t i cd r a w i n g so fBL08Wb e a r n l i n e . Sa i m m p b i e Chamber l o n i z a t i o n Cham おer S l i t s I n c l d e n tX O K e r a V y ) s (100欄 15 S a m p l e C a u c h o i sTy担e A n a l y z e r 1 0 0 0 P o s i t i o nS e n s i t i v eD e t e c t o r F i g u r e1 3 . S c h e r n a t i cd r a w i n g so fh i g hr e s o l u t i o ns p e c t r o r n e t e r . 実験ステーション A には， 10 素子 Ge 半導体検出器，器からなり，コンブトン研究グループで KEK， AR-NE1 超伝導マグネットと試料用冷凍器からなるスペクトロメーに建設したものをベースに改良を行ったものを設置する。タが設置されている。超伝導マグネットの最大磁場は 3 平成 10年度後半に立ち上げ，調整を行う予定である。 T で， 5 秒で磁場反転可能である。また，蒸発した He を再液化する装置を備えており， 1 ヶ月以上のメンテナンスフリー運転を試行実験期間で実証している。 4 . まとめ最近の研究は，高分解能コンブトン散乱はブェルミ面と本解説の主題である高分解能コンブトン散乱実験は実験電子相関効果の研究においてきわめて有効な実験手法であステーション B で行われる。 Fig.13 に示すように，高分ることを示している。 SPring-8 では，解能スベクトロメータは Cauchois 型分光結品と位霞検出線を用いることで， 4f 元素までが測定可能な範囲になる -42- 1 0 0 1 5 0keV のX 放射光第 11 巻第 2 号 1 2 1 (1998年) と期待される。4f元素までがターゲットになるとすると，重い電子系 Ce 化合物，銅酸化物高温超伝導体のフェルミ面及び電子相関研究の実験手法として，高分解能コンブトン散乱の応用が可能になり，新たな知見をもたらすと期待される。 5 . 謝辞ここで紹介した高分解能コンブトン散乱実験は， Li の Schuelke らのデータを除いて，全て KEK， AR-NEl で行われた。これらの研究において，多くの議論をして頂いた塩谷亘弘教授(東水大) ，坂井信彦教授(姫工大) ，久保康則教授(日大)， Bansil 教授 (Northeastern 大)の各氏に感謝いたします。また， BL08W ビームラインの建設において，モノクロメータのデザインに関して助言と協力を頂いた河田洋助教授(物講研) ，モノクロメータの立ち上げを担当してくれた山間人志研究員(理研) ，ビームライン建設を現場で指揮した水牧仁一郎研究員(JASRI) に感謝します。また，ユーザーの立ち場で，建設に深く関わって頂いた小泉昭久助手(姫工大)および坂井研の皆様に深く感謝いたします。そして， SPring-8 建設に参加された多くの方々に感謝の意を表します。参考文献 1 ) N .S a k a i :J .App l .C r y s t .29 , 8 1( 1 9 9 6 ) . 3 6( 1 9 5 2 ) . 2 ) C .F .ChewandG .C .W i c k :P h y s .R e v .85 , 6 .W.M.DuMond:P h y s .R e v .33 , 643( 1 9 2 9 ) . 3 ) J .C o o p e r :R e p .P r o g .P h y s .48 , 415( 1 9 8 5 ) . 4 ) See , M.J 5 ) G .L o u p i a sandJ .P e t i a u :J .P h y s .C P a r i s )41 , 265 ( 1 9 8 0 ) . 6 ) A .Berthold , S .Mourikis , J .R .Schmitz , W.S c h u e l k eand H.S c h u l t e S c h r e p p i n g :Nu c 1 .I n s t r .andMeth.A 317 , 3 73 ( 1 9 9 2 ). .Itoh , M.Sakurai , H.Kawata , Y . 7 ) N .Shitani , N.Sakai , F AmemiyaandM.Ando:Nuc l .I n s t r .andMeth.A 275 , 447 ( 1 9 8 9 ). 