ψとΥに対するチャンネル結合模型
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(2) . 北海道教育大学紀要 （自然科学編） 第５０巻 第１号. 平成１１年８月. ｉ ＩＳｃ ｉ ｌｏｆ Ｈｏｋｋａｉ ｄｏ Ｕｎ ｉｖｅｒ ｉ ）ＶＯＬ５０ ｔｙ ｏｆＥｄｕｃａｔ ｅｎｃｅｓ Ｊｏｕｍａ ｏｎ（Ｎａｔｕｒａ ｓ ．Ｉ ， Ｎｏ. Ａｕｇス ｔ Ｓ ，１９９９. Ｉ Ｍｏｄｅ ｌｆｏｒ 少 紅ｌ ｄＴ Ｃｏｕｐｌ ｅｄ－Ｃｈｍｎｅ. － Ａ ｏｎｅ‐ｏｐｅｎ‐ｃｈａｎｎｅｌ ａｎ副ｙｓｉｓ －. ２ ｙｏｓｈ ｉＫＡＴ０２ Ｍ脳ｓａｎｏｂｕ ＨＩＲＡＮＯ１ ， ， Ｎｏｚｏｍｉ ＹＡＢＵＳＡＫ１，Ｋｉ Ｙａｓｕｏ. ４ ＭＡＴＳＵＤＡ３ａｎｄ Ｍ【ｏｔｏｋｉＳＡＫＡ１. １Ｐｈｙｓ ８５０２ ｉｏｎ ｉｄｏ Ｕｎ ｉ ｉ ｉ ｔｙ ｏｆＥｄｕｃａｔ Ｉ ‐ ｒ ｓ ｃｓＬａｂｏｒａｔｏｒｙ， Ｈｏｋｋａ ｖｅ Ｐｕｓ ，ＳａＰＰｏｒｏｏ０２ ，Ｓａｐｐｏｒｏ ｃａ立 ２Ｄｉ Ｈ ｋ ｋ ｉ ｉ ｉ Ｓ ０ ６ ０ ０ ８ ０８ ｈ ｌ ｆＳ ｉ ｄ Ｕ ｔ ｉ Ｇ ｄ Ｓ ｉ ｉ ｔ ‐ ｎ ａ ｎ ｖ ｅ ｒ ｓ ａ ｏ ｒ ｏ ｒ ｃ ｏ ｏ ｏ ｃ ｅ ｃ ｅ ｏ ｏ ｓ ｏｎｏｆＰｈｙｓ ｃｓ ａ ｕ ａ ｅ ｙ ｖ ｐ ｐ ， ， ， ３Ｄｅｐａ ０９２２ ｉ ｉｎ ｌ ｌ ｉ ＩＥｎｇ ｉｎ ｔｏｍｏｔ ｔｍｅｎ ｔｏｆＥ１ ｔ ‐ ｅｇｅ ｖｅ Ｅｎｇ ｌ ｅｃ ｒｏ ‐Ｍｅｃｈａｎ ｃａ ． Ｃｏ ． ，ＳａｐＰｏｒｏ０６２ ， Ｈｏｋｋａｉｄｏ Ａｕ ４Ｐｈｙｓ Ｋ ｈ ｉ ０ ８ ０ ８ ０ Ｋ ５ ５ ｈ ｉ ｃ ｆＥ ｉ Ｈ ｋ ｉ Ｕ ｉ ｉ ｄ ｉ Ｌ ｂ ｋ ｄ ｔ ｔ ‐ ｓ ｙｏ ｕｃａ ｏｎ ｃｓ ａ ｏｒａｔｏｒｙ， ｏ ａ ｏ ｎｖｅｒ ， ｕｓ ｒｏ ， ｕｓ ｒｏ ａｍＰｕｓ. 歩 と Ｔ に対するチャ ンネル結合模型 平野. 雅 宣１・ 薮 崎. 望２・ 加 藤. 幾 芳２・ 松 田. 康 夫３・酒井. 源樹４. １北海道教育大学札幌校物理学教室 札幌 ０ ０２ ‐８ ５０ ２ ２北海道大学大学院理学研究科物理学専攻 札幌 ０６ ０‐ ０８ ０８ ３北海道自動車短期大学電子機械工学科 札幌 ０ ２ ６２ ‐０ ９ ２ ４北海道教育大学釧路校物理学教室 釧路 ０ ８５ ‐０ ８０ ５. Ａｂｓｔｒａｃｔ. Ｃｈａｒｍｏｎｉｕｍ （ ｔｈ Ｃｈａｒｍｅｄ－ａｎｄｂｏｔ ｔｏｍｅｄ－ｍｅｓｏｎ ｄｅｃａｙｉｎｇ ）ａｎｄ Ｂｏｔｔｏｍｏｎｉｕｍ （ｂｂ）ａｒｅＣｏｕｐｌｅｄ ｗｉ Ｃご ｉｖｅ ｌｙ，ｔｈｒｏｕｇｈｔｈｅ ｐａｉｒ Ｃｒｅａｔｉｏｎ ｐｒｏｃｅｓｓｅｓ ｏｆｌ ｔ ｉ ｓｔａｔｅｓ，ｒｅｓｐｅｃ ｇｈｔ ｑｕａｒｋｓ‐ ｆｅｃｔ ｄｅｒ ｉｖｅｄ ｆ ｉｖｅ ｒｏｍ ａｎ ｅｆ. ＱＣＤ. Ｔｈｅｔｒａｎｓ ｉ ｉｏｎ ｐｏｔｅｎｔ ｉａｌｉ ｔ ｓ. ｌ ｈａｍｉ ｉｎａｌ （ｄｅｃａｙｉｎｇ Ｃｈａｎｎｅｌ ｔｏｎｉａｎ－ ｌｎ 廿 ｌ ） ｓｔａｔｅ ｅｆ ， ｗｅ ａｓｓｕｍｅ ａ. ｉｖｅ ｆ ｉｎａｌ ｓｔａｔｅ ｉｎｔｅｒａｃｔ ｉｏｎ ｂｅｔｗｅｅｎ 菖ｌｅｓｏｎ ａｎｄ ａｎｔ ｉ ｔ 】ｍｅｎｏｌｏｇｉｃａｌｓｈｏｒ － ｒａｎｇｅ ｒｅｐｕｌ ｓ ｌｎｅｓｏｎ‐ Ｔｈｅ ｐｈｅｎｏ ｍａｓｓｅｓａｎｄ ｄｅｃａｙ ｗｉｄ廿ｌ ｅＣｏｕｐｌｅｄ‐Ｃｈａｒ ｓｏｆｔｈｅ ｓ‐ｗａｖｅｓｔａｔｅｓｏｆ 歩 ａｎｄ Ｔ ａｒｅｏｂｔａｉｎｅｄｂｙｓｏｌｖｉｎｇ 廿ｌ ・ ｎｅｌ ｉｏｎ‐ Ｔｈｅｆ ｉｎａｌｓｔａｔｅｉｎｔｅｒａｃｔ ｉｏｎｔｏｇｅｔｈｅｒ Ｗｉ １ ｉ ｉｏｎ ｐｏｔｅｎｔ ｉａ１ ｗｏｒｋｓ ｗｅ １ｉｎｒｅｐｒｏｄｕｃｉｎｇ ｔｈｔｈｅｔｒａｎｓ ｔ ｅｑｕａｔ. ｔ ｈｅ ｍａｓｓｅｓ ａｎｄ ｄｅｃａｙ Ｗｉｄｔｈｓ ｏｆｓｔａｔｅｓ ａｂｏｖｅ ｏｐｅｎ Ｃｈａｎｎｅ１ｔｈｒｅｓｈｏ１ｄｓ‐. １ ．ＩＮＴＲＯＤＵＣＴ１ＯＮ. ｉａｌ ｍｏｄｅｌｈａｓｂｅｅｎｓｕｃｃｅｓｓｆｕｌｉｎｅｘｐｌａｉｎｉｎｇｔｈｅｈｅａｖｙ‐ｑｕａｒｋｏｎｉｕｍ Ｔｈｅｎａｉｖｅｎｏｎｒｅ ｌａｔ ｉｖｉｓｔ ｉＣｐｏｔｅｎｔ. （ ＱＱ ）ｍａｓｓｌｅｖｅｌｓｂｅｌｏｗ ｔｈｅ 故ｒｅｓｈｏｌｄｏｆｄｅｃａｙｉｎｔｏ ｍｅｓｏｎ Ｑｙｌ）ａｎｄａｎｔｉｍｅｓｏｎ ＠①－. Ｈｏｗｅｖｅｒ ，ａｂｏｖｅｔｈｅ. ｌｔｈｒｅｓｈｏｌｄ，ｔｈｅ ｎａｉｖｅ ｍｏｄｅｌｈａｓ ｔｏ ｂｅ ｍｏｄｉ ｆ ｉｅｄ ｄｕｅｔｏ ｔｈｅ ｅｆ ｆｅｃｔ ｏｆ ｓｔｒｏｎｇ ＯＺエ ｌｏｗｅｄ ｏｐｅｎ Ｃｈａｎｎｅ ーａｌ １ｔｈｅ ｐｒｅｄｉｃｔ ｄｅｃａｙｓ ｉｏｎ ｄｅｖｉａｔｅｓｆｒｏｍ ｔｈｅ ｏｂｓｅｒ▽ｅｄ ｍａｓｓｅｓ ａｎｄ ｓｔｒｏｎｇ ｄｅｃａｙ ｗｉ ｄｄｈ ｓ ー ｌｎｓｕｃｈ ａ ｍｏｄｅ ｃａｒｕＩｏｔ ｂｅ ｐｒｏｄｕｃｅｄ ，. Ｎｏｔ ｉｎｇｔｈａｔｔｈｅ ｈｅａｖｙ ＱＱ ｓｔａｔｅｉｓＣｏｕｐｌｅｄｔｏ ｈｅａ＼ ７ｙ ｍｅｓｏｎｓｔａｔｅｓ ，ｏｐｅ止ｃｈａｎｎｅｌ. ｌ ｆｒａ江． ｆｅｃｔｓ ｈａｖｅ ｂｅｅｎ ｓｔｕｄｉｅｄ ｉｎ ｃｏｕｐ１ｅｄ－Ｃｈａｎｎｅ ｅｆ ｅｗｏｒｋｓ ｆｏｒ ｔｈｅ ｈｅａｖｙ ｑｕａｒｋｏｎｉｕｍ ｂｙ α． ａｎｙ. （９）.
(3) . Ｍ‐ ＨＩＲＡＮ０， Ｎ．ＹＡＢＵＳＡＫ１ ，Ｋ．ＫＡＴ０，Ｙ． ＭＡＴＳＵＤＡ ａｎｄ Ｍ・ＳＡＫＡ工. １０. ｒｅｓｅａｒｃｈｅｒｓ ‐. Ｔｈｅｙ ａｒｅｃｌａｓｓ ｉ ｆ ｉｅｄｉｎｔｏｔｗｏ ｇｒｏｕｐｓ ：ａ ｐｈｅｎｏｍｅｎｏｌｏｇｉｃａｌａｐｐｒｏａｃｈ ［１‐９］ ａｓｓｕｍｉｎｇ ａｎ ａｄ. ］ ｂａｓｅｄ ｏｎ ｅｆ ［ ｈｏｃｔｒａｎｓ ｆｅｃｔ ｌ ｉｖｅ ｑｕａｒｋ ｈａｍｉ ｉ ｉｏｎ ｐｏｔｅｎｔ ｉａｌ ｔ ｔｏｎｉａｎｓ ‐ ，ａｎｄ ａ ｍｉｃｒｏｓｃｏｐｉｃ ａｐｐｒｏａｃｈ １０‐１３ Ｃｏｍｐａｒ ｉｎｇｂｏｔｈａｐｐｒｏａｃｈｅｓ ｔｈｅ ｍｉｃｒｏｓｃｏｐｉｃａｐｐｒｏａｃｈｓｅｅｍｓｔｏａｇｒｅｅｌｅｓｓ ｗｅｌ ｌｗｉ ｉｍｅｎｔａ１ｄａｔａ ｔｈｅｘｐｅｒ ， ｔｈａｎ ｔｈｅ ｐｈｅｎｏ ］ｍｅｎｏｌｏｇｉｃａｌ ｏｎｅ‐ Ｔｈｅ ＫＯｇｕｔ ］ ｗａｓ ｐｒｏｐｏｓｅｄ ａｓ ａ ｐｈｅｎｏｍｅｎｏｌｏｇｉｃａｌ ｍｏｄｅｌｔｏ ｉｎｖｅｓｔｉｇａｔｅ ｔｈｅ ｌ［ ３ ‐Ｓｕｓｓｋｉｎｄ ｍｏｄｅ ｌ ｅｆ ｆｅｃｔｓ ｏｎ ｔｈｅ ｃｈａｒＩｎｏｎｉｕ叢ｎ ｓｐｅｃｔ １ ｏｐｅｎ－ｃｈａｎｎｅ ｒｕｍ ｉｎ ロ ｅ ａｓｓｕｌｔーｐｔｉｏｎ ｏｆ ａ ｏｎｅ－ｏｐｅｎ‐ｃｈａｎｎｅＬ. Ｋｏｇｕｔ. ｌｓｙｓｔｅｍ ｏｆｔ コ ｈｅｃｏｎｆ ｉｎｅｄｃごｃｈａｎｎｅｌａｎｄｏｐｅｎ ＤＤ ｃｈａｎｎｅｌｓｔａｔｅｓ ａｎｄｓｕｓｓｋｉｎｄｓｔｕｄｉｅｄｔｈｅｃｏｕｐｌｅｄ‐ｃｈａｎｎｅ ｉｎ ａｎ ａｐｐｒｏｘｉｍａｔｅ ｗａｙ・ １ｎｔｈｉｓ ｍｏｄｅ ｌ ｉ ｉｏｎｐｏｔｅｎｔ ｉａｌｂｅｔｗｅｅｎｃｏｎｆ ｉｎｅｄｃｅａｎｄｏｐｅｎ ＤＤ ｓｔａｔｅｓ ｔ ，ｔｈｅｔｒａｎｓ ｉｎａｌｓｔａｔｅｉｎｔｅｒａｃｔ ｌｙ ａｓｓｕｍｅｄ，ａｎｄ ａ ｐｈｅｎｏｍｅｎｏｌｏｇｉｃａｌｆ ｉｏｎ ｂｅｔｗｅｅｎ Ｄ－αＩｅｓｏｎ ａｎｄ ｉ ｓ ｐｈｅｎｏｍｅｎｏｌｏｇｉｃａｌ Ｄ‐ｍｅｓｏｎｉ ｌｔｏｃｈａｒｍｏｎｉｕｍ ｌｙ， ｗｅ ［４‐５］ ａｐｐｌ ｉｅｄｔｈｅ ＫＯｇｕｔ ｓｔａｋｅｎｉｎｔｏａｃｃｏｕｎｔ ‐Ｓｕｓｓｋｉｎｄ ｍｏｄｅ ． Ｒｅｃｅｎｔ. （少 ） ａｎｄ ｂｏｔｔｏｍｏｎｉｕｍ ｓｙｓｔｅｍ‐. ｌ ｅｆ ｆｅｃｔｓ ｂｙ ｓｏｌｖｉｎｇ 伍ｅ ｃｏｕｐｌｅｄ‐ｃｈａｎｎｅ ｌ （Ｔ） ｓｃｕｓｓｅｄ ｔｈｅ ｏｐｅｎ‐ｃｈａｎｎｅ ， ａｎｄ ｄｉ. Ｗｅ ａｐｐｌｉｅｄ ｔｈｅ ｃｏｍｐｌｅｘ ｓｃａｌｉｎｇ ｍｅｔｈｏｄ ［１４］ ｔｏ ｔｈｅ ｃｏｕｐｌｅｄ‐ｃｈａｎｎｅｌ ｅｑｕａｔｉｏｎ ｉｎｃｌｕｄｉｎｇ. ｄｅｃａｙｉｎｇ ｓｔａｔｅｓｉｎ ｏｐｅｎ ｃｈａｎｎｅｌ ｉｏｎ ｔｏ ｔｈｅ ｔｈｏｕｔ ａｎｙ ａｐｐｒｏｘｉｍａｔ ｓｉｎ ｏｒｄｅｒｔｏ ｓｏｌｖｅ ｕｎｂｏｕｎｄ ｓｔａｔｅｓ ｗｉ ｂｏｕｎｄａｒｙｃｏｎｄｉ ｉｏｎ． Ａｓａｒｅｓｕｌ ｉｎａｌｓｔａｔｅｉｎｔｅｒａｃｔ ｉｏｎ（ＦＳＩ ｔ ｔ ）ｐｌａｙｓａｎｉｍｐｏｒｔａｎｔｒｏｌｅ ，ｗｅｆｏｕｎｄｔｈａｔｔｈｅｆ ｉｎ ｔｈｅｃｏｕｐｌ ｉｎｇ ｍｅｃｈａｎｉ ｉｏｎ ｏｆｔｈｅ ｏｂｓｅｒｖｅｄ ｑｕａｒｋｏｎｉｕｍ ｓｍ ｂｅｔｗｅｅｎ ＱＱ ａｎｄ Ｍ Ｍ ａｎｄｉｎｔｈｅｅｘｐｌａｎａｔ ｉｖｅ ｌｉ ｉ ｆｅｃｔ ｒｍｅｄｔｈａｔｔｈｅ ｏｎｅ‐ｏｐｅｎ‐ｃｈａｎｎｅｌ ｍｏｄｅ ｓｐｅｃｔ ｒａ‐ ＶＶｅ ａｌ ｓｏ ｃｏｎｆ ｓ ｅｆ ‐ ｌｎ ｔｈｅ ｍｉｃｒｏｓｃｏｐｉｃａｐｐｒｏａｃｈ せｌ ｉｏｎｓ ｂｅｔｗｅｅｎ ｑｕａｒｋｓｒｅｓｐｏｎｓ ｉｂｌｅｆｏｒ ｍａｓｓｓｐｅｃｔｒｕｍ ａｎｄ ， ｅｉｎｔｅｒａｃｔ ｉ ｉｏｎ（ ｔｒａｎｓ ｔ ＱＱ→. ＭＭ）ａｒｅｐｏｓｔｕｌａｔｅｄｔｏｂｅｇｉｖｅｎｂｙ ａｎｅｆｆｅｃｔｉｖｅｑｕａｒｋｉｎｔｅｒａｃｔｉｏｎｈａｍｉｌｔｏｎｉａｎ ［１０‐１３］‐. ｉｖｅ ｉｎｔｅｒａｃｔ ｉａｌ ｂｕｔ ａｌ Ｔｈｅ ｅｆ ｆｅｃｔ ｉ ｉｏｎ ｉｏｎ ｈａ ｉ ｌ ｔ ｔｏｎｉａｎ ｇｉｖｅｓ ｎｏｔ ｏｎｌｙ ｔｈｅ ｑｕａｒｋ ｐｏｔｅｎｔ ］ α １ ｓｏ ロｌｅ ｔｒａｎｓ ｉａｌ ｉｇａｔｅｄ ｂｙ ａ ｆｅｗ ｇｒｏｕｐｓ ［ １３ ］ ｂａｓｅｄ ｏｎ ｔｈｅ １０ ‐ ｐｏｔｅｎｔ ． Ｔｈｅ ｓｐｅｃｔｒａ ｏｆ 小 ａｎｄ Ｔ ｈａｖｅ ｂｅｅｎ ｉｎｖｅｓｔ ［ ｍ・ｃｒｏｓｃｏｐＩｃ ａｐｐｒｏａｃｈ ‐ Ｅｉｃｈｔｅｎ ｅｔ ａＬ ［１０ ，１１］ ａｎｄ Ｊａｒｏｎｓｋｉｅｔ ａＬ １２］ ｅｍｐｌｏｙｅｄ ｔｈｅ Ｌｏｒｅｎｔｚ ｖｅｃｔｏｒ. ］ ｉｎｉｎｇ ｉｎｔｅｒａｃｔ ｉｏｎ ｉｎ ｔｈｅ ａｎａｉｙｓ ｉ ｔｙｐｅ ｏｆ ｃｏｎｆ １３ ｓ ｏｆ雪 身 ａｎｄ Ｔ ｓｐｅｃｔｒａ‐ ｌｎ ａｄｄｉｔｉｏｎ， Ｂａｒｂｏｕｒ ｅｔ ａ１ ‐［ ｉｎｖｅｓｔ ｉｇａｔｅｄｔｈｅｓｐｅｃｔ ｔｈｅｒ ｏｆｔｈｅｍ ｃｏｕｌｄ ｒｅｐｒｏ－ ｔｈｔｈｅ Ｌｏｒｅｎｔｚｓｃａｌａｒｔｙｐｅ ｒｕｍ ｏｆ 汐 ｗｉ ‐ Ｈｏｗｅｖｅｒ ，ｎｅｉ ｌｔｈｒｅｓｈｏｌｄ． ｄｕｃｅｔｈｅｏｂｓｅｒｖｅｄ ｄａｔａ ａｂｏｖｅｔｈｅ ｏｐｅｎ ｃｈａｎｎｅ Ｔｈｅｓｅ ｗｏｒｋｓｆｏｌ ｌｏｗｉｎｇｔ ｉｄ ｎｏｔｔａｋｅｉｎｔｏ ａｃｃｏｕｎｔｔｈｅ ＦＳ１ｉｎ ｔｈｅ ｏｐｅｎ ｈｅ ｍｉｃｒｏｓｃｏｐｉｃ ａｐｐｒｏａｃｈ ｄ ｉｏｎ ａｂｏｕｔ ｔｈｅ ｉｍｐｏｒｔａｎｔ ｒｏｌｅ ｏｆ ｔｈｅ ＦＳ１ ｆ ｒｏｍ ｏｕｒ ｐｒｅｖｉｏｕｓ ｃｈａｎｎｅｌ ｓ ‐ Ｂａｓｅｄ ｏｎ ｏｕｒ ｃｏｎｃｌｕｓ ｉｓ ｆｅｃｔｓ ｏｎ ｔ ｈｅ ｏｐｅｎ ｃｈａｎｎｅｌ ｕｓｉｎｇｔ ｈｅ ｓ ｐａｐｅｒ ｗｅ ｅｌｕｃｉｄａｔｅ ｔｈｅ ＦＳ工ｅｆ ｐｈｅｎｏｍｅｎｏｌｏｇｉｃａｌａｎａｌｙｓ ，ｉｎ ｔｈｉ ｉａｌ ｉｎｉｎｇｉｎｔｅｒａｃｔ ｉｏｎ ロロｃｒｏｓｃｏｐｉｃｔ ｉ ｉｏｎ ｐｏｔｅｎｔ ｔ ｒａｎｓ ‐ Ｆｏｒｔｈｅ Ｌｏｒｅｎｔｚ ｐｒｏｐｅｒｔｙ ｏｆｃｏｎｆ ，ｂｏｔｈｔｈｅ Ｌｏｒｅｎｔｚ ｉｎｇ ａｎｄｔｈｅ ｉ ｔｓ ａｒｅ ｄｉ ｖｅｃｔｏｒ ａｎｄ ｓｃａｉａｒ ｃａｓｅｓ ａｒｅｔ ｒｅａｔｅｄ ｏｎ ｔｈｅｓａ ］ｍｅｆｏｏｔ ｒｒｅｓｕ１ ｓｃｕｓｓｅｄ ａｎｄ Ｃｏｍｐａｒｅｄ ｌｕｄｉｎｇｔｈｅ ＦＳ１ ｉｏｎｉｎｃ ｔｈ ｅａｃｈ ｏｔｈｅｒ ｗｉ ‐ Ｔｏ ｐｅｒｆｏｒｍ ｔｈｅｃｏｕｐｌｅｄ‐ｃｈａｎｎｅｌｃａｌｃｕｌａｔ ， ｗｅｅｍｐｌｏｙｔｈｅｓａｍｅ ］ ｍｅｔｈｏｄ ａｓｉｎ ｏｕｒ ｐｒｅｖｉｏｕｓ ｗｏｒｋ ［４ ，５ － Ｍ［ａｎｙ Ｄ ４凸な ｃｈａｎｎｅｌｓ ａｒｅ ｏｐｅｎ ａｓ ｓｈｏｗｎｉｎ Ｆｉｇ．１，ａｎｄｉｔｉｓ ｎｏｔ ｅａｓｙ ｔｏ ｔｒｅａｔ ａ ｌ ｌｏｆｔｈｅｓｅｃｈａｎｎｅｌｓ ｉｎｃ ｌｕｄｉｎｇｔｈｅ ｉ ｉｍｅ ｔｈｔｈｅｐｈｅｎｏｍｅｎｏｌｏｇｉｃａｌ ｒ ｍａｎｙｐａｒａｍｅｔｅｒｓａｔｔｈｅｓａ ］ｍｅｔ ‐ ｌｎｏｕｒｐｒｅｖｉｏｕｓｓｔｕｄｉｅｓ ｗｉ ｈ ｌ ｌ ｉ ｉ ｉａｌ ｍｏｄｅｌ ｉ ｉｏｎ ｐｏｔｅｎｔ ｔｅｓａｔ ｔｒａｎｓ ｔ ｓｉ ｓ ｑｕｉ ｓｆａｃｔｏｒｙ． Ｔｈｅｒｅ‐ ， ｗｅｆｏｕｎｄｔｈａｔｔｈｅ ｏｎｅ‐ｏｐｅｎ‐ｃ ａｎｎｅ ａｎａ ｙｓ. ｆｏｒｅ ｉ ｉｏｎ ｐｏｔｅｎｔ ｉａｌａｎｄ ＦＳ１ ｉｇａｔｅ ｉ ｉｖｅｒｏｌｅｏｆｔｈｅ ｍｉｃｒｏｓｃｏｐｉｃｔｒａｎｓ ｔａｎｄｔｈｅ ｑｕａｌ ｔａｔ ｔ ， ｗｅｉｎｖｅｓｔ ，ｔｏ ｕｎｄｅｒｓ ｄ 値ｅ ｍａｓｓ ａｎｄ ｗｉｄ伍 ｏｆ 少 ａｎｄ Ｔ ｗｉｔｈｉｎ ａ ｏｎｅ‐ｏｐｅｎ‐ｃｈａｎｎｅｌ ｍｏｄｅｌ ｅ ｃｈｏｓｅ ｔｈｅ Ｄ＊Ｄ＊－ ‐ Ｗァ ， ａｎ ＢＢ－ ｌｂｅｃａｕｓｅ ｏｆｔｈｅ ｆｏｌ ｌｏｗｉｎｇ ｅｘｐｅｒ ｉｍｅｎｔａｌ ｐｒｏｐｅｒｔ ｉｅｓ ［１５ ‐ｏｐｅ法ｃｈａｎｎｅ ｃｈａｒｍｅｌ ａｓ ｔｈｅ ｏｎｅ. ３Ｓ）ｉｓ ３ １ ） 小（ ．. ｌｙｉｎｔｏｔｈｅ Ｄ＊Ｄ＊ｃｈａｎｎｅ ｌ ４３Ｓ ） ｓｊｕｓｔａｂｏｖｅ 値ｅ 社ｌ ｒｅｓｈｏｌｄ， ｏｂｓｅ ＩＶｅｄｔｏ ｄｅｃａｙ ｄｏｍｉｎａｎｔ ． ，ａｎｄ２）Ｔ （ ，ｗｈｉｃｈｉ ｈａｓｏｎｌｙ ｏｎｅ ｄｅｃａｙ‐ｍｏｄｅ ｏｆｔｈｅ ＢＢ ｃｈａｎｎｅ ｌ ‐ ｌ ｌｏｗｓ ｉｏｎ 工 １ ｉｖｅ ｔ Ｔｈｅ ｏｕｔ ｌ ｉｎｅ ｏｆｔ ｈｅ ｈｉ ｓ ｐａｐｅｒ ｉｓ ａｓ ｆｏｌ ‐ ｌｎ ｓｅｃｔ ， ｗｅ ｅｘｐｌａｉｎ ｏｕｒ ｍｏｄｅ ａｎｄ ｄｅｒ （１０）.
(4) . １１. Ｃｏｕｐｌ Ｉ Ｍｏｄｅ ｌｆｏｒ 少 ａｎｄ Ｔ ‐Ｃｈａｎｎｅ ｅｄ. 多. ｏｐｅｎ‐ｃｈａｎｎｅ ｌ ｓ. Ｙ. ｏｐｅｎ‐ｃｈａｎｎｅ ｌ ｓ. . （Ｇｅの. （Ｇｅｖ）. ４ ５ ．. １０ ５ ．. ＩＤ ２Ｓ－－－－－－. ３ Ｓ－. ＤＤ. － ． ＢＢ Ｂ目 ＢＢ. ｌｏ ２Ｓ. ３ ５ ．. ９ ５ ，ｓ ．. Ｉ Ｓ－ ３. ｌ ＦＩＧ‐１ ｓ ‐ ｏｂｓｅｒｖｅｄ ｓｐｅｃｔｒａ ｏｆ 小 ａｎｄ Ｔ ｗｉｔｈ ｓｏｍｅ ｏｐｅｎ ｃｈａｎｎｅ. ｉｏｎ ｐｏｔｅｎｔ ｉａｌ ｉｏｎ ｌ 工 １ ｉｅｆ ｌｙ ｅｘｐｌａｉｎ ｔ ｉｏｎａ１ １１ ｔ ｉ ｌ ｌ ｌ ｌ ・ｃｒｏｓｃｏｐｉｃ ｔ ｒａｎｓｉ ｌ ｅｔｈｏｄ‐ ｔｈｅ ｅ ｃｏ１ｎｐｕｔａｔ ． ｌｎ ｓｅｃｔ ， ｗｅ ｂｒ ｉｎｇ ｍｅｔｈｏｄ‐ａｎｄ ｐｒｅｓｅｎｔｔｈｅ ｎｕｌｌ ｌｅｄ ｃｏｍｐｌｅｘ ｓｃａｌ ｔｓｏｆｔｈｅＣｏｕｐｌｅｄ－ｃｈａｎｎｅｌｅｑｕａｔｉｏｎ‐ ーｅｒｉｃａｌｒｅ ｓｏ－ｃａｌ ｓｕｌ 工ｎ ｓｅｃｔｉｏｎ ＩＶ， ｗｅ ｄｉ ｈｅ ｅｆｆｅｃｔｓ ｏｆ ｔｈｅ ＦＳ１ ｏｎ ｍａｓｓｅｓ ａｎｄ ｔｈｅ ｓｔｒｏｎｇ ｄｅｃａｙ ｗｉｄｔｈ ｏｆ ｈｅａｖｙ ｓｃｕｓｓ ｔ ｉｏｎ れ ｑｕａｒｋｏｎｉａ． ｏｕｒ ｃｏｎｃｌｕｓｉｏｎｓ ａｒｅ ｇｉｖｅｎｉｎ ｓｅｃｔ. １１ Ｃ ＭＯＤＥＬ ． ＯＮＥ‐ＯＰＥＮ‐ＣＨＡＮＮＥＬ ＳＥＭ－ＭＩＣＲＯＳＣＯＰＩ. Ａ‐Ｔｈｅ ｍｏｄｅ Ｉ Ａｎｅｆ ｆｅｃｔ ｉｖｅｉｎｔｅｒａｃｔ ｉｏｎ ｈａｍｉ ｌ ｉ ｔｏｎｉａｎ，差Ｚ加ご ｔｕｅｎｔｑｕａｒｋｓｉ ｈｅ ｓａｓｓｕｍｅｄｔｏｂｅｃｏｍＰｒｉ ｓｅｄ ｏｆｔ ，ｏｆｃｏｎｓｔ ｉｏｎ ｆｏｒｓｈｏｒｔｔｏ ｍｅｄｉｕｍ ｒａｎｇｅｓ ａｎｄ ｔｈｅ ｃｏｎｆ ｉｏｎ ｆｏｒ ｉｎｉｎｇ ｉｎｔｅｒａｃｔ ｏｎｅ‐ｇｌｕｏｎ ｅｘｃｈａｎｇｅ（ＯＧＥ）ｉｎｔ ｅｒａｃｔ ｌ ． ｅｄｉｕｍ ｔｏｌｏｎｇ ｒａｎｇｅｓ： ｌ ｏＧＥ十 万「ＣＮＦ 亙ぎ ご＝ 万ｒ れ. １ （ ）. Ｔｈｅｙ ａｒｅ ｅｘｐｒｅｓｓｅｄ ａｓ. 腔 』 お た３ ｚぬ少郷. 傷鱒‐籾. γがゑ せ｝”. ーギ Ｉ Ｄ｝“α ず （ 勿 α）ｘ｛ 戸Ｅ. ”） ，. －ギ ーＤ｝ぁ 仔｝α ず ”） 吻ば）ｘ｛ 啄（ ，. ２ （ ）. ３ （ ）. ｉｎｉｎｇｉｎｔｅｒａｃｔ ｉｏｎ，ｗｅｃｏｎｓ ｉｄｅｒ ）ｒｕｎｓｏｖｅｒ ｑｕａｒｋ ｆｌａｖｏｒｓ‐ Ａｓｔｈｅ Ｌｏｒｅｎｔｚｐｒｏｐｅｒｔｙ ｏｆ 値ｅｃｏｎｆ ｒｅ／ぴ′ ｗｈｅ. 値ｅ ｖｅｃｔｏｒ ａｎｄ ｓｃａｌａｒ ｃａｓｅｓｔｏ ｂｅ ｏｎ ｔｈｅｓａｍｅｆｏｏｔ ｉｎｇ ａｓｓｈｏｗｎｉｎ Ｅｑ．（３） ． ｌｎｔｈｅｖｅｃｔｏｒｃａｓｅ ， ｗｅｈａｖｅ ｄｒｏｐｐｅｄｔｈｅ γ，ごｐａｒｔｂｙ ａｓｓｕｍｉｎｇ ａｎｏｎｒｅ ｌａｔ ｉｖｉｓｔ ｉｃａｐｐｒｏｘｉｍａｔ ｉｏｎ‐ Ｔｈｅｐｏｔｅｎｔ ｉａｌ ）ｉｎＥｑｓ ｓ ｙ（に′－エー ‐. ２ ３ （ ）ａｎｄ（ ）ａｒｅ ａｓｓｕｍｅｄ ａｓ ４ Ｇ Ｅ ｖｏ ーガ－工』 （ ）＝－Ｔ. αず. Ｅ Ｆ 可’. ４ （ ）. Ｖ腿Ｆ （メ ーエ１ ）；ぇ１ギーエ１＋ｂ。＆. ５ （ ）. （ １ ） １.
