(57)【特許請求の範囲】
【請求項１】
相対論的速度で入射されるＨ-イオンに直交する強い磁場を発生し、Ｈ-イオンから電子をストリップして中性化する磁場発生手段を備える荷電変換装置。
【請求項２】
相対論的速度で入射されるＨ0中性ビームに直交するウイグラー型磁場を発生する磁場発生手段であって、当該ウイグラー型磁場は相対論的速度で入射されるＨ0中性ビームにローレンツ力を作用する、磁場発生手段と、前記ウイグラー型磁場においてＨ0中性ビームと相対論的速度で衝突するようレーザー光を入射するレーザー光入射手段と、を備え、
前記磁場発生手段と前記レーザ光入射手段とは、共働して、入射レーザー光を入射Ｈ0ビームに衝突、吸収させ及び相対論的ドップラー効果により励起し、且つ前記のローレンツ力によりＨ+イオンにイオン化するよう構成されている
荷電変換装置。
【請求項３】
Ｈ0中性ビームにレーザ光を複数回衝突させるためレーザ光をリサーキュレーションさせる手段を更に備える請求項２記載の荷電変換装置。
【請求項４】
相対論的速度で入射されるＨ-イオンに直交するウイグラー型磁場を発生し、Ｈ-イオンから電子をストリップして中性化するテーパード・ウイグラーと、
前記テーパード・ウイグラーの前段に設けられ、入射されるＨ-イオン・ビームを前記テーパード・ウイグラーの中央部に導かせる電磁石と
を備える荷電変換装置。
【請求項５】
相対論的速度で入射されるＨ0中性ビームに直交するウイグラー型磁場を発生するテーパード・ウイグラーであって、当該ウイグラー型磁場は相対論的速度で入射されるＨ0中性ビームにローレンツ力を作用する、テーパード・ウイグラーと、
レーザー光の光子密度を増す光共振器と、を備え、
前記テーパード・ウイグラーと前記光共振器とは、共働して、前記ウイグラー磁場において、前記の光子密度を増したレーザー光を入射Ｈ0ビームに相対論的速度で衝突させ及び相対論的ドップラー効果により励起し、且つ前記のローレンツ力によりＨ+イオンにイオン化するよう構成されている
荷電変換装置。
【請求項６】
Ｈ0中性ビームが入射される方向に沿ってウイグラー型磁場を発生する磁場発生手段であって、当該ウイグラー型磁場は入射されるＨ0中性ビームの相対論的速度との相互作用によりローレンツ電場を発生する、磁場発生手段と、
前記の入射されたＨ0中性ビームと相対論的速度で衝突し当該Ｈ0を所望の主量子数まで共鳴励起させる光子密度までレーザー光の光子密度を増幅する光共振器と、を備え、
前記磁場発生手段と前記光共振器とは、共働して、前記ウイグラー型磁場において、前記の光子密度が増幅されたレーザ光を入射Ｈ0ビームに衝突させ当該Ｈ0を所望の主量子数まで共鳴励起し、及び相対論的ドップラー効果により励起し、且つ前記の発生されたローレンツ電場によりＨ+イオンにイオン化するよう構成されている
荷電変換装置。
【請求項７】
Ｈ0中性ビームが入射される方向に沿ってアンジュレータ磁場を発生する磁場発生手段であって、当該アンジュレータ磁場は入射されるＨ0中性ビームの相対論的速度との相互作用によりローレンツ電場を発生する、磁場発生手段と、
前記の入射されたＨ0中性ビームと相対論的速度で衝突し当該Ｈ0を所望の主量子数まで共鳴励起させる光子密度までレーザー光の光子密度を増幅する光共振器と、を備え、
前記磁場発生手段と前記光共振器とは、共働して、前記アンジュレータ磁場において、前記の光子密度が増幅されたレーザ光を入射Ｈ0ビームに衝突させ当該Ｈ0を所望の主量子数まで共鳴励起し、及び相対論的ドップラー効果により励起し、且つ前記の発生されたローレンツ電場によりＨ+イオンにイオン化するよう構成されている
荷電変換装置。
【発明の詳細な説明】
【０００１】
【発明の属する技術分野】
本発明は荷電変換装置に関する。
【０００２】
２１世紀の新しい科学技術推進の研究手段として、次世代強力中性子源の開発が注目されている。米国では、ＮＳＮＳが、欧州ではＥＳＳが５ＭＷクラスの大出力陽子加速器によってその実現を図ろうとしている。日本原子力研究所の中性子科学研究計画では、大強度超伝導線形陽子加速器を基幹施設とし、１．５ＧｅＶ、８ＭＷの陽子ビームを利用する多目的の研究施設を作ろうと提案している。そして、その主要研究テーマの一つである中性子散乱研究には大強度パルス中性子発生（５ＭＷ相当）用蓄積リングが必要である。これらの加速器や蓄積リングは、従来にない大出力の陽子ビームを発生させることから、これを安定にしかも安全に運転できるようにするために、加速器そのものは勿論その周辺施設のビーム漏れ対策及び低放射化対策が極めて重要な技術課題となり、その低放射化対策の成否が、その開発の成果及び保守・運転の難易さを決定づける大きい要因となると認識されている。
【０００３】
この蓄積リングの入出射装置とは、超伝導線形加速器から、１．５ＧｅＶ（β＝０．９２）、ピーク３０ｍＡのＨ-ビームを３．６ｍｓ間受けて、それをリング内にＨ+ビームとして一旦貯め込み、０．５μｓ程度のビームに圧縮した後、そのビームを５０Ｈｚ、ピーク１００Ａのパルスとして、中性子源となるターゲットに送り出すものである。
【０００４】
本発明は、特にこのような大強度パルス中性子発生用蓄積リング用入射装置に用いるのに適する荷電変換装置に関する。
【０００５】
【従来の技術】
従来、リングの入射には、陽子ビームの軌道を変える電磁石類や荷電変換用フォイルを利用するのが一般的である（例えば、Ａ．Ｈ．Ｍｏｈａｇｈｅｇｈｉ  ｅｔ  ａｌ．”Ｉｎｔｅｒａｃｔｉｏｎ  ｏｆ  ｒｅｌａｔｉｖｉｓｔｉｃ  Ｈ-ｉｏｎｓ  ｗｉｔｈ  ｔｈｉｎ  ｆｏｉｌｓ”，ＰＨＹＳＩＣＡＬ  ＲＥＶＩＥＷ  Ａ，  ＶＯＬＵＭＥ  ４３，ＮＵＭＢＥＥＲ  ３，１  ＦＥＢＲＵＡＲＹ１９９１（Ｔｈｅ  Ａｍｅｒｉｃａｎ  Ｓｏｃｉｅｔｙ発行）参照）。しかし、上記計画のような超伝導線形加速器の有利さを発揮させるには、常電導加速器と比較して長くパルス幅を広げつつ大出力化し、一方ビーム電流を低く抑え、空間電荷によるビームへの悪影響を少なくするのが得策である。そのため、ビームをリングに十分に貯めるには、３．６ｍｓ程度、数千パルスのマルチターン入射を行う必要がある。
【０００６】
この場合には、フォイルが入射される粒子自身による長時間照射を受けることは勿論、先に入射され、リングを周回する陽子ビームがフォイルに再衝突することなどから損傷を受けてフォイルの健全性を保つことが難しいばかりでなく、さらに陽子ビームの軌道の変化・散乱により、周囲の機器が放射化される可能性が大きいことが指摘されている。つまり、荷電変換装置を構成要素として含むビーム入射装置はリングの機器の中で放射化対策が最も困難とされるものである。従って、これらの欠点を克服する何らかの新しい装置の開発を真剣に検討することが緊急に必要となる。
【０００７】
【発明が解決しようとする課題】
本発明の第１の課題は、フォイルを用いない構成により低放射化を可能とする荷電変換装置を提供することにある。
【０００８】
本発明の第２の課題は、ビームに収束性を与えつつ、また、磁場による曲がりの影響を抑えつつ直進させることのできる荷電変換装置を提供することである。
【０００９】
本発明の第３の課題は、フォイルを用いない荷電変換装置において、更にレーザー出力の効率化と低減化を図ることにある。
【００１０】
本発明の第４の課題は、フォイルを用いない荷電変換装置において、ビーム偏向角に起因する放射化を著しく低減することにある。
【００１１】
本発明の第５の課題は、フォイルを用いず且つビーム偏向角に起因する放射化を著しく低減した荷電変換装置において、レーザー出力の一層の効率化と低減化を図ることにある。
【００１２】
【課題を解決するための手段】
上記第１の課題を解決するため、本発明の第１の局面による荷電変換装置は、相対論的速度で入射されるＨ-イオンに直交する強い磁場を発生し、Ｈ-イオンから電子をストリップして中性化する磁場発生手段を備えることを特徴とする。
【００１３】
上記第１の課題を解決するため、本発明の第２の局面による荷電変換装置は、相対論的速度で入射されるＨ0中性ビームに直交するウイグラー型磁場を発生する磁場発生手段であって、当該ウイグラー型磁場は相対論的速度で入射されるＨ0中性ビームにローレンツ力を作用する、磁場発生手段と、前記ウイグラー型磁場においてＨ0中性ビームと相対論的速度で衝突するようレーザー光を入射するレーザー光入射手段と、を備え、前記磁場発生手段と前記レーザ光入射手段とは、共働して、入射レーザー光を入射Ｈ0ビームに衝突、吸収させ及び相対論的ドップラー効果により励起し、且つ前記のローレンツ力によりＨ+イオンにイオン化するよう構成されていることを特徴とする。
【００１４】
上記第１及び第２の課題を解決するため、本発明の第３の局面による荷電変換装置は、相対論的速度で入射されるＨ-イオンに直交するウイグラー型磁場を発生し、Ｈ-イオンから電子をストリップして中性化するテーパード・ウイグラーと、前記磁場発生手段の前段に設けられ、入射されるＨ-イオン・ビームを前記テーパード・ウイグラーの中央部に導かせる電磁石とを備えることを特徴とする。
【００１５】
上記第３の課題を解決するため、本発明の第４の局面による荷電変換装置は、相対論的速度で入射されるＨ0中性ビームに直交するウイグラー型磁場を発生するテーパード・ウイグラーであって、当該ウイグラー型磁場は相対論的速度で入射されるＨ0中性ビームにローレンツ力を作用する、テーパード・ウイグラーと、レーザー光の光子密度を増す光共振器と、を備え、前記テーパード・ウイグラーと前記光共振器とは、共働して、前記ウイグラー磁場において、前記の光子密度を増したレーザー光を入射Ｈ0ビームに相対論的速度で衝突させ及び相対論的ドップラー効果により励起し、且つ前記のローレンツ力によりＨ+イオンにイオン化するよう構成されていることを特徴とする。
【００１６】
上記第４の課題を解決するため、本発明の第５の局面による荷電変換装置は、Ｈ0中性ビームが入射される方向に沿ってウイグラー型磁場を発生する磁場発生手段であって、当該ウイグラー型磁場は入射されるＨ0中性ビームの相対論的速度との相互作用によりローレンツ電場を発生する、磁場発生手段と、前記の入射されたＨ0中性ビームと相対論的速度で衝突し当該Ｈ0を所望の主量子数まで共鳴励起させる光子密度までレーザー光の光子密度を増幅する光共振器と、を備え、前記磁場発生手段と前記光共振器とは、共働して、前記ウイグラー型磁場において、前記の光子密度が増幅されたレーザ光を入射Ｈ0ビームに衝突させ当該Ｈ0を所望の主量子数まで共鳴励起し、及び相対論的ドップラー効果により励起し、且つ前記の発生されたローレンツ電場によりＨ+イオンにイオン化するよう構成されていることを特徴とする。
【００１７】
上記第５の課題を解決するため、本発明の第６の局面による荷電変換装置は、Ｈ0中性ビームが入射される方向に沿ってアンジュレータ磁場を発生する磁場発生手段であって、当該アンジュレータ磁場は入射されるＨ0中性ビームの相対論的速度との相互作用によりローレンツ電場を発生する、磁場発生手段と、前記の入射されたＨ0中性ビームと相対論的速度で衝突し当該Ｈ0を所望の主量子数まで共鳴励起させる光子密度までレーザー光の光子密度を増幅する光共振器と、を備え、前記磁場発生手段と前記光共振器とは、共働して、前記アンジュレータ磁場において、前記の光子密度が増幅されたレーザ光を入射Ｈ0ビームに衝突させ当該Ｈ0を所望の主量子数まで共鳴励起し、及び相対論的ドップラー効果により励起し、且つ前記の発生されたローレンツ電場によりＨ+イオンにイオン化するよう構成されていることを特徴とする。
【００１８】
【発明の実施の形態】
以下、本発明の荷電変換装置を前述の大強度パルス中性子発生用蓄積リングのための入射装置に適用した場合の好適実施形態について図面を参照して詳述する。なお、図面において、同一の参照番号は同一又は類似の構成要素を示す。
【００１９】
Ａ．第１の実施形態
ここで述べる本発明による荷電変換装置を用いた荷電変換型リング入出射装置は、荷電変換のためにウイグラー磁場を使い、リング軌道を入出射のために軌道をいじらない、つまり、バンプ電磁石などを使用しないものである。図１に最も単純なリングの入出射装置の概念図を模式図で示す。図１の模式図のように蓄積（アキュムレータ）リング１０に直線部を設け、そこに入出射装置を設置し、荷電交換のためには、静磁場に高速粒子が突入した時に生じるローレンツ力と光子の衝突によるイオン化を行う。
【００２０】
第１の実施形態においては、いずれの装置の設計も、その場所でのビーム・ロスが１０-5程度にすることを目標としている。
【００２１】
図１に示される入射装置１２は、大強度陽子線加速器からのＨ-ビームを大きく散乱させることなくリング１０に入れるようにするものである。入射装置１２は、大強度陽子線形加速器からのＨ-イオンをまずローレンツ力により中性化してリング軌道内に入れる荷電変換装置の１つである中性化装置１４と、そのＨ0ビームにローレンツ力をかけつつ光子と衝突させることにより、Ｈ0ビームをイオン化してリングの軌道に乗せる別の荷電変換装置の一つであるアイオナイザー１６とを含む。つまり、入射装置１２においては、入射のために、Ｈ-の中性化（Ｈ-→Ｈ0）と（Ｈ0→Ｈ+）の２つのプロセスを必要とする。