8 ) Y .Sakurai , M.Ito, T .Urai , Y .Tanaka , N.Sakai , T .Iwazu・ mi , H.Kawata , M.AndoandN .S h i o t a n i :R e v .S c i .I n s t r .63 , 1190( 1 9 9 2 ) . 9 ) S .Manninen , V .Honkimaki , K.Hamalainen , J .Laukkanen , C .Blaas , J .Redinger , J .E .McCarthyandP .S u o r t t i :P h y s . 1 9 9 6 ) . R e v .53 , 7714( .Sakurai , T .Ohata , A .Bansil , S .Kaprzyk , Y . 1 0 ) M.Itou , Y Tanaka , Y .KawataandN .S h i o t a n i :t obep u b l i s h e di nJ . P h y s .Chemo fS o l i d s . .Hansen , P .P a t t i s o nandJ .R .S c h n e i d e r :Z .P h y s i kB 1 1 ) N.K 1 9 7 9 ) . 35 , 215( 1 2 ) Y .Kubo:J .P h y s .S o c .J a p a n66 , 2236( 1 9 9 7 ) . . Tanaka , A . Bansil , S . Kaprzyk , A. T . 1 3 ) Y . Sakurai , Y Stewart, Y .Nagashima , Y .Hyodo , S .Nanao , H.Kawata andN.S h i o t a n i :P h y s .R e v .L e t t .74 , 2252 ( 1 9 9 5 ) . 1 4 ) W.Schuelke , G .Stutz , F .WohlertandA.K a p r o l a t :P h y s . 4 3 8 1( 1 9 9 6 ) . R e v .B 54 , 1 1 5 ) Y .Sakurai , Y .Tanaka , T .Ohata , Y .Watanabe , S .Nanao , Y.Ushigami , T .1 wazumi ，耳. K awataandN.S h i o t a n i :J . P h y s .C o n d e n s .M a t t e r6, 9 4 6 9( 1 9 9 4 ) . 16) 耳. K i t a m u r a :J .S y n c h r o t r o nRad. , t obep u b l i s h e d . .M.Marechal , K . 1 7 ) Y .Sakurai ，耳. Yamaoka ，百. Kimura , X Ohtomo , T .Mochizuki , T .Ishikawa ，耳. Ki tamura , Y .K a s h i ｭ .Harami , Y .Tanaka, H.Kawata , N .S h i o t a n iandN . hara , T r .66 , 1 774( 1 9 9 5 ) . S a k a i :R e v .S c i .I n s t 1 8 ) H .Yamaoka , T .Mochizuki , Y .S a k u r a iandH.K a w a t a :J . obep u b l i s h e d . S y n c h r o t r o nRad. , t f議議議議 ( 1 ) ( 2 ) フェ}(..ミ面結晶中ゎ 1 電子エネノレギーは，波数ベクトノレ匙の関数と準粒子準粒子の定義にはいくつかあるが，ここではランダウのフして En(k) と表せる。ここで n はバンド指標である。金属ェノレミ液体論の定義による。相互作用している電子系では，の場合，ブ z ノレミ準位 εF はあるエネノレギーバンドの中にあある 1 舗の電子は常に他の電子の影響を受け，かつ屑顕のり，ブェルミ面は EnC註F)=eF を満たす波数空間の等エネノレ (乱れ)を与えながら運動する。この電子と周囲ギー詣である。ブェノレミ菌は物質の電気，磁気，光学的性質の乱れの運動の総体を 1 個の準粒子の運動とみなす。準粒を決める重要な要素の一つであるため，フェノレミ面研究は子の総数は考えている電子系の電子数に等ししまた粒子間 Fermiology として一つの研究分野を形成している。実験的相互作用を O にすると準粒子は電子そのものに帰着する。なブェノレミ面の測定手段として， d eHaasvanAlpfen 効果または磁気抵抗効果による観測，光電子分光，陽電子治波法などが古くから知られているが，最近，放射光利用の進展とともにコンブトン散乱法によるフェノレミ面研究例も増えてきてし、る。 -43-