(5) . Ｍ． ＨＩＲＡＮ０， Ｎ‐ＹＡＢＵＳＡＫ１ ，Ｋ．ＫＡＴ０，Ｙ・ ＭＡＴＳＵＤＡ ａｎｄ Ｍ・ＳＡＫＡ工. １２. ｉｅＳ ｉＶｅ １ｙ‐ ） ｐｒ０ｐｅｒｔ Ｗｈｅｒｅｔｈｅｉｎｄｉｃｅｓ り ａｎｄ ｓ ｄｅｎｏｔｅｔｈｅ Ｌｏｒｅｎｔｚ ｖｅｃｔｏｒ（り） ａｎｄ Ｓｃａ１ａｒ（Ｓ ，ｒｅＳｐｅｃｔ ｉｏｎ ｆｏｒ ｔｈｅ ｓ‐Ｗａｖｅ ｏｆｔｈｅ ＱＱ ｃｈａｎｎｅｌ ａｎｄ ｆｏｒ ｔｈｅ Ｔｈｅ ｔｗｏ‐ｃｈａｎｎｅ ｌ ｃｏｕｐｌｅｄ Ｓｃｈｒ６ｄｉｎｇｅｒ ｅｑｕａｔ ｉ Ｐ‐Ｗａｖｅ ｏｆｔｈｅ ＭＭ ｃｈａｎｎｅｌｉｓ Ｗｒ ｔ ｔｅｎ ａｓ ６） （. ″ 夢（γ）＝ Ｅ Ｗ（γ） ，. ‐ ｉａｌｅｎｅｒｇｙ ｏｐｅｒａｔｏｒ Ｖ（γ ）ａｒｅ ｉｃ ｅｎｅｒｇｙ ｏｐｅｒａｔｏｒ Ｔ（γ）ａｎｄｔｈｅｐｏｔｅｎｔ Ｗｈｅｒｅ 旦 ＝ ｒ（γ）＋ Ｖ ） ‐ Ｔｈｅｋｉｎｅｔ ｔ ｔｅｎ ａｓ ｗｒｉ ｌ. ｄ２. ０. －★Ｑ 』 ｄγ２ ｌ ｄ２ ｒ⑦－ （ 一 麦 湯） ， － ２ｇＭ メメ ０. の. ｖ （ 申さ ラ メ 湯） ； ，. ８ ） （. ｉｏｎ ず（γ）ｉ ｓ ｇｉｖｅｎ ａｓ ａｎｄｔｈｅ Ｗａｖｅｆｕｎｃｔ ｗの ＡＳ. ＭＭ， ｗｅ ｔａｋｅ Ｄ＊Ｄ＊ ａｎｄ ＢＢ ｆｏｒ 歩 ａｎｄ. 彊） －. ◎. ｉｎｅｄ ｉｖｅｌｙ． Ｔｈｅ ｒｅｄｕｃｅｄ ｍａｓｓ ｏｆｔｈｅ ｃｏｎｆ ｒｅｓｐｅｃｔ. ｉｏｎ ｔ ｌ ｍｅｓｏｎｓ ｂｙ 厳Ｍ‐ Ｔｈｅ 六γ ）ｉ ｓ ｔｈｅ ｔｒａｎｓｉ ｓ ｒｅｐｒｅｓｅｎｔｅｄ ｂｙ ”Ｑ ａｎｄ ｔｈａｔ ｏｆ ｏｐｅｎ‐ｃｈａｎｎｅ ｃｈａｎｎｅｌｉ ｉａＩ Ｗｈｉｃｈｉ ｓｏｂｔａｉｎｅｄｆ ｒｏｍ Ｅｑｓ ｐｏｔｅｎｔ ．. ２ ３ ）ａｎｄ（ ）ａｎｄ Ｗｉｌｌｂｅｄｉｓｃｕｓｓｅｄｉｎ ｄｅｔａｉｌｉｎｔｈｅｎｅｘｔｓｕｂｓｅｃｔｉｏｎ‐ （. Ｔｈｅ ｐｏｔｅｎｔ ｉａＩ Ｇ （γ ）ｉｓｔｈｅｉｎｔｅｒａｃｔｉｏｎ ｏｆｔｈｅＱＱ ｃｈａｎｎｅｌｏｂｔａｉｎｅｄｆｒｏｍ ｔｈｅｅｆｆｅｃｔｉｖｅ ｈａｍｉｌｔｏｎｉａｎ，Ｅｑｓ‐ ２ ｉ ３） ｔｔｅｎ ａｓ （ ） ａｎｄ（ ｓ ｗｒ ，ａｎｄｉ. Ｇ（“ 一九γ一 昔 偽 讐. １０ （ ）. び‐. ‐ ｌｏｗ ｍａｓｓｅｓｔｏ ｂｅ ｍｅａｓｕｒｅｄｆｒｏｍ ｔｈｅ ｏｐｅｎ‐ｃｈａｎｎｅｌ Ｔｈｅ ｃｏｎｓｔａｎｔ ｐａｒａｍｅｔｅｒ Ｕ ｉｓｉｎｔｒｏｄｕｃｅｄｔｏ ａｌ. ｔｈｒｅｓｈｏｌｄ． ｉｏｎ（ＦＳＩ ｉｎａｌｓｔａｔｅｉｎｔｅｒａｃｔ Ｍｏｒｅｏｖｅｒ ｗｅａｓｓｕｍｅｔｈｅｆｏｌ ｌｏｗｉｎｇｆ ）ｂｅｔｗｅｅｎ ｍｅｓｏｎ（Ｍ）ａｎｄ ａｎｔｉｍｅｓｏｎ ，. （Ｍ） ： Ｙ（γ）＝ ”８ーしγ ‐ ，（シ≧○）. Ｔｈｉ ‐Ｓｕｓｓｋｉｎｄ ［３］． ｓ Ｆｓｌ ｈａｓ ｂｅｅｎ ｉｎｔｒｏｄｕｃｅｄ ｂｙ Ｋｏｇｕｔ. （１１ ）. Ｗｅ ｅｍｐｌｏｙ ｔｈｅ ｓａｍｅ Ｆｓｌ ａｓ Ｋｏｇｕｔ ‐. ｌ ｉｏｎｆｏｒｔｈｅｐｒｅｓｅｎｔ ｍｏｄｅ ｉａｌｏｂｔａｉｎｅｄｂｙ ａ ｍｉｃｒｏｓｃｏｐｉｃｃａｌｃｕｌａｔ ｉｏｎ ｐｏｔｅｎｔ Ｓｕｓｓｋｉｎｄｂｕｔ Ｗｅａｄｄ ａｔｒａｎｓｉ ｔ ｌｓｅｍｉｍｉｃｒｏｓｃｏｐｉｃ ｍｏｄｅｌ ） （ｏｎｅｏｐｅ卦ｃｈａｍｌｅ ． ｉ ｉｏｎ ｐｏｔｅｎｔ ｉａＩ ｉ ｉｏｎ ｏｆｔｈｅｔｒａｎｓ ｔ Ｂ． Ｄｅｒ ｖａｔ. Ｗｅｈｅｒｅ ｄｅｒｉｖｅｔｈｅｔｒａｎｓｉｔｉｏｎ ｐｏｔｅｎｔｉａｌ／（γ）ｆｒｏｍ ｔｈｅ ｑｕａｒｋ‐ａｎｔｉｑｕａｒｋ ｅｆｆｅｃｔｉｖｅｉｎｔｅｒａｃｔｉｏｎ ｇｉｖｅｎ ｉｎ Ｅｑｓ ３ ２ ） ）ａｎｄ（ ．（ ‐ Ｔｈｅ Ｆｅｙｍｏａｎａｍｐｌｉｔｕｄｅ 財 ｆｏｒ ＱＱ 一 Ｍ Ｍ ｉｓｃａｌｃｕｌａｔｅｄｆｒｏｍ ｔｈｅ Ｆｅｙｎｍａｎ ｄｉａｇｒａｍ. ｈｅｌ ｉｇｈｔｑｕａｒｋ ｃｏｒｒｅｓｐｏｎｄｉｎｇ ｔｏｔ ｉ ｉｃｉ ｌｙ Ｗｒ ｔｅｎ ａｓ ｉ ｔ ｔ ｉｏｎ ｓｈｏｗｎｉｎ Ｆｉｇ‐２． Ｔｈｅ ａｍｐｌ ｔｕｄｅｉ ｓｅｘｐｌ ｒｃｒｅａｔ ｐａｉ. 財 ＝ －Ｚ （朋Ｑ十一脈） ，. （１２）. ｝ ｛死（Ｐ２ ｝ｙ（げ，－ｐ， 朋Ｑニ Ｑ｛薙 ） ）ｒり（ｐ ） ） ）ｒ”＠， （げ， ３ ，. １３ ） （. （ ２ ） １.
(6) . ｌｆｏｒ 少 ａｎｄ Ｔ Ｉ Ｍｏｄｅ Ｃｏｕｐｌ ｅｄ ‐Ｃｈａｎｎｅ. ｝ ｝Ｖ（口４－ 比） ｛”（ｐ２ 肌Ｑ＝Ｃ萄｛ガ ） ）ｒり＠４ ） ）ｒり（ｐ３ （〆４ ，. Ｃだ. １３. １４ （ ）. 蕊ｑ ）縫え◎，. . . ｌ ｉ ）ｑｕａｒｋ，九αｉｓ Ｇｅｌ ‐Ｍａｒｍ’ Ｓ ｒａｃｓＰｉｎｏｒｓ，Ｐれｒｅｐｒｅｓｅｎｔｓａ ｍｏｍｅｎｔｕｍ ｏｆｔｈｅ ％１山 （ａｎｔ ｗｈｅｒｅ “ ａｎｄ り ａｒｅ Ｄｉ ｉ ｉｏｎｏｆｔｈｅ “ｔｈ（ａｎｔ ）ｉ ｉｘ，ａｎｄ じれｉ ）ｑｕａｒｋ‐ Ｔｈｅ ｙ（ゼ“－ｐれ 九‐ｍａｔｒ ｓ ｍｅ ｍｏｍｅｎｔｕｍ ｓ ｍｅｃｏｌｏｒ ｗａｖｅｆｕｎｃｔ １ ０ ｌ ｉｏｎ ｏｆ Ｅｑ ５ ４ ） ｒｅｐｒｅｓｅｎｔａｔ ）ｏｒ（ ．（ ‐ Ｔｈｅｓｙｍｂｏｌｌ ｒｅｐｒｅｓｅｎｔｓ γ ｆｏｒｔｈｅ ｖｅｃｔｏｒｃａｓｅ ，ａｎｄｌｆｏｒｔｈｅ ｓｃａ ａｒ Ｃａｓｅ‐. ｉｇｈｔｑｕａｒｋ Ｐａｉ Ｆ１Ｇ．２ ｒ Ｃｒｅａｔｉｏｎ ａｍ Ｃａｕｓｅｄｂｙｔｈｅｌ ‐ Ｄｅｃａｙ ｄｉａｇｒ. ｉｂｕｔ ｉｏｎｆ Ｓｉｎｃｅｔｈｅｃｏｎｔｒ ｒｏｍ 脳窮，ｗｅｈｅｒｅｓｈｏｗ ｏｎｌｙｔｈｅｐｒｏｃｅｓｓ ｒｏｍ 肌Ｑｔｏｆ（γ）ｉ ｓｔｈｅｓａｍｅａｓｔｈａｔｆ ｉｏｎｉｎｔｏａｎｏｒｄｅｒｏｆ ｉｖｉ ｉｃｒｅｄｕｃｔ ｉｏｎ ｏｆＥｑ‐（１３） ｗｉ ｆｏｒｃａｌｃｕｌａｔ ｉｎｇｔｈｅｆｏｒｍｅｒ ｔｈ ｅｘｐａｎｓ ｓｔ ‐ ｌｎ 値ｅｎｏｎｒｅｌａｔ. ２ 値ｅ ｑｕａｒｋ ｃｏｕｐｌ ｉｎｇ ｏｐｅｒａｔｏｒ ＵＱ １／ｃ （ｑ）ｉｓｉｎｔ ｒｏｄｕｃｅｄ ａｓ ） （ ， 朋Ｑαｚ，露ゴ ロＱ （ｑ）×．のゎ. １６） （. ｆ ｉｓｐｉｎｏｒｓａｎｄ ｑｉ ｉｎｇ ｏｐｅｒａｔｏｒ ひＱ ｉｃａｌ ｌｙ ｇｉｖｅｎ （ｑ）ｉ ｓ が，一ｐ， Ｗｈｅｒｅ 尤 ａｎｄ の ａｒｅ Ｐａｕｌ ｓｓｐｅｃｉ ‐ Ｔｈｅｃｏｕｐｌ ａｓ. １７ （ ）. １ ８ （ ） １ ９ ） （ ｉｎｉ ｉ ｌ ｔｙ，ａｎｄｄ ｔ ： ｌａｔｔｈｅ ｅｎｅｒｇｉｅｓ Ｅｑｏｆｔｈｅｃｒｅａｔｅｄ ｗｈｅｒｅ ｗｅ ｈａｖｅａｓｓｕｍｅｄｔｈａｔｔ ｅｈｅａＶｙ ｑｕａｒｋ ｍａｓｓｉｓｉｎｆ ｉｏｎ，ｗｅｅｍｐｌｏｙ ａ ｎｏｎｒｅ ｌａｔ ｉｖｉ ｌ ｉ ｔ ｉＣａｐｐｒｏｘｉ ｉｏｎ βｑ＾）“も： ｌｎａｔ ｓｔ ｇｈｔｑｕａｒｋｓ ａｒｅ ｅｑｕａｌｔｏｅａｃｈ ｏｔｈｅｒ ‐ ｌｎａｄｄｉ. ＆＝Ｊ煽許可北Ｊ煽許可～伽？. ２０ （ ）. Ｔａｋｉｎｇｔｈｅ Ｆｏｕｒ ｉｅｒｔｒａｎｓｆｏｒｍａｔ ｉｏｎｏｆ 豆Ｑ ｔｈｒｅｓｐｅｃｔｔｏ ｑ （ｑ） ｗｉ ，ｗｅｏｂｔａｉｎｔｈｅｃｏｏｒｄｉｎａｔｅｒｅｐｒｅｓｅｎｔａ‐ ｉｏｎｓ ｔ. Ｆ （〆）＝ｃ Ｑ玲. お ▽／ ー （〆） ，. 燃）. 際 （〆）＝ｃ Ｑ曲. お ▽／ 呼 （〆） ，. 鰹）. （ ） １ ３.