【００２２】
・中性化
まず、図１に示される中性化装置１４によりＨ-イオンを中性化してリング１０内に導入する方法を説明する。光速に近い速度即ち相対論的速度で走るＨ-をそれに直交する強い磁場中に通すとＥ＝Ｖ×Ｂのローレンツ電場が生じ、この電場がＨ-の捕らえている電子にかかる電場を乱し自由にする、つまり中性化することができる。言い換えると、Ｈ-を形作る最外周の軌道を廻る電子は、ローレンツ電場によってポテンシャルを下げられ、水素原子から離れるようになり中性化される。図２にＨ-イオンから電子をストリップして中性化する飛程を、それに必要な磁場の関数として示す。なお、図２は、Ａ．Ｊ．Ｊａｓｏｎ  ｅｔ  ａｌ：ＩＥＥＥ  Ｔｒａｎｓａｃｔｉｏｎｓ  ｏｎ  Ｎｕｃｌｅａｒ  Ｓｃｉｅｎｃｅ，ＮＳ−２８，ＮＯ．３，Ｊｕｎｅ  １９８１．の論文に手を加えて作成したものである。図２によると、Ｈ-ビームを０．５Ｔのそれに直交する偏向磁場中を数十センチメートル通すと、ローレンツ力：ｅＥ＝ｅβγｃＢによってＨ-ビームは殆ど中性化され、電子がストリップされずに残る確率を十万分の１程度に下げることができる。なお、当該技術分野において周知のとおり、β及びγはそれぞれ、β＝ｖ／ｃ及びγ＝１／（１−β2）1/2である。
【００２３】
従って、図３のｂ）のように、電子ストリッパーとしてリング１０の偏向電磁石３０による偏向電磁場を直接使うか、あるいは図３のａ）のようにリング１０の外に適当な中性化電磁石３２を設置するかにより、リング１０内に中性ビームをフォーカスさせつつ直進させ導入することができる。中性化される前に受ける磁場の距離によって、直進するＨ0ビームの方向が決まるが、その偏向幅は十分狭く、ほぼそれ以前の方向に直進するとみてよい。もし、残留Ｈ-イオンが残るならばその電荷を利用して曲げ、それらはビームダンプに導くようにすればよい。
【００２４】
・イオン化
図１に示される中性化装置１４によりＨ-イオンは中性化され、その中性ビームは慣性により直進し、リング１０内の直線部に設けられたアイオナイザー１６のウイグラー型磁場に突入する。ウイグラー型磁場を採用する理由は、強い磁場を用いても既に周回するイオンの軌道に影響がなく、また、この中でイオン化されたイオンの軌道への影響も小さく出来るからである。図４にウイグラー磁場を生じるアイオナイザー１６の一構成例を示す。図４における構成では、ウイグラー型磁場として５個の超伝導電磁石４０（コイル幅５ｃｍ）を５対用いた周期長２０ｃｍ、最大磁場５Ｔの実質１．５周期のものである。なお、本発明は図４の構成に限定されるものではなくウイグラー型磁場を発生する構成であればよい。両端の磁場強度は１／２とし周回イオンへの影響を最小としている。この程度の超伝導電磁石のウイグラーは、技術的にはＫＥＫフォトン・ファクトリーのウイグラーとして実用化されているものである。
【００２５】
ここに入ってきたＨ0ビームの一部はローレンツ力だけによりイオン化されることもある。その確率は図５の通りで、主量子数ｎが２以上の励起原子は磁場中を通過している時間（ｔ＝３×５ｃｍ／ｖ〜０．５４３ｎｓ）に１００％イオン化されることになる（なお、図５はＤ．Ｓ．Ｂａｉｌｅｙ  ｅｔ．：Ｎｕｃｌｅａｒ  Ｆｕｓｉｏｎ  ５，４１（１９６５）による。）。ただし、ここでは簡単化のため磁場分布を矩形波状とみなして考える。残る基底状態の原子Ｈ0をイオン化するためには磁場強度が足らず、何らかの方法でｎ＝２以上に励起しなくてはならない。
【００２６】
実験室系で静止している電子は、１．５ＧｅＶ（β＝０．９２）のＨ0に乗った系から見れば、逆に、β＝０．９２の電子ビームが水素ガスに突入すると見なせる。つまり、静止したＨ0ガスに約８１８ｋｅＶ（β＝０．９２）の電子ビームが打ち込まれのに相当する。この電子との衝突により、Ｈ0がイオン化するばかりでなく、基底状態のＨ0をｎ＝２以上に励起できれば、ウイグラー磁場のローレンツ力によりイオン化されることになる。ビームに乗った系で考え、ｎをＨ0の密度、ｎeを電子密度、σとしてはＨ0に乗った系の数値をとるとして、
【数１】
0003650516.tif 000002
であるから、これを解いてから、実験室系に戻して考えれば、
【数２】
ｎ＝ｎ0ｅｘｐ（−ｔ／γτ）
τ＝１／σβｃｎe
が得られる。
【００２７】
ここで、ｎ／ｎ0＝１０-5、ｔ＝０．５４３ｎｓ（三つの磁場強度最大のところを通過する時間の和）、γ＝２．６０とすれば、必要条件としてτ＝１８ｐｓが得られ、ｎeσ〜２／ｃｍが得られる。
【００２８】
もし、イオン化されれば、Ｈ+となり、偏向電磁石の磁場の影響を受け軌道が変わり、リング軌道に入ることになる。ただし、ウイグラー磁場中でイオン化されたイオンがその後に受けるウイグラー磁場による軌道変化については後述する。
【００２９】
さて、Ｈ0の励起法について、いろいろの衝突断面積を考えることができるが、第１の実施形態は光励起法を用いており、光励起法について以下に述べる。
【００３０】
基底状態にあるＨ0を２ｐレベルに励起する光の吸収断面積はよく知られているように１２１．６ｎｍの光で、σ〜１×１０-13ｃｍ2である（電気学会：放電ハンドブック（１９７４）ｐ．１９参照）。図６のａ）のようにレーザー光をＨ0正面から衝突させることを考える。図６のａ）において、Ｈ0ビームはアイオナイザー１６のウイグラー磁場を発生する超伝導電磁石４０の対の中を図面において左より右に走行する。なお、図６のａ）はＨ0の光励起を説明するための模式図であるので、超伝導電磁石４０の数については図４と整合をとっていない。レーザー装置６０から発生されたレーザー光はミラー６２により超伝導電磁石４０の対の中を図面において右より左に進み、左より走行してくるＨ0ビームと衝突する。衝突しなかったレーザー光はミラー６４により向きを変えられ光ダンプに入る。まず、相対論的速度のＨ0に乗った系で考えると相対論的ドップラー効果により、Ｈ0を励起させるに必要な光の周波数は次のようになる。即ち、ω′＝ωγ（１−βｃｏｓθ）において、ｃｏｓθ＝−１と考えると、実に６０７．７ｎｍのレーザー光でよいことになる。即ち、実験室系では、６００ｎｍのレーザー光を考えてみれば十分である。つまり、６００ｎｍの光子はν＝５．０×１０14に相当することになるからｈν＝３．３１×１０-19Ｊ＝２．０７ｅＶとなる。この光の１ＭＷのパルスはビーム径を１．０ｃｍ2としてｎ〜１．０×１０14ｃｍ-3となる。ｎσ〜２ｃｍ-1であるからｎ〜２×１０13ｃｍ-3が必要であり、２００ｋＷあれば必要条件を十分に満たすことになる。このレーザーを製作するには、この出力がＣＷとするとやや難しいものと思われる。レーザー光をミラー６６などにより図６のｂ−１）及びｂ−２）のようにリサーキュレーションさせ、Ｈ0ビームと相互作用させることは容易であり２００倍以上効率を上げることが可能であれば、ピーク１ｋＷ（３．６ｍｓ、５０Ｈｚで平均１８０Ｗ）のレーザー光で十分である。図６のｂ−１）は、レーザー光のマルチパスが走行方向を横から見てＸ型になるようミラーを配置した例を示し、図６のｂ−２）は、箱型になるようミラーを配置した例を示す。後者では、穴の空いた平面鏡あるいは曲面鏡も用い得る。なお、本発明はレーザー光をリサーキュレーションできればいずれの構成でもよい。実際には、このレーザーはパルス幅の長いことから、半導体レーザーなどからのビームを非線形素子で増幅することになる。ただし、スペクトル幅について厳しい条件は要らない。
【００３１】
なお、このイオンの寿命は放射再結合から２．１３ｎｓの飛程で換算すると５８．８ｃｍとなる。これは、イオンと電子がこの間並進することが必要で、第１の実施形態の場合は再結合しない。また、イオン化されない中性の原子（図１の参照番号１８のＨ0）は次のセクションの偏向電磁石（図１は模式図のため示されていないがアイオナイザー１６の出力側に設けられている。）の所を直進し、ビームダンプへ分岐される。
【００３２】
前述のとおり、第１の実施形態はローレンツ力と光励起法の組合せを用い、ウイグラー磁場の存在は本質的である。そこで、まず、そのウイグラー磁場について説明する。その磁場の特性パラメーターＫ値を用いると簡便である。そのＫ値は次のように表される。放射光施設のウイグラー研究の際によく用いられるＫ値は、電子の場合その運動方程式から、Ｋ＝ｅＢλ／２πｍ0ｃ＝９３．４Ｂλである。これから、第１の実施形態の場合は質量を陽子のそれに替えて、Ｋ＝ｅＢλ／２πｍpｖ＝０．０５５Ｂλとなる。
【００３３】
このＫ値を利用するとウイグラー磁場中を通過する周回陽子ビームＨ+（図１参照）は、３角関数的な運動を行い、その最大偏向角は次のように見積もることができる。即ち、ψ＝Ｋ／γであり、ここで、Ｂ＝５Ｔ、λ＝０．２ｍを入れるとＫ＝０．５５となり、前述のようにγ＝２．６０とすると、ψ＝Ｋ／γ＝０．０２ｒａｄとなる。しかし、通過後はその偏向角は０である。つまり、周回する陽子ビームの軌道には影響を与えないようにすることができる。
【００３４】
それでは入射されてきたＨ0ビームがウイグラー磁場中でイオン化されると、そのイオンはどうかというと、その偏向角は、その運動方程式から簡単に、（Ｋ／γＢ）∫Ｂyｄｚである。ただし、積分はイオン化された所からウイグラー終端までである。この設計のウイグラーでは、両端で１／２の磁場強度としていることからψ＝Ｋ／２γ＝０．０１ｒａｄがその最大値となる。ウイグラー磁場を図４のような磁場分布につくる理由はここにあるのである。この偏向角は大きく見えるが、最もイオン化される確率の高い所は磁場最大の所で、そこでの偏向角は０であることから、１／１０が実効的な値であろう。
【００３５】
前述のとおり、新しい荷電変換装置を用いた新しい入射装置として、ウイグラー磁場と高エネルギー粒子との相互作用によりローレンツ力の場の中で、相対論的ドップラーシフトした光子ビームによる光励起の方法を用いるイオン化システムが実現可能である。
【００３６】
なお、Ｈ+ビームをリングから出すための出射装置は、図１に示されるように、従来行われてきたキッカー電磁石２０とセプタム電磁石２２との組合せの方式で良い。これは、もともとフォイルを使わないものなので余り中性子散乱用の蓄積リングへの影響はないと思われる。
【００３７】
Ｂ．第２の実施形態
本発明の第２の実施形態は、入射装置の中性化装置（以下、「ニュートラライザー」という。）について、ビームに収束性を与えつつ、また、磁場による曲がりの影響を抑えつつ直進させることのできるように、また入射装置のアイオナイザーについて、レーザー出力の効率化と低減化が図った点で第１の実施形態を改良したものである。
【００３８】
第２の実施形態では、入射装置はニュートラライザーとアイオナイザーから構成される。前者はリング外部のビーム・トランスポート部に置かれ、収束用電磁石とウイグラーからなり、Ｈ-をＨ0に中性化するものである。後者は、リング内の直線部に設置され、ウイグラーと光共振器からなり、ウイグラー磁場と入射粒子の相対論的速度によるローレンツ力を利用して、光子ビームとの散乱によりイオン化するものである。従来の装置のように、バンプ電磁石などによるリング内のビーム軌道を変えたり、フォイルによる散乱もない。本概念に基づく最適化は、陽子蓄積リング入射装置部でのビーム・ロスの低放射化に役立つものである。
【００３９】
以下の記述においては、第１の実施形態における記述と部分的に重複するが、理解を容易にするため繰り返す。
【００４０】
また、第２の実施形態においても、本発明の荷電変換装置を適用するリング入射装置では、ビーム・ロスが１０-5程度になるような最適な構成をとっている。
【００４１】
１．入射装置
図７に本発明の第２の実施形態の入射装置の配置図を示す。図７に示される入射装置１１２は、リング１１０外部のビーム・トランスポート部に置かれリングに入れる前にＨ-ビームを収束させつつ中性化するニュートラライザー１１４と、リング１１０の直線部に置かれＨ0ビームをイオン化するアイオナイザー１１６とから構成される。両者の強い磁場はウイグラー電磁石を用いて磁場による軌道変化を最小限にする。入射のためのバンプ電磁石などのリング内の粒子軌道を変えるものは一切使わず、しかも荷電変換のためのフォイルも使わない。
【００４２】
ニュートラライザー１１４では、大強度陽子線形加速器からのＨ-イオンをその相対論的速度と磁場との相互作用によって生ずるローレンツ力により中性化してリング軌道内に入れる。アイオナイザー１１６では、さらにそのＨ0ビームを周期的で強い磁場中に通し、ビームにローレンツ力をかけつつ光子と衝突させる。これによりＨ0ビームをイオン化してリング１１０の軌道に乗せる方法をとる。つまり、この入射のためには、Ｈ-の中性化（Ｈ-→Ｈ0）とイオン化（Ｈ0→Ｈ+）の二つのプロセスを必要とする。しかも、Ｈ-ビームを大きく散乱させることなくリングに入れること、また、先に入り周回するイオンに悪影響を与えない方法を用いる。