(7) . １４. Ｍ． ＨＩＲＡＮ０， Ｎ．ＹＡＢＵＳＡＫ１ ，Ｋ．ＫＡＴ０， Ｙ‐ ＭＡＴＳＵＤＡ ａｎｄ Ｍ‐ＳＡＫＡＩ. ひかＦ （. ） 物 －劫Ｗ ｗ（〆 ，. ＝ｃ Ｑ向. ２３ （ ）. ’ 〆ｉ ｒｏｍ ａ Ｑ ｗｈｅｒｅ Ｖ（〆） ｓｔａｋｅｎ ａｓ 値ｅｃｏｏｒｄｉｎａｔｅｆ ｓｈａｖｅ ａｌｒｅａｄｙ ｂｅｅｎ ｇｉｖｅｎｉｎ Ｅｑｓ．（４）ａｎｄ（５） ，ａｎｄ ｉｏｎｉ ｉｎｃｅｔｈｅｌ ｉｇｈｔｑｕａｒｋ ｐａｉ ｒ（ｑｄ）ｃｒｅａｔ ｓａｓｓｕｍｅｄｔｏｏｃｃｕｒａｔａｌｏｃａｌｐｏｉｎｔａｓｓｈｏｗｎ ｑｕａｒｋｔｏ ａ ｑｑｕａｒｋｓ ｉｎ Ｆｉｇ．２ ｒｏｍ ‐ Ｗｒｅｔａｋｅ ａｎｏｔｈｅｒ ｃｏｏｒｄｉｎａｔｅ ｒ ，ｆ. Ｑｔｏ Ｑ．. Ｔｈｅｎ ｍｅ ｃｏｏｒｄｉｎａｔｅ ｆｒｏｍ Ｑ ｔｏ ｑ ｉ ｓ ｒ‐ 〆－. Ａｎｄ “ｒｉｓ ｄｅｆ ｉｎｅｄ ａｓｔｈｅｃｏｏｒｄｉｎａｔｅｆｒｏｍ ｔｈｅｃｅｎｔｅｒ ｏｆｔｈｅ ｍａｓｓｏｆ Ｑｑｔｏ ｔｈｅｃｅｎｔｅｒ ｏｆｔｈｅ ｍａｓｓｏｆＱ ｑ ， ｗｈｅｒｅ ガ ニ 粥Ｑ／（粥Ｑ十 粥一 ｉｏｎｓ ｏｆ ｉｏｎ ｐｏｔｅｎｔ ｉａｌｆｏｒ ＱＱ→ＭＭ ｉ Ｔｈｅｔｒａｎｓｉｔ ｔｈ ｔｈｅ ｗａｖｅ ｆｕｎｃｔ ｓ ｏｂｔａｉｎｅｄ ｂｙ ｆｏｌｄｉｎｇ ぴ（〆） ｗｉ ｌｏｗｉｎｇｆｏｒｍ （ ｉｍｅｓｏｎ（Ｍ）ａｎｄ ＱＱ ｒｅ ｌａｔ ｉｖｅ ｍｏｔ ｉｏｎ ｉｘｅｌｅｍｅｎｔｓｈａｖｅｔｈｅｆｏｌ ｍｅｓｏｎ（Ｍ） ｓｅｅ ‐ Ｔｈｅ ｍａｔｒ ，ａｎｔ Ａｐｐｅｎｄｉｘ ｆｏｒ ｄｅｔａｉ ｌ ） ： ｓ. １防＋ 脆 匝 びぢの に〆平 Ａ ＜Ｍ 肺）Ｍ”ぁ） ， 嫡 逓 加，鳶 の，. ２ ４ （ ）. ｗｈｅｒｅ. 乎 Ａ 噸ぢ （ ）サー ボγ ） γ ， 鹸 Ｊ粥 彦 の ＝ 灘 赫 ゑ だ の 』＆ 身 〆沢＊ “ ‐. ２ ５ ） （. Ｔｈｅｔｏｔａｌａｎ≦醜ｌａｒ ｍｏｍｅｎｔｕｍ ｉｓｒｅｐｒｅｓｅｎｔｅｄｂｙノ ａｎｄｉ ｔｓｚ‐ｃｏｍｐｏｎｅｎｔｂｙ 考，ａｎｄ れｉ ｓｓｈｏｒｔｈａｎｄｆｏｒ ｉｘ ｅｌｅｍｅｎｔ ｏｆ ＣＱ ｏｒ ｔｈｅ ７ ２ｓ‐ ｓｔａｔｅ ｏｆｈｅａ＼ｗ ｑｕａｒｋｏｎｉｕｍ‐ Ｔｈｅｆａｃｔｏｒ４ お／９ ｃｏｍｅｓｆ ｒｏｍ ｔｈｅ ｍａｔｒ. 箇 ｏｆ. Ｅｑ．（ １ ５ ）ｗｈｅｎｔｈｅｉｎｉｔｉａｌａｎｄｆｉｎａｌｓｔａｔｅｓａｒｅｃｏｌｏｒｓｉｎｇｌｅｔｓ． 尺 ｉｓｔｈｅ ｗａｖｅｆｕｎｃｔｉｏｎ ｏｆｒｅｌａｔｉｖｅ ｍｏｔｉｏｎ ｉｘ ｅｌｅｍｅｎｔ ｗｉ ｉｂｅｓｔｈｅ ｍａｔｒ ｂｅｔｗｅｅｎ Ｍ ａｎｄ Ｍ，ａｎｄ ｓ仏 参，たら， 痔，〆） 鋤Ｆ金・ｄｅｓｃｒ ｔｈ ｒｅｓｐｅｃｔｔｏ ａｎｇｕｌａｒ ｉｏｎ ｏｆｆ（γ）ｉ ｍｏｍｅｎｔａ・ Ｔｈｅｆｕｎｃｔ ｓ ｇｉｖｅｎ ａｓ. 戸Ｅ Ｆ （ の‐ 筈 煮Ｎ２ぞ 陀十， ，◎ ÷ － 影） ，. ２ ６ （ ）. か（か 舟 貫 か２ （÷ ） 陀蕊Ｆ ；÷ ；－多２ ， ，. ２７ ） （. Ｆ か の－冬 禽 か２だ影｛÷ 凡けす；－影）－， ；－号〆）－ 呼 子｝ ，侍；÷ ，. ㈱. ａｎｄ. 洗. ÷ ，. （凋. ｉｖｅｌｙ‐ Ｈｅｒｅ．Ｅ（α ｆｏｒｔｈｅＯＧＥ ｃｏｎｆ ｉｎｉｎｇ ｖｅｃｔｏｒ ｉｎｉｎｇｓｃａｌａｒ ｔｙｐｅｔｅｒｍｓ ｔｙｐｅａｎｄｃｏｎｆ ｓ 廿ｌｅ ‐ ‐ ；る；×）ｉ ，ｒｅｓｐｅｃｔ ， ｉｃａｌｆｕｎｃｔ ｉｏｎ ｌｕｅｎｔｈｙｐｅｒｇｅｏｍｅｔｒ ｃｏｎｆ ‐ ｉｎａｌｓｔａｔｅｓ ｉｖｅｌｙ． Ｔｈｉｓｉ Ｔｈｅ ｕ ａｎｄ ｄｐａｉｒ ｃｒｅａｔｉｏｎｓ ｃｏｎｔｒ ｉｂｕｔｅｔｏｔｈｅ Ｄ＊Ｄ＊ａｎｄ ＢＢｆ ｓｏｓｐｉｎ ，ｒｅｓｐｅｃｔ ｉｅｄｂｙｔｈｅｓｐｉｎｓｏｆ ｉ ｉ ｆ ｄｅｇｒｅｅｏｆｆ ｔｕｄｅ Ａ， ｉ ｓｓｐｅｃ ｒｅｅｄｏｍ ｇｉｖｅｓｔｈｅｆａｃｔｏｒｏｆ 霧 ｏｎｊ（γ） － Ｔｈｅｄｅｃａｙ ａｍｐｌ ｉｏｎ ｐｏｔｅｎｔ ｉａｌｉ ｈｅｔｒａｎｓｉｔ ｔｈｅ ｍｅｓｏｎ ａｎｄ ａｎｔｉ・ｎｅｓｏｎ ｓｔａｔｅｓ． Ｔｈｉ ｓ ｅｘｐｒｅｓｓｅｄ ｂｙ ｓ ｓｐｉｎ ｄｅｐｅｎｄｅｎｃｅ ｏｎ ｔ ｉｎｇ Ｓ拓卓ああノ考”）＆“＆ ｕｓ ： ・ ， ヂ（γ）＝ 霧 刃 馬 可 （γ） ，. ３０） （. Ｓ ＝Ｓ 仏 友 あ あ，孟考， 粥） ， ，. ３１） （. ２ １き ぎ. ｗｈｅｒｅ. （ ） １ ４.
(8) . Ｃｏｕｐｌ Ｉ Ｍｏｄｅ ｌｆ －Ｃｈａ ｌ ｌ ｍｅ ｏｒ 小 ａｎｄ Ｔ ｅｄ. 又 ノ容姿ニ ノラ （入 ニム ニ１ ） ； Ｄ＊ｍｅｓｏｎ ， ，. ３２） （. 刀 ／容姿ニ ノヱ （五 ；ん ＝０ ； Ｂｍｅｓｏｎ） ， ，. ３２） （. ２ き１き. ２ 号 ‐ １き. Ｔｈｕｓ ｅｆａｃｔｏｒ ， せｌ. １５. ″ｉｓｆｏｒｔｈｅｃｈａｒｍｏｎｉｕｍ ｓｙｓｔｅｍ，ａｎｄ. ｉ ｔｏｍｏｎｉｕ コ ヒ ｎ ｏｎｅ ｓｆｏｒｔｈｅ ｂｏｔ ‐. ｉ ｉｏｎ ｐｏｔｅｎｔ ｉａｌｃｏｒｒｅｓｐｏｎｄｉｎｇｔ Ｔｈｅｔｏｔａｌｔｒａｎｓ ｔ ）ｉｎ ｏ／（γ ｌｓｃｈｒじｄｉｎｇｅｒｅｑｕａｔ ｉｏｎ ｔｈｅｃｏｕｐｌｅｄ－ｃｈａｌ ） ｕｌｅ ， Ｅｑ．（６ ，ｉｓ ｇｉｖｅｎ ｂｙ. （γ）＝／ｏＧＥ （γ）＋んＳＮＦ（γ） ん， ｓ ， ，. ３４ （ ）. ｉｎｇｕｉｓｈ ｔ ｉｎｉｎｇ ａｎｄ ｓｃａｌａｒ ｃｏｎｆ ｉｎｉｎｇ ｔｙｐｅｓ ｈｅ ｓｕｂｓｃｒｉｐｔｓ り ａｎｄ ｓ ｄｉｓｔ コ １ １ １ Ｗｈｅｒｅ ｔ ｅ Ｌ０ｒｅｎｔｚ ｖｅｃｔｏｒ ｃ。ｎｆ ， ｉｖｅ．ｙ． 工 ｌｅ ｔｏ ｎｏｔｅ ｄ ｉｏｎ ｐｏｔｅｎｔ ｉａｌ ｈａｓ ａ ｃｏｎｓｐｉｃｕｏｕｓ ｈａｔリ ヒ ー ｔｉｓ Ｗｏｒｔｈｗｈｉ ｒｅｓｐｅｃｔ ｅ ｓｃａｌａｒ ｔｙｐｅ ｔｒａｎｓｉｔ ｆｅｒｅｎｃｅｆ ｉ ｉｏｎ ｐｏｔｅｎｔ ｄｉ ｆ ｉａｌｉｎｃｌｕｄｅｓ ａ ｐａｒａ］ｍｅｔｅｒ ら′ ｔ ｒｏ １ｍ ｄｈｅ ｖｅｃｔ。ｒ ｏｎｅ － Ｔｈｅ ｓｃａｌａｒｔｙｐｅｔｒａｎｓ ｓ Ｗｈｉｃｈ ｉｎｅａｒ ｐｏｔｅｎｔ ｉａｌ ｇｉｖｅｎｉｎ Ｅｑ‐（ ５） ｃｏｍｅｓｆｒｏｍ ｔｈｅｃｏｎｓｔａｎｔｔｅｒｍ ｉｎ 値ｅｌ ‐. １１ １ ．ＮＵＭＥＲＩＣＡＬＲＥＳＵＬＴＳ. Ｔｏ ｓｏｌｖｅ ｔｈｅ ｃｏｕｐｌｅｄ‐ｃｈａｒｍｅ ｌｓｃｈｒｂｄｉｎｇｅｒｅｑｕａｔ ｉｏｎ ｉ。ｎａｌ ｍｅ値ｏｄ ， Ｗｅｅｍｐｌｏｙ ａ ｃｏｍｐｕｔａｔ ， Ｅｑ‐（６） ， ｌｅｄｒｅｎｏｒｍａｌ ｉｚｅｄ Ｎｕ ｌｏｐｅｄｂｙ ｊｏｈｎｓｏｎ ［１６］‐ Ｔｈｉｓ ｍｅｍｏｄｉ ｔｈｅｓｏ‐ｃａｌ ｉｍｅｒｏｖ ｍｅ値ｏｄ ｄｅｖｅ ｓｏｆ…箪ｅａｔｕｓｅ ｆｏｒ。ｂｔａｉ ｌ “ ｉｎｇ ａｃｃｕｒａｔｅ ｅｉｇｅｎｖａｌｕｅｓ ｏ ｉ ＩＳｃｈ コ ｒｂｄｉｎｇｅｒｅｑｕａｔ ｆｔｈｅ ｍｕｌ ｉｏｎ‐ ｔ －ｃｈａｎｎｅ Ｔｏｔａｋｅｉｎｔｏ ａｃｃｏｕｎｔｔ ｉｏｎｏｆｄｅｃａｙｉｎｇ Ｗａｖｅｆｕｎｃｔ ｉｏｎｓｉｎｄｈｅ△４Ｄ佳 ｏｐｅｎｃｈａｎｎｅ ｈｅｂｏｕｎｄａｒｙｃｏｎｄｉｔ ｌ ， ｉｎｇ ｍｅｍｏｄ ［１４］ ｔｏ ｔｈｅｃｏｕｐｌｅｄ－ｃｈａ・ｍｅｌｅｑｕａｔ ｉｏｎ‐ ｌｎ ｔｈｅ ｃｏｍｐｌｅｘ ｓｃａｌ ｉｎｇ Ｗｅ ａｐｐｌｙ ｔｈｅｃｏｍｐｌｅｘ ｓｃａｌ ｄｄｈｓ ａｒｅ ｏｂｔａｉｎｅｄ ａｓ ｃｏｍｐｌｅｘ ｅｉｇｅｎｖａｌｕｅｓ ｏｆｔｈｅ ｃｏｍｐｌｅＸ ｍｅｔｈｏｄ， ｒｅｓｏｎａｎｃｅ ｅｎｅｒｇｉｅｓ ａｎｄ ｄｅｃａｙ ｗｉ ｉｏｎ ｓｃａｌｅｄ ｓｃｈｒ６ｄｉｎｇｅｒｅｑｕａｔ. 互（β）▼β （γ）＝ ＆ ヤタ （γ） ‐. ３５） （. Ｔｈｅｃｏｍｐｌｅｘ‐ ｌ ｉｏｎ ヤβ ｔ。ｎｉａｎ 甘（β）ａｎｄ Ｗａｖｅｆｕｎｃｔ ｓｃａｌｅｄｈａｍｉ （γ）ａｒｅｏｂｔａｉｎｅｄｕｎｄｅｒ ｍｅｔｒａｎｓｆｏｒｍａ‐ ｉｏｎ ｓ（ ｔ β ）γ → γｅｘｐ（霧）ｆｏｒ ａ ｒａｄｉａｌｃｏｏｒｄｉｎａｔｅ γ：. １ 亨β ‐ 冴βニＳ（β ）亙Ｓ（β ） ）＝Ｓ（β ）▼‐ ， （γ. ３６ （ ）. Ｆｏｒｅ ｉｇｅｎｖａｌｕｅｓｏｆｔｈｅｃｏｍｐｌｅｘ‐ ｉｏｎ，‐ｍｅ ＡＢＣｔｈｅｏｒｅｍ ［１６］ ｇｕａｒａｎｔｅｅｓ ｍｅ ｓｃａｌｅｄｓｃｈｒｂｄｉｎｇｅｒｅｑｕａｔ ｆｏｌ ｌｏｗｉｎｇ ｅ ｉｇｅｎｖａｌｕｅ ｐｒｏｐｅｒｔ ｉｅｓ ） ｂｏｍｌｄ‐ ：ｉ ｓｔａｔｅ ａｎｄ ｒｅｓｏｎａｎｃｅ‐ｓｔａｔｅ ｅｎｅｒｇｉｅｓ ｄｏ ｎ。ｔ ｃｈａｎｇｅ ｄｕｅ ｔｏ ｉｎｇ，ａｎｄｉ ｉ ）ｔｈｅｒｅｓｏｎａｎｃｅｅｎｅｒｇｙ（Ｅ， ｓｃａｌ ）ａｎｄ Ｗｉｄｔｈ（ｒ）ａｒｅｏｂｔａｉｎｅｄ ａｓｒｅａｌａｎｄｉｍａｇｉｎａｒｙｐａｒｔｓｏｆｔｈｅ ｉｎｇ ｐａｒａｍｅｔｅｒ β Ｗｈｅｎ β＞（ ｃｏｍｐｌｅｘ ｅｉｇｅｎｖａｌｕｅｓ Ｅｅ ｒ／２ｉｓｉｎｄｅｐｅｎｄｅｎｔ ｏｆ ｍｅｓｃａｌ １ ／ ２ ） ， ＆＝Ｅ －Ｚ ， ｅ‐ｇ‐. １せ／２Ｅ一 ｔａｎ冊 ‐ Ｗァｅｃａｌｃｕｌａｔｅｔｈｅ ｍａｓｓｅｓａｎｄ 鉱ｅｓｔｒｏｎｇｄｅｃａｙ Ｗｉｄｍｓｕｐｔｏ 鉱ｅ４Ｓ‐ ｓｔａｔｅｆｏｒ 少 ａｎｄｕｐｔｏ ｍｅ５Ｓ－ ｓｔａｔｅ ｆｏｒ Ｔ． Ｔｈｅ ｐａｒａｍｅｔｅｒｓｆｏｒｔｈｅ ＱＱ ｃｈａｒｍｅ ｌａｒｅｓｈｏｗｎｉｎ Ｔａｂｌｅ． ｔｈｏｕｇｈｔｈｅｃｏｕｐｌ ｉｎｇ ｃｏｎｓｔａｎｔ α ‐ Ａ１ ｉｎ／ｏＧＥ（γ）ｄｅｐｅｎｄｓｏｎ 値ｅ ｑｕａｒｋｆ ｌａｖｏｒｓ ｔｉ ｉｎｇ ｃｏｎｓｔａｎｔｏｆｔｈｅ ｓａｐｐｒｏｘｉｍａｔｅｄｔｏ ｂｅ 鉱ｅｃｏｕｐｌ ，Ｑ ａｎｄ ｑ ，ｉ. （ ） １５.
(9) . Ｍ． ＨＩＲＡＮ０，Ｎ．ＹＡＢＵＳＡＫ１ ，Ｋ‐ＫＡＴ０，Ｙ． ＭＡＴＳＵＤＡ ａｎｄ Ｍ‐ＳＡＫＡ工. １６. ＴＡＢＬＥ Ｉ ． Ｐａｒａｍｅｔｅｒｓ ｕｓｅｄ ｉｎ ｔｈｅ ｐｒｅｓｅｎｔ ｉｏｎ． ｃａｌｃｕｌａｔ. ｍＱ ｉ ｓ ｔｈｅ ｍａｓｓ ｏｆ ａ ｈｅａｖｙ ｑｕａｒｋ（ ｃ. ｉｇｈｔ ｑｕａｒｋ ｓ ｔｈｅ ｃｒｅａｔｅｄ ｌ ａｎｄ ｂ ｑｕａｒｋ） ． ｍぬｄｉ ｈ ｉ ｉ ｋ 入 ｔ ｔ ｄ ） （ ｄ ｒ ｎｇ ｔｅｎｓｉｏｎ‐ ｒ ｅ ｓ ｓ ｍａｓｓ ｕ ａｎ ｑｕａ － ／ Ｔ ｈ ｔｅｒｓｆ ４ ３ Ｔｈｅｖａｌｕｅｏｆαｉ ） ｒ （ ａ ａｍｅ ｏｒ 歩 ｅｐ αｓ ｓ ‐ ｆ Ｕ ［ ］ １ ０ Ｒ ｆ ｔ ｈ ｔ ｅｘｃｅｐ ｏｒ ． ａｒｅ ｅｓａｍｅａｓ ｅ．. ～ β ト Ｔ. Ｑ姦ｓｙｓｔｅｍ， αｒＱ）．. . . . ＧｅＶ. ＧｅＶ. ＧｅＶ２. １ ８４０ ． ５ ７１６ －. ３３０ ０ ‐ ０ ３３０ ‐. ０ １８３ ‐ Ｑ１８３. . . ＧｅＶ ５２０ ０ ． ４７５ ０ ・. －１ １７５ ‐ ー －○ ９５１ ・. ｉａｌ Ｔｈｅ ｐａｒａｍｅｔｅｒｓｆｏｒ 少 ａｒｅｔｈｅｓａｍｅ ａｓ Ｅｉｃｈｔｅｎ ｅｔａｌ ‐［１０］‐ Ｔｈｅｃｏｎｓｔａｎｔｐｏｔｅｎｔ. ｆ ｉｎｅｄｉｎ Ｅｑ‐（１０）ａｒｅｄｅｔｅｒｍｉｎｅｄｓｏａｓｔｏｒｅｐｒｏｄｕｃｅｔｈｅ ｍａｓｓｅｓ ｍｅａｓｕｒｅｄｆｒｏｍ ｐａｒａｍｅｔｅｒｓ び≠ａｎｄ びｒ ｄｅ ｉｏｎ ｉｎｇｔｅｎｓ ｉｖｅｌｙ‐ Ｔｈｅｓｔｒ Ｖ ＩＢ＝１０ ５５７ ＧｅＶ，ｒｅｓｐｅｃｔ ０１４ ＧｅＶ ａｎｄ２１ ｌｔｈｒｅｓｈｏｌｄｓ ｔｈｅｏｐｅｎ‐ｃｈａｎｎｅ ＊＝４ ｐ ． ‐ ，２Ｎ１ ５）ｉ ｓｔａｋｅｎ ｃｏｍｍｏｎｌｙ ｆｏｒ 歩 ａｎｄ Ｔ‐ ｐａｒａｍｅｔｅｒ ぇ ｉｎ Ｅｑ ‐（. ｌ ｉｎｇｌｅ ｃｈａｌ口ｌｅ Ｗｉ値 ｔｈｅｓｅ Ｐａｒａｍｅｔｅｒｓ ，ｔｈｅｓ. ｉｏｎｉｎ ｌｏｗ ロｌｅｏｐｅｎ ロｌ ｉｏｎｓ ａｃｃｕｒａｔｅｌｙ ｒｅｐｒｏｄｕｃｅ ｂｏｕｎｄｓｔａｔｅｓｂｅ ｒｅｓｈｏｌｄｂｕｔｓｈｏｗ ａｌａｒｇｅｄｅｖｉａｔ ｃａｌｃｕｌａｔ ｉ ｔｅｄ ｓｔａｔｅｓ ａｂｏｖｅｔｈｅｔｈｒｅｓｈｏｌｄ ｅｘｃ ‐ ｉａｌ ん を）ｆ ｉ ｉｏｎ ｐｏｔｅｎｔ ｄ ｌｆ ｆｔｈｅｔｒａｎｓ ｌｎ Ｆｉｇ．３ ｔ ｏｒ 汐 ａｎｄ Ｔ ｓｙｓｔｅｍｓ ， ｗｈｅｒｅん ， ｗｅｓｈｏｗ ｔｈｅｒａ ｉａ ｏｒｍ ｏ. ）ｉｓ ｐｒｅｓｅｎｔｅｄｆｏｒｔｈｒｅｅ ｖａｌｕｅｓ ｏｆ ケ ． （ γ. Ｔｈｅｒａｄｉａｌｆｏｒｍ ｏｆ 左（γ） ｈａｓ ａ ｒａｔｈｅｒｓｔｒｏｎｇ ケザｄｅｐｅｎｄｅｎｃｅ ‐. ｔｈ 故ｅ ｉｏｎｐｏｔｅｎｔ ｉａｌん（γ）ｈａｓａｓｈｏｒｔ Ｔｈｅ Ｌｏｒｅｎｔｚｖｅｃｔｏｒ‐ｔｙｐｅｔｒａｎｓｉｔ ‐ ｒａｎｇｅｒａｄｉａｌｆｏｒｍ ｉｎ ｃｏｍｐａｒｌｓｏｎ ｗｉ Ｌｏｒｅｎｔｚｓｃａｌａｒ・ ｏｎｅ 左（γ） － ｉｘｅｄ：１）ｔｈｅｒａｎｇｅｐａｒａｍｅｔｅｒシａｎｄ２ ｉｏｎ，ｔｗｏｆｒｅｅｐａｒａｍｅｔｅｒｓ ｍｕｓｔｂｅｆ ）ｔｈｅｓｔｒｅｎｇ故 ｌｎ ｏｕｒｃａｌｃｕｌａｔ ｉｏｎｔｏ ｙ ａｎｄ ジｉ ｔ ｉｏｎ Ｅｑ・（１１ ｓｐｒｅｓｅｎｔ ｉｎａｌｓｔａｔｅｉｎｔｅｒａｃｔ ） ｏｎｅ ｍｏｒｅｆｒｅｅｐａｒａｍｅｔｅｒ わ′ ｙ ｏｆｔｈｅｆ ｓｉｎａｄｄｉ Ｅ ２ ． ｉａｌ ｉｎｔｈｅ ｃａｓｅ ｏｆｔｈｅｓｃａｌａｒ ｔｙｐｅｐｏｔｅｎｔ ‐ ，ｓｈｏｗｎｉｎ ｑ‐（ ８）. ｉ ｔｓｉｎｏｒｄｅｒ Ｗｅｈａｖｅｓｅａｒｃｈｅｄｆｏｒｔｈｅｂｅｓｔｆ. ｈｅｅｘｐｅｒｉｍｅｎｔａｌｄａｔａｉｎｔｈｅｒａｎｇｅ シ；○－．（）○・８５ Ｇｅｖ， Ｙ ＝○（｝４－Ｏ Ｇｅｖ ａｎｄ －わ′ｓニー－４｛）２・９ ｔｏ ｒｅｐｒｏｄｕｃｅｔ ｉｎｇ ｖａｌｕｅｓｏｆｔｈｅ る′ ｉｇａｔｅｄｂｙ ａｌ ｔｅｒ ｉ Ｇｅｖ一． ｓ ｏｆｔｈｅｓｃａｌａｒｔｙｐｅａｒｅｉｎｖｅｓｔ ｓ ‐ Ｓｅｖｅｒａｌｃａｓｅｓ ｆｏｒ ａｎ ａｎａｌｙｓ ｐａｒａｎｌｅｔｅｒ．. １ ） （Ｇｅｖ‐. ． ） （Ｇｅｖ柵. ｉ ｉｏｎ ｐｏｔｅｎｔ ｉａｌ ＦＩＧ・３ ｔ ｓ ｏｆ 少 ａｎｄ Ｔ． Ｔｈｅ ｄｅｐｅｎｄｅｎｃｅ ｏｆｔｈｅ ｂ′ ・ Ｔｒａｎｓ ｉａ ｌｉ ｆｔｈｅ ｔｒａｎｓｉｔｉｏｎ ｐｏｔｅｎｔ ｔｅｄｉｎ ｔｈｅ ｈｅｒａｄ ｉａ ｌｆｏｒ ・ｎ ｏ ｓ ｐｌｏｔ ｐａｒａｎＱｅｔｅｒ ｏｎ ｔ ｉ Ｔ ｈ ｆ ｉ ｉ ｂ ｔ ｔ ）Ｔ ｅ ｓｓｈｏｗｎ （ ） （ ｎ ｎ ｎ ｖ ｅ ｃ ｏ ｒ ： 坊 ｅｃ ｏ ｓｃａｌａｒｔ ａ 班 ） ｇ ～ 唾 ）ｅｆｏｒｅａｃｈｃａｓｅ － ′ ＝ ー１０ －２ｏ ｉ ｂ ｄ ｈ ｄ ｌ ｈ ｄ ｄｄ Ｔ ｈ ｄ ｄ ｔ ｉｎｅ ｄ ａ ｒ ｔ ｔ ｅ ｉｄｌ ｎ － ｏ ‐ ａ ｓ ｅ ｅ ａ ｎ ｅ － ａ ｓ ｅ ｅ ｏ ａｓａｓｏｌ ‐， ． ｓ ‐ ， ， １ ｒｅｓｐｅｃｔ ‐ ｌａｒ ｔｙｐｅｓ ｉｎｇ ｃｏｎ ｉｖｅｌｙ ｒｅｐｒｅｓｅｎｔ ｆ ｉ ｌ “ ｉ Ｇ Ｖ ｓ ａ Ｏ ｃ ｎ ｅ ｇ ａｎｄ －３ ‐ ‐ ， ，. （ １ ） ６.
(10) . . １７. Ｃｏｕｐｌ Ｉ Ｍｏｄｅ ｌｆｏｒ 小 ａｎｄ Ｔ ｅｄ ‐Ｃｈａｎｎｅ. ｌｏｗｉｎｇ 尤２－ｖａｌｕｅ： Ｔｏ ｓｅａｒｃｈ ｆｏｒ 壮絶 ｂｅｓｔ Ｐａｒａ］ｍｅｔｅｒ ｓｅｔｓ， ｗｅ ｃａｌｃｕｌａｔｅ 廿 ｉ ｅｆｏｌ 尤. ２ ｒ禦ーｒ肌 ２ ぬ ｄ 』） 十（ △ｒ ）， △朋. ３７ （ ）. ｉｍｅｎｔａｌ（ｃａｌｃｕｌａｔｅｄ） ｍａｓｓ ）ａｒｅｔｈｅｅｘｐｅｒ （肌。α）ａｎｄ ｒ ゅ（ α ｓｕｓｅｄ ｗｈｅｒｅ △ 朋 ；△ｒ＝１Ｏ ＭｅＶ ｉ ｚ ｘ ｐ ，ａｎｄ 班ｅ ｉｖｅｌｙ‐ Ｔｈｅ 尤２ ｉｎｉｎｇ ‐ｐｌｏｔｓｏｆｖｅｃｔｏｒ ‐ｃｏｎｆ ｓｔａｔｅｆｏｒ Ｔ，ｒｅｓｐｅｃｔ ａｎｄ ｗｉｄｔｈ ｏｆ 伍ｅ３Ｓ‐ ｓｔａｔｅｆｏｒ 歩 ａｎｄ ｍｅ４Ｓ－ ｌｅｙｉｎｔｈｅ ｉｎｔｅｒａｃｔ ｉｏｎｃａｓｅｓａｒｅｓｈｏｗｎｉｎ Ｆｉｇ‐４ ‐ Ｆｏｒｂｏｔｈ 少 ａｎｄ Ｔ，ａｖａｌ. （ａ ）. （ｂ）. ７５. ‐. ３０. １００. ｘ. （Ｙ，ジ） －ｐｌｏｔｉ ｓｆｏｕｎｄｎｏｔｏｎｌｙ. ／. ‘. ２０. Ｘ. 墓. ん. . Ｉ０. . . ノＩ ８ ． Ｙ メ. 鱒. . . ４ ．. . . ２ ＦＩＧ・４ － ）３Ｓ（少）ａｎｄ（ｂ）４Ｓ（Ｔ）ｂｙ ｍｅａｎｓｏｆｔｈｅｖｅｃｔｏｒ－ ａ Ｐ１ｏｔｏｆｒｅｓｕｌｔｓ ｏｆ（ ・ ｚ （γ，シ） ２ ｌｅｙｉ ｉａｌ ｔｙｐｅＰｏｔｅｎｔ ｓｓｅｅｎ ｎｏｔｏｎｌｙｉ ｎ ａｎａｌｙｓｅｓｏｆｔｈｅｖｅｃｔｏｒ－ｔｙＰｅ Ｐｏｔｅｎｔｉａｌ ． Ｔｈｅ ズ ‐ｖａｌ ｂｕｔ ａｌｓｏ ｏｆｔｈｅｓｃａｌａｒ‐ｔｙｐｅ ｐｏｔｅｎｔｉａｌ ‐. ＴＡＢＬＥ ＩＩ ｉ ｚｅｄ ． Ｔｈｅ ｎｕｕｍｅｒｉｃａｌｒｅｓｕｌｔｓ ｏｆ 歩 ａｎｄ Ｔ ａｒｅ ｓｕｍｍａｒ ‐ Ｔｈｅ. ｌ ｌ ＦＳ１ｐａｒａｍｅｔｅｒｓ（Ｙ ａｎｄ ジ）ａｒｅｃｈｏｓｅｎｆｒｏｍ ｔｈｅ 尤２ － ｖａ ｅｙ ． Ｔｈｅｒｅｓｕｌｔｓ ｏｆ. ‘ｎａｉｖｅ“ ばｌｏｄｅ１ ｒ ｉｎ １ － ｈ ｎｎ １ ｔｈｅ‘ ｔｓ ｗｉ ｔｈｏｕｔ ｏｐｅｎ－ｃｈａｎｎｅ１ ｅｆｆｅｃｔ． ａ ｅ ｓ ｇ ｅ ｃ ａ ｅ ｒｅｓｕｌ ‘ Ｔｈｅ”ｖｅｃｔｏｒ“ ａｎｄ‘ ｉｎｅ－ ｈｅ Ｌｏｒｅｎｔｚ ｐｒｏｐｅｒｔｙ ｏｆｔｈｅｃｏｎｆ ｓｃａｌａｒ“ｔｙｐｅｌ ｒ ー ｅａｎｔ. ｌｕｅｓ ａｒｅ ｇｉｖｅｎ ｉｎ ＭｅＶ． ｌｎ ｉ ｍｅｎｔｔｅｒ ｎｔｈｅｔｒａｎｓｉｔｉｏｎ‐ Ｖａ Ｅｘｐ ］ ‐［１５. ｎａ・ｖｅ. ｒ. Ｉ １ １ａｓｓ. ｒ Ｉ ーａｓｓ. ｓｃａｌａｒ. ｖｅｃｔｏｒ Ｉ ｒ ーａｓｓ. ｒ. 立１ａｓｓ. ｒ. ［ ｓｅｔ Ｂ］ わ ４４８１ ５４. ４Ｓ. ４４１５. ３Ｓ. ４０４０. ４１１３. ［ ｓｅｔ Ａ］ α ４４３８ ３１ ４０４３ ２２. ２Ｓ. ３６８６. ３６８８. ３６６０. ０. ３６８７. ０. １Ｓ. ３０９７. ３０９７. ３０９０. ０. ３０９６. ０. ４２８９. ３１１. ４４０３. ８６６. ４３±１５ ５２±１０. ４４７２. ｌｅ ｐｏ Ｔ ５Ｓ ４Ｓ ３Ｓ ２Ｓ １Ｓ. Ｉ０８６５ １１０±１３ Ｉ０５８０ ２１±４ Ｉ０３５５ ＩＯ０２３ ９４６０. １０８５６ １０６２２ １０３５５ １００２３ ９４６０. ｅ ｐｏｌ. ５３. ［ ｓｅｔＣ］ ｃ １０８４９ ３６ １０５９５ ２６ １０３４６ ０ １００１９ ０ ９４５９ ０. ［ ｓｅｔ Ｄ］ ｄ １０８４７ １９ １０５８０ ２４ １０３４９ ０ １００２１ ０ ９４５９ ０. ｌ０７７０. １１１３０. αＹ ＝３ ４ Ｇｅｖ ジニ０ ６ ＧｅＶ２ ‐ ． ‐ ， ｂＹ ＝１ ８ ＧｅＶ ジ＝○ ５ ＧｅＶ２ ヶ ； ー２ ７ ＧｅＶ－ １ － － － － ， ， ｓ ＣＹ ニー ８ ＧｅＶ ジ＝○ ７ ＧｅＶ２ ‐ ‐ ‐ ， ｄＹ ニー ８ Ｇｅｖ シ＝○ ６ ＧｅＶ２ ろ′ ニ ー１ ５ Ｇｅｖ－１ ． － ‐ － ， ， ｓ. ） （ １７. ４０３９. ７０８. ６２６.