【００４３】
１．１  ニュートラライザー
まず、Ｈ-イオンを中性化してリング内に導入する方法を説明する。光速に近い速度即ち相対論的速度で走るＨ-をそれに直交する強い磁場中に通すとＥ＝Ｖ×Ｂのローレンツ電場が生じ、この電場がＨ-の捕らえている電子にかかる電場を乱し自由電子とする。言い換えると、Ｈ-を形作る外周の電子は、ローレンツ電場によってポテンシャルを下げられ、水素原子から離れることができる。前述のとおり、図２は、Ｈ-イオンから電子をストリップして中性化する飛程を、それに必要な磁場の関数として示す図である。図２によると、Ｈ-ビームを１Ｔのそれに直交する偏向磁場中を数センチメートル通すと、ローレンツ力：ｅＥ＝ｅβγｃＢによってＨ-ビームは殆ど中性化され、電子がストリップされずに残る確率を十万分の１程度に下げることができる。
【００４４】
従って、図７のように、まず、リング１１０の外でＨ-ビームをニュートラライザー１１４の構成要素である４重極電磁石１１８に通し、ビームをアイオナイザー中央部に収束させる。なお、本発明は、４重極電磁石１１８に限られず、ビームをアイオナイザー中央部に収束させる機能を有するればいずれの電磁石でもよい。４重極電磁石１１８の後にニュートラライザー１１４の構成要素であるテーパード・ウイグラー１２０を置き電子ストリッパーとして作用させる。これによりリング１１０内に中性ビームを直進させ導入することができる。また、中性化する前に、４重極電磁石１１８により適当な距離にビームを収束させることができるし、収束点でのビームの断面を楕円形にすることができる。ここでは、後述するように、長軸３ｃｍ、短軸１．５ｃｍの横長楕円形としよう。
【００４５】
テーパード・ウイグラー１２０の電子ストリッパー用電磁石では、Ｈ-ビームは中性化されるまでは力を受け、その磁場中の距離によって、Ｈ0ビームの直進する方向が決まる。後述するように、その偏向幅を十分狭くするために案出したのがテーパード・ウイグラー１２０で、これによりほぼ直進するとみてよい。もし、残留Ｈ-のイオンが残るならばその電荷を利用して磁石により曲げ、ビームダンプに導くようにすればよい。
【００４６】
図８のａ）に、テーパード・ウイグラー１２０の構成の一例を模式的に示す。図８のａ）において、Ｈ-ビームはドリフト管８０の中を図面において左より右に走行する。ドリフト管８０の上下に電磁石８２、８４が対になって設けられ、電磁石８２の強度ピークは電磁石８４のそれの半分となっている。このように、両端の磁場強度ピークが中間の磁場強度ピークより小さくされている構成をここではテーパードと称する。なお、本発明は、両端の強度ピークが中間のそれの半分であることに限定されるものでない。第２の実施形態においては、図８のａ）に示されるようなテーパード・ウイグラーの磁場は、１／４周期５ｃｍ（周期２０ｃｍ）で、中央部で１Ｔ、両端部の半周期では、強度ピークが１／２になるものを考える。磁場分布は図８のｂ）に示すようになる。この磁場に入ってきたＨ-ビームは周期的に振動する力を受けることになる。従って、
【数３】
0003650516.tif 000003
から、
【数４】
0003650516.tif 000004
ここで、ｖxは磁場によって生ずる速度変化分であり、積分領域はウイグラー磁場の先端から中性化される所までとする。この積分値は図８のｃ）のようになり、放射施設や自由電子レーザー開発で用いられる計算法を利用することができる。なお、図８のｃ）あるいは後述の第３の実施形態における図１５のｂ）及び図１６のｃ）に見られるように偏向角はｚ軸を中心にプラスとマイナスに均等に振れており、これは本発明のテーパード・ウイグラーを用いたことによるものである。一方、両端も中央の磁場強度と同じ通常のウイグラーの場合には当該技術分野では既知のとおり偏向角の全体の大きさは同じであるがプラス側かマイナス側の一方向のみに偏向する。従って、本発明はウイグラーをテーパード・タイプにすることにより、通常のウイグラーに比較して最大偏向角が半分にすることができ、ビーム偏向角に起因する放射化の低減に大きく寄与する。詳しくは次節で述べるが、偏向角は両端部で磁場強度が１／２であることを考慮して、最大２．０ｍｒａｄであり、最も中性化される確率の高い最大磁場の所（中央部）では０となる。その最大偏向角の１／４まで許されるとして０．５ｍｒａｄ、１０ｍで５ｍｍの偏向角となり小さい。最大偏向角の１／４とは、最大磁場部前後０．８ｃｍ以内で中性化したものに相当する。なお、中性化された後は、図７のリング１１０の偏向電磁石１２２の影響を受けずに直進することになる。
【００４７】
１．２  アイオナイザー
図７に戻り、ニュートラライザー１１４でＨ-ビームは中性化され、その中性Ｈ0ビームは慣性により直進し、リング１１０内に入る。そこで中性Ｈ0ビームをイオン化するための手段として、第２の実施形態においても、ウイグラー磁場中での光子との衝突を用いる。リング１１０の直線部に設置されたアイオナイザー１１６のウイグラー型磁場に突入する場合を考えよう。ウイグラー型磁場を採用する理由は、強い磁場を用いても既に周回するイオンの軌道にはその影響を少なく出来るからである。
【００４８】
・ウイグラー
図９にウイグラー磁場を生じるアイオナイザー１６の一構成例を示す。図９に示す構成では、ウイグラー型磁場として５個の超伝導電磁石９４０（コイル内径５ｃｍ）を７対用いた周期長２０ｃｍ、最大磁場５Ｔのものである。なお、本発明は図９の構成に限定されるものでなくウイグラー磁場を発生する構成であればよい。両端の磁場強度は半分としイオンの軌道に影響しないようにしている。この程度の超伝導電磁石は、ＫＥＫフォトン・ファクトリーのウイグラーとして実用化されている技術である。
【００４９】
そのウイグラー磁場の性質は特性パラメーターＫ値を用いると便利である。放射光施設のウイグラー研究の際によく用いられるＫ値は、次のように計算される。電子の場合はその運動方程式から、Ｋ＝ｅＢλ／２πｍ0ｃ＝９３．４Ｂλであるから、今回の場合は、質量を陽子のそれに替えて、Ｋ＝ｅＢλ／２πｍpｃβ＝０．０５Ｂλ／βとなる。
【００５０】
このＫ値を利用すると前節の積分は（Ｋ／γ）ｓｉｎ２πｚ／λとなることから、イオン化された所によって偏向角は決まることになる。そして、Ｈ+ビームの最大偏向角はψ＝Ｋ／γであることから、次のように見積もることができる。即ち、ここで、Ｂ＝５Ｔ、λ＝０．２ｍ、β＝０．９２を入れるとＫ＝０．０５５となり、ψ＝Ｋ／γ＝２０ｍｒａｄとなる。実際には、両端で磁場強度が１／２になっていること、イオン化される最大磁場のところが偏向角０であることから許される偏向角は最大偏向角の１／４として５ｍｒａｄの周辺であろう。これはウイグラーから１ｍのところに収束用電磁石を置く必要があり、また、イオン化する場所の局所化の必要性を示唆する。
【００５１】
また、周回する陽子ビームの軌道に影響を与えないようにするには、ウイグラー全長にわたる積分∫Ｂyｄｚ＝０であることが必要で、このため図９に示すような磁場分布をつくる必要がある。
【００５２】
ここに入ってきたＨ0ビームの一部はローレンツ力だけによりイオン化されることもある。その確率は図５に示す通りで、主量子数ｎが２以上の励起原子は磁場の最大値の部分を通過している時間（ｔ＝５×５ｃｍ／ｖ〜０．９０６ｎｓ）に１００％イオン化される。しかし、殆どは基底状態の原子Ｈ0であり、それをイオン化するためには磁場強度が足らず、そのまま残る。そこで基底状態のＨ0ビームがウイグラー磁場を通過中に何らかの方法でｎ＝２以上に励起しなくてはならない。
【００５３】
・光励起法
つまり、光子との衝突により基底状態のＨ0をｎ＝２以上に励起できれば、ウイグラー磁場のローレンツ力により原子ポテンシャルの歪んだＨ0はイオン化されることになる。ｎをＨ0の密度、ｎeを光子密度とし、σとしてはＨ0に乗った系の数値をとるとするとして１．５ＧｅＶ（β＝０／９２）のＨ0に乗った系から見れば、
【数５】
0003650516.tif 000005
である。これを解いてから、実験室系に戻して考えればｔ’＝ｔ／γとおいて、
【数６】
ｎ＝ｎ0ｅｘｐ（−ｔ／γτ）
τ＝１／σβｃｎe
が得られる。
【００５４】
ここで、ｎ／ｎ0＝１０-5、ｔ＝０．９０６ｎｓ（五つの磁場強度最大のところを通過する時間の和）、γ＝２．６０とすれば、必要条件としてτ＝３０．３ｐｓが得られ、ｎeσ〜１．２ｃｍ-1が得られる。
【００５５】
もし、イオン化されれば、Ｈ+となり、直線部を通り抜け偏向電磁石（図７の１２４）等の磁場の影響を受けて軌道が変わり、リング軌道に入ることになる。
【００５６】
基底状態にあるＨ0を２ｐレベルに励起する光の吸収断面積はよく知られているように１２１．６ｎｍの光で、σ〜１×１０-13ｃｍ2である（電気学会：放電ハンドブック（１９７４）ｐ．１９参照）。相対論的速度のビームに乗った系で図６のａ）のようにレーザー光をＨ0正面から衝突させることを考えると、相対論的ドップラー効果により、Ｈ0を励起させるに必要な光の周波数は次のようになる。即ち、ω′＝ωγ（１−βｃｏｓθ）において、ｃｏｓθ＝−１と置いて計算すると、実に可視光領域６０７．７ｎｍのレーザー光でよく極めて作りやすいレーザーとなる。この領域のレーザー光は簡単に見つけることができ、また、共鳴イオン化ではありながらスペクトル幅も広くて良い。ここでは６００ｎｍとしよう。
【００５７】
６００ｎｍの光子はν＝５．０×１０14ｓ-1に相当することになるからｈν＝３．３１×１０-19Ｊとなる。この光の１ＭＷ、３．６ｍｓのパルスはビーム断面積を１．７ｃｍ2（理由は後述）としてｎ〜０．５９×１０14ｃｍ-3となる。ｎσ〜１．２ｃｍ-1、σ〜１×１０-13ｃｍ2であるから必要な光子密度はｎ〜１．２×１０13ｃｍ-3となり２０５ｋＷあれば必要条件を十分に満たすことになる。このレーザーを製作するのは、長パルス（３．６ｍｓ、５０Ｈｚ）であるため、一般に使われている工業用レーザーが１０ｋｗ程度とを考えると難しいものと思われるので、さらに効率を上げるための工夫が必要となる。
【００５８】
・光共振器
そこで、少ない出力で光子密度を上げるため、レーザー技術で用いる光共振器を利用する。レーザービームの径をある程度太くするため光共振器は凹面鏡と凸面鏡の組合せで構成する。図１０に、光共振器の一例として凹面−凸面構成のファブリー・ペロー共振器５０を示す。図１０において、５２は凸面鏡を、５４は凹面鏡を示す。光共振器の設計法によれば（多田邦夫、神谷武志共訳：光エレクトロニクスの基礎（１９８８年）丸善発行参照）、ミラーの曲率半径を、１０４ｍ（凸面鏡）、１０９ｍ（凹面鏡）で距離６ｍ離した光共振器は安定であり、その中央部でのスポットサイズ（半径）は７．３５ｍｍ、ミラー上でそれぞれ７．２ｍｍ、７．５ｍｍとなる。即ち、図１０のように半径７．３５ｍｍ、つまり、断面積１．７ｃｍ2の光ビームを貯め込むことができる。この光共振器の回折損失はミラー径３８ｍｍとして１０-4以下であり、その他の損失を考慮しても２０５倍に光子の密度に上げることが出来る。即ち必要なレーザー出力は１ｋＷで十分である。これは現在の技術力から考えて十分実現可能なレーザーである。実際には、このレーザーはパルス幅の長いことから、半導体レーザーなどからのビームを非線形素子で増幅することになろう。スペクトル幅も厳しい条件は要らない。
【００５９】
この光共振器５０を図１１のような真空チャンバー５６を作りウイグラー磁場に配置して、Ｈ0ビームと相互作用させて、イオン化することは容易である。なお、図１１において、５８は、外部のレーザー発生源からのレーザー光を光共振器５０の内部に導く鏡である。光共振器５０の光軸の傾きを決定するためには図１２のように考えて、粒子ビームの通るためのクリアランスを半径２０ｍｍにとってもミラーの半径は３８ｍｍとることができる。その傾きで交叉させると光の断面は図１３のようになり、ここにＨ0ビームが入射するように横長楕円形に収束させたのである。
【００６０】
なお、イオン化されない中性の原子は、図７のように次のセクションの偏向電磁石１２４の所で、ビームダンプへ分岐される。
【００６１】
２．まとめ
以上のとおり、荷電変換の効率を上げることを第一とした第２の実施形態は、極めて特徴のあるニュートラライザーとアイオナイザーを用いたリング加速器への入射装置である。ニュートラライザーでは、Ｈ-ビームの状態のうちに４重極電磁石により収束をかけ、その後に中性化するテーパード・ウイグラーに入れる。ウイグラー磁場によるローレンツ力は電子ストリッパーとして有効であるが、中性化された位置により若干の偏向を受ける。この面からウイグラー磁場の最適化が必要であるが、０．２ｍｒａｄは１０ｍで２ｍｍであり小さい。なお、リングの偏向電磁石の部分では、Ｈ0のイオン化を避けるようにその強度を最適に設計する必要がある。また、アイオナイザー中央部に楕円状に収束させ、光子ビームの効率的利用を図っている。
【００６２】