(11) . Ｍ‐ ＨＩＲＡＮ０， Ｎ‐ＹＡＢＵＳＡＫ１ ，Ｋ．ＫＡＴ０，Ｙ． ＭＡＴＳＵＤＡ ａｎｄ Ｍ．ＳＡＫＡ１. １８. ６ ０ ０ ０. ÷ 一二 ， 三二；； . . . ４ ０ ０ ０. ０. １. ２ Ｙ［ Ｇ … ▽ ］ ｅ. ３. ４. ０. . ０. １. ２ Ｙ［ Ｇ ｖ ］ ｅ. ３. ー干 ≠. も醐. ２ Ｇ Ｖ Ｙ｛ ］ ｅ. ３. ４. ー十三 キ ，。 デー ０. ４. １. １. ２ Ｙ［ Ｇ Ｖ ］ ｅ. ３. ４. ＦＩＧ．５． ｏｂｔａｉ ｓｔａｔｅｓｏｆ 小 ｎｅｄ ｍａｓｓｅｓａｎｄ Ｗｉｄｔｈｓａｒｅｓｈｏｖ靴 ｆｏｒｔｈｅ３Ｓ‐ａｎｄ４Ｓ‐ ，ａｎｄ ｈ ｌ ｈ ｆ ｈ Ｆ Ｓ １ ｈ ｔ ｔ ｆＴ ｔ γ ｏ ｔｅ ｔｈｅ４Ｓ‐ａｎｄ５Ｓ‐ ｔ ＭＭ ｐｏ ｅｓ ａ ｅａｃ ｓ ｒｅｎｇ ｗｉ ｓｔａｔｅｏ ｐａｒａｍｅｔｅｒ ． ｌ ｉｂｅｓｗｉｄｔｈ Ｔｈｅｓｅ ｖａｌｕｅｓ ｏｆ ｙ ａｒｅｃｈｏｓｅｎｆ ｒｏｍ ｔｈｅｖａｌ ｅｙ ‐ Ｔｈｅｃｒｏｓｓ ． Ｔｈｅｂａｒｄｅｓｃｒ ｉ ｉｏｎｐｏｔｅｎｔ ｉａｌ ｔ ｔ“）ｅｔ ｌ ｉｍｅｎｔａｌｄａｔａ ）ｔｈｅｖｅｃｔｏｒ ｒｅｐｒｅｓｅｎｔｓ せ ｒａｎｓ ‐ ａ ｅｅｘｐｅｒ － ①戸山ｅ ‐ 燐（ ′ １ ‐ ｉ ｌ 一２ Ｖ 故 ７Ｇｅ ‐ Ｔ ｃ ｉ ｉｏｎ ｐｏｔｅｎｔａ‐ ＴｈｅらｓＰａ ｔ～やｅｔｒａｎｓ ｔ ） ｅｖｅｃｔｏｒ ‐ ｒａｍｅｔｅｒｉ ｓ ‐ ｓｃａｌａｒ ‐ ｉ ｉｏｎｐｏｔｅｎｔ ｉａｌ ｉａｌ ｄ ｔ ）ｔｈｅｓｃａｌａｒ ｔ“＞ｅｔ ｔ“コ － ｒａｎｓ ｅｔｒａｎｓｉｔｉｏｎＰｏｔｅｎｔ ・ Ｔｈｅるをｐａｒａｍｅｔｅｒ ‐ （ ｄ ｓｑｕａｒｅ ｓ ｌ ｂ ｔａｔｅ ｏｆ 少 ｉａｍｏｎｄ ｂ ｉ ５ ＧｅＶ‐１ ｒ ｒ ｎｔ４Ｓ ｅ ｅ ｓ ｅ ｎ ｓ ‐ ａ ｏ ａ ｓ ｒ ｐ ｓ －１ ｙ ｍ ‐ ‐ Ｔｈｅ ｄ ，３Ｓ‐ ， ＊ ＊ ｄ ｉｖｅ ｌｙ ｔａｔｅｏｆＴ ａｎｄ ＢＢ，ｒｅｓｐｅｃｔ ｓ ａｎｄ Ｄ Ｄ ，ａｎｄ５Ｓ－ ‐ Ｔｈｅ ｍａｓｓｅｓ ａｎ Ｗｉｄｔｈｓｏｆ ，４Ｓ‐ ＭＭ ｐｏｌｅｓｂｅｃｏｍｅｌａｒｇｅｒ ｗｈｅｎｔｈｅｓｔｒｅｎ罫ｈ Ｙ‐ｉｓｉｎｃｒｅａｓｅｄｉｎｅａｃｈ ｃａｓｅ． ｌｎｔｈｅｃａｓｅ ｔｈ 廿ｉ ｆ３Ｓ（少）ａｎｄ ４Ｓ（Ｔ） ａｒｅ ｏｖｅｒｅｓｔｉｍａｔｅｄ ｉｎ ｃｏｍｐａｒ・ｓｏｎ ｗｉ ｅ ｏｆ Ｙ＝０ ，ｔｈｅ ｍａｓｓＥ海 ｏ ｉｍｅｎｔａｌｄａ ｔａ ｅｘｐｅｒ ‐. ｄヒ セ メ ｉｎ ｔｈｅ ｖｅｃｔｏｒ ｃａＳｅ ｂｕｔ ａｌ ｓｏｉｎ ｔｈｅ ｓｃａｌａｒ ｃａＳｅ ｓ ｏｆｂｏｔｈ ｂｏｕｎｄ ａｎｄ ‐ Ｔｈｅｃａｌｃｕｌａｔｅｄ ｍａｓｓｅｓ ａｎｄ Ｗｉ ｌｅｙ ｏｆ北２ ｔｈｔｈｅｏｂｓｅｒｖｅｄｄａｔａｅｘｃｅＰｔｆｏｒ ｔａｔｅｓａｌｏｎｇｔｈｅＶａｌ ｒｅｓｏｎａｎｃｅｓ ‐Ｖａｌｕｅｓａｒｅｉｎ ｇｏｏｄ ａｇＴｅｅｍｅｎｔ Ｗｉ ｉｏｎ，ｔｈｅ ら′ ｉ ｔｈｅ ｙ ＝ｏ ｃａｓｅ ｌ ｌｂｅ ｄｉｓｃｕｓｓｅｄｌａｔｅｒ‐ １ｎｔｈｅ Ｐｒｅｓｅｎｔ ｃａｌｃｕｌａｔ ｓｃｈｏｓｅｎ ｓｐａｒａｍｅｔｅｒｉ ， ｗｈ ｃｈ Ｗｉ ７ ＧｅＶ ａｓ －２ ．. ｌ ｉｃａｌｒｅｓｕｌ ｔｓ ａｎｄ ｏｂｓｅ ｆｏｒ 汐 ａｎｄ －１ ５ ＧｅＶ－ｌｆｏｒ Ｔ‐ ｌｎ Ｔａｂｌｅ ｌ １ｒｅｄ ｄａｔａ ａｒｅ ． ，ｔｈｅｏｒｅｔ. ｌｎａｒｉｚｅｄ‐ ｓｕｎｌ. ｉｎｇ ｏｆｔｈｅ ｃｏｎｔｉｎｕｕｍ ハ江ハ江 ｓｔａｔｅｓ ｗｉ ｔ ｈｔ ｈｅ ▽Ｖｅ ｏｂｔａｉｎｅｄ ｎｅｗ ｒｅｓｏｎａｎｃｅ ｓｔａｔｅｓ ｃａｕｓｅｄ ｂｙｔｈｅ ｃｏｕＰ１ ｔ力 ｑｕａｄｒａｎｔｏ ｉ× Ｐｏｌｅｓｉｎｔｈｅ４ ｆｌ 比 ｌ ｂｏｕｎｄ ＱＱｓｔａｔｅｓ ｅ ． ＳｕｃｈｒｅｓｏｎａｎｃｅｓｔａｔｅｓｃｏｒｒｅｓＰｏｎｄｉｎｇｔｏｔｈｅ Ｓ－ｍａｔｒ ｆｔｈｅｉｍａｇｉｎａｒｙＰａｒｔｏｆｔｈｅｃｏｍＰ１ｅｘＰｏｌｅｅｎｅｒｇｙ ｌｅｄｔｈｅＤ僅公４Ｐｏｌｅｓ ｃｏｍＰ１ｅｘｅｎｅｒｇｙＰ１ａｎｅ ａｒｅ ｈｅｒｅｃａｌ ‐ １ ｌ ｌ日ｈａｔＤＡＤ僅Ｐｏｌｅａｒｅｓｏｎａｎｃｅｓｔａｔｅｄｕｅ ｉ ｔｓｒｅａＩＰａｒｔ ｔｈｉ ｓｅｘｔｒｅｍｅｌｙｌａｒｇｅｉｎ ｃｏｍＰａｒｉｓｏｎ Ｗｉ ，Ｗｅｃａｎｎｏｔｃａ ｈ ｈｄ ｉｂｅ ｍａｓｓｅｓａｎｄ Ｗｉｄｔｈｓ ｉ ｆｅｔ ｉｍｅ ｉ ｉｏｎｓｏ ｆｔ ｈｅＤ江ＤＡＰｏｌｅｓ ｔ ｔｓＶｅｒｙ ｓｈｏｒｔｌ ｔｏｉ ． ＴｈｅＰｏｓ ，ｄｅＰｅｎｄ ， Ｗ ｉｃ ｅｓｃｒ ｏｎ. 値 ｄ ｉ ｌ ｄｉ 故 Ｍ Ｍ （Ｄ＊ ｉａｌａｎｄｔｈｅ ＦＳＩ ｉｎｇＰｏｔｅｎｔ 故ｅｃｏｕｐｌ ． ｌｎ Ｆｉｇ‐５ ，Ｗｅｐｒｅｓｅｎｔ ｅ 少 ａｎ Ｔ ｓｐｅｃｔｒａ ｎｃｕ ｎｇ ｅ. Ｄ＊ ＢＢ ）ｐｏｌｅｓ Ｗｈｉｃｈ ａｒｅ ｃａ１ｃｕ・ａｔｅｄ ａ１ｏｎｇ ｔｈｅ Ｚ２－ｖａ１ｌｅｙ ｆｏｒ Ｐａｒａｍｅｔｅｒｓ ｙ ａｎｄ シ． ，. ＊＊ Ａｓｓｈｏｗｎｉｎ Ｆｉｇ．５ ）ｐｏｌｅｓａＰＰｅａｒｉｎ ａｄｄｉｔｉｏｎｔｏｔｈｅ３Ｓ‐４Ｓ ｓｔａｔｅｓｏｆ 少 ａｎｄ４Ｓ‐５Ｓ ， ＭＭ （Ｄ Ｄ ，ＢＢ. ） （ １ ８.
(12) . Ｉ９. Ｉ Ｍｏｄｅ ｌｆｏｒ 少 ａｎｄ Ｔ Ｃｏｕｐｌ ｅｄ‐Ｃｈａ ｌｍｅ. ｌｅｒ ｍａｓｓ ａｎｄ ａ ｓｈａ ｔｈａｓ ａ ｓｍａｌ ｓｔａｔｅｓ ｏｆｌｌ 工 ｒＰ ｒ. ｌｅｒ ｈ ｗｈｅｎ ｔｈｅｓｔｒｅｎｇｔｈ Ｙ ｏｆ ＦＳ１ｂｅｃｏｍｅｓｓｍａｌ ｗｉｄｔ ・. Ｆｏｒ ｎｏｆ ｉｎａｌｓｔａｔｅｉｎｔｅｒａｃｔｉｏｎ ｃａｓｅ（Ｙ ＝０ ） ｓｏｂｔａｉｎｅｄａｔａｎｅｎｅｒきｎ′ｌｏｗｅｒｔｈａｎｔｈｅ３Ｓｓｔａｔｅ ，ｔｈｅ Ｍ Ｍ ｐｏｌｅｉ ｉｏｎａｌｌｅｖｅｌｈａｓｎｏｔｂｅｅｎ ｏｂｓｅｒｖｅｄ ｙｅｔｉｎ ｉｖｅｌｙ． Ｓｉｎｃｅｓｕｃｈ ａｎ ａｄｄｉ ｔ ｏｆ 少 ａｎｄｔｈｅ ４Ｓ ｓｔａｔｅｏｆ Ｔ，ｒｅｓｐｅｃｔ. 少 ａｎｄ Ｔ ｓｐｅｃｔｒａ， ｗｅｃａｎｎｏｔｅｍｐｌｏｙ. γ ＝０ ｉａｂｌｅｔｏｅｍｐｌｏｙｔｈｅｒａｔｈｅｒ ｔｓｅｅｍｓ ｍｏｒｅｒｅｌ ‐ Ｆｕｒｔｈｅｒｍｏｒｅ ，ｉ. ｌａｒｇｅ ｖａｌｕｅ ｏｆ ｙ，ｂｅｃａｕｓｅｔｈｅｌａｒｇｅ ｗｉ ｄｔｈ ｏｆ 化ｌ ｅハ４Ｄ江 ｐｏｌｅｉｓ ｆａｖｏｒａｂｌｅ ｆｏｒ ｈａｖｉｎｇ ｎｏ ｅｘｐｅｒｉｍｅｎｔａｌ ｉｖｅ ＦＳ１ｂｅｔｗｅｅｎ ｍｅｓｏｎ ａｎｄ ｔｓｓｔｒｏｎｇｌｙ ｓｕｐｐｏ貸 せｌａｔｔｈｅｒｅｐｕｌ ｔｓ ｅｘｉｓｔｅｎｃｅ ｓ ｅｖｉｄｅｎｃｅ ｏｆｉ ‐ Ｔｈｅｓｅｒｅｓｕｌ ｉ ｈｅ ｅｘｐｅｒｉ ｌｎｅｓｏｎ ｉ ａｎｔ ｌｎｅｎｔａｌｄａｔａ‐ ｓ ｎｅｃｅｓｓａｒｙ ｔｏ ｅｘｐｌａｉｎｔ. ′ ■２ Ｆｏｒｔｈｅ Ｌｏｒｅｎｔｚｓｃａｌａｒｔｙｐｅｏｆｔｈｅ ｂ ｉ ｉｏｎ ｐｏｔｅｎｔ ｉａｌ ７ Ｇｅｖ一 ａｎｄ －１ ５ Ｇｅｖ－． ｔ ÷ ａｎｓ － － ， ｗｅｃｈｏｓｅ ろｓ＝ ｆｏｒ 少ａｎｄ. ｌｏｗｉｎｇ ｗａｙ ｉｖｅｌｙ，ａｓ ｍｅｎｔ ｉｏｎｅｄ ａｂｏｖｅ ：Ａｓ ｒｅｓｐｅｃｔ ‐ Ｔｈｅｓｅｖａｌｕｅｓａｒｅｄｅｔｅｒｍｉｎｅｄｉｎｔｈｅｆｏｌ. ２ ２ ｌ ｌ ｌ ｌ ら′ ｓｃｈａｎｇｅｓ ｖａｌｕｅ， ｗｅ ｃａ ｃｕ ａｔｅ 尤 －ｖａｌｕｅｓｆｏｒ γ ａｎｄ ｙ ｐａｒａｍｅｔｅｒｓ ａｎｄ ｐ ｏｔｔｈｅ ｍｌｎｌｍｕｍ 尤 －ｖａ ｕｅｓｆｏｒ. 少 ａｎｄ Ｔ ａｓｉｎ Ｆｉｇ．６‐. ｆ ｌ ｆｅｒｅｎｔｖａｌｕｅｓｏｆも三 ａｒｅｆａｖｏｒａｂｌｅｆｏｒ 少（ る≦＝ －２ ｔｉｓｓｅｅｎ 仕ｌ ７ ＧｅＶ－１ ）ａｎｄ ａｔｄｉ ‐. ｌａｖｏｒ ５ ＧｅＶ－１ Ｔ（かｓ＝ －１ ） ｒｏｍ 値ｅｖｉｅＷＰｏｉｎｔｔｈａｔｔｈｅら′ ｓｉｎｄｅｐｅｎｄｅｎｔｏｆｆ ． Ｈｏｗｅｖｅｒ ｓｐａｒａｍｅｔｅｒｉ － ，ｆ ，ｗｅ ′ ｌ ２ － ｉ ｉｓ ケザｖａｌｕｅ ３ ＧｅＶ ａｔ廿ｌ ｔｈ ｄ］ ｃｈｏｏｓｅ ａｃｏｍｍｏｎ らｓ＝ －２ ｅｃｒｏｓｓｐｏｉｎｔｏｆ尤 －ｐｌｏｔｓｆｏｒ 小 ａｎｄ Ｔ‐ 帆『 ‐ ，ｗｅ ３０. ２０. べ. １０. 、 、 、 、 、 、 ０ 、 、 ・ 、 ‐ 、 、 、 ▲ 、 ・ 、 ・ 、 、. ｘ ′ ′ ′ 十 ′ ′ 〆. な ノ . ｏ. ′／ ′ ′ ′ ｘ‐捧※－”※／ １５. ２. 、 ・ ◇ 、 ◇、～◇‐◇ ２ ５ ．. ３. ーる′ ｓ ２ ｌｕｅｓｆｏｒ サ ｉｎ 歩 ａｎｄ ＦＩＧ・６ ． 