アイオナイザーでは、光共振器による光励起法によるイオン化を提案した。ウイグラー磁場の存在はイオン化するのに、基底状態の中性原子を一つ上のレベルに励起するだけでよく、レーザーへの負担を極めて軽減したと言える。１．５ＧｅＶのビームの特徴を最大限に利用し、ローレンツ力の利用、相対論的ドップラー効果の応用などがそれに大きく貢献した。ウイグラー磁場や光子の利用などは周回イオンの散乱といった悪影響を大きく低減化し、極めて有望であることがわかった。
【００６３】
リング外に設置するニュートラライザーとリング直線部に設置されるアイオナイザーの構成による新しい入射装置のビーム損失は１０-5と従来方式とは格段の低率である。ニュートラライザーは収束用４重極電磁石等とウイグラー磁場の組合せにより、ビームに収束性を与えつつ、また、磁場による曲がりの影響を抑えつつ直進させ、アイオナイザーに導くことができる。
【００６４】
アイオナイザーはウイグラー磁場と光共振器による光子ビームによるイオン化システムである。光子ビームは相対論的ドップラー効果を用いるため可視域のレーザーでよく、また、光共振器により必要とするレーザー出力も最低化することができる。ウイグラー磁場による電離効果によりレーザー光の効率化と共に、周回するイオンへの影響を最少にできることも特長の一つである。
【００６５】
Ｃ．第３の実施形態
本発明の第３の実施形態は、ビーム偏向角に起因する放射化を著しく低減する点で第１及び第２の実施形態を改良したものである。
【００６６】
第３の実施形態では、入射装置は、ニュートラライザーとアイオナイザーにより構成され、それぞれにウイグラー磁場による荷電変換法を用いる。前者はリング外部のビーム・トランスポート部に置かれ、収束用電磁石とウイグラー磁場とからなり、Ｈ-をＨ0に中性化するものである。後者は、リング内の直線部に設置され、ウイグラーと光共振器からなり、Ｈ0をイオン化するものである。どちらも、相対論的速度をもつ入射粒子のローレンツ電場を利用するが、イオン化のためには、相対論的ドップラー効果及びレーザー光の共鳴吸収を最大限に利用して、効率的に荷電変換するものである。ウイグラー磁場による強いローレンツ電場は、レーザー光荷電変換効率を格段に上昇させる。従来のように、フォイルによる散乱もなく、周回しているイオンへの影響もない。従って、陽子蓄積リング入射装置部でのビーム偏向角に起因するビーム・スピルを無くし低放射化に極めて有効である。
【００６７】
なお、以下の記述においては、第１及び第２の実施形態における記述と部分的に重複するが、理解を容易にするため繰り返す。
【００６８】
１．はじめに
発明の属する技術分野の欄において述べたように、日本原子力研究所中性子科学研究計画用陽子蓄積リングは、超伝導線形加速器から、１．５ＧｅＶ（β＝０．９２）、ピーク３０ｍＡのＨ-ビームを３．６ｍｓ間受けて、それをリング内に入れて貯め込むものである。この蓄積リングでは、この後、０．５μｓ程度のビームに圧縮し，そのビームを５０Ｈｚ、ピーク１００Ａのパルスとして、中性子源となるターゲットに送り出す。
【００６９】
この蓄積リングの入射装置は、このような従来にない大出力のビームを入射するため、入射部におけるビーム漏れ対策及び低放射化対策に万全を期す必要があり、そのため新しい概念を導入した入射方式を開発しなければならない。また、上記計画のように超伝導線形加速器を採用し、長パルスの加速が出来るという有利さを発揮させるには、長いパルス幅のマルチターン入射が必要であり、その際のビーム・スピルを極めて低く抑える方策を検討する必要がある。
【００７０】
このため従来のフォイルによる荷電変換方式に代わる方法として、磁場と光を用いた低放射化入射装置について第１及び第２の実施形態において述べた。即ち、ウイグラー磁場に相対論的速度を持つ水素（Ｈ-、Ｈ0）ビームを通過させることにより、その際に生ずるローレンツ電場（Ｅ＝ｖ×Ｂ）によって電子脱離（中性化）あるいはイオン化させる方式である。この時、光はローレンツ電場の不足分を補う形で利用する。
【００７１】
しかし、第１及び第２の実施形態においては、ビーム・ロスの効率的低減化を図ることを主眼として、強い磁場を用い、その際に生ずるビーム偏向角を小さくすることには積極的ではなかった。具体的には、第２の実施形態において、偏向角が５ｍｒａｄの周辺であり、収束用電磁石を設けることやイオン化する場所の局所化の必要性を示唆することを述べたようにビーム偏向角は小さくはなかった。そこで、最も重要な眼目の一つである低放射化、即ち、ビーム・スピルによる放射化を減らすためには、このビーム偏向角を小さくすることが肝要であり、そのためには荷電状態でのビームが通過する磁場を弱くし、あるいはその磁場の通過距離を短くすることが必要である。従って、第３の実施形態では、第１及び第２の実施形態を更に改良するためにこれまでの発想を逆転させ、ビームスピルを極限的にまで下げ、ビーム偏向角をある限界値以下に制限した上で荷電変換を行う方式に考え方を変える。そして、光子ビームによる励起は、その弱い磁場でのイオン化の補助とする。
【００７２】
第３の実施形態における入射装置は、図１４のように、Ｈ-ビームをリング４１０に入れる前に収束させつつ中性化するニュートラライザー４１４と、リング４１０の直線部に置かれたＨ0ビームをイオン化するアイオナイザー４１６を一直線上に構成する二段階方式とする。このうち、ニュートラライザー４１４では、Ｈ-ビームを周期的なウイグラー磁場中に通過させ電子を脱離させ中性化する。中性化されたＨ0は直進してリング４１０内直線部に設置されたアイオナイザー４１６に入る。アイオナイザー４１６では、そのＨ0ビームに光子ビームを衝突・吸収させ励起させると共に、同時にウイグラー磁場のローレンツ電場により電離・イオン化させる。これによりＨ0ビームをイオン化してリング４１０の軌道に乗せることができる。イオン化出来なかったＨ0ビームは直進してビームダンプへ入る。
【００７３】
この方法によれば、弱いウイグラー磁場の採用により、偏向角への影響を最小限にできる。また、先にリング４１０に入り周回するＨ+イオン軌道にも悪影響を与えない。励起のための光子ビームは、水素原子の電子との相互作用を行うだけであるから、水素ビームのエミッタンス増加や偏向角の増大などビームの軌道自身への影響は最少である。従って、全体として偏向角を小さくしたままＨ+に荷電変換しリング４１０に入れることが可能となる。
【００７４】
しかし、この励起用光子ビームの発生源であるレーザーに対する仕様は、通常の方式では大出力で真空紫外域の波長など現在の実用化レベル以上のものが要求される。そこで、第３の実施形態では、原子力研究（レーザー同位体分離）や核融合研究（中性粒子加熱、プラズマ診断）などで研究されている共鳴イオン化法（共鳴励起法）を導入し、極めて効率的な荷電変換を採用する。さらに、光共振器の採用により光子密度の増大を図り、レーザー出力の低減化を図る。更に、後述するように、実験室系での光子密度ｎνはＨ0に乗った系（静止系）での光子密度ｎν’との間にｎν＝ｎν’／γの関係があり、これはローレンツ収縮により光子密度がγ倍に増加することを示しており、従って、光子密度はローレンツ収縮によっても更に増大し、レーザー出力の低減化が更に図れる。また、レーザーの波長に関しては、水素ビームＨ0が相対論的速度を持っていることを利用し、相対論的ドップラーシフトによる短波長化（レーザー光は長波長でよい）を図る。これらによってレーザーの波長は可視光領域のものでよく、仕様は格段に軽いものとすることができる。
【００７５】
さて、ここで述べるリング入射装置では、設計条件として４つの条件を課す。
【００７６】
第一に、容器壁を放射化する要因となる荷電変換の際生ずる水素ビームの偏向角を１ｍｒａｄ（１０ｍで１ｃｍ）以下に小さくすること。そして、容器壁に衝突するいわゆるビーム・スピルを、この限界値より大きな偏向角をもつビームとここでは定義する。
【００７７】
第二は、弱いウイグラー磁場でイオン化させるために光子ビームによる共鳴励起法を採用する。
【００７８】
第三に、荷電変換できないビームをビームロスと定義し、それをさしあたり１０-5以下とする。ただし、荷電変換できずにロスとなる粒子であってもビーム・ダンプなどへ導くことができ、これによる容器壁の放射化はない。
【００７９】
第四は、これらの過程において、偏向角によるビームのエミッタンス増加を防ぐと共に、同時に、リング内に周回するイオンの軌道には極力影響を与えないこととする。
【００８０】
以下にこれらの４条件を満たす最適な構成を記述する。
【００８１】
２．ニュートラライザー
図１４に示す入射装置４１２では、Ｈ-の中性化（Ｈ-→Ｈ0）とイオン化（Ｈ0→Ｈ+）の二つのプロセスに分離させ、両者ともウイグラー磁場による荷電変換（電子脱離、イオン化）を行わせる。
【００８２】
・荷電変換率に関する用語の定義
ここでは、まず、二つの荷電変換プロセス共通の用語を定義しておく。入射ビーム強度（Ｉi、初期値Ｉi0）、荷電変換した後のビーム強度（Ｉc＝Ｉi0−Ｉi）とし、Ｉc／Ｉi0を荷電変換率、Ｉi／Ｉi0は荷電変換しなかった比率を意味するから、その最終値をビームロス率と定義する。さらに、Ｉcを、荷電変換による偏向角が或る限界値ψcritより大きいもの（Ｉs）と、小さいもの（Ｉg）との二つに分ける。即ち、Ｉc＝Ｉs＋Ｉgであり、Ｉg／Ｉi0を入射変換率、Ｉs／Ｉi0をビームスピル率と定義する。つまり、荷電変換したものの偏向角の大きいものをビームスピル率とし、この量を減らすための低放射化入射装置の構成を以下に述べる。
【００８３】
・荷電変換用磁場配位（ウイグラー磁場）
荷電変換用磁場配位（ウイグラー磁場）を図１５のようにする。図１５のａ）で磁場分布及び用語を定義すると共に、積分しやすいように矩形的な磁場分布とその長さを表す。中磁場の強度を−Ｂ0、長さをＬ1、対称的に配置された前、後磁場の強度をそれぞれＢ0／４、長さを２Ｌ1、そして、磁場０の所（自由空間）の長さＬ2を置いている。この磁場分布は全領域を通過する荷電ビームには偏向角を与えないように決められている。このウイグラー磁場に入ってきて、途中で荷電変換をするビームについてはその地点（ｚ）により偏向角が決まる。例えば、図１５のｂ）のように、この磁場に入ってきたＨ-ビームは、入り口から磁場による力を受け、中性化された後は力を受けない。即ち、運動方程式は次式のとおりとなる。
【００８４】
【数７】
0003650516.tif 000006
上記の式から、偏向角ψは次のとおり表せる。
【００８５】
【数８】
0003650516.tif 000007
ここで、ｖxは磁場によって生ずる速度変化分であり、ビームと直交する速度成分となる。積分領域は入り口から中性化する地点（ｚ地点）までとする。つまり、左辺は中性化される地点（その後は力がかからない。）の関数としてのビーム偏向角を意味することになり、しかもその最大値ψmax＝ｅＢ0Ｌ1／２ｍpγｃβとなる。初めからイオンの状態で全長にわたって通過したものは偏向角は０になる。なお、自由電子レーザーや放射光開発で使われるアンジュレーター・パラメータに相当するＫ＝ｅＢ0Ｌ1／２ｍpｃβを用いれば、ψmax＝Ｋ／γと表される。
【００８６】
さらに、ｘ方向の変位  ｘ＝∫ｖxｄｔ＝∫ψｄｚから図１５のｃ）が得られる。ここで、ｘmax＝ψmax（Ｌ1＋Ｌ2）となり、Ｌ2はｘmaxを調整するために用いられる。
【００８７】
今、中磁場で荷電変換が生ずるように磁場強度Ｂ0を考えれば、入射されたビーム強度の変化と荷電変換されるビームは図１５のｄ）及びｅ）のように表されるであろう。ここで、ｚ0（図１５のｂ）参照）は、偏向角がψcritになる地点で、±ｚ0の外で荷電変換したものがビームスピルとなる。
【００８８】
・ウイグラー磁場による中性化
図１５のａ）に示すような磁場配位にし、そして、ビームスピルを限りなく小さくする条件を求める。その条件としては、以下のとおりである。即ち、
▲１▼  磁場Ｂ0では長さＬ1内でほぼ中性化し、強度Ｂ0／４の前磁場では長さ２Ｌ1内では中性化しないこと。ただし、ここで、入射ビームは、Ｉi＝Ｉi0ｅｘｐ（−ｔ／γτ）で表され、荷電変換率（Ｉi0−Ｉi）／Ｉi0＝１−１０-5となることを、この’ほぼ中性化’と称することとする。つまり、ビームロス率は、この場合Ｉi／Ｉi0＝１×１０-5となる。
【００８９】
▲２▼  ビームスピルが生ずる限界偏向角としてψcrit＝１ｍｒａｄとする。そして、このウイグラー磁場によるビームの最大偏向角ψmaxをψcritより小さくすること。従って、ここで、荷電変換したものは全てビームスピルとならずにリングに入射されることになる。
【００９０】
▲３▼  条件▲１▼よりも条件▲２▼を最優先とする。つまり、ビームスピル率を小さくすることを第１とし、中性化されずに残るビームロス率は条件▲１▼を満たすことが望ましいがそれは成り行きにまかせると発想の転換をする。ただし、このビームロスは電荷を持っていることから、後磁場を弱い偏向電磁石で置き換えビームダンプへ導くことにより放射化を防ぐことができる。
【００９１】
条件▲２▼からψmax＝Ｋ／γ、Ｋ＝ｅＢ0Ｌ1／２ｍpｃβ＝０．１７４Ｂ0Ｌ1である。ψmax＝１ｍｒａｄとするには、Ｂ0Ｌ1＝０．０１５となる。従って、例えば、Ｂ0＝１Ｔ、Ｌ1＝０．０１５ｍ、又は、Ｂ0＝０．５Ｔ、Ｌ1＝０．０３ｍとすればよい。ここでは、まず前者から検討を進める。
【００９２】
Ｌ1＝ｃβｔ＝０．０１５の場合、これを通過する時間ｔは０．５５×１０-10ｓとなる。ここで、１．５ＧｅＶ（β＝０．９２、γ＝２．６０）のＨ0に乗った系（静止系）のパラメータには’をつけることにする。静止系では、ｔ’＝ｔ／γ＝０．２１×１０-10ｓとなる。中性化の飛程は磁場の関数として図２に示される。つまり、ビームロス率Ｉi／Ｉi0＝ｅｘｐ（−ｔ’／γ）で表され、従って、磁場Ｂ0＝１Ｔとすれば、中性化への寿命はτ＝１．７８×１０-12ｓであることから、荷電変換率（Ｉi0−Ｉi）／Ｉi0＝１−７．５×１０-6とほぼ１００％であり、つまりビームロス率もＩi／Ｉi0＝７．５×１０-6と小さい。また、磁場強度Ｂ0／４＝０．２５Ｔの前磁場ではτ＝６．０×１０-4ｓとなり、ここでの荷電変換率は（Ｉi0−Ｉi）／Ｉi0＝１−１０-7台と極めて小さく無視できる。
【００９３】
念のため、Ｂ0＝０．５Ｔ、Ｌ1＝０．０３の場合には、これを通過する時間ｔは１．１×１０-10ｓとなる。ビームに乗った系では、ｔ’＝ｔ／γ＝０．４２×１０-10ｓとなる。また、磁場Ｂ0＝０．５Ｔから、中性化への寿命はτ＝１．８４×１０-9ｓとなり、荷電変換率（Ｉi0−Ｉi）／Ｉi0＝２．８％と小さく実用にならない。
【００９４】
また、Ｌ2についてはニュートラライザーでは特に働きはなく適当でよい。
【００９５】
以上をまとめると、Ｂ0＝１Ｔ、Ｌ1＝０．０１５ｍのウイグラー磁場によりニュートラライザーとしての設計条件を全く満足するものができた。なお、このニュートラライザーでは後磁場部は、ビームロスをビームダンプに導く偏向磁場と置き換えられ得る。
【００９６】
３．アイオナイザー
ニュートラライザー４１４（図１４）によりＨ-ビームが中性化され、その中性ビームＨ0は慣性により直進し、リング４１０内に入る。その直線部に設置されたウイグラー磁場に突入し、同時に光子ビームと相互作用することになる。
【００９７】
・ウイグラー磁場と光子ビーム
ウイグラー磁場は、図１５のａ）のとおりの構成とし、Ｂ0＝１Ｔ、Ｌ1＝０．０１５ｍを採用する。
【００９８】
中性ビームＨ0は前磁場では全く影響を受けず通過する。光子との相互作用距離とウイグラー磁場の位置の相対位置関係を図１６のａ）のように考える。つまり、Ｌ1を通過中に光子を使って励起されたＨ0ビームを同時に中磁場との相互作用によるローレンツ電場によりイオン化する。イオン化されたビームは、図１６のａ）上で、イオン化した地点ｚでの偏向角を受けることになるが（ただし、［数８］の式で積分範囲がイオン化地点ｚから終端までとなる）、その偏向角はψmax＝１ｍｒａｄ以下となり、前述の条件▲２▼を満足する。
【００９９】
さて、静止系で考えると、光子との相互作用時間はｔ’＝Ｌ1／γβｃ〜０．２１ｎｓであるから、この時間内で、入射してきた基底状態のＨ0ビームを効率良くイオン化するには、それらを主量子数３へ励起させる必要がある。何故なら、主量子数ｎ＝３のＨ0ビームのイオン化遷移確率は図５に示されているように、１Ｔの磁場で、τ’＝１×１０-12  ｓと極めて短く励起即イオン化するからである。言い換えると、この１．５ｃｍ内でＨ0を主量子数３へ励起するのに必要な強い光子ビームが得られれば中磁場Ｂ0＝１Ｔによるローレンツ電場により、十分にイオン化することになる。さらに、光子ビームにより短い相互作用距離Ｌ1の磁場で効率良く励起するには、直接レーザー光を衝突させるのではなく、光共振器による光子密度の増幅、共鳴励起法の採用などによる吸収断面積の増大を図るなどの効率化を図る必要がある。従って、この必要な光子ビーム強度を求める必要があり、以下にそれらについて述べる。
【０１００】
・励起のための光の波長
基底状態にあるＨ0をｎ＝３レベルに励起する光は、良く知られているライマンシリーズＬβ線であり、波長１０２．５３ｎｍの光である。ただし、この波長は相対論的速度のＨ0ビームに乗った系の値であり、実験室系では相対論的ドップラー効果により、Ｈ0ビームと光子ビームの交叉角の選定により約５倍の波長（４５０〜５１０ｎｍ）のレーザー光でよいことになる。また、励起用光子ビームはレーザー光を直接用いることはせず、図１７のような光共振器７５０にレーザー発振部７１０とレーザ光を吸収する吸収体となるＨ0ビームを納め、光子密度を高めて効率化を図る。
【０１０１】
ここで、図１７に示される光共振器７５０について説明する。図１７は、光共振器７５０を２式用いる構成を示す。なお、本発明は光共振器の式数に限定されるものではない。光共振器７５０は、レーザー発振部７１０、真空チューブ７５２、及びこの真空チューブ７５２の両端に対向して設けられた１対の鏡７５４を備える。レーザー発振部７１０はフラッシュランプ７１２及びレーザーロッド７１４を備える。当該分野では既知のとおりフラッシュランプ７１２によりレーザーロッド７１４が励起状態にされ、真空チューブ７５２内にレーザ光を発生し、このレーザ光は１対の鏡７５４で反射して真空チューブ７５２内で往復運動して共振し、その結果光子密度を高める。図１７の図面において、左より右に向かって走行するＨ0ビームは相互作用部Ｌ1の間でレーザ光の光子ビームと衝突して励起される。なお、本発明は、図１７に示される光共振器７５０に限定されることなく、レーザー光発生源を外部に有し、当該レーザー光発生源からのレーザー光を入射して、Ｈ0を所望の主量子数まで共鳴励起するのに足る光子密度まで増幅するものであれば、いずれの構成の光共振器でもよい。
【０１０２】
まず、レーザー光の波長を決めよう。ここでは、多くの固体レーザーのうち、大出力にしやすいと思われるＹＬＦに不純物Ｔｍ3+を含ませたものをレーザーロッド７１０（図１７）（レーザー発振部）として選ぶ。この場合の光子ビームの交叉する角度を定めよう。図１６のａ）のようにレーザー光（４５３ｎｍ）をＨ0と角度θで衝突させると、波長１０２．５３ｎｍ（λ’）の光は相対論的ドップラー効果により、λ＝λ’γ（１−βｃｏｓ（θ））から、ｃｏｓ（θ）＝−０．７６となり、（π−θ）＝０．７０ｒａｄ（４０°）となる。
【０１０３】
光共振器では、光子ビームの径をある程度太くするためのミラーやレンズの光学系などが必要となるがここでは省略する。
【０１０４】
・誘導遷移確率
静止系で考えると光共振器がβｃで逆にイオン源の方へ移動することになるが、これはｔ’＝ｔ／γ＝Ｌ1／γβｃのパルスを照射したときのイオン化を考えることに相当する。
【０１０５】
図１８のような３凖位レベルを考えよう。ここで、γ1はレベル２（主量子数３）からレベル１（基底状態）へ自然放射する確率であり、γ2はレベル２の原子がイオン化される確率であり、磁場中での寿命をτ’とすればγ2＝１／τ’である。レベル３はイオン化状態を表す。Γは誘導遷移確率であり、Γ＝Ｉσ／ｈνと表される。ここで、Ｉは光子密度、σは吸収断面積である。以下しばらくは光共振器は１式（図１７において１個のレーザーロッド７１０を用いる場合に相当）で考え、静止系を表す’を省略して表現する。
【０１０６】
レート方程式は次のようになる。それぞれの粒子密度をＮ1、Ｎ2、Ｎ3とすると、
【数９】
0003650516.tif 000008
となる。ただし、今回の場合は自然放射確率は他に比べて小さくγ2≫γ1と考えられるので、γ1は省略する。
【０１０７】
このレート方程式は初期条件：ｔ＝０でＮ1＝Ｎ10、Ｎ2＝Ｎ3＝０として解けて、γ＝γ2／２、λ1＝Γ＋γ＋（Γ2＋γ2）1/2、λ2＝Γ＋γ−（Γ2＋γ2）1/2として、
【数１０】
0003650516.tif 000009
となる。
【０１０８】
ここで、１−Ｎ3／Ｎ10（ビームロス率）＝１０-5となる条件を求めてみよう。γ≫Γと仮定すると、γ1＝２γ、γ2＝Γと近似できるから、ｔとしてｔ’＝Ｌ1／γβｃ〜０．２１ｎｓを代入して、
【数１１】
１−Ｎ3／Ｎ10＝ｅｘｐ（−Γｔ’）＝１０-5
から、Γ＝５．４８×１０10が得られる。
【０１０９】
・誘導遷移確率Γと吸収断面積
霜田光一、矢島達夫編：量子エレクトロニクス（上）（（１０７２年）裳華房発行）の３２頁の記載によると、誘導遷移確率ΓはΓ＝ｃｎνσあるいはＩＢｇ（ν）／ｃと表される。ここで、ｎνは光子密度、Ｉは光子エネルギー束、σは吸収断面積、ＢはアインシュタインのＢ係数と呼ばれるものである。即ち、
【数１２】
Ｉ＝ｃｈνｎν
σ＝ｈνＢｇ（ν）／ｃ
Ｂ＝（２π2μ2）／（ε0ｈ2）
と表される。μは光を吸収する原子のダイポール・モーメント、ｈはプランク定数、νは光の振動数を意味する。さらに、ｇ（ν）は原子の吸収スペクトルを規格化したものとする（∫ｇ（ν）ｄν＝１）。関数ｇ（ν）はいわゆるｓｈａｐｅ  ｆｕｎｃｔｉｏｎと呼ばれるもので、ローレンツ型とガウス型とがあり、νaを吸収スペクトルの共鳴振動数としてそれぞれ次式で与えられる。
【０１１０】
【数１３】
0003650516.tif 000010
従って、もしν＝νaの場合には（共鳴した場合には）、その最大値はｇ（ν）＝１／πΔνaあるいは０．４７０／Δνaとなる。
【０１１１】
・スペクトル幅Δνa
Δνaとは原子の吸収スペクトルの幅である。これにより吸収断面積の値が決まることからこれについて検討する。スペクトル幅の広がりを生ずる原因の中には均一な広がりと不均一な広がりがあり、後者は気体原子の熱運動による相対論的ドップラー効果や、不均一な外部磁場、外部電場などにより、多数のスペクトル線の集まりが一本の広がった線として見える場合である。加速器で加速されたビームはエネルギーに広がりがあり、この場合のスペクトル幅はガウス型で表される。前者の均一な広がりは本質的に分解出来ないスペクトル幅で、原子がその量子力学的定常状態が無限に続かないで、有限の寿命で遷移する場合である。第３の実施形態の場合のように主量子数３のレベルに励起された原子の寿命はローレンツ電場により著しく短くなり、この場合のスペクトル幅はローレンツ型で表される。
【０１１２】
熱運動によるドップラー広がりの場合には、Ｖをその平均速度としてガウス型の関数形をとり、Δνa＝０．８３３νaＶ／ｃとなる。しかし、第３の実施形態の場合には、相対論的速度で走るＨ0ビームの速度分布幅について検討すべきである。
【０１１３】
即ち、Δｖ’をその速度分布幅としてΔνa’＝νa’Δｖ’／ｃと表し、また、加速された相対論的ビームの実験室系での速度分布幅は、Δｖ／ｖ＝Δｐ／γ2ｐ、そして、Δｖ’＝γ2Δｖ＝ｖΔｐ／ｐを用いて、ビームに乗った系では、
【数１４】
Δνa’＝νa’Δｖ’／ｃ＝νa’Δｐβ／ｐ
となる。
【０１１４】
第３の実施形態の場合には、現在の設計値からΔｐ／ｐ〜２×１０-3程度として、
【数１５】
Δνa’＝１．８４×１０-3νa’＝５．５×１０12
と考えることが出来る。
【０１１５】
・有限寿命の原子の吸収スペクトル幅
第３の実施形態の場合は寿命はτ’＝１×１０-12ｓで与えられているから、吸収断面積はローレンツ型の方を用いて、その半値半幅をΔνL’と書くと、
【数１６】
ΔνL’＝１／２πτ’＝１．５９×１０11ｓ-1
となる。
【０１１６】
ドップラー広がりのスペクトル幅と有限寿命のスペクトル幅を合成して次のようなスペクトル幅で近似する。
【０１１７】
【数１７】
0003650516.tif 000011
とする。
【０１１８】
従って、吸収断面積はガウス型の方を用いて、
【数１８】
0003650516.tif 000012
となる（石村勉：核融合研究、３２巻別冊その２（１９７４年）名古屋大学プラズマ研究所、核融合懇談会、ｐ．８３参照）。
【０１１９】
誘導遷移確率ΓはΓ＝ｃｎνσ＝５．４８×１０10が得られ、σ＝１．７４×１０-16ｃｍ2から、必要な光子密度は
【数１９】
ｎν＝１．０５×１０16ｃｍ2
となる。
【０１２０】
・光共振器における光子密度
レーザー出力をＩ0Ｗとし、その光子密度をｎν0、λはレーザー光の波長、その断面積をＳｃｍ2とすると、
【数２０】
Ｉ0＝ｎν0ｈνｃＳ＝ｎν0ｈｃ2Ｓ／λ
と表されるから、
【数２１】
ｎν0＝λＩ0／ｃ2ｈＳ
が得られる。ｈはプランク定数である。さらに、Ｓ＝１０-4ｍ2とすれば、
【数２２】
ｎν0＝１．６８×１０5λＩ0  ｃｍ-3
となる。ここで、λはレーザー光の波長（ｎｍ）とする。
【０１２１】
図１７に示されるような光共振器を使えば光を貯めることによって光子密度を上げることができる。光共振器のＱ値を使って、その増加率はｎν／ｎν0＝λＱ／２πＬとが導かれる。一方、Ｑ＝４πＬ／λ（１−Ｒ1Ｒ2）であるから、光共振器による光子密度の増加率は、
【数２３】
ｎν／ｎν0＝２／（１−Ｒ1Ｒ2）
となる。ここで、Ｌは鏡間の距離、Ｒ1、Ｒ2は鏡の反射率である。
【０１２２】