尤 ｖａ Ｔ． Ｔｈｅ ｄ ｉａｍｏｎｄ ａｎｄ ｃｒｏｓｓｉｎｄ ｉ ｃａｔｅ 歩 ａｎｄ Ｔ ｃａｓｅｓ， ｒｅｓｐｅｃｔｉｖｅｌｙ． Ｔｈｅ ｉａｔｅ ｃｏｍ ｍｏｎ ｖａｌｕｅ ｏｆ る≦ ａＰＰｒｏＰｒ ３ ｓ 一２ ｐａｒａｍｅｔｅｒ ｂｅｔｗｅｅｎ 歩 ａｎｄＴｉ ‐. ＧｅＶ－１ ｌ ｉｎｅ ｉｓ ａ ｇｕｉｄｅ ‐ ‐ Ｔｈｅ ｄａｓｈｅｄ ｆｏｒｔｈｅ ｒｅａｄｅｒ’ｓ ｅｙｅ．. ｌｏｂｓｅｒｖｅｄ ｄａｔａ ｏｆ ｍａｓｓｅｓ ａｎｄ ｗｉｄｔｈｓ ｗｉ ｃａｎ ｅｘｐｌ ｔｈｉｎ ａ ｒａｎｇｅ ｏｆｌｏ′～２０ Ｍ【ｅＶ‐ ａｉｎ ａｌ. ＩＶ．ＤＩＳＣＵＳＳＩＯＮ. Ｔｈｅｒａｄｉａｌｄｅｐｅｎｄｅｎｃｅ ｏｆｔｈｅ Ｌｏｒｅｎｔｚｓｃａｌａｒ ｉ ｉｏｎ ｐｏｔｅｎｔ ｔｙｐｅｔｒａｎｓ ｉａｌ ｔ ‐ａｎｄ ｖｅｃｔｏｒ ‐ ｓ ａｒｅ ｓｈｏｗｎ ｉｎ Ｆｉｇ‐３‐ Ｔｈｅ ｃｏｎｔｒ ｉｂｕｔ ｉｏｎ ｆ ｉｎｉｎｇ ｉｎｔｅｒａｃｔ ｉｏｎ ｉｓ ｖｅｒｙ ｄｏｍｉｎａｎｔ ｈｅ ｃｏｎｆ ｉｍｅｎｔａｌ ｄａｔａ ｒｏｍ ｔ ‐ Ｔｈｅ ｅｘｐｅｒ ｉｏｎ ｐｏｔｅｎｔ ｉａｌ ｈｅｔｒａｎｓｉｔ ｔ ゴ セ ーｏｎｌｙｔｈｅ 。ＧＥｉｎｔｅｒａｃｔ ｃａｎｎｏｔ ｂｅｒｅｐｒｏｄｕｃｅｄ ｂｙｔ ｌ コｕｃｔｅｄ ｗｉ ｉｏｎ ｓｃｏｎｓ ， ｗｈｉｃｈｉ ｔｈｏｕｔｔｈｅｃｏｎｆ ｉｎｅ ｉｏｎ． ｌｎｔｈｅｓｃａｌａｒｃａｓｅ ｔｈｅｔｒａｎｓ ｉ ｉｏｎ ｐｏｔｅｎｔ ｉａｌｏｆＴ ｈａｓ ａ ｓｈｏｒｔ ａｎｄ ｗｉ ｔ ｌ ・ ｌ ｅｎｔｉｎｔｅｒａｃｔ ， ｈ ｒａｎｇｅｆｏｒｍ ｉｎｃｏｎｔｒａｓｔｔｏ 少 ｆｒｏｍ 値ｅ 汐ずｄｅｐｅｎｄｅｎｃｅｏｆ尤２ －ｖａｌｕｅｓｓｈｏｗｎｉｎ Ｆｉｇ‐６ ‐ Ｈｏｗｅｖｅｒ ，ｔｈｅ ｗ ｏｌｅ ｉ ｉｏｎ ｐｏｔｅｎｔ ｉａｌｉｎｄｉｃａｔｅｓ ａ ｒａｔｈｅｒｌｏｎｇ ｒａｎｇｅｉｎ ｃｏｍｐａｒ ｈｅｓｃａｌａｒ‐ ｔｙｐｅｔｒａｎｓ ｔ ｉｓｏｎ ｗｉ ｔｈ ｔｈｅ ｐｒｏｐｅｒｔｙ ｏｆｔ Ｌｏｒｅｎｔｚ ｖｅｃｔｏｒ‐ｔｙｐｅ ｔｒａｎｓ ｉ ｉｏｎ ｐｏｔｅｎｔ ｉａｌ ｔ ｉ ｉａｌ ｗｅｌ ｌ ｔｙｐｅ ｐｏｔｅｎｔ ｓｌｏｎｇ‐ｒａｎｇｅ ｐｒｏｐｅｒｔｙ ｏｆｔｈｅｓｃａｌａｒ‐ ． Ｔｈ. ） （ ９ １.
(13) . Ｍ． ＨＩＲＡＮ０， Ｎ．ＹＡＢＵＳＡＫ１ ＡＴ０，Ｙ． ＭＡＴＳＵＤＡ ａｎｄ Ｍ．ＳＡＫＡ工 ‐ ，Ｋ．Ｋ. ２０. ｉａｌ ｌｙｔｈｅ２Ｓ ｓｔａｔｅｏｆ 歩，ｃｏｍｐａｒｅｄ ｗｉｍ ｔｈｅｒｅｓｕｌ ｔｓｉｎｔｈｅ ｃａｓｅ ｒｅｐｒｏｄｕｃｅｓｔｈｅｂｏｕｎｄ ｓ ｔａｔｅ ｍａｓｓｅｓ ，ｅｓｐｅｃ ｉａｌ ｉａｌ ｉｏｎａｌ ｐａｒａｍｅｔｅｒ ｔ ｔｙＰｅ Ｐｏｔｅｎｔ ｔｙｐｅ Ｐｏｔｅｎｔ ｔｈｏｕｇｈｉｎｃｌｕｄｉｎｇ ｔｈｅ ａｄｄｉ ｏｆｔｈｅｖｅｃｔｏｒ － ‐ ． Ｔｈｅｓｃａｌａｒ ，ａｌ ｉａｌ ｔ ｈ ｔｈｅ ｅｘＰｅｒｉｍｅｎｔａｌｄａｔａｔｈａｎ ｔｈｅ Ｖｅｃｔｏｒ‐ｔｙｐｅ ｐｏｔｅｎｔ らも ｇｉＶｅｓ ｂｅｔｔｅｒ ａｇｒｅｅｍｅｎｔ ｗｉ ． Ｒｅｓｏｎａｎｃｅ ｐｏ ｌｅｓ ａｐｐｅａｒ ｄｕｅ ｔｏ ｔ 江公４ ｄｅｃａｙｉｎｇ ｃｈａｎｎｅｌｓｔａｔｅｓ ａｎｄ ｔｈｅ ｉｎｇ ｂｅｔｗｅｅｎ ｔｈｅ Ｄ ｈｅ ｃｏｕｐｌ. ｉｎｅｄ ＱＱ ｃｈａｎｎｅ ｌｓｔａｔｅｓ ｔｈｏｕｔａｎｙ ａｍｂｉｇｕｉ ｔｙｂｙ ｃｏｎｆ ‐ Ｔｈｅｅｎｅｒｇｉｅｓｏｆｓｕｃｈ Ｍ Ｍ Ｐｏｌｅｓ ａｒｅｏｂｔａｉｎｅｄ ｗｉ ｉ ｉｏｎｓ ｏｆｔｈｅ Ｄ ｉｎｇ ｍｅｔｈｏｄ 江Ｄ互 ｐｏ ｔ ｌ ｍｅａｎｓ ｏｆｔｈｅ ｃｏｍｐｌｅｘ ｓｃａｌ ｅｓ ｓｔｒｏｎｇｌｙ ｄｅＰｅｎｄ ｏｎ ． Ｔｈｅ ｅｎｅｒｇｙ ｐｏｓ ｉｎｇ ４ハ江 Ｐｏｌｅｓ， ｈｏｗｅｖｅｒ， ｗｅ ｃａｎ ｓｅｅ ｔｈａｔｔｈｅ ｃｏｕｐｌ Ｐａｒａｍｅｔｅｒｓ ｏｆｔｈｅ ＦＳ１ － Ｆｒｏｍ ｔｈｅ ｂｅｈａｖｉｏｒ ｏｆｔｈｅ ハ ｉｎｅｄ ＱＱ ｓｔａｔｅｓ ｗｉ ｔｈｔｈｅ ｄｅｃａｙｉｎｇ Ｍ Ｍ ｓｔａｔｅｓ ａｒｅ ａｌｍｏｓｔｅｑｕｉｖａｌｅｎｔｉｎ ｂｏｔｈ 少 ｍｅｃｈａｎｉｓｍｓ ｏｆｔｈｅｃｏｎｆ ｌｙ， ｗｈｅｎｔｈｅハ江Ｄ僅 ｐｏｌｅｓａｐｐｅａｒａｔｔｈｅｅｎｅｒｇｙｒｅｇｉｏｎ ａｂｏｖｅｔｈｅ３ｓ ｓｔａｔｅａｎｄｔ ｈｅ４ｓｓｔａｔｅ ａｎｄ Ｔ‐ Ｎａｍｅ ｉｎ. 歩 ａｎｄ Ｔ，ｒｅｓｐｅｃｔｉｖｅｌｙ，ｔｈｅ ｃｏｕｐｌｉｎｇ ｒｅｓｕｌｔｓｉｎ ｔｈｅ ｏｂｓｅｒｖｅｄ. ｆ ｔｓ ａｎｄ ｄｅｃａｙ ｗｉｄｔｈｓ ｉ ｍａｓｓ ｓｈｉ ｓ ‐ Ｔｈ. ｉｏｎ ｏｆｔｈｅ ｐｈｅｎｏｍｅｎｏｌｏｇｉｃａＩ ＫＯｇｕｔ ｉｎｇ ｈａｓ ａｌ ｈｅ ｃａｌｃｕｌａｔ ‐ ｓｏ ｂｅｅｎ ｏｂｓｅｒｖｅｄｉｎｔ ｐｒｏｐｅｒｔｙ ｏｆｔｈｅ ｃｏｕｐｌ Ｓｕｓｓｋｉｎｄ ｍｏｄｅ ｌ［ ］ ４ ． ，５ ＥｉｃｈｔｅｎｅｔａＬ［ １０ ］ａｌｓｏｓｔｕｄｉｅｄｔｈｅｓｐｅｃｔｒｏｓｃｏＰｙ ｏｆ 少 ｗｉｔｈ ａ ｍｉｃｒｏｓｃｏＰｉｃｔｒａｎｓｉｔｉｏｎｐｏｔｅｎｔｉａｌ ｍｏｄｅｌ ｉｎ ｗｈｉｃｈｔｈｅｐａｉｒｐｒｏｄｕｃｔ ｉｏｎ ｐｒｏｃｅｓｓ ｗａｓｔｒｅａｔｅｄ ｎｏｎｒｅｌａｔ ｉｖｉ ｉｃａｌ ｌｙ ｉｎｇ ｏｐｅｒａｔｏｒ ｓｔ ． Ｔｈｅｙ ｕｓｅｄｔｈｅｃｏｕＰｌ ｉｏｎ ｏｆｔｈｅ ＯＧＥ ｐａｒｔ ｉｂｕｔ ２２ ｒ ｃｏｒｒｅｓｐｏｎｄｉｎｇ ｔｏ Ｅｑ‐（ ）ｂｕｔｉｇ１ ｌｏｒｅｄｔｈｅｃｏｎｔ ． ｏｎ ｔｈｅ ｏｔｈｅｒ ｈａｎｄ， Ｂａｒｂｏｕｒ. ］ ｅｍｐｌｏｙｅｄｔｈｅ Ｌｏｒｅｎｔｚｓｃａｌａｒ‐ｐｏｔｅｎｔｉａｌｆｏｒｔｈｅｃｏｎｆｉｎｅｍｅｎｔｐａｒｔ‐ Ｔｈｅｙｉｎｖｅｓｔｉｇａｔｅｄ 値ｅ 少 １ ３ ｅｔ ａｌ ‐［ ２１ ２３） ｉｎｇｔｈｅｃｏｕｐｌ ｉｎｇ ｏｐｅｒａｔｏｒ ｃｏｒｒｅｓｐｏｎｄｉｎｇｔｏ Ｅｑｓ ）ａｎｄ（ ｉｄ ｓｐｅｃｔｒｕｍ ｕｓ ．（ ． Ｈｏｗｅｖｅｒ ，ｂｏｔｈ ｏｆ 位ｅｍ ｄ ｔｓｆｏｒ 少 ａｒｅｃｏｍＰａｒｅｄ ｗｉ ｔｈｔｈｏｓｅｏｆＥｉｃｈｔｅｎｅｔａｌ ｎｏｔｄｉｓｃｕｓｓｔｈｅｓｔｒｏｎｇ ｄｅｃａｙ ｗｉｄｔｈｓ ‐ ｏｕｒｒｅｓｕｌ ．［１０］. ］ｉｎ Ｆｉｇ．７． Ｔｈｅｙｐｅｒｆｏｒｍｅｄ ｍｕｌｔｉ‐ｏｐｅｎ‐ｃｈａｎｎｅｌｃａｌｃｕｌａｔｉｏｎｓ ｗｉｔｈｏｕｔｔｈｅＦＳ１ｉｎ ａｎｄ Ｂａｒｂｏｕｒｅｔａｌ １ ３ ．［ ｔｈｔｈｅ ＦＳ． ｃｏｎｔｒａｓｔｔｏ ｏｕｒ ｏｎｅ－ｏｐｅｎ－ｃｈａｎｎｅｌｏｎｅｓ ｗｉ ‐. Ｔｈｅｒｅｓｕｌ ｔｅｏｆ ｔｓｏｂｔａｉｎｅｄｆ ｒｏｍ ｏｕｒ ｍｏｄｅｌ ，ｉｎｓｐｉ. ｉｐｔ ｉｍｅｎｔａｌｄａｔａ ｔｈａｎ ｉｏｎ，ｇｉｖｅ ａ ｂｅｔ ｉ ｉｖｅ ｄｅｓｃｒ ｉｏｎ ｏｆｔｈｅ ｅｘｐｅｒ ｔａｔ ｔｈｅ ｏｎｅ－ｏｐｅｎ‐ｃｈａｎｎｅｌ ｃａｌｃｕｌａｔ ｔｅｒ ｑｕａｌ ｉｍａｔｅｄ ｔｈｅ ｉ ｉｏｎｓｉｎ ｗｈｉｃｈｔ ｈｅ ｍａｓｓｏｆｔｈｅ３Ｓ‐ｓｔａｔｅｉｓｏｖｅｒｅｓｔ ｓｔａｔｅｉｓ ｓｔｅｎｄｅｎｃｙｆｏｒｔｈｅ３Ｓ‐ ｒｐｒｅｄｉｃｔ ‐ Ｔｈｉ ｉｏｎ ｌ ｌ １ｉｓｓｗｉｔｃｈｅｄ ｏｆ ｆｉｎ ｏｕｒ ｃａｌｃｕｌａｔ ａｌ ｓｏ ｏｂｔａｉｎｅｄ ｗｈｅｎ ｔｈｅ ＦＳ ．７ ａｎｄ Ｔａｂｌｅｌ ‐ ，ａｓｓｈｏｗｎｉｎ Ｆｉｇ. ５０００. ４Ｓ. ′樹－器、 、冊 冊－ －郷. 纏. ３Ｓ 姿擬. 餌日 （ め 〉①夏 ）の. め 雨日 （ 〉①呂 ）の. ４０００. ５ｏｏｏ. （ ） ａ. 一 細 、 、 、 －－. ４Ｓ 厩. Ｓ細 ４ ｏ ３ ｏ ｏ. ２Ｓ － － 一－ － ‐ ‐－－一 一. ３０ｏｏ. ①）. ‐一 樹－佃－ －総－－ . － －．三．計′冊‐斑. ２Ｓ － － －. １Ｓ 一 ■ ３０ｏｏ. ４ ６ ３ Ｅｘ ０ １ ８２ １ｏ ０ ０ １ ２ １ ｐ ． ． ．〔 ． ． ． Ｙ（ＧｅＶ）. －一. 一. ｓ ■ － －－－－－－－－一 一 ｉ ４ Ｅｘ １ ２ ６３ ８２ ］ ｏ ｏ ０ １ ２ １ ｐ ． ．【 ． ． ． ． Ｙ（ＧｅＶ）. ＦＩＧ，７ ｉ ） ｖｅｃｔｏｒｔｙｐｅ ｃｈｔｅｎ ｅｔ ａｌ ｓｏｎ ｏｆ ｏｕｒ ｒｅｓｕｌｔｓ ｗｉｍ ｔｈｏｓｅ ｏｆＥｉ ． Ｃｏｍｐａｒ ，［１０］（ ］ Ｆ １ｉ ｌ ｂ ｈ ｆ ［ ２ ｌ Ｔ ｈ ｉ Ｓ ｈ ｉ ｄ ｌ １ ｔ ｔ （ ｔ ） ｎ ｎ ｅ ｒ ｍｏ ｅ ｏ ｏ ｓ ｃ ａ ａ ｒ ｅ ｅ ｒ ｅ ｓｎ ｏ ｓ ａｎｄ Ｂａｒｂｏｍ ｅｔ ａｌ ｙ ｐ ‐ ‐ ‐ ｉｍｉ ｌａｒｔｏｔ ｉｍａｔｅｄ・ Ｔｈｅｓｅｒｅｓｕｌ ｈ ３ｓ ｓｔａｔｅｓａｒｅｏｖｅｒｅｓｔ ｔｓａｒｅｓ ｈｏｓｅｉｎｔｈｅ ｙ ＝。 ｔｈｅ ］ ユ ュ ，ｔ ｅ － ｃａｓｅ ‐ ． Ｓｅｅｔｅ×ｔ. （ ） ２ ０.