光共振器の損失は鏡面の損失だけでなく、回折損失、結合損失、媒体の吸収や散乱などが考えられる。また、光の波長、モードによっても変わるものである。しかし、ここでは、鏡面の損失が大きく、媒体の吸収は小さい（実際、Ｈ0ビームの励起に吸収されるエネルギーは極めて小さい）と考える。そして、簡単のため、ここではｎν／ｎν0＝２００と考える。つまり、Ｒ1、Ｒ2＝０．９９５と技術的にぎりぎりの値をとる。
【０１２３】
従って、レーザー出力と光共振器に貯まる光子密度の関係は、
【数２４】
ｎν＝３．４×１０7λＩ0  ｃｍ-3
となる。
【０１２４】
実験室系では、λ＝４５３ｎｍ、ｎν＝ｎν’／λ、ｎν’＝１．０５×１０6ｃｍ-3として、必要とするレーザー出力は、
【数２５】
Ｉ0＝２７０ｋＷ
となる。
【０１２５】
従って、パルス２７０ｋＷ（デューティを０．１８であることを考慮すれば平均４８ｋＷ）のレーザー光を用いるとすればよいことになる。このレーザー光はレーザー内の発生量であること、レーザー光として光共振器から取り出す量ではないことに留意する必要がある。
【０１２６】
また、このレーザー出力は、短い時間、短い相互作用距離でビームロス率（ビームスピル率ではない）を１０-5にするための条件として決めた。もし、１０-4とすれば３８．４ｋＷ、１０-3とすれば平均出力２８．８ｋＷとなる。なお、図１７に示されように、光共振器７５０が２式であるから、１式当たりのレーザー出力はそれぞれ半分でよい。
【０１２７】
４．まとめ
以上のとおり、ビーム偏向角に起因する放射化を低減することを主眼とした第３の実施形態は、極めて特徴のある方式であり、リング外に設置するニュートラライザーと、リング直線部に設置されるアイオナイザーの２段階構成によるリング加速器への入射装置である。これによるビームスピルは殆ど０であり、ビーム偏向角に起因する放射化に関しては、従来方式と比較して格段の高性能である。
【０１２８】
ニュートラライザーでは、Ｈ-ビームの状態のうちの４重極電磁石等に通して収束させ、その後に中性化するためのウイグラー磁場に通過させる。磁場の長さを０．０１５ｍと抑えたため、偏向角は１ｍｒａｄ以下となる。また、中性化されたビームは磁場による曲がりの影響なく直進し、リング直線部に設置されたアイオナイザーに導くことができる。リングの偏向電磁石の部分では、Ｈ0のイオン化を避けるようにその強度を設定する必要がある。ただ、その周辺にビームダンプへのビーム・トランスポートを取り付けることは、これはビームロスのためよりも、ビーム調整試験に備えるために必要である。また、アイオナイザー中央部に収束させ、光子ビームの効率的利用を図ることも可能となる。
【０１２９】
アイオナイザーはウイグラー磁場と光共振器に蓄えられた光子ビームによる方法、つまり、ウイグラー磁場によるローレンツ電場と光共振器による光による共鳴励起法とを組合せたイオン化法である。
【０１３０】
ウイグラー磁場による荷電変換方式では、磁場１Ｔ、長さ１．５ｃｍの相互作用距離が必要である。この製作には放射光施設で使われる永久磁石によるアンジュレーター方式、あるいは電磁石方式が簡便で使いやすい。向かい合うポールピース間ギャップの調整機構、真空対策などが必要になる。特に、ウイグラー磁場を１．５ｃｍに局所化するのは技術的に難しい。Ｌ1としてドリフトチューブの半径程度の長さ（５ｃｍ）が必要となる。その場合にはニュートラライザーでは、中磁場の前頭部１．５ｃｍで全て中性化してしまい（その後は中性ビームで力がかからない）、また、アイオナイザーでは、中磁場の後部で光と相互作用させイオン化することによって解決できる。また、Ｌ2の距離は磁場のシャープカットのために利用できる。第３の実施形態においては、磁極のエッジ効果についての評価を省略した。製作時には詳細な検討が必要である。
【０１３１】
また、相対論的ドップラー効果と光共振器の利用はレーザー出力への負担を軽減している。共鳴励起法を用いて基底状態の中性原子をｎ＝３のレベルに効率よく励起することにより、レーザーへの負担をこれも軽減していると言える。しかし、共鳴励起のための吸収断面積は、加速されたＨ0ビームの速度幅分布に大きく依存することから、これを小さくできればそれに比例してレーザー出力を軽減できる。
【０１３２】
以上をまとめると、ウイグラー磁場や光子の利用はビームの偏向角を小さくするばかりでなく、周回イオンビームの散乱といった悪影響を大きく低減し、低放射化のために極めて大きな寄与をする。ただし、レーザー光の精密な同調、ウイグラー磁場の調整という新しい技術的手段を講ずる必要が生じている。
【０１３３】
ともあれ、共鳴励起とウイグラー磁場という、新しい加速器ビームの共鳴イオン化法、しかも、いわゆる可視光領域で１波長１段階のプロセスですませられることは、超伝導加速器のような長パルスビームのリング入射に、効率のよいレーザー応用の道を開くものと期待できる。
【０１３４】
Ｄ．第４の実施形態
本発明の第４の実施形態は、入射装置のアイオナイザーについて、レーザー出力の更に一層の低減化を図った点で第１ないし第３の実施形態を改良したものである。
【０１３５】
第４の実施形態では、入射装置のアイオナイザーは、リング内の直線部に設置されるアンジュレーター磁場と光共振器からなり、Ｈ０をイオン化するものである。相対論的ドップラー効果及びレーザー光の共鳴吸収により励起されたＨ０ビームを、入射粒子の相対論的速度と磁場との相互作用によるローレンツ電場で効率的にイオン化するものである。アンジュレーター磁場によるローレンツ電場は、励起水素の荷電変換効率を格段に上昇させ、約４８５ｎｍ、１ｋＷ以下の色素レーザーでイオン化が可能となる。従来のようにフォイルによる散乱もなくまた、周回しているイオンへの影響もない。従って、この装置は陽子蓄積リング入射装置部でのビームスピルを無くし低放射化に極めて有効である。
【０１３６】
なお、以下の記述においては、第１ないし第３の実施形態における記述と部分的に重複するが、理解を容易にするため繰り返す。
【０１３７】
１．はじめに
発明の属する技術分野の欄において触れたように、日本原子力研究所中性子科学研究計画用陽子蓄積リングの入射装置は、従来にない大出力の陽子ビームを入射するため、入射部におけるビーム漏れ対策及び低放射化対策に万全を期す必要がある。そのためＥＵ、および米国で検討中の同規模の計画では、従来用いられたフォイル方式に頼るため２台のリングを作り、放射化部の分散を図っている。そこで、もしリングを１台で済ますことを考えるなら、低放射化を抜本的に可能とする新しい概念による入射方式を開発しなければならない。また、本計画のように超伝導線形加速器方式を採用し、長パルスの加速が出来るという有利さを発揮するには、マルチターン入射を可能とする新しい方策を検討することが不可欠である。
【０１３８】
このため従来のフォイルによる荷電変換方式に代わる方法として、上記第１ないし第３の実施形態において、磁場と光を用いた新しい低放射化入射装置を述べた。すなわち、ウイグラー磁場に相対論的速度を持つ水素（Ｈ−、Ｈ０）ビームを通過させることにより、その際に生ずるローレンツ電場（Ｅ＝ｖ×Ｂ）によって電子脱離（中性化）あるいはイオン化させる方式である。この時、第３の実施形態においては、光子ビームは基底状態のＨ0を主量子数ｎ＝３への励起に用いられ、ローレンツ電場の不足分を補う形で利用した。
【０１３９】
さらに、第３の実施形態においてはビーム・ロス率（非イオン化率）をｗとする式として、
【数２６】
ｅｘｐ（−Γｔ’）＝ｗ
すなわち、
【数２７】
−Γｔ’＝ｌｎ（ｗ）
を得た。ここで、ｌｎは自然対数を表し、ΓはＨ0ビームを励起のための誘導遷移確率であり、レーザー出力に比例し、ｔ’はＨ0ビームがレーザービームおよびウイグラー磁場と相互作用する時間であり、’はＨ0ビームに乗った系での量を示す。
【０１４０】
さらに、第３の実施形態は、最も重要な眼目である低放射化、すなわち、ビームスピルによる放射化を減らすために、ウイグラー磁場によるビーム偏向角を小さくし、磁場の存在する領域を短くする（ｔ’を小さくする）方向で解決を図ったものである。しかし、これには大きなΓが必要になり、レーザー出力の増大をまねき実用化研究には、やや難しいものとなった。しかし、このことはまた、上式から解るようにΓｔ’のファクターがビームロスｗのオーダー（桁数）を決定するほど極めて大きい効果があることを示唆し、これを利用しての新しい展開を図るきっかけを与えるものとなった。
【０１４１】
この第４の実施形態は、これらの新しい知見にもとづき、またこの知見を最大限に利用した方法を案出し、レーザー出力の低減化のためのいくつかの合理化、最適化を行ったものである。
【０１４２】
中性子散乱用蓄積リングは、超伝導線形加速器から１．５ＧｅＶ（β＝０．９２）、ピーク３０ｍＡのＨ-ビームを３．６ｍｓ間受けて、それをリング内に入れて貯め込み込むものである。リング内では、このビームを直径１５ｃｍに広げて空間電荷効果を低減化して貯め込み、この後、０．５μｓ程度のビームに圧縮して、そのビームを５０Ｈｚ、ピーク１００Ａのパルスとして中性子源となるターゲットに送り出す。
【０１４３】
第４の実施形態における入射装置は、第３の実施形態と同様に（図１４）、Ｈ-ビームをリングに入れる前に収束させつつ中性化するニュートラライザーと、リングの直線部に置かれたＨ0ビームをイオン化するアイオナイザーとを一直線上に構成する二段階方式とする。このうち、ニュートラライザーでは、Ｈ-ビームを周期的なウイグラー磁場中に通過させ電子を脱離させ中性化する。中性化されたＨ0は直進してリング内直線部に設置されたアイオナイザーに入る。アイオナイザーでは、そのＨ0ビームに光子ビームを衝突・吸収させ励起させるとともに、同時にウイグラー磁場のローレンツ電場により電離・イオン化させる。これによりＨ0ビームをイオン化してリングの軌道に乗せることができる。イオン化出来なかったＨ0ビームは直進してビームダンプへ入る。
【０１４４】
第４の実施形態は、この方式に従いながら、特にアイオナイザーのイオン化のウイグラー磁場とレーザー・光学系について、効率化を図りつつ最適化を図るものである。
【０１４５】
ここでは、まず、用語を定義しておく。Ｈ0ビーム強度（Ｉi、初期値Ｉi0）、および荷電変換してＨ+になったビーム強度をＩc＝Ｉi0−Ｉiとし、Ｉi／Ｉi0を荷電変換しなかった率を意味することから非イオン化率、Ｉc／Ｉi0は荷電変換した比率を意味するから、Ｉc／Ｉi0をイオン化率と定義する。さらに、Ｉcを荷電変換による偏向角が、ある限界値ψmaxより大きいもの（Ｉs）と、小さいもの（Ｉg）との二つにわける。すなわち、Ｉc  ＝Ｉs＋Ｉgであり、Ｉg／Ｉi0を入射変換率、Ｉs／Ｉi0をビームスピル率と定義する。つまり、荷電変換したものの偏向角の大きいものをビームスピル率とし、この量を減らすための低放射化入射装置の構成を以下に述べる。
【０１４６】
さて、その後のリング入射装置の設計リング入射装置の設計の進展にもとづき、ここで述べる設計条件として次の４つの条件を加えて最適化を図ることとする。
【０１４７】
第一に、リング入射装置はドリフトチューブ径を太くする。このことから、容器壁を放射化する要因となる、荷電変換の際生ずるＨ+ビームの偏向角をψmax＝±４ｍｒａｄ（１０ｍで４ｃｍ）以下とする。また、ドリフトチューブの軸近辺でイオン化する。
【０１４８】
第二は、ウイグラー磁場の代わりにアンジュレーター磁場とし、アンジュレーターの磁極間距離は太いドリフトチューブに対応して２０ｃｍにする。したがってその周期長もその数倍とする。しかも上記のｔ’を増やすため弱い磁場としながらもそれを繰り返す多くの波をもつアンジュレーターとする。
【０１４９】
第三に、弱いアンジュレーター磁場でイオン化させるために、光子ビームによる主量子数ｎ＝４への共鳴励起法（９７．２１６ｎｍ）を採用する。相対論的ドップラー効果によりこの波長は４８５ｎｍ前後となるため、レーザーとして、ここでは一応、波長可変のＹＡＧ＋色素レーザー方式を念頭に検討する。
【０１５０】
第四にビームスピル率を１０-5以下とする。万一、荷電変換できずにロスになる粒子はビーム・ダンプなどへ導けるようにし、これによる容器壁等の放射化は極限まで低減化する。
【０１５１】
以下にこれらの４条件を満たす最適な構成を記述する。
【０１５２】
２．アイオナイザー
荷電変換用磁場配位（アンジュレーター磁場）を図１９のようにする。図１９のａ）で磁場分布及び用語を定義するとともに、積分しやすいように矩形的な磁場分布とその長さを考えるが、端部のシャープさは意味ない。磁場の強度をＢ0、長さをＬ1（磁場長と呼ぶ）、交互に磁場の向きを変えてアンジュレーター磁場とする。そして、磁場０の所（自由空間）の長さＬ2を置いている。この磁場分布は全領域を通過する荷電ビームには偏向角を与えないように決められている。このアンジュレーター磁場に入ってきて、途中で荷電変換をするビームについてはその地点（ｚ）により偏向角が決まる。例えば、図１９のｂ）のように、この磁場に入ってきたＨ0ビームは、入り口から磁場による力を受けず、イオン化された後に力を受ける。すなわち、運動方程式：
【数２８】
0003650516.tif 000013
から、
【数２９】
0003650516.tif 000014
ここで、ｖxは磁場によって生ずる速度変化分であり、ビームと直交する速度成分となる。積分領域はイオン化した地点（ｚ地点）から出口までとする。つまり上式の、左辺はイオン化される地点（その後は力がかからない。）の関数としてのビーム偏向角を意味することになり、しかもその最大値はψmax＝ｅＢ0Ｌ1／ｍpγｃβとなる。初めからイオンの状態で全長にわたって通過したものは偏向角は０になる。なお、自由電子レーザーや放射光開発で使われるアンジュレーター・パラメータに相当するＫ＝ｅＢ0Ｌ1／ｍpｃβを用いれば、ψmax＝Ｋ／２γと表される。ファクター１／２はテーバード・アンジュレーターとしたからである。
【０１５３】
さらに、第３の実施形態で述べたように、ｘ方向の変位  ｘ＝∫ｖxｄｔ＝∫ψｄｚが得られる。ここで、ｘmax＝ψmax（Ｌ1十Ｌ2）となり、Ｌ2はｘmaxを調整するために用いられ得るが、第４の実施形態の場合には無視できるほど小さい。
【０１５４】
Ｋ＝ｅＢ0Ｌ1／ｍpｃβ＝０．３４７Ｂ0Ｌ1から、ψmax＝４ｍｒａｄとするには、Ｂ0Ｌ1＝０．０６となる。したがって、アンジュレーターの磁極間隔は２０ｃｍから、短い周期長は作りにくく、ここでは、アンジュレーターの周期長を５０ｃｍとし、Ｌ1＝０．１５ｍとする。そうするとＬ2＝０．１０ｍ、Ｂ0＝０．４Ｔとなる。一方、リングの設計から直線部には収束用電磁石に挟まれた７．５ｍの空間がとれることから、前後はテーパー用の磁石の空間として、全体で７ｍのアンジュレーターが設置できる。従って、Ｍを周期数とすれば、リング直線部に置けるのはＭ＝１４で、２８半周期となる。これを通過する時間ｔは２．５４×１０-8ｓとなり、１．５ＧｅＶ（β＝０．９２、γ＝２．６０）のＨ0に乗った系（静止系）では、ｔ’＝ｔ／γ＝０．９８×１０-8ｓとなる。
【０１５５】
・アンジュレーター磁場と光子ビーム
このアンジュレーター磁場の中に、ニュートラライザーで中性化されたＨ0ビームが断面積１ｃｍ-2のビームとして通過するとする。これは、ニュートラライザーでのウイグラー磁場での偏向角を±０．５ｍｒａｄ以内とすれば可能である（第２の実施形態参照）。（これには、このウイグラー磁場の磁極間距離を狭めることのできる可動機構をとりつける必要がある。）また、光子ビームはアンジュレーター磁場の位置にこれも断面積１ｃｍ2のビームとしてＨ0ビームと正面衝突させるとする。つまり、光子を使ってＨ0ビームを励起し、同時に磁場との相互作用によるローレンツ電場でイオン化する。イオン化されたビームは、図１９のａ）上で、イオン化した地点ｚでの偏向角を受けることになるが、その偏向角は先の説明からψmax＝４ｍｒａｄ以下となる。すなわち、ビームスピル率は０になる。
【０１５６】
さて、静止系で考えると、光子との相互作用時間はアンジュレーター磁場を通過する時間、つまりｔ’＝Ｌ1／γβｃ〜０．２１ｎｓである。磁場０．４Ｔに入射してきた基底状態のＨ0ビームを、この時間内で効率良くイオン化するには、それらを主量子数４へ励起させる必要がある。何故なら、主量子数ｎ＝４のＨ0ビームのイオン化遷移確率は、図５に示されているように、０．４Ｔの磁場で、τ’＝ｌ×ｌ０-11ｓ以下と極めて短く励起即イオン化するからである。言い換えると、Ｈ0を主量子数４へ励起するのに必要な強い光子ビームが得られれば磁場Ｂ0＝０．４Ｔによるローレンツ電場により、十分にイオン化できることになる。
【０１５７】
・励起のための光の波長
光子ビームにより効率良く励起するには、直接レーザー光を衝突させるのではなく、光共振器による光子密度の増幅、共鳴励起法の採用などによる吸収断面積の増大を図るなどの高効率化を図る必要がある。以下にそれらについて、図２０に示す構成を参照して述べる。
【０１５８】
図２０は、蓄積リング及び入射装置に組み込まれた状態における第４の実施形態のアイオナイザーの基本構成を概略的に示す。図２０において、アイオナイザー８１６は、アンジュレーター８０２とリング型光共振器８０４とを含む。光共振器８０４は、レーザー光発生源（図示せず）からのＹＡＧレーザー光により励起され波長の異なるレーザー光を発生する色素ジェット８０６と、色素ジェット８０６で双方向に発生されたレーザー光を周回させて共振させることにより光子密度を増幅させる鏡Ｍ1、Ｍ2、Ｍ3及びＭ4とを備える。なお、鏡Ｍ2及びＭ3はＨ0ビームが走行するドリフトチューブ８３０内に設けられている。鏡Ｍ2及びＭ3を直線上に配置するため、加速器からのＨ-ビームを斜めから入射する必要がある。その斜めから入射されるＨ-ビームをドリフトチューブ８３０に導くため入射用偏向電磁石８３２がニュートラライザー８１４の前に設けられている。リング偏向電磁石８３４はＨ+ビームが蓄積リング８１０内を周回するよう偏向させるためのものであり、収束用電磁石８３６は蓄積リング８１０内を周回するＨ+ビームを収束させるものである。イオン化電磁石８３８はアンジュレーター８０２内でイオン化しなかったＨ0をイオン化し偏向させ、鏡Ｍ2に当たらないようにしてダンプするためのものである。なお、本発明は、用いるレーザー光がＹＡＧレーザーによるものに、また光共振器が図２０に示される光共振器８０４に限定されるものではなく、光共振器により光子密度が増幅されたレーザー光によりＨ0を所望の主量子数に共鳴励起させることができればよく、レーザー光発生源及び光共振器のタイプに限定されるものではない。
【０１５９】
基底状態にあるＨ0をｎ＝４レベルに励起する光は、良く知られているライマンシリーズのＬγ線であり、波長はλ’＝９７．２１６ｎｍの光である。ただし、この波長はＨ0ビームに乗った系の値である。
【０１６０】
まず、レーザー光の波長を決めよう。断面積ｌｃｍ2のレーザー光をアンジュレーター磁場中を通すため図２０のようなリング型光共振器８０４が配置されている。このようにレーザー光をＨ0と正面衝突させると、波長９７．２１６ｎｍ（λ’）の光は相対論的ドップラー効果により、λ＝λ’γ（１＋β）となることから、λ＝４８５．３０ｎｍとなる。なお、この図の光共振器では、光子ビームの径をある程度太くするためのミラーやレンズの光学系などが必要となるがここでは省略する。また、ビームダンプに置かれる鏡Ｍ2は、イオン化されずに出てくるわずかなＨ0ビームによる放射化の可能性があることから、保守性を持たせ可動型のものにするとか、さらに強力なイオン化電磁石８３８（偏向角への配慮はいらない）を前置するとかの対策を考慮すべきであろう。
【０１６１】
・光共振器における光子密度
レーザー出力をＩ0Ｗとし、その光子密度をｎν0、λはレーザー光の波長、その断面積をＳｃｍ2とすると、
【数３０】
Ｉ0＝ｎν0ｈνｃＳ＝ｎν0ｈｃ2Ｓ／λ
と表されるから、
【数３１】
ｎν0＝λＩ0／ｃ2ｈＳ
が得られる。ｈはプランク定数である。さらに、Ｓ＝１０-4ｍ2とすれば、
【数３２】
ｎν0＝１．６８×１０5λＩ0  ｃｍ-3
ただし、ここで、λはレーザー光の波長（ｎｍ）とする。
【０１６２】
光共振器８０４内の光子エネルギー密度は、このレーザー出力とそこでの損失とがバランスするところまで高まる。言い換えれば、損失の少ない光共振器を使えばわずかなレーザー出力で光子エネルギー密度を上げることができる。光共振器８０４のＱ値を使って、その増倍率はｎν／ｎν0＝λＱ／２πＬが導かれる。一方、Ｑ＝４πＬ／λ（１−Ｒ1Ｒ2Ｒ3Ｒ4）であるから、光共振器８０４による光子密度の増加率は、
【数３３】
ｎν／ｎν0＝２／（１−Ｒ1Ｒ2Ｒ3Ｒ4）
となる。ここでＬは鏡Ｍ1及びＭ4（Ｍ2及びＭ3）間の距離、Ｒ1、Ｒ2、Ｒ3、Ｒ4は鏡Ｍ1、Ｍ2、Ｍ3、Ｍ4の反射率であり、多層膜を用いれば０．９９９のものが作られ得る。
【０１６３】
共振器の損失は鏡面の損失だけでなく、回折損失、結合損失、媒体の吸収や散乱などが考えられる。また光の波長、モードによっても変わるものである。しかしここでは、鏡面の損失が大きく、媒体の吸収は小さい（実際、Ｈ0ビームの励起に吸収されるエネルギーは極めて小さい）と考える。そして簡単のため、ここではｎν／ｎν0＝２００と考える。つまり、Ｒ1Ｒ2Ｒ3Ｒ4＝０．９９と技術的に余裕のある値をとることとする。
【０１６４】
したがって、レーザー出力と光共振器に貯まる光子密度の関係は、
【数３４】
ｎν＝３．４×１０7λＩ0  ｃｍ-3
となる。さらに、静止系への変換をすればローレンツ収縮により、
【数３５】
ｎν’＝γｎν＝８．８４×１０7λＩ0  ｃｍ-3
となる。
【０１６５】
３．イオン化プロセス
まず、図２１のような５準位レベルを考えよう。ここで、γ1、γ2、γ3はそれぞれレベル４（主量子数４、密度Ｎ４）からレベル１（基底状態）、レベル２、レベル３、へ自然放射する確率であり、γ+はレベル４の原子がイオン化される確率であり、磁場中での寿命をτ’とすればγ+＝１／τ’である。レベル＋はイオン化状態（密度Ｎ+）を表す。Γは誘導遷移確率であり、Γ＝ｃｎνσと表される。ここで、σは吸収断面積である。以下しばらくは、静止系を表す’を省略して表現する。さらに、γ2、γ3はγ+に比べ小さいので、これを省略して実質３準位レベルで考える。
【０１６６】
レート方程式は次のようになる。それぞれの粒子密度をＮ1、Ｎ4、Ｎ+とすると、
【数３６】
0003650516.tif 000015
となる。さらに、今回の場合は自然放射確率は他に比べ小さくγ+≫γ1と考えられるのでγ1も省略する。
【０１６７】
このレート方程式は２つの領域にわけて解くこととする。図２２のように領域Ｉでは磁場０の空間を、領域ＩＩでは磁場Ｂ0の空間を示す。領域Ｉでは初期条件：ｔ＝０でＮ1＝Ｎ10、Ｎ4＝Ｎ+＝０として、γ+＝０であるから簡単に解けて、ｔ＝Ｔ1での値はそれぞれ：
【数３７】
Ｎ11＝Ｎ10（１＋ｅｘｐ（−２ΓＴ1））／２
Ｎ41＝Ｎ10（１−ｅｘｐ（−２ΓＴ1））／２
Ｎ+1＝０
となる。
【０１６８】
領域ＩＩの解はγ＝γ+／２と書き直せば、減衰時定数をそれぞれλ0＝０、λ1＝Γ＋γ＋（Γ2＋γ2）1/2、λ2＝Γ＋γ−（Γ2＋γ2）1/2とする指数関数で表される。また初期条件：ｔ＝Ｔ1でＮ1＝Ｎ11、Ｎ4＝Ｎ41、Ｎ+＝０として解くことが出来る。そしてＴ2時間後の値は次のようになる。
【０１６９】
【数３８】
Ｎ12＝（Ｎ11＋ΓＮ41／γ+）ｅｘｐ（−λ2Ｔ2）
Ｎ42＝（ΓＮ11／γ+）ｅｘｐ（−λ2Ｔ2）
Ｎ+2＝Ｎ10−（Ｎ11＋ΓＮ41／γ+＋ΓＮ11／γ+）ｅｘｐ（−λ2Ｔ2）
が得られる。ただし、ｅｘｐ（−λ2Ｔ2）→０と近似した。
【０１７０】
さらに、Γ／γ+→０と近似すると、λ1＝γ+、λ2＝Γとみなすことができ、最終的にはつぎの式が得られる。
【０１７１】
【数３９】
0003650516.tif 000016
これらの式からわかるようにＮ10−Ｎ12＝Ｎ+2であり、この領域でＨ0ビームがイオン化される量は、入射された基底状態のＨ0ビームが励起されて減った分と同量となる。
【０１７２】
言い換えるとアンジュレーター半周期を通過する間にイオン化されずに残る率、つまり、非イオン化される率は、
【数４０】
0003650516.tif 000017
である。ただし、Ｔ＝Ｔ1十Ｔ2とおいた。
【０１７３】
したがって、アンジュレーター全体通過後の非イオン化率は、
【数４１】
Ｉi／Ｉi0＝ｃｏｓｈ(2M)（ΓＴ1）ｅｘｐ（−２ＭΓＴ）
ここで、（非イオン化率）＝１０-5となる条件を求めてみよう。第１近似としてｃｏｓｈ（ΓＴ1）＝１とし、２ＭＴ＝ｔ’＝ｔ／γ＝０．９８×１０-8ｓとおけるから、
【数４２】
Γ＝５ｌｎ１０／ｔ’＝１．１７×１０9
となる。
【０１７４】
Ｔ1＝０．１４ｎｓ（静止系）を代入するとｃｏｓｈ（ΓＴ1）＝１．０１３が得られる。この値を用いて近似を高め、さらに順次近似を高めれば最終的には、
【数４３】
Γ＝１．３３×１０9  ｓ-1
が得られる。
【０１７５】
・誘導遷移確率Γと吸収断面積
第３の実施形態において述べたように、誘導遷移確率Γ＝ｃｎνσあるいはＩＢｇ（ν）／ｃと表される。ここで、ｎνは光子密度、Ｉは光子エネルギー束、σは吸収断面積、ＢはアインシュタインのＢ係数、ｇ（ν）は形状関数と呼ばれるものである。
【０１７６】
さらに、共鳴励起の吸収断面積を決める形状関数は原子の寿命やドップラー広がりによる吸収スペクトル幅によって決まる。第４の実施形態の場合には、ドップラー広がりの幅により決まり、Ｈ0ビームの速度広がりを半幅Δｐ／ｐ＝１／１０００として次ぎのようなスペクトル幅と考えられる。
【０１７７】
【数４４】
Δν’＝ν’βΔｐ／ｐ＝２．８４×１０12
したがって、吸収断面積はガウス型の形状関数を用いて、
【数４５】
0003650516.tif 000018
となる（石村勉：核融合研究、３２巻別冊その２（１９７４年）名古屋大学プラズマ研究所、核融合懇談会、ｐ．８３、及びレーザー学会：レーザーハンドブック（１９８２年）オーム社、ｐ．２５９参照）。