(14) . ２１. Ｉ Ｍｏｄｅ ｌｆｏｒ 少 ａｎｄ Ｔ Ｃｏｕｐｌ ｅｄ ‐Ｃｈａｎｎｅ. ｉ ｌｒｅｓｕｌ ）Ｃａｓｅ ａｒｅ ｔｓｏｆ 少ｉｎｔｈｅｎｏ ＦＳ１（Ｙ；０ ＴＡＢＬＥＩＩ１・ Ｔｈｅｎｕｍｅｒ ｃａ １エーｏ］（ ）ａｎｄ Ｂａｒｂｏｕｒｅｔａｌ ｔｏｒｔ“）ｅ ｔｈｔｈｏｓｅ ｏｆＥｉ ｖｅｃ ｃｈｔｅｎｅｔａ ｃｏｍＰａｒｅｄ ｗ１ ‐ ｌ ） Ｔｈｅｙｔｏｏｋｉｎｔｏ ａｃｃｏｔ灯１ｔ ［ １２ ｈｏ ］（ ｒ ｍｏｄｅ ｔ ｓｅｂｙ ら’ α 一３Ｏ Ｇｅｖ－ｌｉｎｔｈｅｉ. － ． ‘ ｉｄ ｎｏｔ ｄｉｓｃｕｓｓｔｈｅ ｄｅｃａｙ ｗｉｄｔｈ ｍａｎｙ ｏｐｅｎ ｃｈａｎｎｅｌｓ ｂｕｔｄ ‐ Ｔｈｅ ｒｅｓｕｌｔｓ ｏｆ ＊Ｄ＊ｐｏｌ Ｔ ｈ Ｄ ｉ ｉｍｉ ｌａｒｒｅｓｕｌｔｓｔｏ ｔｈｅ ｉ ｃｈｉ ｓ ｎｏｔ ｒｓ ｅ ｗｈｉ ｓｔａｔｅ ｇ ｅ ｏｕｒ ３Ｓ‐ ｖｅｓ ． Ｔ ｈ ｔ ｒ ｆ ｅ ｃ ｏ ｉｄｅｎｔ ｉ ｉ ｖ ａｎｄ ｓｔａｔｅ ｅ ｓｓｅｅｎ ｕｎｄｅｒｔｈｅ３Ｓ‐ ｅｄｂｙｔｈｅ ｅｘｐｅｒｉｍｅｎｔｉ ‐ ｉｎｅｍｅｎｔｔｅｒ ｉ ｌｎ ｉ ｂｅｔｈｅ Ｌｏｒｅｎｔｚ ｐｒｏｐｅｎｉｅｓ ｏｆｔｈｅ ｃｏｎｆ ｎ ｓｃａｌａｒ ｔｙｐｅｓ ｄｅ ｓｃｒ ｉ ｉｏｎ‐ Ｖａｌｕｅｓ ａｒｅ ｇｉｖｅｎｉ ｔ ｔｒａｎｓ ｎ Ｎ［ ｅＶ‐. ［１０］. Ｅｘｐ‐ ［１５］ ｒ ーａｓｓ Ｉ. ４Ｓ ３Ｓ ２Ｓ １Ｓ. ｒ. ４４１５ ４３±１５ ４０４０ ５２±１０ ３６８６ ３０９７. ［１２］ 江ｌａｓｓ. ｌ ｒ ｌａｓｓ. ｒ. ４１９０ ３７００ ３０６５. ４４９０ ４１７１ ３６８７ ３０９６. ０‐０８ ３６ ０ ０. ４０１５. ０‐７２. Ｉ Ｅ ーａｓｓ. 窟ｌａｓｓ. ｒ. ４６２５ ４２２５ ３６８４ ３０９５. ４４６２ ４２０７ ３６４７ ３０８６. １‐１９ ７５ ０ ０. ４０１６. ０‐８０. ｅ ｐｏｌ ‐ αＹ ＝Ｏ ＧｅＶ ‐ ｂｙ ＝○ ＧｅＶ ろ′ ； ■２ ７ ＧｅＶ－１ ‐ ， ｓ. ［ ｓｅｔ Ｂ］わ ｓｃａｌａｒ. ‐［ ｓｅｔ Ａ］α ｖｅｃｔｏｒ. ＊Ｄ＊ ｐｏｌｅｉ ‐ 工ｎ ｔｈｅ ｃａｓｅ ｏｆ ｎｏ ＦＳ１（Ｙ＝０ ｓｏｂｔａｉｎｅｄ ａｒｏｔｕ・ｄｔｈｅ Ｄ＊Ｄ＊ｔｈｒｅｓｈｏｌｄ ） ． Ｔｈｅｏｖｅｒｅｓ ，ｔｈｅ Ｄ ｉｂｅｄｔｏｔｈｅ ａｐｐｅａｒａｎｃｅ ｏｆｔｈｉｓ Ｄ＊Ｄ＊ ｐｏｌｅｂｅｌｏｗ ｔｈｅ ３－ ｉ ｉｏｎ ｏｆｔｈｅ３Ｓ… ｔ ｓｔａｔｅ ｍａｓｓ ｓ ａｓｃｒ ・ｎａｔ ｓｔａｔｅ ｍａｓｓｉ ゴ ｈｅｒｈａｎｄ，ｔｈｅ Ｄ＊Ｄ＊ｐｏｌｅｈａｓｌａｒｇｅｌ ｒ ｌ ａｓｓａｎｄｄｅｃａｙ Ｗｉｄｔｈ ａｓｓｅｅｎｉｎ Ｆｉｇ‐７ － ＡｓｓｈｏＷｎｉｎ Ｆｉｇ‐５ ，ｏｎｔｈｅｏｔ ｉ ｉｖｅ ｆｏｒｃｅ ｂｅｔＷｅｅｎ １１ ｌｎｅｓｏｎ ｉｎ ｔｈｅ ｄｅｃａｙｉｎｇ ｓｔａｔｅｓ‐ ｉｎ ｔｈｅ ｃａｓｅ ｏｆ ｔｈｅ ｓｔｒｏｎｇ ｒｅｐｕｌ ｌｅｓｏｎ ａｎｄ ａｎｔ ｓ. ま ｌ ｆｔｈｅ３Ｓ」 Ｔｈｅｒｅｆｏｒｅ ｒ ー ーｎａｒｋａｂｌｙｉ比ー ｅ ｓｔａｔｅｌ ａｓｓｉ ｓｒｅ ｐｒｏｖｅｄｂｙｔａｋｉｎｇｉｎｔｏ ａｃｃｏｕｎｔ せ ，ｔｈｅｐｒｅｄｉｃｔｅｄ ｖａ ｕｅｏ ＦＳ１ ｉ ｌｉ ｈ せｌ ｈ ｈｅ ｉ ＦＳＩ ｓ ｉｎｄｉｓｐｅｎｓａｂｌｅ ｅｖｅｎ ｉｎ ｔ ｓ ． Ｂａｓｅｄ ｏｎ ロコ ， ｗｅ ｃａｎ ｓａｙ ｔ ａｔ ｅ ｓ ｏｒｔ ｒａｎｇｅ ｒｅｐｕｓｖｅ ｌｆｏｒｅｘｐｌａｉｎｉｎｇｔｈｅ ｏｂｓｅｒｖｅｄ ｄａｔａ ［１５］． ｍ・ｃｒｏｓｃｏｐｉｃ ｍｏｄｅ. Ｖ‐ＣＯＮＣＬＵＳ－ＯＮ. Ｗｒ ｅ ａｎａｌｙｚｅｄ 少 ａｎｄ Ｔ. ｆｅｃｔ ｄｕｅ ｔｏ ｃｏｕｐｌ ｉｎｇｓ ｓｐｅｃｔｒａ ｂｙ ｔａｋｉ ｎｇ ｉｎｔｏ ａｃｃｏｕｎｔ ｔｈｅ ｏｐｅｎ－ｃｈａｎｎｅｌ ｅｆ. ｉ ｉａｌｆ ｉｏｎｐｏｔｅｎｔ ｂｅｔｗｅｅｎｔｈｅｃｏｎｆ ｉｎｅｄ ＱＱ ａｎｄｔｈｅｄｅｃａｙｉｎｇ ＮＯ虹ｓｔａｔｅｓ ｔ ｒｏｍ ＱＱ ｓｔａｔｅｓｔｏ ＭＭ － Ｔｈｅｔｒａｎｓ ｉｃａｐｐｒｏｘｌ ｉｏｎ ｗｉ ｔｈｉｎａｎｏｎｒｅｌａｔ ｉｖｉ ｉｖｅｄｆ ｉｖｅｑｕａｒｋ‐ａｎｔ ｉｑｕａｒｋｉｎｔｅｒａｃｔ － ｓｔ ｒｏｍ ｔｈｅｅｆｆｅｃｔ ｓｔａｔｅｓｈａｓｂｅｅｎｄｅｒ ｉｏｎ ｗａｓ ｐｅｒｆｏｒｍｅｄ Ｗｉ ｔｈｉｎｔ ｉｏｎ‐ Ａ１ ｔｈｏｕｇｈｔ ｈｅｔｗｏ－ｃｈａｎｎｅｌ ｍｏｄｅ１ｂｙ ａｓｓｕＪ 〔 ｎｉｎｇ ｈｅ ｐｒｅｓｅｎｔ ｃａｌｃｕ１ａｔ ｍａｔ ｌ ｄ ｄｄ ｉ ｉ ｆｔｈｅｅｘｐｅｒ ｉｍｅｎｔａｌｄａｔａｆｏｒｂｏ ｌ ｔ ｈ ｔｈｅｏｎｅ‐ｏｐｅｎ‐ｃｈａｎｎｅ ，ｔｈｅｏｂｔａｉｎｅｄｒｅｓｕｔｓｐｒｏｖｉ ｅａｇｏｏ ｅｓｃｒｐｔｏｎｏ. 歩 ａｎｄ Ｔ‐. ｉ ｉｏｎ ｐｏｔｅｎｔ ｉａｌｃａｎ ｂｅ Ｔｈｅｓｈｏｒｔｃｏｍｉｎｇｓｉｎ ｐｒｅｖｉｏｕｓｓｔｕｄｉｅｓｂａｓｅｄ ｏｎｔｈｅ ｍｉｃｒｏｓｃｏｐｉｃｔｒａｎｓ ｔ. ｉａｌ ｆｏｒｍ ｏｆ ＦＳ．ｂｅｔｗｅｅｎ ｄｅｃａｙｉｎｇ ａ ｉｍｐｒｏｖｅｄ ｂｙｔａｋｉｎｇｉｎｔｏ ａｃｃｏｕｎｔｔｈｅ ｐｈｅｎｏｍｅｎｏｌｏｇｉｃａｌｅｘｐｏｎｅｎｔ － ‐ ｈ ｌ せ｝ｅｒａｎｇｅａｎｄｓｔｒｅｎ罫ｈ ｐａｒａｍｅｔｅｒｓ（し ｉｍｅｓｏｎ． ｌｎ 鉱ｅ ｐｒｅｓｅｎｔ ｍｏｄｅ ｍｅｓｏｎ ａｎｄ ａｎ ａｎｔ ，Ｙ）ａｒｅ ｃ ｏｓｅｎ ， ｉｎｉ ｉｎ ｏｒｄｅｒ ｔｏ ｒｅｐｒｏｄｕｃｅ ｔｈｅ ｏｂｓｅｒｖｅｄ ｄａｔａ． Ｔｈｅｒｅｓｕｌ ｔｅ Ｆｓｌｉ ｔｓｉｎｄｉｃａｔｅｔｈａｔｔｈｅ ｆ ｓ ｎｅｅｄｅｄ ａｎｄｔｈｅ ｉｎｇ ｍｅｃｈａｎｉ ｆ ｆｅｒｓｓ ｌ ｉｇｈｔ ｌｙｆ ｓｔａｔｅｏｆ歩 ｒａｄｉａｌｆｏｒｍ ｆｏｒ 少 ｄｉ ｒｏｍ 値ｅｏｎｅｆｏｒ Ｔ‐ Ｔｈｅｃｏｕｐｌ ｓｍｓｆｏｒｔｈｅ３Ｓ－ ａｎｄｔｈｅ４ｓ‐ ｓｔａｔｅｏｆＴ ｈａｖｅａｃｏｎｕｎｏｎｐｒｏｐｅｒｔｙ－ Ｔｈｅｏｂｓｅｒｖｅｄ ｍａｓｓｅｓａｎｄ ｗｉｄｔｈｓａｒｅｒｅｐｒｏｄｕｃｅｄ ｗｈｅｎ ｔｈｅ ＭＭ（Ｄ＊Ｄ＊ ａｎｄ ＢＢ ）ｐｏｌｅｓ ａｐｐｅａｒｉｎ ｔｈｅ ａｐｐｒｏｐｒｉａｔｅ ｐｏｓｉｔｉｏｎ ｏｎ ｍｅ ｃｏｍｐｌｅｘ ｅｎｅｒを夢 ｐｌａｎｅ‐ Ｔｈｉｓ ｉｎｇ ｈａｓ ａｌ ｓｏ ｂｅｅｎ ｏｂｔａｉｎｅｄ ｔｈｒｏｕｇｈ ｐｒｅｖｉｏｕｓ ａｎａｌｙｓｅｓ ｂａｓｅｄ ｏｎ ｔｈｅ ｐｒｏｐｅｒｔｙ ｏｆ ｔｈｅ ｃｏｕｐｌ ‐Ｓｕｓｓｋｉｎｄ ｍｏｄｅｌ［４ ｐｈｅｎｏｍｅｎｏｌｏｇｉｃａＩ ＫＯｇｕｔ ，５］． ＶＶｅ ａｌ ｉｇａｔｅｄ ｗｈｉｃｈ Ｌｏｒｅｎｔｚ ｐｒｏｐｅｒｔｙ ｏｆｔｈｅ ｓｃａｌａｒ‐ ｏｒ ｖｅｃｔｏｒ‐ｔｙｐｅ ｉ ｓ ｐｒｅｆｅｒａｂｌｅ ｓｏ ｉｎｖｅｓｔ ‐ ＶＶｅ ｓ ｎｏｔ ｐｒｅｆｅｒａｂｌｅ ｂｅｃａｕｓｅ ｔｈｅ ｓｈｏｒｔ ｒａｎｇｅ ｐｒｏｐｅｒｔｙ ｏｆ ｔｈｅ ｃｏｎｃｌｕｄｅ ｔｈａｔ ｔｈｅ ｖｅｃｔｏｒ‐ｔｙｐｅ ｐｒｏｐｅｒｔｙ ｉ. （ ） ２１.
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