【０１７８】
必要とされる誘導遷移確率Γ＝ｃｎν’σ＝１．３３×ｌ０9とレーザー出力と光子密度の関係式ｎν’＝８．８４×１０7λＩ0  ｃｍ-3から、
【数４６】
Ｉ0＝４．０７ｋＷ
となる。これはあと一歩で開発可能となる量であり、パルス４．０７ｋＷ（デューティを０．１８であることを考慮すれば平均７３２Ｗ）のレーザー光を用いるとすればよいことになる。ただし、このレーザー出力は通常に使われているレーザー光として光共振器から外部へ取り出す量ではなく、レーザー共振器内の発生量であることに留意する必要がある。つまり、通常の透過率０．１の出力反射鏡によるレーザー装置と比較すれば７３Ｗ相当といってもよいことになる。
【０１７９】
また、このレーザー出力は、非イオン化率（ビームスピル率ではない）を１０-5にするための条件として決めた。もし１０-4とすれば、その４／５、１０-3とすれば、その３／５となることにも留意する必要がある。
【０１８０】
４．まとめ
以上のとおり、レーザー出力の更に一層の低減化を図った第４の実施形態は、アンジュレーター磁場と光共振器に蓄えられた光子ビームによる方法、つまり、アンジュレーター磁場によるローレンツ電場と光共振器による光による共鳴励起法とを組み合わせたイオン化法を用いたアイオナイザーである。
【０１８１】
アンジュレーター磁場は、磁場０．４Ｔ、周期長５０ｃｍ、周期数１４、長さ７ｍである。この製作には放射光施設で使われる永久磁石によるアンジュレーター方式、あるいは電磁石方式が簡便で使いやすい。向かい合う磁極間距離の調整機構などが必要になる。ただし、このアンジユレーターは長さは５０ｃｍと磁極間距離２０ｃｍの２．５倍としたため容易に作ることが出来る。もし、詳細設計などの何らかの進展により、アンジュレータ磁場を１Ｔ、Ｌ1＝６ｃｍのものが採用できれば（第３の実施形態参照）ライマンシリーズのＬβ線（１０２．５３ｎｍ、レーザー光は５１１．８３ｎｍ）が利用でき、吸収断面積が約３倍大きくなることから（石村勉：核融合研究、３２缶別冊その２（１９７４年）名古屋大学プラズマ研究所、核融合懇談会、ｐ．３２参照）、必要なレーザー出力がさらに１／３になることに留意しておく必要がある。
【０１８２】
また、相対論的ドップラー効果と光共振器の利用はレーザー出力への負担を極めて軽減している。共鳴励起法を用いて基底状態の中性原子をｎ＝４のレベルに効率よく励起することにより、レーザーへの負担をこれも極めて軽減したと言える。しかし、共鳴励起のための吸収断面積は、加速されたＨ0ビームの速度幅分布に大きく依存することから、速度広がり幅を狭くできれば、これにより実効的吸収断面積は大きくなり必要なレーザー出力は減らすことができる。
【０１８３】
この入射方式よるビームスピルはほとんど０であり、平均出力７３２Ｗのレーザー発振能力で非イオン化率は１０-5が可能である。この程度のレーザーはＹＡＧ＋色素レーザー方式で実現可能であり、従来方式と比較して格段の高性能である。色素としてはその発振波長領域から考えてＤＡＭＣ（ｃｏｕｍａｒｉｎ誘電体）が良い。あるいは、固体レーザーとしては最近よく研究されているＴｉ：サファイアーの２倍高調波の選択も可能性がある。さらに、その他のレーザーとしてはＬｉＹＦ4：Ｔｍ+3（４５３ｎｍ）固体レーザーや現在、原子力研究所で開発中の超伝導線形電子加速器の長パルス自由電子レーザーの応用も考えられる。ただし前者の場合はＨ0ビームのエネルギーを下げる必要があるし、後者の場合は電子エネルギーを高めて、短波長化を図る必要がある。
【０１８４】
以上をまとめると、１．５ＧｅＶという相対論的ビームの特徴を最大限に生かし、また、ローレンツ電場や相対論的ドップラー効果を利用して、レーザーの出力（ｌｋＷ以下）、可視光領域の波長（４８６ｎｍ）などレーザーへの制約を大幅に軽減した入射装置用アイオナイザーを案出できた。これにより、ビームスピル率は１０-5と小さくほとんど装置周辺を放射化しないことができる。さらにアンジュレーター磁場や光子の利用はビームの偏向角を小さくするばかりでなく、周回イオンビームの散乱といった悪影響も大きく低減し、低放射化のために極めて有望である。そして、共鳴励起とアンジュレーター磁場という、新しい加速器ビームの共鳴イオン化法、しかも、いわゆる可視光領域で１波長１段階のプロセスですませられることは、超伝導加速器のような長パルスビームのリング入射に、効率のよいレーザー応用の道を大きく開くものと期待できる。
【０１８５】
【発明の効果】
本発明は以上のとおり構成されており以下のような効果を奏する。
【０１８６】
本発明の第１の局面においては、磁場発生手段は相対論的速度で入射されるＨ-イオンに直交する強い磁場を発生し、Ｈ-イオンから電子をストリップして中性化するので、フォイルを用いない構成で低放射化が可能になる。
【０１８７】
本発明の第２の局面においては、磁場発生手段とレーザ光入射手段とは、共働して、入射レーザー光を入射Ｈ0ビームに衝突、吸収させ及び相対論的ドップラー効果により励起し、且つ前記のローレンツ力によりＨ+イオンにイオン化するので、フォイルを用いない構成で低放射化が可能になる。
【０１８８】
本発明の第３の局面においては、テーパード・ウイグラーを用い、且つ当該テーパード・ウイグラーの前段に設けれられた電磁石により入射されるＨ-イオン・ビームを前記テーパード・ウイグラーの中央部に導かせるので、本発明の第１の局面と同様にフォイルを用いない構成で低放射化が可能になり、その上、ビームに収束性を与えつつ、また、磁場による曲がりの影響を抑えつつ直進させることができる。
【０１８９】
本発明の第４の局面においては、テーパード・ウイグラーと光共振器とは、共働して、ウイグラー磁場において、光子密度を増したレーザー光を入射Ｈ0ビームに相対論的速度で衝突させ及び相対論的ドップラー効果により励起し、且つ前記のローレンツ力によりＨ+イオンにイオン化するので、本発明の第２の局面と同様にフォイルを用いない構成で低放射化が可能になり、その上、荷電変換装置に入射されるレーザー光の出力の効率化と低減化を図ることが可能となる。
【０１９０】
本発明の第５の局面においては、ウイグラー磁場を発生する磁場発生手段と光共振器とは、共働して、ウイグラー磁場において、光子密度が増幅されたレーザ光を入射Ｈ0ビームに相対論的速度で衝突させ当該Ｈ0を所望の主量子数まで共鳴励起し、及び相対論的ドップラー効果により励起し、且つ前記の発生されたローレンツ電場によりＨ+イオンにイオン化するので、本発明の第２及び第４の局面と同様にフォイルを用いない構成で、その上偏向角に起因するビームスピルが無くなるので第２及び第４の局面におけるより一層の低放射化が可能になる。
【０１９１】
本発明の第６の局面においては、磁場発生手段がアンジュレータ磁場を発生し、当該磁場発生手段と光共振器とは、共働して、前記アンジュレータ磁場において、光子密度が増幅されたレーザ光を入射Ｈ0ビームに相対論的速度で衝突させ当該Ｈ0を所望の主量子数まで共鳴励起し、及び相対論的ドップラー効果により励起し、且つ前記の発生されたローレンツ電場によりＨ+イオンにイオン化するので、第２、第４及び第５の局面と同様にフォイルを用いない構成による放射化の低減と、ビーム偏向角に起因するビームスピルが無くなるので第２及び第４の局面におけるより一層の低放射化が可能になる上に、荷電変換装置に入射されるレーザー光の出力の低減化を一層図ることが可能となる。更に、この荷電変換装置を陽子蓄積リングの入射装置に使用しても周回しているイオンへ悪影響を与えることがない。
【図面の簡単な説明】
【図１】本発明の第１の実施形態による荷電変換装置を適用した最も単純なリングの入出射装置の概念図を模式図で示す。
【図２】Ｈ-イオンから電子をストリップして中性化する飛程を、それに必要な磁場の関数として示すグラフである。
【図３】本発明の第１の実施形態に従ったローレンツ力によりＨ-を中性化する電子ストリッパーの配置例を示し、ａ）は中性化電磁石を外置きする構成を、ｂ）はリング内を周回するＨ+ビームを偏向させる偏向電磁石に電子ストリッパーの機能を兼ねさせる構成を示す。
【図４】本発明の第１実施形態によるウイグラー磁場を生じるアイオナイザーの一構成例を示す。
【図５】電場強度とイオン化確率の関係を表すグラフである。
【図６】本発明の第１の実施形態による光励起イオン化法を説明するための図であり、ａ）はＨ0の光励起を説明するための模式図であり、ｂ−１）及びｂ−２）はＨ0とレーザー光との相互作用の効率を上げるためのリサークレーションの構成例を示す。
【図７】本発明の第２の実施形態による荷電変換装置を適用した入射装置の配置図を示す。
【図８】本発明の第２の実施形態によるテーパード・ウイグラーを示し、ａ）にその構成例を模式的に、ｂ）はその磁場分布を、及びｃ）は中性化位置と偏向角をそれぞれ示す。
【図９】本発明の第２の実施形態によりウイグラー磁場を生じるアイオナイザーの一構成例を示す。
【図１０】本発明の第２の実施形態による光共振器の一例である凹面−凸面構成のファブリー・ペロー共振器を示す。
【図１１】本発明の第２の実施形態による光共振器用真空チェンバーの構成例を示す。
【図１２】本発明の第２の実施形態の光共振器５０の光軸の傾きとミラー径を説明するための図である。
【図１３】図１１の光共振器５０における光の交叉とその断面を示す図である。
【図１４】本発明の第３の実施形態による荷電変換装置を適用した入射装置の配置図である。
【図１５】本発明の第３の実施形態における荷電変換用磁場配位（ウイグラー磁場）と荷電変換位置等を示し、ａ）は磁場分布を、ｂ）は荷電変換位置と偏向角を、ｃ）は荷電変換位置と偏位を、ｄ）は入射ビームと荷電変換ビームを、ｅ）はビーム荷電変換とビームスピルをそれぞれ示す。
【図１６】本発明の第３の実施形態によるアイオナイザーにおける中性ビームＨ0と光子との相互作用について説明する図であり、ａ）は光子との相互作用距離とウイグラー磁場の位置の相対位置関係を、ｂ）はウイグラー磁場の分布を、ｃ）はイオン化位置と偏向角を、ｄ）は光子密度とイオン化ビームをそれぞれ示す。
【図１７】本発明の第３の実施形態における光共振部の概念図である。
【図１８】本発明の第３の実施形態におけるイオン化プロセスを説明するための順位レベル図である。
【図１９】本発明の第４の実施形態によるアイオナイザーの荷電変換用磁場配位（アンジュレーター磁場）とその作用を示し、ａ）はその磁場分布を、ｂ）はイオン化地点と偏向角をそれぞれ示す。
【図２０】蓄積リング及び入射装置に組み込まれた状態における第４の実施形態のアイオナイザーの基本構成を概略的に示す。
【図２１】本発明の第３の実施形態におけるイオン化プロセスを説明するための順位レベル図である。
【図２２】本発明の第３の実施形態におけるイオン化プロセスを説明するための図であり、ａ）はアンジュレーター半周期と領域Ｉ及びＩＩの関係を示し、ｂ）はレート方程式の解を模式的に示す。
【符号の説明】
１０、１１０、４１０、８１０  リング
１２、１１２、４１２  入射装置
１４  中性化装置
１６、１１６、４１６、８１６  アイオナイザー
３０  偏向電磁石
３２  中性化電磁石
４０、９４０  超伝導電磁石
５０、７５０、８０４  光共振器
５２  凸面鏡
５４  凹面鏡
５８、７５４、Ｍ1、Ｍ2、Ｍ3、Ｍ4  鏡
６２、６４、６６  ミラー
８２、８４  電磁石
１１４、４１４、８１４  ニュートラライザー
１１８  ４重極電磁石
１２０  テーパード・ウイグラー
７１０  レーザー発振部
７１２  フラッシュランプ
８０２  アンジュレーター
【図１】
0003650516.tif 000019
【図２】
0003650516.tif 000020
【図３】
0003650516.tif 000021
【図４】
0003650516.tif 000022
【図５】
0003650516.tif 000023
【図６】
0003650516.tif 000024
【図７】
0003650516.tif 000025
【図８】
0003650516.tif 000026
【図９】
0003650516.tif 000027
【図１０】
0003650516.tif 000028
【図１１】
0003650516.tif 000029
【図１２】
0003650516.tif 000030
【図１３】
0003650516.tif 000031
【図１４】
0003650516.tif 000032
【図１５】
0003650516.tif 000033
【図１６】
0003650516.tif 000034
【図１７】
0003650516.tif 000035
【図１８】
0003650516.tif 000036
【図１９】
0003650516.tif 000037
【図２０】
0003650516.tif 000038
【図２１】
0003650516.tif 000039
【図２２】
0003650516.tif 000040